Текст
to
?е
Ю.А.Быстрм
С.А.Иванов
УСКОРИТЕЛЬНАЯ
ТЕХНИКА
И РЕНТГЕНОВСКИЕ
ПРИБОРЫ
V
SA Периодическая система элементов Д ;.и. м' мвол а изотопов УШ знделеева (изотопы и плотность элементов) 0
1 2 О w 4 Г 6 7 1 н 1,00797 0,089 ВОДОРОД 1-3 SiA Атомный номер Атомная масса Химический си Плотность, г/см Массовые числ ШВ IVB VB VIВ VIIB 2 Не 4.0026 0.216 ГЕЛИЙ 3.4,6,8
3 Li 6,939 0,533 Л И ГИЙ 6-9 4 Be 9 0122 1,85 БЕРИЛЛИЙ 7-12 Название элемента ч а ивм ВЯЕШ5— IB НВ 5 в 10.811 2.47 БОР 8,10-13 6 с 12,011! УГЛЕРОД 9-16 7 N 14,0067 1.03 АЗОТ 12-18 8 о 15.9994 1.46 КИСЛОРОД 13-20 9 F 18.9984 1.14 ФТОР 17-22 10 Ne 20.183 1.44 НЕОН 17-24
11 Na 22,9898 0,966 НАТРИИ 20-26 12 Мд 24.312 1,738 МАГНИИ 20-28 ША IVA VA VIA VIIA 13 А! 26,9815 2,70 АЛЮМИНИЙ 23-30 14 Si 23,086 2.33 КРЕМНИЙ 25-32 « р 30,9738 1.82 ФОСФОР 28-34 16 з 32.064 2.09 СЕРА 29-38 17 С! 35.453 2,КЗ ХЛОР 32-40 18 Аг 39.948 1.78 АРГОН 33-42
19 к 39.102 0.862 КАЛИЙ 36-45.47 20 Са 40.08 1.53 КАЛЬЦИЙ 38-49 21 Sc 44.9^6 2,99 (КА ИДИЙ 40-58 22 Ti 47.90 4.5| ТИТЗН 41-52 23 V 50.942 6,09 ВАНАДИЙ 46-54 24 Сг 51.996 7.19 ХРОМ 46-56 25 Мп 54.938 7.47 МАРГАНЕЦ 49-58 26 55.847 7.87 ЖЕЛЕЗО 52-6! 27 с< 58.933 8. КОБАЛЬ 54-64 э 1 28 Ni 58.71 8.91 НИКЕЛЬ 56-67 29 Си 63.54 8,93 МЕДЬ 57-68 30 Zn 65,37 7,13 ЦИНК 6U-73 31 Ga 69.72 5.91 ГАЛЛИИ 64-76 32 Ge 72,59 5,32 ГЕРМАНИЙ 65-78 33 As 74.922 5.78 МЫШЬЯК 68-81,85 34 S® "’8,96 4.81 СЕЛЕН 70-S? 35 Вг 79.909 3,95 Ы’ОМ 73-90 36 Кг 83,80 3,00 КРИПТОН 74-95,97
37 Rb 85,47 1.53 РУ Г, ИД ИЙ 79-96 36 Sr 87.62 2.58 СТРОНЦИИ 80-95.97 39 у 88,905 4.48 ИТТРИЙ 82-97 40 2r 91.22 6,51 ЦИРКОНИЙ 81-99 41 Nb 92.906 8,58 НИОБИИ 88-101 42 Мо 95,94 10.2 МОЛИГДЕИ 88-105 43 Тс 99 11.5 ТЕХНЕЦИИ 92-107 44 Ru 101.07 12,4 РУ ГЕНИЙ 93-108 45 RI 102.905 12 РОДИИ 96-110 11 4 46 рЗ 106.4 12,о ПАЛЛАДИИ 98-115 47 Ад 107,870 10.5 СЕ'РЕЫ О 101-117 48 Cd 112,40 8.65 КАДМИЙ 103-119.121 49 In 114,82 7,29 ИНДИЙ 1(16 124 50 Sn 118.69 7,28 ОЛОВО 108-132 51 Sb 121.75 6.69 СУРЬМА 112-135 52 Те 127.60 6.25 ТЕЛЛУР 107-109.111. П3-13> 53 | 126.904 4.95 ЙОД 117-139 54 Хе 131,30 3,56 КСЕНОН 118-145
55 Cs 132.905 1.91 ЦЕЗИЙ 123-144 56 Еа 137,34 3.59 БАРИЙ 123.125-145 57 La 138.91 6,17 ЛАНЗ АН 126-144 72 Hf 178.49 13.3 ГАФНИЙ 157,158, 168-183 73 Та 180.948 16.7 ТАНТАЛ 172-186 74 W 183.85 19.3 ВОЛЬФРАМ 173-182 75 Re 186.2 21.0 РЕНИЙ 177-190,192 76 Os 190,2 22.6 ОСМИЙ 180-195 77 i 192,2 ?! ИР11ДИЕ 171-177 182-198 г 5 78 Pt 195,09 21,4 ПЛАЗ ИНА 174-201 79 Аи 196,967 19.3 золото 177-179.181. 183.185-204 8° Нд 200.59 14.3 Р ГУ ТЬ 185-206 61 л 204.37 119 Г АЛЛИ И 191-210 82 РЬ 207.19 11.3 СВИНЕЦ 194-214 S3 Bi 208.980 9,80 ВИСМУТ ИЮ-192. 197-215 84 Ро 210 9.27 ПОЛОНИИ 194-218 65 At 210 АСТАТИН 196-219 86 Rn 222 4,4 РАДОН 201,203-224
87 Fr 223 ФРАНЦИЙ 204-213 217-224 83 Ra 226 5.0 РАДИЙ 213.219 221-230 89 Ас 10.1 АКТ! 1111111 216,221-231 \
58 с® 140,12 6.77 ЦЕРИЙ 130-145 59 рГ 140,907 6,78 ПРАЗЕОДИМ 134-149 60 Nd 144.24 7.00 НЕОДИМ 137-151 61 Pm 147 ПРОМ! 1ИИ 140 -14 62 sm 150,35 7 М САМ АРИИ 141-157 63 Ес 151,96 5.25 ЕВРОПИЙ 143-159 64 Gd 157.25 7.87 ГАДоЛИ НИИ 144-161 63 ТЬ ИВ.924 8.17 ТЕРБИИ 147-164 66 Dy 162.50 8.52 ДИСИРОЗНИ ’.49-167 67 Но 164.930 8 81) Г ольмИИ 1SJ-170 68 Ег 16'.26 9.04 ЭРБИЙ 152-14 156-Г2 89 Тт 168.934 9.32 ТУЛ1П1 1*3.154.161- 16-.1 (-9, Гб 70 Yb 173.04 6.97 ИПЕРЬИЙ 154.155, 162-177 71 Lu 174,97 9.84 ЛЮТЕЦИЙ 154.155, 162-177
7 90 Th 232.038 11.7 ТОРИИ 223-234 91 231 ПРОТАК 225- Ра 15.4 гинии 237 92 U 238.03 19.0 УРАН 227-24П 93 Np 237 20.4 НЕПТУНИИ 227- 241 94 рЦ 244 19.8 ПЛУТОНИИ 232-2.46 95 Ат 243 11,9 AMЕРИциЙ 237-247 96 Ст 24" ККН’ИЙ 238-250. 252 97 В к 24 -7 берклии 242-251 98 Cf 251 КАЛИФОРНИИ 242-254 99 Ев 24 HJIIUI пинии 245-2*5 100 Fm 253 Ф5 РМПЙ 244-257 101 Md 256 МЕНДЕЛЕВИЙ 2*5-258 102 No 257 НОБЕЛИИ 251-257 103 Lw 257 ; ЛАУРЕНСИЙ 256-260
Ю. А. Быстров
С.А.Иванов
УСКОРИТЕЛЬНАЯ
ТЕХНИКА
И РЕНТГЕНОВСКИЕ
ПРИБОРЫ
Допущено Министерством высшего
и среднего специального
образования СССР
в качестве учебника
для студентов вузов,
обучающихся по специальности
«Электронные приборы»
МОСКВА
«ВЫСШАЯ ШКОЛА»
1983
ББК 32.85
Б95
УДК 621.384.6 + 621.386.12
Рецензенты:
кафедра электровакуумной техники
Рязанского радиотехнического
института
д-р фпз.-мат. наук,
проф. А. Л. Глазков
(Московский инженерно-
физический институт)
Быстров Ю. А., Иванов С. А.
Б95 Ускорительная техника и рентгеновские приборы: Учебник
для вузов по спец. «Электронные приборы». — М.: Высш, шк.,
1983. — 288 с., ил.
В пер.: 1 р. 10 к.
В учебнике изложены физические основы ускорительной и рентгенотехники; спи-
саны принцип действия, конструкции и технические характеристики современных ус-
корителей заряженных частиц и рентгеновских приборов; особое внимание уделено
ускорителям и рентгеновским приборам, широко применяемым в народном хозяйст-
ве; рассмотрены области их применения; приведены примеры расчета конструкций
приборов.
_ 2406000000—433
Б WKOD-w “5-83
ББК 32.85
6ФО.З
У) Издательство «Высшая школа», 1983
Предисловие
Специалистам в области электронной техники часто приходится
участвовать в разработке, наладке и эксплуатации ускорителей и
рентгеновских приборов. Поэтому они должны знать основы уско-
рительной техники и рентгенотехники.
Рассмотрение этих основ в рамках одной книги естественно, по-
скольку для ускорительной техники и рентгенотехники помимо об-
ластей применения общими являются также вопросы высоковольт-
ной техники, электровакуумной технологии, радиационной защиты.
Учебник состоит из двух частей.
В первой части излагаются физические основы ускорительной
техники (движение заряженных частиц в электромагнитных полях
ускорителей, фазовая и орбитальная устойчивости ускоряемых час-
тиц. синхротронное излучение и т. д.); описаны принципы дейст-
вия, конструкции и технические характеристики современных ли-
нейных и циклических ускорителей, а также накопительных колец;
особое внимание уделено ускорителям, применяемым в народном
хозяйстве.
Во второй части приведены краткие сведения по физике рентге-
новского излучения; рассмотрены физические процессы в рентге-
новских приборах; описаны конструкции рентгеновских трубок для
структурного и спектрального анализов, дефектоскопии, а также
электронно-зондовых микроанализаторов и других приборов.
Изложение материала в учебнике сопровождается примерами
расчета элементов ускорителей и рентгеновских приборов.
В основу книги положены лекции, читаемые авторами студен-
там Ленинградского электротехнического института им. В. И. Уль-
янова (Ленина), и пособие «Ускорители и рентгеновские приборы».
Авторы выражают благодарность коллективу кафедры электро-
вакуумной техники Рязанского радиотехнического института, воз-
главляемой д-ром физ.-мат. наук, проф. В. А. Степановым, и проф.
Московского инженерно-физического института д-ру физ.-мат. на-
ук А. А. Глазкову за ценные замечания, высказанные при рецен-
зировании рукописи. Авторы глубоко признательны также лауреа-
ту Государственной премии СССР канд. физ.-мат. наук А. П. Грин-
бергу и д-ру техн, наук, проф. В. Г. Лютцру, просмотревшим от-
дельные части рукописи и сделавшим по ним ряд полезных заме-
чаний.
Авторы
Введение
В последние годы в промышленности особенно быстро стало раз-
виваться направление, связанное с применением в технологических
целях проникающей радиации. Актуальность использования в на-
родном хозяйстве радиационных методов обработки и контроля ка-
чества материалов подчеркнута в Основных направлениях экономи-
ческого и социального развития СССР па 1981—1985 годы и на пе-
риод до 1990 года. Заряженные частицы высокой энергии и рентге-
новское излучение широко используют и в различных областях
естествознания.
Для получения потоков заряженных частиц высокой энергии
служат специальные устройства, которые называют ускорите-
лями. Увеличение кинетической энергии частиц в ускорителе про-
исходит в результате воздействия на них сил электрического по-
ля. Поэтому ускоряться могут лишь заряженные частицы. Боль-
шую энергию они могут получать: при однократном прохождении
высокой разности потенциалов, приложенной к ускоряющему про-
межутку; при движении в вихревом электрическом поле; при мно-
гократном прохождении (за счет возврата под действием попереч-
ного магнитного поля) ускоряющего промежутка, к которому при-
ложено сравнительно небольшое напряжение; при движении в
электрическом поле совокупности других частиц.
Для измерения энергии частиц в ускорительной технике исполь-
зуют внесистемную единицу — электрон-вольт (эВ).
Один электрон-вольт равен энергии, которую приобретает час-
тица с зарядом, равным заряду электрона, при прохождении уско-
ряющей разности потенциалов в 1 В (1 эВ = 1,602-10-19 Дж). Если
заряд ускоряемой частицы в г раз больше заряда электрона, то,
пройдя разность потенциалов 1 В, она получит энергию г эВ.
Наряду с электрон-вольтом применяют кратные единицы: кило-
электрон-вольт (1 кэВ=103 эВ), мегаэлектрон-вольт (1 МэВ=
—106 эВ) и гигаэлектрон-вольт (1 ГэВ=109 эВ).
Обычно ускоряют электроны, протоны (ядра атомов легкого во-
дорода), дейтроны (ядра атомов тяжелого водорода), а-частицы
и ионы тяжелых атомов. При бомбардировке этими частицами спе-
циальных мишеней могут быть получены различные элементар-
ные частицы. Бомбардировка электронами мишеней из атомов
тяжелых элементов служит для генерирования сильнопроникающе-
го тормозного рентгеновского излучения.
4
Термин «ускоритель заряженных частиц», как правило, ассоци-
ируется с такими понятиями, как атомное ядро, элементарные час-
тицы, микромир. Появление ускорителей связано с изучением
строения атомного ядра. Началом использования заряженных час-
тиц высокой энергии для изучения строения ядра атома можно счи-
тать 1919 г., когда Э. Резерфорд с помощью потока быстрых а-час-
тиц (ядер атомов гелия) осуществил превращение одного химиче-
ского элемента в другой. Облучая а-частпцами газообразный азот,
Резерфорд наблюдал появление быстрых протонов, которые, как
было установлено позднее, образуются в результате реакции
^N+,jHe. "0 + }н
При этой реакции в результате взаимодействия re-частиц с ядра-
ми азота, имеющими зарядовое число z—1 и массовое число 14,
были получены ядра другого элемента — кислорода с z=8 и массо-
вым числом 17, а также ядра водорода |'Н, называемые протона-
ми. Стало ясно, что частицы большой энергии могут служить инст-
рументом при изучении строения атомного ядра.
Использование частиц высоких энергий дает возможность де-
тальнее изучить строение вещества. Ускоритель функционально по-
добен микроскопу со столь высоким «разрешением», что можно
исследовать строение чрезвычайно малых частиц материи — объек-
тов микромира. Чтобы с помощью волн выявить в объекте мелкие
детали, нужно, как известно, выбрать длину волны меньше разме-
ров этих деталей.
Частицам в микромире присущ корпускулярно-волновой дуа-
лизм: частице с импульсом р соответствует длина волны де Брой-
ля
X— h р,
где Л=6,62-10“34 Дж-с — постоянная Планка.
Чем больше энергия (импульс) частицы, тем меньше длина вол-
ны де Бройля. Например, для электрона с энергией 0,1 МэВ ее
значение равно 4-10~10 см, а при энергии 1000 МэВ л= 1,2 1О~1асм.
Поэтому повышение энергии частиц и позволяет исследовать мпк-
рообъекты более детально, на уровне меньших пространственных
масштабов.
До начала 30-х годов источниками быстрых частиц служили ес-
тественные радиоактивные препараты. Частицы, испускаемые эти-
ми источниками, имеют энергию до нескольких мегаэлектрон вольт.
Такая энергия оказалась достаточной для того, чтобы обнаружить
в атоме ядро и вызвать реакции превращения некоторых ядер.
Дальнейшие исследования требовали использования частиц с боль-
шей энергией. Необходимо было также увеличить и интенсивность
потока зондирующих частиц, которая у радиоактивных препаратов
чрезвычайно мала. Началась разработка методов ускорения заря-
женных частиц.
В 1932 г. была осуществлена первая ядерпая реакция с помо-
щью протонов, полученных в ускорителе на 0,7 МэВ. Уже в конце
5
40-х годов на ускорителях была достигнута энергия 200—300 МэВ
(для протонов), а в начале 50-х годов—1 ГэВ. Использование та-
ких энергий позволило провести ряд интересных исследований в
области физики атомного ядра, в частности наблюдать рождение
л-м е з о н о в при столкновении нуклонов (протонов и нейтро-
нов — частиц, составляющих атомное ядро):
рА-р -*/’+« -т-л+;
р-\~п /7.-I- ;
рА-р-*рА-рА-^
рА-п^рА-рА-^~-
Мезоны — это нестабильные частицы с элементарным электри-
ческим зарядом или электронейтральные; их масса имеет значения,
промежуточные между массами электрона и нуклонов. Нуклоны
удерживаются в атомном ядре благодаря обмену л-мезоиами, по-
этом}’ исследования рождения л-мезонов играют важную роль в по-
знании природы ядерных сил.
Переход в область энергий единицы — десятки гигаэлектрон-
вольт дал возможность исследовать частицы размером 10-13—
10-15 см. В этом диапазоне энергий проводят изучение структуры
нуклонов (г=^10-13 см), наблюдение процессов рождения пар тя-
желых частиц и др. Например, рождение пары протон — антипро-
тон (р) можно наблюдать при соударении ускоренного протона с
неподвижным:
рА-р^рА-рА-рА-р-
Для осуществления этой реакции налетающая частица должна
иметь энергию не менее
(тПЦ-т~ \
-------Ц-2 С2,
2mр----/
откуда, учитывая равенство масс протона и антипротона тр—т 7
получаем U/nop = 6трс2. Так как для протона трс2=0,938 ГэВ, то
пороговая энергия налетающей частицы оказывается равной
5,6 ГэВ. Рождение антипротонов было обнаружено в 1955 г. в опы-
тах с пучком протонов, ускоренных в синхрофазотроне до энергии
6,2 ГэВ. В настоящее время уже получены пучки протонов с энер-
гией 500 ГэВ.
Особый интерес вызывает область энергий в тысячи гигаэлект-
рон-вольт и более (в лабораторной системе отсчета). Этой области,
в частности, соответствуют расстояния порядка 10-17 см — так на-
зываемая «слабая длина», имеющая, как предполагают, фундамен-'
тальную природу. Получение пучков частиц сверхвысокой энергии
представляет огромные трудности. Однако благодаря новым раз-
работкам в области ускорительной техники (использование встреч-
ных пучков, коллективных эффектов, явления сверхпроводимости)
эти трудности, видимо, будут преодолены.
6
Современные ускорители на большие энергии для исследований
в области физики элементарных частиц являются сложнейшими со-
оружениями, в создании которых участвовали ученые и инженеры
самых разных специальностей — от физиков-теоретиков до геодези-
стов. В ускорительный комплекс помимо ускорителя входит разно-
образное оборудование: физическая аппаратура для ядерных ис-
следований, мощные энергетические установки, вычислительные ма-
шины и т. д. Это оборудование размещают в специально возведен-
ных зданиях. Общая площадь, запятая ускорительным комплексом,
составляет несколько тысяч гектаров.
Наряду с уникальными машинами па большие энергии создают
и совершенствуют ускорители на энергии от единиц до десятков
мегаэлектрон-вольт. Небольшие линейные ускорители, бетатроны
и циклотроны выпускают серийно.
Ускорители заряженных частиц представляют собой мощные
источники проникающих излучений. Поэтому важной проблемой
при разработке любого ускорителя является обеспечение надеж-
ной радиационной защиты обслуживающего персонала, а также
экспериментальной аппаратуры, нормальное функционирование ко-
торой под воздействием излучений нарушается. Для создания за-
щиты используют бетон, свинец, песок и некоторые другие материа-
лы. Толщина защитных слоев зависит от энергии и интенсивности
ускоряемого пучка и с их увеличением возрастает. Особенно слож-
но осуществить надежную защиту от излучений ускорителей на
большие энергии. Обычно такие ускорители размещают в туннелях
под землей.
Все большее значение приобретает использование ускорителей
в народном хозяйстве.
Частицами высоких энергий —электронами, протонами, « части-
цами, а также фотонами рентгеновского излучения, полученными в
электронных ускорителях, облучают полимерные соединения для
придания им новых свойств. Быстрые частицы вызывают в облу-
чаемых объектах радиационно-химические изменения. В результа-
те процессов сшивания (генерация поперечных связей между моле-
кулами) и деструкции (разрушение макромолекул) образуются по-
лимеры со свойствами, значительно отличающимися от свойств
исходных материалов. Модифицирование полимеров —одно из наи-
более развитых направлений радиационной технологии. Облучение
электронами увеличивает механическую прочность и теплостой-
кость полиэтиленовой пленки. Получены термоусаживающиеся пле-
ночные материалы, предназначенные для упаковки разнообразных
изделий. Провода и кабели с облученной полиэтиленовой изоляци-
ей имеют повышенную стойкость к воздействию ионизирующих из-
лучений и могут применяться при работе в широком диапазоне
температур.
Электронное и фотонное излучения используют при вулканиза-
ции каучуков и производстве резинотехнических изделий с задан-
ными свойствами.
7
Модифицированием поверхности полиэтиленовых пленок мето-
дом радиационной прививки мономеров с помощью быстрых элект-
ронов получают пленки, поддающиеся металлизации и окрашива-
нию. Их применяют в электротехнике, производстве товаров на-
родного потребления и т. д. Прививочную полимеризацию исполь-
зуют при изготовлении ионнообменных мембран, антимикробной
отделке хлопчатобумажных тканей и противоусадочной отделке
вискозных и хлопчатобумажных тканей.
Отверждение лаков под воздействием облучения для получения
декоративных или защитных покрытий дерева (мебель, корпусы
радиоаппаратуры и т. д.) или металла позволяет получить покры-
тия существенно лучшего качества, чем при традиционном методе
сушки. При этом значительно увеличивается производительность
оборудования, улучшаются условия труда обслуживающего персо-
нала, уменьшается расход сырья. Разрабатывается радиационная
технология отверждения защитных эпокспэфирных покрытий на
металле.
Обычно радиационно-химический синтез веществ проводят в ав-
токлавах под большим давлением, где реагенты находятся в кон-
денсированной фазе, а облучение осуществляют с помощью изо-
топных гамма-установок. В последние годы разработана техноло-
гия парофазного радиационно-химического синтеза некоторых со-
единений. Синтез протекает в химических реакторах при атмосфер-
ном давлении. Такой реактор имеет входное окно, достаточно про-
зрачное для электронов большой энергии. Этот метод весьма пер-
спективен для получения органохлорсиланов (кремнийорганиче-
ских соединений), используемых в производстве ряда полимерных
материалов, хлористого винила и некоторых других соединений из
дешевого сопутствующего сырья — крекинговых газов.
Применение ионизирующих излучений позволяет осуществить
радиационную очистку сточных вод, выбросных газов и обработку
отходов. Разработка этой технологии важна для решения пробле-
мы охраны окружающей среды.
Жесткое рентгеновское излучение электронных ускорителей ис-
пользуют в промышленной дефектоскопии. Большая проникающая
способность этого излучения позволяет просвечивать крупные изде-
лия и конструкции из различных материалов и, таким образом, да-
ет возможность осуществить неразрушающий контроль их качества.
Этим методом можно исследовать динамические процессы в меха-
низмах и устройствах, а также быстропротекающие физические яв-
ления.
Фотоны тормозного излучения и быстрые нейтроны, полученные
в электронных ускорителях, применяют при активационном анали-
зе. О присутствии даже малого количества элементов в веществе
(пробе) судят по характеристикам наведенной в нем активности.
Например, на базе сильноточных линейных ускорителей электронов
созданы установки для гамма-активационного анализа золотонос-
ных руд на содержание золота. При поглощении фотонов тормоз-
ного излучения ядрами золота образуется короткоживущий изомер
ь
золота, который распадается с испусканием фотонов с энергией
279 кэВ, регистрируемых при проведении анализа.
При геологоразведочных работах малогабаритные линейные
ускорители электронов на 1—3 МэВ могут служить источниками
рентгеновского излучения для гамма-каротажа, т. е. бескернового
исследования состава пород глубокого залегания.
Излучение, испускаемое релятивистскими электронами при дви-
жении по криволинейным траекториям в ускорителях-синхротро-
нах и накопительных кольцах, получившее название синхротронно-
го, применяют не только в научных исследованиях, но и в технике,
в частности для рентгснолитографии при производстве микросхем.
Пучки электронов большой энергии начинают все чаще служить
рабочим инструментом при обработке (сверление, фрезерование,
резка) и сварке металлов, а также при получении сверхчистых ме-
таллов методами вакуумной плавки.
Следует отметить также, что ускорители (в частности, цикло-
троны) используют для получения некоторых видов радиоактивных
нуклидов.
Электронные ускорители находят применение в сельском хозяй-
стве и связанных с ним биологических исследованиях. Облучение
фотонами рентгеновского излучения и электронами семян и клуб-
ней сельскохозяйственных растений позволяет регулировать их раз-
витие. Путем радиационного воздействия можно ускорить созрева-
ние семян, добиться в отдельных случаях увеличения зеленой мас-
сы растений, предотвратить прорастание клубней картофеля. С по-
мощью радиации проводят дезинсекцию зерна, уничтожают микро-
организмы.
В медицине ускорители применяют при терапевтическом лече-
нии онкологических заболеваний. Первоначально в радиотерапии
пользовались главным образом рентгеновским излучением и у-лу-
чами радиоактивных препаратов. Позднее стали прибегать к пуч-
кам электронов высокой энергии. При электронном облучении зна-
чительно меньше, чем при воздействии рентгеновского или у-излу-
чения, поражаются здоровые ткани, окружающие очаг болезни.
Еще большую локальность позволяют создать пучки тяжелых за-
ряженных частиц — протонов, дейтронов, а-частпц. Тщательно ис-
следуется возможность применения для лучевой терапии потоков
л~-мезонов.
Новым клиническим направлением, использующим пучки тяже-
лых частиц, является бескровная хирургия. Из-за незначительного
рассеяния тяжелых частиц в тканях человеческого организма мож-
но получать узкие пучки и с их помощью осуществлять воздейст-
вие на больные органы без хирургического вмешательства (напри-
мер, внутричерепные операции).
Рентгеновским излучением и электронными пучками с энергией
2 5 МэВ стерилизуют лекарственные препараты, медицинский ин-
струмент и перевязочные материалы. Причем облучение многих ле-
карств (пенициллин, стрептомицин) может быть произведено, когда
9
они уже находятся в герметических ампулах. Радпостерилпзации
подвергают также некоторые пищевые продукты.
В 1895 г. немецкий физик Вильгельм Конрад Рентген (1845—
1923), изучая прохождение тока через разреженный газ, открыл
проникающее излучение, названное впоследствии его именем. От-
крытие Рентгена, явившееся одним из наиболее значительных собы-
тий в пауке конца XIX в., сыграло огромную роль в становлении
современных представлений о строении атома и вещества, оно спо-
собствовало зарождению многих областей науки, техники и меди-
цины.
Важнейшим свойством рентгеновского излучения является его
способность проходить через любые вещества, в том числе и не-
прозрачные для видимого света. При этом излучение частично
ослабляется веществом. Если просвечивать рентгеновскими лучами
какой-либо неоднородный по строению объект, то степень ослаб-
ления излучения различными участками объекта будет неодинако-
вой. Следовательно, изучая картину просвечивания, можно полу-
чить информацию о макроскопическом строении данного образца.
Так как излучение вызывает почернение фотопленки и видимую
глазом флюоресценцию некоторых веществ (например, сернистый
цинк и платпносинеродистый барий), то теневую картину просве-
чивания можно зафиксировать на пленке или непосредственно на-
блюдать на флюоресцирующем экране.
Рентгеновские лучи представляют собой коротковолновое элект-
ромагнитное излучение, длины волн которого занимают на шкале
электромагнитных колебаний широкий участок, примерно 10
10~3 нм. Для их генерирования наряду с ускорителями электронов
применяют специальные электровакуумные приборы, называемые
рентгеновскими. Возбуждение излучения в этих приборах осу-
ществляется путем бомбардировки твердой мишени потоком элек-
тронов, прошедших большую разность потенциалов.
В настоящее время рентгеновские приборы, так же как и уско-
рители заряженных частиц, широко применяют во многих сферах
научной и производственной деятельности человека.
Одной из важных областей, в которой используют рентгеновское
излучение, является медицина. Рентгенодиагностика заключается
в изучении теневой картины, полученной при просвечивании внут-
ренних органов человека (легких, желудка, сердца) с целью опре-
деления их заболевания, а также для обнаружения трещин и пере-
ломов костей.
Поскольку теневая картина обычно состоит из изображения ис-
следуемого органа и наложенных изображений других элементов
объекта исследования, лежащих над и под этим органом, она не
всегда позволяет поставить точный диагноз. Поэтому получают по-
слойные изображения объекта методом рентгеновской томографии.
Современная вычислительная денситометрическая томография по-
зволяет получать и наблюдать па экране видеоконтролыюго устрой-
ства высокоинформативпые полутоновые изображения необходи-
мых анатомических сечений объекта. Толщина слоя, исследуемого
10
с помощью вычислительных томографов, лежит в пределах 2—
15 мм.
При изучении атомного строения кристаллических тел — метал-
лов, сплавов, полупроводников — используют рентгеноструктурный
анализ. Он основан на исследовании дифракционной картины, воз-
никающей при прохождении рентгеновского излучения через кри-
сталлы. Современные методы анализа позволяют определять форму
и размеры элементарной кристаллической ячейки, размеры и ори-
ентацию кристаллитов, деформации решетки и т. д. С помощью
рентгеноструктурного анализа осуществляют выбор оптимальных
процессов получения и обработки материалов. Рентгеновские ла-
боратории структурного анализа имеются на всех машинострои-
тельных, металлургических, горнодобывающих заводах и комби-
натах.
Поскольку для создания многих электронных приборов приме-
няют кристаллы полупроводников и параметры прибора в сильной
степени зависят от того, насколько совершенным, бездефектным
был исходный кристалл, контроль его качества приобретает пер-
востепенное значение. Выявить пространственную картину распре-
деления дефектов в кристалле без его разрушения дают возмож-
ность методы рентгеновской топографии (дифракционной микро-
скопии). С их помощью можно находить границы зерен и субзе-
рен, распределение дислокаций, углы дезориентации элементов
субструктуры, выделение атомов и другие структурные несовер-
шенства. Топографические методы с успехом применяют для вы-
бора оптимальной технологии получения кристаллов. Создание си-
стем визуализации дифракционных изображений позволило уве-
личить экспрессность этих методов. Появилась возможность мас-
сового контроля качества кристаллов с целью отбраковки
дефектных образцов непосредственно в условиях промышленного
производства.
Рентгеновские приборы применяют также для качественного и
количественного спектрального анализа. Рентгеноспектральный
анализ основан на том, что каждый химический элемент облада-
ет индивидуальным линейчатым рентгеновским (характеристиче-
ским) спектром. Химический состав исследуемой пробы можно
определить, изучая ее характеристический спектр. Рентгеноспект-
ральный анализ является необходимым дополнением к оптическо-
му и химическому методам изучения состава веществ. В отличие
от химического анализа он дает возможность надежно и быстро
разделить элементы, близкие по своим химическим свойствам. При
этом количество вещества, необходимого для проведения опыта,
невелико. Рентгеноспектральный анализ (что очень ценно!) может
быть выполнен без уничтожения исследуемого препарата.
В последние годы разработаны рентгеновские приборы, называ-
емые рентгеновскими микроанализаторами, которые позволяют
осуществить элементный анализ в микрообъемах.
Для изучения микроскопического строения объектов, непро-
зрачных для видимого света и электронов, с успехом используют
11
методы рентгеновской микроскопии. Они позволяют определять
микродефекты, элементный и фазовый составы металлических
срезов, изучать процессы диффузии и коррозии, а также строение
биологических образцов. Один из наиболее совершенных методов
микроскопии — получение увеличенной теневой проекции тонко-
слойного объекта в расходящемся от точечного источника пучке
излучения на теневых рентгеновских микроскопах. Для неразруша-
ющего контроля изделий электронной техники, приборостроения и
машиностроения разработаны рентгенотелевизионные микроскопы.
Процессы, протекающие с большой скоростью в оптически не-
прозрачных объектах, исследуют методами импульсной рентгено-
графии. Объект просвечивают очень короткими вспышками излу-
чения, благодаря чему удается избежать «размазывания» рентге-
новского снимка. Таким образом исследуют взрывные и детонаци-
онные явления, процессы электрического пробоя диэлектриков и
динамического уплотнения материалов, особенности распростране-
ния ударных волн в жидкостях и газах и т. д. На базе маломощ-
ных импульсных установок созданы системы контроля багажа в
аэропортах и таможнях. Импульсы рентгеновского излучения при-
меняют для измерения малых высот и расстояний между летатель-
ными аппаратами, когда малопригодными оказываются методы
радиолокации.
Одним из новых направлений использования рентгеновских
приборов является сепарация минералов, в частности алмазов.
Принцип действия сепаратора основан на регистрации люминес-
центного излучения минералов, возбужденного рентгеновскими лу-
чами. Эффективность извлечения алмазов из алмазосодержащего
сырья с помощью рентгенолюминеспеитных сепараторов практиче-
ски близка к 100%.
Значение рентгеновских приборов в различных областях науки
и техники непрерывно возрастает. Одновременно повышаются тре-
бования, предъявляемые к приборам и аппаратуре, в которой они
работают
Часть первая
Ускорители заряженных частиц
ГЛАВА 1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УСКОРИТЕЛЬНОЙ
ТЕХНИКИ
§ 1.1. Классификация ускорителей
§ 1.2. Особенности движения заряженных частиц
в электромагнитных полях ускорителен
§ ЕЗ. Орбитальная устойчивость ускоряемых частиц
§ 1.4. Принцип автофазпровкп
§ 1.5. Излучение электронов в циклических ускорителях
§ 1.6. Применение явления сверхпроводимости
в ускорительной технике
§ 1.7. Источники заряженных частиц
ГЛАВА 2. ЛИНЕЙНЫЕ УСКОРИТЕЛИ
§ 2.1. Ускорительные трубки
§ 2.2. Электростатический ускоритель
§ 2.3. Каскадный ускоритель
§ 2.4. Ускоритель с повышающим трансформатором
§ 2.5. Импульсный высоковольтный ускоритель
§ 2.6. Сильноточный электронный ускоритель
§ 2.7. Линейный резонансный ускоритель с трубками
дрейфа
§ 2.8, Линейный индукционный ускоритель
§ 2.9. Линейный резонансный ускоритель электронов
с бегущей волной
§ 2.10 Измерение параметров пучков заряженных частиц
ГЛАВА 3. ЦИКЛИЧЕСКИЕ УСКОРИТЕЛИ
§ 3.1. Циклотрон
§ 3.2. Синхроциклотрон
§ 3.3. Микротрон
§ 3.4. Бетатрон
§ 3.5. Синхротрон
§ 3.6. Синхрофазотрон
§ 3.7. Встречные пучкн частиц. Накопительные кольца
13
I
ГЛАВ/\ 1
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УСКОРИТЕЛЬНОЙ
ТЕХНИКИ
§ 1.1. Классификация ускорителей
Ускорители заряженных частиц различают по конструкции, назна-
чению, виду ускоряемых частиц, их максимальной энергии и дру-
гим характеристикам. Условно их классифицируют по форме тра-
ектории заряженных частиц и по принципу ускорения.
По форме траектории заряженных частиц ускорители
делят на линейные, в которых траектории частиц близки к прямо-
линейным, и циклические, в которых частицы под действием попе-
речного магнитного поля (постоянного или изменяющегося во вре-
мени) движутся по орбитам, близким к круговым.
По п р и н ц и п у у с к о р е н и я, т. е. по характеру ускоряющего
электрического поля, ускорители подразделяют на высоковольт-
ные, индукционные, резонансные и коллективные.
В высоковольтных ускорителях ускоряющее электрическое по-
ле обусловлено большой разностью потенциалов, создаваемой
между электродами ускоряющего промежутка. Оно действует в
течение интервала времени, значительно большего времени пролета
частицами всего пути ускорения. В таких ускорителях траектория
частиц прямолинейна.
В индукционных ускорителях ускорение частиц осуществляется
вихревым электрическим полем. Бывают линейные и циклические
индукционные ускорители.
Работа резонансных ускорителей основана на том, что ускоре-
ние заряженных частиц происходит синхронно (в резонанс) с из-
менением переменного ускоряющего электрического поля. Частота
поля может быть как постоянной, так и монотонно изменяющейся,
а резонансные ускорители — линейными и циклическими.
Действие коллективных ускорителей основано на увеличении
энергии ионов в поле электронного пучка, который в свою очередь
ускоряется внешним электрическим полем.
Классификация современных ускорителей, составленная в со-
ответствии с рекомендациями Комитета научно-технической терми-
нологии АН СССР, представлена в табл. 1.1. Нужно отметить, что
каждый вид ускорителей в свою очередь делится на несколько ти-
пов. Например, электростатический ускоритель (ЭСУ) имеет сле-
дующие разновидности: открытый ЭСУ, ЭСУ под давлением, пе-
резарядный ЭСУ. Синхрофазотроны подразделяют на слабофоку-
сирующие, сильнофокусирующие и т. д.
14
1
Таблица 1.1
Ускорители с разной формой траектории частиц Ускорители с оазным принципом ускорения частиц
высоковоиь- тиый индукци- онный резонансный коллектин- ный
частота ускоряющего напряжения постоянна частота уско- ряющего нап- ряжения монотонно изменяйся
Линейный Электроста- тический; каскадный; импульсный; с повышаю- щим транс- форматором Линейный индукци- онный Линейный резо- нансный с бегу- щими волнами; линейный резо- нансный со стоя- чими волнами — С элек- тронными кольцами
Циклический: с постоянным ведущим маг- нитным полем — — Циклотрон Микротрон Фазотрон (синхроцик- лотрон) —
с изменяю- щимся во времени ве- дущим маг- нитным по- лем Бетатрон Синхротрон Синхрофа- зотрон
§ 1.2. Особенности движения заряженных
частиц в электромагнитных полях ускорителей
Движение заряженных частиц в электромагнитных полях ускори-
телей имеет ряд специфических особенностей. Знание этих осо-
бенностей позволяет не только попять принцип действия различ-
ных ускорителей, но и оценить их параметры и предельные воз-
можности.
Энергия ускоряемой частицы
Сила F, действующая на частицу с зарядом q в электромагнитном
поле, называется силой Лоренца
F=^(E+[vB]), (1.1)
г/ie Е — напряженность электрического поля; v — скорость частицы;
В индукция магнитного поля.
Из уравнения (1.1) следует, что сила Лоренца является сум-
мой двух слагаемых. Первое из них определяет силу, действую-
щую на частицу со стороны электрического поля. Второе слагае-
мое зависит от скорости частицы и индукции магнитного поля. Си-
ла, действующая на заряженную частицу со стороны магнитного
поля, направлена перпендикулярно вектору скорости V, поэтому
Р ота, производимая ею, равна нулю. Только электрическое по-
15
ле может ускорять или замедлять заряженную частицу. Магнит-
ное поле способно лишь изменять направление ее движения.
В соответствии со вторым законом механики движение реляти-
вистской частицы под действием силы Лоренца описывается урав-
нением
£»=9(E+[vB]). (1.2)
at
В нерелятивистском случае, когда масса частицы принимается
постоянной и равной массе покоя т0, уравнение имеет вид
ш0-^-=^(Е + [уВ]).
at
Величины Е и В в общем случае зависят от координат и време-
ни. Естественно, что интегрирование уравнения движения (1.2) й
принципе возможно лишь только тогда, когда соответствующие
зависимости известны.
Значения Е и В определяются системой уравнений Макс-
велла
rotH = i-]- — ; rotE= —--^5-; divD = p; divB=O,
J ' dt dt ’
где H — напряженность магнитного поля; j — плотность тока; D —
электрическое смещение; р — объемная плотность заряда.
Связь между векторами Е, В, D, Н в изотропной среде опреде-
ляется соотношениями D = gE; В=.рН, где е — абсолютная ди-
электрическая, а р — абсолютная магнитная проницаемости
среды.
Уравнения Максвелла описывают электромагнитное поле, воз-
буждаемое в пространстве электрическими токами и зарядами. Они
устанавливают не только взаимосвязь токов и зарядов с полем, но
и определяют свойства самого поля. Из них, в частности, следует,
что электрическое поле в пространстве может возникать благодаря
наличию зарядов, а также в результате изменения во времени маг-
нитного поля.
Таким образом, ускорение частиц, как уже говорилось в § 1.1,
может происходить либо в поле, образованном электрическими за-
рядами, либо под действием вихревого электрического поля.
Ускоряемый пучок заряженных частиц имеет собственные элек-
трическое и магнитное поля и, строго говоря, вносит возмущения
в исходное поле. Однако в большинстве случаев эти возмущения
не существенны и при дальнейшем рассмотрении не будут прини-
маться во внимание. Пока не будем учитывать и поправки, свя-
занные с электромагнитным излучением, возникающим вследствие
ускоренного движения заряженной частицы. Они будут рассмот-
рены в § 1.5.
В большинстве ускорителей движение заряженных частиц про-
исходит при скоростях, соизмеримых со скоростью света.
При релятивистских скоростях масса частицы т зависит от
скорости V.
m — mjVA — fP, (1.3)
16
а импульс определяется выражением
p = /«ov I 1 —З2,
где P = t'/c — приведенная скорость частицы; с — скорость света.
Из уравнения движения (1.2) можно получить важные резуль-
таты общего характера. Умножим обе части уравнения скалярно
на v:
v(™ov IZl-P2) = Я (vE)4-q (v[vB]).
Слагаемое ?(v[vB]), описывающее действие на частицу магнит-
ного поля, в соответствии с законами векторной алгебры равно
нулю.
Преобразуем левую часть уравнения
v-^-(mov/l 1—р2)==—тЧтз'0 — 82). (1.4)
df ° (1—р2)3/^ at dtK , > \ )
Если электрическое и магнитное поля постоянны во времени,
то вектор Е определяется градиентом скалярной функции — потен-
циалом электрического поля и:
Е= — grad и.
Тогда
^(vE)= -q (vgrad = +
^Ydxdt^dydt'dzdtj
Следовательно,
d (moc2 Kl —p2) = — qda. (1.5)
Проинтегрировав выражение (1.5), получим
(moc2/ И1 — З2) — тос2= — q(u — и0), (1.6)
где «о потенциал, соответствующий точке пространства, в кото-
рой скорость частицы v равна нулю. Стоящее в правой части про-
изведение —q (и—и0) всегда положительно.
Левая часть соотношения (1.6) равна приобретенной частицей
под,действием пройденной разности потенциалов и—и0 кинетиче-
ской энергии
U"= тс2 — moc2=c2Lm.
Таким образом, масса движущейся частицы больше массы не-
подвижной частицы на Дт = №/с2.
щая массы частицы является мерой ттолного запаса энергии
1Гп = тс2. (1.7)
17
<
Соотношение (1.7) является математической формой фундамен-
тального закона Эйнштейна, устанавливающего связь
между энергией и массой.
Из уравнения (1.6) можно получить общеизвестное выражение
для кинетической энергии частицы, движущейся с малой скоро-
стью. Для этого разложим в ряд выражение 1 J 1—Р2:
Vi-= i+44+44+-
2 с- 8 ci
Ввиду малости v/c ограничимся только двумя членами ряда.
Тогда, принимая tio=O,
Ц = тос-11 + — — ) — т0с2= —— =qu,
где q — заряд частицы (абсолютное значение).
Следовательно, приобретенная заряженной частицей энергия
в постоянном электрическом поле определяется пройденной разно-
стью потенциалов. Именно поэтому в ускорительной технике для
измерения энергии частиц широко пользуются внесистемной едини-
цей! — электрон-вольтом.
Из уравнения (1.6) можно найти и зависимость массы частицы
от пройденной ею разности потенциалов и:
т т0= 1 -|- qii (nioc2).
Например, для электрона, энергия покоя т0с2 которого состав-
ляет 0,511 /МэВ,
11 > и \
т. = тОе I -------------.
е + 0,511-106 )
а для протона, энергия покоя которого равна 938 МэВ (так как
масса покоя протона в 1836 раз больше массы электрона),
т = т0 (1 -4---------'l,
" л 938-106 )’
Таблица 1.2
Электрон’ Прогон
W, МэВ in'lllf, U7, МэВ т/т0
0,001 1,002 0,062 о,1 1,000 0,015
0,005 1,010 0,139 0,5 1,000 0,033
0,010 1,019 0,195 1,0 1,001 0,046
0,050 1,098 0,413 5,0 1,005 0,102
0,100 1,196 0,548 10,0 1,010 0,144
0,500 1,978 0,863 50,0 1,053 0,314
1,000 2,957 0,941 100,0 1,107 0,426
5,000 10,81 0,952 500,0 1,533 0,758
10,000 20,57 0,998 1000,0 2,075 0,875
50,000 98,84 0,999 5000,0 6,332 0,987
где и выражено в вольтах.
Видно, что масса элект-
рона, прошедшего разность
потенциалов м=0,511 МВ,
удваивается.
Табл. 1.2 иллюстрирует
как изменение массы а так-
же приведенные скорости р
электрона и протона зависят
от их энергии.
Видно, что уже при энер-
гии 0,05 МэВ масса электро-
на почти на 10% больше мас-
сы покоя, а при энергии свы-
ше 1 МэВ она превышает
18
массу покоя в несколько раз. Для протонов заметное изменение
массы начинается при энергии свыше 0,05 ГэВ. При энергии
1Г= 1 ГэВ масса протона практически удваивается. Поэтому до
энергий порядка 0,1 ГэВ, с приемлемой для технических расчетов
точностью, можно полагать массу протона (не говоря уже о более
тяжелых частицах) неизменной. Ошибка в оценке значения массы,
как это следует из табл. 1.2, при этом не превышает 10%.
Получим соотношение, связывающее полную энергию частицы
Wa=mc2 с ее импульсом p = mv. Для этого возведем в квадрат вы-
ражение (1.3):
т2 = т20с2 (с2 — и2); m2c2 = /f>2c2-{-/n2zi2.
Подставим сюда из уравнения (1.7) значение массы т=1Гп/с2.
Тогда
„ W2'c2=m2v- -фт^с2,
откуда
(1.8)
где Ц70 — энергия покоя.
Движение заряженной частицы
в поперечном магнитном поле
Характер движения заряженной частицы, а также вид ее траек-
тории зависят от значений электрического и магнитного полей и
их взаимно?! ориентации. Решение уравнения движения при про-
извольной ориентации электрического и магнитного полей затруд-
нено. Однако для ряда частных случаев, которые с известными
приближениями соответствуют движению заряженных частиц в
ускорителях, эти решения можно получить.
Рассмотрим заряженную частицу, которая со скоростью v вле-
тает в однородное магнитное поле, ориентированное таким обра-
зом, что вектор индукции В ортогонален направлению скорости.
Уравнение движения частицы, приведенная скорость которой Р<С1,
в этом случае имеет вид
mo-^ =q fvBl'
at
Из уравнения следует, что сила, действующая на частицу, на-
правлена перпендикулярно скорости и равна FM = qvB. Известно,
что под воздействием силы, направление которой перпендикуляр-
но вектору скорости, частица движется по окружности. Ускорение
тела, движущегося по окружности со скоростью V, описывается
формулой а=ц2/г, где г — радиус круговой орбиты. Поэтому урав-
нение движения запишется в виде
тйъ21г=дч)В,
19
откхда радиус круговой орбиты
r=/n0Ti/(9S). (1.9)
Период обращения частицы по окружности
Т=2пг ъ='2лт{2(дВ),
а угловая частота обращения
и»=2 л Т—qBim0,
Важно отметить, что угловая частота зависит от индукции
магнитного поля В и удельного заряда частицы q/m0 и не зависит
от ее скорости. Через одинаковые промежутки времени, равные Т,
частица будет возвращаться в одну и ту же точку своей траекто-
рии. Таким образом, поперечное магнитное поле обеспечивает цик-
личность движения заряженной частицы по окружности радиуса г.
Соотношение (1.9) дает возможность определить энергию заря-
женной частицы, выражая ее через индукцию магнитного поля и
радиус круговой орбиты. Для этого в формулу для расчета энергии
1Г=тои2/2 подставим значение скорости из уравнения (1.9):
Г=-^-(Дг)2. (1.10)
2т0
Здесь следует еще раз подчеркнуть, что соотношение (1.10)
справедливо для случая нерелятивистских скоростей.
Рассмотрим теперь характер движения в однородном попереч-
ном магнитном поле частицы, имеющей скорость, соизмеримую со
скоростью света. Уравнение движения примет вид
=<7fvBl.
dt *
Действующая в этом случае на частицу сила перпендикуляр-
на ее скорости. Все, что говорилось выше о скорости в нереляти-
вистском случае, теперь относится к импульсу. Умножая исходное
уравнение на mv, получим
mv (l-~^ = qmv | vB] — 0,
откуда
— . —о или | mv | = const.
dt
Следовательно, частица и при релятивистских скоростях в по-
перечном однородном магнитном поле движется по круговой орби-
те и справедливо уравнение
то2) г = qvB,
где
т=т0/У 1 — (Л
20
На основании этого импульс движущейся частицы
1— 'S- = qrB. (1.11)
Из (111) видно, что радиус круговой орбиты релятивистской
частицы в поперечном магнитном поле однозначно определяется
индукцией В и импульсом p=mv, т. е. r=mvj (qB), а период об-
ращения
7’=2nr/-H=2nU711/\9c-Si. (1.12)
Можно найти также зависимость кинетической энергии части-
цы от произведения Вг. Для этого воспользуемся уравнением (1.8)
и выразим полную энергию №п через энергию покоя №р 11 кинети-
ческую энергию W:
lV/„ = ir + W'o,
тогда
с2/72=ц/2 __ Го=(Г + го|-’ - UZ(IF + 21FC).
Отсюда
UZ(lF-t-2U70) с.
Подставив из формулы (1.11) значение импульса p — qrB, полу-
чим
г=1 W (W-]~2\Vv)/(cqB). (1-13)
Когда кинетическая энергия частицы во много раз больше энер-
гии покоя, величине?! 2№0 по сравнению с IV' можно пренебречь.
Поэтому из выражения (1.13) имеем W=cqBr.
Для однократно заряженной частицы (</= 1,(5• 10 19 Кл) после
подстановки с = 3-108 м/с получим №=4,8- 10~u Вг.
Если энергию выражать в МэВ, то
№=300 Вг. (1.14)
Из соотношений (1.10) и (1.14) следует, что энергия ускоренной
частицы однозначно определяется произведением Вг, которое яв-
ляется мерой ее энергии и называется магнитной жестко-
стью частицы.
Характер зависимости № от Вг в релятивистской и нереляти-
вистской областях, как видно из соотношений (1.10) и (1.14), раз-
личен.
Таким образом, для получения большой энергии в ускорителях
необходимо иметь высокие значения магнитной индукции и обес-
печивать возможность движения частиц по орбитам большого ра-
диуса.
, Задача. Определить радиус круговой орбиты электрона и протона с кииети-
iCvKon энергией W’=100 МэВ, движущихся в постоянном однородном поперечном
магнитном поле с индукцией В=1 Тл.
ещенне. Для расчета воспользуемся формулой (1.13). Поскольку для
электрона tt'o=O,511 МэВ < то r= Wj{cqB). Тогда
100-106-1,0.10-19
Г~ 3-10«. 1,6-10-19-1 -’0,33м-
21
Для протона, пренебрегая величиной W по сравнению с U70=938 МэВ. по-
лучим _____ _________________________
t 2УГ И о ; 2-100-106-938-IQ6 t
Г= cqB З Ю?-1,6-10-19-1 “ ’ “•
Теперь найдем значение г, используя точную формулу (1.11):
р 1Г( W + 2lF0)
Г= cqB ~
100-106.1,6-10-19.(100-106.1,6-10-19 + 2-938-106-1,6-10-19) ,
= -----------------------------------------------------------------= 1,48 м.
3.108.1,6.10-19.1
Из сравнения полученных результатов следует, что для протона сделанное
выше допущение правомерно.
Движение заряженной частицы
в поперечном электрическом поле
Искривление траектории заряженной частицы, имеющей началь-
ную скорость v, может происходить и под действием электриче-
ского поля. В ускорительной технике это используют в устройстве
для измерения энергии частиц.
Частица будет двигаться по окружности, если вектор электри-
ческого поля все время будет ортогонален вектору скорости. Реа-
лизация такого условия возможна, если частица влетает в цилинд-
рический конденсатор, к обкладкам которого приложено постоян-
ное напряжение определенного значения. Тогда сила Лоренца,
действующая на частицу со стороны электрического поля, будет
определяться произведением qE. Но действующая на частицу сила
равна также mv2lr, следовательно,
mv^r—qE.
Отсюда можно определить зависимость радиуса окружности, по
которой двигается частица, от ее энергии: r=mv2/(qE) =р2/ (qmE).
Подставив значение р из соответствующих уравнений, получим
г=W(VE + 2W0)/(qEmc2).
Поскольку tnc2= IF+ Wo, окончательно найдем
r_ 1 W(W+2W^
qE IF + 1FO
Если частица имеет малую кинетическую энергию WС №0, то
r=2W/(qE). При W<tiWor=W/(qE).
Приращение энергии частицы
в ускоряющем промежутке
Под действием поперечного магнитного поля заряженная частица,
имеющая начальную скорость, двигается по окружности. Если при
этом частица будет попадать в область ускоряющего электриче-
22
ского поля, то ее энергия при каждом обороте будет возрастать.
Таким образом, после многократного прохождения области дейст-
вия ускоряющего электрического поля частица будет ускорена.
Так как вследствие возрастания энергии частица будет двигать-
ся по траектории, радиус кривизны которой не будет постоянным,
то, чтобы сохранить его неизменным, следует соответствующим
образом изменять во времени магнитное поле.
Идея ускорения заряженных частиц за счет многократного
прохождения одной и той же или нескольких областей ускоряюще-
го электрического поля и лежит в основе принципа действия цик-
лических ускорителей.
Область ускоряющего электрического поля обычно реализу-
ют в виде ускоряющего промежутка, образованного двумя элект-
родами, к которым приложено напряжение. Однако если напря-
жение на ускоряющем промежутке будет оставаться постоянным,
то частица за один цикл обращения не приобретает дополнитель-
ной энергии. Действительно, получив приращение энергии при про-
хождении через ускоряющий промежуток, частица, двигаясь да-
лее по криволинейной траектории, будет находиться под действи-
ем тормозящего электрического поля и, следовательно, терять
первоначально приобретенную энергию. Эта особенность обуслов-
лена потенциальным характером постоянного электрического по-
ля, в котором работа сил вдоль замкнутого пути равна нулю:
$ Edi=0.
Приращение энергии при многократном прохождении частицей
ускоряющего промежутка возможно только в том случае, если к
нему будет приложено напряжение, изменяющееся во времени.
Таким образом, для понимания, работы циклических ускорите-
лей важно рассмотреть движение заряженных частиц в переменном
электрическом поле.
Найдем уравнение, определяющее изменение полной энергии за-
ряженной частицы в этом случае. Вернемся к уравнению (1.4) и
перепишем его в виде
_ у rfP
dt dt
Подставляя из уравнения (1.2) - <-”v) и имея в виду,
dt dt
что v[vB]=0, получим
dW„ С ,1
——- =^Ev. (l.lo)
(it
Из (1.15) следует, что при движении в переменном электриче-
ском поле Е(/) приобретаемая частицей энергия
WH(t}=q [ E(r)v(f)d/, (1.16)
h
где Л —время входа частицы в ускоряющий промежуток; ^ — вре-
мя выхода частицы из него.
23
Если сила <?E(f) совпадает по направлению со скоростью v(f),
то lFn(^)>Wn(/i), т. е. частица ускоряется. Это характерно для
движения заряженных частиц в высокочастотных полях ускорите-
лей. В общем случае для вычисления энергии необходимо знать
закон движения частицы 1(f) и поле Е(1, <) в любой точке про-
странства, определяемой вектором 1.
При движении заряженной частицы через ускоряющий промежу -
ток напряженность поля в каждой точке пространства не остается
постоянной. Следовательно, энергия, которую приобретает частица,
будет зависеть от временных факторов, а именно: времени пролета
частицей ускоряющего промежутка Af=f2—Л и периода изменения
высокочастотного напряжения 7’о = 2л/<во, где соо — угловая частота
электрического поля.
Рассмотрим простейший случай, когда ускоряющий промежу-
ток образован двумя плоскими сетками, к которым приложено пе-
ременное напряжение и= Umcos coof. Если расстояние между сетка-
ми d, то напряженность электрического поля в промежутке Е=
= (17mcos coof)Id. Тогда приращение энергии частицы после одно--
кратного прохождения промежутка в соответствии с (1-16)
t* ГТ
A U7„ = q I ц (/) —— cos
i d
Обычно частица влетает в ускоряющий промежуток с некоторой
начальной скоростью и0. Приращение скорости частицы Ди после
прохождения промежутка в ускорителях, как правило, намного
меньше начальной скорости, т. е. Ev<^v0. Поэтому с достаточной
точностью, полагая скорость частицы в зазоре v(t)=vo, получим
Д1ГП= qv°U!H ( cos<0(/rff= (sin w0f2 — sin u>0/1) =
d J
_ 2qvdJm . <2-<1
M u 2 u 2
Очевидно, при сделанных допущениях время пролета частицей
ускоряющего промежутка \t=dfv0 и тогда f2=fi + AE Подставляя
значение t^ = t\ + Д/ в полученное соотношение, найдем
= cos^1+ А), (1.17)
где ,&=a>oAf — угол пролета.
Видно, что °Vi + “
т. е. аргумент ко-
синуса определяет момент времени fCp, который соответствует про-
хождению частицей середины ускоряющего промежутка.
d < „ sin &/2
Входящая в формулу величина ——— называется ко-
и/2
эффициентом эффективности взаимодействия час-
тицы с высокочастотным полем ускоряющего промежутка. При
24
уменьшении угла пролета & коэффициент р увеличивается, дости-
гая максимального значения р = 1 при 0->0. Именно этот случай и
соответствует движению заряженных частиц в ускоряющем проме-
жутке ускорителей, для него уравнение (1.17) упрощается:
cos а, (1-18)
где ф = (ой(1 — фаза переменного напряжения на ускоряющем про-
межутке в момент поступления в него частицы. Следует отметить,
что отсчет <р производится от значения фазы соответствующего
максимуму ускоряющего электрического поля.
Высокочастотные электрические поля используют в ускори-
тельной технике не только для ускорения заряженных частиц, но
и для того, чтобы обеспечить их возвратно-поступательное движе-
ние, в некоторых источниках ионов, когда необходимо увеличить
число столкновений электронов в газе.
Уравнение движения электрона в одномерном электрическом
поле имеет вид
тй ——=еЕт cos ро,/ + ?н),
at*
где <рн—фаза, соответствующая моменту попадания электрона в
высокочастотное поле; е — заряд электрона.
После интегрирования этого уравнения при нулевых началь-
ных условиях получим
Х= — ~~ COS^-LoJ-L-^^sincpH. (1.19)
“omO “0m0
Из (1.19) следует, что электрон в высокочастотном поле совер-
шает колебания с амплитудой еЕт1 (соо2^о) и одновременно движет-
ся поступательно с постоянной скоростью еЕто/(ыоШо). Скорость
поступательного движения зависит от фазы и только те электроны,
фаза которых равна kn (где & = 0, 1, 2, ...) или близка к ней, могут
находиться в высокочастотном промежутке продолжительное время.
§ 1.3. Орбитальная устойчивость
ускоряемых частиц
Наряду с цикличностью процесса ускорения магнитное поле обес-
печивает орбитальную устойчивость движения частиц. В реальных
ускорителях столкновения частиц с молекулами остаточного газа
в вакуумной камере, кулоновское расталкивание ускоряемого пуч-
ка, неточность сборки электромагнита ускорителя и т. д. приводят
к отклонению частицы от равновесной орбиты. Отклонившаяся в
поперечном направлении частица должна быть возвращена к рав-
новесной ор.бите, иначе она попадет на стенки камеры и будет
утрачена. Другими словами, в ускорителе должна быть осуществ-
лена фокусировка частиц. Она достигается выбором опреде-
25
ленной пространственной конфигурации магнитного поля в области
движения частиц. При этом, как будет показано далее, ускоряемые
частицы совершают колебания относительно равновесной (идеаль-
ной) орбиты. Эти колебания носят название бетатронных, так
как впервые наиболее подробно они были изучены при анализе
движения электронов в бетатронах.
В циклических ускорителях орбитальная устойчивость достига-
ется методами слабой или мягко?! и сильной фокусировки.
Слабая фокусировка
Поперечное отклонение частицы от равновесно?! орбиты может про-
изойти в любом направлении. Однако его всегда можно предста-
вить как результат двух независимых смещений : радиального, в
плоскости равновесной орбиты, и вертикального отклонения от
это?! плоскости. Поэтому в ускорителе должны быть обеспечены
соответственно р а д и а л ь н а я и аксиальная (вертикальная)
фокусировки. Оказывается, что движение частиц и в радиальном,
и в вертикальном направлениях является устойчивым в том случае,
если индукция убывает при увеличении радиуса г по закону
В= Bo(rjr)n. О < п < 1. (1.20)
Здесь В — индукция при произвольном значении г; Во — индук-
ция на равновесной орбите радиуса г0- п— показатель спада маг-
нитного поля.
Ускорители, магнитное поле которых характеризуется соотно-
шением (1.20), называются с л а б о ф о к у с и р у ю щи м и. Если
обозначить постоянную величину Вогоп через k, то для индукции
В получим
В=£/г", 0<л< 1. (121)
Поле, описываемое выражением (1-21), образуется между по-
люсами магнита ускорителя, когда расстояние между ними посте-
пенно увеличивается от центра к краям (рис. 1.1). Такое поле ха-
рактеризуется бочкообразной формой распределения магнитных
силовых линий. Покажем, что благодаря этому и осуществляется
аксиальная фокусировка частиц.
Разложим вектор индукции магнитного поля на две составляю-
щие: аксиальную и радиальную. Аксиальная составляющая Bz,
которая в любой точке междуполюсного зазора имеет постоянное
направление, обусловливает силу Лоренца, направленную к оси
z, а радиальная составляющая Вг — силу Fz, которая всегда на-
правлена к плоскости равновесной орбиты, т. е. является фокуси-
рующей. Это вызвано тем, что выше и ниже средней плоскости со-
ставляющая Вг имеет противоположные направления. Под дейст-
вием возвращающе?! силы Fz частицы совершают свободные ко-
лебания относительно плоскости равновесной орбиты. Например,
частица, оказавшаяся выше этой плоскости, под действием силы
26
Fz будет двигаться вниз, по инерции пройдет равновесное положе-
ние и окажется в области, где сила Fz направлена вверх. Частица
остановится, а затем начнет перемещаться вверх, вновь пересечет
плоскость равновесной орбиты и т. д.
Найдем уравнение аксиального движения частицы, полагая для
простоты, что ее скорость и на орбите, а следовательно, масса и
частота обращения постоянны. Такое предположение справедли-
во, если рассматривать движение частицы в течение промежутка
времени, значительно меньшего длительности цикла ускорения.
Рис. 1.1. Магнитное поле
слабофокуснрующего уско
рителя
Движение в аксиальном направлении проходит под действием
силы
Fz=qvBr.
(1-22)
Согласно второму закону механики
= т
'd2z
dti
Из этих соотношений получаем уравнение движения частицы
d2z _ qvBr zj 23)
dt2 т
Для отыскания радиальной составляющей Вг поля воспользу-
емся условием
rot В=0,
которому удовлетворяет поле в зазоре между полюсами магнита,
и определим азимутальную составляющую rot В. В цилиндриче-
ской системе координат
дВг _ dBz =0
дг дг
Интегрируя полученное уравнение при нулевых граничных усло-
виях и полагая BZ=B, получим
дВ
дг
Теперь для определения Вг найдем значение производной
дВ дг путем дифференцирования соотношения (1.20):
дВ
дг
27
В результате получим
Br=—nzBr. (1.24)
Из равенств (1.22 )и (1.24) следует, что фокусирующая сила
Fz пропорциональна отклонению z частицы от плоскости равновес-
ной орбиты. Так как, согласно законам механики, движение ма-
териального тела под действием силы, пропорциональной отклоне-
нию, носит колебательный характер, то движение заряженной час-
тицы под действием вертикальной фокусирующей силы F2 будет
колебательным.
Из равенства (1.24) видно также, что с увеличением п возра-
стает составляющая Вг поля, а следовательно, усиливается акси-
альная фокусировка под действием силы Fz.
Подставив (1.24) в (1.23), получим уравнение вертикального
движения частицы
d’z v аВ
---- = —II — z —— ‘
dtZ-г т
Так как и)г=(л и qBlm = u), где со — круговая частота обращения
частицы, то
Это уравнение позволяет определить характер движения части-
цы в аксиальном направлении.
Рассмотрим радиальную фокусировку частиц. Условие движения
частицы по круговой орбите в магнитном поле, индукция которого
спадает в радиальном направлении по закону (1.20), можно запи-
сать в виде
mv: r — qvk г'1, 0<^п 1.
Из этого соотношения видно, что сила Fc = nw2lr при увеличе-
нии радиуса уменьшается быстрее, чем магнитная сила FM — qvk/rn
(рис. 1.2, а). На равновесной окружности при г=г0 обе силы оди-
наковы. Предположим, что по какой-либо причине частица смести-
лась с равновесной орбиты и удалилась от ее центра на расстоя-
ние Г1>Го. Для того чтобы частица обращалась по окружности ра-
диуса Г1, необходимо приложить к ней центростремительную силу
Fcl=mv2/rt. Но сила Лоренца ЕМ1 на радиусе Г] превышает Fcl.
Благодаря этому на отклонившуюся частицу будет действовать раз-
ностная сила, возвращающая ее к равновесной орбите.
Если частица отклонилась от стационарной орбиты по направ-
лению к центру (г2</"о)> то она попадет в область, где магнитная
сила Fm2<Fc2- Магнитное иоле не может удержать частицу на ор-
бите радиуса гг. Поэтому она будет двигаться так, чтобы перей-
ти на орбиту, где центростремительная и магнитная силы равны,
т. е. и в этом случае частица двигается в сторону равновесной
окружности.
28
Итак, частица, отклонившаяся в радиальном направлении, бу-
дет совершать свободные радиальные колебания относительно ста-
ционарной орбиты.
Радиальная устойчивость не может быть достигнута, если пока-
затель спада магнитного поля п> 1 (рис. 1.2,6): при случайном
смещении частицы по направлению к центру радиус ее орбиты бу-
дет непрерывно уменьшаться, а при удалении от центра — непре-
рывно увеличиваться.
Для усиления радиальной фокусировки, как видно из рис. 1.2, а,
Рис. 1.2. Характер изменения радиальных сил, действующих на
заряженную частицу:
а — при п< 1; б — при п>1
желательно иметь магнитное поле, резко возрастающее по радиусу
(n<g;0). Однако это привело бы к сильной аксиальной дефокуси-
ровке. Поэтому для обеспечения обоих видов фокусировки прихо-
дится выбрать 0<п<1.
Можно показать, что уравнение радиального движения частицы
записывается в виде
(1.26)
at*
где R = r—Го — радиальное смещение частицы от равновесной ор-
биты.
Дифференциальные уравнения (1.25) и (1.26), описывающие
движение частицы в аксиальном и радиальном направлениях, яв-
ляются уравнениями свободных гармонических колебаний и име-
ют решения
z=Az sin (Kn<u/); R=Ar sin (|z 1 —««/),
где Az и Ar— амплитуды колебаний.
Частоты колебаний
cuz=w| n; wr=(»| 1—n.
Теоретические исследования показывают, что амплитуда акси-
альных колебаний пропорциональна (у^п] В) , а амплитуда
29
радиальных колебаний—(jfl—n ]z В) ’. Поэтому в ускори-
телях с нарастающим во времени магнитным полем (бетатрон, син-
хрофазотрон, синхротрон) амплитуды колебаний в обоих направ-
лениях с течением времени уменьшаются — колебания затухают.
В ускорителях с практически однородным магнитным полем (цик-
лотрон, фазотрон), в которых вблизи периферии магнита показа-
тель спада магнитного поля несколько возрастает, размах аксиаль-
ных колебаний уменьшается, а радиальных — увеличивается.
Показатель спада магнитного поля п в ускорителях со слабой
фокусировкой лежит в пределах 0<п<1. Поэтому частоты акси-
альных и радиальных колебаний в них меньше частоты обращения
частиц, т. е. со2<со и сог<со.
Важным моментом при проектировании ускорителя является
выбор показателя спада магнитного поля. Необходимо подчерк-
нуть, что в области 0</г< 1 существует целый ряд запретных зна-
чений п, при которых наблюдаются резонансные явления, приводя-
щие к увеличению амплитуды колебаний и попаданию частиц на
стенки ускорительной камеры. Например, при /г = 0,5 наблюдается
резонанс вида <а2=сог. Запретными значениями п являются также
0,2; 0,25; 0,75 и др. Фактически для ускорителей с мягкой фокуси-
ровкой п можно выбрать лишь в узких областях, лежащих между
запретными значениями.
Конечная энергия релятивистских заряженных частиц, которую
можно получить в ускорителе,
UZ = 3OO50r0,
поэтому повышать энергию частиц можно путем увеличения индук-
ции Во и радиуса г0. Значение индукции ограничено. Например,
для магнитопровода из стали она не превышает 1,5—2 Тл и, следо-
вательно, энергия частиц может расти лишь с увеличением радиу-
са равновесной орбиты. Однако при увеличении г0 растут также
амплитуды аксиальных и радиальных колебаний частиц и, чтобы
частицы не попадали на стенки ускорительной камеры, ее сечение
приходится увеличивать. Следовательно, слабофокусирующий уско-
ритель на очень большие энергии-—чрезвычайно дорогостоящее и
технически сложное устройство. Преодолеть это препятствие уда-
лось после того, как в 1950—1952 гг. был предложен новый метод
обеспечения орбитальной устойчивости, получивший название силь-
ной или жесткой фокусировки.
Сильная фокусировка
При описании принципа слабой фокусировки было показано, что
для усиления аксиальной фокусировки желательно иметь магнит-
ное поле, индукция которого резко спадает по радиусу (п^>1).
Для улучшения же радиальной фокусировки необходимо, чтобы
поле круто нарастало с увеличением радиуса (п<С0).
30
В 1950 г. Кристофилос (Греция) и в 1952 г. независимо от него
Курант, Ливингстон и Снайдер (США) показали, что, чередуя
вдоль орбиты частиц участки магнитного поля с и и<сО, мож-
но при определенных условиях значительно усилить фокусировку
частиц в обоих направлениях — аксиальном и радиальном. Такой
метод получил название сильной фокусировки.
В простейшем случае в сильнофокусирующем ускорителе ис-
пользуют электромагнит (рис. 1.3, а), состоящий из большого чис-
ла секторов одинаковой протяженности, расположенных в череду-
ющейся вдоль орбиты последователь-
ности. Секторы (рис. 1.3, б) бывают
двух типов: с резко нарастающим
2 и резко спадающим (п^>1)
1 по радиусу магнитными полями. Два
соседних сектора образуют элемент
периодичности магнита.
Проходя через элемент периодично-
сти, частицы в одном из секторов бу-
дут фокусироваться в радиальном и
дефокусироваться в аксиальном на-
правлении, а в другом — фокусиро-
ваться в аксиальном и дефокусиро-
ваться в радиальном направлении. По-
перечные силы, действующие на час-
тицу, пропорциональны ее удалению от
оси элемента периодичности. Так как
в фокусирующем секторе частица всег-
да находится дальше от оси, чем в рас-
сеивающем, то силы фокусировки пре-
обладают над силами дефокусировки,
и результирующее действие пары сек-
торов оказывается фокусирующим в
обоих направлениях. Действие элемен-
та периодичности на заряженные час-
Рис. 1.3. Схема расположения
(а) и сечение (б) секторов
электромагнита ускорителя с
сильной фокусировкой:
1 — п»1: 2- п<И0
Рис. 1.4. Оптический аналог
сильнофокусируюшей системы
тины в рассмотренном случае анало-
гично действию на световые лучи опти-
ческой системы из двух линз — фокуси-
рующей 1 и рассеивающей 2 (рис. 1.4)
Фокусное расстояние f такого объектива можно найти из усло-
вия
U/^i/A + i/A-xAAA),
где х — расстояние между линзами; fi, fz— фокусные расстояния
линз.
Предположим, что фокусные расстояния линз одинаковы. Учи-
тывая, что одна из линз рассеивающая, имеем f2=—ft, а фокусное
расстояние объектива
31
Поскольку фокусное расстояние f положительно, рассматрива-
емый объектив является собирающим.
Значения п в современных сильнофокусирующих ускорителях
обычно порядка нескольких сотен. Поэтому силы фокусировки
в них оказываются значительно выше, а амплитуды бетатронных
колебаний — во много раз меньше, чем в ускорителях со слабой
фокусировкой. Это позволяет для ускорения частиц использовать
вакуумную камеру малого сечения и относительно легкий электро-
магнит.
Таблица 1.3
Параметры Слабофо- кусирую- щий уско- ритель Сильнофо- кусирую- щий уско- ритель
США (1954 г.) СССР (1961 г.)
Максимальная энер- гия, ГэВ Показатель магнит- ного поля, п Радиус орбиты,м Вакуумная камера: ширина, м высота, м Вес электромагнита, тс Вес обмотки (медь), тс 6,2 0,6 15 1,15 0,3 9700 350 10 460 30 0,11 0,08 2500 120
Преимущества сильной
фокусировки видны из срав-
нения некоторых техниче-
ских характеристик синхро-
фазотронов с различными
типами фокусировки, в ко-
торых получают один и тот
же порядок энергии частиц
(табл. 1.3).
Видно, что сечение ваку-
умной камеры и вес электро-
магнита сильнофокусирую-
щего ускорителя значитель-
но меньше слабофокусирую-
щего.
Применение кибернетиче-
ских устройств для уточне-
ния и исправления парамет-
ров магнитного поля непо-
средственно в процессе ус-
корения частиц позволило в последние годы создать по принципу
сильной фокусировки ускорители на очень большие энергии. На-
пример, в США создан синхрофазотрон, ускоряющий протоны до
500 ГэВ. Его основные параметры: диаметр магнита 2000 м, сече-
ние вакуумной камеры (10X5) см, вес электромагнита 9000 тс (см.
§3.6).
Условие орбитальной устойчивости в сильнофокусирующих
ускорителях имеет значительно более сложный вид, чем неравен-
ство 0<п<1, определяющее устойчивость в машинах со слабой
фокусировкой. Грубым критерием устойчивости может служить
условие N ~ (2 3) ]п. Это соотношение позволяет рассчитать
число элементов периодичности при заданном показателе спада
магнитного поля.
Колебания частиц в сильнофокусирующих ускорителях также
имеют сложный характер (рис. 1.5). Колебательный процесс в этом
случае характеризуют числом колебаний, совершаемых частицей
за один оборот, которое по вертикали и радиусу, как правило, од-
но и то же и может быть определено по приближенной формуле
V2=vo=O,9n/7V.
32
В современных ускорителях \г,г~5-У10 (для слабофокусирую-
щих ускорителей vr,z< I) •
Повышение энергии частиц с применением принципа сильной
фокусировки оказалось возможным лишь до некоторого предела.
Это связано с тем, что в сильнофокусирующем усилителе появля-
ется множество резонансных эффектов, приводящих к нарушению
режима ускорения. Резонанс наблюдается, например, если vo рав-
но целому (внешний резонанс) или полуцелому (параметрический
резонанс) числу. Поэтому существует чрезвычайно большое коли-
Рис. 1.5. Траектория частицы в
сильнофокусирующем ускори-
теле:
Д — области дефокусировки,
Ф - области фокусировки
д Ф Д' 0
чество запрещенных значений параметра v0, а области допустимых
значений являются весьма узкими. Так как то зависит от п, то ока-
зывается, что для обеспечения допустимого значения Vo необходи-
мо с очень высокой степенью точности выдерживать значение по-
казателя спада магнитного поля. Поэтому и допуски на изготов-
ление элементов магнита становятся жесткими.
При длине орбиты в современных ускорителях в сотни и тыся-
чи метров среднеквадратичная ошибка в установке секторов маг-
нита не должна превышать нескольких десятых долей миллимет-
ра. Чем больше энергия ускорителя, тем выше желательно иметь
показатель п. Однако с ростом п увеличивается и требуемая точ-
ность поддержания его значения. Кроме того, с очень высокой сте-
пенью точности должно быть выдержано и магнитное поле, созда-
ваемое секторами. Выполнение этих требований ограничено техни-
ческими возможностями.
В сильнофокусирующих ускорителях радиальный градиент маг-
нитного поля при переходе от одного сектора к другому меняет
свой знак. Поэтому такие ускорители иногда называют машинами
со знакопеременным градиентом поля в отличие от слабофокуси-
рующих ускорителей — машин с постоянным градиентом поля.
§ 1.4. Принцип автофазировки
При использовании для ускорения частиц принципа многократного
прохождения частицей высокочастотного ускоряющего промежут-
ка необходимо, чтобы период обращения частицы 7’=2л/со по кру-
говой орбите в поперечном магнитном поле равнялся периоду из-
менения высокочастотного напряжения То=2я/соо- В этом случае
движение частицы происходит синхронно (<в = соо) с переменным
ускоряющим электрическим полем. Такой способ ускорения назы-
вается резонансным.
Однако в процессе ускорения при каждом прохождении уско-
ряющего промежутка частица будет приобретать дополнительную
энергию и в соответствии с формулой (1.12) период обращения ее
2—1658 33
на орбите будет увеличиваться, а угловая частота уменьшаться,
т. е. условие резонанса будет нарушаться.
Имеются несколько способов сохранения условия резонанса в
течение длительного времени.
1. По мере уменьшения угловой частоты обращения заряжен-
ной частицы можно соответственно уменьшать частоту ускоряюще-
го напряжения, оставляя неизменной индукцию магнитного поля:
o>=u)0== var; В=const.
2. Уменьшение угловой частоты обращения заряженной части-
цы вследствие роста энергии можно скомпенсировать соответству-
ющим изменением во времени индукции магнитного поля. В этом
случае угловая частота обращения не будет изменяться:
w = tu0=const; В -var.
3. Условие резонанса можно также обеспечить, изменяя одно-
временно частоту ускоряющего напряжения и изменяя индукцию
магнитного поля. В этом случае
w=w0—var; S—var.
4. Использование кратного режима ускорения (см. § 3.3).
Хотя рассмотренные выше методы обеспечения резонанса яв-
ляются очевидными, создание ускорителей на их основе казалось
невозможным. Считалось, что в процесс ускорения в указанных
случаях могут быть вовлечены лишь те частицы, для которых усло-
вие резонанса (о = со0 выполняется точно. Но число таких частиц
невелико, поэтому такие ускорители не сооружались.
В 1944 г. В. И. Векслер (СССР) и в 1945 г. независимо от не-
го Э. Макмиллан (США) открыли принцип автофазировки,
на основе которого были разработаны конструкции целого ряда
циклических резонансных ускорителей, позволивших получать час-
тицы с очень большой энергией.
Оказалось, что как при изменении во времени частоты перемен-
ного напряжения или магнитной индукции, так и при одновремен-
ном изменении обоих этих параметров ускоряться будут не только
равновесные частицы, для которых условие резонанса вы-
полняется точно, но и большая группа частиц, для которых это
условие выполняется в среднем.
Рассмотрим для примера в несколько упрощенном виде случай,
когда резонанс достигается путем изменения индукции магнитного
поля:
<D=(o0=const: B=var.
При этом в соответствии с выражением (1.12) необходимо обес-
печить условие
2лР7п/(9с22?)=7— const.
Заряженная частица будет двигаться по равновесной орбите, на
которой ее период обращения совпадает с периодом ускоряющего
напряжения или кратен ему.
34
Следовательно, в любой момент времени
Wn=kB,
где k = qczTI (2л).
Если за один оборот частица приобретает дополнительную
энергию ДГп, то
Д1\7„=/г^- ДЛ
dt
Положим время Bt равным одному периоду (Д/ = 7’), тогда
2л dt
С другой стороны, приращение энергии частица получает при
прохождении ускоряющего промежутка, и эта энергия согласно
(1.18) определяется соотношением
AU7„=6/6/m cos 4=quv,
где «p = t/mcos(pp — равновесное ускоряющее напряжение, а <рр—
равновесная фаза.
Отсчет фазы производится от максимума ускоряющего электри-
ческого поля. Для отрицательно заряженной частицы ускоряющей
будет положительная полуволна переменного электрического поля,
а для положительно заряженной частицы — отрицательная.
Из двух последних уравнений можно определить, какое напря-
жение должно быть на ускоряющем промежутке в момент прохож-
дения его заряженной частицей, чтобы сохранилось условие резо-
с2Г? dB
нанса и,,=----------.
1 2л dt
Выясним, какова равновесная фаза частицы. Для этого рас-
смотрим кривую изменения напряжения на ускоряющем проме-
жутке (рис. 1.6). В принципе фаза, при которой происходит уско-
рение, может соответствовать как восходящему (отрицательные
значения <рр), так и спадающему (положительные значения срр)
участку кривой переменного напряжения и. Однако, как показали
В. И. Векслер и Э. Макмиллан, процесс ускорения устойчив толь-
ко в том случае, когда равновесная фаза соответствует спадающе-
му участку.
Проследим поведение заряженной частицы, начальная фаза ко-
торой epi лежит в интервале —<pP<<pi<+<pP. При первом прохож-
дении ускоряющего промежутка приращение энергии Д1ЕП1 такой
частицы будет больше, чем приращение Х1ГП.Р равновесной части-
цы, т. е.
A cos ?1 > Д 1Пп.р.
Период обращения этой неравновесной частицы окажется боль-
ше, а угловая частота обращения — меньше, чем у равновесной, и
2* 35
и
—---------—
I
Рис. 1.6, хМеханизм автофази-
ровкн
она вторично пересечет ускоряющий промежуток при фазе —ф/
(причем |ф/| < |ф11). При следующих циклах ускорения прираще-
ния энергии частицы также будут больше, чем у равновесной, а
фаза будет изменяться, постепенно приближаясь к равновесной
+фр. Однако изменение фазы неравновесной частицы не прекра-
тится и тогда, когда она станет равной фазе равновесной частицы.
Это связано с тем, что полная энергия неравновесной частицы бу-
дет больше энергии равновесной, поскольку за предшествующие
циклы ускорения она набрала большую энергию.
Итак, фаза рассматриваемой нерав-
новесной частицы увеличивается и
дальше, по энергия, приобретаемая
частицей за оборот, уменьшается,
вследствие чего в некотором цикле ус-
корения ее полная энергия окажется
равной энергии, которую приобрела
равновесная частица. После этого уве-
личение фазы прекратится и начнется
медленный процесс ее уменьшения, по-
скольку период обращения частицы
начнет уменьшаться.
Таким образом, фаза неравновесной частицы в процессе ускоре-
ния будет медленно меняться от периода к периоду, т. е. колебать
ся относительно равновесного значения +фр. При пересечении уско-
ряющего промежутка мгновенная фаза частицы отличается от
+фр, а усредненная равна этому значению. Фазовые колеба-
ния, сопровождающиеся изменением энергии, происходят медлен-
но, за много оборотов частицы по орбите. В соответствии с колеба-
ниями энергии частицы изменяется и радиус ее орбиты.
Совокупность взаимосвязанных колебаний фаз, энергий и ради-
усов орбит заряженных частиц около их равновесных значений на-
зывается синхротронными колебаниями.
Нетрудно видеть, что минимальное значение начальной, фазы,
при которой частица может быть вовлечена в процесс ускорения,
равно —фр. Действительно, любая частица, имеющая фазу —со<
<—фр, в каждом цикле ускорения будет получать приращение
энергии меньшее, чем равновесная частица. Радиус ее орбиты бу-
дет непрерывно уменьшаться, и она в какой то момент времени
осядет на стенке ускорительной камеры.
В процессе ускорения будут участвовать также частицы, началь-
ная фаза которых больше равновесной. Такие частицы в каждом
цикле ускорения будут приобретать меньшую, чем равновесная час-
тица, энергию, и в начале процесса будет происходить уменьшение
фазы. В некоторый момент времени фаза таких частиц станет рав-
ной Ч-фр. Однако на этом изменение фазы не прекратится. Она
будет продолжать уменьшаться до определенного предела, а затем
начнется ее увеличение.
Правда, длительное время ускоряться смогут не все частицы,
фаза которых больше равновесной, а только те, у которых фаза
36
меньше ф2. Значение ф2 зависит от равновесной фазы и определя-
ется уравнением
sin ?2+ sin —Cfs+'fp) cos <?р=
Рис. 1.7. Изменение энергии ча-
стиц с течением времени
Таким образом, в процесс длительного ускорения вовлекается
большое число частиц, начальная фаза которых лежит в интерва-
ле —фр<ф< + ф2, причем этот интервал фаз зависит от выбранной
равновесной фазы. Так, например, при фр=30° —фр=—30° иф2=
= 61° или \ф=9Г; при фр = 60° соответственно — фР~—60, <(2=
= 129°, Аф=189°. Из последнего приме-
ра видно, что в процессе ускорения мо-
гут участвовать частицы, которые вхо
дят в ускоряющий промежуток даже
при тормозящем поле. Возможность ус-
корения частицы в этом случае обус-
ловлена тем, что уменьшение довольно
высокой начальной энергии за те не-
сколько оборотов, пока частица дви-
жется в тормозящем поле, т. е. пока ее
фаза уменьшается до ф = 90°, оказыва-
ется незначительным В дальнейшем,
когда фаза станет меньше 90°, ее энергия будет увеличиваться.
Фазовые колебания приводят к тому, что увеличение энергии
равновесных; и неравновесных частиц с течением времени происхо-
дит по-разному. Энергия 1 равновесных частиц нарастает во вре-
мени по линейному закону (рис. 1.7). Приращение энергия осталь-
ных частиц происходит некоторыми «порциями» — то большими,
то меньшими, чем у равновесных. Поэтому значения энергии 2 не-
равновесных частиц колеблются относительно значений равновес-
ной энергии.
Амплитуда синхротронных колебаний в процессе ускорения час-
тиц постепенно затухает, ее максимальное значение зависит от на-
чальной фазы.
§ 1.5. Излучение электронов в циклических
ускорителях
Движение заряженных частиц в поперечном магнитном поле цик-
лического ускорителя происходит с большим центростремительным
ускорением, поэтому в соответствии с законами электродинамики
частицы теряют часть своей энергии в виде электромагнитного из-
лучения. Закономерности этого явления изучаются уже давно, при-
чем последние десятилетия особое внимание уделяется теорети-
ческому и экспериментальному исследованию свойств излучения,
испускаемого релятивистскими частицами.
Излучение релятивистских заряженных частиц, движущихся по
криволинейным траекториям в магнитном поле, получило название
37
синхротронного (происхождение этого названия связано с
тем, что это излучение впервые подробно было изучено в синхро-
тронах). Синхротронное излучение возникает, например, при дви-
жении электронов в космических магнитных полях. Предполага-
ется, что такова, в частности, природа раню- и оптического излуче-
ния некоторых объектов во Вселенной.
Рассмотрим особенности электромагнитного излучения реляти-
вистских частиц, вращающихся по круговой орбите радиуса г0.
Известная из электродинамики формула для мощности, излучае-
мой ускоренно движущейся релятивистской частицей, для этого слу-
чая имеет вид
р <J2v'___________1
6neDC3 * * 6rQ (I—?2)2
Частица, имеющая скорость г»»с, совершает оборот за время
Т=2лг01^—2лг0/с.
Следовательно, энергия, теряемая ею за оборот в виде излуче-
ния,
с
или
•Зе0Г0 (1-32)2’ *
Возведя соотношение Wu=m0c2 ] 1 — З2 в квадрат, полу-
чим
Теперь выражение для энергии, теряемой частицей за оборот,
приобретает вид
3£0г1 0 ' м0с‘ / Зч)Г(jVv о
Итак, потери растут пропорционально четвертой степени энер-
гии и сильно зависят от энергии покоя 1Е'О частицы. Для протонов,
энергия покоя которых 1Г0=0,938 ГэВ, потери за оборот даже в
наиболее крупных действующих синхрофазотронах (см. § 3.6) не-
значительны и не оказывают влияния на работу ускорителей.
В электронных же циклических ускорителях радиационные по- '
тери велики и существенно влияют на их работу. Для электронов
приведенная выше формула может быть переписана в виде
д1Г/е = 88,5ДЛ>0<
где 1ГП выражено в ГэВ, г0 — в м, kWe — в кэВ.
Если вычислить потери за оборот для электронов при энергии
6 ГэВ и го = 25 м (что соответствует параметрам некоторых круп-
38
ных действующих синхротронов), то получим Д1Ге = 4600 кэВ. Фак-
тически в конце процесса ускорения в крупном синхротроне элект-
рон теряет на излучение большую часть той энергии, которую он
приобретает в ускоряющем электрическом поле за один оборот,
поэтому энергия, до которой можно ускорить электроны, ограни-
чена.
Весьма наглядной иллюстрацией степени радиационных потерь
в электронных ускорителях является пример, относящийся к одно-
му из крупнейших синхротронов DESY (г. Гамбург, ФРГ). Для по-
лучения в этом ускорителе электронов
с конечной энергией 6 ГэВ необходимо
при ускорении сообщить им энергию
15,35 ГэВ, так как 9.35 ГэВ за это вре-
мя они теряют на излучение. Чтобы по-
высить энергию на 25%, до 7,5 ГэВ,
электронам необходимо сообщить
вдвое большую энергию — 30 ГэВ.
Синхротронное излучение имеет
практически сплошной спектр. Вид
спектра для моноэнергетических элект-
Рис. 1.8. Спектр синхротронно-
го излучения при различной
энергии электронов:
/—260 МэВ; 2 — 300 М'В;
3 — 320 МэВ
ронов при различных значениях энер-
гии показан на рис. 1.8. При некоторой
длине волны ?.о спектральное распреде-
ление мощности излучения имеет мак-
симум. Значение Zo уменьшается с рос-
том энергии электронов пропорционально 1/U7n3. Часть спектра из-
лучения приходится па видимую область (~400—750 нм), поэто-
му если камера ускорителя или часть ее сделаны из прозрачного
материала, то излучение вращающихся по орбите электронов мож-
но наблюдать визуально. В каждой точке орбиты излучение со-
средоточено в пределах очень узкого конуса, ось которого совпада-
ет с направленной в сторону движения касательной к орбите. На-
блюдатель, смотрящий вдоль касательной навстречу вращающимся
электронам, видит ярко светящееся пятно. Вертикальный угол рас-
твора конуса излучения порядка m0c2/U7n.
При энергиях в несколько гигаэлектрон-вольт максимум спект-
рального распределения синхротронного излучения приходится на
рентгеновскую область. Например, в синхротроне DESY при энер-
гии 4 ГэВ максимум приходится на длину волны /.0~1 нм.
Итак, для работы циклических ускорителей синхротронное из-
лучение нежелательно. Оно ограничивает предельную энергию час-
тиц, вызывает дополнительный расход высокочастотной мощности
и т. д. Однако свойства этого излучения (высокая интенсивность,
сильная поляризация, непрерывный спектр, захватывающий при
больших значениях энергии рентгеновскую область, и др.) оказа-
лись настолько ценными, что оно нашло широкое практическое
применение в самых разнообразных исследованиях. Наряду с син-
хротронами в качестве источников синхротронного излучения в
экспериментах применяют также накопительные кольца (см.
39
§ 3.7), работа с которыми во многих случаях более удобна. В со-
поставимых условиях в накопительных кольцах мощность излуче-
ния значительно выше, чем в синхротронах, поскольку в них боль-
ше значения тока и выше моноэнергетичность электронов. Кроме
того, режим их работы непрерывен.
Применение синхротронов и накопительных колец в качестве
источников излучения часто незаменимо в экспериментах, где тре-
буются очень интенсивные потоки рентгеновского или вакуумного
ультрафиолетового излучений.
С помощью синхротронного из пучения исследуют оптические
свойства твердых тел (спектры поглощения в ультрамягкой рентге-
новской области, люминесценцию кристаллов, отражение и пропус-
кание тонкими пленками вакуумного ультрафиолетового излучения
и т. д.). Синхротронное излучение используют также для рентге-
новской топографии кристаллов (см. § 5.5). при исследованиях в
области материаловедения, фотохимии, светотехники.
Приведем формулы для расчета некоторых параметров пучка
синхротронного излучения, важных для его практического использо-
вания (Й7П и г0 выражены в ГэВ и м, а ток электронов I—в А)
Мощность пучка, приходящаяся на единицу п по-
щади, расположенную на его оси на расстоянии I от точки излу-
чения Вт/мм2 }
P0=14W^/(/2r0).
Мощность пучка, приходящаяся па один мил-
ли р а д и а н горизонтального угла, Вт/мрад:
P.L = 14Vd/ г0.
Поток фотонов всех возможных энергий, приходящий-
ся на один м и л л и р а д п а н горизонтального угла,
фотон/(с-мрад):
M,=l,3-10'7UV.
В настоящее время сформировалось новое направление приме-
нения синхротронного излучения— рентгепоструктурные исследова-
ния биологических объектов в различных функциональных состоя-
ниях. Получение рентгенограмм (например, рентгенограмм живой
мышцы) в таких опытах должно осуществляться за короткое вре-
мя, что как раз возможно при использовании синхротронного излу-
чения.
Синхротронное излучение применяют в производстве микро-
электронных приборов методом рентгеиолитографип. Основное
преимущество этого метода по сравнению с традиционным фото-
литографическим состоит в возможности изготовления микросхем
с субмикронпыми размерами элементов В сравнении с электронно-
лучевой литографией, которую используют для создания конфигу-
раций с высоким разрешением, применение рентгеновской литогра-
фии повышает производительность труда. В качестве источника
интенсивного длинноволнового рентгеновского излучения для экспо-
40
пирования образцов в рентгеиолитографип наиболее целесообразно
использовать электронные накопительные кольца на энергию
0,6—1 ГэВ с большим числом каналов синхротронного излучения.
Время экспонирования в этом случае составляет несколько секунд.
§ 1.6. Применение явления сверхпроводимости
в ускорительной технике
В последние годы в ускорительной технике начали применять сверх-
проводящие магниты и ускоряющие элементы — резонаторы, ди-
афрагмированные волноводы.
Основное свойство сверхпроводящих материалов, к числу кото-
рых относятся некоторые металлы, сплавы и соединения, — очень
низкое (менее 10-23 Ом-см) сопротивление при низких темпера-
турах *.
Переход материала в сверхпроводящее состояние происходит
при температуре, меньшей некоторой критической Д-р.
Значения температуры перехода Ткр некоторых материалов в
сверхпроводящее состояние, К:
1г.................... 0,14
Ti.................... 0,39
Al.................... 1,19
Та.................... 4,39
V..................... 5,12
Pb.................... 7,26
Nb.................... 9,21
Nb—Ti............ 9,0—9,5
NbC................... 10,1
V3Ga.................. 14,5
NbN................... 14,7
Nb3Sn................. 18,5
Nb3Alo.75Geo.2s - - • 20,1
Nb3Ge................. 22,3
Из приведенных данных следует, что хотя значения Дф разных
материалов отличаются весьма значительно, фактически для боль-
шинства материалов они лежат в диапазоне температур, которые
могут быть обеспечены лишь с помощью жидкого гелия (Г=
= 4,216 К). В этом заключается одна из трудностей практического
использования сверхпроводящих материалов.
Переход материала в сверхпроводящее состояние происходит
при указанных температурах лишь в отсутствие магнитного поля.
При наличии магнитного поля, превышающего некоторое критиче-
ское значение магнитной индукции Вкр, которое определяется при-
ближенным выражением
^кР(П=ВкР(0)[1-(г/7;р)2],
где Вкр(0) —критическое значение индукции магнитного поля при
абсолютном нуле, сверхпроводимость разрушается и вещество ста-
новится обычным проводником. В температурном диапазоне суще-
ствования сверхпроводимости 0<7’<7’кр величина Вкр(7’) с ростом
Т уменьшается и при Т = Ткр, естественно, становится равной нулю.
Для чистых металлов индукция Вкр(0) относительно невелика.
* Удельное сопротивление лучших проводников — серебра
и меди — выше этого значения почти на семнадцать по-
рядков.
41
Например, дли алюминия она равна 1.0G-10-2, свинца — 8,05-10 2,
ниобия— 19,45-10~2 Тл.
При В<ВЪ1, внешнее магнитное поле проникает в цилиндриче-
ский сверхпроводник лишь на глубину порядка 10 6—10-5 см.
В этом приповерхностном слое протекают незатухающие токи, соб-
ственное магнитное поле которых компенсирует внешнее поле,
вследствие чего индукция поля внутри сверхпроводника оказывает-
ся равной нулю. Таким образом, сверхпроводнику присуши свой-
ства идеального диамагнетика.
Существование критического маг-
Рис. 1.9. Диаграмма критиче-
ских параметрон сверхпровод-
ника
нитного поля означает, что через сверх-
проводник нельзя пропускать сколь
угодно большие токи: при некоторой
силе (плотности) тока магнитное поле
достигает критического значения и раз-
рушает сверхпроводимость.
Важно подчеркнуть, что разруше-
ние сверхпроводящею состояния при
критическом значении магнитной ин-
дукции происходит независимо от того,
каким способом это значение достигпу-
то: за счет внешнего магнита, или за
счет тока, протекающего по сверхпро-
воднику, или за счет действия обоих
этих факторов.
Связь между критической температурой, критическим полем и
критической плотностью тока наглядно может быть представлена
в виде трехмерных поверхностей (рис. 1.9).
Несмотря, на ограничения, связанные с существованием крити-
ческого поля и критической плотности тока, применение сверхпро-
водящих магнитов уже сегодня обеспечивает получение существен-
но больших значений магнитной индукции, чем обычные электро-
магниты. Даже при сравнительно высокой стоимости криогенного
оборудования использование сверхпроводящих магнитов во многих
случаях является экономически выгодным, так как позволяет избе-
жать затрат большого количества электроэнергии. Технические же
выгоды от их использования очевидны. Например, замена обычных
электромагнитов на сверхпроводящие позволяет увеличить конеч-
ную энергию частиц в синхрофазотронах в 2—3 раза без изменения
радиуса равновесной орбиты.
Рассмотрим принципы построения сверхпроводящих магнитов.
В обычных ускорителях поле в зазоре формируется стальными по-
люсами электромагнита. В отличие от этого в сверхпроводящих
магнитах нужная конфигурация поля обеспечивается определенным
пространственным положением обмоток, выполненных из сверхпро-
водящего кабеля (провода). Обмотки покрывают наружным сталь-
ным экраном, предназначенным для снижения числа ампер-витков
и уменьшения полей рассеяния. В сооружаемых и проектируемых
крупных кольцевых ускорителях применяют магниты, функции по-
42
ворота пучка и фокусировки в которых разделены. Поворот осуще-
ствляют с помощью блоков (диполей) с равномерным магнитным
полем в их зазоре, а фокусировку — с помощью магнитных квадру-
польных линз. Для создания равномерного поля в зазоре диполей
витки сверхпроводящих обмоток должны располагаться вокруг
ускорительной камеры определенным образом. Один из возможных
вариантов расположения обмоток показан на рис. 1.10.
Создание кабеля для сверхпроводящих обмоток (особенно об-
моток импульсных магнитов, в которых
магничивания) представляет собой
чрезвычайно сложную техническую
задачу.
Локальное аварийное нарушение
сверхпроводимости какого-либо участ-
ка обмотки может привести к разруше-
нию сверхпроводимости всей обмотки
и, следовательно, выделению огромно-
го количества тепла; часть обмотки
может расплавиться, резкое тепловы-
деление вызывает бурное испарение
жидкого гелия, в результате чего мо-
жет быстро увеличиться давление в
возникают потери от пере-
Рис. 1.10. Схема расположения
сверхпроводящих обмоток во-
круг камеры круглого сечения
криостате и произойти взрыв.
Появление области обычной проводимости в сверхпроводнике
может быть обусловлено технологической неоднородностью сверх-
проводника. При этом на локальном участке критические величины
его параметров будут ниже, чем на всей остальной длине. Такие
неоднородности возникают, например, в месте соединения отдель-
ных отрезков сверхпроводника.
Чтобы избежать разрушения сверхпроводимости, кабель наби-
рают из большого числа сверхпроводящих жил, которые заключа-
ют в матрицу из нормального металла. Матрица шунтирует место
локального нарушения сверхпроводимости, обеспечивая стабилиза-
цию сверхпроводника.
Для изготовления сверхпроводящих магнитов с изменяющимся
во времени магнитным полем созданы кабели с жилами из сплава
Nb—Ti, относящегося к числу так называемых неидеальных сверх-
проводников второго рода. Сверхпроводящие жилы обычно имеют
диаметр от нескольких единиц до нескольких десятков микромет-
ров, их располагают в матрице из меди, характеризующейся малы-
ми потерями в переменных полях.
Для нейтрализации механических сил, возникающих в обмотках
при протекании тока, необходимы специальные бандажи, в качест-
ве которых обычно используют магнитные экраны. Последние вме-
сте с обмоткой могут быть расположены как в криостате, так и за
его пределами. В этом случае для упрочнения обмоток между ними
и экраном устанавливают специальные опоры. Оба варианта вза-
имного расположения вакуумной камеры 1, обмоток 2, экрана <3
и криостата 4 показаны на рис. 1.11.
43
Для изготовления сверхпроводящих соленоидов, которые также
используются в ускорительной технике, наряду со сплавом Nb—Ti
применяют интерметаллическое соединение V3Ga. Одной из япон-
ских фирм разработан многожильный кабель из V3Ga с матрицей
из Си—Ga, имеющий следующую структуру. Вокруг центрального
проводника (диаметром 0,12 мм), изготовленного из вольфрама и
предназначенного для обеспечения механической прочности кабеля,
скручены шесть многожильных сверхпроводящих проводников, свя-
занных индием. Каждый из них содержит 55 жил. Вся система
Рис. 1.11. Варианты расположения элементов сверхпроводящего
магнита
имеет общий диаметр 0,37 мм. Максимально допустимая плотность
тока в кабеле 3 -104 А/см2.
Значительные результаты достигнуты в области создания сверх-
проводящих ускоряющих устройств. Такие устройства характери-
зуются чрезвычайно низкими потерями высокочастотной мощности,
их применение позволяет улучшить некоторые параметры ускори-
телей. Становится возможным непрерывный режим работы некото-
рых ускорителей (например, линейных), которые в «обычном» ис-
полнении работают (из-за больших потерь) в импульсном режиме.
С помощью сверхпроводящих диафрагмированных волноводов мо-
жет быть получен более узкий энергетический спектр ускоренных
электронов. Ожидается, что в таких волноводах может быть достиг-
нута высокая напряженность ускоряющего поля, а следовательно,
высокая эффективность ускорения (прирост энергии электронов на
единицу длины волновода).
Для изготовления волноводов и ускоряющих объемных резона-
торов с очень высокой добротностью используют сверхчистый нио-
бий. Технология изготовления ускоряющих устройств из ниобия
весьма сложна: элементы конструкции обычно соединяют методом
электронно-лучевой сварки; требуется высокотемпературный от-
жиг в высоком вакууме; обработка поверхности ускоряющих эле-
ментов производится химическим, электрохимическим и другими
методами.
Применяют также ускоряющие устройства из меди, покрытой
пленкой сверхпроводника — ниобия или свинца. Для охлаждения
ускоряющее устройство помещают в криостат с жидким гелием.
44
§ 1.7. Источники заряженных частиц
Д in получения заряженных частиц в ускорителях любого типа
используют специальные источники. По виду испускаемых частиц
очи делятся на и о и н ы е и электронные.
Ионные источники
Наиболее часто в ускорительной технике применяют плазменные
ионные источники, в которых ионы вытягиваются из газоразрядной
плазмы. Плазма образуется в ограниченном объеме при ионизации
нейтрального газа электронным ударом. Образовавшиеся иопы че-
рез систему отверстий попадают в пространство, где происходит
формирование пучка и предварительное ускорение до энергии
10—50 кэВ. Высокую конечную энергию ионы приобретают в уско-
рителе.
Давление в камере ионного источника (1—10~1 Па) намного
больше, чем в камере ускорителя (10~3—10~4 Па), поэтому молеку-
лы нейтрального газа уходят из разрядной камеры. Эта убыль по-
полняется за счет непрерывного напуска газа в камеру.
Для уменьшения расхода газа стремятся поддерживать в раз-
рядной камере невысокое давление. Однако при этом может про-
изойти существенное уменьшение объемной плотности ионов, кото-
рое можно компенсировать усилением ионизации за счет увеличе-
ния длины пути электронов в газе.
Обычно ионный источник состоит из разрядной камеры, в кото-
рой образуется плазма; устройства для непрерывного напуска газа;
источника, сообщающего электронам энергию, необходимую для
ионизации газа; катода; устройства для формирования и предвари-
тельного ускорения ионного пучка и системы охлаждения элект-
родов.
Сравнительная оценка различных типов ионных источников, а
также их выбор для использования в конкретных ускорителях осу-
ществляется по процентному содержанию атомарных ионов в пуч-
ке, моноэнергетичности пучка, току пучка и его стабильности во
времени. Кроме этих параметров важно знать ток разряда, расход
газа, срок службы, способ охлаждения.
Газы, применяемые в ионных источниках, обычно состоят из
двухатомных молекул: водорода, дейтерия, кислорода, азота. По-
этому при ионизации могут образоваться атомарные, молекуляр-
ные н мпогозарядиые ионы. Условия ускорения каждой группы
ионов различны, поэтому' стремятся обеспечить наличие в пучке
только наиболее устойчивых атомарных ионов. В ионных источни-
ках содержание атомарных ионов составляет 50—90%.
В газоразрядной плазме ионы имеют различную энергию (от
единиц до сотен электрон-вольт). Ее значение зависит от многих
факторов: тока разряда, давления газа, условий ионизации. Раз-
брос энергии ионов затрудняет формирование пучка с заданным
сечением и вносит погрешность в измерения, например, при изуче-
45
нии пороговых реакций. Поэтому при конструировании всегда
стремятся обеспечить на выходе ионного источника мопоэнерге-
тичный пучок.
Ток ионного источника определяет важнейшие характеристики
ускорителя, такие, как выходной ток, мощность пучка. Поскольку
в большинстве циклических ускорителей время, в течение которого
заряженные частицы могут быть вовлечены в процесс ускорения,
ограничено, то единственный путь увеличения вышеуказанных пара-
метров состоит в использовании ионных источников с большим то-
ком. Ионный ток зависит от типа источ-
Рис. 1.12. Схема источника с
разрядом Пеннинга
ника и может достигать нескольких
сотен ампер при работе в импульсном
режиме.
Перечисленным выше требованиям
в большей степени удовлетворяют ис-
точники: с разрядом Пеннинга, высо-
кочастотный ионный и дуоплазматрон.
В ионном источнике с разрядом
Пеннинга плазма создается осцил-
ляцией электронов в продольном маг-
нитном поле (рис. 1.12). Анод 3 имеет
форму плоского кольца или полого ци-
линдра, по обеим сторонам которого
на некотором расстоянии расположены
два катода 2 и 4, имеющие в простей-
шем случае форму плоских дисков. В одном из катодов 4 имеется
отверстие. Магнитное поле создается постоянным магнитом 1 и
ориентировано вдоль оси системы.
При определенной разности потенциалов между анодом и като-
дами возникает газовый разряд. "Благодаря кольцевой форме ано-
да, а также указанной ориентации магнитного поля большая часть
электронов, двигаясь по спирали в направлении анода, например,
от катода, расположенного сверху, пролетает мимо анода и попа-
дает в нижнюю область. Здесь электроны тормозятся и начинают
двигаться в обратном направлении, т. е. совершать колебания от-
носительно анода. Таким образом, прежде чем попасть на анод,
электроны многократно пролетают пространство между катодами,
ионизируя при этом газ, находящийся в объеме. Образовавшиеся
ионы движутся по направлению к катодам, через центральное от-
верстие одного из них вытягиваются электродом 5 и попадают в
пространство фокусировки и предварительного ускорения.
Напряжение горения разряда зависит от материала катодов.
Катоды, выполненные из алюминия, магния, бериллия, железа, по-
зволяют снизить напряжение зажигания разряда до 350—500 В.
Характерные размеры электродной системы: диаметр отверстия в
аноде 20—30 мм, расстояние между катодами 25 мм, диаметр от-
верстия в катоде 1—2 мм. Индукция магнитного поля около 0,1 Тл.
Такие источники могут работать в непрерывном и импульсном
режимах. В них анодное напряжение не превышает 2—3 кВ, рас-
46
ход газа 20—50 см3/ч, ток пучка 1—10 мА в непрерывном и 10—
300 мА в импульсном режимах. С помощью такого источника мож-
но получить содержание частиц, например протонов, 60—90%.
Основным недостатком источника Пеннинга является большой раз-
брос энергий ионов, достигающий 100 эВ и более. Однако они на-
дежны в работе, просты в эксплуатации и находят применение как
в линейных, так и в циклических ускорителях.
В высокочастотном ионном источнике плазма создается
высокочастотным безэлсктродным разрядом (рис. 1.13). В стеклян-
ную или кварцевую цилиндрическую
трубку 2 (диаметр 40—50 мм, высо-
та 120—170 мм) с одного конца впаян
металлический ввод — анод 1. Другим
концом трубка приварена к фланцу 4,
с помощью которого источник при-
креплен к системе фокусировки и пред-
варительного ускорения. Со стороны
фланца в трубку входит электрод— ка-
тод 5, имеющий осевое отверстие диа-
метром 2—3 мм. Через канал 6 газ вхо-
дит в разрядную камеру. На трубку
надевают катушку 3, которая выполня-
ет роль индуктивности контура.
С помощью катушки внутри трубки
создают высокочастотное электромаг-
нитное поле, которое при достаточной
напряженности приводит к возникнове-
нию безэлектродного высокочастотного
разряда. Разряд поддерживается бла-
Рис. 1.13. Схема высокочастот-
ного ионного источника
годаря ионизационным процессам, про-
текающим в объеме. Для улучшения характеристик разряда
на высокочастотное поле можно накладывать постоянное магнит-
ное поле.
Плазма высокочастотного разряда заполняет объем трубки.
Если анод и катод подключить к источнику постоянного напряже-
ния, то около катода образуется слой ионов, поскольку электроны
уходят от катода, потенциал которого ниже потенциала плазмы.
Размеры слоя зависят от приложенного напряжения. Ионы из слоя
будут двигаться к катоду и значительная часть их через отверстие
пройдет в область, где специальной системой электродов они фор-
мируются в пучок.
Высокочастотные ионные источники имеют следующие парамет-
ры: ток ионного пучка в непрерывном режиме до 10 мА, напряже-
ние на вытягивающем электроде 3—5 кВ, частота ВЧ-генсраторов
10 15 МГц, потребляемая ВЧ-мощность 150—300 Вт, расход газа
1-—100 см3/ч, давление газа в разрядной камере около 1 Па.
Такие источники могут давать пучок с высоким содержанием
атомарных ионов (90% и более). В конструкциях с экранировани-
ем высокочастотного разряда и индуктором в виде плоской спира-
47
ли Архимеда разброс ионов по энергиям составляет 1—2 эВ. В про-
цессе работы высокочастотного ионного источника необходимо
контролировать и поддерживать на заданном уровне большое чис-
ло параметров и периодически (через 50—100 ч работы) проводить
чистку разрядной камеры и электродов.
К числу наиболее совершенных ионных источников относится
дуоплазматрон (рис. 1.14), предложенный М. Арденне, в ко-
тором для получения ионов используют дуговой разряд с накален-
ным катодом при наличии магнитного поля. В нем плотность плаз-
Рис. 1.14. Схема дуоплазматрона
мы увеличивается путем последовательного сжатия потока элект-
ронов в электрическом и магнитном полях.
Основными элементами конструкции дуоплазматрона являются:
накаленный катод 5, промежуточный электрод 6, анод 7, вытяги-
вающий электрод 8, катушка электромагнита 3, система охлажде-
ния 4, трубка для напуска газа 1, изоляторы 2. Промежуточный
48
электрод комической формы с отверстием малого диаметра желез-
ный. Анод также сделан из чистого железа и имеет вольфрамовую
центральную вставку с отверстием. Промежуточный электрод и
анод выполняют роль магпнтопровода. В зазоре между ними воз-
никает сильное неоднородное магнитное поле. В таком источнике
анод имеет нулевой потенциал. \На катод подают напряжение
(—100 В), напряжение на промежуточном электроде £—ДО В),
вытягивающее напряжение (—5—60 кВ). В схеме питания преду-
смотрена регулировка напряжений.
Под действием приложенной разности потенциалов между нака-
ленным катодом и промежуточным электродом возникает дуговой
разряд низкого давления. В сужении промежуточного электрода
происходит сжатие разряда и существенно возрастает концентрация
заряженных частиц. При движении в зазоре между промежуточ-
ным электродом и анодом на электроны действует неоднородное
магнитное поле. В результате происходит вторичное сжатие разря-
да и концентрация ионов увеличивается до 1012—1014 см-3. При
такой плотности плазма приобретает положительный потенциал от-
носительно анода. Это приводит к тому, что часть электронов воз-
вращается обратно в плазму. Поток ионов к аноду увеличивается,
что в значительной степени определяет эмиссионные характеристи-
ки дуоплазматрона. Отбор ионов из области анодного отверстия
обеспечивается с помощью вытягивающего электрода. При опти-
мальном его расположении и правильно выбранном ускоряющем
напряжении получают слаборасходящийся ионный пучок, который
попадает в систему электрической фокусировки.
Для получения пучка отрицательных ионов рекомендуется при-
менять в дуоплазматронах внеосевое вытягивание ионов, когда от-
верстие вытягивающего электрода специально смещают относитель-
но канала в анодной вставке.
Все конструкции дуоплазматронов имеют высокую газовую эко-
номичность: почти полная ионизация газа обеспечивает высокое
содержание атомарных ионов. Разброс энергии ионов не превыша-
ет 10 эВ. Ионный ток в импульсном режиме может достигать 1 А.
Давление рабочего газа порядка 1 Па.
Электронные источники
Основными элементами электронного источника являются катод
и система формирования пучка электронов. Система формирования
обычно представляет собой набор электростатических линз, кото-
рые обеспечивают получение на выходе источника пучка заданного
сечения.
Катоды, применяемые в ускорительной технике, должны быть
устойчивы к ионной бомбардировке, работать при больших напря-
женностях поля, не терять эмиссионных свойств при ухудшении ва-
куума и после пребывания на воздухе. Поэтому большинство ка-
тодов, широко применяемых в электровакуумных приборах, такие,
49
как оксидный, вольфрамовые торированиый и карбидпрованный,
для работы в электронных источниках ускорителей непригодны.
Более подходящими являются катоды из чистого вольфрама
(W) и гексаборидлантановый (LaB6).
Вольфрамовый катод хорошо удовлетворяет перечисленным вы-
ше требованиям, однако плотность тока такого катода невелика
(0,3- 0,9 А/см2), его надо нагревать до температуры 2300—2700 К,
он имеет малую эффективность. Вольфрамовые катоды использу-
ют в источниках, обеспечивающих в непрерывном режиме ток пуч-
ка в десятки миллиампер.
Гексаборидлаптановый катод работает при температуре 1700—
2000 К, плотность тока эмиссии в постоянном режиме составляет
5 А/см2, в импульсном режиме — выше 50 А/см2. Обычно катод.име-
ет форму таблетки, диаметр которой зависит от требуемых пара-
метров электронного источника и лежит в пределах 5—50 мм. Таб-
летки изготовляют методом прессования с последующим высоко-
температурным спеканием в вакууме. В некоторых случаях эмит-
тирующсй поверхности придают вогнутую форму для лучшей фо-
кусировки электронного пучка.
Подогреватель гексаборидлантанового катода выполняют либо
из пиролитического графита, либо из вольфрамовой проволоки.
Для снижения температуры вольфрамового подогревателя и увели-
чения тем самым срока службы катода применяют комбинирован-
ный способ подогрева: теплоизлучением с одновременной электрон-
ной бомбардировкой. Для этого между таблеткой LaB6 и спиралью
подогревателя прикладывают напряжение 500 В. Электроны, эмит-
тируемые подогревателем (7=25004-2600 К), ускоряются прило-
женным напряжением и передают приобретенную энергию таблет-
ке, тем самым повышая ее температуру.
Термокатоды даже в импульсном режиме обеспечивают сравни-
тельно малые токи. В то же время часто требуются пучки элект-
ронов высокой энергии с очень большими токами (тысячи ампер и
более). Такие пучки получают, используя ненакаливаемые катоды,
работающие в режиме либо автоэлектронной, либо взрывной эмис-
сии.
В изучение процессов взрывной эмиссии и предшествующей ей
автоэлектронной эмиссии значительный вклад внесли советские уче-
ные Г. А. Месяц, Г. Н. Фурсей и др.
Сущность явления взрывной эмиссии состоит в следую-
щем. При возрастании напряжения, приложенного к электродам
вакуумного диода, начинается автоэлектронная эмиссия с микро-
неровностей катода. В результате разогрева этих участков собст-
венным автоэмпссионным током происходит их мгновенное испаре-
ние, взрыв. Следствием взрыва микронеровностей является образо-
вание у катода облака плазмы, которое расширяется со скоростью
(2 - 3)-104 м/с, слабо зависящей от приложенного напряжения.
Расчеты показывают, что концентрация заряженных частиц в плаз-
ме может достигать 1020 см-3. С фронтальной поверхности облака
50
плотной плазмы происходит эмиссия электронного тока плотно-
стью до Ю7 А/см2.
По мере расширения катодной плазмы происходит увеличение
тока, что обусловлено уменьшением расстояния между эмиттирую-
щей поверхностью и анодом. Установлено, что при взрыве одного
острия изменение тока во времени определяется соотношением
ц/) — Ciil2vtl(d — vf),
где С = const; и—напряжение, приложенное к вакуумному диоду;
d — расстояние между электродами; v— скорость распространения
катодной плазмы.
При возрастании тока у поверхности анода также появляется
облако плазмы, что объясняется разогревом анода электронным
пучком. Анодная плазма расширяется со скоростью около 104 м/с.
Электронный ток взрывной эмиссии прекратится в тот момент,
когда фронт катодной плазмы достигнет поверхности анода или
фронта движущейся навстречу анодной плазмы. При смыкании ка-
тодной и анодной плазмы происходит закорачивание вакуумного
промежутка и образуется дуга. Таким образом, длительность им-
пульса тока взрывной эмиссии определяется междуэлектродным
расстоянием и скоростью распространения плазмы.
При взрыве острия и прохождении электронного тока происхо-
дит частичное расходование материала катода. Однако это не ска-
зывается существенно на долговечности катода, так как эта область
имеет чрезвычайно малый объем. Перенос металла составляет
10“12—10-11 г за один импульс.
В источниках электронов с использованием явления взрывной
эмиссии применяют катоды в виде одного или нескольких острий,
плоские шероховатые, металлические с диэлектрическими включе-
ниями и лезвийные катоды. Все они имеют довольно простую кон-
струкцию.
Электронный пучок, полученный с одноострийного катода, имеет
большую расходимость. Кроме того, в диоде с таким катодом в про-
цессе генерирования импульса тока значительно изменяется внут-
реннее сопротивление, что ухудшает условия передачи энергии пуч-
ку электронов при ускорении. В диодах с плоскими шероховатыми
катодами пучок оказывается неоднородным по сечению из-за слу-
чайного распределения эмиттирующих центров. Проявляется так-
же неустойчивость пучка вследствие неодновременности взрыва
разнородных микровыступов.
Для получения тока взрывной эмиссии при работе катода в ре-
жиме повторяющихся импульсов требуется появление новых цент-
ров эмиссии вместо разрушившихся. В этом случае целесообразно
использовать, например, лезвийные катоды, где взрывная эмиссия
протекает за счет восстановления его свойств в среднем. Такие ка-
тоды выполняют либо из тонкой ленты, свернутой в спираль, либо
из нескольких соосно расположенных трубочек, заточенных на
«жало», либо представляют собой пачку лезвий. Острые кромки
катодов таких конструкций образуют множество микроострий.
51
Источники электронов с взрывной эмиссией обеспечивают фор-
мирование импульсов тока длительностью от единиц до сотен нано-
секунд. Максимальная длительность импульса тока в таких источ-
никах ограничена временем закорачивания вакуумного промежут-
ка плазмой. Для генерирования импульсов мнкросекундной дли-
тельности необходимо работать с большими разрядными проме-
жутками и использовать продольное магнитное поле, которое затор-
маживает движение катодной плазмы в диоде и препятствует воз-
никновению анодной плазмы.
ГЛАВА 2
ЛИНЕЙНЫЕ УСКОРИТЕЛИ
§ 2.1. Ускоряющие трубки
Ускоряющая вакуумная трубка является элементом любого высоко-
вольтного ускорителя. Проходя через трубку, заряженные частицы
приобретают большую энергию под действием высокого напряже-
ния, приложенного к ее электродам. Поэтому основная проблема,
которую приходится решать при конструировании ускоряющих тру-
бок,— обеспечение высокой электрической прочности при задан-
ных сечении, токе пучка заряженных частиц и габаритах трубки.
Секционированная ускоряющая трубка
Известно, что при больших междуэлектронных расстояниях прояв-
ляется эффект полного напряжения, когда средняя напряженность
электрического поля Env=unvjd (ulip — напряжение пробоя), при
которой происходит пробой, уменьшается с увеличением d. Это об-
условлено неравномерностью распределения электрического поля
вдоль диэлектрика и, как следствие, локальным увеличением Е.
Поэтому в основе конструкции ускоряющей трубки лежит при н-
ц ни се к ц и о н и р о в а и и я, когда диэлектрическую оболочку вы-
полняют из ряда секций, между которыми находятся промежу-
точные электроды. Секционирование позволяет обеспечить более
равномерное распределение напряженности электрического поля
вдоль трубки путем принудительного деления приложенного напря-
жения между промежуточными электродами. Потенциалы промежу-
точных электродов, как правило, задают с помощью внешнего рези-
стивного делителя напряжения. Общая длина трубки и число сек-
ций зависят в основном от рабочего напряжения. Диэлектрические
секции (вставки) делают из фарфора или стекла.
Фарфоровые вставки изготовляют методом прессования с по-
следующим высокотемпературным обжигом. После обжига произ-
водят шлифовку торцовых поверхностей для получения нужной вы-
соты и обеспечения вакуумно-плотного соединения вставки с про-
межуточным электродом. Размеры по диаметру имеют свободный
допуск, поэтому цилиндрические поверхности обычно не обрабаты-
ваются. Высота фарфорового цилиндра зависит от разности потен-
циалов между соседними промежуточными электродами и лежит в
пределах от 10 до 50—60 мм. Минимальная толщина стенки ци-
линдра — 10 мм. В длинных трубках для обеспечения достаточной
механической прочности используют более толстостенные вставки.
Внешний диаметр диэлектрических вставок 100 мм и более.
53
Промежуточные электроды изготовляют из алюминия, меди,
нержавеющей стали и титана. Алюминий и медь легче поддаются
обработке, им можно придать любую форму, но они менее стойки
к воздействию случайных пробоев. Электроды из нержавеющей ста-
ли и титана мало повреждаются при пробоях, но трудны в изготов-
лении. Толщина промежуточного электрода лежит в пределах
1—3 мм. Длительное время электроды делали с большим диамет-
ром центрального отверстия — порядка 100—200 мм, они имели ко-
ническую форму. Необходимость в таком большом отверстии дик-
товалась условиями откачки трубки. Однако в последние годы бы-
ло показано, что уменьшение диаметра до 25—50 мм позволяет
повысить электрическую прочность трубки. При таких малых отвер-
стиях нет необходимости применять конические электроды, так как
поверхности фарфоровых вставок хорошо экранированы от пучка.
В этом случае можно применять промежуточные электроды в виде
плоских дисков, а для обеспечения условий откачки на периферии
дисков делать ряд отверстий. Поверхность электродов после меха-
нической обработки очищают ультразвуковым методом и химиче-
ски полируют.
Промежуточные электроды и фарфоровые, кольца должны иметь
вакуумно-плотное соединение, для чего их склеивают специальны-
ми цементами или клеем. Наиболее часто применяют поливинил-
ацетатный клей (ПВА), поскольку он дает малое газоотделение.
Этот клей растворяется в ацетоне, поэтому при необходимости не-
которые секции трубки могут быть заменены без повреждения
остальных.
На концах трубки устанавливают фланцы, с помощью которых
к ней с одной стороны подсоединяется источник заряженных час-
тиц, с другой — устройство вывода пучка или мишень.
Чтобы при работе ускоряющей трубки в ней не возникал газо-
вый разряд и не происходило рассеяние пучка на молекулах оста-
точного газа, остаточное давление должно быть достаточно низким
(не более 1(№ Па). Поддерживать стабильное низкое давление в
трубке сложно, так как происходит непрерывное газовыделение из
элементов трубки, а также натекание газа из ионного источника
при работе в режиме ускорения ионов. Поэтому трубка работает
при непрерывной откачке, которая ведется высокопроизводитель-
ными вакуумными насосами. В последнее время для откачки
трубок стали применять магниторазрядные насосы типа НОРД,
которые обеспечивают малое остаточное давление тяжелых угле-
водородов и способствуют повышению электрической прочности.
Стеклянные трубки для ускорения электронов часто выполняют от-
паянными.
Электрическая прочность ускоряющей трубки определяется
пробоями вдоль внешней и внутренней поверхностей фарфоровых
вставок. Условия возникновения пробоя снаружи и внутри различ-
ные.
Наружный электрический пробой зависит от электрической
прочности воздуха, его влажности, давления и состояния поверхно-
54
Рис. 2.1. Зависимость элект-
рической прочности смесей
углекислоты п элегаза от
давления:
1—СО2: 2 — CO.-iO,5%SI\;
.4 СО,+4»-., SK
стя диэлектрика. С учетом необходимого запаса средняя напряжен-
ность электрического поля в этом случае составляет 3—5 кВ/см.
Для повышения электрической прочности наружных частей
трубки ее можно поместить в бак, заполненный сжатым газом.
Газ, используемый в качестве изоляции, должен обладать высокой
электрической прочностью при нормальном давлении, быть хими-
чески инертным, доступным и дешевым. Обычно в качестве изоли-
рующей среды применяют азот N2, углекислоту СОг и их смеси.
При увеличении давления электрическая
слабо неоднородном электрическом поле
вначале растет прямо пропорционально
давлению, а начиная с 10—12 атм рост
замедляется. Поэтому давление газа в ба-
ке, куда помещают ускоряющую трубку,
как правило, не превышает 15—20 атм.
Значительного увеличения электриче-
ской прочности можно добиться, если к
азоту или углекислоте добавить неболь-
шое количество электроотрицательного
газа. Таким газом является газ фреон
CCI2F2 и шестифтористая сера SF6 — так
называемый элегаз. Зависимость электри-
ческой прочности углекислоты от количе-
ства добавленного к ней элегаза показа-
на на рис. 2.1. Из рисунка видно, что при
давлении 8 атм углекислота в смеси с 4%
SFs (<?) более чем в 1,5 раза прочнее
СО2 (/). Обычно давление газа подбира-
ют так, чтобы электрическая прочность
трубок по наружной поверхности состав-
ляла 30—35 кВ/см.
В некоторых ускорителях для увеличения наружной электриче-
ской прочности трубок используют трансформаторное масло. При
этом упрощается конструкция бака, поскольку он нс находится под
высоким давлением, отпадает надобность применять компрессор-
ные установки. Все это снижает стоимость ускорителя, что и явля-
ется важным при использовании его для производственных
целей.
Наиболее сложно обеспечить достаточно высокую электриче-
скую прочность вдоль внутренней поверхности диэлектрической
вставки. Эта поверхность находится в вакууме, в непосредственной
близости от высокоэнергетического пучка заряженных частиц.
При случайном попадании на нее заряженной частицы образуется
большое число вторичных частиц, которые, передвигаясь по поверх-
ности изолятора, могут вызвать пробой. Кроме того, пробой внутри
трубки может возникнуть в результате эмиссии частиц с граней и
микроострий изолятора и прилегающих к нему электродов. Имеют-
ся и другие факторы, снижающие электрическую прочность трубки:
дефекты в материале изоляторов, локальное ухудшение вакуума,
55
некачественное соединение диэлектрических вставок с промежуточ-
ными электродами, отклонения от правил вакуумной гигиены при
изготовлении трубки. Все это в совокупности ограничивает вакуум-
ную электрическую прочность трубки значением 10 кВ/см.
Ускоряющая трубка с наклонными полями
Ван-де-Грааф, проводя исследования вакуумной электрической
прочности ускоряющих трубок, установил, что ее можно повысить,
Рис. 2.2. Расположение электродов в трубке с наклонными
полями
если обеспечить условия, при которых образующиеся в результате
прохождения ускоряемого пучка вторичные частицы приобретают
энергию не более ~350 кэВ. Была предложена конструкция уско-
ряющей трубки с электростатическим улавливанием вторичных час-
тиц, в канале которой электроды создают участки наклонных отно-
сительно оси трубки полей.
В такой трубке (рис. 2.2) на чередующихся участках плоскости
электродов наклонены относительно оси вправо и влево. В месте
перехода устанавливают электрод, плоскость которого перпендику-
лярна оси трубки. В результате электрическое поле на оси имеет
как продольную Ех, так и поперечную Еу составляющие. Отверстие
для прохождения пучка имеет элипсопдальную форму. Поперечный
размер отверстия d влияет на условия прохождения ускоряемого
пучка и вторичных частиц. Продольный размер h выбирают доста-
точно большим для обеспечения необходимой скорости откачки.
Механизм улавливания вторичных частиц в трубке с наклонны-
ми полями заключается в следующем. Вторичные частицы, образо-
вавшиеся в осевом канале трубки, имеют малую начальную энер-
гию, поэтому они двигаются вдоль силовых линий, сильно отклоня-
ются от осн и, приобретя незначительную энергию, неизбежно по-
падают на электроды. Заряженные частицы в ускоряемом пучке
имеют высокую энергию, поэтому они отклоняются от оси на малый
угол и при определенном соотношении между углом наклона элект-
рического поля и к оси, размером отверстия d, а также длиной уча-
стка трубки с одинаковым наклоном электродов I могут беспрепят-
ственно проходить вдоль всей трубки.
Рассчитаем геометрию такой трубки. Примем следующие допу-
щения: ускоряемые частицы на входе первого участка с наклонны-
56
ми электродами имеют начальную скорость v0, направленную вдоль
оси; вторичные частпиы имеют нулевую начальную энергию; угол
наклона а вектора напряженности электрического поля в зоне пе-
рехода от участка с одним наклоном к участку с другим наклоном
электродов меняется скачком.
При этих допущениях, как следует из рис. 2 2, наибольший путь
пройдет вторичная частица, образовавшаяся в начале участка с
одним наклоном электродов (точка Д). Нетрудно видеть, что
/ = d/tga, причем
Рис. 2.3. Схема трубки с наклонными полями
С другой стороны, при прохождении этого пути энергия, приоб-
ретаемая частицей, не должна превышать выбранного значения
AlVmax, следовательно,
/т1п = МГтах/(2±').
где z — кратность заряда частицы.
Рассмотрим теперь характер движения частиц ускоряемого пуч-
ка Проведенные исследования показали, что для обеспечения ус-
ловий беспрепятственного прохождения пучка наиболее подходя-
щей является трубка, у которой время пролета Т частицей участ-
ков с различным наклоном электродов постоянно. Естественно, что
при этом длина отдельных участков трубки от ее начала к концу
должна увеличиваться (рис. 2.3).-*
Скорость и отклонение у ускоряемой частицы в поперечном
направлении под действием составляющей электрического поля
Е,_ =Е sin и будет определяться уравнениями
= A (2.D
где vy0 — начальная скорость частицы; a=ezE sin a/m — ускорение;
Уч—-начальная координата частипы.
При движении частицы вдоль трубки направление скорости иу
и ускорения а изменяются. Очевидно, при этом скорость vy не долж-
на иметь постоянной составляющей (в противном случае смешение
частицы в поперечном направлении по мере продвижения вдоль
трубки будет увеличиваться и пучок попадает на электроды). Это
условие может быть выполнено, если время пролета частицей пер-
вого участка наклонного расположения электродов будет Tf2. Tor-
fl^ из уравнений (2.1) в конце первого участка трубки получим
г!.: = аТ72; у\=аТ213, поскольку в соответствии с принятыми допу-
щениями v?/o=O; г/о=О. Значения vvl и у\ будут определять началь-
ные условия при движении частицы во втором участке трубки, где
57
ускорение а будет отрицательным, поскольку изменится угол —а
наклона электрического поля. Закон изменения скорости vy2 и от-
клонения у2 на втором участке трубки описывается уравнениями
c-v2=(a772)-(z/; !/2=(<7 72/8) + («П/2)+(а/2 2).
Приняв t—T, определим скорость vy2(T) и отклонение у2(Т) в
конце второго участка:
vy2(T)=-aTl2- у2(7')=«Р/8.
Рис. 2.4. Зависимость поперечной составляющей скорости vv и
отклонения у частицы от времени
Максимальное отклонение частицы от оси угаах определится из
условия dy2fdt = 0, которое имеет место при
//таХ=«7’2'4. (2.2)
Используя такой метод, можно определить закон изменения по-
перечной скорости vv и отклонения частицы у при движении ее вдоль
трубки, который в виде графиков представлен на рис. 2.4. Из него
следует, что скорость vy достигает максимального значения на кон-
цах участков с одинаковым наклоном электродов и действительно
не имеет постоянной составляющей. Максимальное отклонение
пучка, определяемое формулой (2.2), наблюдается при прохожде-
нии четных участков трубки.
Если задано допустимое отклонение //max, то из формулы (2.2)
можно рассчитать время пролета
Г—2| mymaJ(ezEsin а) = 2| у,11ах/«.
Для определения длины отдельных участков с наклонным рас-
положением электродов рассмотрим движение частицы вдоль оси
трубки, которое также будет происходить при постоянном ускоре-
ezE cos <t ,, , ,
нин ал=--------. Скорость этого движения = а скорость
m
частицы в конце каждого участка трубки
Д-«17,2; t>2 = Di + <7i7’; ...; f„=41_1 + Т,
где Уо — скорость частицы на входе первого наклонного участка;
у2, ..., vn— скорость частицы в конце соответствующего участ-
58
ка. Комбинируя эти формулы, можно исключить из них ускорение
а , выразив скорость в конце последующего участка через скорости
в конце предыдущих участков
«2=3®! —2®0; —г>„_2,
где я=3, 4, 5... .
Так как кинетическая энергия W=mv2/2, то
Г^=3|'^-2|Х; •••;
При постоянной напряженности электрического поля Ех вдоль
трубки энергия W, приобретаемая частицей при прохождении уча-
стка, пропорциональна его длине I. Поэтому
Здесь /о — длина начального участка трубки, где электроды не
наклонены и пучок предварительно ускоряется до энергии Wo; Zb
l2, ..., ln — длины соответствующих участков с наклонным располо-
жением электродов. Полученные формулы позволяют рассчитать
геометрию ускоряющей трубки с наклонными полями на заданную
энергию.
В трубкё"с наклонными полями основная масса вторичных час-
тиц улавливается электродами прежде, чем они приобретут энер-
гию, достаточную для того, чтобы вызвать пробой. Это позволяет
увеличить среднюю напряженность электрического поля вдоль оси
трубки до 20—25 кВ/см.
Задача. Рассчитать геометрию ускоряющей трубки с наклонными полями на
энергию протонов 4 МэВ при средней напряженности поля Е=20 кВ/см, угле на-
клона электродов а = 8° и предварительной энергии ft7c= 100 кэВ.
Решение. Определяем общую длину трубки:
/общ = ^/(г£)=4-10б/(1.2-10е)=2 ы.
Вычисляем длину участка предварительного ускорения:
Z0 = l70/£ = 100-103/(2.10'7= 0,05 м.
Находим минимальную длину секции с наклонным расположением электродов
Zmin = bX/ГЦгЕ) =350-103/(1.2-106) = 0,18 м.
Длина первой секции с наклонным расположением электродов должна быть
равна половине вычисленного значения:
h = Zmin/2 =0,09 м.
Определяем длину последующих секций:
> /0 + /1 + /2 -ЗКйГ+Л -2J То; Z2=0,32 м.
59
Рис. 2.5. Зависимость ко-
эффициента прохожде-
ния электронов от тол-
щины титановой фольги
к Iq + Л + К + Z3 — 21 /ц + /] + 1у — I Iq+ /1; Z3 = 0,5 м;
/0,05 + 0,09 + 0,32 + 0,5 + Z4 = 2/0,05 + 0,09 + 0,32 + 0“Д —
— /0,05 + 0,09 + 0,32 ; 14 = 0,68 м.
Поскольку общая длина трубки /общ=2 м, то пятая секция должна иметь
длину /5—/06Щ—/о—h—/2—4—/4=0,36 м.
Определяем поперечный размер отверстия в электродах:
= Zmintga = 0,18-tg8° =0,025 м.
Ускоренные в трубке заряженные частицы можно использовать
для дальнейшего ускорения в циклических ускорителях. Поскольку
в камере циклического ускорителя также
поддерживается низкое давление, то
трубку с помощью фланца присоединяют
к отверстию в камере.
В ряде случаев необходимо вывести
ускоренные частицы в атмосферу. При
этом возникает проблема создания ваку-
умно-плотного выпускного окна, которое
обеспечивало бы высокую эффективность
вывода пучка п выдерживало бы атмо-
сферное давление. Для окон используют
металлические фольги. При этом эффек-
тивность вывода пучка, т. е. отношение
числа выведенных частиц к полному чис-
лу ускоренных частиц, зависит от мате-
риала и толщины фольги. Наиболее часто
в качестве материала для окон использу-
ют титан. На рис. 2.5 приведена зависи-
мость коэффициента прохождения Тар от отношения толщины фоль-
ги z к пробегу R0(W) электронов в титане. Для удобства пользова-
ния этой зависимостью приведем значения пробега электронов раз-
ной энергии в титане с плотностью р = 4,5 г/см3.
При W, равных 100; 200; 300; 400; 500; 1000 кэВ, /?0 соответ т-
венно имеет значения: 2,1 10-2; 6,5-10~2; 1,2 -10-1; 1,8-10-1; 2,5-10-1;
6,0-10-1 г/см2.
Толщина фольги обычно равна 30—50 мкм. Даже при высокой
эффективности вывода пучка в фольге происхотит частичное погло-
щение энергии электронов и она нагревается, поэтому, если пучок
постоянно попадает в одно место, то может произойти проплавле-
ние. Во избежание этого в ускорителях, предназначенных для тех-
нологических целей, применяют развертку в двух взаимно перпен-
дикулярных направлениях (сканирование), что позволяет умень-
шить удельную тепловую нагрузку и повысить мощность пучка.
Кроме того, при сканировании можно облучать объекты, имеющие
большую ширину.
Размеры окна достигают 1500X100 мм. Для обеспечения меха-
нической прочности окон их делают выпуклыми и применяют спе-
циальные поддерживающие решетки. В процессе работы фольга с
наружной поверхности обдувается воздухом для охлаждения.
60
Ускоряющие трубки и коммутаторы
импульсных ускорителей
Существуют два типа импульсных ускоряющих трубок: трубки, в
которых механизм образования заряженных частиц пе зависит от
ускоряющего напряжения, и трубки, в которых заряженные частицы
не только ускоряются, по и возникают под действием импульсного
напряжения или сильного высокочастотного поля.
В трубках первого типа в качестве источника заряженных час-
тиц используют либо термокатод, либо ионный источник. По своей
конструкции такие трубки мало отличаются от работающих в не-
прерывном режиме. Они также имеют ряд промежуточных элект-
родов и вопросы повышения их электрической прочности решаются
традиционными методами.
Отличительной особенностью импульсных трубок второго типа
является диодная конструкция.
Источником заряженных частиц (электронов) в них является
ненакаливаемый катод, обычно работающий в режиме взрывной
эмиссии, поэтому у поверхности катода должно быть создано боль-
шое электрическое поле. Для этого анод располагают на неболь-
шом расстоянии от катода. Анод трубки либо имеет отверстие, че-
рез которое ускоренный пучок проходит в пространство дрейфа,
либо выполняется из фольги, сквозь которую пучок выходит за
пределы диодного промежутка.
Трубки с взрывным катодом работают в режиме коротких им-
пульсов ускоряющего напряжения и с большой крутизной нарастания
тока. Поэтому они должны иметь малую собственную индуктив-
ность, а* следовательно, и небольшую длину. Это повышает требо-
вания к электрической прочности междуэлектродной изоляции. Изо-
лятор трубки имеет цилиндрическую форму и образует вакуумную
камеру диода. Для увеличения электрической прочности его дела-
ют секционированным: между диэлектрическими вставками (фар-
фор, плексиглас) размещают металлические диски с центральным
отверстием. Электрическую прочность внешней поверхности трубки
увеличивают, помещая ее в жидкий диэлектрик или, гораздо реже,
в сжатый газ.
Поверхностный пробой диэлектрика в' вакууме при воздействии
наносекундных импульсов напряжения имеет ряд особенностей.
Во-первых, поверхностная электрическая прочность при импульс-
ном воздействии возрастает в 1,5—2 раза по сравнению с прочно-
стью при воздействии постоянного напряжения. Во-вторых, электри-
ческая прочность в таких условиях увеличивается, если силовые
линии поля ориентированы под углом 45° к поверхности диэлектри-
ка. Так, для фарфорового изолятора цилиндрической формы про-
бой наступает при Д^-бО кВ/см, а если внутренняя поверхность
диэлектрика находится под углом 45° к направлению электрическо-
го поля, то 170 кВ/см. На рис. 2.6 представлена схема конст-
рукции импульсной ускоряющей трубки. Диодный промежуток в
ней образован острием катода 4 и анодом 5. Катод закреплен на
специальном штоке <3, с помошью которого можно менять расстоя-
61
Рис. 2.6. Схема импульсной ус-
коряющей трубки
пне катод — анод. Анодом служит металлическая фольга толщиной
30—50 мкм. Вакуумный секционированный изолятор имеет диэлек-
трические вставки 1, внутренняя поверхность которых скошена под
углом 45 °к осн трубки, и промежуточные металлические кольца 2.
Отдельные секции трубки либо склеивают, либо сжимают изоля-
ционными стержнями. Вакуум в трубке поддерживают непрерыв-
ной откачкой.
Работа ускоряющих трубок в импульсных ускорителях невоз-
можна без применения коммутаторов и обострителей.
С помощью коммутатора ускоряющую
трубку подключают к накопителю
энергии. Основными требованиями, ко-
торым должен удовлетворять коммута-
тор, являются: большой коммутируе-
мый ток (до сотен килоампер); малое
время включения и минимальный раз-
брос этого времени; большое напряже-
ние (до мегавольт), выдерживаемое в
непроводящем состоянии.
В качестве коммутаторов использу-
ют искровые (работающие в атмосфе-
ре сжатого газа), жидкостные и твер-
дотельные разрядники. Они делятся на
неуправляемые и управляемые.
Неуправляемый коммутатор имеет
два электрода. Срабатывание его про-
исходит, когда напряжение на элект-
родах превысит статическое пробивное напряжение. Время сраба-
тывания таких коммутаторов уменьшается с увеличением перена-
пряжения.
Простейший управляемый разрядник имеет три электрода, об-
разующих два промежутка. К двум основным электродам прикла-
щвают напряжение, которое недостаточно для пробоя. Срабатыва-
ние разрядника происходит при подаче на третий, управляющий,1
электрод запускающего импульса. Для уменьшения времени сраба-
тывания и его разброса от импульса к импульсу следует увеличить
амплитуду и крутизну запускающего импульса. Время срабатывания
разрядников, работающих в атмосфере сжатого газа, уменьшается
при увеличении давления.
Коммутируемый ток также оказывает влияние на время сраба-
тывания. Установлено, что в одноискровом коммутаторе время
коммутации th в секундах может быть определено из эмпирическо-
го соотношения Д=10-13/, где / — коммутируемый ток в А. Отсю-
да следует, что для коммутации токов свыше 104 А за время менее
10 9 с необходимо использовать многоканальные разрядники. Для
увеличения рабочего напряжения при сохранении малого времени
коммутации применяют разрядники с большим числом последова-
тельно включенных искровых промежутков.
62
Обостритель в импульсных ускорителях необходим для умень-
шения длительности фронта импульса. В простейшем виде он пред-
ставляет собой двухэлектродную систему с газовым промежутком.
Если это устройство включить последовательно с ускоряющей
трубкой, то напряжение к последней будет прикладываться после
пробоя обострителя. В свою очередь обостритель сработает только
тогда, когда напряжение достигнет значения, при котором произой-
дет пробой. Если время срабатывания обострителя меньше времени
нарастания входного напряжения, необходимого для пробоя, то
произойдет укорочение фронта импульса напряжения, приклады-
ваемого к ускоряющей трубке. Применение обострителей, работаю-
щих в воздухе при атмосферном давлении, позволяет сократить
длительность фронта импульса в 3—5 раз.
§ 2.2. Электростатический ускоритель
Электростатический ускоритель (ЭСУ) относится к классу высоко-
вольтных ускорителей. Основными проблемами, которые приходится
решать прп построении ЭСУ, являются: создание значительной ус-
коряющей разности потенциалов; получение высокой электрической
прочности конструкции при минимальных габаритах; обеспечение
стабильности параметров ускоренного пучка заряженных частиц и
простота управления ускорителем.
Z Принцип действия
Первый электростатический ускоритель (на энергию 80 кэВ) был
построен в 1929 г. Ван-де-Граафом. Высокое напряжение в нем по-
лучают, подводя заряд к проводящему электроду.
Известно, что потенциал U изолированного электрода зависит
от сообщенного ему заряда Q: U=Q/C, где С — емкость электрода.
Из формулы следует, что потенциал электрода тем выше, чем вы-
ше его заряд.
Если такой электрод, заряженный до высокого потенциала, ис-
пользовать как ускоряющий, то при движении частиц часть его за-
ряда будет уходить и потенциал будет падать. Для поддержания
потенциала постоянным необходимо все время восполнять убыль
заряда.
В конструкцию электростатического ускорителя (рис. 2.7) вхо-
дят следующие основные элементы: высоковольтный электрод—-
кондуктор 1; опорная колонна 4, поддерживающая и надежно изо-
лирующая кондуктор; транспортер зарядов 5, обеспечивающий
механический перепое зарядов к кондуктору; ускоряющая трубка
8, в которой происходит ускорение заряженных частиц.
Форма кондуктора имеет определяющее значение для достиже-
ния максимального потенциала при работе ускорителя в открытом
помещении. Поскольку в этом случае высоковольтный электрод ок-
ружен воздухом при атмосферном давлении, допустимая напря-
63
6 7
Рис. 2.7. Схема электроста-
тического ускорителя
женность электрического поля не должна превышать значения
при котором происходит пробой воздушного промежутка. Для
воздуха — 3-106 В/м.
Как известно, напряженность поля на поверхности заряженного
проводящего тела в обшем случае различна и зависит от кривизны
поверхности. Чем меньше радиус кривизны, тем больше напряжен-
ность поля. В связи с этим оптимальной является сферическая
форма электрода, так как она обеспечивает равномерное распреде-
ление заряда и одинаковую напряженность электрического поля по
всей поверхности. Напряженность в этом
случае определяется соотношением Е=
— U/Ro, где U — потенциал, В; Ro— ра-
диус шара, м.
Учитывая, что максимальная напря-
женность поля не должна превышать Env,
. получаем соотношение, позволяющее рас-
считать предельный потенциал: £Пред=
= £‘Пр/?о. Как видно, потенциал электрода,
а следовательно, и максимально дости-
жимая ускоряющая разность потенциалов
ЭСУ пропорциональна радиусу сферы.
Практически достижимая разность потен-
циалов существенно меньше теоретиче-
ского значения (7пред из-за неоднородно-
стей поверхности электрода, краевых эф-
фектов, обусловленных наличием в сфе-
ре отверстий, и влияния окружающих
предметов.
В электростатических ускорителях за-
ряд кондуктору сообщается с помощью
бесконечной движущейся ленты (транспортера), которая натянута
на двух валиках Один валик 7 находится обычно у основания
опорной колонны и приводится во вращение от электромотора. Вто-
рой (опорный) валик 2 расположен внутри кондуктора. Материал
лепты должен иметь значительную механическую прочность, высо-
кие поверхностное и объемное сопротивления и большую электри-
ческую прочность. Обычно ленту изготовляют из прорезиненной
ткани толщиной 1,5—2 мм. У нижнего валика в непосредственной
близости от ленты находится гребенчатый электрод 6, размер кото-
рого равен ширине ленты. Он соединен с полюсом источника посто-
янного напряжения L/p Значение выбирают таким, чтобы между
электродом и движущейся лентой возникал коронный разряд. При
этом с гребенчатого электрода па ленту будет осаждаться заряд
с поверхностной плотностью о. Поскольку высоковольтный элек-
род имеет заряд того же знака, что и заряженный, участок ленты,
при движении ленты будет затрачиваться работа на преодоление
сил электрического поля, которая переходит в энергию это-
го поля.
64
Когда заряженный участок ленты переместится внутрь кондук-
тора, происходит снятие заряда с ленты. Разрядка заряженного
участка ленты осуществляется также гребенчатым электродом 3,
расположенным вблизи движущейся ленты и соединенным электри-
чески с внутренней поверхностью кондуктора. Так как заряд элект-
рода распределяется по его внешней поверхности, внутри кондукто-
ра напряженность электрического поля равна нулю. У поверхности
лепты (если рассматривать ее как заряженную плоскость) напря-
женность поля отлична от нуля и связана с плотностью заряда со-
отношением
Е=о/(2е0ег),
где ео= (1/36л) -10 8 — электрическая постоянная, Ф/м; ег — отно-
сительная электрическая проницаемость; а — выражена в Кл/м2.
В результате между зубцами гребенчатого электрода и лентой
образуется разность потенциалов, достаточная для возникновения
коронного разряда, благодаря которому заряд с ленты частично
уходит на кондуктор.
Участок, с которого снят заряд, затем перемещается вниз, дохо-
дит до нижнего электрода, вновь заряжается, и цикл повторяется.
Зарядный ток электростатического ускорителя
I = kQIM~bm,
где AQ — заряд, переносимый лентой за один цикл; At — длитель-
ность цпцла; b и v— соответственно ширина и скорость движения
ленты.
Поскольку желательно получить возможно больший ток, необ-
ходимо увеличивать ширину b ленты, скорость ее движения v и по-
верхностную плотность заряда о.
Поверхностная плотность заряда ленты ограничена максималь-
но допустимой напряженностью электрического поля, которая при
работе ускорителя в воздухе, как указывалось, не должна превы-
шать Еир=3-106 В/м. Таким образом, максимальная поверхностная
плотность заряда на ленте в воздухе (ег=1) при атмосферном дав-
лении составляет (Т=2еоЕпр-
Ширина ленты и скорость ее движения ограничены прочностью
материала, из которого она изготовлена, а также размерами уско-
рителя. Обычно скорость движения ленты составляет 20—40 м/с.
Максимальный зарядный ток может быть увеличен почти вдвое,
если на нисходящий участок транспортера наносить заряд противо-
положного знака. Для этого внутри кондуктора размещают источ-
ник постоянного напряжения и гребенчатый электрод, с помощью
которого и наносится заряд.
ЭСУ под давлением
Открытые электростатические ускорители, работающие на воздухе
при атмосферном давлении, имеют очень большие размеры. Наибо-
лее мощным ускорителем этого типа был генератор, который имел
3-1658 65
почти сферический кондуктор радиуса 5 м и опорную колонну вы-
сотой 10 м. Для такого кондуктора предельный расчетный потен-
циал <7пред=£,цр/?о= 15 МВ. Однако достигнутое максимальное на-
пряжение составляло лишь 3—4 МВ, поскольку при более высоком
L) возникали разряды на стены и потолок зала, в котором разме-
щался генератор.
Переход от громоздких установок к более компактным и надеж-
ным современным машинам стал возможен при использовании для
изоляции вместо воздуха газа под высоким давлением. В разработ-
ку таких ускорителей существенный вклад внесли советские уче-
ные А. К- Вальтер, Б. М. Гохберг и др.
Конструкция электростатического ускорителя под давлением со-
держит те же элементы, что и открытый ЭСУ. Отличие заключает-
ся лишь в том, что ускоритель полностью помещен в герметизиро-
ванный стальной бак, заполняемый газом под высоким давлением.
Опорную колонну и ускоряющую трубку делают секционированны-
ми (так же, как и в ЭСУ открытого типа). Все это способствует
увеличению электрической прочности конструкции и позволяет по-
лучать большое рабочее напряжение при сравнительно малых раз-
мерах установки.
В ЭСУ под давлением кондуктор обычно имеет форму цилиндра
с закругленными в виде полусфер концами. Такая форма обусловле-
на тем, что бак ускорителя выполняют в виде цилиндра, заканчи-
вающегося сверху полусферой. При этом кондуктор и бак образуют
коаксиальную систему.
Напряженность поля между коаксиально расположенными элек-
тродами цилиндрической формы
где Г2 и Г[ — радиусы внешнего и внутреннего электродов; U— раз-
ность потенциалов между ними.
Наибольшая напряженность поля имеет место на поверхности
внутреннего электрода. Она зависит от отношения г2/г\ и при за-
данной разности потенциалов и радиусе внешнего электрода мини-
мальна, когда Г2/Г1 = е=2,7. Таким образом, оптимальной будет
такая конструкция ускорителя, в которой отношение диаметров
кондуктора и бака равно 1 :2,7.
Напряженность поля на конце высоковольтного электрода, где
он имеет полусферическую форму,
Е2— Ur-
ri (г2 — И)
и при выполнении условия r2lri=2,l будет в 1,6 раза превышать
значение напряженности £j на цилиндрическом участке. Чтобы ре-
ализовать оптимальные условия на практике, зазор между сфери-
ческими поверхностями высоковольтного электрода и бака увели-
чивают.
66
Длина опорной колонны в ЭСУ под давлением обычно гораздо
больше той, которая достаточна для того, чтобы колонна была
электрически прочной. Это связано с тем, что обеспечить поверх-
ностную электрическую прочность транспортера зарядов и ускоря-
ющей' трубки сложнее, чем колонны, поэтому приходится увеличи-
вать их длину. Опорную колонну и трубку делают секционирован-
ными с одинаковой высотой секции.
Секционирование опорной колонны производят с помощью гра-
диентных решеток, которые создают одинаковый потенциал в пло-
скости поперечного сечения опорной колонны. Решетка представля-
ет собой плоский диск, изготовленный из алюминия или нержаве-
ющей стали с отверстиями для прохода трубки, транспортера заря-
дов и элементов управления ускорителем. Для того чтобы достичь
необходимой напряженности электрического поля, на поверхности
опорной колонны на внешнюю кромку градиентной решетки наде-
вают кольцо. Расстояние между градиентными решетками порядка
25—65 мм. Каждую решетку соединяют с одним из электродов ус-
коряющей трубки. Потенциал вдоль всей опорной колонны распре-
деляют с помощью делителя, элементы которого размещены между
градиентными решетками.
Роль электродов, выравнивающих поле вдоль транспортера за-
рядов, выполняют края отверстий в градиентных решетках, через
которые проходит лента. Чтобы края градиентных решеток не ка-
сались ленты и не происходила ее частичная разрядка, в несколь-
ких местах устанавливают стержни из изоляционного материала,
которые ограничивают поперечные отклонения ленты.
Применение в качестве изолирующей среды сжатого газа приво-
дит к ухудшению условий работы устройств зарядки и разрядки
движущейся ленты. Поэтому были созданы устройства с контакт-
ным способом зарядки и разрядки.
Такне устройства имеют транспортер в виде бус, состоящих из
металлических цилиндров, которые разделены диэлектрическими
прокладками. При движении металлические цилиндры соприкаса-
ются с электродом зарядного устройства, в результате чего им со-
общается заряд. Транспортер разряжается при контакте с разряд-
ным устройством, расположенным в полости кондуктора.
Внутри кондуктора на специальной плите монтируют источник
ионов; баллон, из которого газ подают в источник и генератор на-
пряжения для питания всего оборудования, находящегося под вы-
соким потенциалом. Генератор приводится во вращение от транс-
портера зарядов.
Между ускоряющей трубкой и ионным источником, ось которого
обычно наклонена к оси трубки, располагают специальные откло-
няющие пластины. На эти пластины подают постоянное напряже-
ние, в результате чего траектория частиц искривляется, и они не-
прерывно поступают в трубку.
При проведении некоторых ядерных исследований необходимо,
чтобы ЭСУ работал в импульсном режиме с длительностью импуль-
сов тока на мишени от единиц до сотен наносекунд. В этом случае
3* 67
на отклоняющие пластины подают импульсы напряжения такой
длительности, что пучок попадает в трубку лишь в течение требуе-
мых коротких промежутков времени. Управление источником ионов,
регулирование напряжения на вытягивающем и фокусирующем
электродах и отклоняющих пластинах осуществляется либо свето-
вой системой телеуправления, либо с помощью капроновых нитей
или изоляционных стержней.
Технические характеристики ЭСУ
Для получения моноэнергетического пучка частиц в электростати-
ческом ускорителе необходимо поддерживать потенциал выс жо-
вольтного электрода постоянным. Нестабильность потенциала кон-
дуктора может быть связана с неравномерностью поверхностной
плотности заряда ленты, непостоянством ионного тока, механиче-
скими колебаниями колонны, приводящими к изменению емкости
электрода, и другими причинами. Если не приняты специальные
меры, то потенциал кондуктора может иметь пульсации в 1—5%.
Для стабилизации потенциала кондуктора в ЭСУ применяют си-
стемы с кор о ниру ющим триодом или с использованием спе-
циального электрода, называемого лайнером.
Принцип действия системы стабилизации с коронируюшим три-
одом основан на изменении степени утечки зарядов с кондуктора.
Основным элементом такой системы является игольчатый электрод,
устанавливаемый на котле ускорителя и выступающий на 0,5—
1 мм над его внутренней поверхностью. Электрод изолирован от-
носительно корпуса и на него подают постоянное напряжение 10—
12 кВ. При таком напряжении у электрода образуется коронный
заряд. В результате между коронируюшим игольчатым электродом
и кондуктором протекает ток утечки, который регулируют системой
управления, изменяя напряжение между игольчатым электродом
и баком ускорителя. Такая система обеспечивает стабилизацию
потенциала кондуктора с высокой точностью (нестабильность
±0,01%).
Принцип действия системы стабилизации потенциала с исполь-
зованием лайнера ЭСУ состоит в следующем. На лайнер—пло-
ский электрод, устанавливаемый с помощью изоляторов на расстоя-
нии нескольких сантиметров от внутренней поверхности бака,—
подают напряжение в несколько десятков киловольт. Специальная
система управления изменяет потенциал лайнера при колебаниях
потенциала кондуктора. При этом на кондукторе индуцируется за-
ряд, который и компенсирует колебания его потенциала. Система
стабилизации с лайнером пригодна только для компенсации быст-
рых изменений напряжения кондуктора.
Электростатические ускорители являются одними из самых рас-
пространенных и наиболее исследованных высоковольтных ускори-
телей. В настоящее время во всем мире работает свыше трехсот
ЭСУ. Они нашли широкое применение при проведении ядерных ис-
следований.
68
В непрерывном режиме ЭСУ под давлением обеспечивает ток
пучка порядка 50 мкА. При импульсной работе ток пучка может
достигать 5 мА и более. Простота регулировки выходного напряже-
ния ионного тока и высокая стабильность параметров пучка ста-
вят такие ускорители в данном диапазоне энергий вне конкуренции.
Их используют в качестве вспомогательных агрегатов при наладке
и градуировке регистрирующей и измерительной аппаратуры в ла-
бораториях, где основным оборудованием являются ускорители,
рассчитанные на более высокие энергии.
Электростатические ускорители могут быть использованы для
получения тормозного излучения. В этом случае они обычно рабо-
тают с отпаянной секционированной трубкой, у заземленного конца
которой устанавливается тормозная мишень из тяжелых элемен-
тов. Во всех случаях ЭСУ имеют биологическую защиту для сниже-
ния радиации до безопасного уровня.
Задача. Определить основные геометрические размеры ЭСУ под давлением на
энергию 4 МэВ и зарядный ток 0,5 мА, если в качестве изоляции используют
смесь углекислоты с элегазом (4%) при давлении 10 атм, а допустимая напря-
женность поля вдоль опорной колонны £| = 100 кВ/см.
Решение. Определяем оптимальный радиус опорной колонны:
И =СЛ/Я1 = 4-106/(100-105) =0,4 м.
Тогда радиус бака г2 при оптимальных условиях
г2=2,7г1=2,7-0,4к 1,1 м.
Минимальная длина опорной колонны I определяется длиной ускоряющей
трубки. Как было показано в задаче, приведенной в § 2.1, длина трубки с на-
клонными полями на 4 МВ равна 2 м. Следовательно, /=2 м.
Определяем напряженность поля на поверхности полусферического кондук-
тора:
£2 =
Ur2 4-106-1,1
Г1(Г2 —О) 0,4-0,7
= 160 кВ/см.
При давлении 10 атм данная изолирующая смесь (см. рис. 2.1) обладает
электрической прочностью 375 кВ/см. Таким образом, Е2= 160 кВ/см, что суще-
ственно меньше допустимого значения.
Минимальная высота ускорителя
Общая высота бака
Л£ = I + ri = 2,4 м.
fi2 = I + Г2= 3,1 м.
Определим ширину ленты транспортера зарядов при скорости v=20 м/с
b = //(t'c) = 7/(2eo£if) = 14 см.
ЭСУ с перезарядкой
Энергия частиц на выходе электростатического ускорителя опреде-
ляется потенциалом кондуктора. Однако ее можно удвоить мето-
дом перезарядки ускоряемых ионов. Идея этого мето-
да состоит в следующем. Ионы (например, отрицательные) впуска-
ют в ускоряющую трубку с заземленного конца. Кондуктор при
этом заряжен положительно. Проходя по трубке до высоковольт-
69
кого электрода, частицы приобретают соответствующую энер/ию.
Внутри высоковольтного электрода ионы проходят через перераз-
рядную мишень—тонкую металлическую фольгу или камеру с га-
зом. В результате столкновения с нейтральными атомами отрица-
тельные ионы теряют два электрона и становятся положительными.
Далее они попадают во вторую трубку, которая составляет йродол-
жение первой, и ускоряются вторично. Таким образом, на выходе
ускорителя получают положительные ионы с удвоенной энергией.
Электростатический ускоритель под давлением, в котором с по-
мощью переразрядки частиц многократно может быть использова-
но одно и то же ускоряющее напряжение, называется перераз-
рядным ЭСУ. Обычно в одном ускорителе можно перезаряжать
частицы только один раз (отрицательные ионы на положительные).
При энергии положительных ионов свыше 1 МэВ количество полу-
ченных на выходе из перезарядной мишени отрицательных ионов
оказывается ничтожным. Персразрядка приводит к снижению ин-
тенсивности пучка, поэтому в таких ускорителях ток пучка состав-
ляет единицы микроампер.
В СССР создан и используется для ядерно-физических исследо-
ваний переразрядный ЭСУ типа ЭГП-10 на максимальную энергию
10,5 МэВ.
Вся высоковольтная часть этого ускорителя находится в ци-
линдрическом баке диаметром 3 м и высотой 11,5 м. Бак заполнен
сжатым газом под давлением 16 атм. Опорные колонны ускорителя
состоят из секций длиной 2,1 м каждая. Секции собраны на четы-
рех стойках, изготовленных из смеси эпоксидной смолы и кварце-
вой крошки. Внутри колонны расположены ускоряющая трубка,
делитель напряжения и лента транспортера зарядов. Каждая из
ускоряющих трубок состоит из двух секций длиной 2,1 м. Проме-
жуточные электроды наклонены к оси трубки для создания пере-
менно-наклонного поля. В качестве изоляторов применяют фарфо-
ровые кольца, внутренний диаметр которых 280 мм, а внешний
330 мм, высота — 37 мм.
Источник отрицательных ионов, дуоплазматрон, имеет катод в
виде никелевой сетки, покрытой оксидным слоем, и анод с отвер-
стием диаметром 0,5 мм. Анодный ток источника стабилизирован и
равен 2,5 А. Напряжение вытягивающего электрода 20 кВ. Ток
ионов па выходе источника составляет 20—30 мкА.
Из источника, размещенного на верхней крышке бака, пучок
частиц попадает в первую ускоряющую трубку. После ускорения в
пей через отверстие диаметром 10 мм он входит в переразрядную
мишень, представляющую собой трубку длиной 550 мм и диаметром
6 мм, через которую продувают углекислый газ. Газ поступает из
баллона через специальный натекатель. Расход газа 12 см3/ч, дав-
ление 1 Па. Откачка газа из переразрядной мишени осуществля-
ется в основном через нижнюю ускоряющую трубку.
Образовавшийся в результате переразрядки пучок положитель-
ных ионов ускоряется во второй трубке. Ток пучка на выходе уско-
рителя 3±0,5 мкА, диаметр пучка на мишени 1 см.
70
в рассмотренном перезарядном ЭСУ две ускоряющие трубки
расположены вертикально. Входной конец верхней трубки и выход-
ной конец нижней трубки заземлены. В средней части конструкции
расположен кондуктор.
Возможен и горизонтальный вариант перезарядного ЭСУ. Одна-
ко это усложняет конструкцию опорной колонны, так как она долж-
на противостоять изгибающим усилиям.
§ 2.3. Каскадный ускоритель
В каскадном ускорителе ускоряющее напряжение создают путем
последовательного (каскадного) соединения выпрямительных сек-
ций. Такой метод позволяет получать высокое (до нескольких мега-
вольт) напряжение при сравнительно небольшом напряжении каж-
дой выпрямительной секции. Связь между каскадами может быть
емкостной или индуктивной.
Каскадный генератор с емкостной связью
Основной частью каскадного ускорителя является каскадный гене-
ратор, представляющий собой высоковольтное устройство, в кото-
ром постоянное высокое напряжение создают с помощью схем ум-
ножения напряжения. Первый каскадный генератор (на напряже-
ние 800 кВ) был построен в 1932 г. Д. Кокрофтом и Э. Уолтоном.
Принцип действия каскадного генератора основан на свойстве
простого выпрямителя, работающего на емкостную нагрузку, со-
здавать между определенными точками напряжение, которое боль-
ше напряжения вторичной обмотки питающего трансформатора
(рис. 2.8). Сначала будем считать, что работает только схема, изо-
браженная на рисунке сплошными линиями (трансформатор Тр,
диод Д1, конденсатор CJ. На диоде Д\ действует пульсирующее
напряжение 1Мб = Пт(1 + зт2лД), так как когда диод открыт, кон-
денсатор заряжается до потенциала, равного максимальному зна-
чению напряжения Um на вторичной обмотке трансформатора.
В определенные моменты времени напряжение будет достигать зна-
чения Ua6 = 2Um.
Подключим к точкам а и б участок схемы, изображенный пунк-
тирными линиями (диод Д2 и конденсатор С2). Он представляет
собой однополупериодный выпрямитель, питаемый от источника
с напряжением иаб- При холостом ходе (Д = оо) конденсатор С2
заряжается до максимального значения напряжения uae=2Um. Та-
ким образом, напряжение на выходе схемы оказывается в два раза
больше амплитуды вторичного напряжения трансформатора, по-
этому ее часто называют схемой удвоения напряжения.
При подключении нагрузки R к конденсатору С2 за период пи-
тающего напряжения Т = \/f будет происходить чередование процес-
сов зарядки конденсатора, когда диод Д2 открыт, и разрядки через
нагрузочный резистор при запертом диоде Д2. В этом случае на-
71
пряжение на выходе схемы будет пульсирующим, а его максималь-
ное значение меньше 2Um-
На рис. 2.9 приведены диаграммы напряжений и токов, характери-
зующие работу схемы под нагрузкой. В интервале времени от /1Д0
диод Д2 заперт. При этом конденсатор С2 разряжается, ток через
нагрузку
if2=iC2=I,
где 10 — максимальное значение тока; i = RC2— постоянная време-
ни цепи.
Обычно т значительно
Рис. 2.8. Схема удвоения на-
пряжения
Рис. 2.9. Диаграммы напряже-
ний и токов в схеме удвоения
напряжения
больше времени разрядки (интервал вре-
мени от до /4), поэтому в расчетах
ток разрядки принимают постоянным
и равным 10. Когда нагрузкой каскад-
ного генератора является ускоряющая
трубка, это тем более справедливо, так
как значение тока в трубке не зависит
от приложенного напряжения. Напря-
жение на конденсаторе С2 при этом
уменьшается по линейному закону.
В момент времени потенциал точ-
ки б становится больше потенциала
точки в, диод Д2 открывается и через
него проходит ток зарядки конденсато-
ра С2 (интервал от tt до t5). Этот ток
протекает через вторичную обмотку
трансформатора и конденсатор (Д.
В результате напряжение на конденса-
торе С2 повышается, а на конденсато-
ре С[ — понижается. В интервале вре-
мени t2—ts, когда напряжение на вто-
ричной обмотке трансформатора ока-
зывается больше пС1, через диод Д|
проходит ток дозарядки конденсатора
С,, и напряжение на нем повышается.
Напряжение иав — ис2 на выходе схе-
мы будет изменяться по сложному за-
кону от максимального t/max до мини-
мального C/min Значения. При ЭТОМ t/щах
не будет равно 2t/m как при холостом
ходе. Такое изменение напряжения ха-
рактеризуется пульсацией бп=
= В щах t7mjn и внутренним падением
напряжения Ды схемы, которое равно
разности между теоретическим напря-
жением холостого хода и максималь-
ным напряжением при нагрузке Дгг=
=2Um—t/max. В стационарном режиме,
когда установится среднее за период
72
значение напряжения на конденсаторах схемы, заряд Д<2раз, теряе-
мый конденсатором С2 при разрядке, и заряд Дфзар, получаемый
им при прохождении зарядного тока, равны. Это позволяет выра-
зить заряд ДСзар через ток разрядки /0 следующим образом:
AQaap—AQpas (^4 ^1)'
Обычно зарядка конденсатора длится очень короткий промежу-
ток времени, поэтому можно положить Ц—1\-^^ ' Д * “? . г .7
Пульсация, обусловленная изменени-
ем напряжения на конденсаторе С2 при
его зарядке, будет определяться соот-
ношением AQ3a₽= C2f>u, откуда 6u=
=i0/(ic2).
Внутреннее падение напряжения
Ли обусловлено тем, что к моменту вре-
мени t\, когда заканчивается зарядка
конденсатора С2, напряжение на кон-
денсаторе С[ меньше Um, так как кон-
денсатор С] частично разряжается. Это
изменение напряжения и определяет
значение Дп.
Учитывая, что через оба конденса-
тора протекает одинаковое количество
электричества, &u=Ic/(fCi).
Среднее за период значение напря-
жения на выходе схемы
Z7C[I= 2Um — Azz — 3zz/2.
При одинаковых емкостях конден-
саторов Ci и С2 значения Д/z и &и будут
равны.
Как следует из полученных соотно-
шений, пульсация и внутреннее паде-
ние напряжения схемы тем меньше
чем больше частота питающего напряжения f и емкости конденса.
торов, а также чем меньше ток нагрузки 10.
Каскадная схема умножения напряжения состоит из трансфор-
матора Тр и двух цепей конденсаторов Q—Сп и С\—С'п, соеди-
ненных между собой диодами (рис. 2.10). К одной цепи конденса-
торов подключают нагрузку, в качестве которой может быть исполь-
зована ускоряющая трубка.
При холостом ходе (/? = оо) конденсаторы схемы заряжены. Са-
мая нижняя ячейка, состоящая из диодов Дп, Д'п, конденсаторов
Сп, С'п и вторичной обмотки трансформатора, представляет собой
рассмотренную выше схему удвоения напряжения. Поэтому кон-
денсатор Сп будет заряжен до напряжения 2Um, а конденсатор
с г — до Um.
f4—fl«T=l/f И AQ3ap = /o/f.
Рис. 2.10. Схема умножения на-
пряжения
78
Все конденсаторы, расположенные выше, также будут заряжены
до напряжения 2t7m и при числе каскадов п максимальное выход-
ное напряжение равно 2пСт.
При работе каскадной схемы на нагрузку конденсаторы будут
периодически разряжаться и заряжаться. В результате напряжение
на конденсаторах и выходное напряжение схемы не будут оставать-
ся постоянными. Появится пульсация би={7тах—Hmm и внутреннее
падение напряжения.
Пульсация определяется суммарным изменением напряжения на
конденсаторах Ci—Сп в момент их зарядки:
п
й = 1
Для определения (ш рассмотрим изменение напряжения на кон-
денсаторах, начиная с верхнего Q. При прохождении тока нагруз-
ки 10 заряд конденсатора Ci за период Т уменьшится на AQ = IQ/f.
Эта убыль заряда восполняется от конденсатора С/ через откры-
тый диод Д\ . Конденсатор CJ в свою очередь дозаряжается. Под-
зарядка происходит от конденсатора Сг только через диод Д\. По-
этому конденсатор Сг за период Т должен отдать заряд AQ в на-
грузку и такой же заряд AQ конденсатору С/. В свою очередь при
зарядке он получает 2AQ от конденсатора С% .
Рассуждая аналогичным образом, можно прийти к выводу, что
конденсатор Сп получит заряд nAQ от конденсатора С'п. Следова-
тельно, за период Т цепочка конденсаторов, к которой подключена
нагрузка, теряет свой заряд не только в результате того, что через
нагрузку протекает ток, но и из-за подзарядки конденсаторов
С'п-C'i.
Суммарное изменение напряжения на конденсаторах, опреде-
ляющее пульсацию,
^=-~- (1+^+3+-+»)-
Здесь и ниже принято для простоты, что
с„=с;=с;_1=...=с'1=...с1=с.
Можно показать, что минимальное падение напряжения на вы-
ходе схемы
/ о / 2 « . 1 о 5 \
^"=тНт'1+тп
Зная би и Дпт1п, среднее значение напряжения на выходе схемы
можно определить по формуле
Ucv=2nUm - AumIn - — = 2n.Uri (-|-«3+4-^2 —Т л 1-
ер m min 2 /С \ 3 2 6 )
Полное внутреннее падение напряжения
bU==2nUm-Ucp=-^ —1-л1
₽ /С \ 3 1 2 6 )
74
Приведенные формулы устанавливают связь между основными
параметрами каскадного генератора. Они получены для идеальной
схемы. В реальной схеме имеются паразитные емкости, шунтирую-
щие диоды и нагрузку. Во время работы такой схемы через пара-
зитные емкости протекают токи, приводящие к дополнительному
уменьшению выходного напряжения и увеличению Дц и б«.
Лучшие параметры имеет симметричная схема каскадного гене-
ратора, показанная на рис. 2.11. Она состоит из трансформатора,
вторичная обмотка которого имеет заземленную среднюю точку,
и трех цепочек конденсаторов, соединен-
ных между собой диодами. К средней це-
почке конденсаторов подключают нагруз-
ку.
При холостом ходе конденсаторы за-
ряжаются до напряжения 2Um (Um — ам-
плитуда напряжения, действующего меж-
ду средней точкой и любым из концов
вторичной обмотки трансформатора) и
только непосредственно подключенные ко
вторичной обмотке трансформатора кон-
денсаторы крайних цепочек заряжаются
до напряжения Um. В результате макси-
мальное выходное напряжение схемы
равно 2nUm, где п — число каскадов.
При работе схемы на нагрузку конден- Рис. 2.11. Симметричная схе-
саторы средней цепочки разряжаются то- ма каскадного генератора
ком, проходящим только через нагрузку.
Убыль заряда восполняется дважды за период от конденсаторов
крайних цепочек. Благодаря этому пульсация (ш и падение напря-
жения Д« оказываются существенно меньше, чем в простой схеме
каскадного генератора. Пульсации, обусловленные паразитными
емкостями, вообще отсутствуют.
Значение Ьи для симметричной схемы может быть найдено до-
статочно просто, поскольку средняя цепочка конденсаторов дейст-
вует на выходное напряжение как один конденсатор. Так как кон-
денсаторы этой цепочки за период T=l/f подзаряжаются дважды,
то заряд, теряемый ими при прохождении тока нагрузки Io, AQpa3=
=/о/ (2/).
С другой стороны, при зарядке конденсаторы получают заряд
AQsap. При одинаковых емкостях С конденсаторов средней цепочки
Дфзар = С(ш/п.
В установившемся режиме Д<2зар = ДФраз. Поэтому Ьи=10п/(2fC).
Из сравнения полученной формулы с аналогичным выражением
для простой схемы каскадного умножителя видно, что &и в симмет-
ричной схеме в (/г+1) раз меньше, чем в несимметричной.
Падение напряжения на выходе симметричной схемы при работе
на нагрузку
fC
75
Среднее значение выходного напряжения
ср=2nUm —~ п3 + — № 4- — /Л
₽ fC I 6 1 4 12 )
Особенности конструкции ускорителя
При конструировании ускорителей на основе каскадных умножи-
телей стремятся получить возможно большее среднее значение вы-
ходного напряжения UCp при минимальных значениях Падения на-
пряжения и пульсации. Повысить выходное напряжение можно
двумя способами: путем увеличения числа каскадов и и увеличения
амплитуды напряжения на вторичной обмотке трансформатора Um.
Как следует из полученных уравнений, Ли и би сильно зависят
от числа каскадов п. При малых значениях п напряжение Ucp рас-
тет почти прямо пропорционально числу каскадов. При п большем
некоторого значения из-за значительного внутреннего падения на-
пряжения этот рост замедляется. Оптимальное число каскадов мож-
но определить из условия dUCpldn=Q.
Тогда для несимметричной схемы каскадного ускорителя
-d— f 2nopt -ф nOpt-— 1 = 0.
/С \ 6 /
Пренебрегая вторым и третьим членами в скобках, получим
fси тц0.
Для симметричной схемы оптимальное число каскадов
novl=2V fCUmII0.
Видно, что при прочих равных условиях оптимальное число кас-
кадов симметричной схемы в два раза больше, чем несимметрич-
ной. Таким образом, по симметричной схеме может быть построен
каскадный ускоритель на более высокое напряжение.
Из полученных выражений следует, что для повышения напря-
жения каскадного генератора целесообразно увеличить частоту f
питающего напряжения и емкость С конденсаторов. Однако увели-
чить частоту можно лишь до определенного предела, так как при
больших значениях f начинает сказываться влияние паразитных
емкостей и затрудняется настройка схемы. Обычно значения f не
превышают нескольких килогерц.
Увеличение емкости конденсаторов хотя и желательно с точки
щения повышения напряжения и уменьшения значений би и Ди,
по не всегда возможно: высоковольтный конденсатор большой ем-
кости имеет значительные размеры и сложен в изготовлении.
Особые требования предъявляются к диодам, работающим
в каскадных ускорителях. Они должны иметь малое внутреннее
сопротивление в открытом состоянии, обеспечивать прохождение
больших импульсных токов во время зарядки конденсаторов и вы-
держивать в запертом состоянии возможно большее обратное на-
76
пряжение ы'шах. Значение и'тах однозначно определяет допустимое
амплитудное напряжение па вторичной обмотке трансформато-
ра Um, а следовательно, и максимальное напряжение одного каска-
да 2Um- в качестве вентилей используют полупроводниковые диоды,
включенные последовательно.
Ускорение заряженных частиц в каскадном ускорителе происхо-
И1 г в секционированной трубке. Секции трубки подключают к от-
дельным каскадам схемы умножения. Для уменьшения габаритов
ускорителя его помещают в атмосферу сжатого газа.
Динамитрон
Разновидностью каскадного ускорителя
является динамитрон. В нем для получе-
ния высокого ускоряющего напряжения
используют несимметричную схему ум-
ножения напряжения первого рода
(рис. 2.12).
Ускоритель состоит из двух электро-
дов /, имеющих форму полуцилиндров, к
которым подключается источник перемен-
ного напряжения. Внутри них располага-
ется несколько полуколец 2, соединенных
между собой диодами Д. Электроды 1 и 2
образуют конденсаторную систему. Для
обеспечения необходимой электрической
прочности ускоряющая трубка 3 и элект-
Рис. 2.12. Схема динамитро-
на
роды динамитрона помещаются в бак, наполненный элегазом под
давлением.
Рассмотрим участок схемы, состоящий из диодов Д\, Дъ, кон-
денсаторов Ci, С2 и-вторичной обмотки трансформатора. Когда не-
заземленный электрод / имеет положительный потенциал, диод Д\
открыт и происходит зарядка конденсатора Сх до напряжения Um
на вторичной обмотке трансформатора. При изменении полярности
питающего напряжения диод Д\ закрывается, а диод Дг открывает-
ся и по цепи, состоящей из вторичной обмотки трансформатора и
конденсатора Сь протекает ток зарядки конденсатора С2; макси-
мальное напряжение, до которого заряжается конденсатор С2 при
холостом ходе, равно 2Um.
Рассуждая аналогичным образом, можно заключить, что кон-
денсатор Сз, который подключен к обмотке трансформатора и кон-
денсатору С2 через диод Дз, заряжается до напряжения 3Um. Кон-
денсатор С5 заряжается до максимального напряжения 5Um, и оно
определяет значение ускоряющего напряжения динамитрона. Сле-
довательно, потенциал внутренних электродов растет по мере уда-
ления от заземленной точки. Выходное напряжение динамитрона
пропорционально числу внутренних электродов п и равно nUm.
Конденсаторы С в динамитропе имеют малую емкость, поэтому
для увеличения тока нагрузки, уменьшения пульсации 6« и внут-
77
реннего падения напряжения Дп питание ускорителя осуществляют
от источника напряжения с частотой нескольких сотен килогерц.
Максимальное обратное напряжение, которое должны выдерживать
диоды в этой схеме, 2Um. Промежуточные электроды ускоритель-
ной трубки подключаются к внутренним электродам динамитрона.
Это обеспечивает равномерность распределения напряжения вдоль
трубки.
Каскадный генератор с индуктивной связью
В ускорительной технике широко применяются схемы, в которых
высокое ускоряющее напряжение получают в результате сложения
напряжений отдельных выпрямительных каскадов, имеющих общую
индуктивную связь с первичной обмоткой.
Каждый каскад состоит из обмотки и подсоединенного к ней
выпрямителя. Обмотки размещают на общем магнитопроводе и изо-
лируют их как от первичной обмотки, так и друг от друга. Каскады
соединяют между собой последовательно. В результате выходное
напряжение UBbIX=nUi, где п — число секций (каскадов), Ut — на-
пряжение на выходе одного каскада. Таким образом, выходное на-
пряжение, так же как и в рассмотренном выше каскадном генера-
торе с емкостной связью, пропорционально числу каскадов. Отли-
чие заключается в том, что в данном случае питание каскадов осу-
ществляется через общий магнитный поток, образуемый током пер-
вичной обмотки.
Основная проблема при построении таких генераторов состоит
в обеспечении электрической изоляции между каскадами и пер-
вичной обмоткой. Очевидно, что чем ближе каскад расположен
к высоковольтному выходу, тем большее напряжение должна вы-
держивать его изоляция. Изоляция каскада, расположенного непо-
средственно у высоковольтного вывода, изолированного от первич-
ной обмотки и заземленной секции, должна выдерживать полное
выходное напряжение.
Изоляцию обеспечивают двумя путями: в первом случае каждую
секцию изолируют на определенное напряжение, которое возрастает
от секции к секции; во втором варианте каждый каскад изолируют
от магнитопровода и первичной обмотки на полное выходное напря-
жение.
Первый метод реализуют в трансформаторе с изолиро-
ванным сердечником. На рис. 2.13 представлен вариант
конструкции такого трансформатора.
Трансформатор имеет первичную обмотку 5 и магнитопровод 1,
центральный стержень которого состоит из ряда секций 2. Между
секциями магнитопровода поставлены диэлектрические проклад-
ки 3. На каждом элементе магнитопровода находится секция вто-
ричной обмотки 4. При таком расположении секций вторичной об-
мотки изоляция между ними обеспечивается прокладками.
На базе трансформатора с изолированным сердечником в СССР
разработаны ускорители электронов типа ЭЛВ В этих ускорителях
78
к каждой секции вторичной обмотки подключен однофазный выпря-
митель, собранный по схеме удвоения. Таким образом, максималь-
ное напряжение одного каскада равно удвоенному амплитудному
напряжению секции вторичной обмотки. Выпрямительные каскады
соединены последовательно. Первичная обмотка трансформатора
питается от преобразователя с частотой 400 Гц при напряжении
рование
380 В.
Ускоряющая трубка сделана из фарфоровой трубы. Секциони-
трубки осуществляется кольцевыми электродами, установ-
ленными снаружи и внутри трубы. Эле-
менты ускорителя собраны в баке, запол-
ненном сжатым элегазом. Выпуск элект-
ронов из ускоряющей трубки производит-
ся в режиме сканирования через титано-
вую фольгу. Размеры выпускаемого окна
980X75 мм.
Рис. 2.13. Схема трансфор-
матора с изолированным
сердечником
Таблица 2.1
Тип ускорителя Энергия электронов, МэВ Средняя мощность, кВт Диа- метр бака, м Высота бака, м
ЭЛВ-1 0,4—1 20 1.2 2,0
ЭЛ В-2 0,8—1,5 20 1,2 2,0
Некоторые параметры таких ускорителей приведены в табл. 2.1.
В трансформаторе с изолированным сердечником из-за наличия
диэлектрических прокладок велик поток рассеяния, что снижает
его к. п.д. Поэтому при построении ускорителей большой мощности
используют каскадные генераторы напряжения с индуктивной
связью, в которых магнитопровод трансформатора не имеет изоля-
ционных вставок. В этом случае каждую секцию вторичной обмот-
ки, как отмечалось выше, изолируют относительно первичной об-
мотки и магнитопровода на полное рабочее напряжение.
На рис. 2.14 приведена электрическая схема каскадного генера-
тора с индуктивной связью. Первичные обмотки 1 находятся на раз-
ных стержнях магнитопровода 2 и питаются от сети трехфазного
напряжения. Секции вторичной обмотки 3, расположенные на неко-
тором расстоянии друг от друга, и полупроводниковые диоды об-
разуют трехфазную мостовую схему выпрямления. Выпрямитель-
ные каскады соединены последовательно, что позволяет получать
высокое рабочее напряжение генератора. Изоляцию выпрямитель-
ных каскадов от первичной обмотки, магнитопровода и заземлен-
ного бака, в который помещен генератор, выполняют, например, из
полиэтиленовой пленки и конденсаторной бумаги. Между секциями
по высоте генератора располагают градиентные кольца. Бак с по-
мещенным в него генератором заливают трансформаторным мас-
лом.
79
Такие генераторы напряжения используют в отечественных ус-
корителях типа «Электрон» и «Аврора». В этих ускорителях приме-
няют большое число унифицированных деталей, узлов и устройств,
что обеспечивает снижение себестоимости, простоту обслуживания,
безопасность и надежность в работе.
На рис. 2.15 представлена схема ускорителя «Электрон IV», кон-
струкция которого является базовой для целой серии ускорителей.
Источник высокого напряжения размещен в отдельном баке. На-
пряжение от него на ускоряющую трубку подают с помощью высо-
Рис. 2.15. Схема конструк-
ции ускорителя «Электрон
IV»
ковольтного кабеля 1. Секционированная
ускоряющая трубка имеет высоту секции
12,5 мм. Изоляторы выполнены из фарфо-
ровых колец (наружный диаметр—99 мм,
внутренний — 75 мм, высота 11,5 мм), ти-
тановые промежуточные электроды име-
ют форму дисков (наружный диаметр
120 мм, внутренний — 75 мм, толщина
1 мм). Фланцы трубки, изоляторы и про-
межуточные электроды соединены между
собой клеем ИВА. Длина ускоряющей
трубки 822 мм.
Напряжение между промежуточными
электродами распределяется с помощью
резистивного делителя. Питание катода
трубки осуществляется от специальной
обмотки па магнитопроводе источника
высокого напряжения. Ускоряющая труб-
ка помещена в металлический бак 3, за-
полненный трансформаторным маслом.
Ускоренный в трубке электронный пу-
чок проходит через область сканирующе-
го электромагнита 4, с помощью которого
он отклоняется в двух взаимно перпенди-
кулярных направлениях. Далее пучок по-
падает в камеру развертки 5 и через вы-
пускное окно 6 из титановой фольги вы-
ходит в атмосферу. Рабочий вакуум в ус-
коряющей трубке и камере развертки
поддерживается несколькими магнитораз-
рядными насосами типа НОРД. Ускори-
тель имеет камеру местной биологиче-
ской защиты. Для удобства работы с ус-
корителем предусмотрена площадка об-
служивания 2.
В табл. 2.2 приведены основные тех-
нические характеристики ускорителей
«Электрон» и «Аврора».
В ускорителе «Электрон ШМ» источ-
ник высокого напряжения и ускоряющая
80
Таблица 2.2
Параметры Гни ускорителя
«Электрон him- „Электрон 1V“ „Аврора* „Аврора 11“
Энергия ускоренных элекг- 300—700 300—500 300—500 300—500
ронов, кэВ Ток пучка электронов, мА 10 20 20 20
Размеры выпускного окна, 1200X40 1800X50 700X40 1160X40
мм Напряжение питания, В 3x380 ЗХ380/220 ЗХ380/220 3 x380/220
Потребляемая мощность, кВ 15 18- 30 35
Суммарный ток пучка трех излучателей, мА Частота сканирования, Гц: — 40 50
продольная 50 50 50 50
поперечная 5000 5000 5000 5000
Максимальный угол отклоне- ния пучка от оси, град ±18 ±25 ±25 ±25
Количество излучателей 1 1 3 3
трубка находятся в одном баке. Ускоритель «Аврора» име-
ет три отдельных трубки. Отличительная особенность уско-
рителя «Аврора II» — общая камера биологической защиты для
всех трех трубок.
§ 2.4. Ускоритель с повышающим
трансформатором
Каскадный ускоритель имеет высокую стабильность ускоряющего
напряжения и, следовательно, малую ширину энергетического спек-
тра ускоренных частиц. Однако при использовании ускорителей
в технологических целях, где важен суммарный эффект от воздей-
ствия на вещество потока заряженных частиц или дозы рентгенов-
ского излучения, это не является главным. Определяющими ста-
новятся надежность в работе, простота обслуживания, минималь-
ное число элементов.
Поэтому в технике нашли применение ускорители, в которых
высокое напряжение со вторичной обмотки непосредственно подают
на электроды ускоряющей трубки. Это существенно упрощает кон-
струкцию. Недостаток такого ускорителя состоит в том, что на
трубку подается и обратная полуволна питающего напряжения,
в результате чего она работает в более «тяжелых» условиях.
В таких ускорителях используют трансформаторы без магнито-
провода и с магнитопроводом.
81
Ускоритель с резонансным трансформатором
В трансформаторе без магнитопровода и в первичную и во вторич-
ную обмотки включают конденсаторы, которые вместе с индуктив-
ностью обмоток образуют резонансные контуры. Такой трансфор-
матор называется резонансным. Применение связанных кон-
туров, настроенных в резонанс с питающим ’переменным напряже-
нием, позволит существенно повысить напряжение.
Параметры ускорителя в этом случае в основном определяются
режимом работы резонансного трансфор-
X7, С' h-м LrM матора, который является источником ус-
°—. КОрЯЮщего напряжения.
Zz Контур, в который включен источник
/ питания, называется первичным. Во
о---------1----------вторичный контур включена ускоряю-
щая трубка.
Рис. 2.16. Эквивалентная ПРИ рассмотрении процессов в резо-
схема резонансного транс- нансном трансформаторе необходимо учи-
форматора тывать наличие R-, L- и С-элементов как
в первичном, так и во вторичном конту-
рах. Предполагается, что в эквивалентной схеме эти элементы со-
единены последовательно (рис. 2.16). Для количественной оценки
связи между контурами вводят коэффициент связи
(2.3)
Здесь k\2 и k2i — коэффициенты передачи напряжения соответ-
ственно из первого контура во второй и из второго в первый; Li
и — полные индуктивности первого и второго контуров; Хц —
=mLi, XL2 = cl>L2 — индуктивные сопротивления контуров; |ХСВ| =
= — абсолютное сопротивление связи между контурами; М —
взаимная индуктивность.
Параметры трансформатора рассчитывают таким образом, что-
бы при заданных значениях частоты со и напряжения источника пи-
тания Hi обеспечить максимальный ток 12 и напряжение w2 во
вторичном контуре. Так как активные сопротивления R\ и R2 кон-
туров, как правило, заданы и не подлежат изменению, то в резуль-
тате расчета определяют оптимальные значения реактивных эле-
ментов и коэффициента связи.
Имеются две основные возможности получения максимального
значения тока 12\ настройка в резонанс либо первого, либо второго
контура.
Режим работы трансформатора, когда настроен в резонанс пер-
вый контур (реактивное сопротивление Х| = 0), называется пер-
вым частным резонансом. Ток во вторичном контуре при
этом определяется соотношением
.' Хсви 1
12 — —;------1’
Z2 (Ri + xCBR2fZ2)
где Z2 — полное сопротивление вторичного контура.
82
Условием второго частного резонанса является равенство нулю
реактивной составляющей вторичного контура (Х2=0).
Особый интерес представляет случай, когда оба контура, будучи
уединенными, настроены каждый в резонанс, а сопротивление свя-
зи Лев имеет произвольное значение. Такой режим работы транс-
форматора называют основным или индивидуальным
резонансом. В этом случае ток во вторичной обмотке ii" ока-
зывается больше, чем при одном из частных резонансов, поскольку
Z2=/?2:
.я Лсп£ц
12 = ----------------.
^2 (#1 + Л св/Лг)
Из приведенного соотношения видно, что если выбрать соответ-
ствующее значение сопротивления связи Лев, можно еще больше
увеличить вторичный ток. Значение ЛСВор1 можно определить из ус-
ловия dii"/<?Лев = 0:
*cBOpt= кот
При таком режиме работы трансформатора, который называется
полным резонансом, ток во вторичном контуре z2opt будет
максимально возможным:
*2opt = Wl/(^ )•
Режиму полного резонанса соответствует определенное значение
коэффициента связи kCB opt, которое можно определить, воспользо-
вавшись соотношением (2.3). При резонансе индуктивное XL и ем-
костное Л'с сопротивления элементов контура практически равны ха-
рактеристическому (р«Ль?хЛс). Если вместоХевВ (2.3) подставить
^cR0pt = ^^1^2 , то получим
o₽t= К^2/(Р1Р2) = 1//СЖ (2.4)
где Qj и Q2 — добротности контуров.
Из выражения (2.4) видно, что оптимальный коэффициент связи
тем меньше, чем больше добротности контуров резонансного транс-
форматора. Напряжение на вторичной обмотке трансформатора,
а следовательно, и на ускоряющей трубке при работе в режиме пол-
ного резонанса определяется формулой
«2 = 4optP2 = «lP2/(2 AtAQ,
где р2 = ]//.2/С2— характеристическое сопротивление вторичного
контура.
При настройке резонансного трансформатора следует иметь в ви-
ду, что емкость вторичного контура С2 практически не подлежит ре-
гулировке, поскольку она образована емкостью вторичной обмотки
и междуэлектродной емкостью ускоряющей трубки. Поэтому, как
правило, настройка в резонанс вторичного контура осуществляется
83
не путем изменения параметров контура L2, С2, а соответствующим
подбором частоты со генератора первичного напряжения.
После того как установлена частота источника питания, произ-
водят настройку в резонанс первичного контура путем изменения
емкости конденсатора Ct. Вследствие естественного разброса пара-
метров при изготовлении трансформаторов и ускоряющих трубок
в каждом ускорителе резонансная частота вторичного контура мо-
жет несколько отличаться от экземпляра к экземпляру. Поэтому
предусматривается возможность изменения частоты источника на-
пряжения в некоторых пределах, что обеспечивает индивидуальную
подстройку ускорителя.
Элементы конструкции ускорителя (обмотки трансформатора,
ускоряющая трубка) изолируют, помещая их в герметичный бак,
наполненный газом под высоким давлением.
На основе резонансного трансформатора созданы ускорители
серии РТ с максимальным рабочим напряжением 1 МВ. В ускори-
телях РТЭ-1 В (с вертикальным расположением ускоряющей труб-
ки) и РТЭ-1-Г (с горизонтальным расположением ускоряющей
трубки) электронный пучок с максимальной энергией 1 МэВ выво-
дится через прямоугольное выпускное окно размером 500X40 мм
в атмосферу. Электроны ускоряются в трубке, находящейся под не-
прерывной откачкой.
Разработан ускоритель РТЭ-1-П с отпаянной ускоряющей труб-
кой 1 БК1-Ю00, который обеспечивает мощность выведенного в ат-
мосферу электронного пучка 1 кВт при энергии 1 МэВ.
На базе этих ускорителей создан рентгеновский излучатель
РТД-1-25 с отпаянной рентгеновской трубкой 1,5 БПВ 12/13-1000.
Мощность дозы рентгеновского излучения такой трубки на расстоя-
нии 1 м от мишени составляет около 1,1-10 4 А/кг (0,42 Р/с). Уско-
рители типа РТ имеют следующие параметры:
Номинальное ускоряющее напряжение, МВ . . 1,0
Пределы регулирования напряжения, МВ . . 0,3—1,0
Нестабильность напряжения за 6 ч работы, % ±3
Номинальный средний ток ускоренных электро-
нов, мА.................................. 3
Пределы регулирования тока ускоренных элект-
ронов, мА..................................0,1—3
Нестабильность тока пучка электронов за 6 ч
работы, %................................. ±5
Частота, Гц............................... 430—500
Нестабильность частоты за 6 ч работы, Гц ±1
Потребляемая мощность (максимальная), кВт 11,5
Ускоритель на основе
высоковольтного трансформатора
Коэффициент полезного действия ускорителя с резонансным транс-
форматором невелик и не превышает 30%. Поэтому для повыше-
ния к. п.д. целесообразно использовать высоковольтный трансфор-
матор с магнитопроводом. Первичная обмотка такого трансформа-
тора питается от промышленной сети, поэтому отпадает надобность
84
в преобразователе частоты. Ускоряющую трубку подключают к вто-
ричной обмотке и на нее подается высокое переменное напряжение.
Трубка имеет управляющий электрод, который позволяет регулиро-
вать ток через нее вплоть до полного запирания. Так как напряже-
ние на вторичной обмотке изменяется по синусоидальному закону,
уменьшение ширины энергетического спектра ускоренных частиц
производят путем подачи на управляющий электрод трубки отпи-
рающего импульса в момент, когда напряжение соответствует ре-
жиму ускорения частиц. Как правило, это происходит тогда, когда
напряжение почти достигает амплитудного значения.
Так, например, если управляющий импульс подавать в пределах
±1 эл-град (что при частоте 50 Гц соответствует /и=1 мс) относи-
тельно момента, когда и достигает амплитудного значения, то на-
пряжение на трубке изменится всего на 0,02%.
Если длительность работы ускорителя составляет большой про-
межуток времени (/п>1 мс), то стабилизация напряжения на труб-
ке осуществляется с регулированием тока в ней. С этой целью на
управляющий электрод подают импульс специальной формы.
На этом принципе в СССР создан ускоритель электронов на
энергию 1,5 МэВ. Трансформатор ускорителя имеет секциониро-
ванную вторичную обмотку, расположенную коаксиально с первич-
ной. Центральная часть сердечника состоит из 16 изолированных
друг от друга дисков, с которыми соединена средняя точка двух со-
седних секций вторичной обмотки. В центре дисков имеются отвер-
стия, через которые проходит ускоряющая трубка.
Трубка разборная и состоит из восьми одинаковых секций, сое-
диненных между собой резиновыми уплотнителями. Источником
электронов является подогревный катод из гексаборида лантана.
Общая длина ускоряющей трубки около 1,2 м Напряжение на про-
межуточных электродах устанавливают с помощью делителя. Уп-
равление различными системами, находящимися под высоким
потенциалом (регулировка тока накала катода, длительности им-
пульсов и др.), осуществляется, как и в электростатических уско-
рителях, посредством изоляционных нитей.
Весь ускоритель помещен в бак, наполненный смесью фреона
и азота при давлении до 15 атм. Выпуск ускоренных электронов из
трубки осуществляется через окно из титановой фольги толщиной
50 мкм и площадью 400X40 мм. Развертка пучка электронов осу-
ществляется с помощью магнитной отклоняющей системы.
Ускоритель может работать как в режиме одиночных импульсов,
так и в периодическом режиме с частотой 50 Гц. Максимальный ток
ускоренных электронов 0,1 А; наибольшая длительность импульса
5 мс; радиус сечения пучка на выходе трубки 2,5 мм; максимальное
значение средней мощности в кратковременном режиме достигает
30 кВт; габариты ускорителя с выпускным устройством и вакуум-
ным насосом: высота 3,3 м, диаметр 1,3 м; вес 8 тс.
Как показали технико-экономические исследования, ускорители
на основе однофазных трансформаторов с замкнутым магнитопро-
водом, питаемые непосредственно от промышленной сети, с под-
ключением ускоряющей трубки без промежуточных диодов, удо-
влетворяют требованиям низкого уровня удельных капитальных
затрат, высокой экономичности и надежности.
§ 2.5. Импульсный высоковольтный ускоритель
Импульсные высоковольтные ускорители, в которых заряженные
частицы приобретают энергию в результате воздействия импульсов
напряжения, приложенных к электродам ускоряющей трубки, ис-
пользуют для прикладных целей, в качестве инжекторов электронов
и протонов, а также как источники электронных пучков и мощного
рентгеновского излучения.
Основные параметры электронных пучков, получаемых с по-
мощью импульсных высоковольтных ускорителей, зависят от их на-
значения.
В импульсный ускоритель входят два основных элемента: моду-
ляторная система, обеспечивающая получение импульса ускоряю-
щего электрического поля с заданными параметрами, и вакуумная
трубка, в которой формируется и ускоряется пучок заряженных ча-
стиц.
Модуляторная система включает в себя источник (генератор)
высокого импульсного напряжения, зарядное устройство, цепи уп-
равления и регулирования. Самым ответственным и сложным при
конструировании является источник высокого импульсного напря-
жения, поскольку от него зависят электрические и в большой мере
эксплуатационные характеристики ускорителя, а также его габа-
риты. Наиболее часто в источниках высокого напряжения ускори-
телей используют импульсные трансформаторы, трансформаторы
Тесла и генераторы импульсного напряжения (ТИН) Аркадьева —
/Маркса.
Модуляторная система
с импульсным трансформатором
В источнике ускоряющего напряжения с импульсным трансформа-
тором первоначально формируется импульс напряжения относи-
тельно малой амплитуды (30—50 кВ). Для этого применяют схемы
с частичной разрядкой конденсатора или с использованием искус-
ственной длинной линии. В первом случае коммутирующий эле-
мент— это высоковольтные модуляторные лампы, например
ГМИ-2Б, ГМИ-14Б, во втором случае — импульсные водородные
тиратроны, например ТГИ1-2500/35, ТГИ1-2500/25.
Генератор с частичной разрядкой конденсатора позволяет срав-
нительно просто регулировать длительность импульса и его ампли-
туду и может работать при большой частоте следования импульсов.
Однако его выходная мощность ограничена сравнительно малым
анодным током ламп.
86
Генераторы с формирующим устройством в виде искусственной
длинной линии позволяют получать импульсы большой мощности,
так как водородные тиратроны, имея примерно то же рабочее на-
пряжение, что и лампы (30—50 кВ), способны коммутировать токи
до 2500—5000 А. Существенный недостаток таких генераторов со-
стоит в том, что они чувствительны к нагрузке и не позволяют плав-
но изменять длительность импульса.
Напряжение первоначально сформированного импульса с ампли-
тудой 30—-50 кВ повышается до 0,8—1 МВ с помощью импульсного
трансформатора.
Трансформирование импульсов
прямоугольной формы имеет ряд
специфических особенностей. Со-
гласно закону электромагнитной ин-
дукции приложенное к первичной
обмотке напряжение щ должно
уравновешиваться индуцированной
в обмотке э.д.с. (вторичная обмотка
разомкнута):
Рис. 2.17. Форма фронта импульса
на выходе импульсного трансфор-
матора при различных коэффици-
ентах затухания:
Г —а<1; 2 — а—1; 3—а>1
где Wi — число витков первичной об-
мотки; S — сечение магнитопровода
трансформатора, м2; В — магнитная
индукция, Тл.
Интегрируя это уравнение, полу-
чим выражение для расчета приращения индукции ДВ в магнито-
проводе трансформатора за время действия импульса t„:
1 <и
ДВ=В(/н)-В(0)= — [uAdt.
WiS I
о
Поскольку при трансформировании прямоугольного импульса
первичное напряжение постоянно, то приращение индукции пропор-
ционально длительности импульса: ^B = u1tli/(wfS).
Изменяющийся по линейному закону магнитный поток индуци-
рует во вторичной обмотке напряжение
u2=rwiSLBItw (2.5)
где w2 — число витков вторичной обмотки. Из уравнения (2.5) сле-
дует, что для получения большого выходного напряжения при за-
данной длительности импульса необходимо увеличивать число вит-
ков вторичной обмотки, площадь сечения магнитопровода транс-
форматора и работать с возможно большими приращениями индук-
ции. Однако предельная величина ДВ ограничена явлением насы-
щения материала магнитопровода и обычно не превышает 1 Тл.
Увеличивать w2 и S также целесообразно лишь до определенного
87
предела, иначе возможно искажение формы трансформируемых им-
пульсов. Эти искажения проявляются в спаде вершины импульса,
увеличении длительности фронта импульса и появлении при опре-
деленных условиях паразитных колебаний.
Длительность и форма фронта выходного импульса определяют-
ся коэффициентом затухания а= |//г (р/А’г-Ь А“1/р)/2 и постоянной
времени т= ykLC. Здесь С — суммарная емкость обмоток транс-
форматора, включая и емкость нагрузки; L — индуктивность рассея-
ния трансформатора; — приведенное сопротивление нагрузки;
Ri — сопротивление обмоток и генератора импульсов; k=R2/(^2^
+Ъ); P=\rL/C.
При а<1 на фронте импульса появляются колебания (рис. 2.17),
причем амплитуда их возрастает с увеличением а (например, при
а = 0,5 wB = 0,16 ы2; а при ct = 0,2 wB=0,53 u2). Таким образом, для
исключения колебаний было бы целесообразно выбирать парамет-
ры так, чтобы а>1. Однако при этом увеличивается длительность
фронта выходных импульсов. Поэтому оптимальным является слу-
чай. когда а=1.
Минимальная длительность фронта импульса определяется
постоянной времени т и зависит от индуктивности рассеяния L
и суммарной емкости С. Индуктивность рассеяния пропорциональ-
на числу витков первичной обмотки, средней длине витка и суммар-
ной толщине изоляционных слоев между обмотками трансформато-
ра. Поэтому при увеличении сечения магнитопровода и ко-
эффициента трансформации индуктивность рассеяния неизбежно
возрастает. Увеличение числа витков вторичной обмотки w2 приво-
дит к росту емкости С.
Таким образом, если задан определенный уровень допустимых
искажений (длительность фронта импульса), w и S не могут пре-
вышать некоторого значения. В силу этого максимальное напряже-
ние, которое получают с помощью импульсных трансформаторов,
не более 1 МВ.
Разработка импульсных трансформаторов представляет слож-
ную инженерно-техническую задачу. При их конструировании необ-
ходимо обеспечить неискаженную передачу трансформируемого
импульса и надежную изоляцию высоковольтного вывода вторич-
ной обмотки. Эти трудности усугубляются тем, что трансформатор
должен иметь большой (свыше 10) коэффициент трансформации.
Материалом магнитопровода трансформатора является ленточ-
ная холоднокатаная кремнистая сталь. Обмотки выполняют таким
образом, чтобы свести к минимуму межвитковую паразитную ем-
кость. Трансформатор помещают в бак, наполненный трансформа-
торным маслом. На верхней крышке бака устанавливают изолятор
высоковольтного вывода вторичной обмотки.
Модуляторная система с импульсным трансформатором обеспе-
чивает формирование импульсов сравнительно большой длительно-
сти (до 100—500 мкс) с нестабильностью амплитуды импульса, не
превышающей долей процента. Это позволяет получать на выходе
88
ускорителя пучок заряженных частиц с небольшим разбросом по
энергиям. Поэтому такие модуляторные системы используют в ус-
корителях, предназначенных для предварительного ускорения заря-
женных частиц и последующего ввода их в циклический ускоритель.
Например, для ввода частиц в линейный протонный ускоритель, яв-
ляющийся инжектором крупнейшего отечественного синхрофазотро-
на на 76 ГэВ, используют трансформаторный ускоритель на 700 кэВ
с дуоплазматроном.
Трансформатор Тесла
В качестве генератора высокого импульсного напряжения может
быть использован трансформатор Тесла (рис. 2.18). Основным эле-
ментом такого генератора является трансформатор Трь в котором
отсутствует магнптопровод. Первичная обмотка трансформатора
имеет всего несколько витков из толстой проволоки, вторичная име-
ет большое число витков. В цепь первичной обмотки включен раз-
рядник Pi, конденсатор Сь диод Д\, резистор R\ и трансформа-
тор Тр2.
При подключении трансформатора Тр2 к источнику переменного
напряжения конденсатор начинает заряжаться через диод и рези-
стор Ri по однополупериодной схеме. Когда напряжение на кон-
денсаторе достигает значения напряжения пробоя разрядника Р\,
он срабатывает и конденсатор оказывается подключенным к пер-
вичной обмотке трансформатора Tpi. При этом начинает протекать
ток разрядки конденсатора, имеющий форму затухающих колеба-
ний. В результате во вторичной обмотке также возбуждаются зату-
хающие высоковольтные колебания. Частота этих колебаний опре-
деляется собственной частотой вторичной обмотки со=1/ |/ L^Ci,
где £2 — индуктивность вторичной обмотки; С2 — емкость вторич-
ного контура, которая обусловлена распределенной емкостью об-
мотки и емкостью нагрузки.
Амплитуда напряжения ы2 на выходе трансформатора Тесла оп-
ределяется коэффициентом трансформации, который зависит от
числа витков обмоток, настройки в резонанс первичного и вторич-
ного контуров, степени связи между обмотками и затухания. Как
показывает расчет, предельное значение выходного напряжения оп-
ределяется формулой
U-2^=Ui\' C1IC2,
где th — напряжение срабатывания разрядника.
Трансформаторы Тесла генерируют высокое напряжение и обес-
печивают большую импульсную мощность пучка. В ускорителях
на их основе практически используют только один полупериод вы-
соковольтных колебаний, так как при подключении ускоряющей
трубки во вторичный контур вносится большое затухание. Вторич-
ную обмотку трансформатора делают секционированной и секции
подключают к промежуточным электродам ускоряющей трубки.
89
Напряжение на трубке при работе с трансформатором Тесла
изменяется по гармоническому закону. Поэтому, если не принять
соответствующих мер, энергия частиц на выходе ускорителя будет
изменяться в широких пределах. Для уменьшения разброса выход-
ной энергии на управляющую сетку ускоряющей трубки подают от-
пирающие импульсы определенной длительности.
С использованием трансформатора Тесла разработаны импульс-
ные ускорители электронов типа ЭЛИТ. В них для зарядки конден-
сатора, включенного в первичный контур, используют выпрямитель
Рис. 2.18. Схема трансформатора Тесла
Таблица 2.3 на напряжение 20—30 кВ. В установке применяют vn-
Параметры оо С? »—1 СМ равляемый разрядник, что обеспечивает высокую ста- бильность периода повторе-
S S ния генерируемых импуль-
Ф СП СП сов. Первичная обмотка
Энергия электронов, МэВ Импульсная мощ- 0,8 1,1 1,5 трансформатора, элементы вторичного контура, ускоря-
10 20 30 юшая трубка и блок управ-
ность, МВт Длительность им- 1 2,5 3,5 ления электронной пушкой собраны в герметичном ме-
пульса тока, мкс Частота следования 100 100 100 таллическом баке, заполнен- ном сжатым элегазом. Сек-
импульсов, Гц Средняя мощность, 1 5 10 ционированная вторичная
кВт Разброс электронов 10 10 15 обмотка имеет форму полого цилиндра, по оси которого
Г абариты ускорите- ля, м: диаметр 0,4 1 0,9 1 располагается ускоряющая трубка. Используют два ва- рианта ускоряющих трубок-
высота 0,5 1,6 разборные и запаянные.
Разработано несколько
модификаций импульсных
ускорителей, параметры которых приведены в табл. 2.3.
Ускорители электронов типа ЭЛИТ могут служить источниками
тормозного рентгеновского излучения и применяться для дефекто-
скопии. В этом случае на месте окна для выпуска электронов из
ускоряющей трубки ставят мишень, на которой происходит тормо-
жение электронов.
90
Разработан также ускоритель типа ЭЛИТ-3 на меньшую сред-
нюю мощность с энергией электронов 2,5—3 МэВ и током пучка
3 А.
Генератор импульсного напряжения
Аркадьева — Маркса
высокого напряжения
следующем. Если пред-
Рис. 2.19. Схема генератора
импульсного напряжения
Аркадьева — Маркса
Принцип действия генератора импульсов
(ГИН) Аркадьева — Маркса заключается в
варительно заряженные до напряжения
U] конденсаторы соединить последова-
тельно, то в результате получим напряже-
ние и—пи\, гдеп— число последователь-
но включенных конденсаторов. В 1914 г.
В. К. Аркадьев предложил для автомати-
ческого переключения конденсаторов с
параллельного включения на последова-
тельное использовать искровые промежут-
ки. Несколько позже эта схема была реа-
лизована Э. Марксом.
Простейшая схема ГИН Аркадьева —
Маркса представлена на рис. 2.19. Основ-
ными ее элементами являются конденса-
торы С, соединенные через зарядные ре-
зисторы R с выпрямителем, и разрядники
Р. Однополупериодный выпрямитель об-
разован трансформатором Тр и диодом Д.
При включении первичной обмотки
трансформатора в силовую сеть происхо-
дит зарядка конденсаторов. Через некото-
рый промежуток времени конденсаторы
оказываются заряженными до одинаково-
го напряжения.
Генератор может работать как в ре-
жиме самозапуска, таки в режиме с внеш-
ней синхронизацией. В первом случае
пробой искровых промежутков происхо-
дит, когда напряжение на конденсаторах
Достигает напряжения срабатывания разрядников. Во втором слу-
чае напряжение срабатывания разрядников больше, чем напряже-
ние, до которого заряжаются конденсаторы, а для срабатывания
генератора в первую ступень включен трехэлектродный управляе-
мый разрядник. Для устранения ложных срабатываний из-за раз-
броса пробивного напряжения разрядников последующие иск-
ровые промежутки должны иметь некоторое превышение про-
бивных напряжений по отношению к пробивному напряжению пер-
вого.
До зажигания первого разрядника Р\ все искровые промежутки
находятся практически в одинаковых условиях. Срабатывание не-
91
следующих разрядников при пробое Pt вызывается возникновением
на них перенапряжений, значения и длительности которых зависят
от собственных емкостей разрядников CPi, СР2, СРз, емкостей меж-
ду коденсаторными ступенями Ci2, С2з, С34 и емкостей между этими
ступенями и землей С2, Сз, С4, а также сопротивлений
зарядной R и разрядной Ro цепей (рис. 2.20).
При пробое первого разрядника на втором искровом промежут-
Рис. 2.20. Эквивалентная схема ГИН
ке возникает дополнительное напряжение Лп2. Если пренебречь со-
противлением Ro, то '
ku2=kue~tlT,
где
k=C2l(C2-\~Сl2-\- СТ=R (С2+С12 + CP2)lZ.
Значение перенапряжения, а следовательно, и надежность сра-
батывания разрядников зависят от соотношения паразитных емко-
стей. С уменьшением емкости С2 и зарядного сопротивления R пе-
ренапряжение и его длительность снижаются. При большом числе
ступеней условия пробоя последующих разрядников ухудшаются
из-за уменьшения емкости между соответствующей частью схемы
и землей.
После срабатывания искровых разрядников конденсаторы ока-
зываются соединенными последовательно, емкость такой цепи Со =
= Cjn, где п — число ступеней. Емкость Со называют емкостью ГИП
в ударе или ударной емкостью.
При анализе процессов в разрядной цепи необходимо учитывать
индуктивности ступеней Lo, обусловленные паразитной индуктив-
ностью конденсаторов С и соединительных проводов. Наличие
в разрядном контуре индуктивности и паразитной емкости приводит
к появлению высокочастотных колебаний. Для их гашения в раз-
рядную цепь включают демпфирующие резисторы.
Условия работы трансформатора в схеме ГИН, представленной
па рис. 2.19, неблагоприятны из-за наличия постоянной составля-
ющей тока подмагничивания. Поэтому в мощных импульсных уста-
новках используют двухполупериодную зарядку ГИН.
Генераторы импульсного напряжения широко используются в ка-
92
честве первичных накопителей энергии сильноточных электронных
ускорителей.
При конструировании ГИН, как и всех других высоковольтных
ускорителей, важным является вопрос электрической изоляции. До
напряжения 2—3 МэВ ГИН надежно работает на воздухе.
Примером такого генератора может служить ГИН отечествен-
ного сильноточного ускорителя электронов «Тонус». В нем установ-
лено двадцать конденсаторных ступеней, состоящих из десяти па-
раллельно включенных конденсаторов типа ИМ-110-0,022. Заряд-
ка ГИН осуществляется по двухполупериодной схеме. Для комму-
тации используются одиннадцать воздушных разрядников. Конст-
рукция ГИН выполнена в виде «этажерки», на «полках» которой
размещены конденсаторы. Между «полками» установлены опорные
изоляторы. Электроды воздушных разрядников имеют диаметр
130 мм и укреплены на расположенных вертикально винипластовых
штангах. Одна из штанг может вращаться, что обеспечивает изме-
нение междуэлектродных расстояний и соответственно напряжения
пробоя разрядников. Первый разрядный промежуток тригатронного
типа поджигается импульсом с амплитудой 10 кВ от устройства
запуска.
Зарядные резисторы имеют сопротивление 1 кОм; ударная ем-
кость ГИН 11 000 пФ, выходное напряжение 2,2 МВ, запасаемая
энергия при напряжении НО кВ на конденсаторах равна 28 кДж;
индуктивность разрядного контура 390 мкГн. Размеры ГИН: осно-
вание 2x4 м, высота 6,5 м.
Работающий на воздухе ГИН имеет большие размеры и, как
следствие, значительную индуктивность. Кроме того, при работе
он создает высокий уровень электромагнитных помех. Поэтому во
многих случаях ГИН ускорителя помещают либо в атмосферу сжа-
того газа, либо в трансформаторное масло.
Например, в качестве изоляции ГИН самого мощного в мире
сильноточного ускорителя электронов «Аврора» (США) использо-
вано трансформаторное масло. В этой установке первичный нако-
питель состоит из четырех параллельно работающих ГИН, каждый
из которых содержит 95 конденсаторных ступеней. В одной ступе-
ни используют четыре конденсатора, соединенных последовательно-
параллельно, с емкостью 1,85 мкФ и рабочим напряжением 60 кВ.
Для запуска генератора используют ГИН с выходным напряжени-
ем 600 кВ.
Ударная емкость ГИН 78 000 пФ; выходное напряжение 11,4 МВ;
запасаемая энергия 5 МДж; индуктивность 12 мкГн. Размер бака
каждого ГИН 40X18X13 м. Вес трансформаторного масла, необ-
ходимого для заливки одного бака, 6-106 кгс.
§ 2.6. Сильноточный электронный ускоритель
Сильноточные электронные ускорители (СЭУ), являясь по принци-
пу действия импульсными ускорителями, занимают среди них осо-
93
бое место. Особенности этих ускорителей состоят в том, что они
работают при малых длительностях импульса (единицы и десятки
наносекунд) и обеспечивают получение пучков электронов с энер-
гией 105—107 эВ и током 104—106 А. Создание СЭУ и их широкое
применение при проведении физических исследований, в технике
СВЧ, в рентгенотехнике и других областях стало возможным бла-
годаря достижениям в высоковольтной импульсной технике, технике
больших импульсных токов, эмиссионной электронике и вакуумной
технике.
При конструировании и построении СЭУ разработчики сталки-
ваются как с трудностями, которые возникают при создании любых
импульсных высоковольтных ускорителей, так и с трудностями,
связанными с формированием импульсов напряжения очень малой
длительности и созданием ускоряющих трубок, обеспечивающих
получение значительных импульсов тока в электронном пучке.
В сильноточных электронных ускорителях используют ускоряю-
щие трубки с острийными или лезвийными катодами, работающими
в режиме взрывной эмиссии.
Рассмотренные в § 2.5 генераторы высокого импульсного напря-
жения непосредственно непригодны для формирования импульсов
наносекундного диапазона из-за наличия сравнительно больших
паразитных емкости и индуктивности, препятствующих быстрому
(в течение единиц наносекунд) нарастанию разрядного тока. Их
используют в качестве первичных накопителей энергии. Поэтому
генераторы мощных высоковольтных импульсов СЭУ состоят из
первичного и промежуточного накопителей энергии, совместная ра-
бота которых обеспечивается с помощью соответствующих комму-
таторов. Коммутатор вместе с промежуточным накопителем форми-
рует импульс напряжения с заданными параметрами.
Промежуточный накопитель СЭУ
Промежуточный накопитель энергии определяет основные парамет-
ры СЭУ: энергию электронов, ток, длительность импульса. В связи
с этим он должен обеспечивать формирование импульсов, форма
которых близка к прямоугольной; иметь малое внутреннее сопро-
тивление и минимальные паразитные индуктивность и емкость; вы-
держивать высокое зарядное напряжение. Естественно, что при этом
промежуточный накопитель должен иметь простую конструкцию,
малые геометрические размеры и быть надежным в работе.
В большей степени всем перечисленным выше требованиям удо-
влетворяют длинные линии.
Параметры длинной линии — волновое сопротивление р (Ом)
и скорость распространения электромагнитной волны вдоль линии
v (м/с) —зависят от индуктивности Lo (Гв/м) и емкости Со (Ф/м)
единицы длины линии: _____ ____________
Р=]/<Ао/Со; и=1/]' L£o.
Если предварительно заряженную до напряжения и линию под-
ключить к нагрузке /?н = р, то вдоль линии от нагруженного конца
94
будет распространяться электромагнитная волна напряжения ампли-
тудой П/2 и связанная с ней волна тока разрядки линии / = С'/2р.
При этом к нагрузке будет приложено напряжение, равное П/2.
Дойдя через промежуток времени tx = llv (где / — длина линии) до
разомкнутого конца, волна напряжения отразится от него и станет
распространяться в обратном направлении. Коэффициент отраже-
ния волны напряжения kn от конца линии, подключенного к рези-
стору R, определяется соотношением
Аи=(/?-Р)/(/? + р). (2.6)
Поскольку на разомкнутом кон-
це R=<x>, то ka= 1 и амплитуда отра-
женной волны равна амплитуде па-
дающей. Поэтому по мере движения
обратной волны пройденные ею уча-
стки линии окажутся полностью
разряженными. Через интервал вре-
мени to.= ljv после отражения обрат-
ная волна достигнет нагруженного
конца и на этом электромагнитные
процессы в линии закончатся, по-
скольку вся запасенная в линии
энергия выделится в нагрузке и от-
ражения от замкнутого конца не бу-
дет (&и=0; А?п=р).
Таким образом, в течение време-
ни ta=t\ + t2=2l/v к нагрузке будет
приложено напряжение U/2 и через
нее будет протекать неизменный ток I=U/2R„. В этом и проявляют-
ся формирующие свойства длинной линии. Метод формирования
прямоугольного импульса путем разрядки простой длинной линии
имеет один существенный недостаток: напряжение на нагрузке ока-
зывается вдвое меньше того, до которого первоначально заряжена
линия. Поэтому в качестве промежуточных накопителей генерато-
ров импульсного напряжения СЭУ используют двойную фор-
мирующую линию (ДФЛ), предложенную в 1941 г. А. Блюм-
ляйном.
о)
б)
в)
г)
Рис. 2.21. Схема двойной фор-
мирующей линии и распределе-
ние напряжений в ней
Двойная формирующая линия состоит из двух одинаковых ли-
ний, имеющих равные волновые сопротивления р и длину /. Линии
соединяются между собой через сопротивление нагрузки /?„ = 2р
(рис. 2.21). В исходном состоянии обе линии заряжены до одинако-
вого напряжения и и ток через нагрузку не протекает (рис. 2.21, а).
При коротком замыкании одной из линий, например расположенной
слева от нагрузки, в ней начнет распространяться волна напряже-
ния по направлению к нагрузке. В соответствии с формулой (2.6)
эта волна имеет амплитуду U. Полярность волны отрицательная,
поскольку kn= — 1, так как/? = 0 (рис. 2.21,6).
В момент времени t\ = llv волна напряжения достигает конца
линии, к которому подключена нагрузка. После этого по левой ли-
95
нии начнет распространяться волна с амплитудой 67/2 по направ-
лению к замкнутому накоротко концу, а в правой линии — волна
напряжения амплитудой 67/2, движущаяся в направлении от нагруз-
ки к разомкнутому концу (рис. 2.21, в). В результате на нагрузке
появится напряжение U. Волны напряжения, достигнув концов ли-
ний, отражаются. Отражение происходит с сохранением амплиту-
ды, но в левой линии изменяется полярность велны (k„=—1, так
как конец линии замкнут накоротко). В правой линии полярность
не меняется (&и= + 1, так как R = oo (рис. 2.21,г).
По истечении времени t2=3l/v после замыкания левой линии на-
коротко отраженные волны, распространяющиеся вдоль обеих ли-
ний, одновременно (поскольку линии имеют одинаковую длину) до-
стигнут концов, подключенных к нагрузке. На этом волновые про-
цессы в линиях закончатся, так как вся энергия, первоначально за-
пасенная в них, будет передана в нагрузку В результате в течение
времени t„ = t2—t\=2l/v на нагрузке будет действовать импульс на-
пряжения амплитудой U. Этот импульс возникает на нагрузке с за-
держкой на t\ = l!v по отношению к моменту замыкания одной ли-
нии накоротко.
В промежуточных накопителях СЭУ чаще всего используют ко-
аксиальные или полосковые длинные линии. Их основные парамет-
ры зависят от геометрических размеров и приведены в табл. 2.4.
Таблица 2.4
Тип линии (характерные
размеры)
Волновое сопротивле-
ние
Максимальная напря-
женность электри-
ческого поля
Удельный ток
Коаксиальная (гх и
г2 — внутренний и
внешний радиусы)
^шах — t
Г11пг2/г1
//Г1 = 8,33х
Полосковая (Ь — ши-
рина электрода,
а — расстояние
между электрода-
ми)
= 377
^шах — UId
//fc = l,33x
X10-з£ пих |Д
Из табл. 2.4 видно, что удельный ток каждой линии при работе
на согласованную нагрузку определяется относительной диэлектри-
ческой проницаемостью ег среды, заполняющей пространство между
электродами, ее электрической прочностью Дпах и геометрическими
размерами. Для увеличения удельного тока, а следовательно, по-
вышения импульсной мощности ускоренного пучка электронов не-
обходимо выбирать изолирующую среду с возможно большими ег
и £тах. Широко применяемое для этих целей трансформаторное
масло имеет е;=2,2.
96
В последние годы появились СЭУ, в которых в качестве изоли-
рующей среды используют очищенную по соответствующей методи-
ке воду. Применение очищенной воды позволяет повысить удельный
ток, поскольку для воды ег=81.
Анализ показывает, что полосковые линии следует применять
для получения больших импульсных токов, так как они имеют не-
большое волновое сопротивление.
Конструкция и характеристики СЭУ
Принцип действия и конструктивные особенности сильноточного
электронного ускорителя рассмотрим на примере отечественного
ускорителя «Нептун» (рис. 2.22).
В качестве промежуточного накопителя используют полосковую
ДФЛ, образованную тремя расположенными параллельно элект-
родами 3, 4, 5 длиной 650 мм. Электроды 3 к 4 образуют одну ли-
нию, а 4 и 5 — вторую. Средняя полоса 4, общая для обеих линий,
подключается к первичному накопителю энергии 1, в качестве ко-
торого используются два стандартных генератора типа
ГИН-400-0,06/5, соединенных последовательно, с общей ударной
емкостью 6-10—9 Ф и энергией 2 кДж. Верхняя полоса 3 соединена
с корпусом непосредственно, а нижняя 5 — через индуктивность 12.
Для уменьшения напряженности электрического поля края полосок
закруглены.
Ускоряющая трубка 9 подключена к электродам 3 и 5 линии.
Изолятор трубки состоит из семи плексигласовых колец диаметром
200 и высотой 20 мм, разделенных градиентными кольцами из ано-
дированного алюминия. В качестве уплотнителя используют ваку-
умную резину. Стягивающие стержни выполнены из органического
стекла. Рабочий вакуум в трубке поддерживается в пределах
10~3—10”2 Па. Выпускное окно 8 трубки представляет собой фоль-
гу толщиной 50 мкм. Катодом служит тонкая пластинка из нержа-
веющей стали с большим количеством отверстий (около 200), ко-
торую закрепляют на катододержателе 6. Внутреннюю сторону
пластинки заливают эпоксидной смолой, что значительно облегчает
возникновение скользящего по поверхности катода разряда. Элект-
ронный пучок вытягивается из плазменного слоя, ускоряется и че-
рез фольгу попадает в дрейфовую камеру 7. Длину ускоряющего
промежутка анод — катод можно регулировать в пределах
5—10 мм.
Для закорачивания линии использован разрядник 2, работаю-
щий по принцип) самопробоя в воде. Зазор разрядника устанавли-
вают таким, чтобы пробой наступал при напряжении на линии,
равном 0,8—0,9 максимального зарядного напряжения. Между
электродом 5 линии и катодным концом ускоряющей трубки также
включен разрядник 11. Помимо указанных элементов в ускорителе
применяются не показанные на рисунке делители напряжения и
шунты, предназначенные для измерения параметров импульса.
4-1658
97
Все элементы ускорителя размещают в герметическом баке 1G
из нержавеющей стали, заполненном дистиллированной и обезга-
жепной водой. Бак рассчитан на давление до 5 атм и соединен с
установкой очистки воды 13, которая позволяет в течение несколь-
ких часов довести удельное сопротивление воды до 6 МОм-см.
При включении ГИН на их выходе возникает суммарное напря-
жение и0~1,1 МВ и происходит зарядка ДФЛ. В результате про-
текания зарядного тока на индуктивности 12 возникает импульс
напряжения, который иногда называют п р е дым пул ьсо м, по-
Рис. 2.22. Схема конструкции СЭУ «Нептун»
скольку он предшествует появлению основного ускоряющего им-
пульса. Амплитуда его зависит от скорости зарядки линии и в рас-
сматриваемом ускорителе составляет О,15по. Разрядник И, пробив-
ное напряжение которого «пр выбрано в пределах 0,15ио<ппр<ио,
при этом не срабатывает и предымпульс к ускоряющему промежут-
ку трубки не прикладывается.
За время 0,5 мкс линия, имеющая емкость 3-10~9 Ф, заряжает-
ся до напряжения около 1 МВ, при котором срабатывает разряд-
ник 2. В результате через 20 нс (время пробега волны вдоль линии)
к электродам трубки прикладывается импульс напряжения ампли-
тудой ~ 1 МВ. Разрядник 11 при этом, естественно, пробивается.
Линия генерирует импульс напряжения длительностью 40 нс. Под
действием приложенного импульса напряжения в ускоряющей труб-
ке протекает электронный ток амплитудой до 30 кА.
Длительность фронта импульса в сильной степени зависит от
времени срабатывания разрядника 2, закорачивающего линию.
Минимальная длительность фронта составляет 5—7 нс. Отсекаю-
щий разрядник 11 одновременно играет роль обострителя, так как
способствует уменьшению длительности фронта импульса. После
98
окончания ускоряющего импульса разрядники восстанавливают
свою электрическую прочность и ускоритель оказывается подго-
товленным к следующему рабочему циклу.
В настоящее время построено большое число сильноточных
электронных ускорителей. Параметры их лежат в широких преде-
лах и зависят от конкретного назначения ускорителя. Представле-
ние об основных параметрах СЭУ и их конструктивных особенно-
стях дает табл. 2.5, в которой приведены краткие сведения о неко-
торых ускорителях.
Таблица 2.5
Первичный накопи- тель энергии Промежуточный на- копитель энергии В ысоковольтны й коммутатор Параметры элек- тронного пучка
Установка s ИЗОЛЯЦИЯ энергия, кДж L к X изоляция зноляция Способ Запуска аеи ‘л I, кА О К X
«Аврора» (США) 4 ГИН Транс- форма- торное масло 5000 4 коак- сиальных ДФЛ Транс- форма- торное масло Транс- форма- торное масло, элегаз Управ- ление 15,0 4X400 120
«Тонус-2» СС СР) ГИН То же 260 16 полос- ковых ДФЛ Вола Элегаз 1,0 1000 60
«Гэмбл-1; (США) я я 66 Коакси- альная линия * Вода, элегаз 0,75 500 50
«Веба» (США) я я 45 Коакси- альная ДФЛ • Вода Само- пробой 3,0 150 60
«Тонус- 2м» (СССР) я я 90 То же Транс- форма- торное масло Элегаз Управ- ление 1,5 10 3000
«Нептун» (СССР) я Воздух 2,0 Полос- ковая ДФЛ Вода Вода Само» пробой 1,0 30 40
Задача. Рассчитать основные размеры промежуточного накопителя СЭУ на
напряжение 1 МВ, длительность импульса 40 нс, ток разрядки 40 кА, работаю-
щего в воде при напряженности электрического поля Е=100 кВ/см.
Решение. На заданное значение тока в качестве промежуточного накопи-
теля выбираем полосковую ДФЛ. Определяем длину электродов линии
, vt с t 3-108-40-10-9
I =----= —у-—----------=------—г-------- =0,66 м.
2 |<ег[лг 2 2^81-1
Рассчитываем расстояние между электродами
d = u/E = 106/107 = 0,1 м.
Находим сопротивление нагрузки
/?к = и/1 = 10б/(4-1Щ) =25 Ом,
4*
99
следовательно, волновое сопротивление линии
р = R„;2 = 12,5 Ом.
Ширина электродов линии
d 377-0,1
Ь = 377----=- = — = 0,33 м.
Pl ег 12,oj 81
СЭУ с индуктивным накопителем энергии
Работы в области создания СЭУ направлены в настоящее время
на получение еще более мощных электронных пучков. Традиционно
применяемые в ускорителях емкостные накопители энергии прак-
тически достигли предела в отношении плотности энергии, которая
определяется электрической прочностью выбранного диэлектрика.
В современных емкостных накопителях электрическое поле, дли-
тельно выдерживаемое диэлектриком, составляет 106 В/см. Даль-
нейшее повышение напряженности поля до 107—108 В/см приводит
к появлению автоэлектронной эмиссии с электродов и пробою ди-
электрика. Поэтому представляет большой интерес применение в
СЭУ индуктивных накопителей энергии.
Известно, что запасаемая в индуктивной катушке энергия опре-
деляется соотношением W=Li2/2, где L — индуктивность катушки.
В момент размыкания цепи тока на индуктивной катушке возника-
, di „ ,
ет импульс напряжения Ul = L----. Этот импульс может быть ис-
dt
пользован в качестве ускоряющего напряжения, прикладываемого
к ускоряющей трубке. При этом энергия, запасенная в индуктивно-
сти, передается пучку электронов.
При разработке индуктивных накопителей энергии необходимо
обеспечить высокую механическую прочность индуктивной катушки
и создать коммутаторы, обеспечивающие быстрое прерывание тока.
В настоящее время в качестве коммутаторов используют взрывные
прерыватели тока, представляющие собой одну или несколько па-
раллельно включенных тонких проволочек, которые при плотности
тока 105—109 А/см2 расплавляются. При этом жидкий металл пере-
гревается и испаряется со скоростью взрыва.
Индуктивная катушка в СЭУ используется как промежуточный
накопитель. В качестве первичного накопителя обычно применяют
ГИН, который разряжается через катушку. Для передачи .макси-
мальной энергии из емкостного накопителя в индуктивность необ-
ходимо осуществлять взрыв проводников в максимуме тока. Уста-
новлено, что на импульс напряжения и длительность переднего
фронта существенное влияние оказывает число параллельно вклю-
ченных взрывающихся проводников. Увеличение количества взры-
ваемых проводников от одного до десяти при сохранении суммар-
ной площади поперечного сечения приводит к возрастанию ампли-
туды импульса напряжения на индуктивности в 1,5—3 раза при
соответствующем уменьшении длительности фронта.
100
ние. 2.23. Принципиальные
электрические схемы СЭУ i ин-
дуктивными накопителями энер-
гии
Ускоритель с индуктивным накопителем энергии во сравнению
с ускорителем на длинной линии имеет ряд преимуществ: первич-
ный накопитель энергии имеет напряжение в 3—6 раз меньше ра-
бочего, что упрощает конструкцию и уменьшает габариты установ-
ки- снижается вероятность статических пробоев вследствие умень-
шения площади электродов, находящихся под высоким напряжени-
ем; имеется возможность менять длительности импульса.
Принцип действия ускорителя с индуктивным накопителем
энергии рассмотрим на примере установок типа ИГУР, разработан-
ных в СССР. На рис. 2.23 представле-
ны принципиальные электрические схе-
мы ускорителей ИГУР-I и ИГУР-П без
измерительных цепей.
В установке ИГУР-I (рис. 2.23, а)
первичным накопителем, который на
схеме обозначен С, является ГИН, со-
бранный по симметричной схеме. Он
имеет следующие параметры: ударная
емкость 0,29 мкФ, запасаемая энергия
135 кДж, импульсное напряженно
0,96 МВ. Индуктивность = 20 мкГн
представляет собой бескаркасную ка-
тушку длиной 3 м с воздушной изоля-
цией, выполненной из алюминиевой
трубки диаметром 15 мм. Взрываю-
щийся проводник I имеет длину7 4,5 м.
Ускоряющая трубка 3 состоит из
стального контейнера (диаметр 0,53 м,
длина 1 м) и фарфорового изолятора
(11 = 3,2 м, <1шгутр=0,47 м). В трубке создают вакуум 10 3 Па.
При срабатывании ГИН начинает протекать ток через индук-
тивную катушку £] и проводники I. В максимуме тока происходит
взрыв проволочек и пень тока размыкается. На индуктивности воз-
никает импульс напряжения амплитудой 3,1 МВ. Под действием
этого импульса разрядник 2 срабатывает и к электродам ускоряю-
щей трубки прикладывается высокое напряжение При этом в труб-
ке протекает ток 44 кА. Разрядник 4, включенный параллельно
трубке, при срабатывании обеспечивает формирование заднего
фронта импульса.
Установка ИГУР-П (рис 2.23, б) собрана по двухкаскадной
схеме. В качестве первичного накопителя С использован ГИН-
(ударная емкость 0,15 мкФ; напряжение 2 МВ; запасаемая энергия
300 кДж). Индуктивность первичного каскада £i~15 мкГ представ-
ляет собой катушку с воздушной изоляцией, изготовленную из мед-
ной трубки диаметром 20 мм. Во втором каскаде вместо катушки
используется паразитная индуктивность £2 контура. Ускоряющая
трубка 4 имеет стальной контейнер (диаметром 0,81 м и длиной
м) и изолятор высотой 2,7 м, состоящий из 60 секций со стальны-
ми промежуточными электродами. Для выравнивания распределе-
101
ния потенциала вдоль трубки используют резистивный делитель.
При включении ГИН и достижении током в индуктивной катуш-
ке Li максимума происходит взрыв проволочек 1. Под действием
возникающего на индуктивности £i импульса напряжения пробива-
ется разрядник 2, начинает протекать ток через L2 и проволочки Г.
Когда ток через индуктивность достигает максимума, происходит
взрыв проволочек Г, срабатывает разрядник 3 и импульс напря-
жения с амплитудой 4,5 МВ прикладывается к ускоряющей трубке
4. При этом в ней протекает ток с амплитудой 70 кА. Назначение
разрядника 5 такое же, как и в предыдущей схеме Применение
двухкаскадной схемы индуктивного накопителя обеспечивает полу-
чение импульсов с коротким фронтом и создает лучшие условия
согласования нагрузки с генератором.
§ 2.7. Линейный резонансный ускоритель
с трубками дрейфа
Линейный резонансный ускоритель заряженных частиц с трубками
дрейфа впервые был предложен в 1924 г. и вскоре были построены
несколько действующих установок этого типа. Однако широкого
распространения они не получили. В 1931 г. был изобретен цикли-
ческий резонансный ускоритель тяжелых частиц — циклотрон, ко-
торый по своим параметрам значительно превзошел существовав-
шие линейные ускорители. Поэтому дальнейшие работы по линей-
ным ускорителям велись недостаточно интенсивно. Вновь интерес
к этим машинам возродился в 40-х годах, когда были достигнуты
большие успехи в области радиоэлектроники, позволившие по-ново-
му использовать принцип линейного резонансного ускорения.
Простейший линейный ускоритель с трубками дрейфа схемати-
чески изображен на рис. 2.24.
Ускорение положительно заряженных частиц, образующихся в
ионном источнике И, осуществляется в промежутках между труб-
чатыми электродами 1—5, которые называются трубками д р е ft-
фа и располагаются вдоль общей оси. Трубки с нечетными номера-
ми подключены к одному полюсу источника переменного напряже-
ния, а трубки с четными номерами — к другому. При отрицатель-
ной полярности электрода 1 положительные ионы, вышедшие из
источника, ускоряются в зазоре между источником И и первой труб-
кой и попадают внутрь этого электрода. Внутри трубки дрейфа
электрическое поле отсутствует и движение частиц в ней происхо-
дит по инерции. За время, которое затрачивает ион на прохождение
трубки дрейфа, полярность ускоряющего напряжения изменяется
на противоположную, поэтому в промежутке между электродами 1
и 2 частицы вновь будут ускоряться. Так как скорость иона после
прохождения каждого промежутка возрастает, то соответственно
увеличивается и длина трубок дрейфа.
Конечная энергия, которую приобретают ионы,
W=nAW—nqUm cos <?р,
102
гдс п— число трубок дрейфа; АIV’—приращение энергии иона пос-
ле прохождения каждого промежутка; q — заряд иона; Um—амп-
литуда ускоряющего напряжения; q?p— равновесная фаза.
Для уменьшения длины линейного ускорителя целесообразно
осуществлять питание трубок дрейфа от генератора с малой длиной
волны. Однако при этом рассмотренная выше принципиальная схе-
ма включения трубок дрейфа оказывается непригодной. С умень-
шением длины волны питающего напряжения в такой открытой ус-
коряющей системе существенно возрастают потери на излучение.
Рис. 2.24. Схема линейного резонансного ускорителя с трубка-
ми дрейфа
Поэтому в современных линейных ус-
корителях ионов в качестве ускори-
тельных элементов применяются ци-
линдрические резонаторы, в которых
по оси располагают трубки дрейфа
(рис. 2.25). Такие ускорители были
предложены в США Альварсцом.
Рис. 2.25. Схема линейного
ускорителя с трубками дрей-
фа
В цилиндрическом резонаторе /
возбуждается стоячая волна типа Дою-
В отсутствие трубок дрейфа вдоль осп
резонатора в каждый данный момент
времени напряженность поля оказыва-
ется одинаковой. Поэтому, если время пролета ускоряемой частицы
через резонатор будет меньше полупериода изменения высокочас-
тотного поля, на некоторых участках траектории будет происхо-
дить замедление частицы и суммарный ускоряющий эффект ока-
жется незначительным.
Для исключения замедляющего действия стоячей волны на уско-
ряемые частицы вдоль оси цилиндрического резонатора устанавли-
вают трубки дрейфа 2. Электрическое поле в этом случае оказыва-
ется сосредоточенным в промежутках между трубками дрейфа.
В тс моменты времени, когда направление поля в резонаторе соот-
ветствует замедлению частицы, она должна двигаться в трубке
Дрейфа, которая будет экранировать ее от действия поля и предот-
вращать замедление.
Составляющая электрического поля, направленная вдоль оси
резонатора,
Ez—E (z) cos <ч/.
103
Приближенно можно считать, что в трубках дрейфа поле отсут-
ствует, т. е. £'(z)=0, а в промежутках между ними поле постоянно
(E(z) =£i).
Как видно, во всех ускоряющих промежутках поле изменяется
в одной и той же фазе. Поэтому время движения частицы от зазо-
ра к зазору должно равняться целому числу периодов То ускоряю-
щего поля. В этом случае равновесная частица будет попадать в
ускоряющие промежутки при одной и той же фазе
За один период изменения ускоряющего поля равновесная час-
тица проходит путь
^=®„г0=з„х,
где — приведенная скорость частицы в п-м ускоряющем проме-
жутке, к длина волны ускоряющего напряжения.
Следовательно, период D ускоряющей системы, который вклю-
чает в себя трубку дрейфа и ускоряющий промежуток, должен быть
равен D = /?pnZ, где k — целое число, которое чаще всего выбирают
равным единице.
Таким образом, по мере увеличения период ускоряющей си-
стемы D. а следовательно, и длина трубок дрейфа должны воз-
растать.
Для характеристики ускоряющей системы вводят параметр
y.=dl(р?1л), называемый коэффициентом зазора. В этом вы-
ражении d — длина ускоряющего промежутка.
Фазовая устойчивость ускоряемых частиц в линейных ускорите-
лях с трубками дрейфа обеспечивается механизмом автофазиров-
кн. Для этого равновесная фаза фр должна выбираться не на пада-
ющем, а на восходящем участке кривой изменения ускоряющего
поля, т. е. равновесная фаза должна быть отрицательной (см.
рис. 1.6). При этом условии частицы, которые имеют фазу
—гГг<Ф<Фр, при прохождении ускоряющего промежутка приобре-
тет большую по сравнению с равновесной частицей скорость и в
следующий промежуток придут раньше, т. е. их фаза уменьшится
и будет приближаться к равновесной. Частицы, фаза которых мень-
ше —фр, будут приобретать меньшую скорость и в последующие ус-
коряющие промежутки будут попадать позже. В результате фаза
их будет увеличиваться, также приближаясь к равновесной. Таким
образом, в ускорителях с трубками дрейфа частицы совершают
сравнительно большие и быстрые фазовые колебания.
Выбор равновесной фазы в области отрицательных значений
приводит к тому, что ускоряющее поле дефокусирует пучок частиц.
Как известно, при прохождении ускоряющего промежутка, образо-
ванного двумя трубчатыми электродами, на частицу в начале про-
межутка действует сила, направленная к оси. После прохождения
частицей середины промежутка радиальная сила изменяет свое на-
правление, т. е. оказывает дефокусирующее действие. Если к про-
межутку приложено постоянное или уменьшающееся во времени
напряжение, то суммарное действие радиальных сил приводит к
фокусировке пучка. При нарастании напряжения действие дефоку-
104
сирующей силы становится преобладающим и диаметр пучка уве-
личивается.
Для обеспечения радиальной устойчивости частиц в современ-
ных линейных ускорителях с трубками дрейфа применяют квадру-
польные магнитные фокусирующие системы. Одиночная квадру-
польпая линза фокусирует пучок в одном (например, горизонталь-
ном) и дефокусирует в другом направлении. Располагая две квад-
рупольные линзы, полюса которых повернуты вокруг оси на угол
90“, можно получить систему, фокусирующую пучок во всех направ-
лениях. Такие линзы чередуются вокруг ускорителя. Их совмещают
с трубками дрейфа, поэтому фокусировки нет только в ускоряющих
промежутках.
Резонаторы с трубками дрейфа эффективны при малых и сред-
них скоростях частиц, т. е. при р<0,5-?0,6. Длина волны, на кото-
рую рассчитывают резонатор, А= 1,54-2 м. При этом внутренний
диаметр резонатора оказывается равным 1—1,3 м, амплитуда ус-
коряющего электрического поля—1—3 МВ/м. Длина элементов
ускоряющей системы определяется законом движения равновесной
частицы и постепенно возрастает вдоль резонатора. При увеличе-
нии длины трубок дрейфа их диаметр должен уменьшаться для
сохранения необходимой равномерности электрического поля вдоль
резонатора.
Современные линейные ускорители с трубками дрейфа в основ-
ном используют в качестве инжекторов циклических ускорителей.
Они позволяют ускорять протоны до энергий 100—150 МэВ, обес-
печивают получение больших токов ускоренных частиц, имеют про-
стые системы ввода и вывода пучка.
В СССР наиболее крупным ускорителем протонов с трубками
дрейфа является установка И-100 на энергию 100 МэВ. Этот уско-
ритель используют в качестве инжектора синхрофазотрона на
76 ГэВ Он работает на длине волны 2 м; напряженность поля со-
ставляет 1,6 МВ/м, равновесная фаза равна —37°, ток протонов в
импульсе длительностью 40 мкс достигает 100 мА.
Источником протонов служит дуоплазматрон, из которого час-
тицы попадают в ускоряющую трубку. На электроды трубки пода-
ют напряжение с амплитудой 700 кВ от импульсного трансформа-
тора. Ток протонов на выходе ускоряющей трубки составляет
250 мА. Предварительно ускоренный до энергии 700 кэВ пучок
протонов поступает в группирователь, а затем непосредственно в
линейный ускоритель, который имеет три расположенных друг за
другом резонатора длиной 30, 28 и 22 м соответственно.
В первом резонаторе, диаметр которого 1324 мм, размещены
94 трубки дрейфа. Длина трубок увеличивается пропорционально
₽, а наружный диаметр трубок уменьшается от 232 до 100 мм.
Диаметр трубок дрейфа, установленных во втором и третьем резо-
наторах, в целях унификации выбран неизменным и равным 100 мм.
В связи с этим внешний диаметр резонаторов уменьшен и составля-
ет 1220 и 1087 мм. Кроме того, для выравнивания поля вдоль резо-
наторов коэффициент зазора х во втором резонаторе увеличивают
105
от 0,185 до 0,284, а в третьем — от 0,222 до 0,277. Во втором и треть-
ем резонаторах установлено соответственно 42 и 27 трубок дрейфа.
Резонаторы ускорителя помещены в общий стальной кожух.
Пространство между кожухом и резонаторами откачивается до дав-
ления 1 Па, внутри резонаторов поддерживают вакуум 10 4 Па.
Таким образом, кожух является форвакуумной камерой для резо-
наторов, выдерживающей давление атмосферы, и пет необходимо-
сти делать резонаторы толстостенными для увеличения жесткости.
Откачка ведется высокопроизводительными магниторазрядными
сорбционно-ионными титановыми насосами, установленными вдоль
ускорителя.
Фокусирующие квадрупольные линзы конструктивно совмещены
с трубками дрейфа. В каждой трубке помещена одна линза. Из-за
неточности изготовления и юстировки линз происходит некоторое
увеличение диаметра пучка, поэтому внутренний диаметр трубок
дрейфа постепенно увеличивается от 20 до 40 мм.
Система высокочастотного питания ускорителя И-100 состоит
из трех отдельных усилителей мощности по 5 МВт и возбудителя
с тремя выходными каскадами. Длительность высокочастотного
импульса 300 мкс, длительность импульса тока квадрупольных
линз 600 мкс. Ускоритель работает с частотой 0,2 Гц.
Несколько крупных протонных линейных ускорителей построено
и за рубежом. Так, в Лос-Аламосе (США) сооружен ускоритель
на энергию 800 МэВ; в качестве инжектора синхрофазотрона в
Батавии (см. § 3.6) используют линейный ускоритель до 200 МэВ.
§ 2.8. Линейный индукционный ускоритель
Первые действующие линейные индукционные ускорители (ЛИУ)
были созданы в начале 60-х годов. Линейные индукционные ускори-
тели экономичны и достаточно просты по конструкции, они позволя-
ют получать электронные пучки большой интенсивности с высокой
моноэиергетичностью и в принципе пригодны для ускорения тяже-
лых частиц.
Работа ЛИУ основана на явлении электромагнитной индукции.
Рассмотрим ферромагнитное кольцо-магнитопровод (рис. 2.26), на
которое нанесена электрическая обмотка. Если изменить ток в об-
мотке, то произойдет изменение индукции магнитного поля В в сер-
дечнике и в окружающем пространстве возникнет вихревое элект-
рическое поле Е. Связь между полями В и Е устанавливается вто-
рым уравнением Максвелла:
г о! Е — —д \ildt.
Силовые линии вихревого электрического поля замыкаются во-
круг сердечника, в центре которого направление поля Е совпадает
с осью симметрии ячейки. Вихревое электрическое поле и исполь-
зуется для ускорения электронов в ЛИУ.
106
Ускоряющая система ЛИУ (рис. 2.27) состоит из большого чис-
ла ячеек описанной конструкции, называемых индукторами.
ПрА изменении индукции магнитного поля в сердечниках ячеек
на оси ускоряющей системы возникает вихревое электрическое
поле, которое (при достаточно большой длине системы) определя-
ется выражением
N с дВ
I dt
где // — число сердечников; I — длина
системы; S— сечение одного сердечни-
ка; dB[dt— скорость изменения индук-
ции.
Сердечник индуктора изготовляют
из ленты магнитомягкого материала,
имеющей, как правило, прямоугольную
петлю гистерезиса. Толщина ленты со-
ставляет 10—20 мкм.
Для того чтобы пучок электронов
на выходе ускорителя был моноэнерге-
тичным, необходимо обеспечить линей-
ное изменение индукции магнитного
поля во времени. С этой целью пита-
ние обмоток индукторов осуществляют
короткими импульсами напряжения
прямоугольной формы. В этом случае
напряженность вихревого поля на оси
системы
с N с ДВ
Рис. 2.26. Элемент ус-
коряющей системы
ЛИУ
Рис. 2.27. Ускоряющая система
ЛИУ:
1 — индукторы; 2— вакуумная каме-
ра; 3 — фокусирующая катушка
где ДВ — приращение индукции в сер-
дечнике за время импульса ta.
Напряженность вихревого электри-
ческого поля при работе ускорителя на
воздухе ограничена его пробивной
прочностью и обычно при проектировании выбирается не более
6—7,5 кВ/см.
Энергия электронов, прошедших путь I вдоль вихревого поля,
i
W=е Edz—eNS
о
ДВ
tn
Видно, что для увеличения энергии ЛИУ следует повышать при-
ращение индукции i\B. Для этого перед подачей ускоряющего им-
пульса на обмотку индуктора сердечник перемагничивают и пере-
водят в область отрицательного насыщения. В результате возмож-
ное приращение индукции увеличивается в два раза.
107
В современных ЛИУ скорость изменения индукции \B/tn выби-
рают в пределах 106—107 Тл/с.
ЛИУ могут работать при любой длительности импульса. Однако
при длительности в несколько микросекунд и более во избежание
насыщения ферромагнетика необходимо использовать индукторы
очень большою сечении. Поэтому длительность импульса тока пуч-
ка обычно равна 50 500 нс.
Ускорение электронов происходит в вакуумной трубке 2, нахо-
дящейся при непрерывной откачке. Поскольку ускорение частиц
осуществляется вихревым электрическим полем, в такой трубке в
принципе необходим только источник электронов. Однако при про-
хождении пучка часть электронов рассеивается и оседает на стен-
ки, что может привести к пробою трубки. Поэтому в ЛИУ приме-
няют трубки двух типов: секционированные и с резистивным по-
крытием.
Промежуточные электроды секционированных трубок соединя-
ют с заземленным концом первичной обмотки индуктора и таким
образом защищают диэлектрическую поверхность трубки от попа-
дания на нее электронов.
В трубках второго типа на внутреннюю диэлектрическую поверх-
ность наносят резистивное покрытие. Проводимость такого покры-
тия, с одной стороны, должна быть достаточной для того, чтобы
происходило стекание зарядов. С другой стороны, она не должна
быть слишком большой, иначе слой будет экранировать вихревое
электрическое поле и в нем будут протекать большие токи.
Вакуумная полость ускорителя может быть создана и без при-
менения специальной трубки. Например, в линейном индукционном
ускорителе ЛИУ-3000 отечественной разработки вакуумная камера
образована непосредственно индукторами, плотно прижатыми друг
к другу через резиновые прокладки. Двенадцать интукторов обра-
зуют секцию. Секции попарно сочленены в блоки ускоряющей си-
стемы. К патрубкам в месте соединения блоков подключены агре-
гаты для откачки. Рабочий вакуум в секциях ~10~*4 Па.
В качестве инжектора электронов в ЛИУ используют электрон-
ные источники, подобные тем, которые применяют в мощных
электронных приборах сверхвысоких частот (например, в клистро-
нах). Высоковольтным источником питания служат, как правило,
импульсные трансформаторы. Конструктивно их выполняют в виде
секций из индукторов, как и основную ускоряющую систему.
Импульсный ток ускоряемых в ЛИУ электронов составляет сот-
ни ампер и более, что на 2—3 порядка превышает ток в линейных
электронных ускорителях с бегущей волной (см. § 2.9). В таком ин-
тенсивном пучке велики кулоновские силы расталкивания, приво-
дящие к возрастанию радиального размера электронного потока.
Для компенсации сил расталкивания применяют фокусирующую
систему, состоящую из ряда магнитных линз 3. Линзы обычно уста-
навливают в промежутках между секциями ускоряющей системы
или внутри индукторов (см. рис. 2.27).
10b
\1рямоугольные импульсы высокого напряжения для индукцион-
нойвистемы генерируют специальной схемой импульсного питания
ускорителя, где в качестве формирующего устройства используется
длннна\ линия, а для коммутации применяются импульсные водо-
родные тиратроны. В этом случае удается достигнуть длительности
фронта импульса 20—40 нс. Ее можно уменьшить, если импульс
напряжения, питающего секции индукционной системы, сдвинуть
относительна начала импульса тока электронного пучка на время,
равное длительности его фронта.
Основными факторами,
влияющими на к.п.д. ускори- ___________________Таблица 2.6
теля, являютсяд длитель- ность импульса, ток пучка. ТИП И толщина ленты ферро- Параметры магнетика. При любом зна- чении тока к.п.д. растет с ЛИУ-3000 О' >» х СИЛУНД
увеличением длительности импульса и тока пучка, а Энергия частиц, МэВ также при уменьшении тол- г°к пУчка- А щины ленты, используемой '1\1."те1^сьность пм,,уль’ ДЛЯ изготовления НИДук- Частота следования тора. импульсов, Гц Параметры некоторых Разброс электронов ЛИУ, разработанных в -о энергиям, % СССР. представлены в 3 200 350 До 25 30 250 500 До 50 3 3 2000 20 До 50 2
табл. 2.6.
§ 2.9. Линейный резонансный ускоритель
электронов с бегущей волной
Первые линейные резонансные ускорители электронов с бегущей
волной были разработаны и построены в 1946—1947 гг. За послед-
ние 10—15 лет эти приборы получили широкое распространение
как при проведении физических исследований, так и в промышлен-
ности, медицине и многих други?; областях науки и техники.
Принцип действия
Ускоряющей системой таких установок является цилиндрический
диафрагмированный волновод (рис. 2.28), в котором
возбуждается бегущая волна типа Е01 с фазовой скоростью Уф,
равной скорости электронов va. Электроны ускоряются продольной
составляющей электрического поля бегущей волны и приобретают
энергию, перемещаясь вместе с волной вдоль оси волновода. Иног-
да подобные ускорители называют волноводными.
Рассмотрим подробнее принцип действия ускорителя с бегущей
волной.
Для того чтобы осуществить ускорение электронов полем бегу-
щей волны, необходимо выполнить условие Цф=гэ.
109
Фазовая скорость электромагнитных колебаний, распространя-
ющихся в волноводе, зависит от их типа, длины волны и конструк-
ции волновода. В гладком волноводе (например, в полой круглой
трубе)
х Ki —(X/Xft)2
где с — скорость света; Ло и Л — соответственно длины волн в вол-
новоде и в свободном пространстве; Л& — критическая длина волны
в волноводе.
Известно, что волновод является
своеобразным фильтром верхних час-
тот: в нем могут распространяться ко-
лебания только с A<Afc. Значит, в глад-
ком волноводе Уф>с. В частности, в
круглом гладком волноводе с радиусом
внутренней поверхности b для колеба-
ний Eqi критическая длина волны =
= 2,616, а фазовая скорость
с
^Ф= ./- ----~ •
V 1 — (Л/2,616)2
Следовательно, гладкий волновод
непригоден для ускорения электронов,
так как частицы не могут перемещать-
а _ h
Рис. 2.28. Электрическое поле в
диафрагмированном волноводе
ся со скоростью, большей скорости света. Для достижения равен-
ства между фазовой скоростью волны и скоростью электронов не-
обходимо уменьшить Оф. Это может быть достигнуто рядом спо-
собов.
В ускорительной технике наиболее удобным оказался метод за-
медления волны с помощью системы круглых проводящих диаф-
рагм, установленных в цилиндрическом волноводе. Ячейки диаф-
рагмированного волновода можно рассматривать как совокупность
связанных через отверстия объемных резонаторов. Фазовая ско-
рость распространения волны через диафрагмированный волновод
зависит от его параметров: радиуса волновода Ь, радиуса отверстия
в диафрагмах а, расстояния между диафрагмами (периода струк-
туры) d и толщины диафрагм h.
На начальной стадии процесса ускорения скорость электронов
невелика. Постепенно возрастая, она становится практически рав-
ной скорости света. По соответствующему закону должна изме-
няться вдоль волновода и фазовая скорость бегущей волны.
Электромагнитное поле в диафрагмированном волноводе может
быть описано бесконечной суммой пространственных гармоник,
т. е. элементарных волн. Ускорение электронов осуществляется на
основной (низшей) гармонике, фазовая скорость которой и должна
отвечать условию Уф=оэ-
Схематически изображение ускорителя с бегущей волной пока-
зано на рис. 2.29. Электроны вводят в диафрагмированный волно-
110
воД? с помощью высоковольтного источника 1. Режим инжекции —
импуя^сный; энергия инжекции обычно составляет 30—100 кэВ.
Двигать вдоль волновода, электроны группируются в сгустки 4 и
непрерывно наращивают энергию. В конце волновода электроны
сталкиваются с мишенью или выводятся наружу через специальные
окна. Для\питания волновода используют мощные генераторы
СВЧ-колебгЦшй— импульсные магнетроны или клистроны, работа-
ющие в диапазоне длин волн 10—25 см. Сверхвысокочастотные ко-
лебания в диафрагмированный волновод поступают через гладкий
Рис. 2.29. Схематическое изо-
бражение линейного резонанс-
ного ускорителя\электронов с
бегущей волной \
питающий волновод 2. В конце ускорителя неиспользованная мощ-
ность СВЧ-колебаний бегущей волны отводится через волновод 5
в поглощающую нагрузку. Ускоритель работает при непрерывной
откачке.
Большинство частиц, введенных в волновод, оказывается вовле-
ченным в процесс ускорения. Это происходит благодаря действию
автофазировки, вследствие чего частицы собираются в компактные
сгустки вокруг резонансной частицы, скорость которой в любой
момент времени совпадает с фазовой скоростью ускоряющей волны.
При длительности импульса сверхвысокочастотных колебаний
т и их частоте f на каждый импульс приходится n—xf электронных
сгустков.
Обычно, как указывалось, электроны поступают в волновод из
инжектора со скоростью около (0,4—0,5)с, т. е. 0ф=г?ф/с=0,44-0,5.
Начальная часть волновода, где 0ф меняется от указанного значе-
ния примерно до единицы и где происходит группирование элект-
ронов, носит название группирователя. Группирователь, как
правило, изготовляют в виде отдельной секции, из которой электро-
ны поступают во вторую, ускоряющую, часть волновода.
Часть мощности СВЧ-колебаний, распространяющихся вдоль
волновода, поглощается в его стенках. Затухание мощности проис-
ходит по закону
Р=Рое-“г.
где а=я/7(фё'гр) — коэффициент затухания; Po=^’|z=o-
Для расчета а требуется предварительно определить доброт-
ность Q и групповую скорость волны игр. Вследствие затухания амп-
литуда напряженности ускоряющего электрического поля Ет вдоль
волновода уменьшается и, следовательно, падает эффективность
ускорения. В ускорителях на средние и большие энергии диафраг-
мированный волновод поэтому изготовляют в виде отдельных сек-
ций и к началу каждой секции подключают индивидуальный ис-
точник СВЧ-колебаний. Число секций в больших ускорителях
может достигать нескольких десятков и даже сотен.
111
Ускоряющее электрическое поле вблизи равновесной фазы име-
ет радиальную составляющую, которая вызывает дефокусировку
электронов. Для сохранения в требуемых пределах радиальных раз-
меров электронного пучка обычно применяют длинные магнитные
линзы. Магнитная фокусировка необходима только в то/ части ус-
корителя, где скорость электронов заметно меньше скорости света.
Когда скорость электронов становится близкой к скорости света,
радиальной дефокусировки пучка практически нет.
Особенности конструкции
Диафрагмированный волновод должен быть изготовлен с большой
точностью (допуски порядка 10~2 мм и менее). В противном случае
распределение фазовой скорости волны вдоль оси волновода будет
отличаться от расчетного, что приведет к неучтенному изменению
энергии электронов на выходе ускорителя и изменению монохрома-
тичности пучка. К тем же последствиям приводит нестабильность
геометрических размеров волновода, возникающая из-за его нагре-
ва высокочастотными токами и резких колебаний температуры ок-
ружающей среды. Для стабилизации теплового режима волновод
охлаждают проточной водой, температуру и режим течения которой
поддерживают неизменными.
Существенное влияние на параметры электронного пучка оказы-
вает также нестабильность частоты генератора СВЧ-колебаний.
Допустимое значение относительной нестабильности ~10~4.
Достижение высокой точности, с которой должен быть изготов-
лен диафрагмированный волновод, — сложная технологическая за-
дача. Она решается рядом методов.
Например, при использовании метода гальванического наращи-
вания первоначально с высокой точностью изготовляют сборную
алюминиевую матрицу с профилем, соответствующим конфигура-
ции внутренней полости волновода. Затем в электролитической ван-
не на матрицу осаждают толстый слой меди, после чего алюминий
вытравливают химическим путем и заготовка волновода освобож-
дается.
В некоторых случаях для изготовления волновода применяют
калиброванные медные трубы. Монтаж диафрагм в них осуществ-
ляют методом тепловой посадки: диафрагмы охлаждают жидким
азотом н затем размещают в трубе.
Хорошо разработана технология производства паяных волново-
дов. Конструкцию волновода набирают из отдельных точно изго-
товленных элементов, имеющих вид короткого стакана с отверсти-
ем в центре дна. После тщательной центровки элементов их при-
паивают токами высокой частоты в вакууме; в качестве припоя ис-
пользуют серебро.
При расчете волновода частота изменения поля ускоряющей
волны является заданной, так как она определяется типом СВЧ-
генератора, выбранного при проектировании ускорителя. Важным
этапом является подбор управляющих функций, описываю-
112
щих изменение фазовой скорости и амплитуды ускоряющего поля
вдоль его длины. В ускорителях на относительно небольшую энер-
гию применяют группирователи с возрастающей фазовой скоростью.
Они характеризуются наиболее высокой эффективностью захвата
инжектируемых электронов в процессе ускорения; управляющие
функции для них выбирают на основе численного анализа уравне-
ний, описывающих продольное движение электронов в волноводе,
и в значительной мере на основе накопленного опыта разработки
и эксплуатации ускорителей.
Размеры волновода, прн которых обеспечиваются необходимая
фазовая скорость и напряженность поля ускоряющей волны, опре-
деляют следующим образом.
Период структуры зависит от вида колебаний О в волноводе
</=&ХЗф/(2л).
Вид колебаний характеризует сдвиг фазы волны на ячейку.
В линейных ускорителях обычно применяют колебания вида л/2 и
Зл/2. Для волновода, работающего, в частности, на колебаниях
вида л/2 (на длину волны в волноводе в этом случае приходится
четыре периода структуры), d=ХРф/4.
В группирователе, где фазовая скорость волны является пере-
менной, постепенно возрастающей, шаг установки диафрагм также
возрастает. В ускоряющих секциях рф=1, поэтому шаг d становит-
ся постоянным — расстояние между диафрагмами равно Х/4.
Толщина диафрагм h обычно бывает задана, исходя из сообра-
жений того, чтобы диафрагмы были прочны, не деформировались,
и в то же время потери высокочастотной мощности в них были не-
велики. Обычно в ускорителях десятисантиметрового диапазона
Йг=а4 ММ.
Связь фазовой скорости волны с геометрическими размерами
волновода часто представляют в виде дисперсионных кривых. Такие
кривые для волновода, нагруженного диафрагмами толщиной
/i = 0,0382t и работающего на колебаниях вида л/2, приведены на
рис. 2.30. С помощью кривых может быть определен радиус внут-
ренней поверхности волновода b по предварительно найденному
значению а/Л. Параметр а/Х определяется от ячейки к ячейке через
заданные значения фазовой скорости волны, напряженности поля
и высокочастотной мощности. Необходимо, чтобы значение этого
параметра (его называют коэффициентом нагруженное™ волново-
да) для разных диафрагм лежало в пределах 0,1—0,2. Уменьшение
а/7, по сравнению с указанными значениями приводит к падению
электронного к.п.д., росту потерь мощности и другим отрицатель-
ным последствиям. Если а/Х брать слишком большим, то, как вид-
но из приведенной ниже формулы, уменьшается напряженность
ускоряющего поля в волноводе, т. е. эффективность ускорения
£„=6,98 —]/Р,
m в2
где Ет — выражено в В/см; а и X — в см; Р — в Вт.
113
Формула справедлива для той части волновода, где рф=1.
В табл. 2.7 в качестве примера указаны значения параметров
диафрагмированного волновода четырех ускорителей. Они работа-
ют на различных видах колебаний: в первом из них (ЛУЭ-15-10)
О = Зл/2, в остальных •в,=л/2.
Значения ряда параметров волновода зависят от того, скругле-
ны или нет края отверстий, установленных в нем диафрагм. Поэто-
му в таблице приводится и характеристика краев отверстий.
Рис. 2.30. Дисперсионные кривые
Для определения коэффициента затухания волны Eoi в диаф-
рагмированном волноводе (колебания вида л/2; й/%=0,038; края
диафрагмы не скруглены) можно воспользоваться графиками, при-
веденными на рис. 2.31. Для различных Рф и ajb сначала определя-
ют значения ctX3/2, а затем непосредственно а. Видно, что при ма-
лых Рф ускорять электроны в диафрагмированных волноводах не-
целесообразно из-за сильного затухания мощности.
Ускорение выгодно осуществлять в волноводе, в котором при
малых потерях мощности обеспечивается высокое значение ампли-
туды ускоряющего электрического поля, следовательно, энергии
114
электронов. Другими словами, для ускорения необходимо исполь-
зовать волноводы с большим продольным шунтовым сопротивлени-'
ем:
Rm=E2ml(2aP).
Для определения шунтового сопротивления волноводов, рабо-
тающих на л/2-колебаниях при й/Х=0,038, можно использовать гра-
фики, приведенные на рис. 2.32. Они справедливы для волноводов,
края отверстий в диафрагмах которых не скруглены. Скругление
краев несколько снижает значения /?ш. Волноводы с колебаниями
видов л/2 и Зл/2 характери-
зуются высокими значения- „ ,
J Т а о л и ц а 2.7
ми шунтового сопротивле- _________________________________
ния, чем в основном и объяс- няется выбор в качестве ра- бочих именно этих видов ко- Тип ускорителя с/Х л/х Края отверстий
ЛУЭ-15-10 0,5- 0,2153— 0,036 Скруг-
лебаний.
На рис. 2.33 в качестве 1,0 0,1103 ленные
примера показана схема ли- ЛУЭ-5 0,5- 0,163— 0,037 >
нейного ускорителя с бегу- щей волной на 6 МэВ. У-12 1,0 0,4— 1,0 0,121 0,145- 0,156 0,038 Нескруг- ленные
Диафрагмированный вол- У-10 0,4- 0,145- 0,038
новод ускорителя состоит из 0,995 0,156
Рис. 2.31. Графики для опреде-
ления коэффициента затухания
волны в диафрагмированном
волноводе
Рис. 2.32. Графики для оп-
ределения продольного
шунтового сопротивления
диафрагмированного волно-
вода
двух секций. Электроны инжектируются в первую (группирующую)
секцию 13, в которой происходит их предварительное ускорение и
концентрация в сгустки. Затем частицы поступают во вторую (ус-
115
коряющую) секцию 11, где приобретают конечную энергию. Элект-
ронный пучок выводится из ускорителя наружу через тонкое алю-
миниевое окно 8 в вакуумной камере 9.
Инжектором служит электронный источник с вольфрамовым ка-
тодом в виде плоской спирали. Анод заземлен, а на катод подают
отрицательные импульсы высокого напряжения от модулятора
инжектора 19. Энергия инжекции 50 кэВ.
Для питания диафрагмированного волновода используют маг-
нетрон 1, управляемый импульсным модулятором 18. Модулирован-
ные прямоугольными импульсами СВЧ-колебания магнетрона по-
ступают в группирующую секцию через отрезок круглого волново-
ia с фазовращателем 17 и переходную секцию 15, сочленяющую
круглый волновод с прямоугольным. В переходной секции имеется
вакуумное окно 16, которое разделяет части ускорителя, находя-
щиеся под высоким вакуумом и при атмосферном давлении. Непо-
средственный ввод высокочастотной мощности в группирующую
секцию осуществляется через трансформатор типа волны
2. Неиспользованную мощность СВЧ-колебаний на выходе ускори-
теля отводят в поглощающую нагрузку 10.
Конечная энергия электронов регулируется в пределах от 4 до
6 МэВ путем изменения равновесной фазы электрического поля на
входе второй секции. Для изменения фазы служит фазовращатель
12, установленный в волноводном тракте, соединяющем конец пер-
вой и начало второй секций.
Настройку и согласование отдельных высокочастотных элемен-
тов ускорителя осуществляют с помощью специальных устройств
4, 5.
Для фокусировки электронов используют магнитную катушку
11, надетую на группирующую секцию диафрагмированного волно-
вода. Дополнительная фокусировка обеспечивается магнитной лин-
зой 7. размещенной в промежутке между секциями.
116
волноводов. Через ТТВ на
Для откачки ускорителя служат несколько насосов 6', установ-
ленных по всей его длине.
Управление током пучка в линейных ускорителях обычно произ-
водят путем изменения тока инжектора (электронного источника)
3. регулируя накал его катода.
Рассмотрим подробнее устройство трансформатора типа волны.
(ТТВ). Его основное назначение — преобразование волны Д!0 в
прямоугольном волноводе в волну типа Eoi в диафрагмированном
волноводе, а также согласование этих тт
входе диафрагмированного волновода
в последний вводится СВЧ-мощность.
На выходе волновода также устанав-
ливают ТТВ, осуществляющий обрат-
ное преобразование волн и служащий
для отвода неиспользованной мощно-
сти в поглощающую нагрузку.
Одна из наиболее распространен
ных конструкций ТТВ показана на
рис. 2.34. Трансформатор представляет
Рис. 2.34. Схема трансформато-
ра типа волны
Рис. 2.35. Внешний вид липейпого ускорителя электронов с
бегущей волной на энергию 15 МэВ
сомой цилиндрическую ячейку 4, являющуюся первой (или послед-
ней) ячейкой волновода. С ней сочленен прямоугольный волновод
/. Связь между ними осуществляется через отверстие 2. Осевое
отверстие 3 служит для ввода электронного пучка в диафрагмиро-
ванный волновод 5 из инжектора или выпуска пучка из волновода.
Оно имеет запредельные размеры, благодаря чему удается избе-
жать утечки СВЧ-мощности из волновода.
Па рис. 2.35 показан внешний вид линейного ускорителя с бегу-
щей волной на 15 МэВ для медицинских пелен.
117
Параметры ускорителей
В настоящее время в эксплуатации находятся несколько линейных
ускорителей на энергию более I ГэВ, построенных главным обра-
зом для нужд ядерной физики. Параметры таких установок указа-
ны в первой части табл. 2.8. Крупнейшими является трехкиломет-
ровый ускоритель Стэнфордского университета (США), на котором
достигнута энергия 21,5 ГэВ. На нем проводят работы по удвоению
энергии с помощью специальных накопительных резонаторов.
Таблица 2.8
Ускоритель Энергия электронов, МэВ Ток в импульсе, мА Дл in ельность импульса, мкс Частота пов- торения, Гц Частота напряжения питания, Mfu Длина волно- вода, м Число секций во 1новола
г. Станфорд 21 500 76 1,67 До 360 2856 3050 960
(США) г. Орсе 2300 60 1,7 50 2997,92 360 38
(Франция) г. Харьков 2 000 24 1,5 50 2793 250 50
(СССР) ЛУЭ-25 10—35 130 1,4 3-50 2799 8 2
ЛУЭ-15 15 200 3 500 3200 3 1
ЛУЭ-15-10 13-18 850 0,5—5,5 150 1818 2,5 2
Л УЭ-15-1,5 1о 100 2,4 До 500 3200 2,5 2
ЛУЭ-8-5 8-12 500—1500 2,4 31—500 3200 2,5 2
ЛУЭ-10-1 9-10 90 2,7 400 6000 3 2
ЛУЭ-5 5 70 2,5 500 2798 2,5 1
У-27 9-10 90 2,7 430 6000 3 2
У-12 5 85 2,5 400 3000 2 1
У-10 3 180 2,5 400 3000 1,5 1 1
У-30 2,5 100 0,2 До 5000 9000 1
К числу крупных относится отечественный ускоритель на 2 ГэВ.
До пуска стэнфордского ускорителя он был крупнейшим в мире.
Во второй части табл. 2.8 дана характеристика ряда отечест-
венных ускорителей, предназначенных для использования в народ-
ном хозяйстве и научных исследованиях. В частности, ускорители
типов ЛУЭ-15-10 и ЛУЭ-8-5 с регулировкой энергии и тока пучка
в широких пределах, предназначены для работ в области радиа-
ционной технологии и медицины. Оба ускорителя снабжены уст-
ройством, позволяющим повернуть пучок вниз и развернуть его в
полосу. Благодаря этому облучение изделия может производиться
непосредственно на конвейере.
Ускорители ЛУЭ-5 и ЛУЭ-25 предназначены для медицины.
Мощность экспозиционной дозы рентгеновского излучения (см.
§ 5.3) этого ускорителя составляет 1,3-10—3 А/кг на расстоянии 1 м
от мишени. Высокой универсальностью отличается ЛУЭ-25. С его
помощью можно осуществить терапевтическое лечение как пучком
тормозного излучения, так и пучком ускоренных электронов.
118
Основное назначение ускорителей ЛУЭ-15-1,5 и ЛУЭ-10-1 —де>
фектоскопия. С помощью генерируемого ими жесткого тормозного
излучения можно оперативно производить теневые снимки сталь-
ных изделий толщиной до 400 мм за короткое время (несколько
минут). Малый диаметр электронного пучка на тормозной мишени
ускорителей-дефектоскопов обеспечивает высокую резкость сним-
ков.
§ 2.10. Измерение параметров пучков
заряженных частиц
При наладке ускорителей, а также в процессе их работы необходи-
мо измерять параметры пучка заряженных частиц: длительность и
амплитуду импульса тока, среднее значение тока пучка, простран-
ственное положение и сечение пучка, энергию ускоренных частиц,
ускоряющее напряжение и др.
Для измерения этих параметров обычные методы измеритель-
ной техники часто оказываются непригодными. Так, например,
измерить ток пучка широко распространенным методом с помощью
шунта, включенного в разрыв цепи, в данном случае нельзя. Труд-
ности проведения измерений в линейных ускорителях связаны так-
же и с тем, что они являются высоковольтными установками и
создают сильные электромагнитные помехи.
Измерение тока пучка
Одним из главных параметров ускорителя является ток пучка
ускоренных частиц. Значения тока для ускорителей, работающих
в непрерывном режиме, лежат в пределах IO"6—10 2 А, а для им-
пульсных ускорителей значение тока в импульсе свыше Ю6 А. Изме-
рение тока пучка осуществляют двумя способами: с прерыванием
и без прерывания потока заряженных частиц.
Прн измерениях первым способом в качестве датчика использу-
ют устройство, называемое цилиндром Фарадея. Оно пред-
ставляет собой глубокий металлический стакан, внутрь которого
входит поток заряженных частиц. Толщину дна стакана выбирают
такой, чтобы ускоренные частицы полностью поглощались в метал-
ле. Так как при бомбардировке дна стакана пучком частиц возни-
кают вторичные заряженные частицы, высоту h стакана выбирают
такой, чтобы предотвратить разлет этих частиц. Это необходимо
для увеличения точности измерения тока первичного пучка. При
hjd>?> {d — внутренний диаметр стакана) подавляющее большин-
ство вторичных частиц поглощается стенками. Цилиндр Фарадея
заземляют через измерительный резистор. Заряд, получаемый ци-
линдром, стекает через резистор, на котором возникает падение на-
пряжения, пропорциональное току пучка, попадающего внутрь
цилиндра. Это напряжение подается на регистрирующий прибор.
При импульсных режимах работы широко используют высоко-
скоростные осциллографы с памятью, которые обеспечивают изме-
119
рение всех параметров импульса тока: длительности импульса,
длительности фронта, амплитуды и др. Для оперативной обработки
измеряемых параметров применяют специализированные ЭВМ.
При измерениях с помощью цилиндра Фарадея пучок преры-
вается. Поэтому такой способ можно применять только в процессе
наладки ускорителя, когда добиваются наилучшего токопрохожде-
ния пучка вдоль всего пути ускорения, а также для измерения пуч-
ка на мишени.
Контролировать
Рис. 2.36. Схема трансформато-
ра тока
параметры пучка на всем пути ускорения в
процессе работы ускорителя позволяет
только способ без прерывания потока
частиц. При этом способе с помощью
датчиков-преобразователей регистри-
руют параметры электромагнитного
поля, возбуждаемого ускоренным пуч-
ком, зависящие от значения тока.
Для измерения тока используют
датчики, принцип действия которых ос-
нован либо на законе электромагнит-
ной индукции (магнитоиндукционный
преобразователь, пояс Роговского), ли-
бо на явлении взаимодействия магнит-
ного поля измеряемого тока с электронным потоком в твердом теле
(датчик Холла) и вакууме (электронный датчик тока).
Магни то индукционный преобразователь пред-
ставляет собой трансформатор тока (рис. 2.36). Он имеет кольце-
вой магнитопровод, на который намотано определенное число вит-
ков проводника. Витки образуют вторичную обмотку трансформа-
тора и подключаются к резистору Д’. Через центральное отверстие
сердечника проходит пучок заряженных частиц, который в данном
случае играет роль первичного витка трансформатора. При этом
в соответствии с законом электромагнитной индукции во вторичной
обмотке возникает напряжение, которое при определенных услови-
ях пропорционально току пучка.
Такие преобразователи просты по конструкции и надежны в ра-
боте. Однако ими нельзя измерить постоянную составляющую тока,
а их частотный диапазон ограничен как со стороны высоких, так и
со стороны низких частот. Ограничения со стороны высоких частот
обусловлены наличием межвитксвой емкости. Искажения в обла-
сти малых частот связаны с подмагничиванием магнитопровода.
Измерительные трансформаторы тока без искажения регистриру-
ют импульсы при отношении длительности импульса к длительно-
сти фронта 10—50.
Разновидностью магнитоиндукционного преобразователя явля-
ется пояс Роговского (рис. 2.37). Он состоит из обмотки, на-
мотанной на кольцевой каркас из немагнитного материала, и интег-
рирующей ДС-цепи. Для снижения уровня наводок обмотку поме-
щают в электростатический экран с продольным разрезом.
120
Если обмотку расположить таким образом, чтобы через цент-
ральное отверстие проходил ток заряженных частиц, то в ней возни-
кает э.д.с.
dt
где Л4 — коэффициент взаимной индукции; — ток ускоренных
частиц.
При этом по цепи, состоящей из обмотки, резистора R и конден-
сатора С, будет протекать ток i, определяемый сравнением
_ м. —р ip 4. _L С idt,
dt dt C J
где L — индуктивность обмотки.
При изготовлении пояса Роговского
параметры интегрирующей цепи выби-
рают таким образом, чтобы
L < iR и — V idt < iR.
dt Ci
Тогда
Рис. 2.37. Схема пояса Рогов-
ского
Так
как
М
I—-----
R
выходное напряжение
^*1134
dt
\ idt.
то, подставив
выражение для тока I, будем иметь
^вых RC).
Таким образом с точностью, ограниченной принятыми допуще-
ниями, выходное напряжение оказывается прямо пропорциональ-
ным измеряемому току.
В действительности из-за межвитковой емкости и индуктивно-
сти обмотки, неточности интегрирования при измерении тока и ряда
других причин зависимость ивых от 1изм не является линейной. Это
приводит к появлению погрешности, которая особенно сильно про-
является при измерении импульсов тока большой длительности с
крутыми фронтами.
Для расширения частотного диапазона пояса Роговского необ-
ходимо уменьшать влияние паразитных параметров. С этой целью
один конец обмотки соединяют с экраном, который выполняет роль
обратного провода. Устройство превращается в систему с распре-
деленными параметрами и при выполнении условия согласования
дает возможность существенно повысить высокочастотную границу.
Минимальная длительность фронта импульсов тока, регистрируе-
мых поясом Роговского, лежит в пределах 1—2 нс. Отношение дли-
тельности измеряемых импульсов к длительности фронта составля-
ет 100—200.
121
Чувствительность поясов Роговского различна и зависит от их
конструкции, но возможный диапазон измеряемых токов доста-
точно широк — от долей миллиампера до сотен килоампер.
Для измерения постоянного и переменного токов в широком час-
тотном диапазоне применяют гальваномагнитные преоб-
разователи Холла и электронные датчики тока.
Датчик тока с использованием преобразователей Холла состоит
из нескольких полупроводниковых пластин, расположенных по ок-
ружности. Если пучок заряженных частиц будет проходить через
центр этой окружности, то под действием
Рис. 2.38. Схема электронно-
го датчика тока
магнитного поля пучка в пластинах воз-
никает э.д.с. Холла, пропорциональная
току пучка.
Электронный датчик тока представля-
ет собой электровакуумный диод специ-
альной конструкции (рис. 2.38). В про-
стейшем случае он состоит из кольцевого
термокатода 1 и двух кольцевых анодов
2, расположенных в одной плоскости.
Электроды помещены в вакуумный бал-
лон 3. В цепь анодов включены резисто-
ры R], R2. К электродам преобразователя
прикладываются напряжения, а сопро-
тивления резисторов /?,, R2 подбирают
так, чтобы разность потенциалов между
анодами в отсутствие измеряемого тока
равнялась пулю.
Если пучок заряженных частиц направить вдоль оси симметрии
преобразователя через центральное отверстие, то образованное им
магнитное поле будет взаимодействовать с электронным потоком в
датчике. В результате произойдет перераспределение тока между
анодами и на выходе датчика возникает напряжение, пропорцио-
нальное току пучка.
Электронный датчик не имеет ограничений со стороны низких
частот, и поэтому им можно измерять без искажения импульсы тока
большой длительности, включая и постоянный ток. Высокочастот-
ная граница, обусловленная спецификой взаимодействия электрон-
ного потока датчика с электромагнитным полем измеряемого тока,
находится в области десятков мегагерц. Максимальная чувстви-
тельность таких датчиков достигает 100 мВ/А.
Измерение местоположения
и сечения пучка
В основе большинства устройств, обеспечивающих измерение мес-
тоположения пучка в процессе работы ускорителя, лежит разно-
стный метод. В простейшем случае для определения отклоне-
ния пучка по одной координате используют два магниточувстви-
122
тельных преобразователя. Их располагают на некотором расстоя-
нии от оси пучка по обе ее стороны.
Если пучок будет находиться посередине между преобразовате-
лями, то их выходные сигналы будут одинаковыми, а разностный
сигнал будет равен нулю. При смешении пучка в сторону от оси
выходной сигнал одного преобразователя увеличится, так как маг-
нитное поле в месте его расположения возрастет, а сигнал с друго-
го преобразователя соответственно уменьшится. В результате по-
явится разностный сигнал, который является мерой отклонения
пучка. Для измерения отклонения пучка по двум координатам при-
меняются соответственно четыре преобразователя.
В зависимости от того, какой физический принцип лежит в осно-
ве действия магниточувствительного преобразователя, различают
магнитоиндукционные, гальваномагнитные и электронные преобра-
зователи для измерения местоположения пучка заряженных час-
тиц. Чувствительность широкополосных электронных преобразова-
телей лежит в пределах 400—800 мВ/(кА-мм). Чувствительность
узкополосных магнитоиндукционных преобразователей достигает
0,01 В/(А-мм).
В линейных резонансных ускорителях для измерения параметров
сгруппированного пучка, в том числе и его местоположения, исполь-
зуют резонаторные датчики. В таком датчике, представля-
ющем собой цилиндрический или прямоугольный резонатор, при
прохождении сгустков заряженных частиц возбуждаются электро-
магнитные колебания на одной из частот. Выходные сигналы сни-
мают с ориентированных перпендикулярно двух петель связи. Для
определения смещения по двум координатным осям, как правило,
используют два резонатора. Продольные размеры резонатора не
превышают нескольких сантиметров, поперечные соизмеримы с ра-
бочей длиной волны.
Большие сложности представляет измерение сечения пучка и
определение распределения плотности тока по сечению. Для этой
цели применяют секционированные цилиндры Фарадея, в которых
цно делают не сплошным, а состоящим из концентрических колец,
изолированных друг от друга. При этом измеряется ток частиц,
попадающих на каждое кольцо. Это позволяет судить о распреде-
лении плотности тока в пучке по радиусу и определять сечение пуч-
ка. Изображение профиля пучка можно также получить с помощью
металлических пластинок, как результат теплового воздействия
мощного электронного пучка на поверхностные слои металла. К со-
жалению, такой метод, будучи достаточно простым, не обеспечива-
ет необходимой точности измерений. Его используют только для
качественной оценки площади сечения пучка.
Измерение эневгии частиц
В ряде высоковольтных ускорителей нахождение энергии частиц
сводится к измерению ускоряющего напряжения.
Для измерения постоянного ускоряющего напряжения использу-
ют активные делители. Как правило, сопротивление такого
123
Рис. 2.39. Схема измерения
энергии ускоренных частиц
делителя стремятся сделать большим, чтобы ограничить ток дели-
теля и дополнительно не нагружать высоковольтный источник.
При измерении импульсного ускоряющего напряжения применя-
ют емкостные или компенсированные активно-ем-
костные делители, имеющие незначительную постоянную време-
ни и обеспечивающие воспроизведение фронта длительностью до
1 нс. Точность измерения напряжения с помощью делителей состав-
ляет 1—5%.
Энергию ускоренных частиц наиболее часто измеряют мето-
дом отклонения пучка в попе-
речном магнитном поле. Такой
способ обеспечивает измерение энергии с
высокой точностью.
Когда заряженная частица, имеющая
кинетическую энергию W, влетает в одно-
родное поперечное магнитное поле, тра-
ектория ее искривляется. Радиус кривиз-
ны г определяется в общем случае урав-
нением
г=] U"(IV +2\V0)/(cqB}.
По этой формуле можно рассчитать кинетическую энергию час-
тицы, если в магнитном поле с известной индукцией измерить ра-
диус кривизны траектории.
Схема измерения энергии ускоренных частиц представлена на
рис. 2.39. Будем считать первоначально, что все ускоренные части-
цы обладают одинаковой энергией. Пучок частиц 1 через узкую
щель—коллиматор 2 входит в поперечное магнитное поле, созда-
ваемое поворотным магнитом 3. Траектория частиц искривляется,
и они, пройдя диафрагму 4, понадают на специальную пластинку
5 с узкой щелью — коллектор. Щели во входном коллиматоре и
коллекторе расположены на дуге окружности известного радиуса г.
За щелью в коллекторе помещают измеритель тока пучка 6—ци-
линдр Фарадея. Очевидно, пучок может попасть в измеритель тока
только в том случае, если радиус кривизны траектории частиц бу-
дет равен г. Определив индукцию магнитного поля, при которой
пучок попадает в измеритель тока, можно рассчитать энергию
ускоренных частиц.
В действительности, не все частицы в пучке обладают строго
одинаковой энергией. При постепенном увеличении индукции маг-
нитного поля в измеритель тока сначала будут попадать частицы
с меньшей, а затем — с большей энергией. Поэтому описанное уст-
ройство позволяет найти также распределение частиц ио энергиям,
т. е. получить их энергетический спектр.
Как отмечалось выше, в ускоренном ионном пучке наряду с од-
нозарядными ионами могут быть частицы с различной массой и
зарядом, что нежелательно при проведении ядерных исследований.
Поворотный магнит, используемый в данном методе, одновременно
служит и для очистки пучка от многозарядных попов и частиц с
124
различной массой. Такие частицы в поперечном магнитном поле
будут двигаться по траекториям с различным радиусом кривизны.
Следовательно, в выходную щель коллектора будут попадать лишь
частицы с одинаковой массой и зарядом.
Поворотный магнит часто используют как первичный датчик
управляющего сигнала в системе стабилизации напряжения высо-
ковольтного генератора. Для этого за щелью коллектора по обе
стороны от пучка располагают две пластинки. При уменьшении или
увеличении напряжения высоковольтного генератора соответствен-
но изменяется энергия ускоренных частиц, что вызывает некоторое
изменение радиуса поворота пучка. В результате пучок смещается
в сторону той или иной пластинки и появляется сигнал, свидетель-
ствующий об изменении энергии частиц. Этот сигнал подается на
вход системы стабилизации, которая соответствующим образом из-
меняет напряжение высоковольтного генератора.
Для измерения энергии заряженных частиц используют также
метод отклонения пучка в электрическом поле.
Электростатический анализатор представляет собой цилиндриче-
ский конденсатор с известным радиусом кривизны электродов г.
В щель коллектора такого анализатора будут попадать частицы,
энергия которых II7 определяется соотношением
= 1 Ц7 (ЦУ + 21Г0)
Г~ qE Г+ТГС,
Из-за недостаточной однородности магнитного и электрического
полей, а также неточности изготовления элементов анализатора
энергию частиц определяют расчетным путем с некоторой погреш-
ностью.
Точность определения энергии можно существенно увеличить,
если анализатор прокалибровать по методу пороговых реакций, ос-
нованном на том, что некоторые реакции взаимодействия пучка с
веществом начинаются при строго определенных энергиях ускорен-
ных частиц. Значения пороговых энергий измерены с высокой сте-
пенью точности. Поэтому, фиксируя момент начала реакции, мож-
но определить энергию частиц.
ГЛАВА 3
ЦИКЛИЧЕСКИЕ УСКОРИТЕЛИ
§ 3.1. Циклотрон
Циклотрон — циклический резонансный ускоритель ионов —
был предложен в 1930 г. Э. Лоуренсом (США). Появление цикло-
трона положило начало созданию нового направления в ускори-
тельной технике. Многие оригинальные идеи, нашедшие примене-
ние в современных гигантских циклических ускорителях, родились
при изучении движения частиц в циклотронах.
Принцип действия
Ускорение ионов в циклотроне осуществляется переменным элек-
трическим полем постоянной частоты. Магнитное поле является
однородным. На рис. 3.1 показано уст-
ройство циклотрона. Движение частиц
происходит в плоской вакуумной камере
2, расположенной между полюсами элек-
тромагнита 1 и 3. В камере помещены
электроды ускорительной системы —
д у а н т ы 6. Они представляют собой ко-
роткие полые полуцилиндры, изготовлен-
ные из меди. К дуантам подключен источ-
ник высокочастотного напряжения, по-
этому в промежутке между ними образу-
ется переменное электрическое поле.
Будем полагать, что промежуток меж-
ду дуантами бесконечно мал, поэтому
временем движения ионов через проме-
жуток можно пренебречь и считать, что
их движение происходит целиком внутри
дуаптов.
Как известно, период обращения заря-
женной частицы в однородном магнит-
постоянным во времени и
Рис. 3.1. Схема циклотрона
ном поле не зависит от ее скорости. Увеличение скорости приводит
лишь к пропорциональному росту длины траектории частицы, по-
этому, несмотря на увеличение энергии ионов, период их обращения
Т„ в циклотроне остается постоянным во все время ускорения.
Свое движение ионы начинают в центре вакуумной камеры, где
расположен ионный источник 4. Когда электроды ускорительной
системы имеют показанную па рисунке полярность, положительные
ионы из источника ускоряются в направлении отрицательного, пра-
вого, дуанта. Так как электрическое поле в полость дуанта практи-
чески не проникает, ион движется в нем только под действием маг-
нитного поля. Траектория иона — полуокружность, на прохождение
которой затрачивается время t=Tn!2. Для осуществления резонанс-
126
ного ускорения период высокочастотного напряжения То в цикло-
троне выбирают равным Тк. К моменту выхода иона из правого ду-
анта пройдет половина периода высокочастотного напряжения и
полярность электрического поля в промежутке изменится на обрат-
ную. Ион будет ускоряться к ставшему отрицательным левому ду-
анту и пересечет промежуток при том же значении напряжения
между дуантами, при котором он начал свое движение. В левом
дуанте он опишет полуокружность большей длины опять за время
t—Tul2=Tol2 и вновь пройдет ускоряющий промежуток при исход-
ной фазе переменного напряжения. Этот процесс повторяется мно-
гократно. В результате ион в циклотроне движется в резонанс с
изменением высокочастотного электрического поля и дважды за
период обращения проходит ускоряющий промежуток. Его траек-
тория представляет собой разворачивающуюся спираль.
Ускоренные частицы могут быть либо выведены из вакуумной
камеры, либо использованы внутри нее для бомбардировки мише-
ни 5.
В первом случае применяют специальное выводное устройство,
называемое дефлектором. Он состоит из изогнутой пластины.
Между этой пластиной и ребром дуанта приложено высокое по-
стоянное напряжение. Ионы отклоняются электростатическим полем
дефлектора и попадают в вакуумную трубку ионопровода, по кото-
рому направляются к месту использования.
Внутреннюю мишень, часто используемую в циклотронах, обыч-
но устанавливают в зазоре между дуантами (см. рис. 3.1). Ее рас-
полагают на таком расстоянии гм от оси, на котором ионы имеют
требуемую для эксперимента энергию.
Рассмотрим подробнее процесс ускорения частиц в циклотроне.
Резонансный режим достигается при условии
ГО=7И=2Л (3.1)
Время, которое затрачивает ион, имеющий скорость о, на дви-
жение внутри дуанта,
t=nr,'v, (3.2
где г — радиус полуокружности, по которой движется ион.
Скорость иона, движущегося перпендикулярно силовым ли-
ниям однородного магнитного поля с индукцией В, найдем из соот-
ношения
m'v2lr—qvB, (3.3)
где q и m — заряд и масса иона.
Отсюда 'u=qrB/m.
Учитывая равенства (3.2) и (3.3), условие циклотронного резо-
нанса (3.1) можно записать в виде
7’0=2/=2лш/(г/В). (3.4)
Из соотношения (3.4) можно определить период или частоту
fo=l/7’o генератора, питающего дуантную систему циклотрона при
определенной индукции В магнитного поля. Для частоты [0 получа-
ем выражение f0=l/T0—qB/(2nm\
127
Если ускоряют дейтроны, у которых </—1,6-10 19Кл и т=3,34-
10-27 кг, то fu = 0,76-107 В, где индукция В выражена в Тл, частота
/о-в Гц.
Индукция магнитного поля в циклотронах обычно составляет
около 1,5 Тл. В этом случае частота переменного напряжения для
ускорения дейтронов /0 = 11,4 МГц, а длина волны X0 — c/f0—26,3 м.
Рассмотрим факторы, влияющие на энергию, получаемую
ионами.
Анализ формулы (1.10), справедливой для циклотронов, позво-
ляет сделать вывод, что так как энергия иона пропорциональна
квадрату произведения Вт, для увеличения энергии ионов в цикло-
троне нужно повышать индукцию в зазоре электромагнита и увели-
чивать диаметр его полюсов.
Индукция магнитного поля в циклотронах, как указывалось,
обычно около 1,5 Тл. Обеспечить большие значения индукции не
удается из-за насыщения полюсных наконечников магнита.
Оказывается, что и увеличением диаметра полюсов электромаг-
нита в циклотроне можно повысить энергию частиц лишь до опре-
деленного значения 1Епрсд. Причина этого в следующем. Чем даль-
ше от центра вакуумной камеры находится ион, тем выше его
скорость. Увеличение же скорости частицы приводит к релятивист-
скому возрастанию ее массы. Рост массы в свою очередь вызывает
увеличение периода обращения иона и нарушение условия резо-
нансного ускорения.
Таким образом, циклотрон оказывается непригодным для уско-
рения легких частиц — электронов, так как уже при малых энер-
гиях их масса заметно отличается от массы покоя. Например, при
энергии Ц7—ю кэВ релятивистское увеличение массы электрона
составляет около 2%, т. е. m/m0=l,()2. Такое увеличение массы
протона наблюдается при U7—20 МэВ.
Энергия иона прямо пропорциональна квадрату его заряда и об-
ратно пропорциональна массе. Поэтому, например, энергия а-час-
тиц, ускоренных в циклотроне, будет при прочих равных условиях
в два раза больше, чем энергия дейтронов (напомним, что заряд и
масса а-частицы в два раза больше заряда и массы дейтрона).
В процессе ускорения ионы отклоняются от плоскости спираль-
ной орбиты из-за столкновения с молекулами остаточного газа в
вакуумной камере, кулоновских сил расталкивания в ионном пучке
и других факторов. Особенно недопустимы отклонения в аксиаль-
ном направлении: при больших смещениях по вертикали частицы
могут попасть на дуанты и осесть на них. Во избежание этого в цик-
лотроне необходимо фокусировать частицы.
Фокусировка ионного пучка
Фокусировка частиц в циклотроне имеет свои особенности. На на-
чальной стадии движения ионов орбитальная устойчивость дости-
гается за счет сил электрического поля, действующего в промежут-
ке между дуантами. По мере приближения ионов к периферии
вакуумной камеры возрастает роль магнитной фокусировки и на
128
заключительной стадии ускорительного цикла она становится ос-
новной.
Для выяснения механизма электрической фокусировки рассмот-
рим особенности движения ионов в промежутке между дуантами.
В ускоряющем промежутке на положительный ион действует сила F
(рис. 3.2), пропорциональная напряженности электрического поля Е
в соответствующей точке:
F = ?E.
Разложим вектор напряженности
ризонтальную Ег и вертикальную Ех.
Е на две составляющие — го-
Обусловленные ими силы обо-
значим соответственно через Fz и Fx. Под
действием горизонтальной силы Fz=qEz,
которая имеет в промежутке постоянное
направление, происходит ускорение ио-
нов. Направление аксиальной силы
Fx=qEx на протяжении промежутка ме-
няется . В левой части промежутка эта
сила направлена к средней плоскости и
осуществляет фокусировку ионов, застав-
ляя сместившиеся в вертикальном на-
правлении частицы двигаться к этой пло-
скости. В правой части промежутка ак-
Рис. 3.2. Механизм электри-
ческой фокусировки ионов
сиальная сила имеет противоположное
направление и является дефокусирую-
щей. Каким будет результирующее дей-
ствие этих сил? Чтобы ответить на этот
вопрос, рассмотрим два механизма движения ионов через ускоряю-
щий зазор.
1. Предположим, что за время движения ионов через промежу-
ток напряженность электрического поля в нем не меняется. Тогда
аксиальная фокусирующая и дефокусирующая силы оказываются
равными, но воздействие их иа ускоряемые частицы является неоди-
наковым. Так как ион ускоряется от левого дуанта к правому, то
левую часть промежутка он проходит с меньшей скоростью, чем
правую. Поэтому фокусировка ионов в левой части будет преобла-
дать над дефокусировкой в правой части, и ионы будут фокусиро-
ваться. Таким образом, электрическое поле в промежутке действует
как собирающая линза. Роль описанного механизма фокусировки
существенна на начальных витках траектории ионов, когда отно-
сительное увеличение их скорости Ди/и при прохождении зазора до-
статочно большое. С повышением скорости v частиц отношение
Ди/и, а стало быть, и влияние электрической фокусировки, связан-
ной с изменением скорости ионов в зазоре, уменьшается.
2. Теперь предположим, что за время движения ионов через
промежуток ускоряющее высокочастотное напряжение меняется.
Если при этом ион входит в промежуток, когда напряжение па нем
возрастает, то в левой части промежутка на него будет действовать
фокусирующая сила значительно меньшая, чем дефокусирующая
в правой части, и после прохождения промежутка ион будет дсфо-
5—1658
129
кусироваться. Если же ион входит в промежуток, когда напряже-
ние на нем падает, то дефокусирующая сила, действующая в правой
части промежутка, оказывается меньше фокусирующей силы в его
левой части, и ион будет фокусироваться.
На рис. 3.3 показано изменение ускоряющего напряжения в про-
межутке между дуантами. За нулевое значение фазы принято ее
значение, соответствующее максимуму напряжения. Жирной лини-
ей выделена область фаз, в которой осуществляется фокусировка,
связанная с изменением электрического поля в промежутке. Фоку-
сировка, обусловленная изменением поля, является более сильной,
чем фокусировка вследствие изменения скорости ионов.
Благодаря первому из рассмотренных
механизмов движения фокусируются все
ионы, фазы которых лежат в пределах
от —л/2 до +л/2. Действие второго меха-
низма приводит к фокусировке ионов с
положительными фазами и дефокусиров-
ке ионов с отрицательными фазами. По-
скольку этот механизм движения эффек-
тивнее первого, результирующее действие
электрического поля приводит к фокуси-
ровке ионов практически только положи-
тельны.'; фаз. Остальные ионы дефокуси-
Рис. 3.3. Изменение ускоря- руюгся и попадают на крышки дуангов.
ющего напряжения между Наконец, следует еще раз подчерк-
дуантамн путь, что электрическая фокусировка ио-
нов в целом становится малоэффективной,
когда скорость ионов оказывается достаточно большой. Для обес-
печения орбитальной устойчивости частиц приходится прибегать к
магнитной фокусировке. Для этого магнитное поле в циклотроне
делают не однородным, а слегка спадающим в радиальном направ-
лении. Силовые линии такого поля имеют бочкообразную форму,
благодаря чему и достигается требуемая аксиальная фокусировка.
Магнитная фокусировка ионов, действующая в пределах всей
длины их траектории, является более существенной, чем электриче-
ская, которая существует лишь на небольших отрезках траектории,
лежащих в промежутке между дуантами. Использование спадаю-
щего по радиусу магнитного поля приводит к нарушению условия
циклотронного резонанса: период обращения частицы в таком по-
ле постепенно увеличивается, и она начинает отставать по фазе
от высокочастотного поля. Когда сдвиг фаз достигнет предельно
допустимого значения, процесс ускорепиядолжен был закончен.
Таким образом, спад магнитного поля в радиальном направле-
нии и релятивистское возрастание массы ускоряемых частиц при-
водят к тому, что в циклотроне нельзя получить ионы с энергией,
большей некоторого предельного значения К’пред-
Отметим, что ускоряемые частицы совершают колебания относи-
тельно равновесной орбиты, амплитуда которых в аксиальном на-
правлении уменьшается, а в радиальном — увеличивается.
130
Особенности конструкции
Рис. 3.4. Конструкция электро-
магнита циклотрона
Основными элементами конструкции циклотрона (как и любого
другого циклического ускорителя) являются электромагнит, уско-
рительная вакуумная камера, высокочастотный генератор.
Конструкция электромагнита циклотрона схематически показана
на рис. 3.4. Электромагнит состоит из магнитопровода / прямо-
угольного сечения, называемого ярмом, полюсов 3 цилиндрической
формы, между которыми помещается вакуумная камера 4, и кату-
шек возбуждения 2, питание которых
осуществляется от мощного стабилизи-
рованного источника постоянного тока.
Магнит является наиболее дорого-
стоящим узлом ускорителя. Стоимость
и вес магнита прямо пропорциональны,
как показывает опыт, расчетному диа-
метру полюсов в степени 2,5. Напри-
мер, вес магнита современного циклот-
рона на энергию дейтронов 20 МэВ со-
ставляет в среднем около 250 тс при
диаметре полюсов около 1,5 м. Для
проектирования ускорителя особенно
важно создать оптимальную конструк-
цию магнита, при которой требуемая
энергия частиц обеспечивается при ми-
нимальной стоимости.
Конструкция вакуумной камеры
циклотрона представлена на рис. 3.5.
Боковую цилиндрическую стенку 3 ка-
меры обычно выполняют из латуни иль
нержавеющей стали, а крышки 4, явля-
ющиеся частью полюсов / электромаг-
нита, — из железа. Для получения гер-
метичности камеры между боковой
стенкой и крышками помещают резино-
вые прокладки. В камере расположены
электроды ускорительной системы —
дуанты 2, мишень 6 и источник ионов 5.
Между дуантами возбуждают высо-
кочастотные колебания, амплитуда ко-
торых в разных машинах составляет от
нескольких десятков до 300—400 кВ.
Поэтому в зазоре между дуантами и
заземленной крышкой камеры образуется сильное электрическое
поле и возникает опасность электрического пробоя. Его вероятность
уменьшается при повышении вакуума в камере. Обычно в ускори-
тельных камерах (они работают при непрерывной откачке) удает-
ся получать давление 5-10-4—10-3 Па, что достаточно для нормаль-
ной работы циклотронов.
6
Рис. 3.5. Конструкция вакуум-
ной камеры циклотрона
5*
131
Ионный источник (рис. 3.6) устанавливают в центре камеры
между дуантами 2 и 7. Источник состоит из цилиндрического кор-
пуса 5 и накаленной вольфрамовой нити 4, эмиттирующей элек-
троны. Нить имеет отрицательный потенциал 100—200 В относи-
тельно заземленного корпуса, поэтому испускаемые ею электроны
ускоряются в источнике и, двигаясь в магнитном поле, создаваемом
полюсами 1, ионизируют газ, поступающий в источник через па-
.. . трубок 3. Когда правый дуант 7 стано-
Z//Z///ZZZZZZZZZZZ'Z /- вится отрицательным, ионы вытягива-
Рис. 3.6. Конструкция нсточин-
ка нонов
ются из источника электрическим по-
лем, действующим между корпусом и
этим дуантом, и начинают ускоряться.
Для увеличения числа выходящих из
источника попов поле необходимо уси-
лить. С этой целью на дуанте укрепля-
ют накладки специальной формы — вы-
тягивающие электроды 6. В камере
располагают также либо выводное уст-
ройство (дефлектор), либо мишень, ма-
териал и конструкция которой зависят
от назначения циклотрона.
Предельная энергия частиц
Как было показано, период обращения Та ионов в циклотроне по
мере роста их энергии W увеличивается. Качественно характер это-
го увеличения показан на рис. 3.7, а. При определенной разнице
между периодом обращения иона Тп и периодом Z высокочастот-
ного напряжения достигается предельно допустимое значение энер-
гии, и процесс ускорения должен быть закончен. Значение 117ПрСд
при этом получается небольшим. Однако его можно увеличить, если
циклотрон отрегулировать таким образом, чтобы в начале цикла
ускорения период высокочастотного напряжения превышал период
обращения иона (рис. 3.7, б). Точный резонанс (равенство обоих
периодов) в этом сл^ чае соответствует некоторому значению энер-
гии 117р.
Рассмотрим движение частиц в таком циклотроне на примере
иона, попадающего в промежуток при амплитудном значении на-
пряжения, т. е. при пулевой фазе ср=0 (см. рис. 3.3). В начале
цикла ускорения Т„<^Т0, поэтому ион, вступающий в промежуток
при <р=0, повторно попадает в него несколько раньше, т. е. при от-
рицательной фазе <fi'. Следующее пересечение зазора ионом вновь
произойдет с опережением высокочастотного напряжения по фазе
при фазе ср/ и т. д. С каждым пересечением значение отрицательной
фазы растет, одновременно повышается и энергия частицы. Ускори-
тель регулируют таким образом, чтобы при энергии Vi7=U7d фаза
частицы была ф = —п/2. В области, где энергия частицы il7>U7p>
период обращения иона больше периода высокочастотного иапря-
132
жения, поэтому при каждом последующем пересечении ускоряюще-
го промежутка ион начинает все больше и больше отставать по фа-
зе от высокочастотного напряжения Это означает, что его фаза
увеличивается и принимает последовательно значения <р2', ср/, <р—О,
Ф1", (рг". Когда фаза иона приблизится к значению <p=-j-n/2, про-
цесс ускорения должен быть закончен и ионы следует использовать
для бомбардировки мишени или вывести из ускорительной камеры,
Рис. 3.7. Варианты настройки циклотрона
так как они достигли пре-
дельной энергии И^пред.
В режиме работы, кото-
рый показан на рис. 3.7, а,
ускоряются лишь ионы, име-
ющие положительную фазу.
Изменение фазы нулевого
иона (частицы, начавшей
свое движение при <р=0)
при этом происходит в пре-
делах от 0 до Ч-зт/2. В рас-
сматриваемом ускорителе,
настроенном, как показано
на рис. 3.7, б, этот предел в
три раза больше, поскольку
фаза изменяется от 0 до
—л/2 и затем от —л/2 до
+ л/2. Следовательно, ион
успевает испытать большое
число актов ускорения и по-
лучает большую энергию.
Приближенные расчеты
Таблица 3.1
Параметры Местонахождение циклотрона
СССР Швеция США
Энергия дейтронов, МэВ 20 22 21
Ток ионов внутри ка- меры, мкА 500 100 —
Диаметр полюсов, м 1 >5 2,11 1,52
Индукция магнитно- го поля, Тл 1,36 1 ,07 1.5
Вес электромагнита, тс 330 400 218
Частота ВЧ-генерато- ра, МГц 10,4 8,1 11,6
Мощность генерато- ра кВт 120 180 100
Напряжение между дуантами, кВ 16Э — 220— 250
показывают, что предельная энергия частиц в циклотроне
Гпре1 = 2 V2zWbUm^,
где z — кратность заряда иона; №о — энергия покоя, эВ; Um— ам-
плитуда ускоряющего напряжения, В.
133
Несколько неожиданным, на первый взгляд, является следующий
из формулы вывод о том, что предельная энергия частиц зависит
от ускоряющего напряжения. Может показаться, что такой зависи-
мости не должно быть, так как ускоряясь малым напряжением,
частица может достичь предельной энергии при большом числе пе-
ресечений ускоряющего промежутка, а ускоряясь большим напря-
жением при малом числе таких пересечений. Однако здесь нуж-
но иметь в виду, что каждое пересечение промежутка приводит к
сдвигу фазы частицы. Следовательно, чем больше порция энергии,
получаемая ионом при пересечении промежутка, тем выше значе-
ние конечной энергии, которую он успевает набрать к моменту, ког-
да сдвиг фаз достигает предела. Поэтому при увеличении напряже-
ния В7Пред растет.
Задача. Вычислить предельную энергию протонов в циклотроне при напря-
жении на зазоре Ст=225 кВ.
Решение. Для протонов имеем: z=l; W'o=938-106 эВ. Предельная энергия
г =2 /-2.1.938.1О6.225._1Щ=23 МэВ_
у 3,14
Таким образом, с помощью циклотрона протонам можно сообщать энергию
порядка 20—25 МэВ. При этом удается получить средний ток 10~3 А.
Параметры некоторых циклотронов приведены в табл. 3.1.
Обычно циклотрон рассчитывают и проектируют для ускорения
дейтронов. Однако такой ускоритель путем регулировки может быть
приспособлен для ускорения и протонов, и а-частиц.
Циклотрон с пространственной вариацией
магнитного поля (изохронный циклотрон)
Предел энергии, достижимой ионами в циклотроне, обусловлен ре-
лятивистским возрастанием их массы и уменьшением магнитной
индукции с радиусом. Несмотря на то что этот предел давно пере-
крыт современными ускорителями других типов, интерес к цикло-
трону не ослабевает, и делаются многочисленные попытки расши-
рить его энергетический диапазон. Причина повышенного внимания
к циклотрону заключается в том, что он позволяет получать боль-
шие токи частиц. По этому параметру циклотрон значительно пре-
восходит другие циклические ускорители. Кроме того, он прост по
конструкции и удобен в эксплуатации.
Чтобы процесс ускорения в циклотроне не нарушался, необхо-
димо обеспечить постоянство частоты обращения ионов:
ш = qBIm=const.
Однако по мере ускорения частицы (т. е. удаления ее от центра
вакуумной камеры) происходит релятивистское возрастание мас-
сы т. Следовательно, это условие можно выполнить лишь в том
134
случае, если магнитная индукция В возрастает с радиусом по то-
му же закону, по которому в зависимости от г увеличивается масса
частицы. В обычном циклотроне применить возрастающее по ради-
усу магнитное поле нельзя, так как это приведет к нарушению ак-
сиальной фокусировки частиц. Оказывается, что оба противоречи-
вых требования (обеспечение фокусировки и постоянства частоты
обращения) могут быть удовлетворены, если создать определенную
структуру поля в области движения частиц. Один из возможных
вариантов решения задачи показан на
рис. 3.8. На полюсах магнита укреплены
стальные спиральные накладки прямо-
угольного сечения. Вследствие этого
между полюсами образуются спираль-
ные области, в которых индукция уси-
лена. Области усиленной индукции на-
зываются холмами, а области более
слабой индукции — долинами. Зна-
чение индукции магнитного поля в за-
зоре в этом случае периодически меня-
ется (варьируется) как по радиусу, так
и по азимуту, поэтому такие ускорите-
ли называют циклотронами с
пространственной вариаци-
ей магнитного поля.
Радиальная вариация поля в таком
циклотроне показана на рис. 3.9. Струк-
туру поля подбирают так, чтобы сред-
нее значение В увеличивалось с увели-
чением радиуса. Из рисунка видно, что
в межполюсном зазоре ускорителя че-
редуются области с нарастающей и
спадающей по радиусу магнитной ин-
дукцией. Эти области характеризуются
показателями спада п<0 и п>0. При
орбитальном движении по спирали ио-
ны поочередно пересекают фокусирую-
щие и дефокусирующие области маг-
нитного поля (рис. 3.10). В итоге в со-
ответствии с принципом сильной фоку-
сировки ионы оказываются сфокусиро-
ванными. Этот результат достигается,
несмотря на увеличение среднего зна-
чения индукции к краям полюсов.
Возрастание среднего значения ии-
Рис. 3.8. Форма полюсов
магнита циклотрона со
спиральными накладка-
ми
Рис. 3.9. Изменение магнитной
индукции вдоль радиуса в цик-
лотроне со спиральными на-
кладками
дукции магнитного поля по радиусу обеспечивает неизменность
частоты обращения ионов в течение всего цикла ускорения или, как
говорят, изохронизм движения. Поэтому такой циклотрон на-
зывают также изохронным.
135
Рис. 3.10. Фокусирующие и
дефокусирующие области
магнитного поля
Вариация магнитного поля в изохронном циклотроне может
быть достигнута не только за счет использования спиральных на-
кладок описанной конструкции. Для этой цели могут применяться
также накладки других видов (рис. 3.11). Количество накладок на
каждом полюсе должно быть не менее трех.
Энергия ионов, которую можно получить в изохронном цикло-
троне, оказывается соизмеримой с их энергией покоя IV'o. 1еорети-
ческие исследования показывают, что, например, протоны в этом
ускорителе можно разогнать до энергии W~ 1К0~ 1 I эВ, что во
много раз больше, чем в циклотроне
обычной конструкции. Ограничение энер-
гии обусловлено резонансной раскачкой
радиальных бетатронных колебаний.
В настоящее время разрабатывают и
строят изохронные циклотроны главным
образом на средние энергии (30—
100 МэВ). Для приближения к предель-
ной энергии необходимо увеличивать точ-
ность воспроизведения структуры магнит-
ного поля. В противном случае неизбеж-
но будут возникать потери ускоряемых
частиц из-за резонансов, связанных с не-
идеальностью конфигурации поля.
Ряд изохронных циклотронов разрабо-
тан в СССР. Создан специализированный
циклотрон на энергию протонов 25 МэВ
при токе внутреннего пучка до 1500 мкА
и выведенного пучка 200 мкА. Ускори-
тель предназначен для получения изото-
пов (57СО, C7Ga и др.) в промышленных
условиях. Электромагнит броневого типа
с обмоткой из алюминиевого провода
имеет вес около 75 тс: средняя индукция
Рис. 3.11. Варианты конст-
рукций полюсных накладок
магнитного поля в зазоре составляет
1,2 Тл; наружный диаметр электромагни-
та 3,13 м; максимальное ускоряющее на-
пряжение 50 кВ. Для формирования магнитного поля в зазоре ис-
пользуют четыре секторных накладки.
§ 3.2. Синхроциклотрон
Синхроциклотрон (фазотрон) является циклическим резонансным
ускорителем тяжелых частиц. Ускорение частиц происходит в
постоянном магнитном поле под действием переменного электри-
ческого поля модулированной частоты. Ускоритель по существу
является разновидностью обычного циклотрона. Особенность син-
хроциклотрона состоит в том, что поскольку для обеспечения ре-
зонанса частота электрического поля изменяется согласованно с
136
изменением частоты обращения ионов, здесь может быть получена
значительно большая энергия.
Резонансное ускорение частиц в синхроциклотроне основано на
принципе автофазировки. Для обеспечения орбитальной устойчиво-
сти по вертикали магнитное поле сделано слегка спадающим по
радиусу.
Конструкция синхроциклотрона подобна конструкции цикло-
тронов, однако полюса его электромагнита имеют больший диа-
метр. Например, один из крупнейших в мире синхроциклотронов на
энергию протонов 680 МэВ имеет диа-
метр полюсов электромагнита 6 м и
его вес 7000 тс.
Ускоряющую систему синхроцикло-
трона обычно делают однодуантной
(рис. 3.12). Вместо второго дуанта ус-
танавливают прямоугольную металли-
ческую заземленную рамку /, которая
и заменяет кромку второго дуанта, по-
Рис. 3.12. Ускоряющая система
синхроциклотрона
вторяя ее по местоположению и очер-
таниям. Зазор между рамкой и дуан-
том 2 образует ускоряющий промежу-
ТОК.
Конструктивно такая система проще двухдуантной и, кроме то-
го, позволяет использовать освободившуюся часть вакуумной каме-
ры для установки выводного устройства и некоторых других эле-
ментов. В синхроциклотроне в отличие от циклотрона использова-
ние для ускорения частиц возможно большего напряжения не тре-
буется. Поэтому амплитуда высокочастотного напряжения на ус-
коряющем промежутке обычно не превышает 25—30 кВ.
Для модуляции частоты в синхроциклотронах применяют метод
изменения емкости конденсатора, включенного в контур высокочас-
тотного генератора. Изменение емкости достигается механически
с помощью вращающегося многопластинчатого конденсатора (в а-
риатора) 3.
В синхроциклотроне из всех частиц, образовавшихся в иопном
источнике, лишь небольшая часть вовлекается за короткий проме-
жуток времени в процесс ускорения. Импульсы ионного тока повто-
ряются с периодом, равным периоду модуляции частоты. Поэтому
среднее значение тока пучка оказывается небольшим, около 1—
2 мкА.
Поскольку время захвата частиц мало, в синхроциклотронах
ионный источник работает в импульсном режиме. Это позволяет
увеличить число частиц, вовлеченных в процесс ускорения. Для
надежного захвата частиц время инжекции ионов в вакуумную ка-
меру несколько превышает время захвата.
В 1967 г. в Гатчине под Ленинградом пущен самый крупный
в настоящее время ускоритель этого типа — синхроциклотрон на
энергию 1 ГэВ. Это значение энергии считается предельным для
137
синхроциклотронов. Дальнейшее повышение ее ограничено технико-
экономическими соображениями.
Параметры гатчинского ускорителя:
Энергия выведенного пучка протонов, ГэВ . . 1
Ток пучка внутри камеры (на выводном радиу-
се), мкА ................................. 3
Интенсивность выведенного пучка, част./с . . . 5-10*2
Выводной радиус, м......................... 3,165
Эффективность вывода, %.................... 25
Длительность импульса тока, мкс............ 250
Частота повторения импульсов, Гц........... 40
Рабочий диапазон частот, МГц............... 28,88—
13,18
Амплитуда ускоряющего напряжения, кВ . . , 10
Мощность высокочастотной системы, кВт . . . 150
Диаметр полюса, м.......................... 6,85
Зазор между полюсами, м.................... 0,50
Индукция магнитного поля:
в центре ускорителя, Тл........ . . . . 1,900
на выводном радиусе, Тл................ 1,786
Мощность питания электромагнита, кВт .... 1000
Вес электромагнита, тс..................... 1800
Отличительной особенностью синхроциклотрона в Гатчине явля-
ется высокая эффективность системы ввода ускоренного пучка из
вакуумной камеры, достигающая 25—30%, что в 4—5 раз больше,
чем у других ускорителей этого типа. Здесь использована так назы-
ваемая нелинейная регенеративная система с большой апертурой.
Для изготовления электромагнита ускорителя использованы
листы углеродистой стали марки СтЗ. Полюсные наконечники элек-
тромагнита одновременно служат дном и крышкой вакуумной ка-
меры, в которой осуществляется ускорение частиц. Электромагнит
имеет две обмотки — основную (2X132 витка; номинальный ток
4600 А) и дополнительную (2x24 витка; 600 А). С помощью до-
полнительной обмотки регулируют пространственное положение
средней магнитной плоскости в межполюсном зазоре. Обмотки вы-
полнены из алюминиевого проводника большого сечения, имеюще-
го канал для циркуляции охлаждающей воды.
Полуволновая резонансная система для получения необходимо-
го ускоряющего напряжения включает два вариатора, которые не-
посредственно подключены к задней части дуанта, что позволило
обеспечить диапазон изменения частоты 30,2—12,9 МГц, в кото-
рый «вписывается» рабочий диапазон, указанный ранее. Генератор
высокочастотных колебаний собран на двух параллельно работа-
ющих лампах типа ГК-5А по схеме с заземленной сеткой.
Вакуумная камера ускорителя имеет объем 35 м3. Ее откачка
осуществляется шестью вакуумными агрегатами с азотными ловуш-
ками, обеспечивающими рабочий вакуум в камере 5- 10~4 Па.
Для получения заряженных частиц используют высокочастот-
ный ионный источник. Ускоренный пучок из вакуумной камеры вы-
ходит через окно из алюминия толщиной 1 мм.
Для охлаждения узлов синхроциклотрона (обмоток электромаг-
нита и квадрупольных линз, предназначенных для фокусировки
138
выведенного пучка) применяют проточную водяную двухконтуриую
систему теплоотвода. Для охлаждения узлов используют дистил-
лированную воду, циркулирующую в первом, основном, контуре.
Вода этого контура в свою очередь поступает в специальные теп-
лообменники, охлаждаемые технической водой второго контура. На-
конец, охлаждение воды второго контура происходит в вентилятор-
ной градирне, занимающей специальное здание.
Для проведения физических экспериментов используют стацио-
нарные тракты протонных пучков, в которые частицы могут быть
направлены с помощью специального поворотного магнита. Кроме
того, сформированы тракты вторичных частиц — нейтронов, л- и
р-мезонов.
Наряду с обширными исследованиями в области физики атом-
ного ядра и элементарных частиц на ускорителе в Гатчине прово-
дят эксперименты по применению протонного пучка для медико-
биологических целей. Вакуумный канал медицинского тракта для
транспортировки пучка к месту использования имеет длину 60 м
и работает при давлении около 5 Па. Зал для исследований, обо-
рудованный необходимой медицинской и технической аппаратурой,
имеет площадь около 100 м2. К нему примыкает помещение, из ко-
торого с помощью телевизионных установок ведется дистанционный
контроль за ходом эксперимента.
§ 3.3. Микротрон
Микротрон — циклический резонансный ускоритель электро-
нов— был предложен в 1944 г. советским физиком В. И. Векслером
на основе открытого им принципа автофазировки. Большое значение
для создания ускорителя имели работы, выполненные в СССР под
руководством С. П. Капицы.
Микротрон подобен циклотрону. В нем, так же как и в цикло-
троне, ускорение частиц осуществляется переменным электрическим
полем неизменной частоты при постоянном во времени однородном
магнитном поле. Но обычный циклотрон непригоден для ускорения
электронов, так как с ростом энергии их масса быстро увеличивает-
ся и происходит нарушение условия циклотронного резонанса.
В микротроне резонанс обеспечивается благодаря использованию
кратного режима ускорения: при каждом пересечении ускоряющего
промежутка период обращения электронов вследствие увеличения
их энергии возрастает на целое число периодов высокочастотного
напряжения. Поэтому промежуток электроны проходят каждый
раз при одной и той же фазе напряжения.
Принцип действия
Ускорение электронов в микротроне осуществляется в зазоре объ-
емного резонатора / (рис. 3.13). Резонатор возбуждается с по-
мощью мощного импульсного магнетрона или клистрона микровол-
нового (обычно десятисантиметрового) диапазона (отсюда пропзо-
139
шло название ускорителя — «микротрон»). Ускоренные частицы
тормозятся на мишени 2.
Особенности ускорения электронов в микротроне рассмотрим
на примере одного из характерных режимов его работы. Электроны
проходят ускоряющий промежуток резонатора в моменты времени
t\, t2, h ... (рис. 3.14) и движутся в однородном магнитном поле по
круговым орбитам. При каждом пересечении промежутка энергия
электрона возрастает на W—eUc и соответственно увеличивается
период его обращения. Первый оборот электпон совершает за вре-
мя Т\, равное удвоенному периоду То
Рис. 3.13. Схема ускорения
электронов в микротроне
ускоряющего напряжения. Время об-
ращения электрона по любой орбите
отличается от времени обращения по
предыдущей орбите на один период вы-
сокочастотного поля. Совершив ряд
оборотов, электрон достигает мишени
(выводного устройства). Траектория
электронов, таким образом, состоит из
совокупности окружностей, лежащих в
одной плоскости и имеющих общую
точку касания (см. рис. 3.13).
Рис. 3.14. Простейший режим кратного ускорения элект-
ронов
Для резонансного ускорения необходимо, чтобы
1) период обращения электрона по орбите после первого про-
хождения ускоряющего промежутка был равен целому числу пе-
риодов высокочастотного поля:
Т1=а1Т0;
2) приращение периода обращения электрона после каждого
цикла ускорения составляло целое число сц периодов высокочастот-
ного поля:
^.Т=Тп+1 — Тп—Т2 — 7\=Т3—Т2— ...=а2Т0.
Период обращения электрона в однородном магнитном поле
Т=2лт/(еВ).
140
Умножив числитель и знаменатель этого выражения на с2, по-
лучим
Т=2 л тс2/(<?с2£)=2я W„/(ec2B), (3.5)
где Wn=mc2— полная энергия движущегося электрона.
Таким образом, период обращения электрона пропорционален
его полной энергии. Используя формулу (3.5), условие резонанс-
ного ускорения можно переписать в виде
Tl=2aW,a/(ec2B) = aJ0-, (3.6)
^=Tn+1-Tn=-^-[Wuin+1)-Wnn]=a2T0.
ec*B
Здесь №п1, Wnn, Wn(n+i) — полная энергия электрона после пер-
вого, н-го и («+1) -го циклов ускорения.
Если до прохождения ускоряющего промежутка электрон имел
кинетическую энергию, равную энергии инжекции Ww, и при каж-
дом акте ускорения получает кинетическую энергию W, то
Whl=^о+1И0+Ь^о+b2W0=1FO(1 + bt + 62);
^пл=Го+ Ги + nW = V70(l + b, + nb2)-,
^п(п-П) — ^0+П7и + (« + 1) W7=IFO[1 —|— —J— 1 AL
где Wo=m0c2 — энергия покоя электрона;
^ = IF„/U7O, b2=W/W0.
Окончательно для условий резонансного ускорения получим:
—— W^o (1 + + ^2) = а1Ль
ес^В
-^-W0b2=a2T0, (3.7)
ес?В
откуда
(1 + ^2) А—^1/^2
или
(1 -W,i)A=(ai — п2)/а2. (3.8)
Соотношения (3.8) устанавливают связь между величинами О],
«2, by и Ь2, определяющими возможные режимы работы микротро-
нов. Поскольку параметры bi и Ь2 — положительные величины, а
минимальное значение параметра 02=1, то из (3.8) следует, что
минимально возможное значение величины а\ (она должна быть
целым числом) равно двум.
Рассмотрим режим ускорения, при котором электроны впервые
попадают в ускоряющий промежуток резонатора с нулевой кине-
тической энергией, т. е. 1^=61 Wo=O или fei=O. В этом случае ус-
ловие резонанса (3.8) принимает вид
^2=«2/(«i —«2)-
141
Преобразуем соотношение (3.7), выразив период высокочастот-
ных колебаний через их длину волны (7’0=2.0/с) и учтя усло-
вие (3.8):
^0=-2"^ 1 .
ес
В простейшем случае, когда си =2; а2 = 1, произведение ВХ0, Тл -м,
достигает максимального значения:
ВХо=О,О1О7.
Если микротрон работает на длине волны %о = 1О см, то индук-
ция магнитного поля В=0,107 Тл. Это значение индукции называ-
ют циклотронным полем.
Из приведенного примера видно, что индукция магнитного поля
в микротроне мала. Вследствие этого диаметр полюсов электромаг-
нита оказывается достаточно большим. Например, диаметр полю-
сов электромагнита микротрона на энергию 29 МэВ составляет 2 м
(диаметр полюсов электромагнита другого циклического ускори-
теля электронов— бетатрона — при той же энергии — 0,6 м).
При щ = 2 и а2=1 параметр Ь2=1. Это означает, что при каж-
дом пересечении ускоряющего промежутка резонатора электрон
получает порцию энергии, равную его энергии покоя, т. е. 0,511 МэВ
или [7С = 511 кВ. Поскольку в современных микротронах использу-
ют высокие ускоряющие напряжения, напряженность электриче-
ского поля в их резонаторах достигает значений 500—600 кВ/см.
Поэтому одна из основных трудностей при конструировании мик-
ротрона — обеспечение высокой электрической прочности резона-
торов.
Поскольку ускорение электронов в микротроне основано на
принципе автофазировки, в процессе ускорения участвуют не толь-
ко равновесные частицы, движение которых точно соответствует ус-
ловиям резонанса, но также те электроны, для которых условия
резонанса выполняются лишь в среднем. Ускоряемые частицы груп-
пируются в отдельные пакеты (сгустки), расположенные на рас-
стоянии длины волны л0 друг от друга. Среднее значение тока пуч-
ка в микротроне значительно выше, чем в других циклических уско-
рителях электронов: бетатроне и синхротроне. Это объясняется тем,
что вовлечение электронов в процесс ускорения в микротроне про-
исходит в каждый период СВЧ-напряжения.
Максимальное расстояние между орбитами в микротроне (см.
рис. 3.13) характеризуется приблизительно постоянным шагом:
^D= Dn+1 — Dn,
где Dn, Dn+i — диаметр n-й и (n+1 )-й орбит.
Для определения шага выразим периоды обращения Tn+i и Тп
через скорости частиц эп+1 и vn на соответствующих орбитах:
^п+1 = Л'-^л+1/'ип+1’ Т п== л!)п1гп.
Теперь второе соотношение (3.6) можно записать в виде
(лО„+1/цп+1) — (nDn!vn)=a2T 0=а^с.
142
Так как в микротроне скорость электронов уже на четвертой-пя-
той орбите близка к скорости света, можно положить ~ нп+1 ~ с.
Тогда AD=Dn+1—Д71 ~ а2?.о/л-
Для микротронов, работающих при а2=1 и Хо=1О см, ДД==
=Ао/л~3 см, т. е. шаг является достаточно большим. При боль-
шом шаге орбиты легче вывести электроны из вакуумной камеры
микротрона, а также направить их на мишень.
Инжекция электронов
В конструкциях первых микротронов для ускорения использовали
электроны, вырываемые из краев тороидального резонатора силь-
Рис. 3.15. Инжекция электронов в микротрон с плоским
объемным резонатором и термокатодом
ным электрическим полем. Для это-
го эмиттирующую кромку медного
резонатора затачивали «на жало».
При напряженности высокочастот-
ного поля ~106 В/см из кромки
происходит холодная эмиссия элект-
ронов, часть которых через отвер-
стие в резонаторе попадает в уско-
рительную камеру. Основной недо-
Рис. 3.16. Фокусировка электронов
электрическим полем объемного
резонатора
статок такого способа инжекции —
малое значение тока ускоренных
частиц (среднее значение электрон-
ного тока около 1 мкА).
В 1959 г. в СССР были предложены новые, более эффективные,
методы инжекции электронов в микротронную ускорительную каме-
ру с использованием плоского объемного резонатора и термоэмис-
сионного источника — термокатода. На рис. 3.15 показаны началь-
ные участки траектории электронов для двух способов инжекции
(термокатод располагается на внутренней стенке резонатора).
При первом способе инжекции (рис. 3.15, а) катод находится
на расстоянии Д1;^0,5 7? от оси резонатора. Электроны, пройдя
между внутренними стенками резонатора, выходят в вакуумную
камеру через осевое пролетное отверстие. Далее, двигаясь по кру-
говой орбите, они вновь попадают в ускоряющий промежуток ре-
зонатора.
143
При втором способе инжекции (рис. 3.15, б) катод расположен
вблизи оси резонатора. Электроны выходят из резонатора через
вспомогательное отверстие и, двигаясь по криволинейной траекто-
рии, вновь попадают в резонатор через пролетное отверстие и ус-
коряются.
Описанные методы инжекции позволяют, не изменяя числа и по-
ложения орбит, регулировать в широких пределах энергию уско-
ренных частиц изменением ускоряющего напряжения и индукции
магнитного поля. При использовании плоских резонаторов и тер-
мокатодов из гексаборида лантана можно значительно (по сравне-
нию с автоэмиссионным способом инжекции) увеличить ток пучка
ускорителя. Среднее значение тока в современных микротронах
~IO-3 А.
Движение электронов в микротроне происходит в однородном
магнитном поле. Такое поле характеризуется показателем спада
п — 0, следовательно, оно фокусирует частицы только в радиальном
направлении, частицы же, имеющие (например, из-за столкнове-
ний с молекулами остаточного газа) осевую составляющую скоро-
сти, будут двигаться по винтовой линии и, если их не сфокусиро-
вать, попадут на резонатор или крышки вакуумной камеры.
Аксиальная фокусировка электронов в микротроне осущест-
вляется под действием электрического поля объемного резонатора
(рис. 3.16).
Разложим вектор напряженности поля Е на входе и выходе ре-
зонатора 1 на две составляющие — продольную Ej и поперечную Е2.
Видно, что Е2 на входе резонатора фокусирует электронный пу-
чок 2, а на выходе — дефокусирует его. Однако под действием авто-
фазировки электроны проходят ускоряющий промежуток, когда на-
пряжение на нем уменьшается. Поэтому поле, действующее на
электрон у входного отверстия, оказывается более сильным, чем
у выходного. В результате фокусирующие силы превышают дефо-
кусирующие, и электроны в целом будут сфокусированы в пучок.
Особенности конструкции
В микротроне (рис. 3.17) используют электромагнит постоянного
тока, состоящий из плоских полюсов 4, магнитопровода 6 н обмо-
ток возбуждения 1.
Полюса и магнитопровод изготовляют из малоуглеродистой
стали (например, СтЗ), обмотку выполняют из меди. В ряде мик-
ротронов обмотку охлаждают проточной водой.
Магнитное поле в области ускорения электронов должно быть
строго однородным. Однако в действительности всегда имеют место
неоднородности поля, возникающие из-за неоднородности магнит-
ных свойств используемых материалов, погрешностей изготовления
деталей магнитной системы и других причин. Допустимая неодно-
родность магнитного поля в микротроне зависит от числа орбит А»
т. е. энергии электронов:
LBlB~N~\
144
Следовательно, чем больше орбит, тем меньше допустимая не-
однородность поля. В современных микротронах она составляет
0,1—0,5%.
Вакуумную камеру микротрона образуют полюса электромагни-
та и цилиндрическая боковая стенка 2, выполненная из немагнит-
ного материала — латуни или нержавеющей стали.
Камера находится под непрерывной откачкой. Для нормальной
работы ускорителя необходим вакуум ~ 10~3 Па. Его создают с по-
мощью электроразрядных откачивающих агрегатов 9. Применение
Рис. 3.17. Конструкция микротрона
масляной откачки нежелательно, так как попадание паров масла в
вакуумную камеру приводит к снижению электрической прочности
резонаторов. Для герметизации вакуумной камеры в местах разъ-
емов и стыков используют резиновые уплотнения.
Резонатор 5 микротрона обычно изготовляют из бескислородной
меди. Его поверхность тщательно полируют, после чего резонатор
отжигают в вакууме при температуре 500° С. Такая обработка по-
зволяет обеспечить необходимую электрическую прочность резона-
тора. Настройку резонатора производят методом деформации од-
ной из его стенок, выполненной в виде мембраны.
На внутренней стенке резонатора устанавливают катод из гек-
саборида лантана, изготовленный в виде небольшого кубика. Для
145
нагрева катода его припаивают к танталовой полоске, через кото-
рую пропускают ток накала. Основной недостаток электронного ис-
точника такой конструкции — малый срок службы. После несколь-
ких десятков часов работы происходит разрушение спая кубика с
лентой, и источник должен быть заменен новым.
Как следует из принципа работы микротрона, ускоряющее на-
пряжение на зазоре резонатора должно иметь очень большое зна-
чение— 500—ООО кВ. Столь высокие напряжения можно получить
при питании резонатора от источника СВЧ-колебаний мощностью
в сотни киловатт. Такими источниками являются, например, совре-
менные магнетроны и клистроны, работающие в импульсном режи-
ме. Они и применяются для возбуждения резонатора, хотя микро-
трон в принципе может работать в непрерывном режиме. Магне-
трон 8 присоединяют к резонатору через волноводный тракт 7.
Связь тракта с резонатором осуществляется через отверстие в его
стенке.
Ускоренные в микротроне частицы на последней орбите либо
сталкиваются с мишенью (см. рис. 3.13), либо попадают в вывод-
ное устройство 3. Так как расстояние между соседними орбитами
велико, то способ вывода частиц из ускорителя упрощается: для
вывода электронов из вакуумной камеры используют магнитный
канал, представляющий собой коническую железную трубу. Маг-
нитное поле внутри канала отсутствует, поэтому электроны в нем
движутся прямолинейно. Таким способом удается вывести из каме-
ры практически все 100% ускоренных частиц. Электронный пучок
микротрона отличается высокой моноэнергетичностью.
Тип мишени зависит от назначения ускорителя. Для получения
жесткого тормозного рентгеновского излучения обычно применяют
мишени из вольфрама, а для получения нейтронов — из берил-
лия.
Предельная энергия электронов в микротроне (~50—100 МэВ)
ограничена главным образом техническими трудностями, связанны-
ми с получением достаточно однородного поля при большом диа-
метре полюсов. С увеличением энергии значительно возрастают
также вес и стоимость ускорителя. Однако микротроны наиболее
целесообразно строить на энергии 10—30 МэВ, поскольку они отно-
сительно просты по конструкции, удобны и надежны в эксплуата-
ции.
Микротроны используют при промышленной дефектоскопии, для
облучения полимеров, в медицине. Важными областями их приме-
нения являются релятивистская электроника, ядерная и нейтрон-
ная физика. Например, микротрон на энергии 30 МэВ используют
в качестве инжектора в импульсном реакторе на быстрых нейтро-
нах. Параметры некоторых микротронов, работающих в десятисан-
тиметровом диапазоне, приведены в табл. 3.2.
Пучок электронов на выходе микротрона характеризуется ма-
лой расходимостью и высокой моноэнергетичностью. Поэтому мик-
ротрон может быть использован как инжектор в кольцевой элек-
тронный ускоритель — синхротрон (см. § 3.5).
146
Интерес представляет возможность ускорения в микротроне по-
зитронов. Конструкция ускорителя в этом случае несколько видо-
изменяется. На стенке резонатора напротив электронного эмитте-
ра располагают мишень, выполненную из материала с высоким
атомным номером Пучок электронов, ускоренных в микротронном
режиме, на последней орбите проходит через две короткие желез-
ные трубы (магнитные каналы). В результате круговая орбита элек-
тронов искажается и пучок попадает на мишень. Фотоны рентгенов-
ского изучения, возбужденного при торможении пучка, создают в
веществе мишени электрон-
позитронные пары (подроб-
но об этом см. в § 4.3).
Часть позитронов вовлека-
ется в процесс ускорения.
Далее позитроны и электро-
ны ускоряются одновремен-
но, двигаясь навстречу друг
другу. Достигнув послед-
ней орбиты, позитронный пу-
чок попадает в те же магнит-
ные каналы, отклоняется
ими и выходит из ускорите-
ля через канал вывода по-
зитронов.
Для целей дефектоско-
пии разработаны микротро-
Таблица 3.2
Параметры Местон ахождение микротрона
СССР СССР Швеция
Энергия электронов, МэВ 30 15 6,4
Диаметр полюсов, м 1,1 0,75 0,5
Вес электромагнита, тс 4,5 0,9 0,6
Число орбит 30 17 10
Ток в импульсе, мА 60 35 50
ны, позволяющие получить стереоскопические рентгеновские сним-
ки массивных объектов с помощью двух пучков тормозного из-
лучения. Такие ускорители получили название стереомикро-
тронов. Рентгеновский стереоснимок дает возможность не толь-
ко обнаружить наличие в объекте дефектов, но и определить их
форму и местоположение. Таким образом, один стереоснимок дает
информацию, для получения которой при обычном просвечивании
иногда требуется выполнить несколько снимков объекта с разных
позиций.
В резонаторе стереомикротрона на противоположных стенках
установлены два термокатода. Соответственно на последней орби-
те расположены две мишени в виде тонких пластин из тяжелоатом-
ного металла. Их положение является симметричным относитель-
но общего диаметра всех орбит. Вначале, как и в обычном микро-
троне, происходит ускорение электронов, эмиттированных одним из
термокатодов. При попадании ускоренных электронов на соответ-
ствующую мишень возникает тормозное излучение. Затем направ-
ление магнитного поля в ускорителе изменяется на противополож-
ное и цикл ускорения повторяется. Теперь в процесс ускорения во-
влекаются электроны, эмиттированные вторым термокатодом. Они
вращаются по орбитам в противоположном направлении и тормо-
зятся на второй мишени. Вблизи обеих мишеней установлены диа-
фрагмы, коллимирующие пучки излучения. Положение мишеней на
147
последней орбите может меняться с помощью специального меха-
низма, управляемого дистанционно. Благодаря этому можно изме-
нять точку пересечения рентгеновских пучков, а следовательно, ус-
ловия получения стереоснимка. Для выпуска пучков излучения в
боковой стенке ускорительной вакуумной камеры сделаны специ-
альные окна, а в соответствующих местах магнитопровода — отвер-
стия.
Для ускорения протонов и других тяжелых ионов микротрон не-
пригоден. Эти частицы имеют большую массу покоя, поэтому для
их ускорения необходимы колоссальные напряжения, достичь кото-
рые практически невозможно.
На основе мощных генераторов СВЧ, работающих в непрерыв-
ном режиме, созданы микротроны непрерывного действия.
Секторный микротрон
Разновидностью микротрона является ускоритель с электромагни-
том, выполненным в виде отдельных секторов, в промежутках меж-
ду которыми магнитное поле отсутствует,— секторный микро-
трон. В простейшем случае магнитная система этого ускорителя
состоит из двух секторов, раздвинутых на определенное расстояние,
которое выбирается таким образом, чтобы обеспечивались условия
резонансного ускорения.
Секторный микротрон имеет ряд преимуществ перед обычным
микротроном. Прежде всего он более компактен. Резонатор сектор-
ного микротрона располагают в промежутке между секторами, по-
этому межполюсный зазор магнита определяется не размерами
резонатора, а условиями движения электронов. Размер зазора око-
ло 1 см, т. е. фактически на порядок меньше, чем в обычном микро-
троне. Следовательно, меньше и габариты электромагнита. Умень-
шению габаритов способствует также возможность использовать
систему из нескольких резонаторов. В этом случае увеличивается
прирост энергии электронов за оборот, что позволяет повысить ин-
дукцию магнитного поля и уменьшить радиальные размеры элек-
тромагнита. Индукция в секторном микротроне ограничена лишь
насыщением магнитопровода.
В секторном микротроне фокусировка может быть обеспечена
либо линзами, установленными на каждой орбите в промежутке
между секторами, либо пространственной вариацией магнитного по-
ля, которая достигается применением секторов с профилированны-
ми полюсными наконечниками. В пространстве между секторами
могут быть размещены датчики для измерения параметров ускоря-
емого пучка и некоторые другие устройства. Наконец, в секторном
микротроне можно плавно изменять конечную энергию электронов,
регулируя приращение энергии за оборот.
На рис. 3.18 показана конструкция секторного микротрона. При
ее создании использован модульный принцип, благодаря чему об-
легчается монтаж ускорителя и замена отдельных его элементов.
Между модулями электромагнита А расположен центральный мо-
дуль С, в котором установлена ускоряющая система — трехрезона-
148
торный линейный ускоритель 10 на стоячей волне. Для питания ус-
корителя, работающего на частоте 2812 МГц, применен перестраи-
ваемый импульсный магнетрон мощностью 3,5 МВт. В качестве
инжектора электронов использован трехэлектродный электронный
источник 8, амплитуда импульса анодного напряжения которого до-
стигает 50 кВ, а ток в импульсе — 1 А.
Электромагнит секторного микротрона имеет С-образную кон-
струкцию. Его основными элементами являются профилированные
полюсные наконечники 2, расположенные внутри вакуумной каме-
Рис. 3 18. Конструкция секторного микротрона:
а —разрез «вид сбоку»; б — разрез «вид сверху»
149
ры 5, ярмо 6 и обмотки возбуждения 1. Радиально расходящиеся
линии на изображении полюсных наконечников (нижняя проекция
на рисунке) ограничивают три области магнитного поля, в преде-
лах каждой из которых магнитное поле однородно. Размер зазора
между полюсами в этих областях неодинаков (см. верхнюю проек-
цию) и составляет 7,0; 13,13 и 8,75 мм. Индукция магнитного поля
в зазоре электромагнита в среднем достигает 0,6 Тл. Для компенса-
ции искажений магнитного поля, обусловленных, например,
неточной сборкой электромагнита или какими-либо другими при-
чинами, используют регулировочные магниты 3, укрепленные на
магнитных экранах 4. Эти экраны предназначены для уменьшения
полей рассеяния в промежутке между модулями электромагнита.
Для измерения амплитуды импульсов тока и регистрации их фор-
мы на различных орбитах применяют датчики 9. В конструкции ус-
корителя предусмотрена возможность изменения промежутка меж-
ду секторами электромагнита, что необходимо для его наст-
ройки.
Дно и крышка вакуумной камеры микротрона выполнены из лис-
товой нержавеющей стали. Откачка камеры осуществляется паро-
масляным насосом. Ускоренный пучок выводится наружу через
трубу 7. В рассмотренном секторном микротроне конечную энергию
электронов можно плавно менять в пределах 1,5—18 МэВ. При
этом ускоритель работает в различных режимах: при шестикратном
прохождении электронов через резонаторы диапазон изменения их
энергии составляет 9—18; трехкратном — 4,5—9; двухкратном —
3—6 и однократном— 1,5—3 МэВ. Важно отметить, что в каком бы
из этих режимов ни работал ускоритель, положение выводного уст-
ройства не меняется. Ток ускоренного пучка в различных режимах
не одинаков и при длительности импульсов 1 мкс составляет 20—
50 мА.
§ 3.4. Бетатрон
Индукционный ускоритель электронов — бетатрон был предло-
жен американским изобретателем Дж. Слепяном в 1922 г. Несмот-
ря на простоту принципа индукционного ускорения, при создании
бетатрона встретились большие трудности. Только в 1941 г.
Д. Керсту (США), обобщившему результаты многочисленных ис-
следований ученых в разных странах, удалось построить первый
пригодный для практического применения бетатрон.
Электроны в бетатроне ускоряются вихревым электрическим по-
лем в нарастающем во времени магнитном поле. При этом в тече-
ние всего цикла ускорения они движутся по круговой орбите по-
стоянного радиуса. С помощью бетатрона электронам удается со-
общить энергию от единиц до десятков миллионов электрон-вольт
и выше. В самом крупном современном бетатроне частицы ускоря-
ются до энергии 300 МэВ.
150
Принцип действия и конструкция
Принцип работы бетатрона поясняет рис. 3.19. При питании катуш-
ки возбуждения 3 синусоидальным током в окружающем ее про-
странстве образуется переменный магнитный поток Ф. Любое из-
менение во времени магнитного потока приводит, как известно, к
появлению индуцированного вихревого электрического поля, си-
ловые линии которого всегда замкнуты. В рассматриваемом слу-
чае, характеризуемом осевой симметрией, они имеют вид окруж-
ностей. Это вихревое поле и уско-
ряет электроны. Частицы увеличи-
вают свою энергию, двигаясь в на-
растающем во времени магнитном
поле по круговой орбите постоянно-
го радиуса г0, совпадающей с одной
из силовых линий. Магнитное поле
нарастает от нуля до максимально-
го значения за четверть периода Т;
направление вихревого электричес-
кого поля в течение этого промежут-
ка времени не меняется. Поэтому
длительность ускорения электронов
в бетатроне не превышает Т/4. За
это время электрон успевает сде-
лать огромное (до нескольких мил-
лионов) число оборотов. Хотя энер-
гия, приобретаемая им за один обо-
рот, невелика, конечное значение
энергии оказывается очень боль-
Рис. 3.19. Принцип действия бета-
трона
Рис. 3.20. Конструкция бета-
трона
Шим.
Ускорение электронов осущест-
вляется в вакуумной камере, в ко-
торой находятся инжектор электро-
нов 1 и мишень 2. В течение корот-
кого промежутка времени в начале
цикла ускорения частицы из инжек-
тора направляются на орбиту; по
окончании цикла смещаются с нее с
помощью специальных устройств и
попадают на мишень. При торможе-
нии электронов в мишени возбуж-
дается жесткое рентгеновское из-
лучение. Электроны могут быть вы-
ведены из камеры наружу.
Видно, что бетатрон по принципу работы похож на обычный
трансформатор. Катушка, называемая обмоткой возбуждения, со-
ответствует первичной обмотке трансформатора, а роль вторичной
обмотки выполняет электронный луч. Поэтому не случайным явля-
ется и конструктивное сходство бетатрона с трансформатором.
151
Основу ускорителя (рис. 3.20) составляет электромагнит, состо-
ящий из магнитопровода 3 и обмоток возбуждения 4, питаемых пе-
ременным током промышленной или повышенной частоты. В воз-
душном зазоре между полюсными наконечниками 2 электромагнита
располагается ускорительная вакуумная камера 5. Для смещения
электронов с орбиты служат обмотки 1. В конце цикла ускорения
через эти обмотки пропускают короткий импульс тока, создающий
дополнительное магнитное поле. В результате нормальные условия
ускорения электронов нарушаются и радиус их орбиты увеличива-
ется или уменьшается в зависимости от направления импульсного
тока.
Найдем условия, при выполнении которых происходит ускоре-
ние частиц.
При движении электрона по круговой орбите в аксиально-сим-
метричном магнитном поле
тъг1гй=егВъ,
млн
mv=eroB0. (3.9)
Из (3.9) следует, что в нарастающем во времени магнитном
поле радиус орбиты электрона остается постоянным в том случае,
если магнитная индукция на орбите возрастает пропорционально
импульсу частицы. Выясним, какие требования необходимо выпол-
нять, чтобы эта пропорциональность сохранялась в течение всего
цикла ускорения.
Электрон ускоряется под действием силы F—eE, создаваемой
электрическим полем.
Напряженность поля Е связана с действующей вдоль орбиты
длиной 2лг0 э.д.с. индукции 3 соотношением
Е— —$1(2пг0).
В свою очередь э. д. с. индукции определяется скоростью изме-
нения магнитного потока Ф, охватываемого орбитой:
dt
В результате сила, действующая на электрон,
с- с АФ
г =---------------------------------.
2лг0 dt
Согласно второму закону механики
г-. d , , d , . е <1Ф
г —-----[mv], тогда -----(т щ =-------------.
dt dt 2лг0 dt
Производную по времени от импульса частицы найдем из соот-
ношения (3.9), полагая r0—const:
-(mi>)=er0 —
at at
152
Итак,
dRp
dt
или
1 ДФ
2лг0 dt
dB„ _ 1 d
dt ~~ 2 dt
Величина Ф/лг02=В(. представляет собой среднее значение ин-
дукции магнитного поля в области, охваченной равновесной ор-
битой.
Следовательно, движение электронов на орбите постоянного
радиуса в бетатроне будет происходить в том случае, если
2 d Bq d Вс
dt dt '
(3.10)
т. e. когда изменение среднего значения индукции магнитного поля
в области, ограниченной орбитой, в два раза быстрее изменения
индукции на самой орбите. Это соотношение называют бетатрон-
ным условием.
Интегрируя (3.10) при нулевых начальных условиях, получим
другой вид записи бетатронного условия:
Вс:Д0=2:1.
Это соотношение выполняется, если полюса электромагнита
имеют форму конусов. Магнитное поле в зазоре между конически-
ми полюсами максимально в центре и убывает в радиальном на-
правлении. Геометрию зазора выбирают таким образом, чтобы в
окрестностях равновесной орбиты поле уменьшалось по закону
В = В0(гр/г)п-, 0</г<1.
В результате не только выполняется бетатронное условие, но
и фокусируются электроны.
В процессе ускорения электроны совершают свободные (бетат-
ронные) колебания относительно равновесной орбиты. Эти колеба-
ния являются затухающими, так как индукция магнитного поля со
временем возрастает.
Вакуумная камера
Ускорение электронов происходит в вакуумной камере, изготовлен-
ной из стекла или фарфора и имеющей тороидальную форму. Она
может быть отпаянной или работать при непрерывной откачке.
Для получения жесткого рентгеновского излучения обычно приме-
няют стеклянные отпаянные камеры, а для вывода электронного
пучка — фарфоровые камеры с непрерывной откачкой. В настоящее
время существуют различные технологические способы изготовле-
ния вакуумных камер.
153
Для производства фарфоровых камер применяют, в частности,
способ бессердечникового литья. Небольшие камеры отливают це-
ликом, а крупные склеивают из отдельных секторов. Основной не-
достаток фарфоровых камер — большая толщина стенок, что
уменьшает полезное поперечное сечение камеры и, следовательно,
число ускоряемых частиц.
Стеклянные камеры могут быть изготовлены спаиванием двух
или трех секторов, предварительно полученных путем выдувания в
чугунной форме. Перед спайкой секторов к ним припаивают необ-
ходимые патрубки.
При движении в вакуумной камере электроны за один цикл
ускорения проходят огромные расстояния. Длину их пути можно
оценить следующим образом. Предположим, что ускорение длится
полную четверть периода изменения магнитного поля, т. е. Т/4.
Для бетатрона на конечную энергию (2—3) МэВ можно
считать, что электроны все время движутся с примерно постоянной
скоростью икс. Тогда их путь
S=cT/4.
При частоте изменения магнитного поля f=50 Гц получим, м:
S^c/(4/)=l,5-106.
I
Проходя столь большие расстояния, электроны испытывают много-
численные столкновения с молекулами остаточного газа в вакуум-
ной камере. В результате часть электронов рассеивается на части-
цах газа и теряется, оседая на стенках камеры. Для нормальной
работы ускорителя давление остаточного газа в вакуумной камере
должно быть не выше 10-4 Па. Повышение давления приводит
к уменьшению числа частиц, достигших конца ускорительного
цикла.
Для улучшения вакуума в отпаянных камерах используют
геттер. В разборных камерах с непрерывной откачкой требуемый
вакуум обеспечивается насосами.
Рассеяние электронов на частицах остаточного газа и некото-
рые другие процессы приводят к оседанию части ускоряемого заря-
да на стенках камеры, что отрицательно сказывается на работе
ускорителя, в частности, вызывает дефокусировку электронного
луча. Во избежание образования поверхностного заряда на стенках
камеры их внутреннюю поверхность покрывают проводящим слоем,
сопротивление которого лежит в пределах 30—100 Ом. Слой за-
земляют для стекания заряда. Если сопротивление слоя превышает
указанные значения, то стекание заряда затруднено; при меньших
значениях сопротивления в слое индуктируются большие токи, при-
водящие к разогреву камеры и повышению газоотделения.
Проводящий слой наносят несколькими способами. В отпаянных
стеклянных камерах для этого применяют смесь двуххлористого
олова и треххлорпстой сурьмы. Пары смеси в специальной печи про-
дувают через заготовку камеры. После ее остывания на стенках
образуется прочный проводящий слой молочного цвета. Проводя-
154
щий слой может быть нанесен также путем термического напыле-
ния хрома, химического серебрения и т. д.
Ускоряемые частицы должны быть введены в камеру параллель-
ным потоком практически по касательной к равновесной орбите.
Для этого используют высоковольтный электронный источник —
и н ж е к т о р.
Одна из возможных конструкций инжектора показана па рис.
3.21. Ее основными элементами являются катод 1, фокусирующий
электрод 2 и анод 3. Хорошо зарекомендовали себя инжекторы с
оксид-ториевыми прямонакальными катода-
ми, имеющие вольфрамовый или тантало-
вый керн. Такие катоды имеют высокую
удельную эмиссию, легко активизируются и
малочувствительны к отравлению. Однако в
сильных электрических полях часто проис-
ходит срыв оксидного покрытия с керна.
Кроме того, покрытие чувствительно к ион-
ной бомбардировке. Поэтому наряду с ок-
сид-ториевыми в инжекторах часто приме-
няют менее эффективные, но более долго-
вечные катоды из чистого вольфрама.
Катод, изготовленный в виде винтовой спирали, располагают
внутри фокусирующего электрода. Подбором потенциала этого
электрода и глубины посадки в нем катода достигается необходи-
мая фокусировка инжектируемых электронов.
Анод инжектора изготовляют в виде коробочки с прямоуголь-
ным окном для выхода электронов. Анод заземляют, чтобы он не
влиял на орбитальное движение частиц. Инжекция же электронов
в вакуумную камеру осуществляется путем подачи на катод корот-
кого (несколько микросекунд) отрицательного импульса высокого
напряжения.
По окончании цикла ускорения электроны должны быть смеще-
ны с равновесной орбиты и использованы для бомбардировки ми-
шени, установленной в вакуумной камере, или выведены из камеры
в атмосферу.
Сброс ускоренных частиц на мишень, обычно вольфрамовую,
производится в бетатронах, предназначенных для генерирования
жесткого рентгеновского излучения. Мишень устанавливают в пло-
скости равновесной орбиты на некотором расстоянии от нее. По-
этому в процессе ускорения электроны на мишень не попадают и
сталкиваются с ней только после смещения с орбиты.
Если бетатроны используют как источники электронов высокой
энергии, то ускоренные частицы выводят из вакуумной камеры с
помощью специального устройства, которое может находиться как
внутри камеры, так и вне ее. В качестве выводного устройства, в
частности, может быть использован дефлектор.
На рис. 3.22 показан внешний вид, а на рис. 3.23 — конструкция
отпаянной вакуумной камеры бетатрона, предназначенной для ге-
нерирования рентгеновского излучения. К корпусу камеры, имею-
155
щему эллиптическое сечение 4, приварены два патрубка. В одном
из них установлен инжектор электронов /, в другом — мишень 2 и
газопоглотитель. Инжектор расположен в плоскости равновесной
орбиты у наружной стенки камеры. Мишень находится по другую
сторону орбиты — у внутренней стенки (внутренняя мишень). По-
ток рентгеновского излучения выходит из камеры непосредственно
через ее стенки, на внутреннюю поверхность которых нанесено про-
водящее покрытие 3. Так как бетатронные колебания затухают,
электронный пучок на мишени имеет небольшое поперечное се-
чение.
Рис. 3.23. Конструкция вакуум-
ной камеры бетатрона
Рис. 3.22. Внешний вид вакуум-
ной камеры бетатрона
Процесс инжекции. Смещение электронов
с равновесной орбиты
Цикл ускорения в бетатроне начинается с введения электронов
в вакуумную камеру. Для того чтобы возможно большая доля час-
тиц, введенных в камеру, была вовлечена в процесс ускорения, не-
обходимо правильно выбрать момент инжекции.
Пусть электроны инжектируются в камеру с одной и той же ки-
нетической энергией, но в разные моменты времени (рис. 3.24), а
следовательно, при разной магнитной индукции.
Электроны, введенные в камеру при нулевом значении магнит-
ной индукции (при t=t0) (рис. 3.25), будут двигаться по прямой
и попадут на стенки камеры. В последующие моменты возрастаю-
щее магнитное поле искривляет траекторию электронов. Для час-
тиц, инжектированных в момент времени t\, искривление траекто-
рии оказывается незначительным, и они тоже сталкиваются со
стенкой. Благоприятным для впуска оказывается лишь короткий
интервал &t=ts—12, в течение которого магнитная индукция имеет
значение, необходимое для вывода электронов на орбиту. Более
поздние моменты времени (/4, t5 и т. д.) для инжекции непригодны,
так как магнитное поле в этих случаях слишком сильно искривляет
траектории электронов, и они снова попадают на стенки и ин-
жектор. •
Поскольку захват электронов в процесс ускорения возможен
лишь в течение короткого интервала времени в начале каждой ра-
156
бочей четверти периода, электронный пучок в бетатроне прерывист:
сгустки частиц появляются через каждый период изменения маг-
нитного поля с частотой, равной частоте тока, питающего обмотку
возбуждения ускорителя.
В конце цикла ускорения (рабочей четверти периода) электро-
ны должны быть смещены с орбиты. Для этого необходимо изме-
нить распределение магнитного поля в межполюсном зазоре, т. е.
нарушить бетатронное условие. Это может быть осуществлено дву-
мя способами.
Более универсальным является спо-
соб, основанный на применении обмо-
ток смещения (о нем упоминалось при
описании принципа действия бетатро-
на). Через обмотки смещения, уста-
новленные на полюсах, в необходимый
момент времени t6 пропускают корот-
кий импульс тока. В результате в за-
висимости от направления тока маг-
нитное поле в пространстве, ограничен-
ном равновесной орбитой, будет либо
усилено, либо ослаблено. Это приведет
соответственно к увеличению или
уменьшению радиуса орбиты. При уве-
личении радиуса электроны будут
сброшены на внешнюю мишень (или
попадут в дефлектор и будут выведены
из камеры), при уменьшении — на
внутреннюю мишень. Именно в том, что
частицы можно сбросить на разные
мишени, заключается одно из основ-
ных достоинств описываемого способа.
Изменяя момент подачи импульса
тока в обмотки смещения, можно ре-
гулировать энергию электронов. Для
питания обмоток используют схему,
показанную на рис. 3.26. Батарея кон-
денсаторов С заряжается от трансфор-
матора через диод Д и резистор R.
При подаче на сетку тиратрона Т отпи-
рающего импульса напряжения бата-
рея конденсаторов разряжается через
обмотку смещения ОС и тиратрон.
В большинстве случа в в качестве
коммутирующих приборов в схемах
смещения используют импульсные во-
дородные тиратроны, способные про-
Рис. 3.24. Выбор момента ин-
жектирования в бетатроне
Рис. 3.25. Траектории электро-
нов, инжектированных в раз-
личные моменты времени
Рис. 3.26. Схема импульсного
питания обмоток смещения
пускать импульсные токи в несколько сот ампер (например, ТГИ1-
400/16, ТП12-325/16). Эти приборы имеют малый разброс парамет-
ров, надежны и устойчивы в работе.
157
Второй способ смещения электронов с равновесной орбиты сос-
тоит в применении специальных насыщающихся дисков, которые
устанавливают у вершины полюсов. Диски изготовляют из матери-
ала с относительно небольшой магнитной проницаемостью. К мо-
менту сброса электронов с орбиты в дисках наступает насыщение,
нарастание индукции в центре орбитального круга замедляется, и
радиус орбиты электронов сокращается — частицы попадают на
внутреннюю мишень. Этот способ смещения проще первого, одна-
ко, используя его, нельзя сбросить частицы на внешнюю мишень.
Кроме того, для вывода электронов разных энергий необходимо
иметь набор насыщающихся дисков и каждый раз производить их
замену.
Технические характеристики
Для повышения энергии заряженных частиц в циклических ускори-
телях необходимо, как указывалось в § 1.2, увеличивать значение
Вого, что на практике сводится к увеличению радиуса равновесной
орбиты. Это относится и к бетатрону. Однако увеличение радиуса
орбиты в бетатроне ограничено. Расчеты, а также опыт сооружения
бетатронов показывают, что бетатрон уже при энергии 300 МэВ
становится очень громоздким и дорогим.
Помимо технико-экономических соображений достижимая в бе-
татроне энергия ограничена возникновением электромагнитного из-
лучения при орбитальном движении электронов.
Задача. Определить максимальную энергию электронов в бетатроне с г0=
=0,85 м, если максимальное значение средней индукции магнитного поля в об-
ласти, ограниченной орбитой, равно 0,9 Тл.
Решение. На основании условия Вс:В0—2:{ находим максимальное зна-
чение индукции в области равновесной орбиты
Во=—Вс = —-0,9 =0,45 Тл.
Определяем энергию электронов
W = ЗООВого = 300-0,45-0,85= 115 МэВ.
В СССР созданы оригинальные модели ускорителей на конеч-
ную энергию 3—50 МэВ для промышленной дефектоскопии, ядер-
ной физики, медико-биологических исследований и других целей.
§ 3.5. Синхротрон
Синхротрон представляет собой циклический резонансный ус-
коритель электронов, основанный на принципе автофазировки. Час-
тицы в синхротроне ускоряются высокочастотным электрическим
полем постоянной частоты в нарастающем во времени магнитном
поле. Так как в процессе повышения энергии частиц индукция маг-
нитного поля на орбите ускорителя увеличивается, радиус орбиты
электронов остается постоянным.
158
Созданы синхротроны со слабой фокусировкой и бетатронным
запуском; со слабой фокусировкой и внешним инжектором; с силь-
ной фокусировкой и внешним инжектором.
Первыми действующими синхротронами были ускорители со
слабой фокусировкой и бетатронным запуском. Современные круп-
ные синхротроны на энергию в несколько гигаэлектрон-вольт —
сильнофокусирующие. Примером может служить синхротрон на
энергию 6 ГэВ, построенный в г. Ереване, основные технические
характеристики которого следующие:
Энергия электро- Мощность питания
нов, ГэВ 6 ВЧ-поля, кВт . . 375
Длина орбиты, м 216,7 Частота ускоряю-
Показатель магнит- щего поля, МГц 132,8
ного поля . . . 114,7 Энергия инжекции,
Вес электромагнита МэВ 50
с обмоткой, тс . . 425 Частота следова-
Сечение вакуумной ния импульсов,
камеры, см . . . . 10X6 Гц 50
Рассмотрим конструкцию слабофокусирующего синхротрона с
бетатронным запуском (рис. 3.27).
Магнитное поле в синхротроне должно обеспечивать устойчивое
движение электронов по орбите постоянного радиуса. Для этого
достаточно сосредоточить магнитное поле лишь в узкой кольцевой
области вблизи равновесной орбиты, а не во всей области, ограни-
ченной орбитой (как это имеет место, например, в бетатроне), по-
этому магнитопровод 1 синхротрона имеет полюса кольцеобразной
формы 2. Такой магнит легче и экономичнее, чем у бетатрона на
ту же энергию. Питание магнита осуществляется от обмотки 5.
Ускорение электронов происходит в тороидальной вакуумной
камере 4, внешний вид которой показан на рис. 3.28, а. Она имеет
два патрубка, в одном из которых расположен инжектор, в дру-
гом-— мишень. Часть вакуумной камеры составляет ускоряющий
элемент синхротрона — четвертьволновой объемный резонатор
(рис. 3.28, б). Он представляет собой стеклянную трубку
(рис. 3.29), покрытую с обеих сторон металлическим слоем. Сво-
бодная от покрытия поперечная кольцевая полоска на внутренней
поверхности секции является ускоряющим промежутком 1 резона-
тора. Для уменьшения нагрева резонатора вихревыми токами ме-
таллическое покрытие разделено на ряд продольных полос, соеди-
ненных между собой вблизи промежутка. Резонатор возбуждается
от генератора высокой частоты через коаксиальный кабель 2.
Ускорение электронов происходит в две стадии. На первой ста-
дии ускоритель работает как обычный бетатрон. За короткий ин-
тервал времени в начале цикла нарастания индукции магнитного
поля происходит инжекция электронов в вакуумную камеру. Вовле-
ченные в процесс ускорения частицы разгоняются вихревым этект-
рическим полем до энергии МэВ. Для обеспечения бетатрон-
ного условия служит специальный центральный сердечник 3 (см.
рис. 3.27). Пои энергии 3 МэВ электроны имеют скорость, практи-
чески равную скорости света. При дальнейшем увеличении энергии
159
скорость, а следовательно, и частота обращения частиц по орбите
не меняются. К этому времени центральный сердечник насыщается
и до начала нового цикла ускорения не оказывает влияния на дви-
жение частиц. Незадолго до момента насыщения сердечника вклю-
чают генератор высокочастотных колебаний.
На второй стадии электроны ускоряются высокочастотным элек-
трическим полем, возбужденным в зазоре объемного резонатора.
Для синхронного ускорения частоту электрического поля выбира-
ют равной частоте обращения электронов. Происходит группирова-
Рис. 3.27. Конструкция син-
хротрона с бетатронным запус-
ком
6)
Рис. 3.28. Внешний вид вакуум-
ной камеры (а) и ускоряющего
элемента (б) синхротрона
Рис. 3.29. Конструкция ускоря-
ющего элемента синхротрона
ние электронов в сгустки, причем час-
тицы фокусируются благодаря умень-
шению индукции в зазоре электромаг-
нита по радиусу с показателем спада
/г «2/3.
Для нормальной работы синхротро-
на необходим вакуум порядка 10-4Па.
При больших давлениях сильно возра-
стают потери электронов из-за рассея-
ния на частицах остаточного газа. По-
скольку даже при достаточно высоком
вакууме некоторая доля ускоряемых в
синхротроне электронов неизбежно по-
падает на стенки вакуумной камеры,
во избежание скопления зарядов на
стенках внутреннюю поверхность ка-
меры покрывают проводящим слоем.
В конце цикла ускорения электро-
ны сбрасывают па мишень (иногда на-
правляют в выво дное устройство). Для
смещения электронов с орбиты отклю-
чают высокочастотный источник пита-
ния резонатора. Мишень обычно уста-
навливают у внутренней стенки ваку-
умной камеры (внутренняя мишень).
В этом случае напряжение с резонато-
ра необходимо снять до того, как маг-
нитная индукция достигнет максимума.
Тогда, поскольку индукция продолжа-
ет возрастать, радиус орбиты электро-
нов будет уменьшаться, и они столк-
нутся с внутренней мишенью. Энергию
частиц, направляемых на мишень,
можно регулировать, выбирая разные
моменты отключения источника пита-
ния резонатора.
При использовании внешней мише-
ни отключение источника питания
производят тогда, когда после про-
160
хождения через максимум значение магнитной индукции начина-
ет уменьшаться.
Позднее были созданы синхротроны с разрезным кольцевым
магнитом с прямолинейными промежутками (рис. 3.30). В таких
ускорителях используют слабую или сильную фокусировку частиц.
Электромагнит ускорителя состоит из четырех квадрантов (/—
IV). В двух прямолинейных секциях вакуммной камеры, располо-
женных между квадрантами магнита, установлены ускоряющие уст-
ройства— объемные резонаторы 1. Две другие секции слу-
жат для сочленения с вакуумной каме-
рой внешнего инжектора электронов 2
и выводного устройства 3. В ка-
мере может быть установлена также
мишень.
Траектория электронов в таком
ускорителе состоит из дуг окружности
(внутри квадрантов), соединенных
между собой прямолинейными проме-
жутками (между квадрантами, где
магнитного поля нет).
Использование двух резонаторов,
ускоряющее поле которых синхронизи-
Рис. 3.30. Конструкция разрез-
ного магнита синхротрона с
прямолинейными промежутками
Рис. 3.31. Конструкция объем-
ного резонатора
ровано с движением частиц, позволяет
увеличить энергию, приобретаемую за
оборот. Число прямолинейных проме-
жутков и ускоряющих элементов мо-
жет быть значительно больше, чем в
приведенном примере. Так, в синхро-
троне на энергию 6 ГэВ (Кембридж,
США) имеется шестнадцать объем-
ных резонаторов, суммарное напряже-
ние которых составляет 6,2-106 В.
В современных синхротронах обычно применяют медные объем-
ные резонаторы коаксиального типа (рис. 3.31). Собственную час-
тоту соо резонатора выбирают обычно кратной частоте <о обраще-
ния электрона:
где g — целое число, называемое кратностью.
В крупных синхротронах кратность составляет несколько десят-
ков или сотен (например, в ереванском синхротроне £=96). Это
означает, что время одного оборота электронов по орбите равно 96
периодам высокочастотного поля.
Для ускорения на кратной частоте нужны резонаторы с очень
высокой собственной частотой. Как известно, собственная частота
объемного резонатора обратно пропорциональна его линейным раз-
мерам, поэтому при большой кратности размеры резонатора умень-
шаются, технология его изготовления упрощается, сокращаются
размеры и стоимость ускорителя, увеличивается число электронов,
6-1G58 161
захваченных в режим резонансного ускорения. Однако сильное
увеличение параметра g может привести к тому, ч1*о длина волны
и диаметр пролетного отверстия резонатора станут соизмеримыми.
В результате возрастут потери высокочастотной мощности резона-
тора за счет излучения через это отверстие.
Инжектором частиц в крупный синхротрон могут быть ускори-
тели электронов различного типа: микротрон, линейный ускори-
тель, небольшие синхротроны, электростатические ускорители, да-
ющие достаточно большие токи в импульсном режиме, импульсный
ускоритель и др.
Ускоряемые электроны при орбитальном движении часть приоб-
ретенной энергии теряют в виде электромагнитного излучения. Это
явление ограничивает энергию, которую могут получить электроны
в синхротроне. При энергии 10 ГэВ радиационные потери становят-
ся столь большими, что их технически трудно скомпенсировать
путем увеличения числа резонаторов и ускоряющей разности по-
тенциалов на них. Например, в упомянутом выше кембриджском
синхротроне радиационные потери за оборот составляют 4,4 МэВ
при Ц7=6 ГэВ. Высокочастотная мощность, необходимая для пи-
тания резонаторов этого ускорителя (около 800 кВт), превышает
мощность, потребляемую электромагнитом (580 кВт).
Пучок ускоренных в синхротроне частиц прерывистый; число
электронов в импульсе ~ 1010, среднее значение тока 10~8—10-7 А.
В настоящее время в СССР действует ряд электронных синхро-
тронов, среди которых несколько крупных. К числу больших машин
наряду с ереванским относится синхротрон «Сириус» на энергию
1,5 ГэВ, пущенный в 1965 г. Это слабофокусирующий ускоритель,
имеющий разрезной четырехквадрантный электромагнит с показа-
телем спада магнитного поля /1=0,58. Для изготовления магнита
использованы листы электротехнической стали толщиной 0,5 мм.
Обмотка выполнена из медной трубки (внутренний диаметр 12, на-
ружный— 22 мм), через которую для охлаждения пропускают дис-
тиллированную воду.
Электроны ускоряются в вакуумной камере длиной около 33 м.
Криволинейные участки камеры склеены из отдельных фарфоро-
вых секторов; прямолинейные участки изготовлены из медной труб-
ки. Откачку камер осуществляют четырьмя насосами производи-
тельностью по 4000 л/с и двумя насосами производительностью по
500 л/с. Ускоряющие элементы синхротрона — два тороидальных
резонатора, возбуждаемые высокочастотным генератором мощно-
стью 160 кВт. Амплитуда напряжения на каждом из резонаторов
120 кВ. Инжектором электронов служит микротрон на энергию
5,5 МэВ.
Площадь помещений, занятых ускорителем «Сириус», составля-
ет около 750 м2. Зал, в котором расположен синхротрон для защи-
ты от излучений, источником которых является ускоритель, заглуб-
лен в землю и окружен снаружи земляной насыпью.
162
§ 3.6. Синхрофазотрон
Синхрофазотрон, по существу, представляет собой синхро-
трон для ускорения протонов. Это ускоритель кольцевого типа, ра-
ботающий на принципе автофазировки и имеющий практически
постоянную орбиту.
Протоны в синхрофазотроне ускоряются высокочастотным элек-
трическим полем в нарастающем во времени магнитном поле. В от-
личие от синхротрона частота электрического поля в синхрофазо-
троне не постоянна: она увеличивается
по мере ускорения частиц. Эта раз-
ница в принципе работы ускорителей
обусловлена различием в массах уско-
ряемых частиц. В синхротроне ускоря-
ются легкие частицы — электроны.
Частота их обращения по орбите в те-
чение почти всего времени ускорения
постоянна, поэтому частота электри-
ческого поля также неизменна. Прото-
ны являются тяжелыми частицами.
Частота их обращения по мере уско-
рения непрерывно возрастает и син-
хронно с ней должна увеличиваться
частота ускоряющего напряжения. В
синхрофазотронах на большие энергии
протоны к концу периода ускорения
движутся с практически постоянной
скоростью v = c и, следовательно, име-
ют постоянную частоту обращения. Та-
кой синхрофазотрон на конечной ста-
дии ускорительного цикла работает
Рис. 3.32. Сечение магнита син-
хрофазотрона со слабой фоку-
сировкой
Рис. 3.33. Изменение во време-
ни магнитной индукции В, час-
тоты <п,о ускоряющего напряже-
ния и энергии U7 частиц в син-
хрофазотроне
как синхротрон, его называют иногда
протонным синхротроном.
Важно подчеркнуть еще одно прин-
ципиальное различие между синхро-
фазотроном и синхротроном. В про-
тонном кольцевом ускорителе радиа-
ционные потери энергии невелики и не оказывают влияния на его
работу. Например, в синхрофазотроне на энергию 10 ГэВ при ра-
диусе орбиты гР=30 м потери за оборот составляют всего около
0,005 эВ, в то время как в синхротроне с аналогичными парамет-
рами они равны 29,5 МэВ.
Орбитальная устойчивость частиц в синхрофазотронах обеспе-
чивается методами слабой или сильной фокусировки. При этом
применяют разрезные кольцевые магниты с прямолинейными про-
межутками, подобные магнитам синхротрона (см. рис. 3.30). Число
прямолинейных промежутков может быть различным. На рис. 3.32
показано сечение магнита синхрофазотрона со слабой фокусиров-
кой в г. Дубне.
6*
163
В сильнофокусирующих машинах используют несколько вари-
антов расположения блоков магнита, например ФОФДОД, ФОДО и
др. (здесь приняты обозначения: Ф — блок, фокусирующий части-
цы в радиальном направлении, Д — дефокусирующий блок и 0 —
прямолинейный промежуток).
Характер изменения во времени магнитной индукции В, часто-
ты ускоряющего напряжения и энергии W частиц в синхрофазо-
троне показан на рис. 3.33.
В течение короткого интервала времени А/ в начале цикла на-
растания магнитной индукции производят инжекцию частиц в ва-
куумную камеру из вспомогательного ускорителя. Магнитное поле
во время инжекции незначительно, В = ВП. Внутри камеры частицы
разгоняются высокочастотным электрическим полем ускоряющих
элементов, частота которого постепенно увеличивается. Процесс
ускорения заканчивается в момент времени Ту, когда значение маг-
нитной индукции приблизится к максимуму. В этот момент частицы
направляют в выводное устройство или на мишень, установленную
внутри камеры. Циклы ускорения повторяются с периодом Тс.
В качестве инжектора в современных крупных синхрофазотро-
нах хорошо зарекомендовал себя линейный ускоритель, дающий
компактные сгустки частиц с малым разбросом скоростей. Вышед-
шие из инжектора частицы отклоняются специальным вводным
устройством к равновесной орбите ускорителя. Энергию инжекции
выбирают возможно большей, обычно Й7И=5О4-1ОО МэВ. При уве-
личении энергии инжекции уменьшается рассеяние частиц в оста-
точном газе, сужается требуемый диапазон изменения частоты ус-
коряющего напряжения, т. е. упрощается высокочастотная система
ускорителя. Чем выше энергия Wlt, тем больше значение магнитной
индукции В1Т, при котором можно производить инжекцию, а следо-
вательно, меньше влияние на частицы остаточной намагниченности
полюсов. Однако при очень больших значениях энергии конструк-
ции вводного устройства и самого инжектора становятся слож-
ными.
В синхрофазотронах применяют ускоряющие устройства двух
типов: объемные резонаторы и дрейфовые трубки.
Резонаторы используют в тех случаях, когда частоту ускоряю-
щего напряжения необходимо менять в сравнительно небольших
пределах. Одна из возможных конструкций объемного резонатора
для синхрофазотрона показана на рис. 3.34.
Возбуждение высокочастотного электрического поля в ускоря-
ющем промежутке 2 резонатора 1 осуществляется с помощью коак-
сиальных кабелей 5 и 6. Для регулировки частоты служат установ-
ленные в резонаторе, одной нз стенок которого является вакуумная
камера 4, ферритовые кольца 3. Эти кольца, играющие роль допол-
нительной индуктивности, намагничиваются постоянным током.
Частота резонатора, как известно, зависит от его емкости С и ин-
дуктивности L:
/0=1/(2лЦ7С).
164
Частоту регулируют, изменяя намагничивающий ток: при изме-
нении тока меняется магнитная проницаемость феррита, а следова-
тельно, индуктивность и собственная частота [0 резонатора.
Достаточно простым по конструкции является ускоряющее уст-
ройство в виде дрейфовой трубки (рис. 3.35). Она состоит из трех
цилиндров круглого или эллиптического сечения: длинного (сред-
него) и двух коротких. При подаче на трубку высокочастотного
напряжения в зазорах между цилиндрами образуется переменное
электрическое поле. В один и тот же момент времени поля в зазо-
рах направлены встречно. Предполо-
жим, что движение частиц происходит
слева направо. При указанной на ри-
сунке полярности электродов частица,
попавшая в зазор слева, будет уско-
рена и попадет в средний цилиндр. За
время ее движения через средний ци-
линдр полярность электродов изменит-
ся на противоположную, поэтому в за-
зоре справа частица также будет уско-
ряться.
Дрейфовая трубка входит в резо-
нансный контур выходного (усилитель-
ного) каскада высокочастотного гене-
ратора. Частоту ускоряющего напря-
жения на зазорах дрейфовой трубки
регулируют, изменяя индуктивность L
катушки, включенной в резонансный
контур. Индуктивная катушка имеет
ферритовый сердечник, подмагничивае-
мый постоянным током; изменяя под-
магничивающий ток, меняют частоту
ускоряющего напряжения.
В синхрофазотронах, так же как в
синхротронах, используют режим уско-
рения на кратной частоте. В машинах
на энергию U/< (7-i-8) ГэВ кратность
£ = 14-7. В крупных ускорителях (№=
= 304-70 ГэВ) кратность £=104-30.
Приращение энергии, которое полу-
чают частицы за оборот,
1
Рис. 3.34. Конструкция объем-
ного резонатора синхрофазотро-
на
Рис. 3.35. Конструкция дрей-
фовой трубки
LW=--2nroq{\-\—
дВп
dt
где No и I — соответственно число прямолинейных промежутков и
их длина.
Обозначим длину равновесной орбиты 10 и, считая l0=2nr0+N0l,
получаем
ДУГ=<7г(/0 .
ut
165
Приращение энергии в синхрофазотронах невелико и обычно
составляет единицы и десятки кэВ. Малое значение Л1Г объясняет-
ся тем, что скорость нарастания магнитной индукции ускорителя
ограничена
Сложные инженерные задачи приходится решать при проекти-
ровании вакуумных камер кольцевых ускорителей. Стенки камеры
должны быть тонкими, чтобы возможно большая часть межполюс-
ного зазора магнита была свободна для движения частиц; должны
быть механически прочными, иначе они деформируются под дейст-
вием атмосферного давления. Как правило, в каждом конкретном
случае в зависимости от конструкции, параметров, а иногда и от
назначения ускорителя проблема создания вакуумной камеры ре-
шается по-разному.
В ряде слабофокусирующих машин камеру выполняют из кера-
мических секций, соединенных между собой с помощью уплотнений.
На внутреннюю поверхность стенок наносят проводящий слой, пре-
пятствующий образованию поверхностных зарядов.
В крупных ускорителях на большие энергии применение таких
камер оказалось невозможным, так как для обеспечения механиче-
ской прочности больших камер потребовалось бы значительное
утолщение стенок. В этих машинах вакуумные камеры изготовля-
ют из нержавеющей стали.
Оригинальную конструкцию имеет вакуумная камера отечест-
венного синхрофазотрона на энергию 10 ГэВ Она состоит из двух
камер. Внутренняя камера с высоким (порядка 10 "’Па), вакуумом
окружена наружной камерой с низким вакуумом, давление в кото-
рой поддерживается на уровне 10 Па. Так как механическая на-
грузка на внутреннюю камеру при этом невелика, ее стенки выпол-
нены из очень тонкой нержавеющей стали. Полюса магнита распо
ложены внутри низковакуумной камеры и составляют часть ее
оболочки. Высоковакуумная камера находится под непрерывной
откачкой. Для этой цели используют 56 диффузионных паромасля-
ных насосов, имеющих скорость откачки 5-103 л/с каждый.
В сильнофокусирующих синхрофазотронах ускорительную ка-
меру также изготовляют из металла, например из немагнитных
сплавов на основе алюминия. Благодаря достаточно высокому
электрическому сопротивлению этих сплавов вихревые токи в стен-
ках камеры оказываются не очень большими.
В табл. 3.3 приведены основные технические характеристики
трех отечественных синхрофазотронов. Рассмотрим устройство двух
из этих синхрофазотронов — слабофокуспрующего на энергию
10 ГэВ и сильнофокусирующего на энергию 76 ГэВ.
Пуск дубнинского синхрофазотрона состоялся в 1957 г. Элек-
тромагнит ускорителя выполнен в виде четырех квадрантов, раз-
деленных восьмиметровыми прямолинейными промежутками. На
его изготовление израсходовано около 36000 тс электротехничес-
кой стали с малым содержанием кремния и 460 тс меди. Электро-
магнит установлен на мощном кольцевом бетонном фундаменте
сечением 9,2X3,5 м. Максимальное значение тока в обмотке
166
Таблица 3.3
Парамегры Тип синхрофазотрона
с лабофоку- сирующий си чьиофокусирующие
г. Дубна Москва | г. Сер iyxoR
Максимальная энергия, ГэВ 10 7,3 76
Вес магнита, тс 36000 2500 20 000
Число основных магнитов 4 98 120
Показатель магнитного поля 0,65 460 —
Радиус кривизны орбиты, м 28 31 194,2
Средний радиус орбиты, м — 40 236
Энергия инжекции, МэВ 9 3,8 100
Кратность 1 7 30
Се lenue вакуумной камеры, см 150x36 11X8 19,5X11,5
Ускоряющее напряжение, кВ — 10 389 - -
Число ускоренных частиц в импульсе 0,6-1011 0,2-1011 10'2
Число импульсов за 1 мин 5 12 8
12,8 кА. Обмотка возбуждения электромагнита охлаждается про-
точной водой. Для питания магнита служит энергетическая систе-
ма, характеризующаяся высокой надежностью и экономичностью.
Протоны ускоряют с помощью двух дрейфовых трубок, установ-
ленных в противоположных прямолинейных промежутках. Энергия,
приобретаемая частицами за один оборот, составляет 2,5 кэВ;
цикл ускорения длится 3,3 с. За это время частота ускоряющего
напряжения изменяется от 0,182 до 1,45 МГц. К концу цикла про-
тоны, совершив около четырех миллионов оборотов, получают энер-
гию 10 ГэВ. Длина орбиты ~200 м. Инжектором синхрофазотрона
является линейный ускоритель на энергию 9 МэВ
Сооружение серпуховского сильнофокусирующего синхрофазо-
трона было начато в 1961 г., а уже в 1967 г. ускоритель был введен
в эксплуатацию. В процессе пуска этой машины были получены
пучки протонов с энергией 76 ГэВ вместо проектного значения
70 ГэВ.
Кольцевой электромагнит ускорителя состоит из 120 блоков,
разделенных прямолинейными промежутками. Длина каждого бло-
ка около 11 м. Для приготовления электромагнита использованы
листы кремнистой электротехнической стали толщиной 2 мм.
Штампованные С-образиые листы собраны в пакеты, из которых
составлен каждый блок. Обмотка возбуждения, выполненная из
алюминия, является общей для всех пакетов одного блока.
Вакуумная камера ускорителя собрана из труб (нержавеющая
сталь) овального сечения, стенки которых для повышения жестко-
сти гофрированы. Трубы соединены между собой с помощью флан-
цев и уплотняющих прокладок. Давление остаточных газов в каме-
ре при работе ускорителя поддерживается на уровне 10 4 Па.
Серпуховский синхрофазотрон имеет двухступенчатую систему
инжекции. Первоначально протоны разгоняют до энергии 760 кэВ
167
Рис. 3.36. Внешний вид ускори-
тельной станции серпуховского
синхрофазотрона
в импульсном ускорителе (так называемом форинжекторе), а
затем в инжекторе — линейном высокочастотном ускорителе на
энергию 100 МэВ. Частицы перебрасывают из инжектора в камера'
кольцевого ускорителя через специальный ионопровод.
Приращение энергии протонов за один оборот в кольцевом ус-
корителе составляет 190 кэВ и обеспечивается 54 ускорительными
станциями, расположенными в промежутках между блоками элек-
тромагнита. Внешний вид ускорительной станции показан на рис.
3.36. Ускоряющими элементами такой станции являются резонато-
ры; частота ускоряюещго напряжения
в течение цикла ускорения изменяется
от 2,6 до 6,1 МГц; число ускоренных
частиц в импульсе составляет 10'2.
Ускоритель размещен в кольцевом
зале длиной 1,5 км, который находит-
ся под землей. Физическая аппаратура
и оборудование установлены в экспе-
риментальном зале (площадь
~ 14 000 м2); лабораторном корпусе,
галерее (длина 340 и ширина 36 м),
энергетическом корпусе и др.
В 1971 г. в Батавии (близ г. Чи-
каго, США) был пущен синхрофазо-
трон на энергию 500 ГэВ, являющий-
ся в настоящее время крупнейшим в
мире. Здесь используют четыре ступе-
ни ускорения. Сначала протоны разго-
няют до энергии 750 кэВ в высоко-
вольтном каскадном ускорителе и на-
правляют их в линейный резонансный
ускоритель, имеющий длину 150 м, где
частицы получают энергию 200 МэВ.
Следующая ступень ускорения — син-
хрофазотрон на 8 ГэВ (радиус кольца 75 м) с 16 ускорительными
станциями, из которого частицы вводят в основной ускоритель (ра-
диус кольца 1 км, а длина равновесной орбиты 6,3 км). Вакуум-
ная камера основного ускорителя характеризуется весьма малыми
поперечными размерами-—5X10 см; электромагнит собран из от-
дельных модулей (около 800) и размещен в туннеле диаметром 3 м,
находящемся под землей.
Конструкция электромагнита отличается от конструкций, обыч-
но применяемых в сильнофокусирующих машинах. Функции пово-
рота и фокусировки протонного пучка разделены: поворот пучка
осуществляется магнитами с равномерным полем в междуполюс-
ном зазоре (сечение магнита показано на рис. 3.37, а); фокусиров-
ка— дуплетами квадрупольных линз, размещенных в прямо-
линейных промежутках электромагнита (рис. 3.37, б). Вес сталь-
ных конструкций электромагнита составляет 9000 тс, медных —
850 тс.
168
В настоящее время проводятся работы по переоснащению ба-
тавского ускорителя сверхпроводящими магнитами, в результате
чего конечная энергия протонов будет удвоена. Комплекс ускори-
теля занимает площадь около 3000 га.
К числу крупнейших относится также синхрофазотрон на
400 ГэВ в ЦЕРН (г. Женева), введенный в строй в 1976 г.
Предельная энергия частиц при ускорении в синхрофазотроне
ограничена технике экономическими показателями. Существуют
проекты синхрофазотронов на энергию более 1000 ГэВ. Такие ги-
Рис. 3.37. Конструкция поворотного магнита (с) и фокусирующих линз
(б) батавского ускорителя
гантские ускорители проектируют со сверхпроводящими магни-
тами.
§ 3.7. Встречные пучки частиц.
Накопительные кольца
В ускорителях, которые рассматривались до сих пор, частицы вы-
сокой энергии направляют на неподвижную мишень. Оказывается,
что при этом лишь небольшая доля энергии ускоренной частицы
тратится на полезные реакции, ради наблюдения которых и соору-
жается ускоритель. Остальная часть энергии расходуется беспо-
лезно. Дело в том, что в соответствии с законами сохранения энер-
гии и импульса частица при столкновении с неподвижной мишенью
часть энергии неизбежно расходует на ускорение центра масс сис-
темы «ударяющаяся частица — мишень». Такой потери энергии
частиц не будет, если в ускорителе в качестве мишени применить
встречный пучок частиц той же массы. Именно потому используют
встречные пучки — перспективное направление при изучении взаи-
модействия частиц высоких энергий.
169
Если сталкиваются встречные пучки частиц с энергией IE, то
эффект будет такой же, как при ударе о неподвижную мишень
частиц с эквивалентной энергией:
'^3=2W2/W0,
где U7o — энергия покоя частиц.
Задача. Вычислить эквивалентную энергию 117э при столкновении встречных
пучков протонов с энергией 117=10 ГэВ.
При столкновении встречных пучков электронов с энергией 117=0,5 ГэВ.
Решение. Для протонов Ц7о=О,938 ГэВ»1 ГэВ, следовательно,
2-102
1ГЭ' =---j---= 200 ГэВ.
и отношение IT3/W=20.
Для электронов И70=0,511 МэВ ~ 0,5 -10-3 ГэВ. Тогда
2-0,52
17э =------!---= 1000 ГэВ,
0,5-Ю-з
что больше энергии каждой из сталкивающихся частиц в Ц7э/Ц7=2000 раз.
На первый взгляд, может показаться, что осуществить экспери-
менты со встречными пучками несложно: достаточно направить
частицы, выведенные из двух ускорителей, настречу друг другу.
Однако на самом деле плотность частиц в пучках ускорителей не-
. слика и вероятность взаимодействия их при встрече чрезвычайно
м.гла.
Для увеличения эффективности взаимодействия нужно либо по-
высить ток встречных пучков, либо заставить частицы, не испытав-
шие столкновения, многократно возвращаться в область встречи
пучков.
Оба эти приема использованы в накопительных системах, в ко-
торых сталкиваются встречные пучки заряженных частиц. Нако-
питель- состоит из кольцевой вакуумной камеры, помещенной меж-
ду постоянными магнитами. Так как в камере создан очень высо-
кий (10-7—10 8 Па) вакуум, рассеяние частиц на молекулах оста-
точного газа практически отсутствует. С помощью ускорителя ка-
меру постепенно заполняют частицами высокой энергии. Таким
способом в камере удается накопить и удерживать на устойчивой
орбите длительное время (от нескольких минут до нескольких ча-
сов) большое количество ускоренных частиц.
В настоящее время сооружают главным образом накопители
легких частиц: электронов и позитронов, хотя уже проведены экс-
перименты и со встречными протонными пучками.
Накопительная система для изучения реакций на встречных
электронных пучках состоит из двух колец, имеющих короткий об-
щий участок. Движение частиц по круговой орбите в каждом коль-
це происходит так, чтобы на общем участке пучки были встречны-
ми. Работу таких устройств рассмотрим на примере одной из пер-
вых действующих накопительных систем (рис. 3.38).
Каждое из двух колец системы разделено прямолинейными про-
межутками па квадранты. Движение электронов внутри колец на-
170
правлено по часовой стрелке, поэтому в общем прямолинейном
промежутке 2 частицы движутся навстречу друг другу. Заполнение
колец электронами производится поочередно с помощью линейного
ускорителя 3. В камере накопителя удается получить ток порядка
30 мА.
При движении по круговой орбите электроны теряют часть
cboui энергии в виде электромагнитного излучения. Для компенса-
ции этих потерь в прямолинейных промежутках накопительной сис-
темы установлены четыре ускоряющих элемента — объемных резо-
натора 1.
Столкновение электронов и пози-
тронов может быть осуществлено на
установках с одним накопительным
кольцом, в котором эти частицы обра-
щаются в противоположном направД
лении. Таковы, например, отечествен
ные установки ВЭПП. Схема одной из
них (ВЭПП-2) показана на рис. 3.39.
Из инжектора 1 пучок электронов вво-
дят в камеру синхротрона 2. После
ускорения пучок выводят из сиихро-
Рис. 3.38. Схема накопительной
системы с внешним впуском
трона и направляют в накопительное частиц
Рис. 3.39. Схема накопителя ВЭПП-2
кольцо 7 по вакуумному каналу, проходящему через поворотные
магниты 4, 5.
Для получения позитронов ускоренные в синхротроне электро-
ны направляют на вольфрамовую мишень — конвертор 9. Образо-
171
ванные в мишени позитроны вводят в накопительное кольцо на-
встречу электронному пучку. Для обеспечения заданных попереч-
ных размеров электронного и позитронного пучков используют фо-
кусирующие линзы 3, 8 и 6.
Магнит сильнофокусирующего накопителя ВЭПП-3, длина тра-
ектории частиц в котором около 74 м, выполнен в виде двух раз-
двинутых полуколец. Аналогичную конструкцию имеет и накопи-
тель ВЭПП-4 на энергию каждого из пучков (электронов и пози-
тронов) 7 ГэВ. Параметры ряда крупных накопителей представле-
ны в табл. 3.4. Эти установки могут быть использованы и в экспе-
риментах по исследованию свойств и применению синхротронного
изл_\ чения
Рис. 3.40. Схема экспериментов по исследованию биополимеров
На рис. 3.40 показана схема проведения одного из эксперимен-
тов по исследованию структуры биополимеров, осуществленного
в СССР с помощью синхротронного излучения накопителя ВЭПП-3.
Для получения сведений о больших (10—100 нм) периодах струк-
туры был применен метод малоугловой дифракции, при котором
изучается рассеяние излучения в объекте на очень малые углы по
отношению к направлению первичного пучка.
Вывод пучка синхротронного излучения из накопителя осуществ-
ляется с помощью специального вакуумного канала 1 через окна
172
2, 3 из бериллия. Через свинцовую диафрагму 4 узкий пучок излу-
чения попадает на кристалл-монохроматор 5, поверхность которого
образует угол й с осью пучка. От кристалла отражается практиче-
ски монохроматический луч, длина волны которого в соответствии
с уравнением Вульфа — Брэгга (см. § 4.2) определяется значением
Ф. Отраженный луч попадает в малоугловую камеру, внутри кото-
рой на расстоянии 45 см друг от друга установлены диафрагмы 6,
7 с малыми отверстиями и далее кювета 8 для образца. Рентгено-
грамма малоуглового рассеяния фиксируется на фотопленке 10,
находящейся в кассете. Для ослабления прямого пучка перед кас-
сетой установлена свинцовая ловушка 9-
Эксперименты показали, что экспрессность анализа структуры
с помощью синхротронного излучения несравненно выше, чем при
использовании самых мощных рентгеновских трубок. Это позволя-
ет исследовать биологические объекты в состояниях, близких к
состоянию живого организма.
В Европейском центре ядерных исследований (ЦЕРН) с нача-
ла семидесятых годов функционирует крупный ускорительный
комплекс по изучению встречных столкновений протонных пучков
с энергией 28 ГэВ, получивший название «пересекающиеся накопи-
тельные кольца». Для заполнения колец протонами используют
синхрофазотрон на 28 ГэВ. Транспортировка частиц из ускорите-
ля к кольцам осуществляется по вакуумному ионопроводу. В опре-
деленном месте (там же расположены специальные поворотные
магниты) ионопровод разделяется на два канала, каждый из кото-
рых соединен с соответствующим накопительным кольцом. Накоп-
ление протонов в кольцах, где движение частиц происходит во
встречных направлениях, производится поочередно. Сначала через
соответствующий канал ионопровода протонами заполняют одно
кольцо, затем поворотными магнитами частицы направляются в
другой канал и заполняют второе кольцо. За час в кольцах удается
накопить примерно 5-Ю14 протонов. После этого изменяют режим
питания магнитов накопительных колец, что приводит к пересече-
нию траекторий встречных пучков и столкновению частиц. Эквива-
лентная энергия при этом составляет около 1500 ГэВ.
Интересно отметить, что накопительные кольца ЦЕРН были ис-
пользованы для поисков кварков — гипотетических частиц с
дробными электрическими зарядами. Эксперименты дали отрица-
тельный результат.
В АН СССР действует протонный накопитель НАП-М, на кото-
ром проводят работы по исследованию электронного охлаждения
пучков протонов при их одновременном движении с электронами.
Идея электронного охлаждения, предложенная в СССР акад.
Г. И. Будкером, вызывает большой интерес в связи с разработкой
конструкций ускорителей на сверхвысокие энергии, поскольку
электронное охлаждение позволяет «гасить» поперечные колебания
ускоряемых частиц. Накопитель НАП-М одновременно исследуют
и как модель крупного антипротонного накопителя НАП.
173
Накопитель протонов НАП-М имеет магнит с однородным йо-
лем, состоящий из четырех секций с радиусом кривизны 3 м, раз-
деленных длинными прямолинейными промежутками, поэтому
средний радиус орбиты составляет 7,5 м. Такая конструкция обус-
ловлена особенностями электронного охлаждения. Энергия, до ко-
торой ускоряют протоны, достигает 150 МэВ. Инжекция протонов
в кольцо накопителя осуществляется с помощью электростатичес-
кого ускорителя на энергию 1,5 МэВ, работающего в импульсном
режиме. Вакуумная камера НАП-М изготовлена из нержавеющей
стали и откачивается восемью агрегатами, состоящими из магнито-
разрядного и сорбционного насосов, которые расположены на
концах прямолинейных промежутков. При откачке вакуумная ка-
мера прогревается до температуры 300° С. Среднее давление оста-
точных газов в камере поддерживается на уровне 10 s Па. В одном
из прямолинейных промежутков накопителя размещена специаль-
ная установка — источник ускоренных электронов.
В крупных накопительных кольцах производят дополнительное
ускорение накопленных частиц, при этом магнитное поле накопите-
лей во времени увеличивается.
Изучение проблемы встречных пучков проводится в настоящее
время в СССР, Франции, Италии, США и других странах.
К сожалению, взаимодействие встречных пучков эквивалентно
взаимодействию быстрых частиц с неподвижной мишенью не во
всех реакциях. Поэтому непрерывно ведутся работы по совершен-
ствованию «классического» метода, а также поиски принципиально
новых методов ускорения.
лсть вторая
Рентгеновские приборы
ГЛАВА 4. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
В РЕНТГЕНОВСКИХ ПРИБОРАХ
§ 4.1. Классификация рентгеновских приборов
§ 4.2. Возбуждение рентгеновского излучения
§ 4.3. Взаимодействие рентгеновского излучения
с веществом
§ 4.4. Катоды рентгеновских приборов
§ 4.5. Аноды рентгеновских приборов
§ 4.6. Расчет теплового режима анодов
§ 4.7. Вторичная электронная эмиссия в рентгеновских
приборах
§ 4.8. Оболочка рентгеновских приборов
ГЛАВА 5. КОНСТРУКЦИИ РЕНТГЕНОВСКИХ
ПРИБОРОВ
§.5.1. Общие вопросы работы рентгеновских приборов
§ 5.2. Трубки для просвечивания материалов
§ 5.3 .Импульсные рентгеновские трубки
§ 5.4. Рентгеновские микроскопы просвечивающего типа
§ 5.5. Трубки для рентгеноструктурного анализа
§ 5.6. Трубки для рентгеноспектрального анализа
§ 5.7. Рентгеновские мнкроаналнзаторы с электронным
зондом
§ 5.8. Трубки для рентгенодиагностики
§ 5.9. Трубки для рентгенотерапии
§ 5.10. Рентгеновские аппараты
ГЛАВА 4
/
—
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
В РЕНТГЕНОВСКИХ ПРИБОРАХ
§ 4.1. Классификация рентгеновских приборов
Существует большое число рентгеновских приборов различного ти-
па. Условно их можно разделить на рентгеновские трубки и специ-
ализированные приборы.
Трубки — наиболее обширный класс рентгеновских прибо-
ров — являются основным элементом любого рентгеновского аппа-
рата, его «сердцем». Первые образцы электронных рентгеновских
трубок были созданы в 1912—1913 гг. В настоящее время трубки—-
объект крупносерийного промышленного производства.
Промышленность выпускает рентгеновские трубки для просве-
чивания материалов, для структурного анализа; для спектрального
анализа, диагностические, терапевтические.
Специализированные приборы существенно отличаются
от рентгеновских трубок конструктивным исполнением и назначе-
нием. К ним, например, относятся разработанные сравнительно
недавно микроанализаторы с электронным зондом и растровые
электронные микроскопы — микроанализаторы. Эти приборы, в
частности, отличаются от рентгеновских трубок наличием сложной
электронно-оптической системы формирования узкого электронного
луча (зонда). Кроме того, мишенью в них служит непосредственно
исследуемый объект.
Основными элементами любого рентгеновского прибора явля-
ются: источник электронов (катод), вакуумная оболочка и устрой-
ство, воспринимающее электронную бомбардировку (мишень или
анод).
Наряду с рентгеновскими приборами в промышленности и медицине в каче-
стве источника проникающего фотонного излучения применяют радиоактивные
изотопы.
Аппараты с радиоактивными изотопами просты по конструкции, имеют не-
большие габариты, вес и стоимость. Они незаменимы при выполнении работ в
полевых условиях (например, просвечивание мостовых ферм), так как не требуют
для питания электроэнергии.
Для дефектоскопии массивных изделий из металла необходимо гамма излу-
чение, фотоны которого имеют большую энергию. Здесь используют изотопы 60Со
(энергия фотонов 1,17 и 1,33 МэВ; период полураспада 5,3 года) и 137Cs
(0,66 МэВ; 33 года).
При просвечивании небольших объектов из легкоатомных материалов приме-
няют изотопы ,55Еи (энергия фотонов 0,085—0,11 МэВ; период полураспада
1,7 года) и 170Ти (0,084 МэВ; 127 дней).
Для проведения радиоизотопного спектрального анализа необходимы источ-
ники мягкого гамма-излучения с энергией фотонов от нескольких единиц до не-
скольких десятков килоэлектрон-вольт. Обычно применяют изотопы 85Fe, 109Cd
н др. В лучевой терапии чаще всего используют 60Со.
176
Круг задач, решаемых с помощью радиоизотопных источников, ограничен.
Аппараты с радиоактивными препаратами не могут полностью заменить более
}йиверсалы!ые рентгеновские установки даже в указанных случаях. В структур-
ном анализе, теневой микроскопии, при диагностике применяют только рентгенов-
ские приборы.
§ 4.2. Возбуждение рентгеновского излучения
При бомбардировке поверхности мишени электронами достаточно
большой энергии одновременно возникает рентгеновское излучение
двух видов — тормозное и характеристическое. Меха-
низмы возникновения тормозного и характеристического излучений
различны, поэтому каждый из этих видов можно рассматривать
отдельно, независимо друг от друга.
Тормозное излучение
Из электродинамики известно, что ускоренно движущиеся заряды
излучают в окружающее пространство электромагнитные волны.
Падающие на мишень электроны испытывают внутри нее торможе-
ние в поле атомных ядер. Торможение представляет собой процесс
движения с отрицательным ускорением. Следовательно, электроны,
бомбардирующие мишень, должны терять часть энергии в виде
электромагнитного излучения. Это и есть тормозные рентгеновские
лучи.
Тормозное излучение имеет непрерывный спектр, ограниченный
со стороны коротких волн. Другими словами, излучение состоит из
множества колебаний, длины волн которых начинаются с Amjn и не-
прерывно простираются до Х=оо. Существование коротковолновой
границы объясняется следующим образом. При торможении кине-
тическая энергия W=eU электрона, прошедшего разность потен-
циалов U, может полностью перейти в энергию одного фотона.
В этом случае фотон имеет максимально возможную энергию, а
следовательно, и максимально возможную частоту vmax:
ef/=bmax или /ic/\mln=eU.
Таким образом, граничная длина волны Хтт зависит только от
ускоряющего напряжения U и определяется формулой
Подставляя в эгу формулу значения постоянной Пчанка h=
= 6,62-10-34 Дж-с, скорости света с=3-108 м/с и заряда электрона
е = 1,6-10-19 Кл, получим
xmin=l,24/£/,
где напряжение U выражено в кВ; — в нм.
При практическом использовании рентгеновского излучения
важно знать распределение эисргиi по спектру. Оно характеризу-
177
ется плотностью интенсивности Л, которая представляет
собой отношение интенсивности лучей dJ, заключенных в узком
интервале длин волн от X до X+dX, к этому интервалу:
JK=dJjdK
Распределение плотности интенсивности в спектре тормозного
излучения при различных значениях ускоряющего напряжения по-
казано на рис. 4.1. Спектральные кривые имеют максимум, который
наблюдается гши длине волны X0=3/2Xmin.
Распределение
интенсивности
тормозного из-
[ различных
ускоряющего
Рис. 4.1.
ПЛОТНОСТИ
в спектре
лучения при
значениях
напряжения:
/ — 25 кВ; 2 — 35 кВ;
3 — 50 кВ
напряжения интен-
каждой длины волны
Одновременно изме-
состав излуче-
При повышении
сивность излучения
спектра возрастает,
няется и спектральный
ния — спектр смещается в сторону корот-
ких длин волн. Происходит, как принято
говорить, увеличение жесткости излуче-
ния.
Плотность интенсивности Л тормозно-
го излучения зависит от тока I электро-
нов (рис. 4.2) и атомного номера Z мате-
риала мишени. Увеличение тока (при не-
изменных U и Z), так же как и увеличе-
ние атомного номера (при постоянных U
и /), приводит к росту интенсивностей
составляющих спектра соответствующих
всем длинам волн. Однако при этом спек-
тральный состав излучения не изменяет-
ся: для каждого семейства кривых А=
=f(X) граничная длина волны Xmin И Дли-
на волны Хо, соответствующая максиму-
му интенсивности, остаются теми же.
Задача. Определить длины волн ^-min И Ло В
спектре тормозного излучения, возбужденного при
бомбардировке мишени электронами со скоро-
стью о =1,5-108 м/с.
Решение. Определяем относительна ю ско-
рость электронов
v
?=-
с
1,5-103
= 0,5.
3-108
1
при
Находим кинетическую энергию электронов
₽=0,5:
- — 1
Г 1 — 0,5-’
= 79 кэВ.
Рис. 4.2. Спектры тормоз-
ного излучения при раз-
личных значениях тока
(Л>Л>7|)
W — eU = гиос2
Следовательно, 17=79 кВ.
Вычисляем длины волн:
1,24
/-min ~ у
Хо=-|-Xmin = 1,5-0,015 « 0,022 им.
----ss 0,015 нм;
79
178
\ Интенсивность тормозного излучения представля-
ем собой совокупность интенсивностей всех составляющих спектра:
J — J Jt.d'k-
х ^nii n
Численно она равна площади, ограниченной кривой
и осью абсцисс. Экспериментально установлено, что интенсивность
тормозного излучения прямо пропорциональна току, атомному но-
меру материала мишени и квадрату ускоряющего напряжения:
J—kIZU2,
где k — коэффициент пропорциональности.
Интенсивность уменьшается по мере удаления от источника из-
лучения. Для точечного источника в отсутствие ослабления излуче-
ния средой интенсивность убывает обратно пропорционально квад-
рату расстояния от источника.
К. п. д. 1] возбуждения тормозного излучения представляет со-
бой отношение полного потока энергии излучения Р к мощности
Ль подводимой к мишени:
т\=Р!Ра.
Поток энергии излучения
Р= jjdS=k0/ZU\
где S — поверхность, через которую проходит поток; k0 — коэффи-
циент пропорциональности.
Так как подводимая мощность при постоянном напряжении
P3=IU, то x]=k0ZU, откуда следует, что выход тормозного излуче-
ния растет с увеличением атомного номера материала мишени и
ускоряющего напряжения. По экспериментальным данным при
напряжениях до 200 кВ коэффициент k0= (0,8±0,2) • 10~9, В~‘. При
дальнейшем повышении напряжения k0 уменьшается.
Численные значения к. п. д. для ряда ускоряющих напряжений
приведены в табл. 4.1 (материал мишени — вольфрам).
Из таблицы видно, что к.п.д. воз- -
буждения тормозного излучения при
напряжениях до 1 МВ имеет значения,
не превышающие нескольких процен-
тов или даже долей процента. Прак-
тически вся мощность, подводимая к
мишени бомбардирующими электро-
нами, в этом случае преобразуется в
тепло и идет на нагрев мишени. В элек-
тронных ускорителях, где частицы име-
ют энергии в десятки и более м га-
электрон-вольт, к.п.д. значительно вы-
ше и составляет десятки процентов.
Таблица 4.1
и, кВ
расчет экспери- мент
43 0,33 0,46
100 0,74 1,11
150 1.Н 1 ,48 1,64
200 2,2
1000 7,5 9,0
10000 — 63
179
На практике из полного потока энергии Р используют лишь не-
большою часть, заключенную в пределах узкого рабочего пучка
рентгеновского прибора. Еще до использования рабочий пучок
испытывает ослабление в мишени и стенках прибора, поэтому7 по-
ток энергии в рабочем пучке, выходящем из прибора, всегда много
меньше полного потока энергии излучения Р. Реальный к.п.д. воз-
буждения тормозного излучения для прибора вследствие этого так-
же оказывается значительно меньше расчетного значения т].
Рассмотрим пространственное распределение интенсивности
Рис. 4.3. Диаграмма простран-
ственного распределения ин-
тенсивности тормозного излу-
чения при U=70 кВ
Рис. 4.4. Диаграмма простран-
ттвепного распределения ин-
тенсивности:
1 — 0.3 МВ' 2 — 0,5 МВ; 3 — 1.0 МВ
Рис. 4 5 Спектры рентгеновско
го излучения при различных
значениях ускоряющего напря-
жения
тормозного излучения.
Большинство рентгеновских трубок
имеют массивные, срезанные под опре-
деленным углом мишени из атомов тя-
желых элементов. Излучение, возбуж-
денное в такой мишени при напряже-
ниях до 100—200 кВ, имеет простран-
ственное распределение, достаточно
близкое к сферически симметричному.
Так как торможение электронов, а
следовательно, и генерирование излу-
чения происходит главным образом в
приповерхностном слое мишени, при
выходе из этого слоя излучение час-
тично ослабляется материалом мише-
ни. Степень ослабления лучей, идущих
в разных направлениях, неодинакова.
Наиболее сильно ослабляются лучи,
выходящие из мишени под малыми уг-
лами к ее поверхности. В результате
реальная диаграмма пространственно-
го распределения интенсивности тор-
мозного излучения принимает вид, по-
казанный на рис. 4.3.
С увеличением ускоряющего на-
пряжения все сильнее начинает про-
являться направленность тормозного
излучения. При напряжениях U>
>0,3 МВ максимум его интенсивности
совпадает с направлением движения
электронов. Практически все излучение
при этом направлено внутрь мишени.
Поэтому в высоковольтных рентгенов-
ских трубках и ускорителях электро-
нов обычно используют мишени неболь-
шой толщины и излучение, идущее впе-
ред, «на просвет» мишени (рис. 4.4).
Острота направленности излучения
с ростом напряжения увеличива-
ется.
180
Характеристическое излучение
Проследим изменения, происходящие в спектре рентгеновского из-
лучения при постепенном повышении ускоряющего напряжения
(рис. 4.5) . Вначале, когда напряжение сравнительно невелико и
равно U\, возникает непрерывный спектр, интенсивность которого
мала. При дальнейшем повышении напряжения на фойе непрерыв-
ного сцектра можно наблюдать появление острых максимумов.
Длины волн !Ка и i.K,_, соответствующие этим максимумам, не за-
висят от напряжения п определяются только материалом мишени
(его атомным номером Z). С увеличением напряжения (П2, Из)
интенсивность пиков возрастает, но их положение в спектре не ме-
няется. Следовательно, излучение с указанными длинами волн
свойственно непосредственно материалу мишени и характеризует
его, поэтому его называют характеристическим излучением.
Характеристическое излучение имеет линейчатый спектр. Линии
/,Ка и '-д-р являются частью этого спектра (более длинноволновые
его составляющие па рисунке не показаны). Линии спектра груп-
пируются в ряд серий. У тяжелых элементов установлено пять
таких серий, их обозначают буквами К, L, М, N, О. Излучение,
имеющее наименьшие длины волн, соответствует /<-серии, излуче-
ние L-серии является более длинноволновым и т. д.
Излучение каждой серии возникает тогда, когда ускоряющее
напряжение достигает определенного значения, называемого потен-
циалом возбуждения. Например, потенциал возбуждения /<-серии
для хрома Ькя6 кВ, для меди UKx9 кВ и для молибдена Uk~
«20 кВ. При постепенном повышении напряжения вначале появ-
ляется излучение самой длинноволновой серии, затем — более ко-
ротковолновой и т. д. При U>UK у данного элемента оказываются
возбужденными все возможные серии характеристического излу-
чения.
Закономерности в характеристических рентгеновских спектрах
•обусловлены строением электронных оболочек атома.
Согласно представлениям квантовой механики состояние любо-
го электрона в атоме характеризуется четырьмя квантовыми числа-
ми: П, I, j, nij.
Главное квантовое число п определяет основное значение энер-
гии электрона в атоме. Оно может принимать только целочислен-
ные значения: 1, 2, 3, 4, 5....
Орбитальное квантовое число I является мерой момента коли-
чества движения электрона по орбите вокруг атомного ядра. Это
число изменяется в пределах от 0 до п—1.
Внутреннее квантовое число j характеризует полный момент ко-
личества движения электрона, который слагается из орбитального
и собственного моментов количества движения. Собственный мо-
мент называется спином. Внутреннее квантовое число выражается
через орбитальное число Г.
181
Магнитное квантовое число т, определяет проекцию полного
момента электрона на заданное направление. Оно изменяется в
пределах от — j до +/ следующим образом: —/, —(/'—1),
+ (/—1), +/.
.Согласно принципу Паули в атоме в каждом стационарном со-
стоянии, определяемом числами п, I, j и т3-, может находиться не
более одного электрона.
Совокупность электронов, которые находятся во всевозможных
состояниях, характеризуемых одинаковым значением главного
квантового числа п, образует электронный слой или оболочку. Пре-
дельное число возможных состояний (а следовательно, и предельно
возможное число электронов) в слое определяется соотношением
g-=2n<
Оболочки, соответствующие различным значениям главного
квантового числа, имеют следующие обозначения: /<(гг= 1); L(n=
— 2); Л1(п=3) и т. д. /(-оболочка является ближайшей к ядру.
Оболочки характеризуются дискретными уровнями энергии.
182
Энергия IV уровня определяется тремя квантовыми числами: п,
I, j, т. е. lV/=/(n> I, j).
Придавая различные возможные значения квантовым числам
и на .одя соответствующие значения W, можно получить систему
уровней энергии различных атомов. Схема уровней показана на
рис. 4.6. Для /(-оболочки имеем и = 1 и 1—0. Следовательно, внут-
реннее квантовое число может иметь лишь одно значение /= + 1/2.
Поэтому электроны /(-оболочки (их число £к=2-12=2) занимают
один самый нижний /(-уро-
вень. Состояния этих двух
электронов характеризуют-
ся одинаковыми значениями
чисел и, I, j и отличаются
лишь значением магнитного
квантового числа rrij, равно-
го —1/2 и +1/2. Проводя
аналогичные рассуждения,
можно показать, что элек-
троны L-оболочки (gL =
= 2-22=8) занимают, как
показано в табл. 4.2, три
уровня энергии Ei, Ен, Ещ,
электроны /И-оболочки —
Таблица 4.2
п 1 j mj У ровень Число состо- яний
0 1/2 —1/2 + 1/2 L, 2
1 1/2 — 1/2 + 1/2 Ln 2
3/2 -3/2 -1/2 + 1'2 +3/2 LHI 4
пять уровней и т. д.
Энергия уровня в каждой оболочке сильно зависит от главного
квантового числа п и сравнительно слабо от двух других чисел—
I и /'. Поэтому оболочки атомов часто характеризуют одиночными
уровнями энергии, полагая
Если в атоме с какого-либо уровня удален электрон, то на осво-
бодившееся место переходит электрон с одного из более высоких
энергетических уровней. В результате такого перехода возникает
фотон излучения, энергия которого равна разности энергий атома
в начальном и конечном состояниях.
Процесс возбуждения характеристического излучения при бом-
бардировке мишени быстрыми электронами можно представить
следующим образом.
Если энергия падающих электронов достаточно велика для то-
го, чтобы выбить электрон из любой оболочки атомов мишени,
включая /(-слой, то в результате в атомах будет происходить целый
каскад переходов электронов между выше- и нижележащими уров-
нями энергии. Эти переходы показаны на рис. 4.6 стрелками. Они
сопровождаются образованием фотонов, которые и составляют ха-
рактеристическое излучение различных серий. Переходы электро-
нов с более высоких уровней на /(-уровень приводят к испусканию
линий /(-серии. Соответственно линии Е-серии возникают при за-
полнении свободных мест на уровнях Li—Ьщ и т. д.
Вероятность различных переходов неодинакова. Для некоторых
переходов она равна нулю. Чем больше вероятность перехода, тем
выше интенсивность соответствующей линии. Например, в /(-серии
183
наиболее интенсивными являются линии а, и а2. Отношение их ин-
тенсивностей для разных атомов приблизительно постоянно и
равно двум.
Характеристические
спектры различных эле-
ментов являются сходны-
ми, поскольку внутрен-
ние электронные оболоч-
ки разных атомов имеют
одинаковую структуру.
При увеличении атомного
номера Z элемента проис-
ходит лишь смещение
спектров в область высо-
ких частот, т. е. коротких
длин волн. Впервые эта
закономерность была об-
наружена английским
Таблица 4.3
По ген- Длина волны, нм
Эле- мент Атом- ный номер циал воз- бужде- ния, кВ 81 аа ₽ Ря
и 92 115 0,0126 0,0131 0,0112 0,0108
РЬ 82 87,6 0,0165 0,0170 0,0146 0,0141
W 74 69,3 0,0209 0,0213 0,0184 0,0179
Ag 47 25,5 0,05а8 0,0562 0,0496 0,0486
Мо 42 20,0 0,0708 0,0712 0,0631 0,0624
Си 29 8,86 0,1537 0,1541 0,1389 0,1378
Fe 26 7,10 0,1932 0,1936 0,1753 0,1740
Сг 24 5,98 0,2285 0,2289 0,2980 0,2067
ученым Мозли и была названа его именем (закон Мозли).
Математически зависимость частоты линий спектра от атом-
ного номера приближенно выражается соотношением
v=c/?(Z —5’,2 [(!/«() — (1/«1)] .
(4.1)
Здесь с = 3-108 м/с — скорость света; 109737 см-1 — постоян-
ная Ридберга; 5— экранирующая постоянная (она учитывает, в
какой мере притяжение электрона к ядру в атоме ослаблено от-
талкивающим действием остальных электронов); «ь «2— главные
квантовые числа уровней, между которыми осуществляется переход
электрона, сопровождающийся излучением данной линии спектра.
Формула (4.1) позволяет рассчитать частоты линий характери-
стического спектра разных элементов.
Для расчета частоты линии спектра /(-серии в (4.1) необходи-
мо подставить: 5=1; «1=1; «2=2, 3, 4.... Для Л-серии: 5=7,4;
«| = 2, «2 = 3, 4, ....
Интенсивность линий определяется выражением
J^kI(U-U^, (4.2)
где k и т — постоянные (т=1,5 для /(-серии и т=2 для /.-серии);
Ui — потенциал возбуждения данной серии. Формула (4.2) спра-
ведлива при Ui<ZU<AUi.
О диапазонах значений длин волн и потенциалов возбуждения
/( серии можно судить по данным, приведенным в табл. 4.3.
Итак, характеристическое излучение присуще атомам. Поэтому
его длина волны не зависит от того, является ли данный элемент
чистым или входит в состав какой либо смеси или соединения.
184
§ 4.3. Взаимодействие рентгеновского
излучения с веществом
Рентгеновское излучение способно проникать через различные ма-
териалы. Однако интенсивность пучка лучей, прошедшего через
слой вещества, всегда оказывается меньше первоначальной. Ослаб-
ление интенсивности излучения обусловленпо явлениями поглоще-
ния и рассеяния лучей в веществе. При поглощении происходит
преобразование энергии излучения в другие виды энергии. В ре-
зультате рассеяния пучок излучения перестает быть направлен-
ным— лучи распространяются по разным направлениям.
Элементарные акты взаимодействия
Поглощение рентгеновских лучей происходит в результате ряда
элементарных процессов, важнейшими из которых являются фото-
электрический эффект (или фотоэффект), Комптон-эффект и эф-
фект образования электронно-позитронных пар.
При фотоэффекте фотон поглощается атомом вещества.
В результате поглощения фотон исчезает, а из атома освобожда-
ется фотоэлектрон, кинетическая энергия W которого опреде-
ляется законом Эйнштейна
WZ=//v — Wh
где hv— энергия фотона; И7, —энергия связи электрона в атоме.
При некоторой энергии фотона может произойти вырывание
электрона из любой оболочки атома. На его место перейдет менее
связанный электрон. Такой переход будет сопровождаться эмисси-
ей фотона характеристического излучения.
Если электрон вырван с одного из внутренних уровней атома,
произойдет переход целого ряда электронов с высоких энергетиче-
ских уровней на более низкие. При этом возникает характеристиче-
ское излучение, называемое флюоресцентным. Этим названи-
ем подчеркивается, что характеристические лучи возникли не при
бомбардировке вещества электронами, а при его облучении фотона-
ми рентгеновского излучения. Фотоэффект, в результате которого
атомы испускают фотоэлектроны и фотоны флюоресцентного излу-
чения, чаще всего наблюдают в тяжелых атомах.
Возможен и другой вид фотоэффекта, при котором фотоны ха-
рактеристического излучения не выходят из атома, а поглощаются
в нем. В этом случае при поглощении первичного фотона атом ис-
пускает только фотоэлектроны, т. е. фотоэффект происходит без
лучеиспускания (сложный фотоэффект). Его наблюдают обычно в
легких атомах.
Количественно выход фотонов флюоресценции t-й серии харак-
теризуется коэффициентом Ф,-, называемым отдачей флюорес-
ценц и и:
185
где n-f — число атомов, испустивших флюоресцентное излучение z-й
серии: rii — число атомов, у которых удалены электроны с i-ro
уровня.
Отдача флюоресценции для /(-уровня с удовлетворительной точ-
ностью может быть вычислена по полуэмпирической формуле
0K = Z4/(Z< + 32,24).
Для тяжелых атомов (Z>70) Фк близка к единице, для легких
атомов (Z<20) она не превышает 0,15.
Так как длина волны флюоресцент-
Рис. 4.7. Схема взаимодействия
фотона со свободным электро-
ном
ного излучения зависит только от cop-
ra атомов вещества, путем измерения
длины волны можно определить, атомы
каких элементов составляют облучае-
мое вещество, т. е. найти его химичес-
кий состав.
Взаимодействие фотонов большой
энергии со свободными или слабо свя-
занными электронами вещества про-
исходит следующим образом. Падаю-
щий фотон с импульсом р сталкивает-
ся с электроном и передает ему им-
пульс рэ, а сам движется в новом направлении, имея импульс рр
(рис. 4.7), т. е. рассеивается. При этом, очевидно, в силу закона
сохранения импульса
р=р:, + р11.
Электрон (его называют электроном отдачи) в результате стол-
кновения приобретает кинетическую энергию W:). Суммарная энер-
гия рассеянного фотона и электрона отдачи равна энергии первич-
ного фотона hv:
/zv = /zvp \ИЭ.
Видно, что ftvp</zv или 7,Р>Х: в результате рассеяния длина
волны фотона изменилась (увеличилась). Это явление носит на-
звание Комптон-эффекта- рассеяния с изменением длины
волны, или иекогерентного рассеяния. Таким образом, при Комптон-
эффекте часть энергии первичного фотона переходит в кинетиче-
скую энергию электрона отдачи, а другая часть — в энергию рас-
сеянного фотона, т. е. Комптон-эффект представляет собой явление,
при котором наблюдаются и поглощение, и рассеяние излучения.
Согласно элементарной теории Комптон-эффекта увеличение
длины волны при рассеянии определяется соотношением
д)=Х —Х= —— (1 — cos?',
moc
где ср — угол рассеяния фотона.
Подставив в эту формулу числовые значения постоянной План-
ка h, массы покоя электрона т0 и скорости света с, получим
Ал = 2,42-10 ”3(1 — cos<p),
где ДХ выражено в нм.
186
Из приведенных соотношений видно, что ДХ не зависит от дли-
ны волны ?. падающих лучей, а определяется только углом рассея-
ния ср. При рассеянии в направлении пучка падающих лучей (д =
= 0) длина волны не меняется, т. е. ЛХ=0. При рассеянии в об-
ратном направлении (ср = 180°)Д?. достигает максимального значе-
ния: (ДХ)тах=4,84-10-3 нм.
Кинетическая энергия электрона отдачи
(ft.)-’(l — CQsy)
m-ci 4 hv (I — со- у)
из которой следует, что при угле рассеяния фотона <р=0, кинети-
ческая энергия электрона равна нулю. Максимум энергии элект-
рона отдачи соответствует углу рассеяния <р=180°. При этом
(117 > =-2<ftv>2
' “ э max
т.^с? 4 2hv
Связь между углом рассеяния фотона g и углом ф, под которым
вылетает электрон отдачи, определяется соотношением
tg ф=
/ПрС2
mtc2 4 hv
cfgf.
Задача. Определить кинетическую энергию И"э и угол вылета электрона от-
дачи ф при комптоновском рассеянии рентгеновских лучей с длиной волны 7 =
=0,0024 нм, если приращение длины волны рассеянного излучения ДХ=0,73Х
ХЮ—3 нм.
Решение. Из формулы для приращения длины волны найдем угол рас-
сеяния
Л/. / 0,73-10-зх
cos у = 1 — —-—--------; у a rccos 1 — ----------- = 45°.
2,42-Ю-з т \ 2,42-Ю-з/
Вычисляем энергию первичных фотонов
с 6.62-10-34.3-103
hv = h
Выразим
hv в МэВ:
= 8.275-1Э-Н Д к;
0,0024-10 -9
Тогда
hv =
8,275-10-H
, „„„ ,------=0,51 МэВ.
1,602- 10-ы
(hv)2(l — cos y)
0,512 (1 — cos45'
т0с2 4- hv (1 — cosy) 0,51 4 0,51(1 — cos 45°) ’ ' ’
у 0,51 45°
=----------------etg — = —-----------------etg-------= — 1,02.
mcc2 4ftv s 2 0,514 0,51 K 2
откуда i] =arctg (—1,02) a;—50°.
В том случае, когда падающие на вещество фотоны имеют энер-
гию /г\’>2т0с2 (где тос2—0,511 МэВ — энергия покоя электрона),
можно наблюдать исчезновение фотонов в результате эффекта об-
187
разования электронно-позитронных пар. Это явление состоит в том,
что в поле атомного ядра фотон преобразуется в пару зарядов:
электрон и позитрон с суммарной кинетической энергией
tfZc=//v —2/л0с2.
Позитрон, двигаясь через вещество, постепенно замедляется,
медленный позитрон взаимодействует с одним из электронов. При
этом обе частицы преобразуются обычно в два фотона. Такой про-
цесс называется аннигиляцией частиц.
Рассеяние лучей в зависимости от их длины волны имеет раз-
ный характер. Рассеяние жесткого излучения происходит с измене-
нием длины волны (Комптон-эффект). При рассеянии мяг-
ких лучей их длина волны не изменяется. Этот вид рассеяния с по-
зиций классической теории объясняется тем, что электроны атомов
вещества под действием переменного электрического поля рентге-
новских лучей получают ускорение и сами начинают излучать элек-
тромагнитные волны той же частоты, что и первичное излучение.
Эти волны и представляют собой рассеянное излучение. Такое рас-
сеяние называется когерентным.
Когерентное рассеяние в отличие от Комптон-эффекта происхо-
дит при воздействии излучения на сильно связанные электроны.
Рассеяние излучения на атоме, в котором присутствуют сильно- и
слабосвязанные электроны, носит двойственный характер: одновре-
менно наблюдается когерентное и некогерентное рассеяние. В опре-
деленных условиях один из этих процессов полностью преобладает
над другим: для тяжелых атомов и мягкого излучения характерно
когерентное рассеяние, а для легких атомов и жесткого излуче-
ния — некогерентное.
Когерентное рассеяние играет важную роль при изучении струк-
туры кристаллических тел. При прохождении рентгеновского излу-
чения через образец в результате когерентного рассеяния возника-
ет дифракционная картина, характер которой позволяет судить о
кристаллической структуре образца.
Итак, часть энергии рентгеновского излучения в веществе пре-
образуется в кинетическую энергию частиц (фотоэлектронов, элек-
тронов отдачи, позитронов), а часть — энергию вторичного фотон-
ного излучения (флюоресцентного, рассеянного). Вторичное излу-
чение будет взаимодействовать с веществом подобно первичному.
Быстрые фотоэлектроны, электроны отдачи и позитроны будут пе-
редавать часть своей энергии атомам вещества. В результате воз-
растет средняя кинетическая энергия беспорядочно движущихся
атомов, т. е. энергия электронов перейдет в теплоту. Одновремен-
но за счет ударной ионизации атомов образуются ионы и вторич-
ные электроны. Энергия вторичных электронов в свою очере дь рас-
ходуется как на ионизацию, так и переходит в теплоту. В итоге, вся
поглощенная энергия в химически инертном теле через электроны
превращается в теплоту. В некоторых телах часть энергии расхо-
дуется на химические реакции или возбуждение свечения.
188
Измерение энергии рентгеновского
излучения
Таким образом, под воздействием радиации в веществе происхо-
дят те или иные изменения, обусловленные поглощенной энергией
излучения. Для оценки количества поглощенной энергии использу-
ют физическую величину, называемую поглощенной дозой излуче-
ния или просто дозой.
В соответствии с ГОСТ J5848—81 поглощенная доза — это от-
ношение средней энергии dW, переданной ионизирующим излуче-
нием веществу в элементарном объеме, к массе dm вещества в этом
объеме:
D=dWldm.
Дозу измеряют в греях. Грей — поглощенная доза излучения,
при которой массе облученного вещества 1 кг передается энергия
1 Дж.
Поглощенная доза излучения, отнесенная к единице времени, на-
зывается мощностью поглощенной дозы (мощностью до-
зы). Ее измеряют соответственно в греях в секунду.
Другой важной физической величиной, принятой в дозиметрии,
является экспозиционная доза фотонного излучения,
характеризующая ионизационное действие лучей в атмосферном
воздухе. Единицей экспозиционной дозы является кулон на кило-
грамм (Кл/кг). Кулон на килограмм — экспозиционная доза фотон-
ного излучения (рентгеновских и гамма-лучей), при которой сумма
электрических зарядов всех ионов одного знака в облученном воз-
духе массой 1 кг при полном использовании ионизирующей способ-
ности всех электронов и позитронов, освобожденных фотонами, рав-
на 1 Кч.
Экспозиционная доза, отнесенная к единице времени, называ-
ется мощностью экспозиционной дозы. Ее измеряют в
амперах на килограмм (А/кг); 1А/кг= 1Кл/(кг-с).
До введения Международной системы единиц измерения в мет-
рологии ионизирующих излучений применялись внесистемные еди-
ницы: рад — единица поглощенной дозы; рентген (Р) — единица
экспозиционной дозы; рад/с и Р/с — соответственно единицы мощ-
ности поглощенной и экспозиционной доз. Переход от этих единиц
к новым осуществляется на основании следующих соотношений
между ними:
1 рад=100 эрг/г—10~2 Дж/кг= 10-2 Гр; 1 рад/с=100 эрг/(г-с) =
= 10~2 Дж/(кг-с)= 10~2Гр/с;
1Р = 2,58- 10-4Кл/кг; 1Р/с = 2,58- 1СГ4Кл/(кг-с)=2,58- 10~4А/кг.
О единице рентген можно судить также по ее энергетическому
эквиваленту: при экспозиционной дозе в 1Р в одном килограмме
воздуха поглощается энергия 0,88-10-2 Дж.
Дозиметрия рентгеновского излучения осуществляется различ-
ными методами — тепловым, ионизационным, химическим, фотогра-
189
фнческим и др. Наибольшее распространение в практике получил
ионизационный метод, основанный на измерении ионизационного
эффекта, производимого рентгеновскими лучами в газах.
Приемником излучения в ионизационном дозиметре обычно яв-
ляется ионизационная камера. Она представляет собой
двухэлектродный прибор плоской, цилиндрической пли иной фор-
мы, заполненной воздухом. К электродам камеры прикладывают
постоянное напряжение. Рентгеновские лучи, попадая в камеру, вы-
зывают ионизацию воздуха. Образовавшиеся ионы под действием
электрического поля перемещаются к электродам. В результате во
внешней цепи между электродами камеры проходит ток, который
может быть измерен. Напряжение на камере выбирают таким, что-
бы, с одной стороны, обеспечивался режим насыщения ионизацион-
ного тока, а с другой — исключалась возможность дополнитель-
ной ударной ионизации. Ток насыщения пропорционален мощности
дозы в воздухе, поэтому прибор, измеряющий ионизационный ток,
может быть проградуирован в амперах на килограмм.
Ионизационные токи невелики даже при измерении очень интен-
сивных излучений. Обычно они равны 10~12—10-7 А. Регистрация
токов осуществляется либо электрометрами, либо микроампермет-
рами с предварительным усилением тока.
Для монохроматических лучей по измеренной мощности экспо-
зиционной дозы легко может быть найдена их интенсивность.
Прохождение излучения через слой
вещества
Рассмотрим узкий параллельный пучок рентгеновских лучей, про-
хотящих через слой вещества толщиной dx (рис. 4.8). Интенсив-
ность пучка за слоем вследствие рассмотренных актов взаимо-
действия будет меньше начального значения /о-
Для того чтобы охарактеризовать этот процесс количественно,
найдем изменение интенсивности при прохождении излучения че-
рез элементарный слой толщиной dx. Обозначим интенсивность из-
лучения, входящего в этот слой, через Jx- Относительное уменьше-
ние интенсивности излучения —dJx/Jx в элементарном слое пропор-
ционально его толщине:
— dJ XJ v = p lx,
где p — коэффициент пропорциональности.
Проинтегрировав это выражение, найдем
'a d
j \'dx\ — рг/ = 1п (J d УД,
j., о
откуда непосредственно получаем формулу для расчета интенсивно-
сти излучения, прошедшего через слой вещества:
190
Используя исходное соотношение, можно записать:
dx
откуда следует, что коэффициент р, характеризует относительное
уменьшение интенсивности на единице пути лучей в веществе. По-
этому он называется линейным коэффициентом ослаб-
ления.
Другой, более наглядной, характеристикой ослабления рентге-
новского излучения может служить тол-
щина слоя половинного ослаб-
ления. Как следует из самого назва-
ния, слой половинного ослабления А —
это такая толщина данного вещества,
после прохождения которой интенсив-
ность излучения уменьшается в два раза.
Слой половинного ослабления легко
определить, если известен линейный
эффициент
излучения,
щиной Д,
Рис. 4.8. К выводу закона
ослабления рентгеновского
излучения при про?;ождении
его через слой вещества
ко-
ослабления н. Интенсивность
прошедшего через слой тол-
Согласно определению слоя половин-
ного ослабления Л = О,57о, следовательно,
еиЛ = 2, откуда А= (1п 2)/ц = 0,693/р.
Если слой половинного ослабления из-
вестей (например, определен экспери-
ментально), то с помощью полученного соотношения может быть
вычислен коэффициент ц. Например, для ослаб тения вдвое интен-
сивности излучения с длиной волны 7.=О,О25 нм требуется слой
алюминия толщиной 7 мм, а слой свинца толщиной всего 0,075 мм.
Соответствующие толщины для излучения с длиной волны л =
= 0,001 нм равны 45 и 9 мм. Эти данные свидетельствуют о том,
что свинец являете?! значительно более эффективным ослабителем
излучения (особенно мягкого), чем алюминий.
Поскольку ослабление излучения обусловлено в основном явле-
ниями фотоэффекта, комптоновского рассеяния и образования
электронно-позитронных пар, линейный коэфициент ослабления
можно представить в виде суммы
[Х = т4-з .1,
Q <□ rz 1
где т— линейный коэффициент фотоэлектрического поглощения;
о — линейный коэффициент комптоновского рассеяния; л — линей-
ный коэффициент поглощения из-за эффекта образования элект-
ронно-позитронных пар.
Линейный коэффициент ослабления зависит от длины волны
излучения и рода вещества, через которое оно проходит. Для того
191
Рис. 4.9. Зависимость линей-
ного коэффициента поглоще-
ния от длины волны рентге-
новского излучения
чтобы охарактеризовать эту зависимость, необходимо рассмотреть
каждый из коэффициентов т, о и л в отдельности.
На рис. 4.9 показана зависимость линейного коэффициента фо-
тоэлектрического поглощения т от длины волны излучения X. Вна-
чале, при увеличении X, коэффициент т возрастает, затем при дли-
не волны, равной Хк, резко уменьшается.
Это можно объяснить следующим образом. При Х<Хк энергия
фотонов достаточна для вырывания (хотя и с разной вероятно-
стью) электронов из любой оболочки атомов вещества. Наиболее
вероятен при этом фотоэффект из К-слоя.
Начиная с длины волны Хк, энергия фо-
тонов оказывается недостаточной для
вырывания электронов из /(-оболочки.
Так как поглощение излучения в К-обо-
лочке прекращается, то соответственно
уменьшается и коэффициент т. В диапа-
зоне 7vK<X<Xi.I поглощение фотонов
происходит в остальных оболочках ато-
мов и прежде всего в L-оболочке. Затем
наблюдаются три скачка, связанные с
прекращением вырывания электронов из
Li-, Ln- и Lm-уровней, и т. д. Длины
воли, при которых наблюдаются скачки
коэффициента т, зависят от атомного номера Z поглощающего ве-
щества.
Для определения линейного коэффициента фотоэлектрического
поглощения обычно пользуются приближенной эмпирической фор-
мулой вида
r^k?Zm.n,
где k — коэффициент, постоянный в области между скачками погло-
щения (при переходе от одной области к другой его значение ме-
няется); р — плотность вещества; т~34-3,5; п~3.
Линейный коэффициент рассеяния для фотонов с частотой v со-
гласно теории Комптона определяется выражением
/п(1с2
3 = 3,, -------- .
mfJc2 + 2Av
Здесь со~0,02р —линейный коэффициент когерентного рассеяния
по классической теории, м-1. Его значение зависит только от плот-
ности вещества (при 2frv<CmoC2 получим а~оо)-
Линейный коэффициент поглощения из-за эффекта образования
пар зависит от атомного номера вещества и энергии фотонов:
л = kuZ2 (Av — 2m0c2),
где k — коэффициент пропорциональности; п — число атомов в еди-
нице объема вещества.
Из приведенных формул видно, что линейные коэффициенты фо-
тоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния и погло-
щения из-за эффекта образования пар в разной степени зависят
192
от энергии фотонов и рода поглощающего вещества. С ростом энер-
гии фотонов коэффициенты тио уменьшаются (т особенно силь-
но), а коэффициент л возрастает. На рис. 4.10 показано изменение
коэффициентов т, о, л и р при увеличении энергии фотонов, прохо-
дящих через свинец.
Для мягкого излучения т>о и л=0. Ослабление излучения в
этом случае происходит главным образом за счет фотоэффекта, ве-
роятность которого сильно зависит от энергии фотонов и атомного
номера поглощающего вещества. Напротив, для очень жесткого из-
Рис. 4.10. Зависимость коэффи-
циентов т. о, л и р. от энергии
фотонов для свинца
Таблица 4.4
Энергия фотонов, кэВ [I , см 2/г т’ '
Al (Z-13) Си (Z 29) Mo (Z-42) Pb (Z=82)
5 195,5 190,2 580,1 791,2
10 26,39 225,1 86,31 132,9
20 3,386 32,99 83,67 85,20
40 0,562 4,838 12,83 14,20
60 0,279 1,574 4,279 4,983
80 0,203 0,751 1,958 2,364
100 0,1.72 0,453 1,097 5,596
300 0,105 0,126 — 0,624
лучения т<^о; т<^л и основную роль в ослаблении играет явление
образования пар и отчасти комптоновское рассеяние. При увели-
чении жесткости излучения линейный коэффициент ослабления вна-
чале падает до некоторого минимума, а затем начинает возрастать.
В области минимума вещество обладает наибольшей прозрачно-
стью для излучения.
Поделив ц на р, получим так называемый массовый коэф-
фициент ослабления, который характеризует ослабление из-
лучения единицей массы вещества:
Р'т — Р/Р — + ат + Лт,
где тт=т/р; о1П=о/р; nm=jr/p— соответственно массовые коэффи-
циенты фотоэлектрического поглощения, комптоновского рассеяния
и поглощения из-за эффекта образования электронно-позитронных
пар.
Массовые коэффициенты не зависят от агрегатного состояния
вещества (кристаллическое или аморфное, жидкое или твердое), по-
этому в справочной литературе обычно приводят значения массо-
вых коэффициентов. Массовые коэффициенты ослабления однород-
ного излучения для четырех элементов: алюминия, меди, молибде-
на и свинца даны в табл. 4.4.
Ослабление излучения в сложном веществе зависит от того, ка-
кие атомы и в каком количестве входят в состав этого вещества,
поэтому массовый коэффициент ослабления р/р любого сложного
7—1658 193
вещества (смеси, химического соединения) можно найти по фор-
муле
^bl^ + b2J^+b3-^+...,
Р Pl Р2 Рз
где bt, bi, b3, ...— массовые доли отдельных компонентов вещества;
М-1/рь Р-2/Р2, р-з/рз, — — их массовые коэффициенты ослабления.
В заключение отметим, что сильная зависимость коэффициента
фотоэлектрического поглощения т от длины волны приводит к то-
му, что при прохождении через слой вещества тормозных лучей
происходит изменение их спектрального состава. Этот процесс на-
зывается фильтрацией. Длинноволновая часть непрерывного
спектра ослабляется веществом в большей степени, а коротковол-
новая — незначительно. В результате спектр фильтрованного излу-
чения оказывается более узким, чем спектр исходного излучения.
§ 4.4. Катоды рентгеновских приборов
Основными элементами катодного узла рентгеновского прибора яв-
ляются: источник электронов (нить накала или автоэмиттер);
устройство, фокусирующее электроны; стеклянная ножка, на кото-
рой укрепляются эти элементы.
Источником электронов в большинстве современных рентгенов-
ских приборов служит термокатод. Исключение составляют глав-
ным образом специальные импульсные трубки и некоторые типы
теневых микроскопов, в которых используют ненакаливаемые взры-
ве- и автоэмиссионные эмиттеры. К катодам рентгеновских прибо-
ров наряду с общими требованиями, которым должны удовлетво-
рять катоды любых электровакуумных приборов (обеспечивать
устойчивый ток эмиссии, иметь большой срок службы, хорошо обез-
гаживаться, не ухудшать вакуум в процессе работы и т. п.), предъ-
является ряд специфических требований. Катоды должны устойчи-
во работать при большой напряженности электрического поля у их
поверхности и допускать возможность регулировки тока эмиссии
(т. е. рабочей температуры) в широких пределах.
Как правило, мощность рентгеновского прибора ограничена не
плотностью тока с катода, а условиями теплоотвода на мишени.
Поэтому используют катоды прямого накала в основном из чисто-
го вольфрама или карбидированные. Термоэлектроны, эмиттируе-
мые катодом, тормозятся на сравнительно небольшом участке по-
верхности мишени (анода), называемом действительным фо-
кусным пятном, которое и является источником рентгеновско-
го излучения. Размеры и форма фокусного пятна—важнейшие па-
раметры, так как именно они часто определяют возможность того
или иного технического использования рентгеновского прибора.
Большинство этих применений основано на получении теневых кар-
тин просвечиваемых объектов.
Из оптики известно, что только при использовании точечного
источника можно получить резко очерченную теневую картину. Ес-
194
.пи источник излучения (в данном случае фокусное пятно рентгенов-
ского прибора) не точечный, то теневая картина получается нерез-
кой, с размытыми границами. Степень нерезкости зависит от раз-
меров эффективного фокусного пятна, которое представ-
ляет собой проекцию действительного пятна на плоскость, перпен-
дикулярную оси рабочего пучка лучей. Обычно осью рабочего пуч-
ка является центральный луч (см. рис. 4.3) *. Современные мето-
ды фокусировки позволяют сжать электронный пучок до малых
размеров и получить пятно, близкое к точечному.
Особенности конструкции
Рассмотрим конструкции катодов рентгеновских приборов разного
назначения.
В рентгеновских трубках фокусное пятно имеет либо форму кру-
га, либо сильно вытянутого прямоугольника (линейное фокусное
пятно). Конфигурация пятна определяется прежде всего формой
нити накала. Для получения линейного фокусного пятна исполь-
зуют нить в виде цилиндрической спирали длиной 5—15 мм, изго-
товленную из вольфрамовой проволоки диаметром 0,1—0,3 мм.
Диаметр спирали обычно составляет 1,5—2,5 мм. Направленный
электронный поток создают, помещая спираль в канавку фокусиру-
ющей катодной головки 1 (рис. 4.11). В рентгеновских трубках го-
ловку изготовляют из стали и обычно делают массивной. Сталь
можно нагревать до высокой температуры, она механически легко
обрабатывается и хорошо обезгаживается. Массивная головка силь-
но поглощает неиспользованное рентгеновское излучение, идущее в
сторону катода.
Концы спирали 4 прикрепляют к молибденовым держателям 2,
на один из которых напрессован изолятор 3. В катодной головке
просверливают два отверстия, выходящие в полость фокусирующей
канавки. Держатели пропускают в эти отверстия, спираль устанав-
ливают на определенной глубине внутри канавки, после чего поло-
жение держателей фиксируют стопорными винтами.
Фокусирующую головку с вставленной в нее спиралью укреп-
ляют на стеклянной (обычно стекло С-52) катодной ножке. Ножка
имеет, как правило, два ввода, к которым присоединяют держате-
ли спирали, и две-три стойки для жесткого крепления фокусирую-
щего устройства. Источник накала спирали подключают к гибким
концам вводов. К одному из концов подключают также отрицатель-
ный полюс источника анодного напряжения.
Размер эффективного фокусного пятна при заданной площади
действительного фокусного пятна зависит от угла выхода рабоче-
го пучка лучей из мишени. Рассмотрим эту зависимость для ли-
нейного пятна размерами axb. Поперечный размер эффективного
* В паспорте прибора, как правило, указываются размеры
эффективного фокусного пятна в направлении центрального
луча.
7:
195
метра спирали и получения
Рис. 4.11. Конструкция электро-
дов рентгеновской трубки с
линейным фокусным пятном
фокусного пятна а для разных углов выхода <р остается постоян-
ным, а продольный размер Ь' зависит от этого угла: b'=&sin<p.
При использовании широких рабочих пучков резкость изображе-
ния по полю неодинакова. Те участки теневой картины, которые
образованы лучами, выходящими под большими углами, имеют
границы размытые. Это недостаток линейного фокусного пятна.
Для получения круглого фокусного пятна вольфрамовую прово-
локу свивают в плоскую архимедову спираль. Для уменьшения диа-
равномерной плотности электронов по
сечению пучка расстояние между вит-
ками делают по возможности малым,
ио таким, чтобы не происходило зако-
рачивание витков при нагреве спира-
ли. Спираль размещают в полости фо-
кусирующей головки. Поверхность этой
полости обычно имеет полусфериче-
скую или цилиндрическую форму, обес-
печивающую формирование аксиально-
симметричного электронного потока.
В случае круглого фокусного пятна
эффективное пятно для разных углов
будет иметь форму эллипса, длина
большой оси которого не зависит от ср,
а длина малой оси пропорциональна
sin ср. Поскольку размытость границ
теневой картины определяется макси-
мальным геометрическим размером
эффективного пятна (в данном случае
длиной большой оси), резкость изобра-
жения для круглого фокусного пятна
будет оставаться приблизительно по-
стоянной по всему полю.
Преимущество линейного фокусного пятна перед круглым состо-
ит в том, что при одинаковых размерах эффективных пятен пло-
щадь его действительного линейного фокусного пятна может быть
значительно больше. Известно, что мощность, которую можно под-
вести к мишени, пропорциональна площади действительного фокус-
ного пятна. Следовательно, мощность рентгеновской трубки с ли-
нейным пятном при равных эффективных фокусных пятнах будет
больше, чем трубки с круглым пятном. Поэтому современные рент-
геновские трубки большой мощности имеют линейное фокусное
пятно. Круглое пятно применяют главным образом тогда, когда
электронный луч имеет большую длину и усложнены условия по-
лучения ленточного потока (секционированные трубки, трубки с по-
лым анодом), а также в некоторых специальных приборах — тене-
вых микроскопах, микроанализаторах.
В рентгеновских теневых микроскопах и микроанализаторах
для получения острого фокусного пятна (размерами не более 1 —
5 мкм) необходимо иметь эмиттер электронов очень малых разме-
196
ров. Поэтому катоды этих приборов выполняют с прямонакальной
нитью V-образной формы. Так как охлажденные концы такой нити
достаточно длинные, эмиссия электронов происходит главным об-
разом из ее вершины, имеющей небольшую площадь. Для фоку-
сировки электронов служит система электростатических или маг-
нитных линз. Конструкция фокусирующей системы теневых микро-
скопов и микроанализаторов будет подробно рассмотрена при опи-
сании этих приборов.
Особенности фокусировки
На размеры фокусного пятна наибольшее влияние оказывают фор-
ма фокусирующей канавки, глубина посадки спирали и размеры
спирали, так как именно эти факторы влияют на конфигурацию
электрического поля в пространстве около спирали, где электроны
обладают малыми скоростями и, следовательно, легче поддаются
фокусирующему действию электрического поля.
Проблема создания конструкции электродов (катода и мише-
ни), формирующих электрическое поле, необходимое для получе-
ния заданных размеров фокусного пятна, представляет собой зада-
чу синтеза электронно-оптической системы (ЭОС), решение кото-
рой затруднено.
Менее сложной является задача анализа: когда задаются опре-
деленной конфигурацией электродов и рассматривают условия фо-
кусировки. Полученные в результате расчета данные сравнивают
с требуемыми и методом последовательных приближений, изменяя
один или несколько геометрических размеров фокусирующей систе-
мы, подбирают оптимальную форму электродов.
Первеанс электронного пучка в рентгеновских приборах обычно
значительно меньше того, при котором начинает сказываться влия-
ние объемного заряда. Поэтому распределение потенциала С/ в
пространстве между электродами удовлетворяет уравнению Лап-
ласа:
Д47=О.
Если фокусное пятно линейное, т. е. один из поперечных разме-
ров пучка значительно больше другого, можно пренебречь измене-
нием потенциала по одной из координат. Тогда задача расчета по-
ля сведется к решению двумерного уравнения Лапласа:
дШ дШ _ Q
dxi "Г дг2 ~
(4-3)
Круглое фокусное пятно формируется в аксиально-симметрич-
ном поле, поэтому уравнение Лапласа целесообразно решать в ци-
линдрической системе координат:
д2Ц
дг2
dU
гдг
^=0.
дг2
(4-4)
В большинстве встречающихся на практике случаев решение
уравнений (4.3) и (4.4) не может быть получено аналитически. По-
197
этому широкое применение здесь нашли численные и аналоговые
(электролитическая ванна, сетка сопротивлений) методы расчета.
В результате решения уравнения Лапласа тем или иным способом
определяют распределение поля. Затем, используя уравнение дви-
жения, рассчитывают траектории электронов в этом поле и тем са-
мым определяют конфигурацию электронного пучка.
Задача существенно упрощается в тех случаях, когда можно
ограничиться анализом движения только приосевых (параксиаль-
ных) электронов и не учитывать зависимость массы частиц от ско-
рости. Для аксиально-симметричного поля уравнение траектории
параксиальных электронов без учета релятивистских эффектов име-
ет вид
d2r । Up dr . Up ___________g
rfz2 ' 2U0 dz ' 4i/0 ~ ’
где Uo, Uo', Up"— распределение потенциала вдоль оси симметрии
пучка и его производные по координате z.
Если фокусное пятно линейное, пучок является ленточным и
уравнение траектории электронов, движущихся на малых расстоя-
ниях х от плоскости симметрии, запишется так:
dz% 2Up dz 2Up
где Up, Uo', Up"— распределение потенциала вдоль оси z в плоско-
сти симметрии пучка и его производные по этой координате.
Как следует из уравнений, для расчета траекторий параксиаль-
ных электронов необходимо прежде всего знать распределение по-
тенциала Uo. Однако даже при известном аналитическом выраже-
нии для распределения потенциала Uo решение уравнения траекто-
рий представляет известные трудности и не всегда может быть по-
лучено.
Условия фокусировки во многих типах рентгеновских приборов
таковы, что в формировании пучка принимают участие также элект-
роны, вылетающие из катода под большими углами к оси симмет-
рии пучка и на значительном удалении от нее. В этом случае при-
веденные уравнения траекторий параксиальных электронов непри-
годны, и нужно решать задачу фокусировки в непараксиальном
приближении.
Удовлетворительные результаты здесь дают численные и анало-
говые методы решения уравнения Лапласа в сочетании с графо-
аналитическими методами построения траекторий. Построение тра-
екторий электронов обычно осуществляют методом радиусов кри-
визны, который пригоден для резко неоднородных полей.
В последние годы для расчета фокусировки заряженных частиц
в электронных приборах широко применяют машинные методы. Хо-
рошие результаты при анализе ЭОС рентгеновских трубок получе-
ны с помощью программы траекторного анализа, в основе которо-
го лежит дискретная модель электронного пучка. Для описания
198
этой модели используют систему уравнений, характеризующих дви-
жение электронного пучка в самосогласованном поле. Система
включает: уравнение траекторий, уравнение (в интегральной фор-
ме) для потенциала поля и уравнение непрерывности трубок тока,
на которые разбивается пучок. Указанная система решается мето-
дом последовательных приближений на ЭВМ. Для повышения точ-
ности определения траекторий используют двухмасштабное модели-
рование: расчет прикатодной области ведется в большем, чем рас-
чет всей ЭОС, масштабе.
Рис. 4.12. Результаты траекторного анализа ЭОС рентгеновской
трубки
На рис. 4.12 в качестве примера представлены результаты тра-
екторного анализа ЭОС рентгеновской трубки для структурного
анализа. ЭОС, формирующая ленточный электронный пучок, состо-
ит из цилиндрической нити накала 1, фокусирующей головки 2 с
канавками прямоугольного сечения и анода 3. Так как ЭОС имеет
плоскость симметрии, то расчет траекторий выполнен для полови-
ны эмиттирующей поверхности нити накала. Справа на рисунке
представлены экспериментальная 4 и расчетная 5 кривые распре-
деления плотности тока по ширине фокусного пятна, характеризу-
ющие его структуру. Экспериментальная кривая представляет со-
бой микрофотограмму снимка фокусного пятна, полученного ка-
мерой с малым отверстием. Кривые, как видно из рисунка, идентич-
ны: наибольшая плотность приходится на центральную часть; име-
ется небольшой побочный максимум. Однако расчетная кривая
распределения плотности тока в отличие от экспериментальной име-
ет составляющую («хвост»), характеризующуюся очень малой
плотностью тока. В эксперименте эта составляющая не обнаруже-
на, по-видимому, из-за того, что ее интенсивность практически сов-
падает с уровнем фона. С помощью описанной программы был вы-
полнен расчет ЭОС ряда трубок (БСВ-20, БСВ-23, БС-4) в про-
цессе их проектирования.
В некоторых рентгеновских приборах, где электронный пучок
имеет большую длину, использование только катодного фокусиру-
199
ющего устройства оказывается недостаточным. Чтобы обеспечить
нужные размеры пучка, применяют дополнительные фокусирующие
устройства. Например, в секционированных рентгеновских трубках
используют промежуточные электроды, которые имеют разные по-
тенциалы и образуют несколько иммерсионных линз: два соседних
электрода составляют линзу (см. § 5.2). В трубках с выносным по-
лым анодом дополнительную фокусировку осуществляют с помо-
щью коротких магнитных
2
Рис. 4.13. Конструкция каме-
ры для фотографирования
фокусного пятна
ЛИНЗ.
Размеры фокусного пятна в результа-
те решения электронно-оптической зада-
чи определяют с допущениями, в некото-
рых случаях существенными. Вследствие
этого, а также из-за неточностей изго-
товления и сборки трубки размеры фо-
кусного пятна в готовом приборе могут
отличаться от расчетных. Поэтому важ-
но уметь определять размеры пятна в го-
товом приборе путем измерений.
Экспериментально размеры фокусного
пятна определяют методом его фотогра-
фирования на пленку с помощью камеры
с малым отверстием (рис. 4.13). Корпус 2 камеры делают из свин-
ца или другого материала, сильно ослабляющего рентгеновское из-
лучение. В стенке камеры имеется отверстие, в которое вставляют
свинцовую пробку 1 с осевым каналом малого диаметра. Обычно
диаметр d канала равен 0,1—0,2 мм. У противоположной стенки ка-
меры располагают конверт с фотопленкой 5.
Во время фотографирования камеру устанавливают таким об-
разом, чтобы центр фокусного пятна, ось канала в пробке и центр
фотопленки находились на одной прямой. При проявлении пленки
места, на которые попало прошедшее через отверстие в пробке из-
лучение, почернеют и получится темное пятно, представляющее со-
бой изображение эффективного фокусного пятна. Размеры этого
изображения fi связаны с действительными размерами эффективно-
го фокусного пятна f соотношением
где Fi — расстояние фокусное пятно — отверстие; F? — расстояние
отверстие — пленка.
Приведенная формула позволяет определять размеры эффектив-
ного пятна f через величины d, Flt F2, fi, которые могут быть изме-
рены сравнительно просто и с достаточной точностью. Степень по-
чернения различных участков снимка фокусного пятна при пра-
вильно выбранной экспозиции дает информацию о распределении
электронов по поверхности действительного фокусного пятна. Бо-
лее темным участкам соответствует большая плотность электронов.
Задача. Изображение линейного фокусного пятна трубки в направлении цент-
рального луча, полученное с помощью камеры с отверстием диаметром d=0,2 мм,
200
имеет размеры ai'Xbl'=5X5 мм. Расстояния фокусное пятно — отверстие и от-
верстие— пленка соответственно равны /4 = 50 мм и /2 = 200 мм. Определить раз-
меры действительного фокусного пятна, если мишень наклонена к оси трубки под
углом ф = 70°.
Решение. Определяем отношение у=/,1//'2=50/200=0,25.
Вычисляем ширину действительного фокусного пятна, равную ширине эффек-
тивного пятна а':
а = а‘ — уа| — d(I + у) =0,25-5 — 0,2(1 + 0,25) = 1 мм.
Находим длину действительного пятна
b = 6'/sin (90° — ф),
где й'=уй/— d(14-y) = ] мм—длина эффективного фокусного пятна.
Тогда b—b'/sin 20°= 1/0,342=3 мм.
Таким образом, размеры действительного фокусного пятна составляют
aXb= 1 ХЗ мм.
§ 4.5. Аноды рентгеновских приборов
Анод рентгеновского прибора предназначен для торможения элект-
ронов с целью получения излучения и отвода возникающего при
этом тепла. Материал, из которого изготовляют анод, должен об-
ладать высокой температурой плавления и хорошей теплопроводно-
стью; иметь малую упругость паров при высокой температуре.
Большинство рентгеновских трубок имеет массивные составные
аноды различной конфигурации (рис. 4.14), основными элементами
которых являются мишень 1, представляющая собой пластину
круглой или прямоугольной формы толщиной 1—3 мм, и медное те-
ло 2, которое через коваровое кольцо 3 присоединяется к стеклян-
ной ножке 4. Такие аноды охлаждаются проточной жидкостью, по-
ступающей по патрубку 5.
В качестве мишеней применяют различные материалы. В труб-
ках, предназначенных для получения тормозного излучения, ми-
шень изготовляют из вольфрама. Этот металл имеет большой атом-
ный номер Z, что обеспечивает получение высокой интенсивности
тормозного излучения. Вольфрам является самым тугоплавким пос-
ле углерода элементом (его температура плавления составляет
3400° С) и отличается низкой упругостью паров при высоких тем-
пературах. Это позволяет подводить к аноду с вольфрамовой ми-
шенью большие мощности.
При проведении структурного и спектрального анализов исполь-
зуют, как правило, характеристическое излучение определенной
жесткости. В этом случае мишени изготовляют из материала, ха-
рактеристическое излучение которого требуется получить, напри-
мер хрома (Z=24), железа (Z=26), меди (Z=29), молибдена
(Z=42) серебра (Z=47) и др.
Тело анода делают из меди, что обусловлено прежде всего ее
высокими тепловыми характеристиками. Хорошая теплопровод-
ность меди обеспечивает быстрый отвод тепла от мишени к охлаж-
дающему устройству анода, высокая теплоемкость — возможность
201
при допустимом нагреве аккумулировать большое количество теп-
ла в режиме кратковременных нагрузок. Медь имеет достаточно
высокую температуру плавления (1083°С), обладает хорошими ва-
куумными свойствами, легко обрабатывается механически.
Для обеспечения надежного теплового контакта мишени с те-
лом анода разработаны специальные методы их соединения. Хром,
кобальт и серебро на поверхность медного тела наносят электроли-
тически. Мишени из ванадия, никеля и некоторых других металлов
соединяют с медью методом диффузионной сварки. Контакт с
Рис. 4.14. Конструкция составного анода рентгеновской трубки
Рис. 4.15. Тигель для
отливки анодов
нагревают токами
медью мишеней из вольфрама и молибдена по-
лучают способом отливки.
Для отливки анодов используют разборный
графитовый тигель, конструкция которого по-
казана на рис. 4.15. На подставке 5, скошенной
под заданным углом, устанавливают предвари-
тельно омедненную мишень 4. Ее положение
фиксируют с помощью молибденовых проволо-
чек 3.
В тигель помещают болванку 1 из бескис-
лородной меди, полученной вакуумной плав-
кой.
Тигель 2 с мишенью и медной болванкой
устанавливают под кварцевым колпаком, ко-
торый откачивают до давления 10-3 Па. На
колпак надевают катушку колебательного
контура высокочастотного генератора. Тигель
высокой частоты, медь плавится, обволакивает
мишень и заполняет весь объем тигля. После остывания тигля его
разбирают и извлекают отлитые аноды. При правильном режиме
плавки получают медь крупнокристаллической структуры, обла-
дающую особенно хорошей теплопроводностью. Далее отлитые
аноды обрабатывают механически.
Опыт разработки и эксплуатации рентгеновских трубок пока-
зывает, что для медного анода с вольфрамовой мишенью удельная
нагрузка q (т. е. мощность, приходящаяся на единицу площади S
202
действительного фокусного пятна) может быть принята равной:
при длительной непрерывной работе трубки 40—70 Вт/мм2; при
работе в течение 1 с (секундная удельная нагрузка) 150—
200 Вт/мм2. Эти значения являются ориентировочными, так как
удельная нагрузка зависит от формы и размеров фокусного пятна,
геометрии анода и других факторов. При уменьшении размеров
фокусного пятна допустимая удельная нагрузка возрастает; для уз-
кого линейного пятна она выше, чем для круглого той же площади.
Таким образом, мощность, которую можно подвести к мишени
трубки,
P=qS.
Например, для трубки с действительным фокусным пятном пло-
щадью S=20 мм2 в непрерывном режиме (<7=50 Вт/мм2) имеем
Р— 50 -20= 1000 Вт=1 кВт.
Для более точного определения допустимой мощности трубки
необходимо выполнить тепловой расчет анода (см. § 4.6).
Теплота, выделяемая на мишени электронным пучком, должна
непрерывно отводиться, так как в противном случае может прои-
зойти перегрев анода и выход трубки из строя.
В мощных рентгеновских трубках, работающих в режиме непре-
рывного включения, аноды охлаждают проточной жидкостью (во-
да, трансформаторное масло).
Жидкость поступает в полость анода по центральной трубке,
омывает торцовую часть охлаждаемой поверхности и выходит из
анода через кольцевой зазор между трубкой и цилиндрической
частью охлаждаемой поверхности. Теплота, отводимая от анода,
при этом может быть рассчитана по формуле
Р=(7'с — 7’ж) («,5, -р S2m tg ml),
где Тс — температура торцовой поверхности; Тт — средняя темпе-
ратура охлаждающей жидкости; а< — коэффициент теплоотдачи
торцовой поверхности; Si — площадь торцовой поверхности; Z — ко-
эффициент теплопроводности материала тела анода (меди); S2 —
площадь сечения металла трубчатой части анода; m=yra2L/(f.Si);
а2 — коэффициент теплоотдачи цилиндрической части охлаждаемой
поверхности; L — периметр торца; I — длина трубчатой части.
При расчете значения Тс и Тт задают. Максимально допусти-
мую температуру торца обычно принимают равной 110 (при охлаж-
дении анода водой) и 200—220° С (при охлаждении трансформа-
торным маслом и развитом турбулентном движении). Коэффициен-
ты теплоотдачи щ и а2, зависящие от физических свойств и скоро-
сти движения жидкости, геометрии системы охлаждения и других
факторов, находят по эмпирическим формулам [2].
Задача. Для анода рентгеновской трубки, показанного на рис. 4.14, опреде-
лить мощность, отводимую проточной водой с температурой 7'ж=20сС, если
коэффициенты теплоотдачи торцовой охлаждаемой поверхности а1=3 Вт/(см2Х
Хград), цилиндрической а2=1 Вт/(см2 град); температура торцовой поверхности
7'с = 100°С; наружный диаметр анода 2/?2=3 см; диаметр цилиндрической охлаж-
даемой стенки 2/?i =2 см, а ее длина Z=4 см. Коэффициент теплопроводности меди
Л.=3,7 Вт/(см-град).
203
Решение. Вычислим площади торцовой охлаждаемой поверхности и сече-
ния металлических стенок трубчатой части анода:
Sl=nP2l = 3,14-12 ~ 3,1 см2.
S2= —/?1) = 3,14 (1,52—12) « 3,9 см2.
Периметр торцовой поверхности £=2л/?|=2-3,14-1 ~6,3 см;
;п = /«2£/(?.52) = /1-6,3/(3,7-3,9) =0,65 см-1.
Рис. 4.16. Конструкция анода мощной рентгеновской трубки с про-
точным охлаждением маслом
Отводимая мощность
Р = (Тс — 7Ж) (ajSj 4- lS2m tg ml) = (100 — 20) [3-3,1 +
+ 3,7-3,9-0,65 tg (0,65-4)]= 1500 Вт.
Система охлаждения анодов (рис. 4.16) мощных современных
трубок на напряжение 150—300 кВ имеет более сложное устрой-
ство. Охлаждающей жидкостью в этом случае является трансфор-
маторное масло. Для улучшения теплоотвода в теле анода 4, к ко-
торому припаяна мишень 3, установлена бифилярная спираль 5
(«улитка») из медной ленты. Масло подается в тело анода по цент-
ральной трубке, которую (в готовом приборе) надевают на патру-
бок 6 «улитки». Растекаясь по каналам опирали, масло сначала
омывает торец охлаждаемой поверхности, а затем ее цилиндриче-
скую часть. Анод через коваровое кольцо 8 спаян со стеклянной
трубкой — анодной ножкой 9. Место спая экранируется тонкостен-
ным цилиндром 7. Для ослабления неиспользуемого рентгеновско-
го излучения служит массивный чехол 1, который улавливает так-
же и вторичные электроны, выбитые из мишени. Рабочий пучок из-
лучения выходит через окно в чехле, закрытое бериллиевым дис-
ком 2.
Рентгеновские трубки небольшой мощности обычно имеют ра-
диаторный охладитель, который плотно надет на массивный мед-
ный стержень, впаянный в тело анода. Трубки с радиатором могут
работать на воздухе или в трансформаторном масле. Теплоотдача
радиаторов в масле более интенсивная, чем в воздухе. Охладитель
в виде радиатора имеют многие диагностические трубки.
204
В специальных рентгеновских приборах применяют разнообраз-
ные конструкции анодов и мишеней (рис. 4.17).
Мишень теневых микроскопов с магнитной фокусировкой
(рис. 4.17, а) изготовляют из тонкой фольги. Остросфокусирован-
ный электронный луч 1 образует на поверхности фольги фокусное
пятно малых (порядка 1 мкм) размеров. Мишень служит не толь-
ко для торможения электронов, но и выполняет функцию выходно-
го окна для излучения 2, которое проходит фольгу «на просвет».
Такие мишени называются «прострельным и». Основное досто-
Рис. 4.17. Типы анодов и мишеней рентгеновских приборов
инство мишеней «прострельного» типа состоит в том, что они поз-
воляют исследуемый объект, находящийся вне прибора, максималь-
но приблизить к фокусному пятну. Так как для получения конт-
растной теневой картины используют мягкое излучение, генерируе-
мое при напряжении 8—10 кВ, толщина фольги должна быть не-
большой (1—2 мкм), в противном случае ослабление излучения
мишенью будет значительным. Обычно применяют фольгу из воль-
фрама, золота, меди или серебра. Мощность, выделяющаяся в фо-
кусном пятне, невелика, около 0,1 Вт, поэтому каких-либо специ-
альных мер для охлаждения мишени не требуется. Достичь боль-
шей мощности при указанном размере фокусного пятна и ускоряю-
щем напряжении практически невозможно.
Для получения теневых проекций в рентгеновской микроскопии
применяют также трубки с игольчатой мишенью (рис. 4.17, б).
В них мишень изготовляют из тонкой вольфрамовой проволоки, ко-
торую соединяют с молибденовым массивным вводом. Вершина
мишени, бомбардируемая электронами 1, служит «точечным» источ-
ником рентгеновского излучения 2. Заточку острия производят
электролитическим методом. Отвод тепла от вершины осуществля-
ется за счет теплопроводности тонкой вольфрамовой проволоки, по-
этому допустимая мощность для таких анодов оказывается очень
небольшой.
Мишени импульсных рентгеновских трубок обычно выполняют
также в форме иглы, однако они являются более массивными. В со-
временных диагностических рентгеновских трубках используют мас-
сивные вращающиеся мишени (рис. 4.17, в) в виде дисков кониче-
ской формы, изготовленных из вольфрама или других тугоплавких
материалов. При вращении диска энергия электронного пучка рас-
205
пределяется по кольцевой дорожке большой площади. К такой ми-
шени может быть подведена в течение короткого промежутка вре-
мени очень большая мощность. При работе трубки мишень сильно
разогревается и отдает тепло лучеиспусканием.
В некоторых типах рентгеновских трубок для терапии, структур-
ного и спектрального анализов применяют двухслойные аноды «про-
стрельного» типа (рис. 4.17, а). Такой анод представляет собой со-
четание тонкой пленки — мишени (в которой происходит торможе-
ние электронов 1 и возбуждение излучения 2) и легкоатомной бе-
риллиевой подложки. Роль подложки может
выполнять выходное окно трубки. Мишень
на подложку наносят методом вакуумного
испарения, ионно-плазменным или электро-
литическим методами.
Важное значение имеет правильный вы-
бор толщины мишени. Если пленка слиш-
ком тонкая, то электроны проходят ее на-
сквозь и тормозятся в легкоатомной под-
ложке; интенсивность излучения при этом
оказывается небольшой. В случае чрезмер-
но толстой мишени торможение электронов
и возбуждение излучения происходят в ее
приповерхностном слое, остальная часть ми-
шени вызывает только ослабление выходя-
щего в направлении подложки излучения.
Следовательно, при данном ускоряющем на-
пряжении для получения максимальной ин-
необходимо, чтобы мишень имела опреде-
Рис. 4.18. Зависимость
интенсивности Ко. —ли-
нии медной мишени от
ее толщины при различ-
ных напряжениях
тенсивности излучения
ленную оптимальную толщину.
Влияние толщины мишени на интенсивность характеристическо-
го излучения трубки с «прострельным» анодом показано на
рис. 4.18. Приведенные зависимости получены для медной мишени,
нанесенной на бериллиевое окно толщиной 0,3 мм, и соответствуют
ускоряющим напряжениям 25 (кривая /), 30 (2) и 40 кВ (5). Из
рисунка видно, что интенсивность Аа-линии меди для трех указан-
ных значений напряжения максимальна при весовой толщине ми-
шени рх (р — плотность пленки меди, х— ее толщина), равной со-
ответственно 1,2; 1,7 и 2,5 мг/см2. Аналогичный характер имеют и
зависимости интенсивности тормозного излучения от толщины ми-
шени.
Условия отвода тепла от анодов «прострельного» типа в труб-
ках затруднены, особенно в тех случаях, когда анод целиком на-
ходится внутри вакуумного объема прибора и не соприкасается с
воздушной средой. Поэтому мощность, которую можно подвести к
аноду, невелика.
206
§ 4.6. Расчет теплового режима анодов
При расчете теплового режима анодов рентгеновских трубок, как
правило, вполне допустимо считать, что теплофизические характе-
ристики материалов, из которых изготовлен анод, не зависят от
температуры. В этом случае дифференциальное уравнение тепло-
проводности, описывающее распределение температуры в твердом
теле (при отсутствии в последнем внутренних источников тепла),
имеет вид
di
где Т — температура, зависящая от пространственных координат
и времени t; а2 — коэффициент температуропроводности.
Так как большинство рентгеновских трубок при эксплуатации
бывают включены в течение длительного времени, то по истечении
некоторого времени после подачи нагрузки устанавливается стацио-
нарный тепловой режим анода. Следовательно, dT/dt—O и тем-
пературное поле описывается уравнением Лапласа
ДГ=О.
Рассмотрим решение уравнения теплопроводности для некото-
рых характерных конструкций анодов и различных режимов рабо-
ты трубки. Хотя полученные формулы в большинстве случаев ока-
жутся весьма громоздкими, они с успехом могут быть преобразо-
ваны для практических расчетов на ЭВМ.
Режим длительного непрерывного
включения трубки
Вариант I
Имеем цилиндрический анод (рис. 4.19) диаметром 2R и толщиной
fi^2R с массивной мишенью толщиной d. Мишень бомбардируют
осесимметричным электронным пучком, диаметр которого на по-
верхности мишени равен 2го-
Воспользуемся цилиндрической системой координат, совместив
ее начало с центром фокусного пятна. Распределение плотности то-
ка j(r), а следовательно, и распределение плотности теплового по-
тока q (г) в фокусном пятне считаем равномерными.
При выбранной толщине анода, как показывает опыт, его осно-
вание z=h является практически изотермическим. Считаем, что с
помощью системы охлаждения температура основания поддержи-
вается постоянной (Тс).
Поскольку тепловое излучение нагретого анода ничтожно мало,
а конвекция в вакууме исключена, отводом тепла через боковую
поверхность анода пренебрегаем.
Обозначив температуры мишени и тела анода через 7\ и Т2,
можно записать
Э2Г1 I д7\ Э2Г1 д2Т2 ________1 дт2 д^Г2 _д
dr2 г dr dz2 ’ дг2 ' г nr flzi
207
Учитывая, что плотность теплового потока в твердом теле с ко-
эффициентом теплопроводности л описывается законом Фурье
(4.5)
q = — X grad T,
и приняв во внимание сделанные выше допущения, приходим к сле-
дующим граничным условиям:
_х дт' I = | при г< го; (4 6)
dz |z-o |q при r^>r0;
(4.7)
(4.8)
(4.9)
Здесь Zi и /,2— коэффициенты теплопроводности материалов
мишени и тела анода; Р — мощность, затрачиваемая на нагрев
анода, приблизительно равная мощности электронного пучка.
Формулы для расчета температур 7\ (г, z) и T2(r, z) в любых
точках мишени и тела анода, полученные в результате интегриро-
вания исходных уравнений при заданных граничных условиях, со-
держат бесконечные ряды и имеют громоздкий вид Однако для
определения мощности, которую можно подвести к аноду, доста-
точно знать температуру лишь в двух характерных точках — в цент-
ре фокусного пятна (7ф) и в центре спая мишени с телом (Тм):
Гф=Л(0, 0)=.^+-^-/,;
(4.Ю)
гм=Л(0, f—/м,
где /ф, /м—функции, полученные в результате суммирования рядов
и зависящие от геометрии анода, радиуса фокусного пятна и коэф-
фициентов теплопроводности мишени и тела анода.
На рис. 4.20 приведены зависимости величин [ф и от отноше-
ния r0/R для медного анода с вольфрамовой мишенью (Х] = 1,2;
Х2=3,7 Вт/(см-град) при различных значениях d/R и фиксирован-
ной длине h0=2R. С помощью этих зависимостей можно найти при-
208
ближенные значения температуры центра фокусного пятна и цент-
ра спая мишени с телом анода, а также предельную допустимую
мощность Рд. Они пригодны также для тепловых расчетов анодов
толщиной /1>/г0.
Если температура охлаждаемого основания такого анода извест-
на и равна Тс', то температура в сечении z=h0=2R
т -г' \P{-h~ 2/?)
' ЛР2Х2
Рис. 4.20. Зависимость /ф(а) и fu(6) от отношения гс/Д
Определив температуру Тс по этой формуле, дальнейший расчет
следует проводить по формулам (4.10) с применением графиков на
рис. 4.20.
Задача. Составной цилиндрический анод рентгеновской трубки имеет сле-
дующие размеры (в см); радиус /?=1,25; длина /г = 3,5; толщина вольфрамовой
мишени 21=0,25. Температура основания анода 7’с,= 100°С. Радиус фокусного
пятна го=0,125 см. Определить температуру центра фокусного пятна и центра
спая мишени с медным телом при мощности Р=1200 Вт, а также предельную
допустимую мощность в режиме длительного непрерывного включения трубки.
Решение. Поскольку длина анода h>2R, вычисляем температуру в сече-
нии аиода 2<=/г0==2Д:
„ P(h — 2R) . 1200(3,5 - 2-1,25)
Тс = Тс + —~ = 100 +---------------- о \ » 170°С.
3,14-1,252.3,7
Так как согласно условиям отношения r0/R и d/R равны соответственно 0,1
и 0,2, по кривым на рис. 4.20 находим /ф=9; fM=l,3. Следовательно,
Р 1200-9
+ " 170 + ~3,14-1,25-1,2 “
р
Тм = Т,
/м= 170 +
1200-1,3
3,14-1,25-1,2
яз500°С.
Предельно допустимая температура меди при длительной работе в вакууме
составляет 7дси~800°С, следовательно, температура центра спая мишени с те-
лом анода при заданной мощности не превышает допустимого значения.
Для вольфрама предельно допустимая температура при длительной работе
может быть принята равной Тд w л 2000е С. Поскольку по расчету ТФ>ТЛ w, то
209
исходное значение мощности должно быть уменьшено. Очевидно, предельно до-
пустимая мощность
3,14.1,25-1,2
Ря = (2000 — 170)------- я 9о0 Вт.
Приведенными выше соотношениями можно пользоваться так-
же для оценочных расчетов теплового режима анода трубок с ли-
нейным фокусным пятном. Для этого линейное пятно необходимо
заменить равновеликим ему по площади круглым фокусным пят-
ном. Такая замена допустима для пятен с небольшим отношением
длины к ширине, т. е. по форме близких к квадрату. Для узких,
•сильно вытянутых, линейных фокусных пятен замена их круглыми
может привести к большой ошибке при расчете температуры.
Если толщина анода Л< (1,5-=-2)Л, то его основание z=h, как
показывает опыт, уже нельзя считать изотермическим. Температу-
ра основания изменяется вдоль координаты г. Эти изменения тем
заметнее, чем меньше отношение r0/R. Поэтому условие (4.8) для
такого анода уже не является‘справедливым и его необходимо из-
менить на основе следующих соображений. Передача тепла от на-
гретого основания к окружающей его жидкости или газу происхо-
дит в результате конвективного теплообмена, интенсивность которо-
го характеризуется коэффициентом теплоотдачи а. При этом, со-
гласно закону Ньютона,
q=a[T2(r, h)-Tx],
где T2(r, h) —температура основания; Тт — температура жидкости
(газа). На основе законов Фурье и Ньютона можно записать
->2—^1 =а(Г2-Гж). (4.11)
dz \z = h
Граничное условие (4.11) справедливо для анодов любой тол-
щины, если величину а считать постоянной для всей поверхности
z=h, что для анодов рентгеновских трубок обычно допустимо.
Вариант 2
Рассмотрим решение уравнения Лапласа для однородного анода
(Я,1 = Т,2=Я,; Т1 = Т2=Т) с граничными условиями при r=R, име-
ющими вид (4.9), и при z=h— вид (4.11). Будем считать, что рас-
пределение плотности теплового потока на бомбардируемой элект-
ронным пучком поверхности описывается функцией Гаусса. Такое
распределение характерно для многих конструкций рентгеновских
трубок. Тогда
, дТ ЪР
— к----- —------е
дг г=о Л
где b — параметр функции Гаусса.
—hr*
(4-12)
210
При гауссовском распределении плотности теплового потока под
радиусом пятна г0 будем понимать радиус такого круга, через ко-
торый проходит заданная доля теплового потока. Если, например,
считать, что через площадь фокусного пятна проходит 99% тепло-
вого потока, то связь между параметром Ь и радиусом пятна зада-
ется соотношением &=4,6/г02-
Решение уравнения Лапласа в рассматриваемом случае имеет
вид:
7(г, 2)=ГЖ+—-(h-z-Y—) + -V - X
1 л/?2)Д 1 « / nR\ y„^(Yn)
где
Mn(z)
Mn
(4.13)
(4.14)
(4.15)
и Л(Уи)— функции Бесселя первого рода нулево-
го порядка; уп — корни функции Бесселя первого рода первого по-
рядка, которые определяются из уравнения Л(у)=0.
Формула (4.13) может быть использована также для расчета
температуры анодов с пленочными мишенями, поскольку наличие
такой мишени не может существенно изменить характер темпера-
турного поля в аноде. Причем приближенно (и это следует подчерк-
нуть) можно считать, что температура мишени по координате z из-
за малой толщины мишени не меняется, и при любом г она равна
температуре основания z=0, на которое мишень нанесена.
Для примера приведем значения температуры центра фокусно-
го пятна Тф=Т(0, 0) и центра охлаждаемой поверхности То=
= Т(0, h) однородного медного анода (7?= 1,25 см; /г = 0,3 см; 7’ж=
= 20° С; а=3 Вт/(см2-град) при мощности 600 Вт и различных:
значениях радиуса фокусного пятна: при г0, равном 0,10; 0,25;
0,50 см, Тф соответственно равно 1000; 425; 230° С, а То — 100; 90:
85° С.
Значения Тф и То с ростом г0 уменьшаются, причем температура
Тф уменьшается особенно быстро. Даже при остром фокусном пят-
не (г0=0,1 см) температура То не превосходит допустимого значе-
ния. Однако температура Тф в этом случае выше предельно до-
пустимой для меди, вследствие чего исходное значение мощности
должно быть уменьшено до Рд~500 Вт. При фокусном пятне ра-
диусом 0,25 см (а тем более 0,5 см) анод «недогружен» и мощ-
ность может быть увеличена.
211
Вариант 3
В некоторых трубках применяют цилиндрические аноды неболь-
шой толщины, находящиеся боковой поверхностью в тепловом кон-
такте с массивным металлическим корпусом или анодной трубой
(см., например, рис. 5.23). Температуру боковой поверхности в этом
случае с достаточной точностью можно считать постоянной, т. е.
Г|,=Д=ГС. (4.16)
Граничные условия на основаниях анода такие же, как в вари-
анте 2.
Решение уравнения Лапласа для однородного цилиндрического
анода с граничными условиями (4.11), (4.12) и (4.16) имеет вид
z) = 7H
2а(Тж-Гс)
X
(Pn)
. P yi /oVn /J c-^/(4fe/?2) Af„(z)
«/?x ₽ni(₽n) мп "
(4-17)
где — корни функции Бесселя первого рода нулевого порядка,
которые определяются из уравнения 70(р) =0;
— —в z
Ln(z)=ee"R -|-е п R ; Мп(z) иМп определяются соотношениями
(4.14) и (4.15) при замене уп на ₽п-
В тех случаях, когда основание z=h анода находится в вакуу-
ме (см., например, рис. 5.31) или же теплоотводом через это ос-
нование можно пренебречь, выражение (4.17) упрощается. Поло-
жив а=0, получим
/ г \
Гу 0 I Я Гу I р Z -V
Т(г, г)=7'с+-Д-У-^-^-е-рР<««»)^-, (4.18)
Рл-'1(Рл/
л=*1
„ h п h ,
где £„=(е я « -е ₽n R )₽„//?; (z) = (e₽"(A-2)/J?+e"₽«(ft“z)/J?) ₽„//?.
Со сделанными ранее оговорками эти формулы можно исполь-
зовать и для расчета температуры анодов с пленочными мише-
нями.
При разработке острофокусной трубки БС-4 для структурного
анализа методом широкорасходящегося пучка (см. рис. 5.23) с по-
мощью выражения (4.17) была рассчитана ее предельная допус-
тимая мощность. «Прострельный» анод трубки состоит из берил-
лиевого диска — окна радиусом R=0,2 см и толщиной h=0,02 см
и тонкопленочной медной мишени. Расчет выполнялся при следую-
щих значениях параметров, входящих в формулу (4.17): 7с = 50°С;
7)к=20° С; а=10~2 Вт/(см2-град). Значения г0 варьировались. Пре-
дельно допустимая температура для тонкопленочной мишени была
212
принята равной 300° С. При фокусных пятнах радиусом 2,5-10-3 и
5-10_3 см значения Рд оказались равными ~ 1,25 и 2,5 Вт.
Вариант 4
В трубках коаксиальной конструкции (см., например, рис.
5.28) применяют аноды в виде цилиндрической трубы, внутренняя
поверхность которой бомбардируется узким радиально направлен-
ным электронным пучком, а наружная охлаждается проточной
жидкостью. Схема однородного анода с принятыми в дальнейшем
расчете обозначениями размеров по-
казана на рис. 4.21. Теплоотводом че-
рез торцовые поверхности анода, как
правило, можно пренебречь. Будем
считать, что распределение плотности
теплового потока в фокусном пятне
шириной 2z0 является равномерным.
Тогда граничные условия для анода
могут быть записаны в виде
? дТ I _ <Pl4nz0Rx при |zKz0;
dr If-/?, |р при |z|>z0;
Рис. 4.21. Схема анода рентге-
новской трубки коаксиальной
конструкции
дТ
dz
z— ±h
dr
=а(Т-Тж).
При этих условиях окончательное выражение для расчета тем-
пературы в любой точке анода имеет вид
T(r, z)=T-\------। 1п2?Ц_|----------------------х
ж 4лХЛ \ а/?2 г ) 1 2лЗХг0/?х
УТ s»n (Уп-gp) cos (<fnz) Nn (г)
Л4 пЫп
где
(г)=-у- [/о Ко ЫЪ) - «Жо (<рлг)] -
А
— ?я [А (?лг) К.1(<Рл/?2) + /1 ('РпАО К0 (<Рпг)];
^Л=<РЛ (А (<Рл/?1) Кх (<fnR2) - A (?n (?л/?1)1-
Г- [A (SPrt А?1) К 0 (ср„/?2) + А (?п А2) К 1(<рп /?1)];
Ч’п = лл//г; /о, А и Ко, К\ — модифицированные функции Бесселя
первого и второго рода нулевого и первого порядков.
В качестве примера использования полученной формулы приве-
дем результаты расчета предельно допустимой мощности трубки
213
БХВ-7 для спектрального анализа с однородным медным анодом,
охлаждаемым проточной водой.
Анод характеризуется следующими размерами (см): /?1= 1,2;
/?2 = 1,5; /1=1,5. Ширина фокусного пятна 2zo = O,6 см. Значения
температуры наиболее нагретых точек фокусного пятна Тф—
= T(Rlt 0) и охлаждаемой поверхности T0 = T(R2, 0) при Р—
= 5000 Вт, Тж=20°С следующие: при коэффициенте теплоотдачи
а равном 1, 2, 3, 4, 5, 6 Вт/(см2-град), Тф соответственно равна 325,
230, 190, 170, 160 и 150° С, а То — 270, 170, 135, ПО, 100 и 90° С,
Видно, что мощность лимитируется нагревом охлаждаемой по-
верхности анода. Действительно, во всем диапазоне изменения а
температура Тф значительно меньше предельно допустимой для ме-
ди 7’дси=800°С. Температура же То при а<4 превосходит допус-
тимое значение 110° С, поэтому исходное значение мощности долж-
но быть уменьшено. При а>4, когда 7’о<ЮО°С, мощность мож-
но увеличить. Предельно допустимая мощность соответствует при
разных а условию 7’о=ПО° С. Ее значения при а, изменяющемся от
1 до 6 Вт/(см2-град), соответственно равны 1800, 3000, 4100, 5000,
5600 и 6400 Вт. Естественно, что температура Тф при указанных зна-
чениях Ря не превосходит Тдси.
Режим кратковременного включения
трубки
При кратковременном включении рентгеновской трубки тепло, вы-
деляемое электронным пучком на аноде, не успевает за время вклю-
чения распространиться на значительное расстояние от фокусного
пятна. Поэтому при расчете нагревания анод можно рассматри-
вать как полубесконечное тело.
Приняв начальную температуру однородного анода равной ну-
лю, для максимальной температуры центра фокусного пятна при
однократном кратковременном включении и равномерной удельной
нагрузке q получим
7’ф=-Д^-Г/.
у лкрс
В этом соотношении Z, р, с — коэффициент теплопроводности,
плотность и удельная теплоемкость материала анода; t — длитель-
ность приложения нагрузки (длительность импульса анодного
тока).
Задача. Определить максимальную температуру вольфрамового анода
(А=1,2 Вт/(см-град); р= 19,2 г/см3; с=0,15 Дж/(г-град) трубки с линейным
фокусным пятном шириной а=0,2 см и длиной Ь=1 см при мощности Р=10 кВт
и длительности включения t= 0,001 с.
Решение. Определяем среднюю удельную нагрузку трубки
д=РЦаЬ) = 10-103/(0,2-1) = 5.10'1 Вт/см2.
Тогда
2а г- 2-5-104 г---------
ТА = V t = г /0,001« 1000°С.
ф /лкрс /3,14.1,2-19,2.0,15
214
Аналоговый метод
Рис. 4.22. Температурное поле
однородного медного анода
трубки с линейным фокусным
пятном
Наряду с аналитическим для расчета тепловых полей в анодах рент-
геновских трубок широко используют численный и аналоговый ме-
тоды. Аналоговый метод необходим при исследовании тепловых
процессов в анодах трубок с линейным фокусным пятном, когда ре-
шение уравнения теплопроводности другими способами получить
практически невозможно.
Одним из наиболее распространенных моделирующих уст-
ройств является электролитическая
ванна, с помощью которой относитель-
но просто может быть получена карти-
на распределения температуры в плос-
кости симметрии анода.
Основу применения метода элект-
ролитической ванны для исследования
тепловых процессов в твердом теле со-
ставляет аналогия дифференциальных
уравнений теплопроводности и электро-
проводности. Рассмотрим эти уравне-
ния для случая стационарных теплово-
го и электрического полей.
Плотность тока в электролите
с удельной проводимостью о определя-
ется законом Ома
j= —a grad U,
а потенциал U удовлетворяет уравне-
нию Лапласа АП=0.
Плотность теплового потока в твер-
дом теле с коэффициентом теплопро-
водности Z описывается аналогичным
по форме законом Фурье (4.5), а тем-
пература Т также удовлетворяет урав-
нению Лапласа ДТ=0.
Видно, что аналогами тепловых ве-
личин q, л, Т являются соответственно
электрические величины /, о, U. Мате-
матические выражения для граничных
условий в обоих рассматриваемых случаях также имеют аналогич-
ный вид.
Таким образом, распределение температуры в плоскости сим-
метрии анода трубки может быть найдено путем измерения рас-
пределения потенциала на соответствующей электролитической
модели анода. При этом необходимо, чтобы было выполнено как
геометрическое подобие модели и оригинала, так и подобие гра-
ничных условий на их поверхностях. Результаты моделирования
могут быть представлены в простом и наглядном виде (рис. 4.22),
что является несомненным достоинством описываемого метода.
Рис. 4.23. Зависимость предель-
но допустимой мощности от ко-
эффициента теплоотдачи ох-
лаждаемой поверхности анода
215
На рис. 4.23 представлена зависимость предельно допустимой
мощности трубки БХВ-7 от коэффициента теплоотдачи охлаждае-
мой поверхности анода. Кривая 1 построена по результатам анали-
тического расчета; кривая 2 получена методом электролитической
ванны. Из рисунка следует, что значения мощности, найденные тем
и другим методами, различаются на более чем на 10—15%, что го-
ворит о достаточно высокой точности метода электролитической
ванны как средства решения задач теплопроводности.
§ 4.7. Вторичная электронная эмиссия
в рентгеновских приборах
Бомбардировка поверхности мишени термоэлектронами, приводя-
щая к генерированию рентгеновского излучения, сопровождается
рядом дополнительных эффектов, которые, как правило, ухудша-
ют условия работы отдельных элементов прибора и тем самым
предъявляют дополнительные требования к их конструкции. В пер-
вую очередь к ним относятся нагревание анода и вторичная элек-
тронная эмиссия.
Явление вторичной электронной эмиссии состоит
в том, что тело под воздействием на него первичного электронного
потока испускает электроны, называемые вторичными.
Рассмотрим влияние вторичной эмиссии на работу рентгенов-
ских трубок.
При бомбардировке мишени пучком первичных электронов
часть из них упруго отражается, т. е. рассеивается на большие углы
без потери энергии, другая часть рассеивается неупруго или тор-
мозится в веществе. Результатом торможения является образова-
ние медленных, истинно вторичных электронов, т. е. электронов
вещества, получивших энергию, достаточную для выхода из ми-
шени. Таким образом, в потоке вторичных электронов имеются:
упруго отраженные электроны с энергией, близкой к энер-
гии первичных электронов; медленные, истинно вторичные
электроны с небольшой энергией; неупруго отраженные
электроны, т. е. первичные электроны, потерявшие часть своей
энергии.
Число вторичных электронов, определяемое коэффициентом вто-
ричной эмиссии о, их энергия, а также пространственное распре-
деление зависят в первую очередь от энергии бомбардирующих
электронов.
На рис. 4.24 представлены зависимости коэффициента вторич-
ной эмиссии о в области больших энергий W первичных электро-
нов. Сплошные линии соответствуют зависимости a=f(W), пунк-
тирные — зависимости от W, отношения числа пв вторичных элек-
тронов с энергией больше 800 эВ (в основном упруго и неупруго
отраженных электронов) к общему числу п первичных электронов:
у = пв/п. Разность ординат кривых дает зависимость от W числа
медленных, истинно вторичных, электронов. Нетрудно видеть, что
216
их число уменьшается с увеличением энергии № и при №>50 кэВ
основную долю вторичных электронов составляют электроны с вы-
сокой энергией. Коэффициент вторичной эмиссии о при больших
энергиях № растет с увеличением атомного номера материала ми-
шени.
В области энергий №<50 кэВ (на рисунке не показана) зави-
симость o=f(№) достигает максимума. Для вольфрама (часто ис-
пользуемого в качестве мишени) этот максимум находится при
№ = 700 эВ и равен ом=1,4.
У металлов энергетический спектр вто-
ричных электронов характеризуется дву-
мя отчетливо выраженными максимума-
ми, один из которых находится в области
малых энергий, а другой в области близ-
кой энергии первичных электронов. Вто-
рой максимум обусловлен группой упруго
отраженных первичных электронов; мак-
симум в области низких энергий соответ-
ствует наиболее вероятной энергии мед-
ленных электронов. В области между мак-
симумами распределение вторичных элек-
тронов по энергиям является практиче-
ски равномерным.
Угловое распределение вторичных
электронов для массивной металлической
мишени при нормальном падении пучка
первичных электронов весьма близко к
косинусоидальному. Некоторое изменение
Рис. 4.24. Зависимость коэф-
фициентов о и у от энер-
гии W первичных электронов
для вольфрама (/) и желе-
за (2)
угла падения не оказы-
вает существенного влияния на диаграмму распределения.
Итак, при работе рентгеновской трубки образуется большое чис-
ло вторичных электронов. Они разлетаются во все стороны и имеют
широкий энергетический спектр.
Часть вторичных электронов, попадая на стеклянный баллон
трубки, заряжает его. Это приводит к понижению потенциала от-
дельных участков баллона. В результате распределение потенциа-
ла вдоль баллона трубки становится неравномерным.
Траектории вторичных электронов имеют значительную длину,
что обусловливает большую вероятность ионизации остаточного га-
за. Этот эффект усиливается присутствием электронов с малыми
энергиями: они обладают более высокой ионизирующей способно-
стью по сравнению с быстрыми электронами.
При работе рентгеновской трубки ее стеклянный баллон может
быть нагрет до высокой температуры (150—200° С). Падение на на-
гретый баллон вторичных электронов приводит к электролизу
стекла, который сопровождается газоотделением и повышением
давления внутри трубки. Это увеличивает вероятность пробоя внут-
ри прибора и сокращает срок его службы.
Вторичные электроны движутся в тормозящем электрическом
поле, поэтому длина их траектории существенным образом зависит
217
от конфигурации междуэлектродного пространства и угла вылета
из анода. Расчеты показывают, что в простейшем случае, когда ка-
тод и анод являются плоскими, наибольшую дальность разлета
имеют вторичные электроны, вылетевшие под углом 45° к плоскос-
ти анода.
Часть вторичных электронов возвращается обратно на анод.
Имея большие энергии, эти электроны возбуждают так называе-
мое афокальное рентгеновское излучение, т. е. излучение вне
фокусного пятна. При использовании трубки афокальное излучение
приводит к размытию теневой картины.
Поскольку исключить вторичную эмиссию не представляется
возможным, при конструировании приборов принимают меры, на-
правленные на возможно большую локализацию вторичных элек-
тронов. В частности, в трубках применяют анодные чехлы, которые
препятствуют разлету электронов и поглощают неиспользуемое
рентгеновское излучение.
§ 4.8. Оболочка рентгеновских приборов
Оболочка рентгеновского прибора предназначена для отделения
вакуумного объема от окружающей среды, обеспечения изоляции
электродов друг от друга и закрепления их в определенном поло-
жении.
Материал, из которого изготовляют оболочку, должен быть ва-
куумно-плотным; хорошо обезгаживаться; образовывать спаи с ме-
таллами, применяемыми для изготовления вводов; быть хорошим
изолятором. Поскольку трубка является высоковольтным генерато-
ром излучения, материал ее оболочки, помимо того, должен незна-
чительно ослаблять рентгеновское излучение и сохранять неизмен-
ными свои диэлектрические свойства при воздействии сильных
электрических полей и рентгеновского излучения.
Материала, который полностью удовлетворял бы перечислен-
ным требованиям, не существует. Поэтому оболочка рентгеновских
приборов часто представляет собой сложную конструкцию, в кото-
рой используются различные материалы. Часто оболочка прибора
состоит из диэлектрического баллона и металлического корпуса.
Баллоны большинства рентгеновских трубок изготовляют из стек-
ла. В некоторых трубках используют керамику, обладающую высо-
кими механическими свойствами и допускающую более высокий
нагрев.
В современных рентгеновских трубках отечественного произ-
водства наиболее широко применяют стекло С-52, имеющее хоро-
шие диэлектрические, вакуумные и термические свойства. Оно раз-
мягчается при высокой температуре и образует вакуумно-плотные
спаи с такими металлами, как молибден и ковар.
Форма баллона определяется назначением, мощностью и макси-
мальным рабочим напряжением трубки. Мощные высоковольтные
трубки (для просвечивания материалов, терапии и др.) имеют бал-
218
лон с расширенной средней частью овальной формы (рис. 4.25, а).
Так как поверхность стекла велика, в средней части его нагрев под
действием теплоизлучения электродов уменьшается. Снижение
тепловой нагрузки на баллон очень важно, так как нагретое стекло
в сильном электрическом поле подвержено электролизу, который
протекает особенно интенсивно под действием бомбардировки вто-
ричными электронами. Кроме того, расширение средней части бал-
лона позволяет удалить стекло из области сильного электрического
поля и уменьшить вероятности пробоя.
Рис. 4.25. Форма баллонов рентгеновских трубок
В мощных диагностических трубках с вращающимся анодом на
напряжение 100—150 кВ баллоны имеют форму, показанную на
рис. 4.25, б. В маломощных трубках на небольшие напряжения
баллон имеет форму, близкую к цилиндрической (рис. 4.25, в).
Баллоны изготовляют вручную методом выдувания в форму.
Для этого используют разъемные литые формы из серого чугуна
или силумина. Их выполняют в виде двух симметричных половин,
соединенных между собой на петлях. В стенках каждой половины
имеются небольшие отверстия, через которые в процессе выдува-
ния баллона вытесняется заполняющий форму воздух. Изготовлен-
ные баллоны подвергают тщательному контролю. Для производст-
ва трубок отбирают экземпляры, обладающие хорошей осевой сим-
метрией и не имеющие свилей, инородных включений и царапин.
Толщина стенок в пределах любого поперечного сечения баллона
должна быть одинаковой.
Длина / стеклянного баллона рентгеновской трубки определя-
ется максимальным рабочим напряжением U и зависит от диэлек-
трических свойств окружающей среды:
1=UIE„
где Ед — допустимая напряженность электрического поля вдоль
поверхности стекла.
При работе на воздухе в диапазоне напряжений £7<200 кВ зна-
чения Ея выбирают равными 3—4 кВ/см.
Для уменьшения габаритов высоковольтных трубок в качестве
внешней изоляции применяют трансформаторное масло, для кото-
рого Ед=54-7 кВ/см. Использование масла благоприятно сказыва-
ется также на тепловом режиме стеклянной оболочки и анода.
Трубки на очень высокие напряжения (400—2000 кВ) работают
в атмосфере сжатых газов. Баллон таких трубок выполняют сек-
219
ционированным. Он состоит из ряда стеклянных цилиндров, спаян-
ных между собой через коваровые кольца. Обычно применяют коль-
ца диаметром 70—80 и высотой 15—20 мм, изготовленные штам-
повкой из листового ковара толщиной 1 мм. Внутрь кольца впаи-
вают диск с осевым отверстием большого диаметра, служащий для
монтажа промежуточных электродов рентгеновской трубки.
При изготовлении секционированных баллонов применяют на-
грев токами высокой частоты. Подлежащие соединению детали: два
стеклянных цилиндра с расположенным между ними коваровым
кольцом — укрепляют на специальной вертикальной штанге. Ци-
линдры торцами прижимают к кольцу и тщательно центрируют.
Снаружи на собранные детали надевают катушку колебательного
контура высокочастотного генератора. После включения генерато-
ра коваровое кольцо постепенно нагревается вихревыми токами до
красного каления. Соприкасающиеся с ним концы стеклянных за-
готовок размягчаются. Небольшим осевым усилением стеклянные
цилиндры сближают на несколько миллиметров, в результате чего
кромки коварового кольца врезаются в расплавленное стекло и
смачиваются им: образуется спай. Затем к свободному кон-
цу одного из стеклянных цилиндров припаивают следующее коль-
•цо и цилиндр. Так постепенно наращивают требуемое число
секций.
Оболочка прибора, предназначенного для генерирования мягкого
рентгеновского излучения, не может быть сделана целиком из
стекла. Стекло С-52, в состав которого входят такие элементы, как
натрий (Z= 11), кремний (Z=14), цинк (Z=30), сильно поглощает
излучение с длиной волны более 0,12 нм. Для того чтобы выпустить
из трубки длинноволновое излучение, в ее вакуумной оболочке пре-
дусматривают специальные выходные окна.
Так как для мягкого излучения линейный коэффициент ослаб-
ления
р т ApZ3X3,
то в качестве материала окна необходимо использовать вещества
с малым атомным номером. Наиболее пригодным для этой цели
является бериллий (Z = 4; р = 1,84-103 кг/м3). Прозрачность берил-
лиевых окон для мягких лучей характеризуется следующими дан-
ными: при толщине окна 0,5 мм излучение с А.=0,25 нм ослабля-
ется на 50%, а с Х=0,1 нм — всего на 5%. Достоинство бериллия
как материала окон рентгеновских приборов состоит также в том,
что он имеет высокую температуру плавления (1284° С), устойчив
против атмосферных воздействий и обладает хорошей теплопровод-
ностью.
Значения линейного коэффициента ослабления бериллия для
фотонов разной энергии могут быть найдены из приближенного со-
отношения:
1220 (Av)"3,
где A.-V — в кэВ; р — в см-1.
220
Поскольку бериллий непосредственно со стеклом не спаивается,
оболочку соответствующих трубок делают из стеклянного баллона
и металлического корпуса, соединенных через коваровое кольцо.
В корпус, который обычно изготовляют из меди или стали, берил-
лиевые окна впаивают медно-серебряным припоем. В настоящее
время разработана технология получения вакуумно-плотного бе-
риллия толщиной до 200 мкм.
Наряду с бериллием в качестве материала для выходных окон
иногда используют слюду толщиной 15—20 мкм. Недостаток слю-
дяных окон состоит в том, что они разрушаются под действием бом-
бардировки вторичными электронами.
Вакуумная оболочка микроанализаторов, некоторых типов те-
невых микроскопов и других приборов, работающих при непрерыв-
ной откачке, как правило, металлическая. Для изоляции электро-
дов используют керамические или стеклянные вставки. В оболоч-
ке делают окна для выпуска излучения.
При расчете интенсивности излучения трубки необходимо учи-
тывать влияние ослабляющего действия оболочки.
Распределение интенсивности в спектре тормозного излучения
идеализированной трубки (т. е. без учета ослабления излучения в
веществе мишени и стенках оболочки) на расстоянии R от фокус-
ного пятна с хорошим приближением может быть представлено
формулой
J __ а [у ^rnin
4л/?2 " X3Xmin ’
где а — постоянная.
Так как точно оценить ослабление излучения в мишени и стен-
ках оболочки очень трудно, обычно используют метод эквивалента:
находят, при прохождении какого слоя материала (например, алю-
миния) излучение ослабляется так же, как и в веществе мишени и
стенках оболочки. Например, для диагностической трубки с вольф-
рамовой мишенью при напряжении 100 кВ алюминиевый эквива-
лент равен Хо~3 мм. Для определения интенсивности излучения в
рабочем пучке реальной трубки при использовании эквивалента
имеем
^mln
— ^min g—
Cin*
где |Ло(Х) — линейный коэффициент ослабления алюминия. Вычис-
ление интеграла в этом выражении может быть выполнено графи-
ческим или численным методом.
ГЛАВА 5
КОНСТРУКЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ
ПРИБОРОВ
§ 5.1. Общие вопросы работы рентгеновских
приборов
В настоящее время промышленность выпускает широкий ассорти-
мент рентгеновских приборов, предназначенных для дефектоско-
пии, структурного и спектрального анализов, терапии и других це-
лей. Несмотря на различия в назначении, конструкции и условиях
эксплуатации, имеется ряд общих вопросов, характеризующих ра-
боту рентгеновских приборов. К ним относятся: электрическая ха-
рактеристика и влияние электрического режима работы прибора на
выход рентгеновского излучения, защита от неиспользуемого рент-
геновского излучения и высокого напряжения.
Электрическая характеристика
Электрической характеристикой рентгеновского прибора называют
зависимость тока I, проходящего через прибор, от ускоряющего
(анодного) напряжения V.
Вид электрических характеристик, полученных при различных
значениях мощности накала Р„, представлен на рис. 5.1. Харак-
теристики имеют два явно выраженных участка: начальный учас-
ток, отличающийся большой крутизной, где ток сильно зависит от
приложенного напряжения, и участок, на котором характеристики
идут под малым углом к оси абсцисс, практически параллельно
ей,— участок насыщения.
Изменение мощности накала катода мало влияет на ток на
первом участке характеристики и существенно изменяет его на
участке насыщения. Это связано с тем, что в качестве эмиттера ис-
пользуется вольфрам.
Когда рентгеновский прибор генерирует излучение, напряжение
на нем велико и рабочая точка А находится на участке насыще-
ния. При этом ток через прибор и анодное напряжение можно из-
менять независимо друг от друга, что очень важно для выбора раз-
личных режимов работы прибора. Изменение тока через прибор
(оно осуществляется регулировкой мощности накала катода) при
постоянном анодном напряжении позволяет увеличивать или умень-
шать интенсивность рентгеновского излучения, оставляя спект-
ральный состав, т. е. жесткость лучей, неизменным.
Анодное напряжение рентгеновского прибора может быть посто-
янным, пульсирующим или переменным. Постоянное и пульсирую-
щее анодные напряжения получают при использовании выпрями-
тельных схем с фильтрами или без них.
222
При постоянном анодном напряжении положение рабочей точки
фиксировано, она находится на участке насыщения электрической
характеристики.
Когда анодное напряжение изменяется во времени (пульсирую-
щее или переменное), рабочая точка непрерывно перемещается по
характеристике. Поскольку характеристика нелинейна, изменение
анодного тока во времени i=f(O не будет повторять зависимость
u=f(t). Изменение во времени анодного напряжения и тока при-
водит к тому, что интенсивность генерируемого рентгеновского из-
лучения и к. п. д. прибора уменьша-
ются.
Для примера рассмотрим случай,
когда рентгеновская трубка имеет иде-
альную характеристику насыщения
и работает от двухполупериодной схе-
мы выпрямления. Интенсивность излу-
чения при этом будет определяться со-
отношением
Т/2
J=~ j at/mAp sin2w/rf/=0,5 aU2mIcf,
о
где Um — амплитуда анодного напря-
жения; /ср — среднее значение тока че-
Рис. 5.1. Электрические ха-
рактеристики рентгеновско-
го прибора при различных
значениях мощности накала
катода: нз
рез прибор; о — угловая частота.
При постоянном анодном напряжении Um и токе /о = /ср интен-
сивность излучения
J=aUmIc9.
8391 «вс
Следовательно, интенсивность излучения при пульсирующем
напряжении в два раза меньше, чем при постоянном напряжении.
Характер зависимости u=f(t) сказывается и на спектре излу-
чения. Если амплитудное значение анодного напряжения равно
постоянному напряжению, то минимальная длина волны в обоих
случаях будет одинаковой. Однако жесткость излучения при пита-
нии прибора изменяющимся во времени анодным напряжением в
среднем будет меньше, так как значительную часть периода из-
лучение генерируется при напряжении, существенно меньшем амп-
литудного.
Таким образом, для получения максимальных интенсивности,
к.п.д. и жесткости рентгеновского излучения желательно использо-
вать постоянное анодное напряжение. Но при этом усложняются
условия работы прибора, так как он все время находится под вы-
соким напряжением и малейшее нарушение электрической прочно-
сти приводит к пробою. Кроме того, для обеспечения такого режи-
ма работы требуется схема выпрямления с емкостными фильтра-
ми, что усложняет условия эксплуатации прибора.
Более устойчиво работают приборы на пульсирующем анодном
напряжении. В этом режиме опасность пробоев уменьшается, так
223
как напряжение не остается постоянным. Начавшиеся частичные
пробои прерываются, когда анодное напряжение уменьшается или
достигает нуля. Проще при этом и схема выпрямления.
Режим работы рентгеновского прибора при переменном анодном
напряжении с точки зрения простоты схемы является наиболее
предпочтительным. Однако в этом случае прибор должен выдер-
живать как прямое, так и обратное напряжение, что связано с до-
полнительными требованиями к конструкции и усложнением ее.
Защита от неиспользуемого рентгеновского
излучения и высокого напряжения
Рентгеновские приборы представляют собой устройства повышен-
ной опасности. Она обусловлена высоким рабочим напряжением, а
также наличием проникающей радиации, которая при длительном
воздействии на обслуживающий персонал может привести к тяже-
лым последствиям. Поэтому при конструировании рентгеновских
приборов и установок принимают меры по обеспечению безопас-
ной работы обслуживающего персонала. Приборы, удовлетворяю-
щие требованиям защиты от рентгеновского излучения и высокого
напряжения, называют безопасными.
Электрическая безопасность достигается тем, что источник вы-
сокого напряжения и рентгеновский прибор, как правило, помеща-
ют в закрытые заземленные кожухи. Если же прибор и источник
питания находятся на некотором удалении друг от друга, то их со-
единяют между собой высоковольтным кабелем.
Для защиты от неиспользуемого рентгеновского излучения при-
меняют специальные защитные устройства, являющиеся частью
конструкции прибора, и защитные кожухи, стенки которых изнутри
покрывают свинцом, сильно ослабляющим рентгеновские лучи.
Так как при эксплуатации рентгеновских приборов помимо за-
щиты от прямого излучения необходима защита от вторичного (рас-
сеянного) излучения, то место, где расположен рентгеновский при-
бор, обычно отделяют стеной от помещения, в котором находится
обслуживающий персонал. Кроме того, ставят защитные ширмы,
используют спецодежду. Эти меры безопасности служат дополни-
тельной защитой и от неиспользуемого излучения.
Маркировка рентгеновских приборов
Маркировка (условное обозначение) прибора отражает его назначение, а
иногда и основные параметры. Для наиболее обширной группы рентгеновских
приборов — рентгеновских трубок—ГОСТ 13393—76 «Приборы электровакуум-
ные. Система условных обозначений» определены маркировка, основные понятия
и термины, а также условия эксплуатации рентгеновских трубок. В соответствии
с ГОСТом маркировка трубок включает в себя комбинацию цифр и букв. Пер-
вая цифра означает предельно допустимую мощность трубки в киловаттах,
секундную — для диагностических и длительную — для других типов. Далее сле-
дуют буквы, первая из которых означает характер защиты от рентгеновских лу-
чей, вторая — назначение трубки, третья—систему охлаждения. Например, пер-
вая буква: Р —трубка с защитой от неиспользуемого излучения (защита от вы-
сокого напряжения не предусмотрена); Б — безопасная трубка (для работы
224
в защитном кожухе пли в одном баке с высоковольтным трансформатором).
Вторая буква: Д диагностика; Т — терапия; П — дефектоскопия (просвечива-
ние); С — структурный анализ; X — спектральный анализ. Третья буква: К- воз-
душное радиаторное охлаждение; М—’Масляное радиаторное (или проточное)
охлаждение; В водяное охлаждение; отсутствие буквы означает охлаждение
естественной конвекцией или лучеиспусканием. Следующая за буквами цифра
соответствует условному номеру типа трубки в данной группе. Последняя цифра
указывает предельно допустимое анодное напряжение в киловольтах.
Например, марка 3-БДМ2 100 означает: диагностическая трубка с масляным
охлая гинем с секундной мощностью 3 кВт нл напряжение 100 кВ для работы в
защитном кожухе; условный помер 2. В обозначениях трубок для структурного
анализа вместо напряжения указывается материал мишени анода, например
0,4-БСВ6-Мо — безопасная для структурного анализа с водяным охлаждением
трубка с мишенью из молибдена.
Для обозначения марки импульсных трубок с ненакаливаемым катодом ис-
пользуются буквы ИА (импульсная, автоэлектронная), после которых указывается
условный номер типа трубки, например ИА8. Трубки, разработанные до введения
fOCT 13393—76, имеют более сложную маркировку, в которой дополнительно
отмечаются особенности их конструкции, рабочее напряжение и назначение. На-
пример марка ИМА2-150Д означает: импульсная малогабаритная трубка с авто-
катодом па напряжение 150 кВ для промышленного просвечивания (дефектоско-
пии) хс.товный номер 2.
§ 5.2. Трубки для просвечивания материалов
Просвечивание материалов рентгеновским излучением (рентгено-
дефектоскопня) производится с целью исследования их внутреннего
строения. Этот метод основан на изучении теневой картины, возни-
кающей вследствие различного ослабления излучения при прохож-
дении через разнородные участки образца. Рентгенодефектоскопия
позволяет установить в исследуемом образце наличие, размеры и
местоположение макроскопических дефектов. Теневую картину
обычно регистрируют на фотопленке (рентгенография) или наблю-
дают на флюоресцирующем экране (рентгеноскопия).
При прохождении через участки образна (рис. 5.2), имеющего
иноротное включение, рентгеновские лучи сФлабляются. Отношение
интенсивностей рентгеновских лучей в точках Л и В
1В = = е(в.-вл г
1А
где /с — интенсивность падающего излучения; р2 — линейные
коэффициенты ослабления для материалов образна и включения;
d, х — соответственно их толщины.
Если пренебречь рассеянием излучения, то для определения ко-
эффициентов |h и р2 можно воспользоваться приближенными вы-
ражениями:
Здесь pi и р2 плотности и Zt и Z? — атомные номера материалов
образца и включения; bt и Ь2 — постоянные коэффициенты; к —
длина волны излучения.
В—1658
225
Следовательно,
1В _ e(*i Pi-zJ— ft2P2Z2)>’-v
1л ~
Из этой формулы видно, что отношение Jbi'Ja, определяющее
контраст изображения, тем выше, чем больше длина волны Л. Од-
нако использовать для просвечивания очень мягкие лучи нецелесо-
образно, так как с увеличением X возрастает длительность экспо-
зиции. Поэтому для каждого образца выбирают оптимальную же-
сткость излучения. Из-за разнообразия объектов исследования она
Рис. 5.2. к оценке ослабле-
ния излучения при прохож-
дении через неоднородный
образец
должна меняться в широких пределах.
На практике для просвечивания ис-
пользуют не монохроматическое, а тор-
мозное излучение, спектральный состав
которого регулируется за счет изменения
напряжения на трубке. Значит, рентге-
новские трубки для дефектоскопии долж-
ны допускать регулировку напряжения в
широком диапазоне.
В диапазоне до 300 кВ трубки имеют
обычную двухэлектродную конструкцию.
При напряжениях 400—2000 кВ применя-
ют секционированные трубки. Так как
границы теневого изображения должны
быть резко очерчены, фокусное пятно та-
ких трубок должно иметь малые размеры. Для просвечивания мас-
сивных образцов из тяжелоатомных материалов используют жест-
кое тормозное излучение электронных ускорителей.
Для сокращения времени получения снимка и повышения про-
изводительности дефектоскопических лабораторий и участков не-
обходимо применять излучение большой интенсивности. Поэтому
трубки для просвечивания рассчитывают на большую мощность,
они имеют линейное фокусное пятно и анод с проточным охлаж-
дением.
Метод рентгенографии с успехом используют при исследовании
некоторых динамических процессов и явлений, протекающих с
большой скоростью. Во избежание размывания картины для про-
свечивания применяются короткие (10~6—10 8 с) мощные вспышки
излучения. Их генерируют специальными импульсными рентгенов-
скими трубками.
Трубки просвечивающего типа с очень малым (порядка 1 мкм)
фокусным пятном используют при изучении микроскопического
строения объектов методами проекционной (теневой) рентгенов-
ской микроскопии.
Двухэлектродиые трубки
На рис. 5.3 показана конструкция трубки мощностью 1 кВт на
напряжение 100 кВ для просвечивания образцов из легкоатомных
226
материалов. Трубка имеет линейное фокусное пятно. Вольфрамовая
мишень массивного медного анода 2 наклонена к оси прибора под
углом 70°. Вакуумная оболочка трубки состоит из медного корпуса
1, в который впаян анод и бериллиевое окно для выпуска излуче-
ния, а также стеклянного баллона 6. Корпус и баллон соединены
между собой коваровым 5 и промежуточным стальным 4 кольца-
ми. Толстостенный корпус сильно ослабляет неиспользуемое излу-
чение, идущее в радиальных направлениях; излучение в аксиаль-
ных направлениях поглощается анодом
вом катода. Анод трубки заземляют, а
высокий отрицательный потенциал на
катод 3 и напряжение на нить накала
подают с помощью цоколя 7. Зазем-
ленный анод охлаждают проточной во-
дой непосредственно из водопровода.
В трубке используется металлическая
ножка, на которой смонтирован катод-
ный узел. Применение такой конструк-
ции в сочетании с баллоном, армиро-
ванным с обоих концов коваровыми
кольцами, обеспечивает точную юсти-
ровку прибора.
Современные трубки для просвечи-
вания на более высокие напряжения
(150—250 кВ) конструктивно мало
отличаются друг от друга. Они, как
правило, имеют: баллон с овальной
средней частью; катод с цилиндричес-
кой нитью накала и массивным фоку-
сирующим устройством; анод с воль-
фрамовой мишенью и массивным мед-
ным чехлом для защиты от неисполь-
зуемого излучения. Трубки работают в
масле в защитном заземленном кожу-
хе. Их аноды охлаждаются проточным
маслом. Мощность трубок составляет
1,5—4,0 кВт. Примером может слу-
жить рентгеновская трубка мощностью
2,5 кВт на напряжение 250 кВ, конст-
рукция которой изображена на рис. 5.4.
Принцип построения приборов с
анодным чехлом используют при соз-
дании трубок для рентгеновских тол-
щиномеров. В таких трубках (рис. 5.5)
ленточный электронный пучок /, прой-
дя через овальное входное отверстие в
анодном чехле 2, попадает на воль-
фрамовую мишень. Для контроля тол-
щины листовых материалов (напри-
и фокусирующим устройст-
Рис. 5.3. Конструкция труЬки
для просвечивания типа
1БПВ15-100
8*
227
Рис. 5.4. Конструкция мощной
трубки для просвечивания на
напряжение 250 кВ
мер, проката в процессе производства)
используют два идентичных рентгенов-
ских пучка 3 и 4, которые проходят че-
рез боковые отверстия в чехле, закры-
тые бериллиевыми дисками. Угол меж-
ду осями пучков излучения равен 90°.
Один из пучков регистрируется детек-
тором излучения непосредственно, а
второй — после прохождения через
листовой материал. Контроль толщи-
ны листа осуществляют, сравнивая сиг-
налы детекторов. В рентгеновских тол-
щиномерах, применяемых на прокат-
ных станах, с успехом используют
трубку 0.5БПМ.6-160, имеющую стек-
лянный баллон цилиндрической фор-
мы диаметром 70 мм. Так как мощ-
ность прибора невелика (0,5 кВт), для
охлаждения анода используют радиа-
тор. С помощью аппарата РАПТ-160, в
котором работает трубка 0,5БПМ6-160,
можно контролировать горячий сталь-
ной прокат толщиной до 16 мм.
При просвечивании полых объектов
(паровых котлов, труб, орудийных
стволов), а также различных образцов
сложной формы удобно ввести источ-
ник излучения — фокусное пятно труб-
ки — внутрь объекта, а фотопленку
расположить снаружи. Например, пол-
ный снимок стыкового сварного шва
труб можно получить в один прием, ес-
ли фокусное пятно расположить в со-
ответствующем месте на оси труб, а
шов обернуть фотопленкой снаружи.
Для проведения подобных дефектоско-
пических работ созданы рентгеновские
трубки с вынесенным полым аиотом.
Полый анод представляет собой
длинную медную трубу, расположен-
ную по оси прибора и далеко выступаю-
щую за пределы стеклянного баллона.
Сфокусированный электронный пучок
проходит вдоль оси трубы и тормозит-
ся на мишени, установленной у закры-
того конца трубы. Полые аноды могут
иметь в зависимости от назначения
трубки различные конструктивные ре-
шения (рис. 5.6). Они позволяют полу-
(•
i
228
чать кольцевой (а) или преимущественно направленный (б) пучок
лучей, а также пучок, распределенный в пределах большого телес-
ного угла (в). В последнем случае анод имеет «прострельную» ми-
шень в виде колпачка.
Схематически двухэлектродная трубка с вынесенным полым ано-
дом показана на рис. 5.7. Заземленный анод имеет вольфрамовую
мишень и охлаждается проточной водой. Так как расстояние ка-
тод — мишень в трубке большое, то для фокусировки электронов
применяют дополнительную магнит-
ную катушку (на рисунке не показа-
на), которая надевается на анодную
трубу снаружи. Регулируя ток через
катушку, можно изменять размеры фо-
кусного пятна. Диаметр фокусного пят-
на составляет 5 мм при мощности
1,4 кВт и 9 мм при мощности 2 кВт.
Трубка рассчитана на максимальное
напряжение 200 кВ.
Рис. 5.5. Схема трубки для
рентгеновского толщиномера
Рис. 5.7. Трубка с вынесенным полым анодом
Благодаря большой длине полого анода вторичные электроны,
выбитые из мишени, не попадают па стенки стеклянного баллона.
Это повышает устойчивость работы трубки и увеличивает ее дол-
говечность.
Секционированные трубки
Одной из основных проблем при разработке рентгеновских гребок
на очень высокие напряжения (более 400 кВ) является обеспече-
ние электрической прочности прибора при небольших его габари-
тах. Эту проблему решают путем секционирования трубок.
229
В секционированной трубке между катодом и анодом устанав-
ливают ряд промежуточных электродов, на которые подают опре-
деленные потенциалы, что способствует более равномерному рас-
пределению электрического поля вдоль трубки и повышает ее элек-
трическую прочность.
Разработка отдельных узлов и конструкции трубки в целом, вы-
бор материалов, а также технология изготовления прибора долж-
ны быть направлены на то, чтобы исключить возможность появле-
ния токов автоэмиссии; избежать рассеяния электронного пучка и
Рис. 5.8. Конструкция секционированной трубки
Рис. 5.9. Конструкция про-
межуточных электродов
секционированной трубки
попадания электронов
на стенки баллона и
промежуточные элек-
троды; нейтрализовать
действие вторичных
электронов, выбитых
из мишени; обеспечить
поверхностную элек-
трическую прочность
баллона. Рассмотрим,
как это достигается на
примере секциониро-
ванной трубки на на-
пряжение 400 кВ (рис.
5.8).
Трубка состоит из
шести секиий и имеет
заземленный вынесен-
ный полый анод 3, охлаждаемый проточной водой. Анод улав-
ливает вторичные электроны, препятствуя их попаданию на стен-
ки баллона 1. В стеклянный баллон прибора впаяны проме-
жуточные электроды 2. Их конструкция показана на рис. 5.9. На
коваровых кольцах 4 укреплены ускоряющие цилиндрические элек-
троды 2 из нержавеющей стали. Во избежание холодной эмиссии
ускоряющие электроды тщательно отполированы, а их торцы за-
круглены. Каждая пара цилиндрических электродов образует элек-
тростатическую линзу, фокусирующую электронный пучок, благо-
230
даря чему электроны практически не попадают на промежуточные
электроды. Расстояние между цилиндрическими электродами неве-
лико, поэтому небольшой оказывается и вероятность попадания на
баллон <3 электронов, рассеянных на молекулах остаточного газа.
Для обеспечения поверхностной электрической прочности стеклян-
ная часть трубки помещена в масло в общий бак с высоковольтным
трансформатором. Из заземленного бака выступает только полый
анод, поэтому установка с трубкой является электробезопасной.
К коваровым кольцам снаружи крепят выравнивающие электро-
ды 1, выполненные из алюминия. Они уменьшают градиент поля
вблизи спаев ковара со стеклом. Трубка имеет круглое фокусное
пятно, размеры которого можно регулировать с помощью магнит-
ной катушки, надеваемой на анод снаружи и располагающейся
вблизи анодного фланца. Мощность трубки составляет 1,5 кВт при
диаметре фокусного пятна около 6 мм.
Аналогичную конструкцию имеют трубки на напряжения 1000
и 2000 кВ, однако они работают в сжатом газе, поэтому к их ме-
ханической прочности предъявляются повышенные требования.
Секционированная трубка на напряжение 1000 кВ отечественной
разработки имеет полную длину 1,85 м при длине стеклянной части
0,7 м. Трубка работает в одном баке с высоковольтным трансфор-
матором в атмосфере сжатого газа при давлении 10 ат. Наиболь-
шая допустимая мощность, рассеиваемая анодом, равна 1,5 кВт.
Фокусное пятно имеет диаметр 1—5 мм, его размер регулируется
путем изменения тока магнитной линзы. Для увеличения механи-
ческой прочности трубки в катодном узле использована не стеклян-
ная, а металлическая ножка. Фокусирующая головка катода изоли-
рована от нити накала, что позволяет управлять током электронно-
го пучка. В трубке имеется подогревный титановый газопоглоти-
тель (для улучшения вакуума в приборе после откачки, а также
после длительных перерывов в работе), который расположен в ка-
тодном узле.
§ 5.3. Импульсные рентгеновские трубки
Использование импульсных трубок для генерирования вспышек
рентгеновского излучения имеет ряд преимуществ. Во-первых, про-
ще решаются вопросы создания источников питания и обеспечения
электрической изоляции, что позволяет уменьшить габариты при-
бора. Во-вторых, существенно расширяются области применения
рентгеновских приборов: появляется возможность исследовать бы-
стропротекающие процессы в закрытых непрозрачных объемах,
создавать рентгеновские локационные системы и т. д. Так, напри-
мер, импульсным методом можно исследовать движение снаряда в
стволе орудия. Для этого достаточно просветить ствол путем пода-
чи последовательности коротких импульсов излучения и зафикси-
ровать теневую картину при движении снаряда на фотопленку.
Очевидно, длительность импульсов излучения должна быть мини-
231
мально возможной, в противном случае из-за смещения движуще-
гося объекта во время съемки изображение получается размытым.
Визуализация теневой картины на фотопленке при импульсном
режиме работы рентгеновской трубки имеет свои особенности.
Степень почернения отдельных участков пленки определяется
количеством поглощенной энергии, которое при известных условиях
пропорционально падающей энергии излучения Значение V7H
зависит от длительности импульса излучения t„. Поэтому умень-
шать tn можно лишь до некоторого предела так, чтобы импульсная
энергия излучения ие падала ниже определенного значения. Энер-
гия 1ГИ определяется соотношением
О
где k — постоянная, u(t) — анодное напряжение трубки во время
импульса; i(t) — ток через трубку.
Из уравнения следует, что при уменьшении длительности им-
пульса необходимо увеличивать либо анодное напряжение, либо
ток. Увеличение тока предпочтительнее, так как повышение анод-
ного напряжения сопровождается изменением спектрального соста-
ва излучения и соответственно контраста теневой картины.
Таким образом, импульсные рентгеновские трубки должны гене-
рировать импульсы возможно малой длительности, обеспечивать
большую энергию излучения в импульсе, иметь малый размер эф-
фективного фокусного пятна для получения резкой теневой карти-
ны, иметь большой срок службы и простую конструкцию, быть
удобными в эксплуатации.
Наиболее полно этим требованиям удовлетворяют трубки с ав-
тоэмпссионным и пзрывоэмнссионным катодами. В трубках первого
типа обычно используются многоострнйные катоды.
При расчете плотности тока автоэлектронной эмиссии j па осно-
ве теории Фаулера — Нордгейма получают следующее выражение:
A (EAI-d} ,
где Е — напряженность поля па поверхности катода; ср •— работа
выхода материала катода; А и а — постоянные.
Напряженность поля можно выразить через приложенное напря-
жение и:
Для острия, угол при вершине которого равен 2а, значение р
может быть вычислено с помощью полуэмпирического соотношения
Р = 1Фг, в котором Ь = 0,59а|/"(//г)0’13, где 1/г — отношение расстоя-
ния катод — анод к радиусу кривизны вершины катода.
Расчет по приведенным формулам показывает, что незначитель-
ное изменение р вызывает существенное изменение плотности гока.
Следовательно, для обеспечения одновременной работы большей
части острий многоострнйного катода необходимо, чтобы они были
232
геометрически идентичны. Это очень усложняет технологию изго-
товления таких катодов.
Рис. 5.10. Конструкция им-
пульсной трубки
В серийной импульсной аппаратуре отечественного производст-
ва в основном используют трубки с взрывоэмнссионными катода-
ми. Конструкция одной из этих трубок (ИМА-6-Д) показана на
рис. 5.10. Мишень 6 трубки выполнена из вольфрамового прутка
диаметром 4 мм в виде массивной иглы, угол при вершине которой
14°, а радиус закругления вершины 0,6 мм. Катодом служит шай-
ба 3 из вольфрамовой фольги толщиной 20 мкм. Расстояние ка-
тод — апод равно 1,1 мм. Стальной эк-
ран 1, укрепленный на фланце 5, пре-
пятствует осаждению паров вольфра-
ма, образующихся при разряде в труб-
ке, на конический стеклянный баллон
2. Рентгеновское излучение выходит
из трубки через бериллиевое окно 8
толщиной около 1 мм, впаянное в кор-
пус 7. Откачка трубки производится
через металлический штенгель 1.
Эмиттированные катодом электро-
ны тормозятся вблизи вершины мпше- 43
ни. благодаря чему диаметр эффектив-
ного фокусного пятна трубки получа-
ется небольшим — приблизительно
2,5 мм.
Физические процессы, связанные с
генерированием рентгеновского излу- -
чения в трубке, протекают в несколь-
ко стадий (рис. 5.11). В момент вре-
мени t0 к электродам прикладывают
нарастающее с определенной скоро-
стью импульсное напряжение (кривая
2). Спустя определенное время, когда
напряжение достигнет некоторого зна-
чения Hi, между электродами возника-
ет ток (кривая 3), обусловленный ав-
тоэлектронной эмиссией с катода. Ток
с течением времени нарастает. Сна-
чала увеличение тока происходит мед-
ленно, а с момента времени /2> когда
начинает действовать механизм взрыв-
ной эмиссии, значительно быстрое, до-
стигая больших значений. В это время
начинает сказываться падение напря-
жения во внешней цепи. В результате
напряжение между электронами труб
ки (кривая /) уменьшается
С момента времени С. в трубке фор-
мируется дуговой разряд. Ток г анод-
°ис. 5.11. Временные диаграм-
мы, характеризующие работу
импульсной трубки
233
ное напряжение при этом определяются практически только пара-
метрами внешней цепи и мощностью импульсного источника пита-
ния. Рентгеновское излучение (кривая 4) генерируется в начальной
стадии рассмотренного процесса, когда напряжение между элек-
тродами и протекающий между ними ток велики. Длительность это-
го импульса излучения ta зависит от расстояния между электрода-
ми и напряжения на трубке. Обычно ^и<10~6 с.
Параметры ряда отечественных импульсных трубок приведены
в табл. 5.1.
Таблица 5.1
Тип трубки Амплитуда напряжения, кВ Тип анода Диаметр эффективного фокусного пятна, м Габариты, мм
ИМА-2-150Д 150—200 Прострельный 2,5-3 038x41
ИМА-5-320Д 200 —320 Конический 2,5-3 062X120
ИМА 6-Д 100 То же 2,5 038x60
ИМА-7 600 » 6 073 x230
Ф65
Двухэлектродные им-
пульсные трубки имеют
большой разброс значе-
ний напряжения при
котором начинается авто-
электронная эмиссия. Это
является их существен-
ным недостатком. В част-
ности, непостоянство w,,
обусловленное изменени-
ем микроструктуры по-
верхности катода, приво-
дит к нестабильности
рентгеновского импульса
от включения к включе-
нию как по интенсивности
и спектру излучения, так
и по его длительности.
Этих недостатков нет
у трехэлектродных им-
пульсных рентгеновских
трубок. Они имеют допол-
нительный управляющий
Рис. 5.12. Конструкция
грехз.чектродной импульсной
трубки
234
электрод, расположенный в непосредственной близости от катода.
При подаче импульса напряжения на этот электрод между ним и
катодом возникает разряд, который инициирует вакуумный пробой
в анодной цепи.
Конструкция трехэлектродной импульсной трубки представлена
на рис. 5.12. Анод 4, конец которого для получения острого фокус-
ного пятна заточен в форме иглы, выполнен из вольфрамового прут-
ка диаметром 2 мм. У другого конца анода расположен специаль-
ный экран 5, предназначенный для выравнивания электрического
поля в трубке и уменьшения вероятности электрического пробоя в
местах спая стекла с металлом. Вольфрамовый! катод 2 трубки име-
ет форму плоского диска с внутренним отверстием диаметром 25 мм.
Управляющий электрод 3 выполнен в виде цилиндра, внутренний
диаметр которого также равен 25 мм. Этот электрод отделен от
катода либо диэлектрической прокладкой толщиной 30—70 мкм,
либо вакуумным промежутком в 30—40 мкм. Катод и управляющий
электрод соединены с коваровыми кольцами, которые являются
составной частью баллона трубки и служат выводами этих элек-
тродов. Окно / для выхода излучения расположено в торце труб-
ки. Оно изготовлено из стекла С-49 толщиной 0,5 мм. Для увели-
чения механической прочности окну придана выпуклая форма.
Откачка прибора производится через коваровую трубку диа-
метром 2 мм, которая является одновременно выводом анода. Для
поддержания низкого давления в трубке применяются нераспыляе-
мые циркониевые газопоглотители.
Анодное напряжение трубки около 220 кВ. Управляющее напря-
жение у трубок с диэлектрической прокладкой между катодом и
управляющим электродом довольно низкое (3—5 кВ).
Трубку вместе с высоковольтным импульсным трансформатором
помещают в бак, заполненный трансформаторным маслом.
Итак, наличие третьего управляющего электрода дает возмож-
ность управлять моментом возникновения импульса рентгеновского
излучения, существенно уменьшая нестабильность срабатывания
трубки; повышать стабильность параметров импульса рентгенов-
ского излучения (интенсивность, спектральный состав, длитель-
ность) от импульса к импульсу в периодическом режиме работы;
синхронизировать появление импульса рентгеновского излучения с
необходимой фазой изучаемого процесса.
В некоторых маломощных установках находят применение им-
пульсные трубки с термокатодом и управляющей сеткой. Такие
приборы обычно работают в режиме генерирования относительно
длинных импульсов с большой частотой посылок.
§ 5.4. Рентгеновские микроскопы
просвечивающего типа
Ценную информацию о микроструктуре различных объектов дает
их увеличенное изображение, получаемое с помощью микроскопа.
235
Важнейшей характеристикой любого микроскопа является его
разрешающая способность — свойство раздельно вос-
производить мельчайшие детали наблюдаемого предмета. Разре-
шающая способность количественно определяется минимальным
расстоянием между двумя соседними точками предмета, которые
в плоскости изображения воспроизводятся раздельно. В линзовых
микроскопах разрешающая способность ограничена явлением ди-
фракции света на краях апертурных диафрагм. Для видимого све-
та теоретический предел разрешающей способности составляет
200 нм. Это достаточно, например, для того, чтобы увидеть и опре-
делить форму мельчайших микроорганизмов: бактерий и микро-
бов.
Стремление получить более высокую разрешающую способ-
ность привело к созданию электронных микроскопов, в которых
роль светового потока выполняет пучок ускоренных электронов.
Лучшие образцы современных электронных микроскопов имеют
разрешающую способность около 0,3—0,5 нм.
В последние годы стала быстро развиваться и достигла значи-
тельных успехов рентгеновская микроскопия, основанная на полу-
чении увеличенных изображений предметов с помощью рентгенов-
ских лучей.
В отличие от оптического в рентгеновском микроскопе можно
получить изображение объекта, непрозрачного для видимого света
п имеющего значительную толщину. Если в электронном микроско-
пе исследуемый объект располагают в вакууме, то в рентгеновском
микроскопе объект находится на воздухе. Это упрощает процесс по-
лучения увеличенного изображения и расширяет круг решаемых
задач. Например, рентгеновский теневой микроскоп позво-
ляет наблюдать биологические объекты в их естественном сос-
тоянии.
В световых и электронных микроскопах увеличенное изображе-
ние получают с помощью линзовых фокусирующих устройств. А так
как показатель преломления рентгеновских лучей всех известных
веществ близок к единице, то короткофокусные линзы, необходи-
мые для создания рентгеновского микроскопа, подобного по прин-
ципу действия оптическому, сделать нельзя. Поэтому увеличенное
изображение в рентгеновских микроскопах получают путем про-
свечивания объекта в расходящемся пучке лучей. Картину просве-
чивания, как правило, фиксируют на фотопленку.
В различных методах микроскопии получение изображения и
обеспечение его контрастности достигается разными способами.
Так, в световых микроскопах образование контраста связано с раз-
ной способностью объекта исследования преломлять, отражать или
поглощать световые лучи. При получении электронно-оптического
изображения используют явление рассеяния электронов, заклю-
чающееся в том, что быстрые электроны, проходя через тонкие слои
вещества, испытывают отклонение от своего первоначального на-
правления. Вследствие неоднородности объекта исследования раз-
личные его участки рассеивают большее или меньшее число элек-
236
тронов. В результате, распределение электронов в плоскости изо-
бражения будет соответствовать структуре исследуемого объекта.
В рентгеновских микроскопах контрастность изображения обус-
ловлена разницей в поглощении лучей отдельными деталями объ-
екта.
Увеличенное рентгеновское теневое изображение с фоторегист-
рацисй может быть получено двумя методами: контактной
м и к р о р е н тге н о г р а ф и е й (рис. 5.13, а) и проекцион-
ной микроскопией (рис. 5.13, б).
При контактной микрорентгеногра-
фии изображение получают за счет
просвечивания объекта 2, находящего-
ся непосредственно около фотоплен-
ки 3. Изображение объекта в пучке лу-
чей, исходящих из фокусного пятна 1,
на фотопленке получают в натуральную
величину, а затем увеличивают или
просматривают под световым микро-
скопом. Этот способ прост, но разре-
шающая способность его невелика. Опа
ограничивается качеством (зернисто-
стью) фотоэмульсии, неизбежным про-
светом между пленкой и предметом,
а также разрешающей способностью
светового микроскопа.
Наиболее перспективным является
метод получения увеличенного тенево-
го изображения, при котором использу-
ют «точечный» источник рентгеновских
лучей, а образец находится на значи-
тельном расстоянии от пленки. Такой
метод называют проекционной (тене-
вой) рентгеновской микроскопией.
Разрешение теневого микроскопа
определяется, во-первых, френелевской
дифракцией, в результате которой гра-
ницы деталей изображения оказыва-
ются размытыми, и, во-вторых, полу-
тенью, обусловленной конечными раз-
Рис. 5.13. Методы получения
увеличенного рентгеновского
теневого изображения
Рис. 5.14. Ограничение рез-
кости теневого изображения
явлением дифракции
мерами источника излучения.
Если / — расстояние от источника рентгеновского излучения до
объекта, а Ц — расстояние от источника излучения до плоскости
проекции (фотопленки), то увеличение изображения М=1\Ц. Рас-
стояние в плоскости изображения от геометрической тени 2 края
предмета 1 до первого френелевского максимума 3 (рис. 5.14) до-
вольно точно выражается формулой
S=M]''U.
тде 2. — длина волны рентгеновских лучей.
237
/
Из формулы следует, что размытие границы тем больше, чем
больше длина волны рентгеновского излучения и расстояние фокус-
ное пятно — объект. Таким образом^если в образце находя гея гве
точки на расстоянии d <^5//И = E^Z, то в плоскости изображения
они не будут различимы из-за размытия границ.
Размытие границ изображения обусловлено также конечными
размерами источника рентгеновского излучения 1 (рис. 5.15). Если
2г наибольший размер фокусного пятна, то ширина полутеневого
размытия в плоскости изображения 3
h = 2r (/И —1).
Ширине размытия h соответствует опре-
деленное расстояние между точками в плос-
кости объекта 2:
8=/г/УИ=2г(1- 1/Л1).
Отсюда следует, что для больших увели-
чений М минимальное разрешаемое расстоя-
ние в плоскости объекта 6 не может быть
меньше размера фокусного пятна 2г.
Рис. 5.15. Ограничение
резкости теневого изобра-
жения полутенью
Рис. 5.16. Схема рентге-
новского теневого микро-
скопа
Микрофокусные источники
рентгеновского излучения
В теневой микроскопии применяют специ-
альные рентгеновские приборы, называемые
микрофокусными. Они должны иметь очень
малый размер фокусного пятна (1—5 мкм
и менее); обеспечивать возможно меньшее
расстояние фокусное пятно — объект, что
необходимо для уменьшения влияния фре-
нелевской дифракции на разрешающую спо-
собность; генерировать сравнительно мягкое
рентгеновское излучение (это требование на-
ходится в противоречии со стремлением
иметь высокую разрешающую способность,
оно обусловлено желанием получить хоро-
шую контрастность изображения тонких об-*
разцов).
Размеры фокусного пятна зависят от диа-
метра электронного пучка, бомбардирующе-
го поверхность мишени. В микрофокусных
рентгеновских приборах для формирования
тонкого электронного пучка применяют маг-
нитные или электростатические фокусирую-
щие системы.
На рис. 5.16 схематически изображен рентгеновский теневой
микроскоп с магнитной фокусировкой. Электронный пучок создает-
ся в электронной пушке 4 с термокатодом из вольфрамовой прово-
238
jiofci V-образной формы. Пучок вначале формируется электроста-
тической системой пушки с вырезывающей диафрагмой диаметром
1 мл!. Для дальнейшего его сужения используют две фокусирую-
щие Магнитные линзы 3, 2. После прохождения второй линзы элек-
тронный пучок на мишени I имеет диаметр около 1 мкм.
В качестве мишени используют фольгу (толщина 1—2 мкм), ко-
торая одновременно является выходным окном. Это позволяет рас-
полагать исследуемый объект очень близко от фокусного пятна и
получать большое увеличение.
Такой микроскоп имеет хорошую
разрешающую способность. Однако
он сложен в эксплуатации, так как ра-
ботает при непрерывной откачке, кото-
рая осуществляется через патрубок 5.
Более удобными в работе и просты-
ми по конструкции являются рентге-
новские микроскопы, в которых приме-
няют отпаянные микрофокусные рент-
геновские трубки с электростатической
фокусировкой.
Рис. 5.17. Схема расположения
электродов микрофокусной
трубки с игольчатым анодом
Схематическое изображение элек-
тродов микрофокусной трубки представлено на рис. 5.17. Нить на-
кала 1 трубки выполнена из тонкой вольфрамовой проволоки в фор-
ме петли. Анод 3 в виде иглы изготовлен из вольфрама. Между ано-
дом и нитью накала находится фокусирующая диафрагма 2, кото-
рая фокусирует термоэлектроны на острие анода. Электронный по-
ток в трубке имеет конусную форму. Изменяя напряжение на диа-
фрагме, можно управлять размером сечения электронного потока.
Иногда нить накала в трубке электрически соединяют с диафраг-
мой.
В последние годы ведутся интенсивные исследования и уже до-
стигнуты определенные успехи в разработке микрофокусных ис-
точников рентгеновского излучения с использованием автоэмисси-
онных катодов. Применение таких катодов упрощает систему фоку-
сировки, так как позволяет получать большую плотность тока при
малых размерах эмиттера.
Рентгенотелевизионный микроскоп
Визуализация теневого изображения в рентгеновских микроскопах
с помощью фотопленки имеет существенный недостаток: необходи-
мо затрачивать время на обработку пленки. Вместе с тем информа-
цию о структуре исследуемого объекта зачастую важно иметь в
процессе проведения эксперимента. В тех случаях, когда требуемое
увеличение невелико (не более 200—300), целесообразно исполь-
зовать рентгенотелевизионные микроскопы (РТМ).
РТМ представляют собой сочетание острофокусного источника
рентгеновского излучения с телевизионной системой. Трубка в
РТМ создает поток рентгеновского излучения соответствующей же-
239
сткости. Прошедшие сквозь объект лучи попадают па устройство,
преобразующее их в электрический сигнал. В качестве рентгено-
чувствительного преобразователя обычно используют видпкон/Про-
цесс образования видеосигнала в нем протекает так же, как п в
обычных видиконах для широковещательного телевидения.
Фотомишень рентгеновидикона изготовляют из селена пли оки-
си свинца, имеющих сильно выраженный внутренний фотоэффект
при облучении рентгеновскими лучами. Так как рентгеновское нз-
Таблица 5.2
Параметры Тип микроскопа
МТР-ЗИ МГР-4
Максимальное увели- чение 40 50
Разрешающая спо- собность, мкм 25 16
Контрастная чувст- вительность, % 2 2
Тип рентгеновской трубки 0,3-РПВЮ- 150 БСВ-7
Рабочее напряжение. кВ 35—1о0 5—45
имеет практически такие же размеры,
лучение обладает боль-
шой проникающей способ-
ностью, то для повышения
чувствительности фото-
слой делают толстым.
Электрический сигнал с
видикона с помощью ви-
деоконтрольного устрой-
ства преобразуется в ви-
димое изображение па эк-
ране кинескопа.
Исследуемый объект
обычно располагают в не-
посредственной близости
от рентгеновидикона. При
этом теневое изображение
па фотомишени видикона
что и объект. Благодаря
этому размытие теневой картины из-за конечных размеров эффек-
тивного фокуса оказывается незначительным. Основное увеличение
изображения осуществляется телевизионной системой. Существен-
ным является то, что можно изменять коэффициент увеличения
в широких пределах путем изменения растра на мишени
видикона.
РТМ обладает самой высокой разрешающей способностью сре-
ди систем непосредственного наблюдения теневой картины (флюо-
ресцирующий экран, электронно-оптический преобразователь и
т. д.); допускает непосредственную регулировку масштаба увеличе-
ния; имеет высокую чувствительность благодаря свойств}' видикона
накапливать информацию в течение времени кадра; обеспечивает
дистанционность процесса наблюдения теневой картины.
Указанные преимущества РТМ обусловили их широкое приме-
нение при визуализации рентгеновского изображения в дефекто-
скопии В СССР созданы и серийно выпускаются рентгенотелевизи-
онные микроскопы нескольких типов. В табл. 5.2 приведены тех-
нические характеристики двух отечественных РТМ.
Лйикроскоп МТР-4 предназначен для работы с объектами, сла-
бо поглощающими рентгеновское излучение, и с успехом приме-
няется в медицине и биологии.
Любой рентгенотелевизионный микроскоп, работающий при не-
прерывном освещении исследуемого объекта потоком рентгеновско-
240
го .излучения, позволяет наблюдать статическое состояние объекта
или перемещение его отдельных элементов относительно друг дру-
га, Дели они происходят с незначительной скоростью. Например,
можйо видеть изменение размеров объекта при его нагреве или ох-
лаждении.
Более широкие возможности имеет стробоскопический РТМ, в
котором объект освещают импульсами рентгеновского излучения.
На таком микроскопе исследуют образцы в условиях динамическо-
го воздействия (вибраций, ударов и т. п.), что очень важно при
разработке вибропрочных изделий, состоящих из множества де-
талей.
Принцип действия такого микроскопа основан на стробоскопи-
ческом эффекте, широко известном в светотехнике. Если исследуе-
мый объект, который колеблется (или вращается) с частотой /о,
освещать короткими импульсами света, следующими с частотой
то при равенстве этих частот (fi=fo) объект будет казаться непод-
вижным, так как световой импульс будет заставать его в одной и
той же фазе движения. При некотором различии частот (Af=fi—
—f0) каждый последующий импульс света будет заставать объект
в различных фазах движения, и, следовательно, можно будет на-
блюдать весь цикл движения, но только в замедленном темпе. Чем
меньше разность частот А/, тем медленнее будет изменяться карти-
на перемещения объекта.
Пусть в стробоскопическом рентгенотслевизионном микроскопе
объект, вибрирующий с частотой /о, просвечивают импульсами рент-
геновского излучения с частотой ft. Импульсы формируются либо
импульсной рентгеновской трубкой, либо методом прерывания по-
стоянного потока вращающимся свинцовым диском с отверстиями.
Рентгеновидчкон преобразует теневую картину в видеосигнал, кото-
рый затем так же, как и в обычном РТМ, воспроизводится на экра-
не кинескопа в виде теневой картины исследуемого объекта.
Если частоты fi и f0 различаются между собой, то, как указыва-
лось, на экране видеоконтрольного устройства возникает стробоско-
пическое изображение. Оно позволяет исследовать перемещение
объекта как в целом, так и его отдельных деталей, просматривать
резонансные картины и дефекты конструкций, измерять амплитуды
взаимных перемещений элементов в объектах, непрозрачных для
видимого света.
§ 5.5. Трубки для рентгеноструктурного
анализа
Среди методов, применяемых для исследования структуры кристал-
лических тел (электронография, нейтронография и др.), ведущее
место занимает рентгеноструктурный анализ. Он основан на изу-
чении дифракционной картины, возникающей при взаимодействии
рентгеновских лучей с кристаллами. Строение дифракционной кар-
тины щвисит от структуры исследуемого объекта.
241
Известно, что атомы (ионы, молекулы) в кристаллических те-
лах расположены регулярно, в определенном порядке, образуя про-
странственную кристаллическую решетку. С этой решеткой рент-
геновские лучи взаимодействуют, как со своеобразной дифракци-
онной решеткой. При прохождении мягкого рентгеновского излуче-
ния через кристалл узлы решетки становятся источниками рассе-
янного излучения с такой же длиной волны, как и у падающего:
происходит
рассеянных
рассеяние лучей. Интерференция волн,
узлами, приводит к возникновению в оп-
ределенных направлениях (зависящих
от строения кристалла) дифракцион-
ных максимумов. В остальных направ-
лениях рассеянные волны гасят друг
друга.
Как показали в своих работах про-
фессор Московского университета
Г. В. Вульф и английский физик
В. Л. Брэгг (их исследования были
выполнены независимо и практически
одновременно), дифракцию рентгенов-
ских лучей в кристалле можно рассмат-
ривать как отражение лучей от плоско-
когерентное
отдельными
Рис. 5.18. Отражение рентгенов-
ских лучей атомными плоско-
стями кристалла
стей пространственной кристалличес-
кой решетки.
Рассмотрим семейство атомных плоскостей кристалла (рис. 5.18),
расстояние между которыми одинаково и равно d. На кристалл под
углом г падает пучок рентгеновских лучей с длиной волны Лу-
чи испытывают зеркальное отражение от большого числа атомных
плоскостей; отраженные лучи интерферируют. Они будут усили-
вать друг друга, если разность их хода равна целому числу п длин
волн. Из рисунка видно, что разность хода лучей, отраженных от
соседних атомных плоскостей, равна сумме отрезков АВ+ВС=
= 2rfsin'&. Следовательно, взаимное усиление лучей, т. е. образо-
вание дифракционного максимума, произойдет при условии
2d sin &=«>.,
где п=1, 2, 3... — порядок отражения. Это соотношение называется
уравнением Вульфа — Брэгга.
Из уравнения следует,что монохроматические рентгеновские лу-
чи отражаются от кристалла не при любых, а только при вполне
определенных углах падения и. При п=1 наблюдается отражение
первого, при п=2 — второго и т. д. порядков. Им соответствуют уг-
лы Щ, «2,—, Wni Причем Ui<U2<.„<«п.
На основании уравнения Вульфа — Брэгга можно, определив на
опыте угол v, решить две важные практические задачи:
1) определить межплоскостное расстояние d кристалла при из-
вестной длине волны Z (в этом состоит назначение рентгенострук-
турного анализа);
2) найти длину волны Z при известном d (это цель рентгено-
спектрального анализа).
242
Методы рентгеноструктурного анализа
Для наблюдения дифракции рентгеновских лучей в исследуемом
образце применяются следующие основные методы.
Метод Лауэ, в котором дифракционная картина возникает
при облучении неподвижного монокристалла узким пучком тормоз-
ного излучения. Образование дифракционных максимумов проис-
ходит вследствии того, что в непрерывном спектре тормозного из-
лучения всегда найдутся длины волн, удовлетворяющие уравнению-
Вульфа — Брэгга для некоторых атомных плоскостей кристалла,
расположенных иод определенными углами к падающему пучку
лучей.
Метод вращения кр ист а л л а. Медленно вращающийся
вокруг выбранной оси монокристалл облучают монохроматическим
пучком лучей. При вращении меняется угол между пучком и атом-
ными плоскостями кристалла, которые в последовательные момен-
ты времени занимают положения, удовлетворяющие уравнению Ву-
льфа — Брэгга.
Метод порошков (метод Дебая — Ш е р е р а). Непод-
вижный поликристаллический образец (обычно в виде стерженька),
состоящий из большого числа мелких кристалликов, облучают мо-
нохроматическим пучком рентгеновского излучения. Среди случай-
но ориентированных кристалликов всегда найдутся такие, атомные
плоскости которых расположены по отношению к пучку под углами,
удовлетворяющими уравнению Вульфа — Брэгга.
Для регистрации дифракционной картины применяют или фо-
топленку, или счетчики фотонов. В методе Лауэ плоскую фотоплен-
ку располагают перпендикулярно первичному пучку лучей позади
(по ходу пучка) кристалла. В двух других методах дифракцион-
ная картина регистрируется на пленку, изогнутую по цилиндриче-
ской поверхности, ось которой совпадает или с осью вращения кри-
сталла, или с осью поликристаллического образца.
Установки, в которых регистрация осуществляется с помощью
счетчиков, получили название дифрактометров. Счетчик выводится
на дифрагированный пучок путем определенного пространствен-
ного перемещения, осуществляемого специальным гониометриче-
ским устройством. В дифрактометрах применяют счетчики Гейгера,
сцинтиляционные, пропорциональные и полупроводниковые счетчи-
ки.
В связи с широким применением кристаллов в лазерной технике,
микроэлектронике, радиотехнике и других областях в последние
годы резко повысился интерес к рентгенотопографическим
методам исследования структуры. Эти методы позволяют выя-
вить пространственную картину распределения дефектов в кристал-
ле без его разрушения. От количества и характера дефектов в кри-
сталле в сильной степени зависит качество созданного на его ос-
нове прибора. Поэтому вполне понятно стремление использовать
топографические методы для массового контроля кристаллов в
процессе их производства и обработки. Применение традиционного
способа фоторегистрации в этом случае не обеспечивает требуемой
243
методов топографии—
5
Рис. 5.19. Схема метода Лаптя
быстроты получения информации. Для достижения необходимой в
промышленных условиях экспрессное™ контроля разрабатывают
системы визуализации дифракционных топографических изображе-
ний на базе рентгеновских электронно-оптических преобразовате-
лей, телевизионных установок и других устройств. Фоторегистра-
цию топографических изображений используют в основном в ла-
бораторных исследованиях.
На рис. 5.19 показана схема одного из наиболее универсальных
метода Ланга. Пучок монохроматиче-
ского излучения, испущенного точеч-
ным источником 1, проходит через уз-
кую щель 2 и попадает на исследуемый
кристалл 3, находящийся в отражаю
щем положении. Дифрагированный пу-
чок через щель в экране 4 попадает на
фотопластинку 5. Экран защищает пла-
стинку от засветки прошедшим через
кристалл первичным пучком излучения.
Кристаллу и фотопластинке придают
синхронное возвратно-поступательное
движение, благодаря чему можно по-
лучить дифракционное изображение
достаточно большого участка кристал-
ла. Областям кристалла, содержащим
искаженную кристаллическую решетку
в методе Ланга, соответствует повы-
шенная интенсивность дифрагированного пучка, что можно объяс-
нить на основе динамической теории рассеяния рентгеновских лу-
чей. Этот метод применяют для исследования тонких кристаллов,
когда jkS'=C1 (S — толщина кристалла).
Для исследования структурных несовершенств в кристаллах
применяют также достаточно простой по исполнению метод ш и-
рокорасходящегося пучка рентгеновских лучей (метод
ШРП). Его характерная особенность состоит в том, что падающий
на кристалл из точечного источника пучок лучей должен заполнять
конус с достаточно большим углом раствора при небольшом рас-
стоянии (единицы миллиметров) между источником и кристаллом.
В схеме метода ШРП (рис. 5.20) точечный источник может быть
получен бомбардировкой «прострельного» анода 3, расположенного
вблизи кристалла 4, острофокусированным электронным пучком 1.
Дифракционную картину регистрируют на фотопленку 2, располо-
женную перед кристаллом (схема обратной съемки), или фотоплен-
ку 5, расположенную позади него (схема прямой съемки).
Для большинства методов рентгеноструктурного анализа тре-
буется монохроматическое излучение. Обычно используется харак-
теристическое /(-излучение рентгеновской трубки.
Так как характеристические лучи состоят из ряда длин волн и
всегда возникают на фоне тормозного спектра, однородность пучка,
получаемого от рентгеноструктурной трубки, для решения ряда за-
244
дач может быть недостаточной. Для улучшения монохроматично-
сти пучка из его спектра выделяют Ка — линию характеристиче-
ского излучения. Для этого пучок лучей из трубки пропускают че-
рез селективно поглощающий фильтр. Фильтр изготовляют из ма-
териала, атомный номер которого на единицу меньше атомного но-
мера материала мишени трубки. При этом условии Д-край коэф-
фициента ослабления рф материала фильтра располагается между
Др- и ^-линиями спектра (рис. 5,21). В результате интенсивность
пика А'р будет ослаблена фильтром в сильной степени, а пика Да—
относительно мало. Одновременно сущест-
венно уменьшается также интенсивность
тормозного спектра. Поэтому прошедший че-
рез фильтр пучок оказывается более одно-
родным по составу, чем исходный: он содер
жит главным образом Да-линию характери-
стического излучения трубки.
Для получения монохроматического из-
лучения применяют также монохроматоры
в виде плоских или изогнутых кристаллов.
Если на такой кристалл падает немонохро-
матический пучок лучей, то в соответствии
с уравнением Вульфа — Брэгга легко обес-
печить условия, при которых от кристалла
отразится излучение нужной длины волны.
Чтобы получить монохроматическое Да-из-
лучение мишени, необходимо выбрать угол
падения пучка лучей на кристалл в соответ-
ствии с условием
= sin
В качестве монохроматоров широко ис-
пользуют кристаллы кварца, каменной соли,
графита, фтористого лития, германия.
Рис. 5.2и. Схема метода
широкорасходящегося
пу чка
Загрязнение спектра излучения Рис. 5.21. Выделение
Да -линии характеристи-
При длительной работе трубки для рентге- ческого излучения трубки
неструктурного анализа на поверхность ми- с помощью фильтра
шени могут напыляться посторонние материалы, характеристиче-
ское излучение которых часто имеет длины волн, близкие к длинам
волн основного излучения. В результате, как принято говорить,
происходит загрязнение спектра излучения трубки линия-
ми посторонних элементов. Например, может наблюдаться загряз-
нение спектра L-линиями вольфрама, испаряющегося из нити нака-
ла. Присутствие в спектре характеристического излучения трубки
посторонних линий приводит к его усложнению и ошибкам при
расшифровке рентгенограмм.
Степень загрязнения спектра можно охарактеризовать пара-
метрами:
245
где /i, /2, • •Jm— интенсивности линий посторонних элементов в
спектре характеристического излучения трубки; /к*— интенсив-
ность /(a-линии характеристического излучения материала мишени.
За степень загрязнения т] принимают наибольший (в данный
момент) из параметров в этом ряду. С течением времени степень
загрязнения 7] увеличивается и может превысить допустимое зна-
чение, которое для трубок отечественного производства принято
равным 1 %.
С целью уменьшения скорости загрязнения нить накала в като-
дах современных трубок для рентгеноструктурного анализа выпол-
няют из тарированного карбидированного вольфрама. Такие като-
ды имеют меньшую, чем катоды из чистого вольфрама, рабочую
температуру и меньшую испаряемость.
Однако степень загрязнения спектра излучения зависит не толь-
ко от температуры катода, но и от давления остаточных газов в
приборе. Так как при работе трубок происходит ионизация газа
термоэлектронами в вторичными электронами, то бомбардировка
катодного узла образовавшимися положительными ионами приво-
дит к распылению его материалов и их конденсации на поверхно-
сти мишени. В результате, в спектре появляются линии, например,
железа (распыление фокусирующего устройства), вольфрама (рас-
пыление нити накала) и других элементов. В трубках с недостаточ-
но высоким вакуумом интенсивное загрязнение спектра посторонни-
ми линиями происходит уже в первые 100—150 ч непрерывной ра-
боты. Для улучшения вакуума в трубках применяют геттер.
Поверхность электродов трубки должна быть тщательно обра*
ботана. В противном случае при разрядах в приборе может про-
исходить испарение микроострий и отрыв микрочастиц с поверхно-
сти катодного узла, что, естественно, также приводит к попаданию
посторонних атомов на мишень и загрязнению спектра.
Конструкция трубок
В основе рентгеноструктурного анализа лежит, как указывалось,
явление когерентного рассеяния лучей исследуемым объектом. Та-
кое рассеяние испытывают лишь мягкие лучи. Следовательно, ха-
рактеристическое излучение трубки для рентгеноструктурного ана-
лиза должно быть мягким. Оно может быть получено, если мишень
прибора изготовить из материала со сравнительно небольшим ато-
мным номером. Обычно мишени выполняют из следующих метал-
лов: 24СГ, 26Fe, 27С0, 2gNi, 29CU, 42М0, 4?Ag.
Анод трубок для рентгеноструктурного анализа заземляют и
охлаждают проточной водой непосредственно из водопровода. Ми-
шень анода располагают под углом 90° к оси прибора. Такое рас-
положение мишени позволяет использовать одновременно несколь-
ко рабочих пучков, т. е. проводить съемку рентгенограммы ряда
образцов сразу, в один прием. Выпуск из трубки длинновоф!ового
характеристического излучения осуществляют через тонкие берил-
лиевые окна, число которых обычно равно двум, трем или четырем.
246
Ось рабочих пучков, проходящих через центр окна, составляет с
плоскостью мишени угол 3—6°.
Для сокращения времени съемки рентгенограмм трубки работа-
ют при максимально допустимой мощности, которая зависит (при
прочих равных условиях) от материала мишени.
При рентгеноструктурном анализе пучок лучей, действующий не-
посредственно на исследуемый объект, узкий, так как предваритель-
но проходит через диафрагмы с малым (0,3—1,0 мм) отверстием
или узкие щели. Если размеры фокусного пятна трубки существен-
Рис. 5.22. Конструкция рентгеновской трубки для структурного анализа
но больше размера щели, то интенсивность пучка оказывается не-
большой, так как используется излучение лишь с малого участка
пятна. Для получения большой интенсивности пучка необходимо
иметь острое фокусное пятно. Трубки для рентгеноструктурного
анализа изготовляют, как правило, с линейным фокусным пятном.
В трубках с четырьмя выходными окнами при этом обеспечива-
ется получение двух штриховых и двух «точечных» эффективных
фокусных пятен (фактически «точечная» проекция представляет
собой миниатюрный квадрат или прямоугольник).
Обычно трубки выпускают сериями, включающими в себя не-
сколько моделей однотипных приборов. Модели отличаются друг
от друга в основном размерами фокусных пятен, а следовательно,
и мощностью. Например, новая серия отечественных трубок типа
БСВ на напряжение 60 кВ имеет пять номиналов размеров фокус-
ных пятен.
Конструкция рентгеновской трубки схематически показана на
рис. 5.22. Источником электронов в ней служит прямонакальный ка-
тод в виде винтовой спирали 4, выполненный из тарированного кар-
бидированного вольфрама. Базовой деталью для монтажа катодно-
го узла является коваровая втулка 8, благодаря применению ко-
торой обеспечивается надежная юстировка электронно-оптической
системы. Анод трубки 3 заземлен. Для охлаждения анода применя-
ют проточную воду, поступающую в его полость через узкую щель
в съемном охладителе 1. Вакуумная оболочка состоит из цилиндри-
ческого медного корпуса 5, в который впаяны бериллиевые окна 2
для выпуска излучения, и баллона 10. выполненного из стекла С-
247
52. Для увеличения электрической прочности трубки предусмотрен
тонкостенный металлический экран 7. Для обеспечения высокого и
устойчивою вакуума в трубке применен распыляемый геттер Ь.
размещенный в полости катодной стойки. Высокое напряжение по-
дают па катод трубки с помощью высоковольтного кабеля через
цоколь 9. Выпускают и такие трубки, в которых цоколь заменен
гибкими выводами. Описанные приборы используют в рентгенов-
ских аппаратах с фоторегистрацией и дифрактометрах различного
назначения.
Рис. 5.23. Трубка для исследования методом шмроко-
расходящегося пучка
Трубки на напряжение GO кВ применяют, в частности, и для
проведения топографических исследований. Однако экспрессность
получения результатов в этом случае оказывается весьма низкой.
Для повышения экспрессное™ необходимо увеличить интенсив-
ность характеристического излучения. Из формулы (4.2) для ин-
тенсивности характеристических линий следует, что для увеличе-
ния /л при заданной мощности P=IU трубки выгодно повышать
(в определенных пределах) ее анодное напряжение U, а не ток. Хо-
тя с ростом напряжения приблизительно пропорционально U2 ра-
стет интенсивность «фонового», тормозного, излучения; для ряда
топографических методик это не имеет существенного значения.
Увеличение напряжения до iOO кВ позволяет получить достаточно
интенсивное /(-излучение таких материалов, как молибден, сереб-
ро и вольфрам.
Первые промышленные образцы приборов на 100 кВ были соз-
даны в СССР. Например, трубки БСВ-20 мощностью 1,5 кВт име-
ют четыре выходных окна, закрытых бериллиевыми дисками тол-
щиной 0,5 мм. Размеры действительного фокусного пятна — 1 X
Х10 мм2; размеры эффективных фокусных пятен под углом 6° к
рабочей поверхности анода составляют 1X1 и 0,1X10 мм2. Трубки
имеют мишени из меди, молибдена, серебра и вольфрама. В отли-
чие от рентгеноструктурных трубок на 60 кВ, работающих на воз-
духе, стокиловольтные трубки работают в защитном кожухе, запол-
ненном трансформаторным маслом с электрической прочностью по-
рядка 160—170 кВ/см. Для охлаждения анода используют проточ-
ную воду. Более мощной (2,5 кВт) является трубка БСВ-26 с фо-
кусным пятном 1,6X10 мм2. Опыт эксплуатации трубок на 100 кВ
248
показывает, что время получения топограмм кристаллов с их по-
мощью в сопоставимых условиях оказывается в несколько раз ме-
ньше, чем при использовании аппаратуры с трубками на 60 кВ.
На рис. 5.23 схематически показана конструкция отпаянной тру-
бки типа БС-4 для метода ШРГ1. Важнейшая конструктивная осо-
бенность трубки — длинная, так называемая капиллярная, анодная
труба 1 с коническим окончанием, несущая дву.хслойный (топкая
пленка, нанесенная на бериллиевое окно) «прострельный» анод 3.
Электромагнитную линзу 2, вплотную к которой может быть распо-
ложена кассета обратной съемки, устанавливают на расстоянии
d = 20-4-25 мм от торца анодной трубы. При таком положении линзы
обеспечивается оптимальная фокусировка электронного пучка (ди-
аметр фокусного пятна 20 -25 мкм). В принципе указанное рассто-
яние может быть несколько увеличено, но при этом неизбежно рас-
ширяется фокусное пятно.
Система формирования электронного пучка этой трубки выпол-
нена в виде трехэлектродиой пушки. При ее расчете и проектиро-
вании был использован уже описанный метод траекторного анализа.
Мощные трубки с вращающимся анодом
Среди источников излучения, применяемых в рептгеноструктурных
исследованиях (за исключением источников синхротронного излуче-
ния), наибольшую интенсивность пучка имеют мощные острофокус-
ные разборные трубки с вращающимся анодом, охлаждаемым про-
точной водой. Вращающийся анод (рис. 5.24) представляет собой
цилиндрическую камеру 4, диаметр которой обычно лежит в преде-
лах 100—500 мм. Возбуждение рабочих пучков излучения 1 и 3
осуществляется в результате бомбардировки наружной поверхно-
сти камеры ленточным электронным пучком 2, сформированным
специальной перестраиваемой ЭОС. Внутреннюю поверхность ка-
меры охлаждают проточной водой.
Рентгеновские трубки мощностью 5 кВт для отечественного ап-
парата АРТВА-5,0 изготовляют с мишенями из меди, хрома и се-
ребра в дух вариантах — с вертикальным пли горизонтальным рас-
положением катодного узла. В первом случае они имеют четыре
выпускных окна (обеспечивающих получение двух «точечных» и
двух штриховых проекций фокусного пятна), во втором — два ок-
на («точечные» проекции). Размеры фокусного пятна можно регу-
лировать от (0,3X3) до (0,5X5) мм2 в процессе работы трубки. Ди-
аметр анода 100 мм; частота вращения 2800 об/мин. Анод охлажда-
ют водой по замкнутому циклу, расход воды не более 15 л/мин.
В качестве вакуумного уплотнения вала вращающегося анода при-
меняют специальную самосмазывающуюся манжету. Трубка мо-
жет работать в режиме максимальной мощности при любом зна-
чении напряжения в диапазоне 25—50 кВ.
Аналогичное устройство имеет трубка с вращающимся анодом
и для другого отечественного аппарата — АРТВА-2,0.
249
В установке /?6’-1500 фирмы «Ригаку Дэнки» (Япония) исполь-
зуется трубка мощностью 90 кВт с фокусным пятном 1X10 мм2.
Таким образом, удельная нагрузка этой трубки равна 9 кВт/мм2,
что в 40—50 раз больше, чем у лучших трубок с неподвижным ано-
дом и теми же размерами действительного фокусного пятна. Дос-
тигнуты эти показатели прежде всего за счет применения анода от-
носительно большого диаметра — 250 мм и очень высокой частоты
вращения— 10 000 об/мин.
Установки на основе трубок с вращающимся анодом позволяют
Рис. 5.24. Схема вращающего-
ся анода
резко увеличить производительность
рентгеноструктурных исследований,
в частности исследований слаборассеи-
вающих образцов. Высокая мощность
трубок обеспечивает возможность ви-
зуализации полученных с их помощью
топографических изображений кри-
сталлов, а также возможность иссле-
дования короткоживущих объектов.
Одной из новых областей примене-
ния мощных трубок с вращающимся
анодом является рентгенолито-
графия. Ее принципиальная схема
в общих чертах аналогична схеме фо-
толитографического процесса. Пласти-
на исходного материала, покрытая слоем резиста, экспонируется
через специальный шаблон с помощью источника мягкого рентге-
новского излучения. Основой шаблона является достаточно про-
зрачная для рентгеновских лучей тонкая органическая или неорга-
ническая пленка, на поверхность которой нанесен нужный рисунок
в виде покрытия из тяжелоатомного металла (как правило, золо-
та) При облучении на резисте создается теневое изображение
шаблона. Изменения, возникающие в резисте, обусловлены дейст-
вием фотоэлектронов, освобожденных рентгеновским излучением.
При использовании мягких лучей фотоэлектроны пробегают в ре-
зисте малые (порядка 0,1 мкм) расстояния, вследствие этого рент-
геновская литография характеризуется высоким разрешением
и обеспечивает получение рисунков с субмикронными размерами.
В отличие от фотолитографии здесь отсутствуют дифракционные
явления, ограничивающие разрешение.
В рентгенолитографии для экспонирования используют некон-
тактный метод: шаблон устанавливается на конечном, хотя и очень
малом расстоянии от поверхности пластины с резистом. Обуслов-
лено это малой механической прочностью шаблона и необходимо-
стью его перемещения.
Для получения рисунков с субмикронными размерами важно
правильно выбрать длину волны излучения: необходимо, чтобы лучи
эффективно поглощались резистом. Широкое распространение по-
лу шли, например, трубки с алюминиевыми мишенями, К-излуче-
250
ние которых имеет длину волны 0,834 нм. Применяется также L-
излучение мишеней из палладия и родия.
На рис. 5.25 показана схема установки для рентгенолитографии,
в которой используется мощная трубка с вращающимся анодом,
охлаждаемым проточной водой. Рабочая поверхность анода 1 бом-
бардируется электронным пучком, сформированным пушкой 2. Че-
рез тонкое (20—30 мкм) бериллиевое окно 4 рентгеновские лучи 9
выпускаются из трубки в камеру экспонирования 3, на дне кото-
рой установлены пластина с резистом 8
и шаблон 7. Камера заполнена гелием
при нормальном давлении. Гелий име-
ет порядковый номер Z=2, поэтому ко-
эффициент ослабления мягких рентге-
новских лучей в этом газе значительно
меньше, чем в воздухе. Для совмеще-
ния изображения на шаблоне с изобра-
жением на пластине используют специ-
альное устройство 6. Наблюдение за
объектом осуществляется с помощью
микроскопа 5. При мощности трубки
порядка 15 кВт время экспонирования
составляет несколько минут. Оно, не-
сомненно, будет сокращаться по мере
дальнейшего совершенствования рези-
стов.
Q Я
Рис. 5.25. Конструкция уста-
новки с вращающимся анодом
для рентгенолитографии
§ 5.6. Трубки для рентгеноспектрального
анализа
В промышленности и научных исследованиях для изучения химиче-
ского состава веществ наряду с методами аналитической химии и
оптическим спектральным анализом широко применяют качествен-
ный и количественный рентгеноспектральный анализ.
Возможность определения химического состава вещества этим
методом основана на том, что каждый элемент периодической си-
стемы обладает своим, присущим только ему спектром характери-
стического излучения. Поэтому для проведения анализа следует
прелюде всего возбудить характеристическое излучение исследуемого
объекта и разложить его в спектр. Измерив длины волн линий ха-
рактеристического излучения по спектрограмме, можно на основа-
нии закона Мозли определить элементный состав объекта, т. е.
осуществить качественный анализ. Для получения информации о
количественном содержании элементов в веществе необходимо до-
полнительно оценить интенсивность линии характеристического из-
лучения. Эту оценку для повышения точности производят косвенны-
ми методами. Например, сравнивают интенсивность аналитической
личин исследуемого вещества и эталонного образца, содержаще-
го определяемый элемент в точно известном количестве.
251
Рентгеноспектральный анализ имеет достаточно высокую чувст-
вительность, что позволяет обнаружить элементы, находящиеся в
веществе в малых количествах, примерно от 0,5 до Ю 4 вес. %. Она
зависит от конкретных условий и возрастает при переходе от лег-
ких элементов к тяжелым.
Рентгепоспектральный анализ характеризуется высокой точно-
стью (погрешность анализа в отдельных случаях не превышает
0,3—0,5%), является высоко экспрессным, допускает полную авто-
матизацию процесса определения элементов.
Флюоресцентный метод анализа
Наиболее распространенным методом рентгеноспектрального ана-
лиза в настоящее время является флюоресцентный. Этим ме-
тодом можно определять присутствие практически любых элементов
периодической системы, начиная с фтора (Z = 9), причем в диапа-
зоне 9^Z^55 анализ ведется, как правило, по их /(-серии, а на-
чиная с Z^56 — по L-серии. Исследуемый образец может быть
твердым, в том числе порошкообразным, и жидким.
Современные промышленные установки для проведения рентге-
носпектрального анализа можно разделить на два основных клас-
са: кристалл-дифракционные и бескристальные.
На рис. 5.26 показана рентгенооптпческая схема кристалл-
дифракционного спектрометра по Соллеру, широко
применяемого в промышленности. Рентгеновское излучение мощ-
ной трубки / возбуждает флюоресценцию атомов исследуемого об-
разца 2. Флюоресцентное излучение, пройдя через многопластин-
чатый коллиматор 3, называемый коллиматором Соллера, падает
параллельным пучком на поверхность кристалла-анализатора 4.
Кристалл ориентирован по отношению к пучку под углом о, обеспе-
чивающим отражение лучей соответствующей длины волны. Отра-
женные от кристалла лучи проходят через второй коллиматор 5 в
попадают в детектор 6 — газовый пропорциональный или сцинтил-
ляционный счетчик фотонов. Детектор преобразует фотоны в элек-
трические импульсы с амплитудой, пропорциональной энергии фо-
тона. По скорости счета импульсов определяют концентрацию эле-
мента. Для этой цели обычно используют ЭВМ.
Существует два основных типа кристалл дифракционных спект-
рометров: сканирующие и многоканальные (или
квантометры).
В сканирующих спектрометрах для определения присутствия в
образце нескольких элементов взаимное положение кристалла-ана-
лизатора и детектора постепенно изменяют таким образом, чтобы
уравнение Вульфа — Брэгга поочередно выполнялось для анатити-
ческих линий всех определяемых элементов, т. е. используют один
перестраивающийся спектрометрический канал. Перестройка (по-
ворот кристалла на угол и и детектора на угол 26) осуществляется
автоматически по заданной программе с помощью специального
кинематического устройства. Точность установки угла 2d составля-
ет 2 -3 тысячных доли градуса.
252
В многоканальных установках используют несколько каналов,
каждый из которых обычно жестко настроен на соответствующую
аналитическую линию. Таким образом, число одновременно опре-
Рис. 5.26. Схема кристалл-дифракционного спектрометра по Сол-
леру
деляемых элементов здесь равно числу спектрометрических кана-
лов. Иногда используют каналы, допускающие перестройку. Ана-
лиз практических задач, решаемых в производственных условиях,
показывает, что в большинстве случа-
ев можно обойтись установками с 8—
15 каналами, хотя в ряде стран выпус-
каются квантометры с 23—30 канала-
ми.
Спектрометрические каналы и ка-
меру для установки исследуемых об-
разцов обычно вакууммируют до давле-
ния порядка 1 Па с целью уменьшения
ослабления излучения воздушной сре-
дой. Наряду с рентгенооптической схе-
мой Соллера в спектрометрах, прежде
Рис. 5.27. Структурная схема
полупроводникового спектро-
метра
всего многоканальных, ис-
пользуют схемы с изогнутыми кристаллами-анализаторами.
В последнее время широкое распространение получил метод б, с-
кристальной спектрометрии на основе полупроводиковых спектро-
метров (рис. 5.27). В этом методе состав флюоресцентного излече-
ния определяют непосредственно спектрометром с полупроводнико-
вым детектором, т. е. без предварительного разложения излучения
в спектр с помощью кристалла. Так как амплитуда электрическо-
го импульса на выходе детектора однозначно определяется энерги-
ей фотона, то, используя амплитудный анализатор импульсов, мож-
но сразу выделить аналитические линии определяемых элементов.
Рентгеновские лучи со трубки 1 падают на исследуемый образец 2
и возбуждают флюоресцентное излучение его атомов. Фотоны флю-
оресцентного излучения попадают в детектор 3, который вместе с
253
первым каскадом предусилителя охлаждают до температуры жид-
кого азота. Через предусилитель 4 и широкополосный усилитель
5 импульсы сигнала поступают на многоканальный амплитудный
анализатор 6. Для расшифровки спектра импульсов, внесения не-
обходимых поправок п других процедур, связанных с получением
конечного результата, используют мини-ЭВЛА 7. С помощью полу-
проводниковых спектрометрсЕ можно одновременно определять до
восьмидесяти двух элементов. Однако по разрешающей способно-
сти и чувствительности они пока заметно уступают кристалл-диф-
ракционным спектрометрам.
Конструкция трубок
для кристалл-дифракционной аппаратуры
Обычно трубки рассчитывают на максимальное напряжение 50—
75 кВ. Для возбуждения флюоресценции легких элементов, как пра-
вило, используют смешанное излучение трубок с мишенями из ма-
териалов с относительно небольшим Z.
Эффективное возбуждение флюоресцентного излучения атомов
с Z>21-:-22 достигается с помощью тормозного спектра. В этом
случае применяют трубки с тяжелоатомными мишенями, напри-
мер вольфрамовыми и рениевыми.
В многоканальных рентгеновских спектрометрах используют
трубки с торцовым выходом излучения, благодаря чему около труб-
ки удается разместить большое число спектрометрических ка-
налов.
Трубки, применяемые в сканирующих спектрометрах, обычно
имеют боковой выход излучения. Примером может служить труб-
ка БХВ-6. Ее вакуумная оболочка состоит из стеклянного баллона
и массивного медного корпуса, в который впаяно бериллиевое окно
толщиной 1 мм овальной формы. Трубка характеризуется малым
расстоянием от центра действительного фокусного пятна до наруж-
ной поверхности окна (так называемое фокусное расстояние), ко-
торое равно 11 мм. Чем меньше это расстояние, тем выше при про-
чих равных условиях интенсивность излучения у поверхности
окна.
На рис. 5.28 показана конструкция запаянной трубки для флюо-
ресцентного анализа с торцовым выходом излучения. По оси анода
4. соединенного с баллоном / через коваровое кольцо 2, располо-
жен катод 3 с вольфрамовой нитью накала в виде винтовой спира-
ли. Эмиттированные нитью электроны возбуждают на аноде фокус-
ное пятно в виде кольца шириной 6 мм. Поток излучения выпуска-
ется из трубки через тонкое бериллиевое окно 5 диаметром около
30 мм. Д^ассивный медный анод, который при работе трубки зазем-
ляют, охлаждается проточной водой. Его внутренняя поверхность
может быть покрыта пленками различных материалов. Для полу-
чения интенсивного тормозного излучения применяют тяжелоатом-
ные покрытия (например, рений, Z = 75). Если для анализа необ-
ходимо использовать характеристическое излучение, то в качест-
254
ве покрытая применяют материал, обеспечивающий требуем^ ю
жесткость этого излучения.
Благодаря заземлению анода образец может быть непосредст-
венно расположен у окна трубки.
ЛАаксимальное рабочее напряжение трубки 50 кВ, наибольшая
мощность при длительной непрерывной работе зависит от
типа покрытая: для медного (без покрытия) анода она равна
5 кВт.
I рубки такой конструкции имеют некоторые недостатки. Так,
их фокусное расстояние слишком большое —16—17 мм; их окно
подвержено сильному нагреву вследст-
вие бомбардировки вторичными элек-
тронами, выбитыми из анода. При на-
греве и воздействии атмосферного дав-
ления в окне возникают значительные
механические напряжения; поэтому во
избежание растрескивания толщину ок-
на приходится брать излишне боль-
шой — 0,3—0,5 мм, что приводит к сни-
жению эффективности возбуждения
флюоресценции в длинноволновой об-
ласти.
Перечисленных недостатков нет у
трубок,, в которых анод находится под
высоким потенциалом, а заземлен ка-
тод (рис. 5.29). Бериллиевое окно 4
располагается в торцовой части ме-
таллического заземленного корпуса 3.
Прямоканальпый катод 2 выполнен в
форме кольца, охватывающего анод 1.
Движение электронов, эмиттированных
катодом, происходит по траекториям,
вид которых показан на рисунке пунк-
тиром. Вторичные электроны на бе-
риллиевое окно не попадают, так как
электрическое поле между анодом и
окном для них является тормозящим.
Толщина окна в такой трубке может
быть уменьшена до 0,125—0,15 мм, фо-
кусное расстояние —до 11—12 мм.
Поскольку анод находится под вы-
Рис. 5.28. Конструкция трубки
для флюоресцентного анализа
с торцовым выходом излучения
Рис. 5.29. Конструкция
трубки для флюоресцент-
ного анализа с заземлен-
соким потенциалом, его охлаждают по ним катодом
замкнутому циклу деионизованной во-
дой, циркулирующей по диэлектрическому шлангу, свернутому
в спираль. Если в трубке, показанной на рис. 5.28, кинетическая
энергия значительной части втричных электронов затрачивается на
нагрев окна, то в рассматриваемой трубке вторичные электроны
возвращаются на анод, что способствует увеличению интенсивности
излучения.
255
За рубежом широко применяют трубки OEG-75 с бериллиевым
окном толщиной 0,125 мм, работающие с заземлением катода; в
СССР —трубки БХВ-14 и РХВ.
Трубки для бескристальной аппаратуры
При бескристальном анализе условия регистрации излучения яв-
ляются более благоприятными: детектор фотонов находится на не-
большом расстоянии от образца; отсутствуют диафрагмы, ограни-
чивающие пучок, и г. д. Поэтому спектрометрическим блоком реги-
' 2 3 4 5 6 7
Рис 5.30. Конструкция малогабаритной трубки для рентгено-
спектрального анализа
Рис. 5.31. Конструкция трубки
для рентгеноспектрального ана-
лиза со сменными мишенями
стрируют значительную долю (пример-
но 1 10%) потока флюоресцентного
излучения с образца, в то время как
при использовании кристаллов удается
регистрировать лишь около 10-4—
10_3% потока.
Это позволяет для возбуждения
флюоресценции образца при бескри
стальном анализе использовать рентге-
новские трубки небольшой мощности
Удобными для этой цели оказались
трубки с «прострельными» анодами.
На рис. 5.30 приведена конструкция
малогабаритной трубки на напряже-
ние 25 кВ. В ней мишень нанесена не-
посредственно на бериллиевое окно /,
толщина которого составляет 0,4 мм.
Нить накала 4 расположена в фокуси-
рующем устройстве 5. Окно припаяно
к медному корпусу 2, соединенному со
стеклянным баллоном 6 прибора через коваровое кольцо 3. Вес
трубки всего 0,04 кгс. Она имеет двухштырьковый цоколь /.
Конструкцию, подобную описанной, имеют промышленные труб-
ки отечественного производства БХ-2 и БХ-3. Их применяют в пе-
256
реносной аппаратуре для скоростного анализа в полевых и произ-
водственных условиях.
Созданы также отпаянные трубки, в которых может быть произ-
ведена смена мишени (рис. 5.31). «Прострельные» аноды 3 с мише-
нями из разных материалов укреплены в держателе, поворотом ко-
торого любой из анодов может быть установлен против выходного
окна 2 трубки. Держатель вращается на небольшом валике, кото-
рый припаян к корпусу 1 прибора. Поворот держателя осуществля-
ют с помощью постоянного магнита, расположенного вне трубки.
Для этого в медный держатель врезаны стальные пластины. В ка-
тоде 4 тру бки использована нить накала в виде плоской спирали.
Стеклянный баллон 5 прибора соединен с металлическим корпусом
через коваровое кольцо. Таким образом, с помощью данной трубки
можно получить характеристическое излучение разной жесткости.
Примером приборов этого типа является трубка БХ-1.
§ 5.7. Рентгеновские микроанализаторы
с электронным зондом
Микроанализаторами называют приборы, предназначенные для
проведения рентгеноспектрального анализа очень малых (порядка
нескольких кубических микрометров) объемов вещества (микро-
объектов). С помощью этих приборов можно осуществить локаль-
ный количественный анализ разнообразных объектов на элементы
от бериллия (Z=4) до урана (Z=92). Микроанализ позволяет так-
же установить распределение по поверхности объекта любого из
обнаруженных в нем элементов.
В настоящее время метод рентгеновского микроанализа широко
применяют в таких областях науки и техники, как физика твердо-
го тела, минералогия, металлургия, биология, микроэлектроника.
Он позволяет изучать процессы коррозии и диффузии металлов, со-
став новых минералов и метеоритных частиц, локализацию различ-
ных элементов при обмене веществ в живом организме, полупро-
водниковые твердые растворы и т. д. Чувствительность микроана-
лиза достаточно высока —0,1—0,01 вес. %. Это означает, что в
объеме 1 мкм3 можно обнаружить 1014—10-15 г вещества.
Схема рентгеновского микроаиализатора показана на рис. 5.32.
С помощью электронно-оптической системы (ЭОС), состоящей из
электронной пушки (катод 1, фокусирующий электрод 2 и анод 3)
и нескольких линз 4, 5 (электростатических или магнитных), фор-
мируется тонкий электронный луч, называемый зондом. Ускоренные
электроны возбуждают в исследуемом образце 7 характеристиче-
ское излучение, которое попадает в спектрометр 6. По полученному
спектру судят о содержании элементов в данной точке объекта. Пу-
тем перемещения объекта под зондом находят распределение эле-
ментов вдоль любого заданного направления. Для выбора области
исследования на поверхности образца служит световой микроскоп
9 и зеркало 8.
9—1658 257
Электронно-оптическая система микроанализатора в общих чер-
тах подобна ЭОС таких зондовых приборов, как теневой рентгенов-
ский микроскоп с магнитной фокусировкой (см. §5.4), электроно-
граф, растровый электронный микроскоп. ЭОС микроанализатора
имеет трехэлектродную пушку, содержащую V-образный прямока-
нальный катод (вольфрамовая проволока диаметром 100—125 мкм),
фокусирующий электрод и анод. Указанная форма нити накала и
малый диаметр проволоки позволяют получить небольшие размеры
эмиттирующей поверхности катода, что необходимо для формиро-
вания зонда малого сечения. Анод пушки за-
земляют, а на ее катод подают высокий от-
рицательный потенциал (10—50 кВ). В ЭОС
обычно применяют две магнитные линзы,
создающие па поверхности объекта сильно
уменьшенное изображение кроссовера элек-
тронной пушки.
Следуя терминологии, принятой в опти-
ке, первую расположенную после пушки
линзу называют конденсорной, а вто-
рую, находящуюся у образца,— о б ъ е к -
т явно й. Отношение диаметра кроссовера
dn (он равен обычно 20—100 мкм) к диа-
метру с/(], его изображения на поверхности
образца m=d-dd,\> характеризует уменьше-
ние, создаваемое линзовой системой. Ойо
выражается соотношением
а (Ь — Ff) а + b . .
т = —------------------1-1,
Схема рентге-
микроанализа-
Рис. 5.32.
невского
тора
F2
где а — расстояние от кроссовера до глав-
ной плоскости конденсорной линзы; b — рас-
стояние между, главными плоскостями кон-
денсорной и объективной линз; Fj и F2 — соответственно фокусные
расстояния этих линз.
Из приведенных соотношений получаем следующее выражение
для оценки диаметра зонда в фокусе, т. е. на поверхности образца:
d<b—d3--------------12---------•
ф a (b — F2) - {а b) Ft + FXF2
При заданном значении d$ существует некоторый предельный
ток зонда, который может быть обеспечен описанной ЭОС. Макси-
мальный ток в зонде на поверхности образца связан со значением
</ф следующим соотношением:
/ = л2а2^ф/4,
где а — половина угла раствора конуса электронного пучка, падаю-
щего на образец; р— электронная яркость пучка (плотность тока
в единице телесного угла).
258
Предельное значение р определяется как
't>=ejU [nkT,
где е —заряд электрона; /— плотность тока эмиссии; U — ускоря-
ющее напряжение; /г = 8,62- 10~5эВ/К — постоянная Больцмана; 7'—
абсолютная температура нити накала.
Выразив / в А/см2; U — в В, а Т — в К, получим следующее со*
отношение для расчета электронной яркости в А/(см2-стер):
11 600 .и
i*=----~--J
it 1
Вследствие сферической аберрации объективной линзы истин-
ный диаметр зонда do на поверхности образца больше, чем d$.
Связь между максимальным током зонда в фокусе /о и диаметром
do при учете сферической аберрации выражается формулой
/o=-^-.-t2Cr//3₽do/3,
16
где Ссф — коэффициент сферической аберрации.
Для типового режима работы микроанализатора (7'~2700 К;
1/=20 кВ; /=1 Л/см2; ССф = 50 мм):
/n^400doM,
где do — в мкм; /0— в нА. При do= 1 мкм имеем /о~О,4 мкА.
Обычно ток зонда микроанализаторов лежит в пределах 10-в—
10”6 Л; ускоряющее напряжение составляет, как отмечалось, 10—
50кВ.
Так как температура вершины нити накала высока, происходит
интенсивное испарение вольфрама, что ограничивает срок службы
катода. Для нити диаметром 125 мкм установлена следующая эмпи-
рическая зависимость срока службы Ал (в ч) от плотности тока:
/„=50 j.
При плотности тока 1 А/см2, как видно из формулы, срок служ-
бы катода составляет 50 ч.
В настоящее время широкое распространение получают универ-
сальные микрозондовые приборы, позволяющие осуществить и ло-
кальный спектральный анализ, и микроскопию. Например, промыш-
ленностью выпускаются установки, представляющие собой соче-
тание рентгеновского микроанализатора с электронным растровым
микроскопом. С их помощью можно провести количественный рент-
геноспектральный анализ в точке, получить изображение поверхно-
сти объекта в отраженных (или поглощенных) электронах и ха-
рактеристических лучах ,а также выполнить некоторые другие ви-
ды работ. Визуализацию поверхности объекта и исследование рас-
пределения по поверхности различных химических элементов про-
изводят специальной телевизионной системой, упрощенная функци-
ональная схема которой показана на рис. 5.33.
9*
259
В приборе с помощью систем отклонения 4, питаемых от гене-
ратора разверток, происходит сканирование зонда 3 по поверхно-
сти образца 1 и синхронное перемещение луча на экране электрон-
но-лучевой трубки 5. При взаимодействии зонда с объектом часть
электронов в нем поглощается, часть отражается и улавливается
детектором 2; одновременно выбиваются вторичные электроны и
возбуждается тормозное и характеристическое рентгеновское излу-
чение. Количество отраженных в каждой точке электронов зависит
от строения соответствующего микроучастка поверхности объекта,
Рис. 5.33. Функциональная схема телевизионной системы
поэтому электрический сигнал, возникающий в цепи детектора при
сканировании, несет информацию о строении этой поверхности. Си-
гнал усиливается и поступает на управляющий электрод трубки,
на экране которой и наблюдается увеличенное изображение повер-
хности исследуемою объекта в отраженных электронах. Аналогич-
но формируется изображение во-вторичных и в поглощенных элек-
тронах.
При изучении топографии распределения в поверхностном слое
образца какого-либо химического элемента используют изображе-
ние, полученное в характеристическом излучении этого элемента.
Например, области концентрации меди в образце могут быть вы-
явлены по его изображению в характеристическом ^-излучении ме-
ди. Для формирования изображения в характеристическом излуче-
нии на электронно-лучевую трубку подают сигнал с регистрирую-
щего устройства спектрометра, настроенного на регистрацию /(-
или £-липнй соответствующего элемента.
На рис. 5.34 показана конструкция универсального микрозон-
дового прибора отечественного производства марки «Зонд». Элек-
тронно-оптическая система прибора состоит из трехэлектродной
электронной пушки 2; двух магнитных линз — кодненсорной 3 и
объективной 4; вспомогательной магнитной линзы — стигматора 5,
предназначенного для улучшения формы электронного зонда путем
коррекции астигматизма. Развертка зонда осуществляется с помо-
щью катушек 6. Наблюдение за объектом ведут через световой мик-
роскоп 1, увеличение которого равно 350х. Угол между поверхностью
образца 7 и электронным зондом составляет 45°.
260
Прибор имеет блок из трех спектрометров 8 и телевизионную
систему, позволяющую получать различные виды изображения по-
верхности исследуемого объекта на экранах двух электронно-луче-
вых трубок. Телевизионная система может работать в следующих
режимах.
1. «Н ор м а л ьи ы й р а ст р». В этом режиме можно наблюдать
изображения поверхности исследуемого образца в отраженных или
поглощенных электронах, в характеристических лучах, а также
совмещенные (электронное и рентгеновское) изображения.
Рис. 5.34. Конструкция мнкрозондового прибора
«Зонд»
261
2. «М едленная строка». Развертка производится вдоль од-
ной строки растра; длительность развертки составляет 15—25 с.
При этом на экране трубки воспроизводится распределение вдоль
строки интенсивности характеристического излучения анализируе-
мого элемента, что соответствует распределению концентрации
этого элемента.
3. «Точка». В этом режиме проводят количественный рентге-
носпектральный анализ в точке. Зонд и электронный луч в трубке
неподвижны (развертка отключена).
Установка работает при непрерывной откачке двумя раздель-
ными вакуумными системами. С помощью одной из них вакууми-
руют камеры с образцами, с помощью другой — блок спектрометров.
Характеристика микрозондового прибора
Диаметр электронного зонда, мкм......... 1—2
Ускоряющее напряжение, кВ............... 8—50
Диапазон детектируемых длин волн, нм . . 0,08—11,3
Диапазон анализируемых элементов........ от Z=4
до 2=92
Чувствительность анализа (определенная по
меди), %............................. 0,02
Увеличение изображения на экране элект-
ронно-лучевой трубки................... 150—1500Х
Максимальные размеры исследуемого образ-
ца (в плане), мм....................... 50X50
§ 5.8. Трубки для рентгенодиагностики
Рентгенодиагностика, основанная на изучении теневой картины
просвечивания органов или частей человеческого тела, является од-
ним из важнейших методов общеклинического распознавания забо-
леваний. В зависимости от способа преобразования рентгеновско-
го изображения в видимое различают три основных метода рентге-
нодиагностики: рентгенографию, рентгеноскопию и флюорографию.
При рентгенографии картину просвечивания фиксируют на
фотопленке, которую затем рассматривают на просвет на негато
скопе.
В рентгеноскопии изображение получают и наблюдают на
флюоресцирующем экране. В современной аппаратуре для этой це-
ли все чаще начинают применять усилители рентгеновского изобра-
жения, позволяющие повысить яркость наблюдаемой картины в
800—1200 раз.
В флюорографии, широко используемой при массовом об-
следовании населения, теневое изображение фотографируют с экра-
на на пленку уменьшенных размеров (от 24X24 мм до 10X12 см).
Очевидно, точность диагноза в этих случаях зависит прежде все-
го от качества исследуемой картины — ее яркости (или почернения
пленки, если речь идет о снимке), контрастности и резкости. Для
этого диагностические трубки, так же как и трубки для просвечи-
вания материалов, должны иметь большую мощность, широкий ди-
апазон регулирования напряжения и острое фокусное пятно.
262
Рис. 5.35. Диагностиче-
ская трубка с вращаю-
щимся аноцом
В рентгеноскопии необходимая яркость теневой картины обе-
спечивается при мощности 0,2—0,5 кВт. В рентгенографии снимок
подвижных органов (сердце, легкие) производят во избежание «раз-
мазывания» изображения за десятые, сотые, а иногда и тысячные
доли секунды. Чтобы за столь малое время получить нужное почер-
нение пленки, необходимо иметь секундную мощность трубки 20—
30 кВт и более. Диапазон напряжений, в котором должны работать
диагностические трубки для достижения требуемого контраста те-
невой картины, составляет 40—150 кВ. Линейные размеры эффек-
тивного фокусного пятна не должны пре-
вышать 1—3 мм.
Диагностические трубки обычной конст-
рукции позволяют получить секундную
мощность не более 5—8 кВт. Часто их изго-
товляют с двумя нитями накала, что дает
возможность иметь в одном приборе два
фокусных пятна разных размеров. На-
пример, в двухфокусной трубке 2-8БДМ5-110
при накале одной из нитей может быть по-
лучено действительное фокусное пятно раз-
мером 2X6 мм (эффективное пятно 2Х
Х2мм), а при накале другой нити — 5Х
Х15 мм (5x5 мм); малое пятно допускает
нагрузку 2 кВт, большое—8 кВт.
Для частичной защиты от неиспользуе-
мого излучения и нейтрализации действия
вторичных электронов применяют массивный
анодный чехол из меди. Если трубку изго-
товляют без чехла, то защиту полностью
обеспечивает кожух (или бак трансформа-
тора), в котором работает трубка. Для от-
вода выделяющегося на аноде тепла служит
радиатор. В большинстве современных ус-
тановок для рентгенодиагностики применяют
трубки с вращающимся анодом (рис. 5.35).
Электронный пучок направляют на поверх-
ность быстро вращающейся мишени эксцен-
трично (см. рис. 4.17). Эффективное фокусное пятно при вращении
анода остается в пространстве неподвижным. Мощность, подводи-
мая к мишени, распределяется по кольцевой поверхности значи-
тельно большей площади, чем при неподвижном аноде. Мишень ох-
лаждается лучеиспусканием. Увеличение площади, бомбардируе-
мой электронами, позволяет повысить мощность трубки.
На рис. 5.36 показана конструкция вращающегося анода. Ми-
шень 1 в виде вольфрамового диска диаметром 60—100 мм укреплена
на валу 2, вращающемся в шарикоподшипниках 4. С валом жестко
соединен массивный медный цилиндр 3, являющийся короткозамк-
нутым ротором асинхронного электродвигателя. Статор двигателя
надевают на анодную горловину баллона трубки снаружи. Враща-
263
ющееся магнитное поле статора наводит в роторе токи, при взаи-
модействии которых с полем возникает электромагнитный момент.
Скорость вращения анода (при частоте тока статора 50 Гц) состав-
ляет 2600—2800 об/мин. Секундная мощность трубки обычно равна
15—20 кВт при размере эффективного фокусного пятна 2X2 мм.
Это в 8—10 раз больше, чем у трубок с неподвижным анодом при
том же размере фокусного пятна. Однако даже столь большое зна-
чение мощности оказывается в ряде случаев недостаточным.
При работе трубки в режиме больших нагрузок вольфрам нагре-
Рис. 5.36. Конструкция вращающегося анода
вается до температуры 2200—2500° С и интенсивно испаряется с по-
верхности фокусной дорожки, которая становится неровной, шеро-
ховатой. Эти шероховатости поглощают часть рентгеновского излу-
чения, что приводит к ослаблению интенсивности излучения. В этом
заключается существенный недостаток вольфрамовой мишени.
Поиски путей увеличения мощности трубок привели к созданию
анодов с утроенной скоростью вращения (8500 об/мин при частоте
тока статора 150Гц), а также применению сложных мишеней
(рис. 5.37) вместо вольфрамовых. Сложная мишень состоит из мо-
либденовой подложки 2, покрытой слоем вольфрама 1 с присадкой
10—15% рения. Благодаря тому что теплоемкость молибдена при-
мерно в два раза выше теплоемкости вольфрама, сложные мишени
264
допускают повышенные нагрузки при повторно-кратковременном
режиме работы. Присадка рения значительно увеличивает терми-
ческую стойкость мишеней и уменьшает их износ. Исследования по-
казывают, что если для трубки с вольфрамовой мишенью после
5000 включений интенсивность излучения уменьшается более чем
на 40%, то для легированных мишеней (присадка рения 10—15%)
снижение интенсивности составляет менее 15%. Применение утро-
енной скорости вращения анодов и использование сложных мише-
ней позволило увеличить мощность трубок с вращающимся ано-
дом в 2—3 раза. Технология изготовле-
ния сложных мишеней очень трудоем-
кая и требует дальнейшего усовершен-
ствования.
В двухфокусных трубках с враща-
ющимся анодом фокусные дорожки де-
лают раздельными и располагают на
конических поверхностях мишени, име-
ющих разный угол наклона, обычно 10
и 17,5°. Это позволяет снизить износ
Рис. 5.37. Сложная мишень с
раздельными фокусными до-
рожками
мишени и одновременно получить одно
из эффективных фокусных пятен ма-
лых по размеру (при угле наклона 10°).
Таблица 5.3
Тин трубки Размер эф- фективного фокусного пятна, мм Частота вращения, об/мин^ Допустимая мощность, кВт, при различных выдержках
0,1 с 1,0 с 5,0 с
14-30БД9-150 1.2x1,2 9000 50 30 12
0,6x0,6 20 14 8
14-ЗОБД10-150 2X2 3000 50 30 12
1X1 20 14 8
Ю-30БД15-150 1,2x1,2 3000 50 35 17
0,3x0,3 12 9 6
24-60БД16-150 1,2X1,2 9000 100 60 24
0,6x0,6 30 24 14
2-30БД17-150 2X2 3000 50 30 12
0,3x0,3 2,5 2,0 1,6
14-30БД18-150 2x2 3000 50 30 12
1X1 20 14 8
Важным элементом конструкции вращающегося анода являют-
ся шарикоподшипники. Их изготовляют из специальной жаропроч-
ной стали, так как при работе трубки они нагреваются до высоких
температур. Для уменьшения трения в подшипниках производят
смазку. Обычные смазочные материалы (масла) для использования
в вакууме непригодны, поэтому в целях уменьшения трения дорож-
265
ку подшипников покрывают дисульфидом молибдена, а сепаратор —
серебром. К хорошему результату приводит также покрытие под-
шипников тонкой пленкой бария, а также свинцово-графитовой сма-
зкой. Для увеличения долговечности подшипников анод приводят
во вращение непосредственно перед включением высокого напря-
жения. Время разгона апода обычно составляет около 1 с.
Параметры некоторых рентгеновских трубок с вращающимся
анодом приведены в табл. 5.3. Указанные значения допустимой мо-
щности справедливы при работе трубки в трехфазпой мостовой схе-
ме выпрямления.
Рис. 5.38. Зависимости измене-
ния относительной глубинной
дозы при разной жесткости из-
лучения
§ 5.9. Трубки для
рентгенотерапии
Рентгенотерапия основана на исполь-
зовании биологического действия рент-
геновского излучения в лечебных це-
лях. Установлено, что молодые, находя-
щиеся в процессе роста клетки тканей
(например, клетки опухолей) более
чувствительны к воздействию лучей,
чем старые, сформировавшиеся клетки.
Поэтому путем облучения удается из-
бирательно разрушить больные клеточ-
ные массы, практически не нанося вре-
да здоровым тканям и органам чело-
века.
Особенности воздействия на организм рентгеновской радиации
иллюстрируют зависимости изменения относительной глубинной до-
зы в направлении облучения, получаемые обычно для водяных мо-
делей, так как вода по своим физическим свойствам близка к тка-
ням человеческого организма. Такие зависимости для излучения раз-
личного спектрального состава при одинаковой дозе в максимуме
показаны на рис, 5.38. Видно, что при низких возбуждающих на-
пряжениях максимально облучаются поверхностные слои. С увели-
чением жесткости излучения экстремальное значение дозы смеща-
ется в сторону больших глубин. При этом облучение поверхностных
слоев со стороны падающего пучка уменьшается. Таким образом,
подбором спектрального состава радиации можно получить макси-
мальную дозировку в месте расположения очага болезни. Важно
также отметить, что при использовании очень жесткого излучения
(30—50 МэВ) появляется опасность ожога тканей на тыльной сто-
роне тела
Исходя из особенностей взаимодействия излучения различной
жесткости с тканями живого организма рентгеновские трубки для
терапии целесообразно разделить на трубки для поверхностной те-
рапии и высоковольтные трубки для глубинной терапии.
Приборы обоих типов используют в режиме длительного непре-
рывного включения, поэтому для сокращения времени облучения
266
необходимо, чтобы они обладали большой мощностью. Особых тре-
бований к размеру фокусного пятна не предъявляется.
Трубки для поверхностной терапии рассчитывают на на-
пряжения до 100—150 кВ. Среди них следует выделить группу при-
боров, предназначенных для получения очень мягкого интенсив-
ного рентгеновского излучения, необходимого,например, при лече-
нии кожных заболеваний. Такие трубки имеют «прострельный» анод
с мишенью из рения (Z=75) или золота (Z=79). Сочетание тяже-
лоатомной мишени с тонким выходным окном из бериллия обеспе-
Рис. 5.39. Терапевтическая трубка с вынесенным полым
анодом
чивает в непосредственной близости от окна высокую интенсивность
тормозного излучения. Трубку, анод которой заземлен, располага-
ют в небольшом защитном кожухе. Накал и высокое напряжение на
катод подают тонким высоковольтным кабелем. Кожух с трубкой
можно держать в руках, что очень удобно при пользовании прибо-
ром.
Для облучения органов, расположенных у поверхности тела,
служат трубки большой мощности с бериллиевыми окнами.
При глубинной терапии,как указывалось, необходимо жесткое
излучение с регулируемым в широком диапазоне спектром. /Для
его получения в области напряжений 200—2000 кВ используют ре-
нтгеновские трубки, которые на напряжения свыше 400 кВ делают
секционированными (так же, как и трубки для просвечивания ма-
териалов). Рентгенотерапию глубоко лежащих очагов осуществля-
ют с помощью тормозного излучения, генерируемого ускорителем
электронов
Трубки для глубинной терапии конструктивно имеют много об-
щего с трубками для просвечивания материалов и отличаются от
последних главным образом большими размерами фокусного пятна.
Двухэлектродные трубки имеют анод с массивным чехлом или вы-
несенный полый анод. На рис. 4.16 была показана конструкция ано-
да терапевтической трубки ЗБТМ1-200, предназначенной для рабо-
ты в защитном кожухе с проточным масляным охлаждением анода.
Трубка имеет круглое фокусное пятно диаметром около 10 мм. Угол
раствора рабочего пучка излучения составляет примерно 50°. Ана-
логичную конструкцию имеет и мощная трубка 4БТМЗ-250 с ли-
нейным фокусным пятном.
Для полостной терапии, когда фокусное пятно прибора вводят
непосредственно в полость больного органа служат трубки с выне-
сенным полым анодом (рис. 5.39).
267
§ 5.10. Рентгеновские аппараты
Рис. 5.40. Упрощенная без-
вентильная электрическая
схема рентгеновского аппа-
рата
Рентгеновским аппаратом называют совокупности элементов, пред-
назначенных для получения и использования рентгеновских лучей.
Устройство
Рентгеновский аппарат состоит, как правило, из рентгеновского из-
лучателя, генераторного устройства и пульта управления. Помимо
указанных блоков в состав рентгеновско-
го аппарата могут (в зависимости от его
назначения) входить различные штативы,
флюоресцирующие экраны, гониометриче-
ские устройства, детекторы излучения,
усилители яркости рентгеновского изобра-
жения, ЭВЛ1 и т. д.
И з л у чате л ь представляет собой
рентгеновскую трубку, помещенную в за-
щитный кожух.
Генераторное устройство со-
держит источники питания рентгеновской
трубки. В большинстве аппаратов источ-
ником высокого напряжения является вы-
соковольтный трансформатор, который называется главны м. Для
питания катода трубки служит трансформатор накала. В том слу-
чае. когда трубка питается выпрямленным напряжением, в генера-
торное устройство входят электрические вентили, трансформаторы
их накала, конденсаторы.
В пульте управления находятся приборы, контролирую-
щие электрический режим работы рентгеновской трубки, а также
органы управления аппаратом, цепи сигнализации и другие устрой-
ства.
Отечественная промышленность выпускает рентгеновские аппа-
раты, предназначенные для работы с различными рентгеновскими
трубками и в различных условиях.
По назначению рентгеновские аппараты делят на медицинские
и технические. К медицинским относят аппараты диагностические
и терапевтические. Аппараты для структурного и спектрального
анализов, просвечивания и облучения в технологических целях со-
ставляют группу аппаратов технического применения.
На рис. 5.40 представлена упрощенная электрическая схема так
называемого безвептильного рентгеновского аппарата, в котором
рентгеновская трубка РТ включена непосредственно в цепь вторич-
ной обмотки главного трансформатора ГТ. Цепь вторичной обмот-
ки всегда заземляют. Выбор точки заземления диктуется условия-
ми работы рентгеновской трубки и аппарата в целом. Если иссле-
дуемый объект и регистрирующая аппаратура должны находиться
в непосредственной близости от фокусного пятна трубки (напри-
мер, в аппаратах тля структурного анализа), то заземляют (как
268
показано па рисунке) анод трубки. В этом случае катод находится
под, высоким потенциалом и для его питания необходимо использо-
вать трансформатор накала, обеспечивающий изоляцию катода на
максимальное рабочее напряжение. Когда по условиям эксплуата-
ции должен быть заземлен катод трубки, трансформатор накала
может иметь пониженную изоляцию между первичной и вторичной
обмотками. В ряде случаев заземляют среднюю точку вторичной
обмотки главного трансформатора. Цепь первичной обмотки глав-
ного трансформатора, как правило, не заземляют.
Для измерения среднего значения анодного тока трубки в раз-
рыв высоковольтной цепи у заземленной точки включают милли-
амперметр н выносят его непосредственно на пульт управления.
Миллиамперметр обычно блокируется параллельно включенным
защитным разрядником.
Первичную обмотку главного трансформатора через главный
контактор ГК подключают к регулирующему автотрансформатору
РЛ. Автотрансформатор предназначен для регулировки первичного
напряжения главного трансформатора, которая может осуществля-
ться плавно или ступенями, и коррекции сетевого напряжения. Кро-
ме того, от автотрансформатора питаются некоторые вспомогатель-
ные цепи аппарата. При ступенчатой регулировке от обмотки авто-
трансформатора делают несколько отводов и переключателем напря-
жения ПН на первичную обмотку главного трансформатора пода-
ют напряжение определенного значения. Это напряжение измеря-
ют вольтметром, который позволяет контролировать и высокое на-
пряжение, приложенное к рентгеновской трубке, для чего вольт-
метр предварительно градуируют.
Градуировка состоит в том, что при фиксированном токе через
трубку снимают зависимость между показаниями вольтметра и на-
пряжением на трубке. Напряжение на трубке при этом измеряют
киловольтметром или шаровым разрядником. Полученные таким
образом градуировочные зависимости прилагают к рентгеновскому
аппарату.
Большинство современных аппаратов рассчитано на работу от
электрической сети напряжением 220 В. Поскольку это напряжение
не всегда соответствует номинальному значению, в аппарате преду-
смотрена коррекция сетевого напряжения. Ее осуществляют с по-
мощью корректора сетевого напряжения КС. При пониженном на-
пряжении сеть подключают к меньшему числу витков автотранс-
форматора, а при повышенном — к большему. В результате напря-
жение, приходящееся на один виток обмотки автотрансформатора,
поддерживается постоянным.
При разработке рентгеновских аппаратов особое внимание уде-
ляют конструированию главного трансформатора, который во мно-
гом определяет надежность аппарата, его габариты и другие харак-
теристики.
Главный трансформатор (вместе с другими элементами генера-
торного устройства) размещают в стальном баке, заполненном
269
трансформаторным маслом. Высоковольтные трансформаторы сов-
ременных рентгеновских аппаратов имеют следующие технические
характеристики: амплитуда напряжения на вторичной обмотке 15—
150 кВ; мощность 0,5—10 кВА; к.п.д. примерно 90%; запас электри-
ческой прочности 30—40%.
В качестве вентилей в генераторных устройствах рентгеновских
аппаратов обычно применяют высоковольтные кенотроны с нака-
ленным катодом и полупроводниковые диоды.
Основными элементами импульсных рентгеновских аппаратов
являются рентгеновские трубки с авто- или взрывоэмиссионпым ка-
тодом и генератор высокого напряжения. Наибольшее распростра-
нение в серийной импульсной аппаратуре получили генераторы на
основе высокочастотного трансформатора Тесла (см. § 2.5) и схе-
мы умножения Аркадьева — Маркса (см. § 2.3) в сочетании с раз-
рядниками— обострителями. Генераторы первого типа используют,
в частности, в промышленных аппаратах отечественного производ-
ства серии МИРА и др.
Схемы выпрямления
В безвент ильной схеме рентгеновского аппарата к трубке
прикладывают высокое напряжение, изменяющееся по синусоидаль-
ному закону. В прямой полупериод, когда потенциал анода поло-
жителен относительно катода, в трубке возникает ток и она генери-
рует рентгеновское излучение. В обратный полупериод трубка за-
перта. Через вторичную обмотку главного трансформатора ток про-
ходит в одном направлении. Это приводит к появлению постоянного
тока подмагничивания и к ухудшению условий работы трансформа-
тора.
При работе в такой схеме трубка имеет пониженный выход рент-
геновского излучения и должна обладать хорошей вентильной проч-
ностью как в прямой, так и в обратный полупериод. Поэтому без-
вентильную схему питания, несмотря на простоту (отсутствие вы-
соковольтных вентилей и конденсаторов), используют редко.
В современных рентгеновских аппаратах обычно применяют раз-
личные схемы выпрямления, которые улучшают условия работы
трансформатора, позволяют получить выпрямленное напряжение,
превышающее напряжение вторичной обмотки трансформатора, а
также увеличить выход рентгеновского излучения трубки.
Одна из таких схем — однофазовая мостовая схема
выпрямления — представлена на рис. 5.41, а.
Диоды Д\—Дц образуют мост, к одной диагонали которого под-
ключают рентгеновскую трубку, а к другой—-вторичную обмотку
главного трансформатора. В один полупериод, когда верхний ко-
нец обмотки трансформатора имеет положительный потенциал от-
носительно нижнего конца, ток проходит через диоды Д\, Д3 и рент-
геновскую трубку. В это время к диодам Д2иД4 приложено обрат-
ное напряжение и они заперты. В другой полупериод ток проходит
через диоды Д2, Д\ и трубку, а диоды Д\ и Д3 заперты. Во вторич-
270
ной обмотке действует только переменный ток, т. е. постоянный ток
подмагничивания отсутствует.
Как видно из диаграммы (рис. 5.41, б), к трубке прикладывает-
ся пульсирующее напряжение. Ток i через трубку проходит прак-
тически в течение всего периода. Поэтому в мостовой однофазной
схеме отдача рентгеновского излучения трубкой почти в два раза
больше по сравнению с безвентильной схемой при одинаковых зна-
чениях максимального анодного тока и напряжения.
Мостовая однофазная схема выпрямления электрически симмет-
рична, поэтому для улучшения условий
работы главного трансформатора и высо-
ковольтных кабелей вторичную обмотку
трансформатора делают с заземленной
средней точкой.
В мощных рентгеновских аппаратах
для питания трубки часто используют
трехфазную мостовую схему
выпрямления (схема Ларионова).
Максимальное напряжение вторичной
обмотки главного трансформатора, как
правило, не превышает 100—150 кВ. В том
случае, когда для работы рентгеновской
трубки требуется более высокое напря-
жение, применяют специальные схемы
у м н о ж е н и я, в частности схемы удво-
ения с практически постоянным напряже-
нием (рис. 5.42).
В такой схеме к вторичной обмотке
трансформатора подключены две цепи:
одна состоит из диода Д\ и конденсатора
Сь а другая — из диода и конденсато-
ра С2. Рентгеновская трубка включена па-
раллельно конденсаторам Ci и С2. Катод
диода Д, и анод диода Д2 имеют общую
точку с одним из выводов вторичной об-
мотки трансформатора. Благодаря тако-
му включению диодов при отсутствии то
ка через трубку (па холостом ходу) на-
пряжение, до которого зарядится каждый
конденсатор, равно амплитудному значе-
нию напряжения Um вторичной обмотки
трансформатора; напряжение, приложен-
ное к трубке и, равно удвоенной ампли-
туде вторичного напряжения.
При работе рентгеновской трубки кон-
денсаторы С] и С2 разряжаются практи-
чески постоянным током и напряжения
на них ис\ и На с течением времени
уменьшаются. В моменты времени, когда
Рис. 5.41. Однофазная мо-
стовая схема выпрямления
Рис. 5.42. Схема удвоения с
практически постоянным на-
пряжением
271
напряжение на конденсаторе (например, CJ оказывается меньше
мгновенного значения напряжения на вторичной обмотке трансфор-
матора, открывается соответствующий диод (в данном случае Д])
и конденсатор дозаряжается до напряжения Um. Процесс дозарядки
каждого конденсатора длится сравнительно короткий промежуток
времени и происходит один раз за период изменения напряжения
питания. Напряжение на конденсаторах при этом изменяется по
сложному закону.
Приложенное к трубке напряжение и пульсирует с удвоенной
частотой. Пульсации зависят от тока рентгеновской трубки и ем-
кости конденсаторов. Поэтому для их уменьшения в схему вклю-
чают конденсаторы большой емкости. Для ограничения тока при
внезапных пробоях рентгеновской трубки в ее анодную цепь вклю-
чают резистор. Диоды, работающие в такой схеме, должны выдер-
живать в обратный полупериод напряжение 2С'т.
В рентгеновских аппаратах применяют также и другие схемы
умножения, в частности каскадную схему (см. § 2.3).
Счетчики фотонов
В аналитической рентгеновской аппаратуре наибольшее распрост-
ранение получили сцинтилляционный, пропорциональный газовый
и полупроводниковый счетчики.
Сцинтилляционный счетчик фотонов состоит из люми-
несцирующего кристалла, называемого сцинтиллятором, и фото-
электронного умножителя (ФЭУ). Сцинтиллятор устанавливают
вплотную к входному окну ФЭУ (иногда соединяют с ним с помо-
щью световода). При попадании фотонов рентгеновского излучения
в сцинтиллятор в последнем возникают вспышки света — сцинтил-
ляции, — которые регистрируются ФЭУ. При этом ФЭУ выполняет
одновременно как функцию преобразования энергии световой
вспышки в электрический сигнал, так и функцию первой ступени
усиления сигнала. Импульс напряжения на выходном сопротивле-
нии ФЭУ пропорционален энергии регистрируемого фотона.
Обычно кристалл-сцинтиллятор, ФЭУ и предварительный уси-
литель импульсов конструктивно объединяют в единый блок —
сцинтилляционный блок детектирования. В рентге-
новской аппаратуре отечественного производства широкое приме-
нение нашли сцинтилляционные блоки детектирования типов
БДС-6, БДС-8, БДС-16, БДС-18, в которых в качестве сцинтилля-
тора использованы кристаллы йодистого натрия, активизированно-
го таллием Nal(Tl). Эти блоки пригодны для регистрации фотонов
с энергиями 5—40 кэВ. Эффективность регистрации (отношение чи-
сла фотонов, зарегистрированных счетчиком к общему числу фо-
тонов, достигших его чувствительного объема) превосходит 90%.
Пропо рциональный счетчик представляет собой на-
полненный газом двухэлектродный прибор цилиндрической конст-
рукции. Катодом счетчика служит его цилиндрический корпус, в ко-
тором имеется тонкое входное окно для рентгеновских лучей, а ано-
272
дом — натянутая вдоль оси корпуса тонкая металлическая нить. Ок-
но изготовляют из бериллия или металлизированной органической
пленки. Счетчики с бериллиевыми окнами обычно выполняют от-
паянными. Окна из органической пленки не являются вакуумно-
плотными и механически прочными, поэтому в счетчиках с такими
окнами приходится непрерывно обновлять газ-наполнитель, а дав-
ление его поддерживать равным атмосферному. Это осуществляют
с помощью специальной газопроточной системы. Такие пропорцио-
нальные счетчики получили название проточных.
К электродам счетчика прикладывают определенную разность
потенциалов. Поглощение фотона рентгеновского излучения газом-
наполнителем приводит к возникновению в счетчике вспышки не-
самостоятельного разряда. В результате на счетчике появляется
электрический импульс, амплитуда которого пропорциональна
энергии фотона.
Пропорциональный счетчик и предварительный усилитель иног-
да объединяют в отдельный блок — пропорциональный блок
детектирования.
Полупроводниковые детекторы начали использовать
в рентгеновской аппаратуре относительно недавно. Наибольшее ра-
спространение получили счетчики на основе монокристаллов Si (Li)
с n-i-р-структурой. При поглощении фотона в чувствительной
области детектора образуются электронно-дырочные пары. Под
действием приложенного напряжения электроны и дырки переме-
щаются к электродам .создавая зарядовый импульс, который с по-
мощью зарядочувствительного предусилителя преобразуется в им-
пульс напряжения, пропорциональный энергии фотона. Для обеспе-
чения хорошего энергетического разрешения детектор и полевой
транзистор, используемый в первом каскаде предусилителя, ох-
лаждают жидким азотом.
Аппараты технического назначения
В эту группу входят рентгеновские установки для промышленного
просвечивания, структурного и спектрального анализа.
Рентгеновские аппараты для промышленного просвечивания де-
лятся на кабельные и моноблочные.
В кабельных аппаратах рентгеновский излучатель вынос-
ной— его соединяют с генераторным устройством с помощью высо-
ковольтных гибких кабелей. Эти аппараты выполняют стационар-
ными и передвижными. Для питания трубки обычно используют по-
стоянное высокое напряжение.
Примером установок этого типа может служить аппарат РАП-
150/300-10, предназначенный для дефектоскопического контроля из-
делий в условиях заводской лаборатории. Аппарат комплектуется
четырьмя рентгеновскими излучателями с трубками 1БПВ15-100;
0.3БПВ6-150; 15БПВ7-150 и двухфокусной трубкой 1,2-ЗБПМ5-ЗОО.
В зависимости от конкретных условий работы аппарата длина вы-
соковольтных кабелей может быть выбрана равной 10, 20 или 30 м.
Для установки излучателей используют потолочный или подвиж-
273
ный напольный штативы. В комплект аппарата входит реле экспо-
зиции, которое отключает высоковольтное питание рентгеновской
трубки, когда на фотопленку, используемую для регистрации тене-
вой картины просвечивания, попадает доза излучения, которая обе-
спечивает требуемую степень почернения снимка.
Аппарат может быть использован в сочетании с рентгенотеле-
визионными установками для визуализации картины просвечива-
ния исследуемого объекта, например, с рентгенотелевизионным
флюороскопом РИ-60ТЭ.
Принцип действия флюороскопов состоит в следующем. Теневое
рентгеновское изображение исследуемого объекта с помощью флюо-
ресцирующего экрана преобразуется в видимое. Затем это изобра-
жение светосильной оптической системой проецируется на фото-
катод передающей трубки типа суперортикон или изокон. На экра-
не видно контрольного устройства телевизионной системы воспро-
изводится картина просвечивания, которую и анализирует опера-
тор.
В флюороскопе РИ-60ТЭ используется монокристаллический
флюоресцирующий экран из CsI (Т1). Оптическая система — объ-
ектив «Юпитер-3». Телевизионная система построена на передаю-
щей трубке ЛИ-217 (суперортикон) и имеет следующие параметры
разложения: черезстрочная развертка, число строк — 625, число
кадров в секунду — 25. В видиоконтрольном устройстве использу-
ется кинескоп с диагональю экрана 350 мм.
В моноблочных аппаратах рентгеновскую трубку распола-
гают в одном баке с высоковольтным трансформатором и, как пра-
вило, подключают непосредственно к его вторичной обмотке. Уста-
новки этого типа обычно рассчитывают на максимальное напряже-
ние от 100 до 400 кВ.
Широко применяют для рентгенографического контроля изде-
лий в цеховых и полевых условиях аппарат РУП-200-5-2 на мак-
симальное напряжение 200 кВ. В нем используется трубка типа
0,7БПМЗ-200 с чехлом на аноде и эффективным фокусным пятном
2X2 мм. Аппарат имеет штатив в виде тележки, который позволя-
ет устанавливать моноблок на разной высоте от пола (в пределах
0,4—1,2 м) и разворачивать его в нужном направлении. Вес моно-
блока 88 кгс.
Передвижной аппарат на 400 кВ типа РУП-400-5-1 позволяет
просвечивать стальные изделия толщиной до 120 мм. Моноблок ап-
парата, в котором используется секционированная рентгеновская
трубка 1.5БПВ400, размещен на штативе-тележке, что позволяет
легко установить моноблок в нужное рабочее положение. Управле-
ние аппаратом осуществляется с пульта, который может переме-
щаться на колесах. При работе с аппаратом необходима дополни-
тельная защита от рентгеновского излучения, для чего моноблок
обычно размещают в специальных боксах со стенами из бетона.
Разработаны также аппараты на 150 и 200 кВ, которые отли-
чаются небольшим весом моноблоков. Высоковольтные трансфор-
маторы этих аппаратов работают на повышенной частоте, вслед-
274
ствпе чего имеют сравнительно небольшие габариты. В схеме пи-
тания осуществлено вьпрямление сетевого напряжения с последую-
щим его преобразованием в импульсное напряжение практически
прямоугольной формы с частотой 500 Гц.
Рентгеновские установки для структурного анализа подраз геля-
ют по способу регистрации дифракционной картины на аппараты с
фоторегистрацией и дифрактометры. Генераторное устройство этих
установок рассчитывают на постоянное напряжение, как правило,
до 60 кВ (в редких случаях на 100 кВ). Для получения постоян-
ного напряжения обычно используют схему удвоения (см. рис. 5.42).
В аппаратах с фоторегистрацией высокое напряжение
может быть как стабилизированным, так и нестабилизированным;
степень стабилизации анодного тока трубки ограничивается стаби-
лизацией тока накала катода.
В дифрактометрах, где дифракционная картина регистри-
руется последовательно во времени, необходимо чтобы рабочий пу-
чок излучения трубки имел постоянную интенсивность. Для этого
жестко стабилизиру ют как высокое напряжение, так и ток рентге-
новской трубки. Допустимая нестабильность этих параметров со-
ставляет 0,1—0,005%.
В последние годы отечественной промышленностью разработан
ряд аппаратов с фоторегистрацией, отличающихся широкими функ-
циональными возможностями. Аппарат УРС-2,0 предназначен для
определения типа элементарной ячейки кристаллов, прецизионного
измерения ее параметров, топографических исследований кристал-
лов и т. д. В аппарате одновременно могут работать две трубки
(типов БСВ-22, БСВ-23 и БСВ-24), что дает возможность парал-
лельно исследовать шесть образцов, используя соответствующее
^исло рентгеновских камер.
Переносней портативный аппарат ПАМИР предназначен для
использования в нестационарных условиях. Он имеет вес всего
10 кге и может работать от аккумуляторных батарей.
Широкий круг задач в области рентгеноструктурного анализа
позволяют решать дифрактометры. Их можно подразделить на ди-
фрактометры общего и целевого назначения.
Дифрактометр общего назначения ДРОН-3 приме-
няют для исследования твердых растворов, фазового анализа, оп-
ределения микро- и макропап ряжений, изучения текстур и т. д.
В комплекте с установками УВД-2000 и УРНТ-180 он может быть
использован также для исследований методом фоторегистрации об-
разцов при высоких (от 20 до 2000° С) и низких (от 20 до —180° С)
температурах. В дифрактометре применяют трубки БСВ-22, БСВ-23
и БСВ-24 с различными материалами мишени. Для регистрации
дифракционной картины используются сцинтилляционный (БДС-6)
и пропорциональный (БДП-2) блоки детектирования.
К установкам целевого назначения относят дифрак-
тометр ДРФ-2,0 (для качественного и количественного фазового
анализа поликристаллов); АДП-1 (автоматический дифрактометр
для исследований поликристаллов с обработкой результатов изме-
275
рений на ЭВМ); АРДД (дифрактометр с дистанционным управле-
нием для исследований радиоактивных образцов) и др.
Аппараты для рентгеноспектрального флюоресцентного анализа
можно разделить на квантометры, сканирующие спек-
трометры и анализаторы (приборы, предназначенные для
анализа малого числа элементов, обычно от одного до трех).
Квантометр КРФ-18— двенадцатиканальная установка, пред-
назначенная для автоматического экспрессного количественного
анализа элементов в диапазоне от i2Mg до 92U. В нем могут быть
применены мощные трубки с торцовым выходом излучения типа
БХВ-7, БХВ-8 или БХВ-9. Вокруг трубки в шахматном порядке
расположены спектрометрические каналы унифицированной конст-
рукции, выполненные по схемам Соллера, Иоганна и Кошуа. Для
питания трубки используют стабилизированный высоковольтный
источник на 70 кВ мощностью 3,5 кВт. Контроль работы аппарата,
управление порядком проведения анализа исследуемых образцов,
расчет концентрации анализируемых элементов и некоторые дру-
гие операции выполняются ЭВМ М-6000, входящей в состав кванто-
метр а.
Автоматический рентгеновский квантометр КРФ13 имеет шесть
каналов и предназначен для анализа элементов в диапазоне от
2<Сг до 92U в потоках пульп, суспензий, растворов.
Высокими аналитическими параметрами отличается портатив-
ный спектрометр СПАРК-1 отечественного производства, в кото-
ром применена рентгеновская трубка БС-1 с прострельным анодом.
СПАРК-1 может быть использован для экспрессного количествен-
ного определения элементов от 22^' до «Мо (по К-серии их харак-
теристического излучения) и от 531 до 92U (по L-серии). Качествен-
ный анализ на таком аппарате проводят в режиме сканирования по
спектру с последующей записью результатов регистрации флюорес-
центного излучения на самописце. Вес спектрометра не превышает
50 кгс.
Анализаторы предназначены для проведения флюоресцентного
рентгеноспектрального анализа в полевых условиях, на поточных
линиях, в промышленных лабораториях. В качестве источника пер-
вичного излучения в этих аппаратах используют маломощные труб-
ки с прострельным анодом или радиоактивные изотопы. Для выде-
ления аналитических линий определяемых элементов в анализато-
рах применяют, как правило, различные бескристальные методы.
Например, регистрацию излучения осуществляют пропорциональ-
ным или сцинтилляционным счетчиком в сочетании с амплитудным
дискриминатором импульсов.
Пропорциональные блоки детектирования и селективные фильт-
ры применены, в частности, для регистрации флюоресцентного из-
лучения в анализаторе БАРС-5. Этот прибор используют для коли-
чественного экспрессного определения присутствия в порошкооб-
разном образце четырех элементов с 7=13 и выше (например, в
цементе, где обычно интересуются содержанием Al, Si, Са и Fe).
В аппарате применена трубка БХ-2.
276
Медицинские аппараты
Группу медицинских составляют аппараты для диагностики и те-
рапии.
Рентгеновский метод диагностики заболеваний очень широко
используют в системе здравоохранения. По численности парк ди-
агностических аппаратов превосходит парк всех устано-
вок технического назначения. Диагностические аппараты делят на
стационарные и передвижные.
Передвижные диагностические установки в основном име-
ют разборную конструкцию. Например, для обслуживания больных
в палатах и медицинских кабинетах разработаны передвижные па-
латные аппараты, излучатели которых выполнены в виде монобло-
ков: палатный аппарат для снимков 12-П-5 с трубкой 6—10 БД8-
-125.
Предельное напряжение передвижных аппаратов 75—125 кВ.
Здесь часто применяют полуволновую безвентильную схему пита-
ния. В маломощных передвижных аппаратах используют трубки с
неподвижным анодом, а в более мощных — с вращающимся.
В стационарных аппаратах, которые обычно рассчитывают
на предельное напряжение 150 кВ, применяют трубки с вращаю-
щимся анодом. Для получения высокого напряжения используют,
как правило, мостовые схемы выпрямления однофазного или трех-
фазного тока.
По назначению рентгенодиагностические аппараты целесообраз-
но разделить на две основные группы: для общей диагностики и
специализированные.
Стационарные аппараты для общей диагностики обычно
представляют собой комплекс, включающий разнообразную иссле-
довательскую аппаратуру. Комплексы могут иметь несколько ра-
бочих мест, усилители яркости рентгеновского изображения, замк-
нутую телевизионную систему, приставки для томографии и т. д.
Например, универсальный диагностический комплекс средней
мощности РУМ-20 рассчитан на три рабочих места. В нем исполь-
зу ют два излучателя с рентгеновскими трубками типов 2-ЗБД11-150
и 14-30БД10-150 с частотой вращения анода 3000 об/мин, имеется
устройство защиты трубок от перегрузок. Генераторное устройство
на базе трехфазного высоковольтного трансформатора построено
по мостовой шестивентильной схеме на селеновых выпрямителях.
Регулировка напряжения на рентгеновской трубке ступенчатая;
питание установки осуществляется от трехфазной сети напряжения
220/380 В; напряжение на входе установки при колебаниях сетево-
го напряжения в пределах ±10% корректируется автоматическим
устройством.
В составе комплекса имеются несколько штативов, обеспечи-
вающих необходимое взаимное положение пациента, рентгеновской
трубки и приемника излучения (например, кассеты с фотоплен-
кой) : поворотный стол-штатив, стол для просмотра снимков в уве-
личенном виде, напольно-потолочный штатив для снимков; устрой-
277
ство для продольном горизонтальной томографии. Картины просве-
чивай ия могут наблюдаться с помощью усилителя яркости рентге-
новского изображения и замкнутой телевизионной системы. Уста-
новка снабжена рентгепоэкспонометром и приставкой для кино-
съемки.
К специализированным относят диагностические аппара-
ты для ангиографии (исследование кровеносной системы методом
введения специальных веществ, повышающих контрастность изо-
бражения); урологических исследований; иейрорадиологическпх ис-
следований головы и верхних участков спинного мозга; получения
снимков челюстей и зубов и т. д.
Специализированными являются также флюораграфические ап-
параты, применяемые для массового обследования населения с
целью своевременного выявления легочных и сердечных заболева-
ний. В этих аппаратах, называемых флюорографами, изобра-
жение объекта с помощью оптической системы переносится со зна-
чительным уменьшением с флюоресцирующего экрана на фотоплен-
ку. Замена обычной рентгенографии флюорографией позволяет рез-
ко сократить расход фотоматериалов (прежде всего дорогостоящей
пленки), повысить пропускную способность рентгеновских каби-
нетов.
Флюорографы бывают стационарные и передвижные. Основными
элементами любого флюорографа являются: питающее устройство,
рентгеновский излучатель, пульт управления, флюорографическая
камера, защитная кабина, принадлежности для обработки пленки
и просмотра снимков.
Флюорографическая камера состоит из экрана, зеркально-лин-
зовой оптическсй системы и кассеты с рулонной пленкой, рассчитан-
ной на фиксирование большого числа снимков. Широко применя-
ют пленку шириной 70 мм в кассетах, позволяющих получить 400—
450 снимков.
Защитная кабина, в которой находится пациент во время прове-
дения флюорографии, обеспечивает безопасную работу обслужи-
вающего персонала; она имеет окна из свинцового стекла, сильно
поглощающего рентгеновское излучение, через которые можно
контролировать положение пациента относительно флюорографи-
ческой камеры. Флюорографы позволяют получить до 100—150
снимков в час.
Отметим, что метод флюорографии применяют также в промыш-
ленности для контроля качества разнообразных изделий.
Разнообразны по конструкции рентгенотерапевтические аппара-
ты, которые используют для поверхностной, глубинной и полостной
терапии. В этих установках применяют специальные устройства для
наведения пучка излучения на очаг заболевания и формирования
оптимального распределения поглощенной дозы в облучаемом теле
(тубусы, диафрагмы, фильтры).
В качестве примера рассмотрим устройство стационарного те-
рапевтического аппарата РУМ21 для поверхностной и внутрипо-
лосной рентгенотерапии. Аппарат рассчитан на напряжение 100 кВ,
278
для получения которого использована схема удвоения. Он имеет
три излучателя и соответственно три рабочих места. Два излуча-
теля, в которых установлены трубки с вынесенным анодом
0.25БТВ5-100 и 0.2БТВ6-100, используют для внутриполосной тера-
пии, а один (трубка 1БТВ4-100 с бериллиевым окном)— для по-
верхностной терапии. Время облучения контролируется с помощью
электрического реле времени с цифровым отсчетом. Аппарат комп-
лектуется набором алюминиевых фильтров, толщины которых ле-
жат в пределах 0,15—1,8 мм, а также тубусами для ограничения
поля облучения.
О развитии ускорительной
и рентгеновской техники
Ускорители заряженных частиц и рентгеновские приборы являются
мощными инструментами современной науки и техники. Их конст-
рукции постоянно совершенствуются, а области применения расши-
ряются.
К настоящему времени сформировались два основных направ-
ления, по которым развивается ускорительная техника.
Первое направление связано с созданием главным образом уни-
кальных ускорительных комплексов для проведения фундаменталь-
ных исследований в области ядерной физики и физики элементар-
ных частиц. Пуск каждого такого комплекса, как правило, знаме-
нует собой определенный этап в развитии ускорительной техники
и приводит к получению значительных научных результатов. Так,
на «Беватроне» на 6 ГэВ в Беркли (США) открыт антипротон
(1955 г.); на серпуховском синхрофазотроне (СССР) на 76 ГэВ по-
лучены ядра антигелия (1969 г.), открыт «серпуховский эффект»
(1971 г.) и т. д.
Уже получены пучки частиц с гигантской энергией — несколько
сот гигаэлектроч-вольт. Выдвинут ряд проектов ускорителей на
энергию 1 ТэВ (т. е. 1000 ГэВ) и более. Но каждый шаг в направ-
лении увеличения энергии частиц дается с большим трудом и связан
со значительными экономическими затратами. Поэтому естествен-
ным является стремление к международному кооперированию при
постановке и проведении экспериментов в области физики элемен-
тарных частиц.
Второе направление — разработка ускорителей для нужд народ-
ного хозяйства и медицины. В основном к ним относятся линейные
электронные ускорители на сравнительно малую (0,15—25 МэВ)
энергию и мощные высоковольтные ускорители (100—1500 кэВ).
Здеш первоочередной проблемой является снижение стоимости эне-
ргии в пучке. Дальнейшее развитие получат и линейные резонан-
сные ускорители с бегущей волной, а также циклические ускорите-
ли на малую энергию — бетатрон, микротрон, циклотрон.
В развитии рентгеновского приборостроения наметились опреде-
ленные тенденции.
Для дефектоскопии все шире будут применяться металлокера-
мические трубки, излучатели на базе которых отличаются малыми
габаритами и весом.
В рентгенолитографии рентгеновские трубки в ближайшее вре-
мя возможно станут основным типом источников излучения не толь-
280
ко для лабораторного, но и для промышленного производства мик-
роструктур с размерами элементов 1 мкм и менее.
,Стоит задача создания трубок для эффективного возбуждения
флюоресцентного излучения легких элементов, импульсных трубок
субнаносекундиого диапазона, специальных трубок для вычисли-
тельной денситометрической томографии и др.
Предполагается разработка как высококлассных универсальных
микрозондовых приборов с высоким уровнем автоматизации про-
цесса анализа, так и малогабаритных специализированных прибо-
ров упрошенной конструкции.
Для решения всех проблем, возникающих на пути разработки
и инженерного воплощения перспективных приборов, необходимо
не только совершенствование технологии производства, применение
новых высококачественных материалов, использование машинных
методов проектирования приборов и оптимизации их конструкций,
но и подготовка широкоэрудированных, грамотных, творчески от-
носящихся к делу специалистов.
Рекомендуемая литература
К первой части
1. Гринберг А. П. Методы ускорения заряженных частиц. — М.: Гостех-
издат. 1950.
2. Комар Е. Г. Основы ускорительной техники. — М.: Атомиздат, 1975.
3. Л и в и н г у д Д ж. Принципы работы циклических ускорителей. — М.:
Атомиздат. 1969.
4. Коломенский А. А. Физические методы ускорения заряженных ча-
стиц.— М.: МГУ, 1980.
5. Б ы с т р о в Ю. А., Иванов С. А. Ускорители и рентгеновские прибо-
ры.— М.: Высшая школа, 1976.
6. Рябухин 10. С., Ш а л ь н о в А. В. Ускоренные пучки и их примене-
ние.— М.: Атомиздат, 1980.
7. Г л а з к о в А. А., Малышев И. Ф., Сакса га некий Г. Л. Ва-
куумные системы электрофизических установок.-—М.: Атомиздат, 1975.
8. Вальднер О. А., Власов А. Д., Шальнов А. В. Линейные ус-
корители. М.: Атомиздат, 1969.
9. Вальднер О. А., Собе пин М. II. и др. Справочник по диафрагми-
рованным волноводам/Вальднер О. А., Собснии М. П., Зверев Б. В., Щед-
рин II. С. — М.: Атомиздат. 1977.
10. Тернов И. М., М и х а и л и и В. В., Халилов В. Р. Синхротрон-
ное излучение и его применение. — М.: МГУ, 1980.
11. Месяц Г. А. Генерировапне мощных напосекундных импульсов. — М.:
Сов. радио, 1974.
12. Капица С. П., Мелехин В. Н. Микротрон. — М.: Наука. 1969.
13. Ананьев Л. М„ Воробьев А. А., Г о р б у н о в В. И. Индукцион-
ный ускоритель электронов бетатрон. — М.: Госатомиздат, 1961.
14. Бахрушин Ю. П.. Ан а ц кий А. И. Линейные индукционные уско-
рители,—М.: Атомиздат, 1978.
15. Днденко А. Н., Григорьев В. П., Усов Ю. П. Мощные элект-
ронные пучки и их применение. — М.: Атомиздат, 1977.
Ко второй части
1. Блохин М. А. Физика рентгеновских лучей.—М.: Гостехиздат, 1957.
2. X а р а д ж а Ф. II. Общий курс рентгенотехники. — М.: Энергия, 1966.
3. П ош е хонов П. В.. Соколовский Э. И. Тепловой расчет элект-
ронных приборов. — М.: Высшая школа, 1977.
4. Д е н и с к и н IO. Д., Ч и ж у п о в а Ю. А. Рентгеновские диагностиче-
ские трубки и их тепловые режимы. — М.: Энергия, 1970.
5. Шмелев В. К. Рентгеновские аппараты. — М.: Энергия, 1973.
б. Рид С. Электронно-зондовый микроанализ. — М.: Мир, 1979.
I. Румянцев С. В. Радиационная дефектоскопия. — М.: Атомиздат, 1974.
8. Рентгенотехника: Справочипк/Под ред. В. В. Клюева, кн. 1, 2. — М.: Ма-
шиностроение, 1980.
9. Иванов С. А. Рентгеновские трубки для научных исследований, про
мышлепного контроля п технологии: Обзоры по электронной технике. М.:
ЦНИИ Электроника, 1982, сер. 4, вып. 1 (852).
10. Л ютц а у В. Г. Состояние и тенденции развития приборов для рент-
геиоструктурного анализа: Обзорная информация. — М.: ЦНИИТЭИ приборо-
строения, 1973, вып. 1.
Предметный указатель
Аберрация линз 259, 260
Автотрансформатор 269
Автофазпровка 33
Анализатор
— рентгеновский 276
— магнитный 124
— электростатический 125
Аннигиляция 188
Аппарат рентгеновский 268
---медицинский 277
--- технического назначения 273
--- устройство 268
Бетатрон 150
Бетатронное условие 153
Блок детектирования
--пропорциональный 273, 276
--- сцинтилляционный 272
Вариатор 137
Вид колебаний 113
Волновод
— гладкий 111
— диафрагмированный 109
— круглый 116
— прямоу^>льный 116
Гамма-активационный анализ 8
Гам.ма-каротаж 8
Генератор
— Аркадьева — Маркса 91
— каскадный 71, 78
---с емкостной связью 71, 75
— — с индуктивной связью 78
— с частичным разрядом емкости 86
Группирователь 111
Датчик
— резонаторный 123
— тока электронный 120. 122
— Холла 120. 122
Делитель напряжения 67
— — активный 123
активно-емкостной компенсиро-
ванный 124
------ емкостной 124
Дефлектор 127
Дисперсионные кривые 113
Дифрактометр 243, 275
Длина волны
— — в волноводе 110
-----в свободном пространстве 110
— — де Бройля 5
----- рентгеновского излучения 10
Длинная линия 94
----- двойная 95
— — коаксиальная 96
----- полосковая 96
Добротность
— объемного резонатора 44
— резонансного контура 83
Доза излучения
----- единицы измерения 189
-----поглощенная 189
— — экспозиционная 189
Дуанты 126, 131
Загрязнение спектра излучения 245,
246
Закон
— Мозли 184
— Ньютона 210
— сохранения импульса 186
— Фурье 208
— Эйнштейна 18, 185
Зарядовое число 5
Защита от излучения 7, 224
Зонд электронный 257
Излучатель 81, 268
Излучение
— гамма 176
— жесткость 178
— рентгеновское 10, 177
-----афокальное 218
----- дозиметрия 183
— — тормозное 177
-----фильтрация 194, 245
-----флюоресцентное 185
----- характеристическое 181
— синхротронное 38
----- спектр 39
----- параметры пучка 40
Изолиния
— газовая 55, 231
— масляная 55, 248
Изотопы 176
Изохронизм 13.5
Импульсный высоковольтный уско-
ритель 86
-------с импульсным трансформато-
ром 86
-------с трансформатором Тесла 89
283
-------с генератором Аркадьева —
Маркса 91
Индуктор 107
Инжектор 111, 155, 159
Ионизационная камера 190
Источник заряженных частиц 45
-------высокочастотный 47
-------дуоплазматрон 48
-------ионный 45
-------Пеннинга 46
— с взрывной эмиссией 50
— с термокатодом 50
--------- электронный 49
Каскадный ускоритель 71
---- динамитрон 77
----с емкостной связью 71
----с индуктивной связью 78
Квадрант электромагнита 161
Квантовые числа 181
----главное 181, 184
---- внутреннее 181
---- магнитное 182
---- орбитальное 181
Клистрон 146
Колебания
— бетатронные 26
----амплитуда 29, 30
— — уравнения 28, 29
---- частота 29
— синхротронные 36
фазовые 36
Коллектор 124
Коллиматор 124
— Соллера 252
Коммутатор 62
— неуправляемый 62
— управляемый 62
Конвертор 171
Коронируюшнй триод 68
Коэффициент
— вторичной эмиссии 217
— зазора 104
— затухания 89
— линейный 191
---- ослабления 191
----рассеяния 191, 192
----фотоэлектрического поглощения
191, 192
----эффекта образования пар 191,
192
— массовый 193
---- ослабления 193
---- рассеяния 193
----фотоэлектрического поглощения
• 193
----эффекта образования пар 193
----сложного вещества 194
— нагружепности волновода 113
— передачи напряжения 82
— прохождения электронов 60
— связи контуров 82
— сферической аберрации 259
— температуропроводности 207
— теплоотдачи 203, 210
— теплопроводности 203
— эффективности взаимодействия 24
Кратность
— заряда частицы 4, 57
— ускорения 161, 165
Лайнер 68
Линза
— квадрупольная 168
--- стигматор 260
— кондепсорная 258
— магнитная 107, 112
--- длинная 112
— объективная 258
— электростатическая 230, 257
Магнетрон 116, 146, 149
Магнитная жесткость частицы 21
Магнитный канал 146, 147
Маркировка рентгеновских трубок
224
Массовое число 5
Микроанализатор 257
— визуализация поверхности объек-
та 260
— электронно-оптическая система 258
Микроскоп рентгеновский 235
--- проекционный 237
— — — с магнитной фокусировкой
238
— — — с электростатической фоку-
сировкой 239
---телевизионный 239
— — стробоскопический 240
Микротрон 139
— позитронный 147
— секторный 148
— стерео 117
Мишень
— вращающаяся 205, 263
— игольчатая 205, 233
массивная 207
— прострельная 205, 229
— перезарядная 70
— сложная 264
Модифицирование полимеров 7, 8
Модулятор 116
Нагрузка удельная рентгеновской
трубки 202, 214
Нить накала
--- плоская 196
---V-образная 197, 239, 258
---цилиндрическая 195
Ножка
— анодная 201
— катодная 194, 195
— металлическая 227, 231
284
Обмотка возбуждения 131, 150
Обостритель 63
Окно
— вакуумное в волноводе 116
— для выпуска рентгеновского излу-
чения 220, 227, 233
__для выпуска электронов 60
Орбита
— круговая 19, 20
— равновесная 25
— спиральная 127
Отдача флюоресценции 185
Период
— колебаний 127
— обращения частицы 20
— полураспада 176
— структуры 110, 113
Поглощение излучения 185
Показатель магнитного поля 26, 31
Постоянная
— Больцмана 259
— времени 72, 88
— Планка 5
— Ридберга 184
— экранирующая 184
Пояс Роговского 120
Преобразователь
— гальваномагнитный 122
— магннтонндукционный 120
Пульт управления 268
Разрешающая способность 236
Рассеяние
— рентгеновского излучения 185
---- когерентное 188
----некогерентное Г80
— электронов 216
Резонанс 30, 33, 82,
Резонатор объемный
-- коаксиальный 161
--плоский 143, 145
--прямоугольный 123
----- тороидальный 143, 160
— — цилиндрический 123
Рентгеновская томография 10
Рентгеновская топография 11, 243
Рентгенография 225, 262
Рентгенодиагностика 10, 262, 277
Рентгенолитография 9, 250, 251
Рентгеноскопия 225, 262
Рентгеноспектральный анализ 11, 251,
276
---------- качественный 251
------количественный 251
------флюоресцентный 252
Рептгеноструктмрпый анализ 11, 241,
265
----методы 243
-------вращения кристалла 243
-------Ланга 244
-------Лауэ 243
--------- порошков 243
— — — широкорасходящегося пуч-
ка 244
Сверхпроводимость 41
— критическая магнитная индукция
41
— критическая плотность тока 42
— критическая температура 41
— материалы 4i
Сепаратор рентгенолюмпписцептпый
12
Сила
— Лоренца 16, 28
— центростремительная 28
Сильноточный электронный ускори-
тель 93
— — — с индуктивным накопителем
100
Синхротрон 158
— с бетатронным запуском 159
— с внешним инжектором 161
Синхрофазотрон 163
Синхроциклотрон 136
Скорость
— групповая 111
— приведенная 17
— фазовая 110
Слой половинного ослабления 191
Сопротивление
— волновое 94
— шунтовое 115
Спектрометр рентгеновский 252, 253,
276
---кристалл-дифракционный 252
-------многоканальный 253, 276
-------сканирующий 252, 276
--- полупроводниковый 253
Спин электрона 181
Станция ускорительная 168
Схемы выпрямления напряжения 270
Счетчик фотонов 243, 272
---Гейгера 243
---полупроводниковый 273
— — пропорциональный 272
---— проточный 273
--- сцинтилляционный 272
Тиратрон 86
Толщиномер рентгеновский 227
Трансформатор
— главный 268
— импульсный 88
— накала 268, 269
— резонансный 82
— с изолированным сердечником 78
— Тесла 89
— типа волны 117
Трубка
— дрейфа 102, 165
285
— рентгеновская 176
---- безопасная 224
— — диагностическая 262
---- для дефектоскопии 225
---- для спектрального анализа 254.
256
— — для структурного анализа 246
----импульсная 231, 233
— — с вращающимся анодом 249.
263
----с вынесенным полым анодом
229
---- секционированная 229
----со сменными мишенями 256
— — с чехлом на аноде 204, 227
----терапевтическая 266
— ускоряющая 53, 61, 63
— — импульсная 61
----секционированная 53, 77, 80
----с наклонными полями 56
Ударная емкость 92
Угол пролета 24
Управляющие функции 112
Уравнение
— бетатронных колебаний 28
— движения частиц 16
— Вульфа — Брэгга 242
— Лапласа 197, 207
— Максвелла 16, 106
— теплопроводности 207
Ускоритель 4
— линейный 14
---- индукционный 106
— — резонансный с трубками дрей-
фа 102
----с бегущей волной 109
— с повышающим трансформатором
81
----резонансным 82
---высоковольтным 84
— электростатический 63
---- под давлением 65
---- с перезарядкой 69
Ускоряющий промежуток 4
Фаза частицы 25
---- равновесная 35
Фазовращатель 116
Фокусировка 26
— аксиальная 26
— магнитная 200, 238
— радиальная 26
— сильная 14, 30
— слабая 14, 26
— электростатическая 239
Фокусное пятно
---- действительное 194
— — круглое 195, 196
---- линейное 195
---- структура 199
— — эффективное 195
Циклотрон 125
— с пространственной вариацией маг-
нитного поля 134
Цилиндр Фарадея 119
---- секционированный 123
Число колебаний за оборот 32, 33
Электрическая характеристика рент-
геновской трубки 222
Электромагнит
— кольцевой 159
— разрезной 161
— сверхпроводящий 42
Электрон-вольт 4
Электронная яркость 258
Элемент периодичности магнита 31
Элементарные частицы 4
— — а-частица 4, 5
---- антипротон 6
---- дейтрон 4
---- кварк 173
— — мезон 6, 9
---- нейтрон 6
----протон 4, 6
----электрон 4, 18
----фотон 7
Эмиссия
— автоэлектронная 50, 232
— взрывная 50, 61, 233
— вторичная 216
— термоэлектронная 194
Энергия
— кинетическая 4, 17
— покоя 6
электрона 18
---- протона 6, 18
— полная 17
Эффект
— Комптона 186, 188
— образования пар 188
— стробоскопический 244
— фотоэлектрический 185
Ядро атома 5
Ярмо электромагнита 131, 150
Оглавление
Стр.
Предисловие............................................................. 3
Введение................................................................ 4
Часть первая
УСКОРИТЕЛИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
Глава 1. Физические основы ускорительной техники..................... 14
§ 1.1. Классификация ускорителей.................................. 14
§ 1.2. Особенности движения заряженных частиц в электромагнитных
полях ускорителей................................................. 15
§ 1.3. Орбитальная устойчивость ускоряемых частиц................. 25
§ 1.4. Принцип автофазировки...................................... 33
§ 1.5. Излучение электронов в циклических ускорителях............. 37
§ 1.6. Применение явления сверхпроводимости в ускорительной технике 41
§ 1.7. Источники заряженных частиц................................ 45
Глава 2. Линейные ускорители......................................... 53
§ 2.1. Ускоряющие трубки.......................................... 53
§ 2.2. Электростатический ускоритель.............................. 63
§ 2.3. Каскадный ускоритель....................................... 71
§ 2.4. Ускоритель с повышающим трансформатором.................... 81
§ 2.5. Импульсный высоковольтный ускоритель....................... 86
§ 2.6. Сильноточный электронный ускоритель........................ 93
§ 2.7. Линейный резонансный ускоритель с трубками дрейфа.. 102
§ 2.8. Линейный индукционный ускоритель.......................... 106
§ 2.9. Линейный резонансный ускоритель электронов с бегущей волной 109
§ 2.10. Измерение параметров пучков заряженных частиц............ 119
Глава 3. Циклические ускорители....................................... 125
§ 3.1. Циклотрон................................................. 125
§ 3.2. Синхроциклотрон........................................... 136
§ 3.3. Микротрон................................................. 139
§ 3.4. Бетатрон.................................................. 150
§ 3.5. Синхротрон................................................ 158
§ 3.6. Синхрофазотрон............................................ 163
§ 3.7. Встречные пучки частиц. Накопительные кольца..... . . 169
Часть вторая
РЕНТГЕНОВСКИЕ ПРИБОРЫ
Глава 4. Физические процессы в рентгеновских приборах................ 176
§ 4.1. Классификация рентгеновских приборов....................... 176
§ 4.2. Возбуждение рентгеновского излучения....................... 177
§ 4.3. Взаимодействие рентгеновского излучения с веществом........ 185
§ 4.4. Катоды рентгеновских приборов.............................. 194
§ 4.5. Аноды рентгеновских приборов ... .......................... 201
§ 4.6. Расчет теплового режима анодов............................. 207
§ 4.7. Вторичная электронная эмиссия в рентгеновских приборах ... 216
§ 4.8. Оболочка рентгеновских приборов............................ 218
287
Стр.
Глава 5. Конструкции рентгеновских приборов............................ 222
§ 5.1. Обшпе вопросы работы рентгеновских приборов.................. 222
§ 5.2. Трубки для просвечивания материалов.......................... 225
§ 5.3. Импульсные рентгеновские трубки.............................. 231
§ 5.4. Рентгеновские микроскопы просвечивающего типа................ 235
§ 5.5. Трубки для рентгеноструктурного анализа...................... 241
§ 5.6. Трубки для реитгеноспектрального анализа..................... 251
§ 5.7. Рентгеновские микроанализаторы с электронным зондом .... 257
§ 5.8. Трубки для рентгенодиагностики............................... 262
§ 5.9. Трубки для рентгенотерапии................................... 266
§ 5.10. Рентгеновские аппараты...................................... 268
О развитии ускорительной и рентгеновской техники.................... 280
Рекомендуемая литература............................................ 282
Предметный указатель ............................................... , 283
Юрий Александрович Быстров
Станислав Алексеевич Иванов
УСКОРИТЕЛЬНАЯ ТЕХНИКА
И РЕНТГЕНОВСКИЕ ПРИБОРЫ
Зав редакцией Л А Романова. Редактор С. В. Никитина Младшие редакторы
Е. И. Попова. И. А. Исаева. Художественный редактор Т. М. Скворцова. Художник
Ф. Н. Буданов. Технический редактор Л. А. Григорчук. Корректор В. В. Кожуткина
И Б Хз 4244
Изд. № ЭР—341. Сдано в набор 06.06.83. Подп. в печать 16.09.83. Т—18656.
Формат 60X90716- Бум. тип. № 2. Гарнитура литературная. Печать высокая. Объем
18 уел. печ. л. 18,25 усл. кр.-отт. 18,98 уч.-изд. л. Тираж 8000 экз. Заказ 1658.
Цена 1 р. 10 к.
Издательство «Высшая школа» 101430, Москва, ГСП-4,
ул. Неглинная, 29/14
Московская типография № 8 Союзполиграфпрома
при Государственном комитете СССР
по делам издательств, полиграфии и книжной торговли,
Хохловский пер., 7.
288