Текст
Ф. Н. ХАРАДЖА
ОБЩИЙ КУРС
РЕНТГЕНОТЕХНИКИ
ИЗДАНИЕ ТРЕТЬЕ
ИЗДАТЕЛЬСТВО „ЭНЕРГИЯ1'
МОСКВА 1960 ЛЕНИНГРАД
УДК 621.386
В книге изложены основы рентгено¬
техники, рассмотрены принципы действия
рентгенотехнической аппаратуры и указаны
методы применения рентгенотехнических
устройств.
Книга является учебным пособием по
курсу рентгенотехники, изучаемому в элек¬
тротехнических вузах. Она может быть так¬
же полезна инженерам, работающим в об-
бластц конструирования, производства и
применения рентгеновских трубок и аппа¬
ратов.
Автор скана мне неизвестен.
Чистил Александр Вертий.
http://alverworld.com/
http://www.proza.ru/avtor/ozzy72
ozzy_72@mail.ru
Исходник похоже был фото (не сканом)
с пластин электрофотоустройства типа
Romayor годов 70-х производства. Поэтому
полутоновых картинок уже не было.
Лучшего оригинала не нашёл.
Найдёте сообщайте, почта есть.
3-3-11
Си р/э 257«6&
ПРЕДИСЛОВИЕ К ТРЕТЬЕМУ ИЗДАНИЮ
В третьем издании характер изложения я построение книги
сохранены, однако содержание ее пересмотрено, частично пере¬
работано и дополнено, внесено большое число мелких исправле¬
ний и уточнений. Кроме того, в новом издании отражены дости¬
жения рентгенотехники, получившие практическое применение
за истекший период. В связи с этим в книгу внесен ряд круп¬
ных дополнений, из которых надо отметить следующие.
В главе второй приведено описание нескольких конструкций
новых типов рентгеновских трубок.
В главе третьей добавлено два параграфа 3-7 и 3*8, посвя¬
щенные описанию устройства, принципа действия и некоторых
характеристик мнкротронов и линейных ускорителей электро¬
нов с бегущей волной, которые в последнее время получили
большое развитие и находят практическое применение в меди¬
цине для рентгенотерапии, в промышленности для рентгеноде-
фектоскопии и для исследований в ядерной физике.
В главе четвертой добавлены два новых параграфа: 4-8,
4-27. В § 4-8 даны некоторые сведения о полупроводниковых
вентилях, используемых в последние годы в схемах выпрямле¬
ния высокого напряжения в рентгеновских аппаратах. В § 4-27
приведены схема и описание устройства и принципа действия
автомата экспозиции для диагностических рентгеновских аппа¬
ратов.
Наконец, в главе шестой, посвященной рентгенометрии, сде¬
ланы существенные изменения и дополнения.
Введение нового определения понятий дозы и мощности
дозы (ГОСТ 8848-63) вызвало необходимость пересмотреть со¬
держание § 6-2, 6-18 и 6-21 н внести соответствующие измене¬
ния. Появление очень мощных источников рентгеновского и
гамма-излучений привело к разработке специальных методов
дозиметрии мощных излучений. Описание некоторых из них
дано в новых параграфах: 6-26, 6-27 и 6-28. В § 6-16 приведены
сведения о применении полупроводниковых детекторов, (фото-
сопротивлении) для измерения рентгеновского и гамма-из¬
лучений. В § 6-19 добавлено описание устройства нормальных
1*
а
ионизационных камер для мягких излучений и образцовой ка¬
меры для сверхжестких излучений (до 3 Мэе).
Из изложенного видно, что общий характер книги остался
без изменений, но ряд крупных дополнений расширил ее содер¬
жание и знакомит читателей с некоторыми вопросами рент¬
генотехники, недостаточно освещенными в нашей учебной ли¬
тературе..
С другой стороны, ограниченный объем книги потребовал
значительного сокращения материала предыдущего издания.
Наибольшим сокращениям подверглась вторая и четвертая
главы, а глава восьмая «Аппараты с радиоактивными изото-
пами» сокращена более чем в два раза и представляет собой
сжатое изложение содержания соответствующей главы второго
издания.
При составлении книги автор использовал материалы из
предыдущих изданий, а также труды, отечественных и зарубеж¬
ных авторов, перечисленные э списке литературы.
В заключение считаю долгом выразить глубокую благодар¬
ность рецензенту рукописи академику АН УССР А. П. Комару,
ряд замечаний которого был учтен автором при окончательном
редактировании рукописи.
Все указания на замеченные в настоящей книге пробелы и
недостатки автор примет с благодарностью. Письма просит по¬
сылать по адресу: Ленинград, Марсово поле. 1, ЛО издатель¬
ства «Энергия».
Автор
ИЗ ПРЕДИСЛОВИИ к ПЕРВОМУ И ВТОРОМУ ИЗДАНИЯМ
«Общий курс рентгенотехники» составлен на основе лекций,
читаемых автором в Ленинградском Электротехническом ин¬
ституте имени В. И. Ульянова (Ленина).
Выход в свет этой книги вызван отсутствием руководства,
которое отвечало бы по объему и по изложению программе
электровакуумной специализации.
Рассматривая основной материал, автор стремился к воз¬
можно большей простоте и наглядности изложения. Матема¬
тические выводы даны почти со всеми промежуточными вы¬
кладками для того, чтобы читатель мог сосредоточить свое
внимание на физической стороне предмета. С этой же целью
некоторые вопросы рассматриваются более элементарно, нежели
это делается в специальных руководствах (теория фокусировки
электронного пучка, импульсная теория излучения, систематика
характеристических спектров и т. д.)
Объем книги не позволил остановиться на изложении прин¬
ципов рентгеноспектрального химического анализа, а также
ограничил изложение основ структурного анализа кристалли¬
ческих тел лишь рассмотрением схем возникновения рентгено¬
грамм без их расшифровки.
Во втором издании книги автор стремился отразить новые
достижения науки и техники в области получения, измерения
и использования рентгеновского излучения. В связи с этим
книга подверглась существенной переработке и дополнениям,
однако характер изложения и построение книги сохранились.
В книге сначала излагается теория возникновения рентгенов¬
ского излучения, затем описываются типы и конструкции рент¬
геновских трубок и аппаратов (а также ускорители заряжен¬
ных частиц); далее рассматриваются физические процессы, ко¬
торые происходят при взаимодействии лучей с веществом, и уже
после этого даются краткие сведения о принципах и методах
измерения рентгеновского излучения и некоторые сведения по
их применению. Наконец, даются основные сведения о радиоак¬
тивности, получении искусственных радиоактивных изотопов и
5
об аппаратах с радиоактивными веществами, применяющихся
для гамма-дефектоскопии и гамма-терапии.
В новом издании глава первая первого издания «Основные
сведения из физики» опущена, зато написаны заново глава
третья «Ускорители заряженных частиц» и глава восьмая «Ап¬
параты с радиоактивными изотопами». Все остальные главы
первого издания в значительной мере переработаны и допол¬
нены новыми материалами.
В заключение автор считает долгом выразить свою глубокую
благодарность рецензенту рукописи профессору И. В. Порой-
кову, ряд замечаний которого был учтен автором при оконча¬
тельном редактировании рукописи, а также доценту В. В. Па-
сынкову, взявшему на себя труд редактирования этом книги.
1940, 1956 г.
Автор
ГЛАВА ПЕРВАЯ
РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛУЧИ
1-1. Открытие рентгеновских лучен
и их главнейшие свойства
В ходе систематических исследований явлений, происходя¬
щих в разрядной трубке, Рентген сделал в 1895 г, одно из важ¬
нейших открытий конца XIX века. Он обнаружил, что если че¬
рез стеклянную трубку с двумя впаянными электродами, из
которой выкачан воздух до давления около 10~3 мм рт. ст
пропустить электрический ток, то из нее выходят особые, неви¬
димые глазом лучи. Оказалось, что эти лучи обладают замеча¬
тельными свойствами. Большинство свойств этих лучей, назван¬
ных впоследствии рентгеновскими, было изучено самим Рентге¬
ном и описано в его первых трех работах в 1895—1897 гг. Им
же были указаны те непосредственные практические приложе¬
ния, которые эти лучи могут иметь. Главнейшие свойства рент¬
геновских лучей следующие:
1. Сильная проникающая способность. Все тела
оказались прозрачными для рентгеновских лучей. Прозрачность
различных тел для этих лучей различна и для одного и того же
тела зависит от его толщины. Ни одно тело не является для
рентгеновских лучей вполне прозрачным: часть энергии рентге¬
новских лучей при прохождении слоя тела любой толщины по¬
глощается им, и пучок лучей, прошедший через такой слой, об¬
ладает меньшей интенсивностью, чем падающий на этот слой.
Благодаря этому свойству рентгеновские лучи нашли широкое
применение в медицине для просвечивания больных с целью
выявления изменений строения внутренних органов человече¬
ского тела, вызванных заболеваниями или травмами, а также
в промышленности для обнаружения внутренних дефектов ма¬
териалов и изделий.
2. Способность вызывать свечение некоторых
тел. Например, картон, покрытый двойной цианистой солью
бария и платины PfBa(CN)44H20, светится под действием
рентгеновских лучей желтовато-зеленым светом. Если между
рентгеновской трубкой и экраном поместить какое-либо неодно¬
родное тело, например руку, то кости руки задержат лучи силь¬
нее, а мышцы — слабее и на экране получится тень скелета
кисти руки, потому что в тех местах экрана, куда падает
меньше энергии лучей, свечение будет слабее.
3. Способность вызывать почернение фото¬
эмульсии, подобно лучам видимого света, позволяет фото¬
графировать ту теневую картину, которая получается при про¬
свечивании исследуемых тел. „
4. Способность ионизировать' газы позволяет
не только обнаруживать лучи, но и судить об их интенсивности,
измеряя, например, ионизационный ток в газе,
5. Б и о х и м и ч е с к о е действие на ж и п о и орга¬
низм. На этом свойстве рентгеновских лучей основано приме¬
нение их в медицине для лечения различных заболеваний, и его
необходимо учитывать при работе с рентгеновскими лучами,
так как продолжительное действие их на организм чрезвычайно
вредно.
Кроме того, оказалось, что проникающая способность рент¬
геновских лучей п зависимости or условии их возбуждения
различна. Сильно проникающие лучи условились называть
жесткими лучами, а сильно поглощаемые — м я г к и м и.
1-2. Природа рентгеновских лучей
Природа рентгеновских лучей оставалась неизвестной в те¬
чение 17 лет со времени открытия их Рентгеном. Только
в 1912 г. удалось опытным путем доказать, что они имеют
ту же природу, что и лучи видимого света, т. е. являются
электромагнитными колебаниями, но с очень малой длйной
волны.
Вскоре после открытия этих лучей Рентген и другие иссле¬
дователи отмечали сходство между ними и лучами видимого
света. На это указывало то, что они распространяются прямоли¬
нейно, ис отклоняются ни электрическим, ни магнитным полями.
Но, с другой стороны, не удавалось обнаружить для этих лучей
ни отражении от зеркал, ни преломления при прохождении че¬
рез призмы, ни интерференции и днффракции, т. е. не удава¬
лось обнаружить тех явлений, которые свойственны световым
лучам и которые указывают на волновую природу лучей.
Можно было полагать, однако, что указанные явления не
могут быть обнаружены для рентгеновских лучей потому, что
длина волны их очень мала и, следовательно, всякое зеркало
будет их только рассеивать, как матовое стекло рассеивает
световые лучи. Точно так же искусственные диффракционные
решетки являются слишком грубыми для лучей очень короткой
длины волны. Если же воспользоваться в качестве диффракци-
8
онной решетки естественной решеткой, которую образуют пра¬
вильно расположенные в кристалле атомы, то можно ожидать,
что при прохождении рентгеновских лучей через кристалл будет
наблюдаться явление диффракции.
Эта идея подтвердилась на опыте, выполненном в 1912 г.
физиком Лауэ. Тонкая пластинка кристалла 3 (рис. 1-1) была
помешена перпендикулярно к направлению узкого пучка рент¬
геновских лучей; за кристаллом на расстоянии около 40
располагалась фотографическая пластинка 4, заключенная
в конверт из черной бумаги. После освещения кристалла
рентгеновскими лучами в течение нескольких часов на прояв-
Рис. 1-1. Схема опыта Лауз.
J — СВИНЦОВЫЙ StCpBH; 2 — СВШШОНЫс
диафрагмы; 9 — кристалл; 4 — фото¬
пластинка.
Рис. 1-2. Диффракци-
онные пятна на фото¬
пленке.
ленной фотопластинке вместо одного пятна, лежащего на пути
лучка рентгеновских лучей, прошедших через кристалл, полу¬
чился ряд пятен, симметрично расположенных вокруг основного
центрального пятна (рис. 1-2). Расположение этих пятен, как
оказалось, зависит от рода кристалла и его ориентировки отно¬
сительно пучка лучей.
Этот результат объясняется тем, что рентгеновские лучи, рас¬
сеянные отдельными атомами кристалла, интерферируют между
собой подобно световым лучам, проходящим через диффракцн-
онпую решетку, причем в некоторых направлениях вследствие
интерференции рассеянные лучи усиливаются и дают темные
пятна на фотопластинке, в других направлениях ослабляются и
не достигают фотопластинки. Лауэ дал также и математиче¬
скую теорию этого явления, вполне отвечающую опытным ре¬
зультатам, и тем доказал электромагнитную природу рентгенов¬
ских лучей.
Это открытие легло в основу современного учения о строе¬
нии кристаллических тел, с одной стороны, и, с другой стороны,
в основу рентгеноспектроскопии, т. е. измерения
длины волны рентгеновских лучей и изучения рентгеновских
спектров.
1-3. Уравнение Вульфа—Брэгга
Значительно более простое и наглядное объяснение явления
диффракции рентгеновских лучей при прохождении через кри¬
сталл дали независимо друг от друга профессор Московского
университета Г. В. Вульф и английские физики отец и сын
Брэгги. Эти исследователи рассматривали рассеивание рентге¬
новских лучей атомами кристалла как своего рода «отраженно
их атомными плоскостями кристалла. Математический анализ
при этом получается гораздо проще, и полученное ими уравне¬
ние очень удобно для расчетов при измерениях длин волн рент-
гепогзеких лучей и при исследованиях строения кристалличе¬
ских тел.
Рис 1-3. Схема фазовых соотношений для лучей, отраженных от кристалла.
Кристалл состоит из ряда параллельных атомных плоско¬
стей, находящихся на одинаковых расстояниях. Обозначим это
расстояние d. Предположим, что на кристалл падает узкий ну-
чок рентгеновских лучей одной определенной длины волны к
под некоторым углом Ф к атомной плоскости кристалла. Рент¬
геновские лучи будут отражаться от первой, второй, третьей
и т. д. атомных плоскостей, потому что они проникают в толщу
кристалла.
Здесь надо оговорить, что отражение рентгеновских лучей
от кристалла иное, чем отражение света от обычных зеркал.
Дело в том, что лучи, отраженные от различных параллельных
плоскостей, накладываются друг на друга, а так как отражение
от одной атомной плоскости очень слабое, то интенсивность от¬
раженных лучей только тогда станет заметной, если отражен¬
ные от разных плоскостей лучи усиливают друг друга. Чтобы
это усиление могло произойти, необходимо, чтобы отраженные
от различных плоскостей волны совпадали по фазе. Этот случай
показан на рис. 1-3,о. При отсутствии совпадения лучи ослаб¬
ляют друг друга и отражения не будет.
Будут ли совпадать по фазе лучи, отраженные от разных
плоскостей, зависит: 1) от длины волны рентгеновских лучей,
10
падающих на поверхность кристалла; 2) от расстояния между
двумя соседними атомными плоскостями в кристалле и 3) от
угла, под которым падает пучок рентгеновских лучей на кри-.
сталл.
Все эти величины связаны одной формулой, из которой
легко вычислить одну неизвестную величину, если две другие
известны*
Для вывода этой формулы рассмотрим рис. 1-3, б. Пусть Р\
и Рг — параллельные атомные плоскости кристалла, d— рас¬
стояние между ними, Aif А2— параллельные рентгеновские
лучи, X — длина их волны, Ф — угол между направлением пучка
рентгеновских лучей и отражающими плоскостями. Рассмотрим
только те лучи, которые после «отражения» идут по одному
общему направлению В2С. До падения на поверхность кри¬
сталла лучи находятся в фазе, т. е. на линии AiA* их макси¬
мумы и минимумы совпадают. Луч At отражается в точке В* на
первой плоскости Рь луч А% отражается в точке В2 на второй
плоскости Р2; оба они идут после отражения по общему на¬
правлению В2С.
Чтобы получилось усиление отраженных лучей, необходимо,
чтобы лучи Ai и Аг после отражения также находились в фазе,
но луч А2 должен пройти больший путь от точки А2 до точки С,
чем луч А| от точки Ai до той же точки С, Если длина пути,
пройденного лучом Л2, больше длины пути луча Ai на величину,
равную длине волны X или 2Х, ЗХ и т. д., то оба эти луча после
отражения будут в фазе; вследствие интерференции они уси¬
лятся и получится отражение. Следовательно, необходимым ус¬
ловием отражения является то, чтобы разность хода лучей АХС
и А2С была равна или кратна длине волны их, т. е. была равна
пл, где л— 1, 2, 3.
Выразим теперь разность хода лучей через расстояние между
соседними плоскостями кристалла d и угол падения лучей О;
для этого проведем перпендикуляры B2N к направлению лучей
и B2D к плоскостям Р\ и Р2; тогда разность хода лучей А2 и Ах
будет равна B2B\^NB\. Треугольник B2BjD равнобедренный,
поэтому DB2-2d и B2Bi = /)Bb и, следовательно, разность хода
лучей будет
В2В1 — NBX = DB1 — JVB, = DjV.
Кроме того, £DB2N = /. DB\P=ft% потому что их стороны
взаимно перпендикулярны. Из треугольника DNB2 разность
хода DiV=2cfsin О. Итак, можно написать условие отражения
/iX=2dsind. (1-1)
Уравнение (1-1) является основным в рентгеноспектроскопии
и в исследовании структуры кристаллических тел и называется
уравнением Вульфа — Брэгга.
П
В этом уравнении п — целое число- и определяет так назы¬
ваемый порядок отражения. Если п равно единице, то
разность хода двух лучей, отраженных от двух смежных атом¬
ных плоскостей, равна одной длине волны. В этом случае урав¬
нение (1-1) имеет вид
X = 2^1 sin
и дает условие для отражения первого порядка.
При л=2 это уравнение принимает вид
2X=s2dsinfra
и показывает, что отражение во втором порядке при той
же длине волны происходит при большем угле
Из уравнения (1-1) следует, что если пупок рентгеновских
лучей, падающий па кристалл, содержит лучи только одной
длины волны (монохроматический пучок), то отражения не бу¬
дет происходить до тех пор, пока угол между направлением
лучей и поверхностью кристалла не будет удовлетворять этому
уравнению. С другой стороны, если пучок содержит лучи раз¬
личных длин волн (неоднородный пучок), то при заданном угле
скольжения отражаются лучи только тех длин волн, которые
удовлетворяют этому уравнению; лучи всех других длин волн
отражаться не будут.
Таким образом, мы видим еще одну существенную разницу
между отражением видимого света от зеркал и «отражением»
рентгеновских лучей от атомных плоскостей кристалла. Белый
свет, состоящий из лучей различных длин волн (различных
цветов), отражается от зеркал без разложения. Из пучка не¬
однородных рентгеновских лучей при заданном угле скольже¬
ния селективно (избирательно) отражаются лучи только
с вполне определенными длинами волн, отвечающими уравне¬
нию (1-1).
1-4. Измерение длины волны рентгеновских лучей
Пользуясь уравнением (1-П. можно измерять длины волн
рентгеновских лучен. Для этого необходимо на кристалл, для
которого известно расстояние между атомными плоскостями d,
направить узкий пучок исследуемых рентгеновских лучей и за¬
тем, вращая его вокруг оси, проходящей в плоскости наружной
поверхности кристалла, измерить угол О, при котором наблю¬
дается отражение. Тогда простые вычисления по уравнению
(1-1) дают длину волны.
Однако в то время, когда впервые производились эти изме¬
рения, еще не было известно расстояние между плоскостями
в кристаллах. Эту величину Брэгги вычислили для кристалла
поваренной соли, исходя из химических и физических свойств
соли, следующим образом.
12
Для поваренной соли известны: удельный вес (у=2,17), хи¬
мический состав (NaCi), атомный вес натрия (ANa =23), атом¬
ный вес хлора (Аа =35,46), вес атома водорода (МН=И,66Х
Х10-« г), структура кристалла кубическая.
В пространственной решетке NaCl (рис. 1-4) на долю каж¬
дого иона натрия приходится объем и на долю каждого иона
хлора — такой же объем <Р\ следовательно, молекула соли за¬
нимает объем 2Л Вес одной молекулы равен 2d*y. С другой
стороны, вес молекулы NaCl равен весу атома водорода, умно-
1
Рис. М. Элементарная ячей¬
ка пространственной решет¬
ки кристалла поваренной
соли.
Рис. 1-5. Схема фото¬
графического спектро¬
графа.
женному на сумму атомных весов натрия и хлора. Следова¬
тельно, можно написать уравнение
2d\ = 1.66- КГ24 (23 + 35,46),
откуда
d = = 2,814-10~8 см.(1-2)
Таким образом впервые было определено расстояние между
атомными плоскостями в кристалле поваренной соли. После
этого нетрудно было построить спектрограф для измерения
длин волн рентгеновских лучей. Здесь будут описаны только
два прибора для изучения спектров рентгеновских лучей с вра¬
щающимися кристаллами —- фотографический и ионизационный.
На рис. 1-5 приведена схема фотографического спек¬
трографа. Выходящие из трубки 1 рентгеновские лучи про¬
ходят через две узкие щели 2и 3и падают тонким почти парал¬
лельным пучком на кристалл 4, укрепленный на вращающемся
столике. Во время работы спектрографа столик с кристаллом
1.3
медленно поворачивается вокруг оси 5 в двух направлениях на
несколько градусов. При этом угол между направлением лучей
н поверхностью кристалла непрерывно меняется так, что лучи
каждой длины волны в некоторые моменты времени падают на
кристалл под таким углом, который удовлетворяет условию
отражения (уравнению Вульфа — Брэгга), а после отражения
попадают на изогнутую фотопленку 6 внутри цилиндрической
камеры 7 и вызывают почернение пленки. Лучи, прошедшие
сквозь кристалл без отражения, попадают иа пленку в точке 8
и здесь вызывают почернение пленки —так называемое цент¬
ральное пятно.
Определение длины волны рентгеновских лучей из получен¬
ной указанным путем спектрограммы производится следующим
пСфазом.
Пусть расстояние между центральным пятном 8 и пятном
отраженного луча 9 будет на снимке равно I [см], радиус ка¬
меры известен и равен R [см]. Тогда
откуда
О ■-= .
2R
Так как расстояние между двумя соседними плоскостями
кристалла d известно (для соли NaCl ^=2,81410^ см), то,
подставляя в уравнение (1-1) известное d и измеренный угол д,
находим длину волны X.
На рис. 1-6 дан схематический чертеж фотографии непре¬
рывного спектра излучения рентгеновской трубки. Почернения
различных участков спектрограммы вызваны лучами различных
длин волн. Рассматривая спектрограмму, видим, что плотность
почернения не на всем протяжении спектра одинакова, следо¬
вательно, и интенсивность рентгеновских лучей различных длин
волн, вызвавших эти почернения, различна. Распределение ин¬
тенсивности в спектре можно представить графически, если по
оси абсцисс откладывать длины волн лучей, а по оси ординат —
найденные по почернению фотопластинки интенсивности рентге¬
новских лучей (рис. 1-7).
Ионизационный спектрометр Брэгга применяется
как для рентгеновской спектрометрии, так и для исследования
структуры кристаллов. Схема прибора показана па рис. 1-8.
Кристал С монтируется на столике, вращающемся вокруг не¬
подвижной оси таким образом, чтобы ось вращения лежала
в плоскости, отражающей грани кристалла. Ионизационная ка¬
мера К укрепляется на мостике, вращающемся вокруг той же
оси, и состоит из латунного цилиндра длиной 150 мм и диамет-
14
ром 50 мм. Со стороны входа лучей камера имеет отверстие,
закрытое тонкой алюминиевой фольгой, пропускающей лучи без
заметного ослабления. Внутри камеры параллельно ее оси по¬
мещен изолированный янтарной втулкой электрод, который
соединяется с электрометрическим устройством (электроскопом
или струнным электрометром), позволяющим измерять иониза¬
ционные токи. На внешнюю оболочку камеры подается потен¬
циал в несколько сот вольт от аккумуляторной батареи.
Рис. 1*7. Распределе¬
ние плотности интем
синнпети о непрерыв
ном спектре.
Рис I-S Схема ионизационного
спектрометра.
Узкий пучок рентгеновских лучей, ограниченный двумя ще¬
лями А и В, попадает на кристалл и после отражения — в иони¬
зационную камеру, где ионизирует находящийся в ней газ. Из¬
меряемый ток ионизации является относительной мерой интен¬
сивности отраженного кристаллом луча. Для соблюдения
условия равенства угла падения и угла отражения камера уста¬
навливается так, чтобы угол, образуемый ее осью с направле¬
нием первичного пучка лучей, был ровно вдвое больше угла,
образуемого гранью кристалла с первичным лучом. Отсчеты
углов поворота кристалла и камеры производятся при помощи
лимбов с нониусами с точностью до нескольких минут.
Для того чтобы найти распределение интенсивности лучей
в спектре излучения трубки, необходимо постепенно изменять
угол O' между направлением пучка лучей и отражающей гранью
15
кристалла, одновременно поворачивая камеру на двойкой угол
2d. Если известна постоянная кристалла d, то по измеренному
углу d легко определить длину волны отраженного от кри¬
сталла луча с помощью уравнения (1*1), а по ионизационному
току — его интенсивность.
Преимущество ионизационного спектрометра заключается
в том, что он позволяет производит^ количественную оценку,
интенсивности отраженных лучей. С другой стороны, для по¬
лучения достаточно полного спектра необходимо произвести
значительное число измерений, что связано с большой затратой
"бремени и труда.
1-5. Преломление рентгеновских лучей
После того как была установлена тождественность природы
рептгсиовских лучей и лучей света, естественно было ожидать,
что явления, характерные для света (преломление и отраже¬
ние), должны наблюдаться и в случае рентгеновских лучей. Од¬
нако чрезвычайно малая длина волны последних требует высо¬
кой чувствительности приборов и точности измерений для обна¬
ружения этих явлений. Поэтому все попытки обнаружить
преломление рентгеновских лучей при прохождении их через
призмы до 1919 г. оставались безрезультатными. Преломление
впервые было обнаружено при измерениях длины волны мягких
рентгеновских лучей в различных порядках отражения от кри¬
сталла. Оказалось, что с увеличением порядка отражения
уменьшается величина длины волны, вычисленная по формуле
Вульфа — Брэгга:
nX = 2dsinft„, (1-Г)
т. е. величина
sin»,, х
я и
(1-Г)
уменьшается с увеличением п, в то время как при заданной
длние волны X й постоянной решетки d эта величина должна
сохранять постоянное значение.
Это отклонение от уравнения Вульфа — Брэгга stn>" = const
Л
можно объяснить преломлением рентгеновских лучей в кри¬
сталле.
При выводе формулы Вульфа — Брэгга предполагалось, что
показатель преломления рентгеновских лучей равен единице, и
вследствие этого направления луча вне кристалла и внутри
него совпадают. Если бы преломления реитгсновских лучей
в кристалле не существовало, то формула Вульфа — Брэгга
была бы совершенно точной. Если- же преломление имеет место,
то формула будет неточной, так как измеряемый вкг кристалла
16
угол #п отличается от угла, который входит в уравнение (1-1),
потому что разность хода лучей, отраженных от различных
атомных плоскостей, определяется углом, образованным лучом,
идущим внутри кристалла, с этими плоскостями.
Следовательно, при наличии преломления угол $п, измерен¬
ный вне кристалла, будет отличаться от угла *&„, входящего
в формулу (1-1), и луч при входе в кристалл отклоняется от
своего первоначального направления (рис. 1-9). Наблюдения
показали, что показатель преломления рентгеновских лучей не¬
много меньше единицы и, следовательно, луч после преломле¬
ния удаляется от нормали.
Найдем поправку, которую нужно внести в формулу Вуль¬
фа — Брэгга, чтобы учесть преломление лучей в кристалле. Для
этого положим, что уравнение (1-1)
страведливо внутри кристалла.
Тогда, обозначая измеряемый вне
кристалла угол бп, а угол, образу¬
емый лучом с отражающими атом¬
ными плоскостями внутри кристал¬
ла (где длина волны будет иная,
Я'п), через v'n, имеем
л>.' = 2dsinft'. (М*)
Рис. 1-9. Схема преломления
рентгеновских лучей.
Заменим теперь в (1-1"') Ф'„ через измеряемый угол д„ и
показатель преломления т| или величину т)*> I—6, исходя из
формулы для показателя преломления,
/1 = 1 — 5 = (1-3)
cos»„
путем следующих преобразований.
Возведем в квадрат обе стороны уравнения (1-3):
П — __ COS* 1 — sfn*flr>
СО$2йп 1 —
или* пренебрегая малой величиной А2,
(1 - 28) (1 - Sin* •') =* 1 - si п* ьп = 1 — 28 — sin* b'n + 28 sin*»'.
Отсюда
(1 - 28) sin* Ь' = sin*О — 28 = sin* в 1 —).
я л n\ sin9
.Извлекая из этого выражения квадратный корень* прибавив
предварительно в скобке левой части малую величину б2 и
2; Ф. Н. Хйраджа
17
в скобке правой части величину
sin4*л
Ь
получим
(1-5) sin < = sin Ьа (1 - = sin »я (1 - 8 ~) . (1-4)
где sin •&„ заменен величиной — из уравнения (1-1).
Подстановка (1-4) в (1-Г") с учетом, что (1—б)*»1 и
дает
А-*№»*,, С'5*
ОрШСО -
.. 600
"1—
-|;—
£L $Qo I
§Г \
- 400 —
«« jоо
L
V
"
г 3 4
5 6
в
9 tOtt
Порядок
Рис. МО. Зависимость выраяо
. sin
яия log от п.
Таким образом, мы получили,
что если имеет место преломление
(т] =* 1 —6), то- фор/мула Вульфа —
Брэгга принимает вид (1-5).
На рис. 1-10 кривая показывает
зависимость между lg^-^и п, вы-
и
численную по формуле (1-5); точки
на кривой получены эксперимен¬
тально при отражении рентгенов¬
ских лучей длиной волны 1,= 1,54 А
о
от кристалла гипса (</=7,573 А)
Как видно, они очень хорошо рас¬
полагаются на теоретической кри¬
вой, чем подтверждается существо¬
вание преломления рентгеновских
лучей.
1-6. Определение показателя преломления
рентгеновских лучей
Измеряя углы отражения для двух порядков отражения
«» и л г, можно вычислить величину б и показатель преломления
Т!=(1-б).
После деления уравнения (1-5) на 2 получаем
sin ft,
П __ * I
2d +
п sin
d-б)
Взяв, разность двух таких выражений, написанных для двух
порядков отражения и пг:
sin »Л| __ sinj^ __ а __
л» rt* nis Vin*», ’
*1п»Я1
1
Л1«П *nt
I
n. sin й-
1 Л*
(1-7)
Оказалось, что показатель преломления, как и следовало
ожидать, для различных длин волн различен, причем б меняется
приблизительно пропорционально
квадрату длины волны:
— ^const.
и1
■i
ид
А
Х\
\ J
! 1
, '
4
\/
V
\
\
1
А
;
t
\
1
1
\
О 5
15 сек
Рис. 1 -11. Схема из*
мерения показателя
преломления.
Рис. Ы2. Зависи¬
мость интенсивности
отраженного луча от
угла поворота’ кри¬
сталла.
п-в
Порядок величины б, например, для стекла оказался равным
для Я= 1,933 А
Б = 12,38- ИГ®
н /. = 0,708 А
5 = 5,85 КГ
Непосредственно преломление рентгеновских лучей при
прохождении через призму впервые наблюдалось в 1924 г.,
а в 1925 г. был измерен показатель преломления различных
веществ при помощи двойного ионизационного спектрометра.
В этом спектрометре луч отражается последовательно от двух
параллельно расположенных одинаковых кристаллов (рис. 1-11).
Интенсивность отраженного луча от второго кристалла, оче¬
видно, будет наибольшей тогда, когда второй кристалл распо¬
ложен параллельно первому. При повороте кристалла В вокруг
оси, перпендикулярной чертежу, интенсивность отраженного
луча будет резко уменьшаться (рис. 1-12, сплошная линия), так
2*
19
как при этом нарушается условие Вульфа — Брэгга. Если те¬
перь мы поместим призму Р из исследуемого материала на пути
луча, отраженного от кристалла А, то луч, преломившись
в призме, отклонится на некоторый угол 0 и интенсивность от¬
ражения от кристалла В сильно уменьшится. Для того чтобы
снова получить максимум отражения от В, необходимо повер¬
нуть кристалл В на тот же угол 0.
В табл. 1-1 приведены некоторые результаты таких измере¬
ний. Вычисления производились по формуле
8 — 0»ctga,
где б — угол поворота кристалла и а — преломляющий угол
призмы.
Таблица /-/
Длина волны X.
О
А
Вещество
призмы
а, град
в, сек
0,7078
А!
166
5,62
1.68
0,7078
Си
60
2,12
5,95±0,5
0.7078
Ag
63,5
2,42
5,85±0,3
0.7078
Г ра^ит
86,4
4.02
1.23±0,15
1,537
116
5,53
8,4
1-7. Полное «внутреннее» отражение
Полное «внутреннее» отражение рентгеновских лучей от
стекла, серебра и поверхностей, покрытых лаком, впервые было
обнаружено А. Комптоном в 1922 г. Как указывалось выше, по¬
казатель преломления немного меньше единицы. Это значит,
что при переходе из воздуха в любую твердую или жидкую
среду рентгеновский луч удаляется от нормали. Следовательно,
должен существовать предельный угол, при котором будет на¬
блюдаться полное отражение, аналогичное полному внутрен¬
нему отражению в оптике. Зная показатель преломления,
можно определить величину этого угла.
Из равенства
cos
получаем условие для полного отражения, положив Ь*=0:
1 — 8 = cos &0
или, возводя это равенство в квадрат, пренебрегая малой вели¬
чиной 62 н приравнивая sin ввиду малости Фо> имеем
1 —28 =«cosl60= 1 — sin260«l —0*.
откуда предельный угол _
\ =/23.
(1-8)
При всех углах, меньших чем предельный, будет наступать
полное отражение. Измерив предельный угол полного отраже¬
ния, можно вычислить показатель преломления изучаемого ве¬
щества.
Явление полного отражения наблюдалось многими исследо-
вателямя. М. Корсунскнй (1926 г.) указал на возможность ис¬
пользования явления полного отражения для фокусировки уз¬
кого пучка лучей. Расходящийся узкий пучок рентгеновских
лучей проходит сквозь узкую стеклянную трубку; часть лучей,
падающих на внутреннюю поверхность стенок трубки под уг¬
лом, меньшим чем предельный угол скольжения, отражается и
фокусируется на определенном расстоянии в точку.
1-8. Диффракция рентгеновских лучей
от обыкновенной диффракционной решетки
и непосредственное измерение длины волны
Открытие явления полного отражения дало возможность
применить обыкновенную диффракцнонную решетку для разло¬
жения пучка рентгеновских лучей в спектр и непосредственного
измерения длин волн.
Действие диффракцион-
ных решеток заключает¬
ся в том, что отдельные
участки решетки, распо¬
ложенные на равных рас¬
стояниях друг от друга,
рассеивают лучи различ¬
ным образом.
Однако рентгеновские
лучи рассеиваются в оди¬
наковой мере как «глад¬
кими», так .и шерохова¬
тыми частями решетки, так как для рентгеновских лучей, длина
волны которых порядка размеров атомов, «гладко» полирован¬
ная поверхность является матовой. Поэтому обычная диффрак-
шюнная решетка может служить для. разложения пучка рентге¬
новских лучей в спектр только в том случае, если угол, образуе¬
мый лучом с поверхностью решетки, меньше предельного угла
полного отражения. Тогда гладкие участки решетки В В'В"
(рис. 1-13) дадут полное отражение, интенсивность которого бу¬
дет во много раз больше интенсивности рассеянного шерохо¬
ватыми участками решетки СС'С", и, следовательно, условия
для появления днффракции будет налицо.
Впервые диффракциокный спектр рентгеновских лучей был
пат учен с помощью оптической диффракционной решетки
А. Комптоном в 1925 г. Дальнейшее улучшение методики
21
работы с диффракционными решетками дало возможность по*
лучать очень хорошие спектры рентгеновских лучей» немногим
уступающие по резкости обычным спектрограммам» получае¬
мым с помощью кристаллов.
Длина волны лучей может быть вычислена по спектрам, по¬
лучаемым от диффракционной решетки следующим образом.
Пусть параллельный пучок рентгеновских лучей длиной
волны А, падает на поверхность диффракционной решетки,
имеющей постоянную d, под углом ф; тогда диффракционный
максимум получится под таким*углом ф, при котором разность
хода двух соседних лучей равна нулю или целому числу
длин волн.
Разность хода лучей I и II (рис. 1-13) равна
AD — FB'=-d cos О — d cos ф—d (cos ф — cos ф).
Таким образом, условие получения максимума днффрамши
ггри угле ф будет
пк = d (cos 6 -г- cos ?) (1 -9)
пли
nA = 2dsin y-'-— sin .
2 2
Так как углы ф и ф малы, то
2d Z=±. (1 -10)
2 2 v
Обозначая 4 — ? через Д, записывая Ф + ?=(? + ?) -f
+ W —ф) = 2(#s + , получим
л>.=</Д^р + —j, (1-11)
где п — целое число и может быть положительным, отрицатель¬
ным или равным нулю. Отражение под углом ф=ф называется
отражением нулевого порядка (п=0); порядки других от¬
ражений называются положительными, если п>0, или отрица¬
тельными, если п<0.
. Так как постоянная решетки d известна, а углы ф и ф мо¬
гут быть точно измерены, то этим способом можно находить
длину волны с большой степенью точности, пользуясь уравне¬
нием (1-11).
Метод измерения длин волн рентгеновских лучей с помощью
диффракционной решетки имеет очень большое значение, так
как дает возможность измерять длины волн при помощи вели¬
чин, доступных непосредственному измерению (постоянная ре¬
шетки, угол диффракции). Совпадение величин длин волн, из¬
меренных методом диффракционной решетки и методом кри-
22
сталла, подтверждает правильность наших представлений
о строении кристаллов. Кроме того, сравнение результатов из¬
мерений этими методами, приведенных в табл. 1-2, показывает,
что длина волны, измеренная с помощью решетки, оказывается
больше длины волны, измеренной с помощью кристалла, при¬
близительно на 74%'
Таблица /-2
Сравнение длин волн, измеренных с помощью
решеток я кристаллов
Линяя
ХР
для решетки
для криегялла
>р **
1
-"oL,
| 5.4116
5.3950
1
- С .31
MoL.
j 5,1832
5,1665
! +0,33
Cu<
1,54172
1,5387
+0,20
CuK,
1,39225
1,3894
+0,20
CrK,'
2.29097
2,2859
+0,22
СгК?,
j 2.08478
2,0805
■7- 0,22
Исследование причин этого расхождения привело к необ¬
ходимости увеличить значение заряда электрона ¢=4,77-10~10
CGSE до величины ¢ = 4,803-10~10, что почти точно совпадает
со значением ¢=4,802-1(Н°, полученным последними уточнён¬
ными прямыми методами. Наконец, этот метод дал возмож¬
ность измерять длины волн электромагнитных излучений во
всем диапазоне от малых длин волн жестких рентгеновских лу¬
чей, измеряемых методом кристалла, до видимой части спектра.
1-9« Возбуждение рентгеновских лучей
Рентгеновские лучи, как показали опыты, тождественны лу¬
чам инфракрасным, видимого света, ультрафиолетовым, и ра¬
диоизлучению <и отличаются от них только длиной волны.
Место, которое занимают рентгеновские лучи «по длине волны
среди других -видою электромагнитных излучений, показан-о
в табл. 1-3.
В зависимости от длины волны все виды лучей обладают
различными свойствами и могут возбуждаться различными спо¬
собами. Так, для возбуждения радиоволн служат крупные со¬
оружения— передатчик и антенна; в них создаются высокоча¬
стотные электромагнитные колебания, в результате которых
происходит излучение электромагнитных волн большой длины.
Лучи инфракрасные, лучи видимого света и ультрафиолетовые
могут возникать при быстрых колебательных движениях элек¬
трических зарядов, входящих в состав вещества, при повыше¬
нии его температуры.
23
Рентгеновские лучи возникают только тогда, когда Зыстро-
движущиеся электроны резко затормаживаются поставленной
на их пути преградой. Большая часть энергии тормозящихся
электронов при этом превращается в теплоту и только нич-
тожная часть их энергия (около 0,1—1 % при напряжениях до
200 кв; см. § 1-21) превращается в энергию рентгеновских лучей.
Таблица 1*3
Виды электромагнитного излучение
Назвавкв луяев
Длина волны
Радиоволны
Зикл—0,3 мм
Инфракрасные .тучи
0,3.ч.и-7800Л
Лучи видимого света
7800—3900А
Ультрафиолетовые лучи
3900—200А
Рентгеновские лучи (техническая область). . .
2,5—0,006А
7-лучи радия
0,25—0,003А
Сверхжесткое рентгеновское излучение бета¬
тронов (100 Мзв)
12 1<Г®А
Систематическое изучение рентгеновского излучения пока¬
зало, что оно в общем случае слагается из двух компонентов:
1. Тормозного излучения испускаемого электронами,
тормозящимися в веществе анода рентгеновской трубки, кото¬
рое разлагается в сплошной или непрерывный спектр, состоя¬
щий из непрерывного ряда длин волн. Важнейшая особенность
этого спектра заключается в том, что он имеет резкую границу
со стороны коротких длин волн (рис. 1-7); эта граница нахо¬
дится при тем меньшей длине волны, чем большей энергией
обладали тормозящиеся электроны.
2. Характеристического излучения, испускаемого
атомами вещества анода, которое разлагается в линейчатый
спектр и возникает только тогда, когда энергия электронов
превзойдет, определенное значение, характерное для атомов ве¬
щества, в котором они тормозятся; при этом линейчатый спектр
накладывается иа спектр непрерывный. \
Теория возникновения отдельных линий спектра характери¬
стического излучения в настоящее время представляется более
ясной, чем теория непрерывного спектра тормозного излучения.
В то время как теория характеристического излучения ис¬
черпывается квантовой теорией строения атомов, теория тор¬
мозного излучения до сего времени строится частью на пред-
24
ставлениях классической электродинамики, частью на кванто¬
вых, которые не исключают, а лишь дополняют друг друга.
В дальнейшем изложении мы рассмотрим обе эти теории:
классическую (импульсную) и кватновую теории возникновения
непрерывного спектра тормозного излучения.
1-10. Импульсная теория тормозного излучения
Импульсная теория тормозного излучения основана на пред¬
ставлениях классической электродинамики. Возникновение рент¬
геновских лучей при торможении быстродвижущихся электро¬
нов, согласно этой теории, проис¬
ходит следующим образом.
Если электрон со своим ра¬
диальным электрическим полем
дннжется равномерно, то пер¬
пендикулярно силовым линиям
этого поля и направлению скоро¬
сти их движения возникает маг¬
нитное поле. Это электромагнит¬
ное поле связано с электроном,
и скорость его движения равна
скорости электрона. При встрече
с препятствием электрон резко
тормозится, т. е. почти мгновен¬
но с большим отрицательным
ускорением теряет свою ско¬
рость. Это изменение скорости
сопровождается излучением из
места остановки электрона элек¬
тромагнитного импульса, который распространяется по всем
направлениям со скоростью света в виде потока электромаг¬
нитной энергии — рентгеновского излучения.
Представление о характере этого электромагнитного им¬
пульса можно составить, рассматривая изменение формы сило¬
вых линий электрического поля электрона, скорость которого
падает за очень короткое время т от v до нуля, причем предпо¬
лагается, что движение электрона во время торможения ос¬
тается прямолинейным (рис. 1-14).
Пусть в точке О начинается торможение и через время т за¬
канчивается в точке Оj. Во время движения электрона до
точки О он, как указывалось, сопровождается электромагнит¬
ным полем; после остановки электрона в точке Oi вокруг него
образуется электростатическое поле. Следовательно, за время
торможения т электромагнитное поле должно перейти в элек¬
тростатическое. Эти изменения распространяются во все сто¬
роны со окоростью света. Поэтому в момент, более поздний,
25
чем начало торможения электрона в точке О, ла t секунд (*>т)>
вне сферы радиуса r2=ci все будет происходить так, как если
бы электрон продолжал двигаться со своей скоростью v и нахо¬
дился в этот момент в точке О'; при этом 00'~vtt т. е. вне
сферы радиуса г2 электрическое поле электрона такое, как если
бы оно исходило из точки О'.
Внутри сферы радиуса r%—c(t—т), где (t—х) — время, про¬
текшее после остановки электрона в точке Ои и с — скорость
света, распределено неподвижное электрическое поле.
Ввиду этого электрическая силовая линия, образовывавшая
угол ф по отношению к направлению движения электрона, бу¬
дет прямой Ota до сферы В и снова прямой за сферой Ви но
в промежутке между сферами В и Bt она претерпевает излом,
представленный отрезком аа\ формо которого будет зависеть
от закона изменения скорости электрона при торможении. Не¬
трудно видеть, что и все другие силовые линии, кроме тех, кото¬
рые направлены параллельно скорости v, будут искривлены
в переходном слое BBiw
С течением времени, когда сферы В и Bt расширяются, эти
изломы силовых линий уносятся со скоростью света и произво¬
дят своими составляющими, перпендикулярными скорости
своего движения, магнитное поле.
Переходный слон между сферами представляет, таким обра¬
зом, шаровую электромагнитную волну, излучаемую электро¬
ном. Толщина этого слоя называется шириной импульса и обо¬
значается X. Величина X играет ту же роль, что длина волны
в оптике. Как видно из рис. 1-14, ширина импульса зависит от
угла, образованного направлением луча и направлением тор¬
можения.
Исходя из приведенной качественной картины механизма из¬
лучения электромагнитного импульса при торможении элек¬
трона, можно вычислить количество энергии, проходящее через
единицу поверхности сферы Ви т. е. плотность потока электро¬
магнитной энергии в любом направлении и полную энергию
электромагнитного импульса.
Как известно из электродинамики, плотность потока элек¬
тромагнитной энергии в каком-либо направлении — вектор Умо¬
ва — Пойитинга — выражается формулой
= (М2)
где £ и Я— напряженности электрической и магнитной состав¬
ляющих электромагнитного поля в плоскости, перпендикуляр¬
ной к направлению его распространения. Найдем значения этих
величин. Примем для воздуха магнитную проницаемость ц-и
диэлектрическую проницаемость е равными единице (ц = е=1).
26
Тогда напряженность электрического поля Et в точке а будет
где е — заряд электрона и г«*/ч. Вследствие малости т можно
принять, что напряженность вдоль отрезка аа' имеет это же
значение.
Проекция £ напряженности электрического поля £i на etc
будет
Так как путь / электрона в теле анода очень мал, то можно
считать 0i0'=00'=vti тогда ac=ofsirM|>; кроме того, так как
ас очень мало в сравнении с а*/=ст. то можно вместо лп' взять
ad = cx. Тогда
или. так как
г. _ vrsinv * ersint rasing
L = Сл = • ; ;
сЧ г* сЧ гсЧ
Наконец, принимая движение электрона во время торможе¬
ния равнозамедленным
получим окончательное выражение для проекции напряжен¬
ности электрического поля на ас
Е “ — sin *fj.
ГС*
Магнитная составляющая электромагнитного импульса Н
перпендикулярна направлению электрической составляющей £
и радиусу г и по величине равна электрической составляющей,
если будем измерять £ в электростатических, а Н — в электро¬
магнитных единицах:
# = £ = —siivi. (М3)
ГС*
Подставляя теперь значения £ и Я из (1-13) в формулу
Умова — Пойнтинга (1-12), имеем
w0 = — ЕН—
Ат.
е*а*
4 т=с*г*
(1-И)
Общий поток энергии всего импульса определится интегри¬
рованием этого выражения по шаровой поверхности радиуса г:
W = far0ds.
5
27
то
даккак (рис.1-15)
ds = rsin<|xfa-r<fy — г* sin ^dilfda,
или
r " Sf* i ^sin^ - £? Iеf {-(1 -C€*1)d(a»i) =
* 1¾0 ф) - ---(2—|-)
0-15)
Из этого выражения можно сделать важный вывод. Если,
« ппепплпягяллгк выше, торможение электрона па отрезке
пути ЫОО\ происходит равнозамед¬
ленно в течение времени т, то
<*
*р-4-; f;
2/
J!i
21
откуда
г—
э &\211 «л*
Рис. 1-15. К интегрированию
уравнения (1-14).
Наконец, выражая скорость электрона v через ускоряющее
напряжение U
= e!U %
«
имеем
2_ g4/«
3 Л*т*
(1-16)
Из последнего выражения следует, что энергия излучения
пропорциональна квадрату ускоряющего напряжения и обратно
пропорциональна квадрату массы тормозящейся частицы.
Эти выводы подтверждаются опытом. Как увидим дальше,
мощность излучения рентгеновской трубки, по измерениям, ока¬
зывается пропорциональной квадрату напряжения. С другой
стороны, все попытки обнаружить излучение, сопровождающее
торможение ионов, приводят к отрицательным результатам. Это
последнее непосредственно следует нз формулы (1-16); так как
масса даже самого легкого иона водорода почти в 2000 раз
больше массы электрона, то, очевидно, излучение ионов должно
быть в миллионы раз меньше излучения электронов.
28
1*11. Распределение интенсивности рентгеновского излучения
в пространстве
Формулы (1-13) и (1-14) применимы в случае торможения
электронов, обладающих скоростью, малой в сравнении со ско¬
ростью света. При скоростях электронов, сравнимых со ско¬
ростью света h =* -»■ l), в эти формулы должны быть вве¬
дены поправки, вытекающие из принципа относительности.
В этом случае формулы (1*13) и (1-14), как показал Абрагам,
принимают следующий видг
Я « £ = еа sln I
/v*(l —Vcos-i.)-’
Л»
sin* 41
4 tcPr* (I — у cos ••))*
(1-17)
(1-18)
Рис. 1-16. К выводу фор¬
мулы (1-20).
Формула (1-18) выражает плотность излучения в данный
момент торможения электрона при еще сохранившейся ско¬
рости ^3' = -j-j для различных углов наблюдения ф.
Полное излучение заторможенного быстрого электрона, про¬
ходящее через единицу поверхности в направлении ф, полу¬
чается интегрированием по всем $>' от р« начального до 0=0,
т. е. во все время торможения.
Исходя из формулы (1-18), можно написать выражение для
количества энергии, проходящего через единицу поверхности
сферы радиуса г за время dt'\'
dW =
АА
4
sin»4»
<1—p'cos^)*
dt\
(1-19)
где Г — момент прибытия излучения в точку наблюдения, отли¬
чающийся от момента t испускания его электроном на время,
необходимое для распространения электромагнитной волны из
точки О до рассматриваемой точки N1 на поверхности сферы
радиуса г, т. е.
Поэтому, если электрон перемещается со скоростью v за
время dt из точки А в точку В, то AB=vdt (рис. 1-16). Электро¬
магнитные возмущения, излучаемые электроном в положениях А
2»
к В,: Достигают точкиМ на сфера радиуса г один за другим че¬
рез промежуток времени dt\ Следовательно,
dt_ay = e ««cos^
е с *
так как за время dt электрон приблизился к точке М на рас¬
стояние ЛВсохф; отсюда
dt' = dt cos ОЛ = dt(l —pcos<j>). (1-20)
Подставляя в (1-19) dt' из (1-20) и замечая, что при
а=const
d(~)
dt
а
имеем
W
Г *а* . —sin* •!» — е*° . ♦ Г d(l —P'ros^)
J 4ncV* а ' (1 — p'cosf)* 4^сV1 cos^ j (1—p'cos^)5 •
о
Полагая 1— 0' cosifj=x, получаем
о i
<1 (1 — P' cos ф) ^ f* dx _ I 1_ 1
(1—?'cos4>)* J a* 4**
(1-& to*« * U-?tos«
-L + 1 = _L[ ! il
4 4(1—p cos il)4 4 [(1 — p cos 4/)4 J
Следовательно,
l
sin*^f
16zcVa cos ф [(1 — p cos Ф)4
(1-21)
Для малых значений p эта формула упрощается.
Разлагая выражение (1-21) по степеням р и пренебрегая
высшими степенями р (р <£1), имеем
0-22)
так как (1—Рсовф) *«jl-f4pcos
Р
Кривые распределения интенсивности по углам ф, вычислен¬
ные по формуле (1*21) для различных скоростей электронов
—— ~ А _ | -- ), НЗ
10 5 3 /
рис. 1-17. Пространственное распределение интенсивности полу¬
чится при вращении этих кривых вокруг оси, совпадающей с на¬
правлением ускорения электрона.
нанесены в полярных координатах на
90
Из этого рисунка и формулы (1—21) видно» что с увеличе¬
нием скорости электронов (р) максимум интенсивности сме¬
щается в сторону малых азимутов (углов i|?), .причем в направ¬
лении ускорения торможения (ф=0) и прямо противоположном
(ф = 180°) излучение равно нулю. Это непосредственно следует
также и из рассмотрения рис. 1-14 (отсутствие излома в сило¬
вых линиях, совпадающих с направлением а).
Смещение максимума интенсивности в сторону малых ази¬
мутов, установленное теоретически, достаточно хорошо подтвер¬
ждается опытом, за исключением вывода, что при ф=0 интен¬
сивность излучения равна нулю. На экспериментальных кривых
(рис. 1-18) изменение интенсивности по углам выражено менее
резко главным образом потому, что электроны тормозятся
в теле анода после многократных отклонений от первоначаль¬
ного направления при взаимодействии с атомами вещества
анода, и поэтому распределение получается более равномерным.
Для получения условий опыта, приближающихся к теорети¬
ческому предположению прямолинейного торможения электро¬
нов, необходимо взять анод настолько тонким, чтобы в нем
рассеивание электронов было незначительным (электроны, про¬
никающие глубоко, проходят насквозь и не участвуют в излуче¬
нии). Такие опыты делались многими исследователями.
На рис. 1-19, а приведены "результаты измерений простран¬
ственного распределения интенсивности излучения алюминие¬
вого анода толщиной 0,6 микрона, для которого рассеивание
электронов невелико (рис. 1-19,6).
Следует отметить, что при очень больших энергиях тормозя¬
щихся электронов (р->1) максимум интенсивности настолько
сильно смещается в сторону малых углов, что практически все
излучение сосредоточено внутри узкого конуса, ось которого
Рис. 1-17. Распреде¬
ление интенсивности
рентгеновских лучей
по углам для раэлич-
Рис. 1-18. Эксперименталь¬
ные кривые распределения
интенсивности излучения
толстого анода по углам.
ных значений 0= — .
с
31
совпадает с направлением движеккя электронов (рис. 1-31). На
рис. 1-20 приведена зависимость угла максимума интенсивности
Фшп от скорости электронов в начале торможения.
Рис. 1-19- а — азимутальное распределение интенсивности излучения
тонкого анода при различных напряжениях:
/—37.8 «в; //-31.0 кв; ///—24,0 кв; /V—16.4 Кв;
б — кривая рассеяния электронов в тонком аноде.
Кроме различия в интенсивности, согласно импульсной тео¬
рии, должна существовать разница в жесткости рентгеновских
лучей для различных углов, причем она увеличивается при
уменьшении этого угла. Это след¬
ствие теории также подтверждается
на опыте.
Все изложенное показывает, как
успешно объясняет классическая тео¬
рия многие вопросы излучения спек¬
тра торможения. Однако не подлежит
сомнению, что она должна быть до¬
полнена квантовой теорией. Особенно
резко выступает недостаточность
классической теории при рассмотре¬
нии распределения энергии в спектре
тормозного рентгеновского излучения.
1*12. Распределение энергии
в спектре тормозного излучения
С точки зрения импульсной тео¬
рии тормозное рентгеновское излуче¬
ние состоит из многочисленных сле¬
дующих друг за другом и независимых электромагнитных
импульсов, излучаемых тормозящимися в веществе анода элек*
тронами. Каждый импульс представляет собой непериодическое
единичное и сложное явление, и поэтому трудно говорить о длине
с
тОл
Рис. 1-20. Зависимость угла
максимума интенсивности
тормозного излучения фшах
от скорости электронов.
32
волны иля о спектре излучения. Однако из математики из¬
вестно, что непериодическое единичное явление может быть
представлено как результат сложения ряда чисто периодичен
ских процессов. Математически переход от импульса к спектру
производится разложением сложной функции в ряд Фурье; фи¬
зически вместо ширины импульса получаем спектр, состоящий
из непрерывной последовательности волн, которые обладают
различными периодами колебаний определенной интенсивности.
Следовательно, спектр тормозного излучения должен быть
сплошным, непрерывным, подобно спектру белого света.
Разложение в ряд Фурье электромагнитного импульса, ха¬
рактер которого неизвестен, не представляется возможным без
целого ряда допущений. Однако, не производя самого разло¬
жения, можно сказать a priori, что результат разложения дол¬
жен дать спектр, простирающийся неограниченно от длины
волны к—0 до X—оо или, что то же, от частоты v= оо до v—0.
Экспериментальное изучение распределения интенсивности
в спектре тормозного излучения показывает, что этот спектр
действительно непрерывный, но он имеет резкую границу со
стороны малых длин волн. Наименьшая длина волны в этом
спектре зависит от ускоряющего напряжения и определяется
простым и точным соотношением, открытым опытным путем
Дюэном и Хэнтом,
X0i/ = const,
где Хо — минимальная длина волны и U — напряжение, уско¬
ряющее электроны.
Существование в непрерывном спектре резкой границы со
стороны коротких длин воли, являющееся главнейшим его свой¬
ством, с точки зрения классической (импульсной) теории
остается совершенно необъяснимым, но легко объясняется кван¬
товой теорией.
Из этого, в частности, вытекает высказанное в конце преды¬
дущего параграфа утверждение о недостаточности классических
представлений для объяснения процесса возбуждения тормоз¬
ного рентгеновского излучения.
1-13. Квантовая теория возбуждения тормозного излучения
Эта теория основывается на предположении, что лучистая
энергия излучается и поглощается не непрерывным потоком,
а отдельными порциями определенной величины так назы¬
ваемыми квантами лучистой энергии. При этом кванты лучистой
энергии в не являются величинами постоянными, такими, напри¬
мер, как заряд электрона, а имеют величину, пропорциональ¬
ную частоте действующих лучен:
e = ftv,
33
где коэффициент пропорциональности А —6,62 10“27 эрг-сек яв¬
ляется универсальной постоянной величиной, называемой по¬
стоянной Планка.
Эта теория принимает, что вообще всякий обмен энергии
в атомах и молекулах происходит квантами* т. е. отдельными
порциями. Квантовая теория дает исчерпывающее объяснение
фотоэффекта. Она дает также очень хорошее объяснение воз¬
никновения резкой границы d непрерывном спектре тормозного
рентгеновского излучения.
Если электрон с зарядом е пролетел от катода до анода раз¬
ность потенциалов {/, то энергия его к моменту торможения
в аноде будет
Wn = cU.
При торможении электрона его кинетическая энергия пре¬
вращается в теплоту и лучистую энергию. Если вся кинетиче¬
ская энергия электрона полностью преобразуется в один квант
энергии рентгеновского излучения, то в этом случае возникает
максимальный квант энергии Avmax, т. е. излучение будет иметь
максимальную частоту или, что то же, минимальную длину
волны Хт|п. Очевидно, должно существовать равенство
откуда
''min
(1-23)
Апйп
eU
Л *
(1-24)
he
eU ’
(1-25)
где Amjn выражено в см\
U — в абс. электромагнитных единицах;
г-3 - iqio см/сек — скорость света:
е— 1,602-10^ абс. электромагнитных единиц — заряд
электрона;
А = 6,62 • 10“*7 эрг • сек.
Подставляя в эти уравнения числовые значения для с, е и А
и выражая U в киловольтах (1 кв—1000 *=10“ абс. электро¬
магнитных единиц), получим
vumx —
1,602-ИР20
6-62. ЮГ*7.
UKt'lQH = 0,243-10'Ю„ [сек-1]-.
(1-26)
1л
6,62-ИГ27-ЗЮ10
1,602 10-^1011 UKt
12,35-10-»
U к.
[СМ].
П- 27)
34
Для измерения очень малых длин волн предложена единица
длины, равная 10_* см, которая называется «оягстремом» и
обозначается символом А.
Вводя эту единицу, получаем
= ~^А. (1-28)
икл
Из этих выражений следует, что максимальная частота и
минимальная длина волны тормозного излучения зависят
юлько от максимального значения напряжения, ускоряющего
электроны.
1-14. Сплошной спектр тормозного излучения
Казалось бы, что если заставить пучок электронов, обла¬
дающих одинаковыми скоростями, тормозитьсй на аноде, то мы
должны получить монохроматическое излучение с длиной
волны, определяемой уравнением (1-28). Однако опыт показы¬
вает, что при торможении электронов, летящих с одинаковыми
скоростями, возникают рентгеновские лучи со всевозможными
длинами волн, равными или превышающими ?чтщ, т. е. тормоз¬
ное излучение представляет собой смесь лучей различных длин
волн Это объясняется следующим образом.
Торможение электронов может происходить разнообраз¬
ными способами: одни из них тормозятся на самой поверхности
и излучают всю свою энергию, другие проникают в глубь веще¬
ства анода, постепенно теряя свою скорость при столкновениях
(при взаимодействии) с атомами, и излучают, обладая уже
меньшей энергией. Уравнение (1-23) написано для случая,
когда вся кинетическая энергия тормозящегося электрона цели¬
ком в один прием превращается в один квант лучистой энергии.
Такие кванты /ivmajr будут наибольшими возможными при дан¬
ной энергии электронов, и, следовательно, частота лучей будет
наибольшей vM3x и длина волны наименьшей Amjn.
Когда электрон тормозится в глубине тела анода (н уже по¬
терял часть своей энергии), то возникающий квант энергии бу¬
дет меньше и равен сохранившейся у электрона к моменту окон¬
чательного торможения кинетической энергии, и, следовательно,
частота v возникающих лучей будет меньше (v<vmax). Так как
потеря энергии у различных электронов при взаимодействии
с атомами вещества анода разная, то и возникающие лучи
будут обладать различными частотами, равными или меньшими
утах» или, что то же, всевозможными длинами волн, равными
или ббльшими Xmin, т. е. тормозное излучение должно разла¬
гаться в непрерывный спектр, имеющий резкую границу со
стороны коротких длин воли (рис. 1-21).
35
Экспериментально состав тормозного излучения изучался
многими исследователями. На ряс. 1-21 приведены неисправлен¬
ные (см. § 1-24) кривые распределения интенсивности в спектре
излучения рентгеновской трубки с вольфрамовым анодом при
одной и той же силе тока и постоянных (непульсирующих) на¬
пряжениях 1)% равных от 20 до 50 кв. Кривые представляют со¬
бой зависимость плотности интенсивности Ух от длины волны
X Vx —f (X)] и построены следующим образом.
При помощи спектрометра
"Брэгга (§ 1-4) выделяется из
общего излучения узкий ин¬
тервал длин волн АХ, за¬
ключенный между X и (Х+ДХ),
измеряется их относительная
интенсивность Д/ (ток иони¬
зации) и на оси абсцисс от¬
кладывается длина волны X,
а по оси ординат — отношение
«Л s= — плотность интенсив-
А АХ
ности.
Кривые начинаются со
стороны коротких волн с ми¬
нимальной длиной Хит, круто
поднимаются до максимума,
который наступает при неко¬
торой длине волны Лт, и за¬
тем медленно спадают, не до¬
стигая оси абсцисс. Следо¬
вательно, узлучение трубки
состоит из определенной для данного напряжения смеси лучей
различных длин волн. С увеличением напряжения на трубке
хминимальная длина волны и максимум кривой распределения
смещаются в сторону коротких длин волн.
Рис. 1-21. Зависимость плотности ин¬
тенсивности излучения от длины
волны в непрерывном спектре (неис¬
правленные кривые).
1-15. Развитие квантовой теории
Опытная проверка этого закона (1-28) производилась раз¬
личными исследователями для напряжений от 2,5 до 300 кв,
для различных анодов и при различных углах наблюдения. Эти
работы подтвердили закон Хт1п=-тт—и выводы квантовой тео-
*Лсв
рии. Объяснение резкой границы непрерывного спектра лучей
торможения чисто квантовым уравнением eU—h\ и полное со¬
впадение этой зависимости с экспериментальными данными по¬
зволяют утверждать, что. процесс тормозного излучения имеет
квантовую природу. Следует, однако, отметить, что, несмотря на
36
кардинальную разницу основных положений обеих теорий —
классической и квантовой, та и другая дают хорошее объясне¬
ние разных сторон одного и' того же явления тормозного излу¬
чения и оставляют необъясненнымн другие его стороны.
Так, с точки зрения квантовой теории непрерывный спектр
тормозного излучения составляется из излучений множества
тормозящихся электронов, каждый из которых излучает один
квант рентгеновского излучения Av строго определенной вели¬
чины, отвечающей сохранившейся у него к моменту окончатель¬
ного торможения энергии. По классической же теории электро¬
магнитный импульс каждого заторможенного электрона пред¬
ставляет собой сложное явление, которое после разложения
(в ряд Фурье) дает непрерывный спектр; увеличение числа
электронов не изменяет закона распределения, а лишь увеличи¬
вает интенсивность всех компонентов непрерывного спектра.
Квантовая теория.хорошо объясняет появление границы не¬
прерывного спектра, но, с другой стороны, оставляет необъяс¬
ненными поляризацию рентгеновского излучения и увеличение
интенсивности и жесткости излучения с уменьшением азимута,
непосредственно вытекающие из основных положений класси¬
ческой теория.
Поэтому до сего времени приходится пользоваться обеими
теориями для объяснения разных сторон одного и того же явле¬
ния излучения непрерывного спектра. Причина этого в том, что
исследование процесса возникновения непрерывного спектра
с точки зрения квантовой теории до сего времени еще не за¬
кончено.
В одном из первых исследований, посвященных объяснению
и расчету спектрального распределения интенсивности тормоз¬
ного излучения с помощью квантовой теории, Вентцель дает
следующую картину процесса излучения: расширяя квантовые
постулаты Бора, он принимает, что, кроме замкнутых круговых
или эллиптических стационарных (неизлучающих) возможных
орбит, называемых периодическими, должны существо¬
вать также незамкнутые орбиты (параболы или гиперболы), по
которым может двигаться электрон также без излучения,— так
называемые апериодические стационарные орбиты. Про¬
цесс торможения электронов и возникновения рентгеновских лу¬
чей по этой теории происходит следующим образом.
Электрон со скоростью Oi и соответствующей энергией ei
прилетает к атому,, находясь на апериодической стационарной
орбите с энергией et, и, тормозясь на нем, переходит на другую
апериодическую стационарную орбиту, обладающую энер¬
гией ы. При этом принимается, что при таком переходе от од¬
ной апериодической квантовой орбиты на другую потерянная
электроном энергия ei—е2 излучается в виде одного кванта:
*1 — «* = А»,
37
т. е. принимается, что третий постулат Бора справедлив не
только относительно замкнутых орбит атома, но и апериоди¬
ческих незамкнутых орбит.
Поэтому определенному процессу торможения (определен¬
ному переходу ei—ег) соответствует определенная частота излу¬
чения. Так как число замкнутых орбит внутри атома невелико,
то разнообразие переходов электронов с одной замкнутой ор-.
биты на другую ограничено; поэтому число различных квантов,
излучаемых атомами при этих переходах, будет также ограни¬
чено, т. е. спектр получается с небольшим числом резких спек¬
тральных линий вполне определенной длины волны. Это имеет
место при характеристическом излучении.
Число же апериодических (незамкнутых) стационарных воз¬
можных путей не ограничено, поэтому и переходы электронов
могут происходить с любой разностью энергий и, следовательно,
будут излучаться кванты различной величины, т. е. спектр бу¬
дет непрерывным.
Применяя принцип соответствия и основываясь на приведен¬
ной выше картине, Вентцель теоретически получил следующую
формулу, дающую зависимость между плотностью интенсив¬
ности лучей торможения и соответствующей частотой:
— -7
/ = CZv8 (-7=L=^—-Ц * (1 + Q-f- . (1-29)
где Jv—плотность интенсивности излучения частоты v;
Z — атомный номер металла анода;
v — рассматриваемая частота;
vo — граничная частота спектра, прямо пропорциональная
напряжению V;
тМ
тАс®
= const:
Q=0,2l8z//j(=i=
О
R (постоянная Ридберга) — Z,L — 109737 c»t V
ch*
Распределение интенсивности в непрерывном спектре, вы¬
численное по этой формуле, очень хорошо согласуется с экспе¬
риментально найденным, что подтверждает близость к истине
описанного выше механизма возбуждения непрерывного спектра
(СМ; рис. 1-38 и 1-39).
В работе Крамерса, посвященной этому же вопросу, найдена
другая, более простая, но менее точная формула, дающая зави¬
симость У, от v:
(М0)’
где Ь — число, приблизительно равное 6;
п—число электронов, падающих в 1 сек на поверхность
анода.
После подстановки числовых значений для е, h, с и т фор¬
мула (1-30) принимает простой вид:
«У, = «4,95- 10-soZ — v), (1-31)
ее числовой коэффициент 4,95 10-50 хорошо совпадает со значе¬
нием, полученным экспериментальным путем (см. § 1-24).
Теоретическое исследование тормозного излучения, как ука¬
зывалось выше, до настоящего времени еще нс закопчено. По¬
этому для количественной оценки приходится пользоваться экс¬
периментальными.данными.
Для оценки тормозного излучения необходимо выяснить:
1) границу спектра, 2) зависимость интенсивности излучения от
различных факторов, 3) распределение плотности интенсивности
в спектре, 4) к. п. д. трубки и 5) пространственное распределе¬
ние интенсивности.
1-16. Граница непрерывного спектра
Наиболее важным свойством непрерывного спектра является
то, что он имеет резкую границу со стороны малых длин волн.
Зависимость положения границы спектра от скорости электро¬
нов, выраженной в киловольтах, подробно исследована экспе¬
риментально и установлен закон: произведение напряжения. U
на граничную длину полны спектра /.tnfll есть величина посто¬
янная:
iAmin = const = 12,35.
Из этой формулы следует, что в непрерывном спектре излу¬
чения трубки, работающей при заданном напряжении U, отсут¬
ствуют лучи с длиной волны меньше Следовательно, для
возникновения лучей заданной длины волны А. необходимо не¬
которое минимальное напряжение Um]n. Если U<Umin, то лучи
данной длины волны Amitl не могут возникнуть. При /У*=1/т!п
они начинают появляться, и когда U>Umlni то интенсивность
лучей этой длины волны быстро возрастает. Эти соображения
были положены в основу, экспериментального исследования
зависимости интенсивности лучей данной длины волны А* от
возбуждающего напряжение U.
Кривые, выражающие эту зависимость, называемые иэо-
хроматами, изображены на рис. 1-22 для шести различных
длин волн. По оси абсцисс отложены напряжения в киловоль¬
тах и по оси ординат — относительная интенсивность лучей,
измеряемая током ионизации газа. Все изохроматы круто спу¬
скаются к оси абсцисс при уменьшении возбуждающего напря¬
жения и при U=Umщ пересекают ее. Произведение получен¬
ного Umin на соответствующую* длину волны во всех случаях
дает одну и ту же величину 12,35.
Эта закономерность, как указыва¬
лось, была подтверждена различны¬
ми исследователями для напряже¬
ний от 2,5 до 300 кв.
Независимость произведения
UXо от вещества анода была прове¬
рена на различных веществах с
атомными номерами от 2« 78 до
2=6.
Далее была проверена незави¬
симость этой величины от наличия
характеристического излучения.
Определив из опыта граничную
длину волны, можно вычислить ве¬
личину постоянной Планка А. В самом деле, из формулы (1-23)
имеем
h =
Рис. 1-22. Зависимость интен¬
сивности лучей данной длины
волны от возбуждающего на¬
пряжения (изохроматы).
Надо отметить, что этот способ определения постоянной
Планка А является одним из наиболее точных и поэтому имеет
большое значение в физике.
1-17, Зависимость интенсивности тормозного рентгеновского
излучения от напряжения
С увеличением напряжения, приложенного к трубке, как по¬
казывают теория и опыт, растет интенсивность лучей каждой
длины волны X в непрерывном спектре и полное излучение
трубки. При этом смещается в сторону коротких волн не только
длина граничной волны Xmint но и длина волны максимума кри¬
вой спектрального распределения интенсивности Ат.
Количественная характеристика этих изменений может быть
получена из кривых рис. 1-21. При построении этих кривых на
оси абсцисс откладывались длины волн лучей, входящих в со¬
став полного излучения трубки, начиная от минимальной.>min
40
до X=0,975 А, а по оси ординат—соответствующие им относи¬
тельные интенсивности. Поэтому интенсивность всего излучения
трубки в пределах от Л.го)п до X—0,975 А
J АА
Xmin
выразится в некотором масштабе площадью, ограниченной
кривой и осью абсцисс. Измеряя эти площади кривых спектраль¬
ного распределения интенсивности для разных напряжений, по¬
лучим следующую таблицу:
U, кв 20 25 30 35 40 50
U* 400 625 900 1225 1600 2500
5 (площадь) 0,46 1,85 3,96 6,78 10,06 16,34
Откладывая па оси
абсцисс (рис. 1-23) квад¬
раты напряжений, а по
оси ординат— интенсив¬
ность полного излучения,
пропорциональную пло¬
щади, получим прямую
линию, откуда следует,
что интенсивность пол¬
ного излучения пропор¬
циональна квадрату на¬
пряжения, т. е.
/ = £//*. (1-32)
Эта зависимость под¬
тверждена также непо¬
средственным измере-
нием общего излучения трубки В зависимости 2-фильтр НШ1»
от напряжения. Такие измерения были произ- зм^^люмиивмД
ведены ионизационным, фотографическим,
тепловым (рис. 1-24)* и другими методами. фЬлыра.
. L
Ш
0 5 W Я 2025 U *
Рис. 1-23. Зависи¬
мость интенсивно¬
сти тормозного из¬
учения от напря¬
жения.
101<№ 60* 80**6
Рис. 1-24. Зависи¬
мость интенсивно¬
сти тормозного из¬
лучения от напря¬
жения.
/ - фильтр из алю¬
миния ТОЛЩИНОЙ 6 ММ1
1-18. Влияние формы кривой напряжения
Если трубка работает при постоянной силе тока и постоян¬
ном, не меняющемся во времени напряжении Ua, то кривая
распределения плотности интенсивности в спектре излучения
в каждый момент времени отвечает кривой Ua на рис. 1-25.
Если же трубка будет работать при постоянной силе тока той
же величины^ что в первом случае, но при синусоидальном
пульсирующей напряжении, ампли1уда которого равна С/„, то
распределение интенсивности в спектре излучения,- отвечаю¬
щее кривой Ua, будет только в один момент времени, когда
41
меняющееся напряжение достигнет своего максимума (1/,,,,,= Ua).
Во все другие моменты напряжение будет ниже, и, следова¬
тельно, кривые распределения интенсивности излучения будут
иные (кривые Ut,, Uc, Ud), имеющие большую минимальную
длину волны и меньшую интенсивность полного излучения. По¬
этому в случае пульсирующего напряжения кривая распреде¬
ления интенсивности в спектре излучения будет меняться во вре¬
мени и эффективный спектр будет отвечать кривой V,.
Минимальная длина волны будет
такая же, как и в случае постоянного
напряжения Ua*Umax, но максимум
интенсивности будет сдвинут в сто¬
рону ббльших длин волн, и интенсив¬
ность всего спектра излучения (пло¬
щадь, ограниченная пунктирной кри¬
вой 0$) станет меньше. Стало быть,
постоянное напряжение как в отно¬
шении качества (жесткости), так и
в отношении количества (интенсив¬
ности) возникающего излучения вы¬
годнее, чем пульсирующее напряже¬
ние, амплитуда которого Umax**U0.
Для оценки влияния формы кри¬
вой напряжения определим полное
излучение трубки при постоянном и
пульсирующем напряжениях, предпо¬
лагая, что в обоях случаях сила тока,
протекающего через трубку, остается
одинаковой по величине и неизменной во времени. Интенсив¬
ность полного излучения при постоянном напряжении выра-
Рис. 1-25. Распределение
интенсивности в непрерыв¬
ном спектре в зависимости
от величины н формы кри¬
вой напряжения. У» —
300 кв; Uь—275 кв; У,'*—
150 кв; Ut — 75 кв; У.—
300 кв.
зится формулой
'.-"Л.
а при пульсирующем напряжении
/,=у
При синусоидальном пульсирующем напряжении
у?-0'70”'""'
Следовательно,
It = 0,5kU*aa, (i-зз;
т е интенсивность полного излучения при постоянном напря¬
жении вдвое больше, чем при синусоидальном:
7*- — 0,5. (1-34)
• а
42
В действительности сила тока, протекающего через трубку,
при пульсирующем напряжении изменяется во времени в боль¬
шей или меньшей степени в зависимости от характеристики
трубки. Очевидно, в этом случае большим мгновенным значе¬
ниям напряжения будут отвечать ббльшие токи, поэтому не¬
трудно сообразить, что отношение (1-34) будет больше, чем 0,5.
1-19. Зависимость интенсивности тормозного излучения от тока,
протекающего через трубку
При увеличении тока, протекающего через трубку, увеличи¬
вается число электронов, тормозящйхся на аноде, следовательно,
увеличивается излучение трубки.
Кривые распределения плотности интенсивности в спектре
излучения при различных силах тока, ,
протекающего через трубку, и при неиз¬
менных материале анода 2 и напряже¬
нии на трубке U даны на рис. 1-26. Из
кривых видно, что с увеличением тока
увеличивается интенсивность каждой
длины волны спектра во столько раз, во
сколько раз возрос ток. Форма кривой
распределения интенсивности остается
неизменной, граничная длина волны Vm
и длина волны, отвечающая макси¬
муму интенсивности, сохраняют свое
значение.
Интенсивность полного излучения
трубки оказывается пропорциональной
силе тока: Ряс- 1 -26. Спектральные
. кривые при различных
/ — **f- (1-35) токах трубки.
1-20. Зависимость интенсивности тормозного излучения
от рода вещества анода трубки
Влияние рода вещества анода на интенсивность тормозного
излучения было исследовано Кейем в 1908 г. Оказалось, что ин¬
тенсивность излучения трубки при одних и тех же напряжении U
и токе трубки t прямо пропорциональна атомному весу А
элемента вещества анода. Дальнейшие исследования показали,
что полное излучение пропорционально атомному номеру Z, а не
атомному весу А. Это было установлено при измерениях полного
излучения трубок с анодами из меди (2=29, ,4 =63,57), никеля
(2=28, Л=58,69), кобальта (2=27, ,4 =58,94) н железа (2=26,
А=55,84), для которых изменение атомного номера не совпа¬
дает с изменением атомного веса (рис. 1-27).При этом оказалась
43
Рис. 1-27. Зависи¬
мость излучения от
атомного номера 2
вещества анода.
Рис. 1-28. Зависимость излучения трубки
от атомного номера элемента вещества
анода.
Рис. 1-29. Зависимость рас¬
пределения плотности ин¬
тенсивности излучения труб¬
ки от длины волны для
различных анодов.
прямая пропорциональность между интенсивностью излучения
и атомным номером.
На рнс. 1-28 приведена зависимость полного излучения от
атомного номера для 20 различных металлов, исследованных1
Кейем.
Сравнение кривых распределения плотности интенсивности
в спектре излучения трубок с хромовым, молибденовым и вольф¬
рамовым анодами при постоянном напряжении У—43 кв и токе
1=6,5 мо (рнс. 1-29) показывает, что эти кривые по форме оди¬
наковы, минимальная длина волны лучей для всех анодов оди¬
накова и интенсивность полного излучения и интенсивность
одной и той же длины волны пропорциональны атомным номе¬
рам материала анодов, то есть интенсивность полного излучения
при постоянных U и » пропорциональна атомному номеру Z:
/ = *»Z (1-36)
(о ликах на кривой Мо будет пояснено в § 1-26).
Поэтому наилучшями материалами для анодов трубок яв¬
ляются материалы с большим атомным номером Z, на что ука¬
зывал Рентген в своих первых работах. В ионных трубках при¬
менялись платина (Z=78) и вольфрам (Z=74). В современных
трубках обычно применяется вольфрам, обладающий очень цен¬
ными свойствами: распыляется он меньше, чем платина, атом¬
ный номер его немного меньше, но температура плавления и
теплопроводность значительно выше.
1*21. Коэффициент полезного действия рентгеновской трубки
Под к. п. д. рентгеновской трубки понимают отношение мощ¬
ности излучения трубки к мощности, подведенной к ней. Из
предыдущего следует, что мощность (интенсивность) излучения
трубки пропорциональна квадрату напряжения IP, току i и
атомному номеру вещества анода Z:
/ = klPZL (1-37)
Подведенная мощность к трубке
Р « Ш.
Следовательно, к. п. д.
4 = = ^ = (1*38)
где к имеет значение порядка 10-* (см. приложение 10).
К. п. д. тем больше, чем больше атомный номер материала
анода, чем выше максимальное значение напряжения, прило¬
женного к трубке, и чем ближе форма кривой напряжения
к постоянному напряжению. Очевидно, что.при прочих равных
условиях к. п. д. трубки будет наибольшим при постоянном
(непульсярующем) напряжении.
При пульсирующем напряжении к. п. д. снижается' .Полагая
const, имеем
1 т
у 2
* = —4 (1-39)
где UM — среднее значение напряжения трубки, или, так как
при синусоидальном пульсирующем напряжении
U** = ^ и ^ = ^-0,637^,
ТО
Т' = 2“oW kZUm*X “■ °*785ftZ£/»«* (М°)
т. е. при синусоидальном напряжении, амплитуда которого f/max
равна постоянному напряжению £Л»(£Аппх = ^а). к. л. д. состав¬
ляет всего 0,785 от к. п. д. при постоянном напряжении.
Экспериментальное определение коэффициента полезного
действия рентгеновской трубки производилось многими исследо¬
вателями различными методами — ионизационным и тепловыми
(термостолбик, болометр, калориметр; см. § 6-4-6-9 и прило¬
жение 10).
Несмотря на большие ^трудности экспериментального опре¬
деления к. п. д. трубки, результаты этих измерений довольно
хорошо согласуются между собой. Так, числовые значения коэф¬
фициента k в формуле для к. п. д. (1-38)
H=kUZ> (1-41)
полученные различными исследователями, при напряжениях от
7 до 150 кеь находятся в пределах от 0,44-10-6 до 0,92 • 10-6,
за исключением одного исследования, в котором k оказалось
равным 1,4*10-6. Но так как в этом последнем исследовании
были введены многочисленные поправки на поглощение в ве¬
ществе анода, в стеклянных стенках оболочки трубки, в воздухе
и т. д., а также поправки в определении энергии пучка элек¬
тронов (до 20%), то будет более осторожным принять при
ориентировочных расчетах наиболее вероятное значение k=
= (0,8±0,2) * 10-6 при напряжениях до 200 кв.
При более высоких напряжениях значение k будет меньше.
Сопоставление значений к. п. д., полученных прямымй измере¬
ниями для электронной трубки с вольфрамовым зеркалом анода
(2=74) при напряжениях 48, 64 и 96 кв Резерфордом в 1915 г.,
для электронной трубки с золотым анодом (Z=79) при напря¬
жениях 0,9, 1,63 и 2,35 мегавольт (Мв)у полученных от элект¬
ростатического генератора (см. § 4-17) в 1943 г., а также для
46
бетатрона на 20 Мэе с вольфрамовой мишенью (см. § 3-5) при¬
ведено в табл. 1-4.
На рис. 1-30 дана кривая зависимости к. п. д. г\ от энергии
электронов для излучения свинцового* анода, заимствованная
из книги [Л. 48].
Чрезвычайно малые значения к. п. д. возбуждения рент¬
геновских лучей торможения при относительно низких на¬
пряжениях объясняются тем, что большая часть (около 99%)
электронов, ударяющихся об анод, в процессе торможения по¬
степенно растрачивает свою энергию при многочисленных
Таблица 14
Зависимость к. п. д. от напряжения
Напряжение
Материал
мишени
К. п. д. rt
я
48 кв
74W
0,118
64 а
74W
0,198
96 »
74W
0,274
0,9 Мгв
79Аи
3,0
1,63'»
79Au
5,8
2,35 »
79Au
10,4
20 »
74 \V
65
%
пи
Рис. 1-30. Коэффициент по¬
лезного действия 11 при воз¬
буждении очень жестких
рентгеновских лучей.
столкновениях с атомами вещества анода на их ионизацию и
повышает его температуру. Очень малая часть электронов тор¬
мозится практически мгновенно, т. е. после относительно неболь¬
шого числа столкновений с атомами вещества анода, и только
при этом возникают рентгеновские лучи.
С увеличением энергии электронов вероятность торможений,
сопровождающихся излучением, сильно возрастает.
1-22. Пространственное распределение интенсивности
рентгеновского тормозного излучения
Как было показано в § 1-11, рентгеновское тормозное излуче¬
ние обладает пространственной асимметрией и испускается при
высоких напряжениях главным «образом вперед, в направлении
падающих электронов. Однако при торможении электронов
в толстом аноде указанное преимущественное направление вы¬
хода лучей искажается благодаря отклонениям направления их
движения во время торможения. 'При средних энергиях электро¬
нов (ниже 500 к*) эти отклонения сказываются настолько
сильно, что пространственное распределение излучения нормаль¬
ных рентгеновских трубок оказывается близким к сферически
47
симметричному. С ростом энергии электронов, т. е. с увеличе¬
нием нагряжения на трубке, уменьшается средний угол откло¬
нении электронов и наблюдается все более резко выраженная
напряженность излучения.
Зависимость пространственного распределения интенсивности
рентгеновского излучения от напряжения показана на рис. 1-31,
из которой видно, что уже при 2 Мв направленность излучения
вперед ясно выражена и при отклонении от прямого направле¬
ния на 30° интенсивность излучения уменьшается почти вдвое.
На рис. 1-32 показано угловой распределение рентгеновского
излучения, возникающего в вольфра¬
мовой мишени бетатрона1 при энер¬
гиях тормозящихся электронов 20, 50
и 100 мегаэлектронвольт (Мэе). Как
видно из рис. 1-32, интенсивность из¬
лучения уменьшается вдвое при от¬
клонении от оси пучка соответственно
на 5, 2 и 1°.
Поэтому в рентгеновских трубках,
рассчитанных на работу при напряже¬
ниях выше 1 Мв, и бетатронах ис¬
пользуется излучение, направленное
вперед и проходящее сквозь относи¬
тельно тонкий анод, что допустимо,
так как ослабление очень жесткого
Рис. 1-31. Пространственное излучения веществом анода относн-
распределение интенсивно- тельно невелико.
сти тормозного излучения. При напряжениях ниже 500 кв
рентгеновские трубки делаются в боль¬
шинстве случаев обычной конструкции с массивным анодом,
срезанным под некоторым (20—45°) углом, и используется
излучение, направленное перпендикулярно к направлению дви¬
жения пучка электронов (см. рис. 2-13).
Исследования показывают, однако, что в обычных рентгенов¬
ских трубках, работающих при напряжениях ниже 500 кв, про¬
странственное распределение излучения оказывается также не¬
равномерным.
Этот факт находит следующее объяснение. В обычной трубке
с массивным анодом излучение, направленное в сторону анода,
поглощается самим анодом. Излучение, направленное в сво¬
бодное пространство, также не вполне равномерно. Причина
этого такова. При торможении электронов в аноде часть из них,
притом большая, тормозится не на поверхности, а в толще анода
и возникающие в более глубоких слоях анода рентгеновские
лучи поглощаются веществом анода в той или иной степени,
J См. § 3-5.
48
смотря йо тому, в каком направлении (касательно или перпен¬
дикулярно) к поверхности они выходят из анода в свободнее
пространство.
Хотя глубина проникновения электронов в анод мала — по¬
рядка 10~* мм,— при касательном выходе лучей поглощение
их становится значительным. Влияние поглощения в аноде
с гладкой поверхностью на пространственное распределение ин¬
тенсивности излучения может быть вычислено следующим об¬
разом.
Г Г 2' 1' 9 Г 2е У V
Рис. 1-32. Угловое распределение
интенсивности рентгеновского из¬
лучения бетатрона при 20; 50;
100 Мэе.
Рис. 1-33. К выводу формулы
(1-44).
Обозначим угол, образованный направлением полета элек¬
тронов с нормалью к поверхности анода, через oi и через а2—
угол между направлением выхода рентгеновских лучей с той же
нормалью (рис. 1-33). Тогда электроны должны пройти рас¬
стояние —-—до проникновения на глубину х, измеренную вдоль
cos а,
нормали. Рентгеновские лучи, которые возникают на этой глу¬
бине, должны пройти путь —— при выходе в направлении а2.
cos at
Очевидно, что интенсивность лучей зависит от значений ко¬
эффициентов поглощения р.| для электронов и р2 для рентгенов¬
ских лучей.
Интенсивность пучка лучей, выходящих под углом аг, воз¬
бужденных в слое толщиной dx, расположенном на глубине х,
выразится формулой
X X
dlн = сГ"т '* е~*cos ** dx, (1-42)
где С —постоянная, зависящая от величины поперечного сече¬
ния и интенсивности пучка электронов, а также к. п. д. возбуж¬
дения рентгеновских лучей.
3 ф.ы.х*радж«
49
Полная интенсивность пучка рентгеновских лучей, выходя¬
щих под углом аз, получается интегрированием выражения
(1-42) по х в пределах от 0 до <х>
I =cf« (С0*,1 + С0*^ГЛс = С—--1^05°8—
О (ij COS -f* |is COS «I
(1-43)
Учитывая, что интенсивность лучей, выходящих из анода
в направлении нормали (а2=0), достигает максимума
Vo - С-
COStti
1*1+ (** COS «J '
получаем формулу для отношения интенсивности лучей, выхо¬
дящих под произвольным углом аз, к интенсивности лучей, вы¬
ходящих ПОД УГЛОМ 02=0, -
/«, cos at (hi + nt cos g|) tH — i*s cos qt
77 « = (»xCOS «2+ (1. COS 3, ' ..COSe,’
вя-0 jJ.A \ - [Xt
COS *•
(1-44)
где cosai=const, так как направление электронного пучка
в трубке не меняется.
Это соотношение приблизительное, так как ни скорости
электронов, ни рентгеновские лучи не однородны. Коэффи¬
циенты i*i и р2, однако, могут быть определены приблизительно.
Покажем это на примере. Возьмем почти постоянное напряже¬
ние 70 кв и найдем для этого напряжения коэффициенты |ii и |i2.
Наиболее быстрые электроны при этом напряжении летят со
скоростью около 0,48 с, где с — скорость света; более медленные
электроны не учитываем, так как напряжение принято почти
постоянным. По табличным данным, коэффициент поглоще¬
ния ш для скорости электронов 0,46 с (63 кв) в вольфрамовом
аноде равен 12 000. >
Порядок величины р2 можно оценить, если найти «-эффектив¬
ную длину волны» и «эффективный коэффициент поглощения*.
Эффективная'длина волны оказывается равной 0,37 А; тогда
|12=400.
Подставляя эти значения для pi и ц2 в уравнение (1-44) и
полагая at =45®, получаем следующую формулу для интенсив¬
ности лучей в направлении а2:
'—О
12000 + 400-)/2
• ±V2'
12000 + 400 —
(1-45)
cos а4
Таблица 1-5
Зависимость интенсивности от направления лучей
Угол а,
35е
60е
76Л
70*
65*
609
45*
Отношение
по вычи¬
слению
0,81
0,87
0,94
0,95
0,97
0,98
0,985
0
по на¬
блюде¬
нию
0,78
0,85
0,89
0,93
0,95
0,96
0,98
Рис. 1-34. Пространственное рас¬
пределение интенсивности тормоз¬
ного излучения. 4
/ — при 10 кв\ 2 — при 70 ко без
фильтра; 3 — то же с алюминиевым
фильтром толщиной 10 мм.
Рис. 1-35. Изменение рас¬
пределения плотности
интенсивности излучения
в непрерывном спектре
в зависимости от на¬
правления.
Вычисленные по этой формуле интенсивности для углов 02 от
45 до 85° сведены в табл. 1-5.
На рис. 1-34 даны в полярных координатах эксперименталь¬
ные кривые пространственного распределения интенсивности
излучения в плоскости, перпендикулярной поверхности анода
при 10 кв (кривая У) и при 70 кв (без фильтра — кривая 2
н с алюминиевым фильтром толщиной 10 мм— кривая 3)
(см, § 5-15).
1-23. Зависимость спектрального распределения интенсивности
от направления (азимута)
Изменение спектрального распределения интенсивности от
направления излучения показано на рис. 1-35. Кривая 2 дает
представление о спектральном распределении интенсивности из¬
лучения в направлении, перпендикулярном оси трубки, кри¬
вая У — под углом 45° к оси трубки. Более жесткое излучение
получается в направлении, приближающемся к совпадению с ак¬
тивной поверхностью анода (кривая У); это объясняется силь¬
ным поглощением мягких компонент излучения веществом анода.
3*
51
1*24. Распределение плотности интенсивности
в непрерывном спектре
Приблизительное представление о распределении плотности
интенсивности в непрерывном спектре можно получить из кри¬
вых рис. 1-21, выражающих зависимость тока ионизации от
длины волны. Однако эти кривые далеко не точно характери¬
зуют истинный состав излучения непрерывного спектра
возникающего при торможении-электронов на аноде в трубке.
Причину несоответствия истинного спектрального состава
излучения трубки тому составу, который характеризуется экс¬
периментально полученными кривыми, можно выяснить из рас¬
смотрения метода измерений.
На рис. 1-8 была показана схема измерений, обычно при¬
меняемая при ионизационном методе исследования непрерыв¬
ного спектра. Из рисунка видно, что рентгеновские лучи, воз¬
никающие на аноде в точке Q, прежде чем попадут в иониза¬
ционную камеру К и произведут ионизацию, которую мы
измеряем, претерпевают изменение в интенсивности и составе
вследствие поглощения на их пути распространения от Q до К.
Поэтому для получения истинного распределения интенсивности
по спектру необходимо оценить и исключить все причины, влия¬
ющие на результаты измерений. Наиболее сильное влияние на
результаты измерений оказывают следующие факторы:
1) поглощение излучения в теле анода;
2) поглощение в стенках оболочки трубки;
3) поглощение п воздухе на пути от трубки до камеры;
4) поглощение в отражающем слое кристалла;
5) отражательная способность кристалла и ее зависимость
от длины волны;
6) конечная длина камеры.
Надо помнить, что коротковолновые лучи поглощаются
меньше, чем длинноволновые (факторы пп. 1—4). Поэтому лучи,
проникающие в измерительную ионизационную камеру, будут
несколько ослаблены по интенсивности и более жестки по со¬
ставу. С другой стороны, при прохождении рентгеновских лучей
через газ, наполняющий камеру, длинноволновые лучи сильнее
поглощаются и, следовательно, вызывают большую ионизацию;
поэтому интенсивность их будет казаться большей (фактор п. 6).
Поправки на искажения результатов измерения, вносимые
факторами пп. 2, 3, 4 и 6, в настоящее время производятся про¬
стым расчетом.
Для поправки на поглощение в теле анода (фактор п. 1)
была эмпирически установлена зависимость ослабления интен¬
сивности рентгеновских лучей от угла между направлением
рентгеновских лучей и поверхностью анода, и таким путем
можно было ввести соответствующие поправки.
52
Наконец, для выяснения отражательной способности кри¬
сталла и ее зависимости от длины волкы были измерены коэф¬
фициенты отражения при различных длинах волн (Х=1,39;
1,54; 1,75 и 1,93 А) для кристаллов гипса и каменной соли.
При этом оказалось, что коэффициент отражения гипса почти
не зависит от длины волны X.
Примером того, как изменяются экспериментальные кривые
при введении всех указанных поправок, может служить рис. 1-36
полученный для случая сереб¬
ряного анода при 10500 в по¬
стоянного напряжения и кристал¬
лах гипса и каменной соли.
Здесь: / — неисправленная кри¬
вая, полученная с кристаллом
гипса; II— то же с кристаллом
каменной соли; III представляет
кривую /, пропорционально уве¬
личенную; кривая IV совмещает
кривые /—//, исправленные на
влияние кристалла: V — истин¬
ное распределение интенсивности.
Наиболее полное эксперимен¬
тальное исследование распреде¬
ления плотности интенсивности в
непрерывном спектре для на¬
пряжений до 12 ко и массивного
анода, выполненное Куленкамп-
фом, позволило составить эмпи¬
рическую формулу, выражаю¬
щую зависимость плотности ин¬
тенсивности /v в спектре от силы
тока, атомного номера Z и частоты:
V//
//
!щ
И m
и
-
II 7
\|
\\
\\
IF и
■s
о
ч
\
L
Ч
л
V 1,3 15 1,7 IS 2) 2? А
Рис. 1-36. Экспериментальные
(I и II) и исправленные (III, IV,
V) крипиге спектрального рас¬
пределения плотности интенсив-
, ности.
/ =Cn[Z(v-v)+6Z*],
(1-46)
где b=2,5*1О15 сек-1 и С= (5 ±1,5) • 10-50 эрг-сект1 — постоян¬
ные, не зависящие от v и Z; я— число электронов, тормозя¬
щихся в аноде в одну секунду. Формула (1-46) совпадает с тео¬
ретической формулой (1-30), в которой, однако, отсутствует
член bZ2, и получена следующим образом. Кривые спектраль¬
ного распределения интенсивности в непрерывном спектре были
сняты ионизационным спектрометром для анодов, сделанных из
шести различных материалов (78Pt, 50Sn, 47Ag, 29Cu, 27Co и
13A1), при. 10470 в. На рис. 1-37 изображены соответствующие
кривые до исправления (о) и после исправления (б). Исправ¬
ленные кривые, представляющие зависимости' /х -=/(¾.). были
затем пересчитаны на частоты /, =/(v) следующим образом.
53
Переход к шкале частот выполняется на основании того, что
интенсивность излучения в некотором интервале спектра не за¬
висит от того, задан ли этот интервал в длинах волн или в ча¬
стотах.
Поэтому для каждого интервала длин волн dk находим та¬
кой интервал частоты dv, чтобы
Jxdt. = — Jjdv (1-47)
«) 6)
или
(1-47')
Знак минус вошел потому, что с увеличением длины волны
частота уменьшается. Далее из равенства
имеем
dk с_
<Ь “ v* ’
Поставляя это выражение в (1-470, имеем
(1-48)
(1-49)
64
/
l
-v. Л'--'. * « •; * •*. //
Пересчитанные таким .образок кривые представлены на
рис. 1-38 н 1-39. Кривые рис. 1-38 дают распределение интенсив¬
ности в спектре по частотам для различных анодов при одном
и том же напряжении 10470 в, и рис. 1-39 —такие же кривые
для серебра при различных напряжениях. Сплошные кривые на
рис. 1-38 и 1-39 построены по формуле Вентцеля (1-29), точки
получены экспериментально.
Рис. 1*38. Зависимость плотности Рис. 1-39. Зависимость плотности интен-
нктенсквностн от частоты /„=f(v) сивности от частоты 7v*=:/(v) для сере-
для различных анодов при (/= бряного анода при различных напряже-
с 10470 в. ниях..
/ - 7 *•; 2 - 8.75 кв; 3 — 10.47 кв. 4— 11.98 кв.
Эти линии, за исключением небольшого участка вблизи гра¬
ницы спектра, оказываются прямыми. Из рассмотрения их не¬
трудно установить следующие важные закономерности:
1. Наклон прямолинейных участков кривых (рис. 1-38) для
различных материалов растет с увеличением атомного номера
металла анода и прямо пропорционален ему.
2. Наклон прямолинейных участков кривых (рис. 1-39) для
одного и того же металла, н<£ при различных напряжениях,
остается неизменным; при изменении напряжения прямые ли¬
нии смещаются, оставаясь параллельными.
3. Отрезки на оси абсцисс, заключенные между точкой v*
вычисленной по уравнению (1-23), и точкой v7 пересечения
продолженной прямолинейной части кривых с осью абсцисс
(v7—vo), не зависят от напряжения (рис. 1-39) и пропорцио¬
нальны атомному номеру (рис. 1-38).
55
На основант; этих вызодов составлена вышеприведенная
формула, дающая зависимость плотности интенсивности /. от
частоты v следующим образом.
Заменяя действительную кривую ломаной (рис. 1-40), можно
написать уравнение наклонной части кривой
7» = e(vo —V) + B* •
где постоянная а пропорциональна атомному номеру Z, а В
приблизительно пропорциональна квадрату атомного номера Z2,
откуда и получается формула (1-46)
y, = Ci[Z(v0-v) + ftZ*].
Интегрируя -ло уравнение но v, получим выражение для ин¬
тенсивности «сего спектра тормозного излучения. Пренебрегая
малым членом bZ2 и учитывая формулу
(1-24), имеем
= J CfZ(ve- v)dv * c/zi- =
= C iZUa = KiZU*, (1-50)
2A*
Рй* 140' 1 46i°лу т- e- результат, совпадающий с прямыми
формулы { - ). измерениями, производившимися целым ря¬
дом исследователей, как по формуле, так и
по величине коэффициента пропорциональности. Поэтому нет
оснований отрицать применимость этого закона распределения
интенсивности, полученного для напряжений от 7 до 12 кв и для
более высоких напряжений.
Переходя от частот к длинам волн, можно уравнению (1-46)
придать форму, выражающую зависимость(Л.). Из (1-49)
имеем
Л-£<ср(ч-.)+м>| +и]тг
или, отбрасывая малый член Ы,
Из этой формулы можно найти соотношение между длиной
волны, которой соответствует максимум интенсивности в непре-
56
рывком сшкгр? ?.ш и граничной длиной волны Кс. Для э'юго
надо найти производную Л по X и приравнять ее нулю
dh
Л
12,35
ZiU
Хз_Зл»(Х-).Л)
X*
ИЛИ
)»_3)з + зх*)чо=0,
откуда
ИЛИ
2Х = ЗХа
(1-52)
Это соотношение довольно хорошо, но не точно выполняется
на опыте. Обычно ?. г несколько больше. Для пульсирующего
напряжения можно прямить
Хт= -|-Х0 + 0,05а.
1-25. Характеристическое рентгеновское излучение
Как уже упоминалось в § 1-9, при некоторых условиях,
а именно при достаточно большой скорости электронов, тормо¬
зящихся на аноде, возникает рентгеновское излучение двух
родов:
а) рассмотренное выше тормозное излучение и
б) характеристическое излучение, испускаемое атомами ве¬
щества анода, которое разлагается в линейчатый спектр.
Длины волн линейчатого характеристического спектра за¬
висят только от рода вещества анода и совершенно не зависят
от скорости электронов, их возбуждающих, т. е. длины волн
этих лучей характеризуются только материалом анода. По¬
этому эти лучи названы характеристическими лучами. Мы
кратко рассмотрим результаты экспериментальных исследова¬
ний характеристических лучей, наблюдающиеся закономерности
и теорию возникновения этих лучей на основе модели атома
Резерфорда — Бора.
1-26. Экспериментальные исследования характеристического
излучения
Еще до открытия явления диффракции рентгеновских лучей
при прохождении их через кристаллы, позволившего измерять
длдны волн рентгеновских лучей и изучать их спектры, различ¬
ные исследователи замечали в излучении трубки, кроме рас¬
смотренного выше неоднородного тормозного излучения, лучи
весьма однородные, жесткость которых зависит только от рода
57
материала анода трубки и не зависит от приложенного к трубке
напряжения. При этом было обнаружено, что эти лучи состоят
из двух групп, сильно отличающихся друг от друга по жесткости
(по длине волн): лучи более жесткой группы были обозначены
буквой К, более мягкой группы — буквой L.
После открытия Лауз и работ Вульфа к Брэгга были по¬
строены спектрографы (см. § 1-4) и систематически исследо¬
ваны спектры характеристических лучей, испускаемых различ¬
ными материалами, служившими
анодом рентгеновской трубки. На
рис. 1-41 даны кривые
спектров излучения рентгеновской
трубки с родиевым анодом, снятые
при работе трубки при напряже¬
ниях 23,2; 31,8 и 40 кв. Из этих
кривых видно, что при напряже¬
нии на трубке 23,2 кв получается
только один сплошной спектр и
характеристические лучи не возни¬
кают. При более высоких напря¬
жениях появляются характеристи¬
ческие лучи группы К, причем
с повышением напряжения длина
волны их не меняется, а только
растет их интенсивность.
Из этих и многочисленных
других исследований было уста¬
новлено:
I. Спектр характеристического
рентгеновского излучения состоит
из нескольких групп, или серий, линий, сильно отличающихся
друг от друга по длине волны. Для тяжелых элементов найдено
пять таких серий линий; они обозначаются буквами К, L,
М. N. О.
2. Каждая такая серия состоит из определенного числа ли¬
ний, длины волн которых вполне изучены. Серия К образована
из наиболее жестких лучей (т. е. с наименьшей длиной волны),
серия L состоит из более длинноволновых лучей; еще более
длинными волнами обладают лучи серии М, а длины волн се¬
рии О — наибольшие. Например, в спектре характеристического
излучения вольфрама (рис. 1-42), атомный номер которого
2»= 74, обнаружено три серии К. L, М, причем длины волн линий
спектра К-излучения находятся в пределах от 0,178 до 0,213 А,
L —от 1,025 до 1,675¾. М —от 6,066 до 6,973¾.
3. Характеристические лучи каждой серии возникают только
тогда, когда скорость электронов, тормозящихся на аноде, до¬
родиевым анодом при различ¬
ных напряжениях.
стигает некоторого значения, вполне определенного для данного
вёщества и данной серии, или, что то же, когда напряжение,
приложенное к трубке, достигает определенного, критического,
так называемого возбуждающего значения Uq.
4. Значение возбуждающего напряжения Uq связано с наи¬
меньшей длиной волны А. данной серии формулой
eU9 = Av = Л-£-.
5, Когда напряжение» приложенное к трубке» постепенно по¬
вышается и достигает значения» соответствующего возникнове¬
нию линии с наименьшей длиной волны данной серии» например
Л-серият
Aft
to v
М-серия 1, t f
Ао ф at аз Л
И11 ,1 ТС - ■ Х=
и to » to to у
*—I-
X
60е у 4? 6? Sfi 4б 47 6fi ф 7,0л
Рис. 1-42. Схема линейчатого спектра характе¬
ристического излучения вольфрама
серии К, тогда одновременно появляются все линии этой
серии.
6. Спектры характеристического излучения различных эле¬
ментов совершенно одинаковы по строению, т. е. по
числу и взаимному расположению линий, и отличаются друг от
друга только длиной волны. А именно: с увеличением атомного
номера элемента спектры характеристического излучения сме¬
щаются в сторону коротких длин волн.
Эта закономерность в спектрах характеристического излуче¬
ния была впервые изучена английским физиком Мозли и назы¬
вается законом Мозли. На рис. 1-43 даны спектрограммы К, L,
М и N-серий характеристических лучей, испускаемых анодами
трубки, сделанными из различных материалов; из спектрограмм
ясно видна зависимость длины волны от атомного номера эле¬
мента. Эта зависимость получается особенно простой, если по¬
строить график, откладывая по оси абсцисс атомный номер эле¬
мента, а по оси ординат — корень квадратный из частоты коле¬
баний или величину, пропорциональную корню квадратному из
единицы, деленной на длину волны, j/"-j-. Оказалось, что по¬
лученные таким образом кривые очень близки к прямым линиям
(рис. 1-44).
На рис. 1-45 изображен рисунок Мозли, на котором фото¬
графии спектров К-излученйя ряда элементов расположены
таким образом, что находящиеся друг под другом места соответ¬
ствуют одинаковым длинам воли. На основании этих спектро¬
грамм и кривых, приведенных на рис. 1-44, можно сделать сле¬
дующие заключения:
а) порядок расположения в периодической таблице Менде¬
леева кобальта (Z=27, Л—58,94) и никеля (Z—28, А=58,69),
Рис. 1-43. Наиболее яркие линии К. L и Рис. 1-44. Зависимость длины вол-
М-излучсний элементов от натрия ны от атомного номера
(Z~И) до урана (Z=*92) через три (по Мозли),
элемента.
ясно, что в положении спектров главное значение имеет атом¬
ный номер, а не атомный вес;
б) испускание характеристических лучей есть явление атом¬
ное и не зависит от того, находится ли излучающее вещество
в чистом виде или в смеси с другим. Это подтверждается тем,
что на спектрограмме латуни, представляющей собой сплав
меди и цинка, появились линии этих металлов. То же видно и-
из спектрограммы кобальта, который содержал примеси железа
и никеля;
в) изучение спектров позволяет определить атом¬
ный номер любого элемента, в том числе и тех
элементов, которые еще не о т к р ы т ы. Действительно,
60
если при построении кривых (прямых) рл:. 1-44 пропустить один
элемент из периодической таблицы Менделеева (см. спектро¬
граммы кальция Са и титана Ti на рис. 1-45; между ними от¬
сутствует один элемент — скандий Sc), то кривая сделает
скачок в этом месте и дальше пойдет снова прямоли¬
нейно. Таким путем Мозли мог определить число не открытых
еще в его время элементов, большинство которых было открыто
впоследствии благодаря изучению рентгеновских спектров.
Мозли нашел также общую формулу, выражающую зависи¬
мость частоты колебания v характеристического излучения от
атомного номера вещества анода.
Эту зависимость для наиболее
яркой линии К-излучения он вы¬
разил формулой
Ч ~cK(Z-ir
и для L-излучения
где с — скорость света;
R= 109737 см~1 — постоянная
Ридберга, входящая в
сериальные формулы
спектров видимого света;
cR = 3,29- 10IS сек~\
Нетрудно видеть, что дробные числовые коэффициенты в этих
формулах могут быть представлены в виде
3 = 1 1_
4 I* 2*
и
= J 1_.
36 2» 3* *
поэтому можно написать общую формулу.
V = CR(Z-Sr = 3,29- 10l*(Z — S)* -i-—L
\ \ *2
где S — экранирующая постоянная; при этом для серии К
*1 = 1; = 2, 3, 4 . . . и S= 1
и для серии L
*i = 2; *2 = 3,4... и 5 = 7,4.
7. Отношение интенсивностей отдельных линий данной серии
остается постоянным независимо от приложенного к трубке на¬
пряжения. Например, для вольфрама интенсивности четырех ли¬
ний К-серии относятся как 100:50:30:15.
8. Интенсивность отдельных линий в области напряжений
до с достаточной для практических делен точностью вы¬
ражается формулой
J = a(U-U0)\ -(1-83)
где Uq — возбуждающее напряжение, кв;
О — рабочее напряжение, кв;
п«3/2 для К-серии и п=2 для L-серии.
J
При дальнейшем увеличе¬
нии напряжения этот закон на¬
рушается, так как интенсив¬
ность растет медленнее, чем по
формуле {1*53) (рис. 1-46).
Эта зависимость была по¬
лучена следующим образом.
Рис. 1-46. Зависимость интен¬
сивности линий Ltti серебра от
квадрата напряжения.
Рис. 1-47. Зависимость
интенсивности Ка-излу¬
чения родия от напря¬
жения.
Электронная трубка с родиевым анодом питалась от аккумуля¬
торной батареи из 20)ПО элементов, благодаря чему было воз¬
можно совершенно точно установить н измерить приложенное
к трубке напряжение. Спектрометр устанавливался так, чтобы
от его кристалла могли отражаться лучи вполне определенной
длины волны, соответствующей наиболее1 интенсивной линии
К-серии родия — Ка. Затем при изменении напряжения на трубке
измерялась интенсивность отраженных лучей.
Полученная таким образом кривая (рис. 1-47) имеет резкий
излом при вполне определенном напряжении 23,2 кв. До этого
напряжения в спектрометре отражаются лишь лучи непрерыв¬
ного спектра, начиная с 23,2 кв возбуждались характеристиче¬
ские лучи, которые складывались с лучами непрерывного
спектра и вызывали более быстрый подъем кривой.
62
9. Наконец, интенсивность отдельных линий характеристи¬
ческого спектра растет пропорционально силе тока,* протекаю¬
щего через рентгеновскую трубку, т; е. пропорционально числу
электронов, падающих на анод за 1 сек.
1-27. Теория возникновения характеристического излучения
Теория возникновения характеристического рентгеновского
излучения была создана Косселем в 1916 г. на основе квантовой
теории строения атома Бора. По этой теории, как известно, атом
представляет собой сложную систему, в которой вокруг положи¬
тельного ядра вращаются электроны.
Число электронов, вращающихся вокруг ядра атома, равно
атомному номеру 2. Каждый из электронов вращается по своей
орбите. В тяжелом атоме число таких орбит велико, например,
в атоме вольфрама (2 — 74) число электронов равно 74. Про¬
следить за всеми движениями столь сложной системы не пред¬
ставляется возможным. Однако из исследования рентгеновских,
спектров можно заключить, что отдельные группы электронов,
вращающихся вокруг ядра, обладают одинаковыми или близ¬
кими по величине запасами энергии; эти электроны образуют
так называемые электронные слои, или оболочки атома
и обозначаются буквами К, L, М, N, О, Р. Слой К — ближайший
к ядру; каждый следующий слой находится дальше от ядра,
чем предыдущий.
Эти группы равноценных по энергии электронов относят
к определенным уровням энергии; при этом оказывается, что
в слое К имеется один уровень энергии, минимальный, слой L
содержит три уровня, слой М —пять уровней, N — семь, О —
пять и Р — три уровня; всего для урана различается 24 уровня
энергии. В различных атомах в зависимости от атомного но¬
мера, т. е. от числа электронов в атоме, число стационарных
уровней энергии может быть от I до 24.
На рис 1-48 уровни энергии показаны кругами, описанными
вокруг ядра как центра. Необходимо иметь в виду, чю круги
на этом рисунке условно изображают уровни энергии и ннчог»
общего не имеют с истинными орбитами электронов, которые
имеют гораздо более сложную форму (рис. 1-49).
Чем выше уровень энергии, на котором находится электрон,
тем больше запас энергии в атоме. При падении электрона с бо¬
лее высокого уровня на более низкий энергия атома умень¬
шается и потерянная энергия излучается в виде одного
кванта Av лучистой энергии (фотона). Очевидно, что величина
излученного, кванта равна разности энергий двух уровней, между
которыми происходит переход электрона.
Исходя из этих представлений, можно принять такую кар¬
тину возникновения характеристического излучения, из которой
63
j ic с»е1лийомсрнооти в спектрах, которые были
получены экспериментально {см. § 1-26). Для возбуждения К*
излучения необходимо, чтобы электрон был удален с самого
внутреннего уровня энергии К за пределы атома. Вырывание
электрона может быть произведено ударом налетающего извне
электрона. Для вырывания электрона необходима известная
энергия; равная работе удаления электрона из уровня К. По¬
этому энергия налетающего электрона должна быть равна или
больше работы удаления. Другими словами, напряжение, уско-
Рис. 1-48. Схема уровней энергии Рис. 1-49. Предполагаемые схе-
атома урана. мы движения электронов в
атомах некоторых элементов
(1923 г.), потерявших свою
определенность с развитием
волновой механики.
ряющее первичные электроны, должно быть не меньше некото¬
рого минимального значения (так называемого возбуждающего
напряжения).
Это находится в соответствии с опытным фактом, отмечен¬
ным в п. 3, § 1-26.
После удаления электрона из слоя К атом становится иони¬
зированным в слое К и, следовательно, имеет одно свободное
место в этом слое. Это вырывание электрона на рис. 1-48 по¬
казано стрелкой е. Освободившееся место вылетевшего элек¬
трона не может оставаться пустым и должно быть заполнено
электроном, падающим с одного из уровней энергии вышележа¬
щих слоев. При этом энергия атома уменьшается на величину,
равную разности энергий уровня, из которого вышел электрон,
и того уровня, на который он перешел. Если обозначить энергию
уровня К через 1РК, уровня L через WL уровня М через И?м
и т. д„ то величины излученных квантов (фотонов) при пере¬
ходах электронов с одного из этих .уровней на уровень К вы¬
разятся формулами:
при падении с уровни
Ljj на уровень К:
АЧ = ^ш — wk
1 ъ * ъ
Чм *
» К:
Av«, — IIJ
1 > > »
М,,, »
» К:
AvP, ~ ^K
1 1 > »
N„, *
» К?
Avft = III
На рис. 1-48 эти переходы
обозначены стрелками Kv К, ,
Очевидно, что
h\<h\<h\<h\
п.ми
v • ' v V, ч’ V. ,
•ij A| (I, |V
т. е. при этих переходах возникают лучи четырех различных
длин волн.
Лучи с наименьшей длиной волны обозначаются КА» сле¬
дующие по жесткости—КА, затем Кв| и К^. Так как в дей¬
ствительности в рентгеновской трубке процесс возбуждения
происходит одновременно в громадном количестве атомов, то
заполнение освободившихся мест в слоях К различных атомов
происходит из различных лежащих выше слоев L, М, N,
и, следовательно, одновременно возникает вся серия линий
спектра К-излучения.
Таким образом, мы видим, что все линии К-нзлучения воз¬
никают при падении электронов на уровень К из различных вы¬
шележащих слоев (уровней энергии). Изложенное объясняет
опытное наблюдение, указанное в п. 5, § 1-26.
Так как вероятность падения электронов с уровня Ln больше,
чем с L,,, или МиЫ.то и интенсивность излучения Кв1 > >
> КА > Kv что объясняет изложенное в п. 7, § 1-26.
В то время как все переходи электронов, кончающиеся на
уровне К, дают линии характеристического спектра К-излуче-
нни, переходы электронов, кончающиеся на уровне L, дают ли¬
нии L-излучения. Линии спектра L-иэлучения возникают тогда,
когда освободится одно место в слое L, и при этом в одинако¬
вой мере и независимо от того, перешел ли Электрой из слоя L
п слой К или был выброшен из слоя L ударом свободного элек¬
трона до периферии атома. Работа вырывания электрона из
слоя L, очевидно, меньше работы вырывания из слоя К, по¬
этому и возбуждающее напряжение должно быть меньше.
Подобным же образом возникают линии М и N-излучений.
На рис. 1-50 изображена более простая схема возникновения
характеристического излучения, имеющая то преимущество по
65
сравнению с показанной на рис. 1 -48, что здесь даются в при*
близительном масштабе количественные соотношения. Уровни
энергии здесь обозначены горизонтальными линиями. Наиболее
низкий уровень обозначен буквой К, следующий — L и т. д.
Верхняя пунктирная линия отвечает периферии атома. Рас¬
стояния от каждого из уровней до периферии относятся между
собой, как числа
J_.J_._L._L
1* * 2* * 3* 4*
ИЛИ
J_ . JL
9 *16 '
При таком изображении уровней энергии разность высот
двух уровней дает количество энергии, освобождающейся при
падении электрона с более высо¬
кого уровня на более низкий, т. е.
величину излучаемого кванта лучи¬
стой энергии hv, или, в другом мас¬
штабе, величину частоты v испус¬
каемого при этом рентгеновского
излучения. Стрелки при К*, LA и
Мл, направленные вверх, дают ве¬
личину работы вырывания электро¬
на из уровней К. L, М, т. е. вели¬
чину энергии, необходимой для воз¬
буждения атома. Стрелки при К^,
К^, Le_,..., направленные вниз,
дают величины излученных квантов
при падении электрона с уровня, на котором начинается
стрелка, на уровень, на котором она кончается.
Рассматривая этот рисунок, можно сделать следующие вы¬
воды:
1. К„ + Lt = Кр: К,+ Ц = КЛ и т. д., т. е. частота излу.-
чения К,плюс частота излучения L. равна частоте излучения К3,
что в точности подтверждается опытом.
2. Далее мы видим, что Кд—Ьд = Ка» т. е. разность между
энергией, необходимой для вырывания электрона из К-слоя, и
энергией, необходимой для вырывания электрона из L-слоя,
равна энергии, излучаемой при падении электрона с L-уровкя
на К-уровень. Это соотношение также отвечает опытным данным.
3. При повышении напряжения на трубке энергия ускорен¬
ных электронов' достигает критического значения, достаточного
для того, чтобы вырвать один электрон, например, из слоя М;
тогда при падении электронов из вышележащих уровней ьоз-
янкают линии спектра М-иэлучения, К и L излучения возникнуть
не могут. При дальнейшем повышении напряжения наступает
следующий критический момент, когда вырывается электрон нэ
уровня L, тогда дополнительно к линиям спектра М-излучения
Рис. 1-50. Схема процесса
излучения характеристических
лучей.
66
возникают линии L-йзлучення. Наконец, при еще больших на¬
пряжениях энергия электронов станет достаточной, чтобы вы¬
рвать электрон из слоя К; тогда возникают, кроме линий спект¬
ров L и Мгизлучений, линии наиболее жесткого К-излучения.
Следовательно, для возникновения каждой из серий характери¬
стических лучей необходимо определенное минимальное напря¬
жение возбуждения.
4. Слой К обладает одним энергетическим уровнем, поэтому
все линии спектра К-излучения возникают одновременно
при соответствующем возбуждающем напряжении 1)ак-
Слой L имеет три энергетических уровня, поэтому спектр
L-излучения состоит из трех подгрупп линий L,, L,, и LM|,
возникающих последовательно одна за другой при повышении
напряжения. Следовательно, три подгруппы линий спектра
L-излучения возникают последовательно при трех различных
возбуждающих напряжениях t/ou, t/0UI и l/0LIII.
Слои М и N состоят соответственно из 5 и 7 уровней, и
спектры излучений М и N состоят из такого же числа под¬
групп линий. Для возбуждения каждой из них, очевидно, не¬
обходимо вполне определенное возбуждающее напряжение
^ОМР Ц)МП' • ••' ^OMV И ^ONI’ ^ON И' ■ • • ’ ^0,4 VI Г
5. Так как характеристические лучи возникают вследствие
самопроизвольного падения электронов с высших уровней на
низший, в котором оказалось свободное место (причем безраз¬
лично, каким путем электрон оттуда удален), то очевидно, что
частота излучения не зависит от напряжения, приложенного
к трубке. Интенсивность излучения зависит от напряжения,
потому что если повышается напряжение, а с ним повышается
и энергия летящих электронов, то процесс возбуждения может
происходить в более глубоких слоях вещества анода и после
потери части энергии этими электронами; поэтому относитель¬
ное число процессов возбуждения увеличивается, т. е. увели¬
чивается интенсивность излучения.
Однако при дальнейшем увеличении напряжения роль по¬
глощения ренп еновскнх лучен нрн выходе из Солее глубоких
слоев вещества анода начинает преобладать и рост интенсив¬
ности линий уменьшается (рис. I -46).
6. Рентгеновские лучи возникают вследствие процессов,
происходящих в слоях ближайших к ядру. Эти (внутренние)
слои во всех (более или менее тяжелых) атомах имеют одина¬
ковое строение, поэтому спектры характеристического излуче¬
ния всех элементов также одинаковы по строению, т. е. по
числу и расположению линий.
7. Разность энергий двух каких-либо одноименных слоев,
например К и L, в разных атомах в сильной мере зависит от
заряда их ядра: чем больше заряд ядра (его атомный
67
номер Z\, тем сильнее электрическое поле вокруг ядра. Следо¬
вательно, ступени энергии и жесткость характеристического
излучения увеличиваются с ростом атомного номера атомов
вещества излучающего тела.
Для вычисления частоты излучения атома при переходах
электронов с удаленных орбит на ближайшие к ядру можно
воспользоваться формулой (1-54), полученной на основе эле¬
ментарной теории строения атома Бора:
* - 3,29- —-L j . (1-54)
Величина экранирующей постоянной S определяется экспе¬
риментально, имеет различные значении для различных серий
излучения и может быть определена при помощи следующего
приближенного выражения:1
S=P + \{q-\), (1-55)
где ф —нормальное число электронов на том уровне, на кото¬
рый переходит излучающий электрон;
р — число электронов на более глубоких уровнях.
Так, например, для К-серии 0=2, р=0 и S=0,5; для L-серии
¢=8, р=2 и S=5,5.
Методы вычисления частот рентгеновских спектральных ли¬
ний на основе современных теорий более точны, но они чрез¬
вычайно сложны, а результаты почти не отличаются от резуль¬
татов, получаемых с помощью формулы (1-54).
Применим эту формулу для вычисления длины' волны
линии К* молибдена (2=42). Так как эта линия возникает
при переходе с уровня L на уровень К, то можно положить
5=0,5; = fts=2.
Подставляя эти значения в формулу (1-54), находим
v = 3,29-10м (42—0,5)* —ij = 4,25-10»*
И
X = — = а'10*? =0,707-10 * [ся]=0,707А,
что хорошо совпадает с экспериментально полученной вели-
чиной 0,71 А.
Для вычисления длины волны линии Le вольфрама можно
1 Значения экранирующей постоянной 5, получаемые по формуле (1-55)*
несколько отличаются от значений, полученных Мозли из графиков ряс. 1-46.
о
принять S=5,5; kt =2; Aj=3. Тогда получаем X, = 1,4 А, что
также близко к экспериментально найденному значению 1,47 А.
Таким образом, пользуясь этой формулой, можно вычислять
частоты различных спектральных линий как для водорода, так
и для рентгеновского характеристического излучения.
1*28. Закономерности в линейчатых спектрах
рентгеновского излучения и их систематика
Усовершенствование приборов и повышение точности изме¬
рений позволили обнаружить в рентгеновских спектрах боль¬
шое количество линий, установить закономерности характери-
сшчсского излучения и его систематику.
Систематика спектров характеристического излучения за¬
ключается в точном указании двух уровней энергии в атоме,
характеризующих каждую линию этих лучей. В настоящее
время систематику можно считать законченной. Основные за¬
кономерности характеристического излучения, а также начала
его систематики были рассмотрены в предыдущем параг¬
рафе (рис. 1-48). Здесь мы отметим некоторые дополнитель¬
ные закономерности и уточним систематику спектров К и
L-иэлучений.
Спектр К-излучения. Две линии, отмеченные Мозли
в спектрах К-нзлучений и обозначенные, им буквами аир, при
более точных измерениях, оказалось, состоят каждая из двух
компонентов, которые теперь различаются по их интенсивности
значками 1 и 2.
Таким образом, спектр К-излучения состоит для элементов
с атомным номером 2 >30 из четырех линий различных длин
волн, причем возникновение их отвечает переходам (табл. 1-6).
Сравнивая длины волн и Хк^для различных элементов,
можно видеть, что их разности приблизительно постоянны для
всех элементов. Пары линий, разность длин волн которых сох¬
раняется постоянной для всех элементов, называют правиль¬
ными дублетами (в таблице отмечено фигурной скобкой).
Спектр L-излучения. Этот спектр более сложен, чем
спектр К-излучения. В нем обнаружено, например, для воль¬
фрама более 20 линий. Для тяжелых атомов можно привести
переходы, дающие главные линии серии (табл. 1-7).
Полная систематика излучения К, L и М-серий наиболее
тяжелого атома —урана показана на рис. 1-48, где стрел¬
ками соединены те уровни энергии, переход электронов
между которыми обусловливает возникновение соответствующей
линии.
Принцип отбора. Из рассмотрения схемы уровней, по-
г К»аанных на рис. 1-48, можно было бы ожидать, что между
70
Продолжений
X^единица равна 10'
различными уровнями должны происходить все возможные пе¬
реходы электронов и что число линий в спектрах должно быть
тем больше, чем выше атомный номер излучающего атома,
т. е. чем больше в нем уровней.
Однако опыт показывает, что состав спектров, по крайней
мере К и L-излучений тяжелых атомов, одинаков и число
линий значительно меньше, чем можно было бы ожидать. Для
объяснения этого факта эмпирически был установлен так назы-
Рис. 1-51. Диаграмма возникновения спектральных линий характеристического
излучения (по Зигбану): о —меди; б —серебра.
ваемый «принцип отбора» (аналогичный постулатам Бора),
показывающий, что далеко не все переходы возможны, но лишь
некоторые определенные, «отобранные» согласно этому прин¬
ципу.
Принцип отбора был заменен «принципом соответствия»
Бора, который приводит к более обоснованному отбору. Изуче¬
ние принципа соответствия представляет большие трудности
вследствие математической сложности.
Некоторое представление о правиле отбора «разрешенных»
переходов можно получить из диаграмм (рис. 1-51), построен¬
ных следующим образом.
Параллельно оси ординат, на которой откладывается деся¬
тичный логарифм j , проводится несколько (2—4, в зависи¬
те
мости от атомного номера) вертикальных линий на произволь¬
ном расстоянии друг от друга. Величина может служить
/\
мерой энергии уровней слоев К, L, М, . . . и называется тер¬
мом рентгеновских лучей.
На первой вертикали откладываются- логарифмы термов
первых уровней каждого из слоев (К, Li, Mi, N1 и т. д.); на
второй вертикали—логарифмы термов второго и третьего
уровней каждого из слоев L„, Lm, М„, МП1, N„, NUI и т.д.); на
третьей вертикали — четвертого и пятого уровней и на четвер¬
той — шестого и седьмого уровней.
Переходы по вертикали, а также между подуровнями в
каждом слое «запрещены» (не происходят) и могут происхо¬
ди гь только по наклонным линиям снизу вверх.
Так, линин спектра К-излучения возникают при переходах
электронов в точку К из уровней Ц,и L,„, М,, й Мш, Ыц
н Nm. При этом первые два перехода образуют L-дублет К-слоя.
Следующие две пары (М„ 1П и N,, образуют настолько
тесные дублеты, что они воспринимаются обычно как одиночные
линии 0| и 0j. Спектр L-излучения состоит из трех групп линий,
которые возникают при переходах, указанных наклонными ли¬
ниями, направленными в точки L,, L„ и L,,,.
Такие диаграммы уровней для серебра и меди, заимствован¬
ные из книги Зигбаиа, показаны на рис. 1-51.
1-29. Недиаграммные линии
Наряду с линиями характеристических спектров, хорошо
укладывающихся в приведенную систематику на основе диа¬
грамм — так называемыми диаграммными линиями, наблюдается
ряд линий, в особенности в спектрах К-излучения, которые не
укладываются в схему переходов, изображенных на диаграмме
рис. 1-48. Такие линии называются «недиаграммными» линиями
й происхождение их до сего времени не имеет полного теорети¬
ческого объяснения. Эти линии являются спутниками (сателли¬
тами) основных линий, они очень слабы и расположены в сто¬
рону более коротких длин волн.
Предполагается, что для возникновения недиаграммной ли¬
нии необходима одновременная ионизация атома в разноимен¬
ных уровнях, а по другой гипотезе квант, дающий недиаграм¬
мную линию, возникает в результате одновременного перехода
двух электронов — одного на уровень К, а другого — на один из
внешних уровней. Хотя теория возникновения спутников еще не
закончена, все же основной взгляд, что недиаграммные линии
возникают при многократной ионизации атома, по-видимому,
правилен (см. $ 5-2).
ГЛАВА ВТОРАЯ
РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
2-1. Классификация рентгеновских трубок
Из изложенного в предыдущей главе следует, что для воз¬
буждения рентгеновских лучей необходимо выполнение двух
условий:
1) создание свободных электронов;
2) сообщение им большой скорости и последующее резкое
их торможение.
Получение свободных электронов, их ускорение и торможе¬
ние осуществляются в специальных электровакуумных прибо¬
рах— рентгеновских трубках^"'
Для ускорения электронов в трубке к ее полюсам необхо¬
димо приложить высокое напряжение, источником которого
служит рентгеновский аппарат.
Первые рентгеновские трубки появились около 70 лет тому
назад и получили практическое применение раньше всех других
видов электровакуумных приборов. За истекший период вре¬
мени было сконструировано множество различных типов рент¬
геновских трубок, имевших различные применения и отличав¬
шихся друг от друга как по конструкции и размерам, так и по
мощности и рабочему напряжению.
Ввиду очень большого разнообразия типов и конструкций
трубок их классификацию целесообразно проводить по несколь¬
ким признакам, главнейшими из которых являются следующие.
Способ получения свободных мемроиов
В различных типах рентгеновских трубок получение свобод¬
ных электронов осуществляется различными способами, осно¬
ванными на различных физических процессах. По этому при¬
знаку рентгеновские трубки разделяются на два класса.
.1. Ионные трубки, в которых свободные электроны по¬
лучаются в результате бомбардировки «холодного» алюминие¬
вого катода положительными ионами, возникающими в процессе
74
ионизации разреженного газа между электродами трубки (при
давлении порядка КН мм рт. ст.).
2. Электронные трубки, в которых получение свобод¬
ных электронов достигается применением накаленного катода,
испускающего электроны в высоком вакууме (порядка
10-* и 10~7 мм рт. ст.).
Подгруппой этого класса являются трубки с холод¬
ным вольфрамовым катодом (в виде иглы или пластинки
с острыми ребрами), в которых для получения свободных элек¬
тронов используется явление электростатической (авто-
электронной) эмиссии, т. е. явление вырывания электронов
в высоком вакууме .из холодного катода под действием очень
сильного электрического поля на остриях.
Оба класса трубок могут быть, в свою очередь, двух видов:
1) разборные трубки, допускающие смену катода и
анода, в которых необходимый вакуум создается и поддержи¬
вается во время работы непрерывно действующими насосами;
2) запаянные трубки с неизменяющимся или мало
изменяющимся вакуумом.
Современные ионные трубки делаются почти исключительно
разборными и применяются наряду с разборными электронными
трубками при рентгеноструктурном и рентгеноспектральном
(химическом) анализах, где необходимо наносить исследуемое
вещество на анод (при спектральном анализе) или производить
смену анодов для получения характеристического излучения
необходимой длины волны (при структурном анализе').
Запаянные ионные трубки в настоящее время почти пол¬
ностью вытеснены более совершенными электронными трубками.
Они исторически предшествовали электронным и применялись
почти исключительно в медицине для целей рентгенодиагно¬
стики и рентгенотерапии. Несмотря на это, мы в дальнейшем
кратко рассмотрим устройство, принцип действия и конструк¬
ции некоторых типов.ионных трубок, так как каждый инже¬
нер, изучающий современные приборы, должен
быть знаком и с теми приборами, которые
применялись в прошлом.
Основная область применения
Электронные рентгеновские трубки в настоящее время ши¬
роко применяются в медицин? и технике. В медицине они
используются для рентгенодиагностики, которая производится
путем рассматривания теневых картин исследуемого объекта
на флюоресцирующем экране или на фотопленке, и для рентге¬
нотерапии, заключающейся в облучении больного рентгенов¬
скими лучами.
В технике рентгеновские трубки применяются для структур¬
ного анализа и просвечивания материалов. При структурном
fiv i»v4.yv »',Я iuhaoj \riyyj\iyyA исщс^гв» liyieM ШЛНуЧС-
ння и анализа диффракционных картин (рентгенограмм), воз¬
никающих при прохождении рентгеновских лучей через иссле¬
дуемое вещество. Просвечивание материалов производится для
обнаружения в них внутренних неоднородностей и различных
дефектов (раковины, трещины и т. п.) и заключается в рас¬
сматривании теневых картин просвечиваемого объекта на экране
или рентгеновском снимке.
По назначению рентгеновские трубки разделяются на сле¬
дующие основные типы:
1) диагностические;
2) терапевтические;
3) трубки для структурного анализа;
4) трубки для просвечивания материалов.
Степень защиты от неиспользуемого рентгеновского излучения
и от высокого напряжения
Все перечисленные типы трубок выполняются в следующих
трех вариантах:
1) трубки без защиты — имеют ограниченное применение
(устаревший тип);
2) трубки защитные, т. е. трубки с защитой от неисполь¬
зуемого излучения — имеют более широкое применение в аппа¬
ратах открытого типа;
3) трубки безопасные, т. е. трубки без защиты или с не¬
полной защитой, но предназначенные для работы в защитном
металлическом заземленном (безопасном) кожухе с воздушной
или масляной изоляцией (или в общем баке с высоковольтной
частью аппарата), который обеспечивает защиту одновременно
от неиспользуемого излучения и от поражения высоким напря¬
жением,—современный основной тип трубок.
Особенности конструкций
Большинство рентгеновских трубок, имеющих массовое при¬
менение, в процессе своего развития достигло известного кон¬
структивного однообразия. Почти все они состоят из двух элек¬
тродов—анода и катода, впаянных в стеклянный баллон и
расположенных по оси трубки друг против друга. Рентгеновское
излучение в большинстве случаев выходит из середины трубки
перпендикулярно ее оси (см. рис. 2-13).
Имеется, однако, ряд специализированных трубок, конструк¬
ции которых сильно отличаются от «нормальной» конструкции
трубок широкого применения. К ним относятся:
1) трубки с выносным полым анодом, применяю¬
щиеся для полостной терапии и просвечивания полых из¬
делий; "ч
76
Рентгеновские трубки
77
Рис. 2-L Схема классификации рентгеновских трубок
2) трубки с вращающийся анодом, позволяющие
получать большие кратковременные мощности при малом фо¬
кусе, применяющиеся в некоторых видах рентгенодиагностики;
3) трубки мягколучевые большой мощности излучения,
которые могут применяться при исследовании и использовании
бактериоцидных и фотохимических действий рентгеновского -из-
.лучения;
4) трубки импульсные, использующиеся для микросе-
кундной рентгенографии быстро протекающих процессов;
5) трубки миниатюрные — для легких переносных аппа¬
ратов специального назначения;
6) трубки высоковольтные —для глубокой терапии и
просвечивания ответственных толстых промышленных изделий;
7) острофокусная трубка — рентгеновский теневой
микроскоп.
Из изложенного выше видно, что с точки зрения конструк¬
тивных особенностей можно различать:
1) трубки нормальной двухэлектродной конструкции и
2) трубки спецализированкых конструкций.
Классификация, составленная на основе всех перечисленных
признаков, схематически представлена на рис. 2-1.
Описание основных свойств и конструкций различных типов
трубок в дальнейшем проводится в соответствии с принятой
классификацией.
Сначала (§ 2-2-2-6) кратко рассматриваются устройство,
принцип действия и конструкции некоторых типов ионных
трубок.
Все последующие параграфы этой главы посвящены элек¬
тронным трубкам, причем вначале рассматриваются некоторые
общие вопросы, изучение которых позволяет уяснить особен¬
ности многочисленных типов и конструкции современных элек¬
тронных рентгеновских трубок и применить полученные знания
для конструирования и разработки новых трубок. К этим во¬
просам относятся:
1. Фокусировка электронных пучкоп электрическими и маг¬
нитными полями.
2. Отраженные электроны и их влияние на работу трубок.
3. Нагревание анода и методы его охлаждения.
4. Общие элементы большинства рентгеновских трубок: обо¬
лочка, аноды, катоды.
2-2. Ионные трубки
Ионные'трубки в настоящее время, как указывалось выше,
почти полностью вытеснены более совершенными электронными
трубками. Только при структурном и спектральном анализах
разборные ионные трубки имеют некоторые преимущества -перед
78
электронными. Это обусловлено тем; что в электронных трубках
зеркало анода загрязняется вольфрамом, испаряющимся с на¬
каленной спирали катода, вследствие чего в спектре излучения
трубки появляются лишние линии характеристического излуче¬
ния вольфрама, что вносит усложнения в расчеты и ошибки
в результаты исследований. Поэтому, а также чтобы проследить
ход развития рентгеновских трубок, ниже кратко рассматри¬
ваются принцип действия и устройство некоторых типов ионных
трубок.
Ионная трубка (рис. 2-2) состоит из алюминиевого катода /,
имеющего форму вогнутого зеркала; медного с вольфрамовым
или платиновым зеркалом анода (антикатода) 2, помещенного
Рис. 2-2. Эскиз ионной Рис. 2-3. Осморегенератор,
трубки
под углом 45е к оси катода, и вспомогательного алюминиевого
анода 3, впаянных в соответствующие отростки стеклянного
баллона, в котором создается вакуум порядка 10~3 мм рт. ст.
При работе трубки вспомогательный анод соединяется про¬
водником с анодом, оказывая, как показал опыт, благотворное
влияние на работу трубки. К боковому отростку баллона при¬
паян регенератор 4, служащий для регулирования вакуума
в трубке, т. е. для введения внутрь зажестившейся трубки не-
f>n.n.!imro количества газа.
Дли этой цели могут служить разрядные трубочки с электро¬
ламп, снабженными кусочками пористых материалов (слюда,
уголь и т. л.), которые при разряде нагреваются и выделяют
газы. Более совершенным является так называемый о с м о ре¬
генератор (рис. 2-3), представляющий собой тонкостенную
платннопалладкевую трубочку* (20%Pt и 80%Pd) длиной
ГЮ мм и диаметром 1,5 мм. С одной стороны трубочка закрыта,
а другим открытым концом впаяна в стеклянный отросток
трубки. Действие осморегенератора основано на свойстве пал¬
ладия в нагретом до красного каления состоянии пропускать
водород из нагревающего его пламени.
Часто применялся ртутный вентиль (рис. 2-4), кото¬
рый состоит нз U-образной стеклянной трубочки /, открытый
'-'V 79
конец которой сообщается с атмосферой; закрытый конец ее
имеет уширенне 2. Отверстия в отростке 3 закрыты пористыми
керамическими пробочками 4, через поры которых'может про¬
ходить воздух и не проходит ртуть. Трубочка наполняется
ртутью, причем в расширенном ее конце, оставляется небольшое
количество воздуха. При нагнетании воздуха при'
помощи резиновой груши ртуть в трубочке опу¬
скается, сжимая пузырек воздуха 2, и открывает
пористую пробочку, через которую воздух прони¬
кает в трубку. Как только прекратится нагнета¬
ние воздуха, сжатый пузырек воздуха 2 расши¬
ряется, вытесняет ртуть в начальное положение,
пробочка закрывается и прерывает сообщение
трубки с наружным воздухом.
Рис 2-4. Ртут
ный вентиль.
2-3. Электрическая характеристика
ионной трубки
Характеристика ионной трубки, выражающая
- зависимость напряжения на зажимах трубки от
проходящего через нее тока полученная опытным путем,
имеет вид кривой а (рис. 2-5).
Такой вид характеристики ионной трубки объясняется физи¬
ческими процессами прохождения тока через разреженные газы.
Пока разность потенциалов, приложен¬
ная к электродам трубки, ниже критиче¬
ского значения Vo, ионизация газа не на¬
ступает и, следовательно, нет тока. Как
только напряжение достигает значения
Uq, начинается ионизация газа и через
газ устанавливается ток. При этом иони¬
зация становится настолько сильной, что
ток увеличивается при одновременном
уменьшении напряжения. При снижении
напряжения до значений, меньших V,
Рис. 2-5. Характеристики ионизация прекращается и прекращается
ионной трубки. ток. Наоборот, при увеличении напряже¬
ния ионизация увеличивается и соответ¬
ственно растет ток через трубку.
Следовательно, в ионной трубке с увеличением напряжения
увеличивается ток, т. е. в ионной трубке невозможно независи¬
мое изменение жесткости н интенсивность рентгеновского излу¬
чения. В этом заключается главнейший принципиальный недо¬
статок ионных трубок. Другим существенным недостатком ион¬
ных трубок является неустойчивость вакуума, а следовательно,
непостоянство характера ее излучения.
80
2-4, Форус трувки
r-fr •
V Участок поверхности анода, на котором тормозятся элек¬
троны и из которого выходят рентгеновские лучи, называется
фокусом трубки. Величина фокуса в зависимости от на¬
значения трубки должна быть различной. Для рентгенодиагно¬
стики и просвечивания
материалов необходим по
возможности малый фо¬
кус, для рентгенотерапии
он может быть значи¬
тельно больше. Необходи¬
мость малого фокуса в
диагностических трубках
п трубках для просвечи¬
вания материалов обус¬
ловлена тем, что эти труб¬
ки должны обеспечивать
получение на флюоресци¬
рующем экране или фото¬
пленке теневых картин с
резко очерченными гра¬
ницами. Получение же резкого изображения возможно лишь при
малой площади источника излучения — фокуса. Действительно,
если фокус трубки /1 (рис. 2-6, а) представляет собой точку, то
лучи, исходящие из этой точки, дадут на экране или фотопла¬
стинке резко очерченную увеличенную
тень Ft от объектива В. При конечных
размерах фокуса /¾ (рис. 2-6,6) тене¬
вая картина Ft получится окружен¬
ной полутенями, г. е. нерезкой, рас¬
плывчатой.
Рис.
2-6. Влияние величины
и* резкость тени.
фокуса
Анод
2-5. Конструкция и типы ионных
трубок
Оригинальная вакуумная разряд¬
ная трубка, с которой Рентген сделал
свое открытие и которая является первой рентгеновской трубкой,
имела грушевидную форму (рис. 2-7).
На рис 2-8 показана наиболее совершенная ионная диагно¬
стическая рентгеновская трубка. Ее акод расположен по оси
трубки. Он изготовлен в виде удлиненного полого медного ци¬
линдра, на закрытом конце которого укреплено вольфрамовое
зеркало. Водяной охладитель состоит из металлического шара,
привинчивающегося к медной' трубке, прикрепленной к аноду.
Резервуар для охлаждающей воды, снабжен стеклянной
♦. Н. XaptjMa
81
водомерной трубочкой, показывающей уровень воды в шаре, и
крышкой с воронкой, служащей для предохранения от разбрыз¬
гивания горячей воды при ее кипении. Катод трубки снабжен
ребристым охладителем. Для регулирования вакуума трубка
снабжена ртутным вентилем (см. рис. 2-4). Трубки этой кон¬
струкции допускали секундные нагрузки до 150 ма при 40 кв.
Наиболее совершенная в техническом отношении терапевти¬
ческая ионная трубка показана на рис. 2-9. Анод ее, медный
с вольфрамовым или платиновым зеркалом, расположен на¬
клонно (около 45°) к оси катода и снабжен
металлическим резервуаром для охлаж¬
дающей воды. Катод также снабжен водя¬
ным охладителем. Регенератор — осмоти¬
ческий. Трубки этой конструкции работали
при напряжениях порядка 170—180 кв и
силе тока 2—2,2 ма.
Рис. 2-8. Ион¬
ная диагности¬
ческая рентге¬
новская трубка.
Рис. 2-9. Ионная терапевтическая
рентгеновская трубка.
Обе эти трубки (рис. 2-8. и 2-9) изготовлялись в то время,
когда электронные трубки уже получили широкое распростране¬
ние, и были последними ионными трубками, конкурировавшими
с вытеснившими их электронными трубками.
2-6. Разборная ионная iрубка
Из различных типов разборных ионных трубок наибольшее
распространение в практике физических лабораторий имела раз¬
борная металлическая трубка Гаддинга (рис. 2-10).
Металлическая оболочка этой трубки имеет двойные стенки,
охлаждается проточной водой, проходящей по трубам / и 2.
Вогнутый алюминиевый катод прикрепляется к медной трубке
и вставляется в соответствующее углубление длинного проход¬
ного фарфорового изолятора особой формы.
Радиус кривизны зеркала катода 80 мм, причем оказалось,
что для получения острого фокуса расстояние между зеркалом
анода и катодом должно быть около 100 мм. Трубка снабжается
несколькими сменными анодами с зеркалами из различных ме¬
таллов, которые легко вставляются в корпус трубки при помощи
конического шлифа, предварительно смазываемого так назы¬
ваемой рамзаевской замазкой для предотвращения просачива¬
ния воздуха в трубку.
Анод через трубки 3и 4и катод через трубки 5 и б охлаж¬
даются проточной водой.
Для выхода рентгеновских лучей на уровне зеркала анода
и шейке трубки делаются охна числом от 1 до 6, диаметром от 4
до 6 лш, закрытые тонкими вальцован¬
ными алюминиевыми листочками тол¬
щиной от 0,007 до 0,015 мм.
Г.аь\умное уплотнение соединений
фа|н||<.>11<)|||||() изолятора с оболочкой
трубы: и катодом п алюминиевого
окошка *• корпусом трубки- достигается
с iii.v<'!.,i.h> CHHiiia.iMioii замазки нн-
цпша.
2-7. Первые электронные рентгеновские
трубки с Накаленным катодом
Принципиальные недостатки ионной
трубки, указанные в § 2-3, обусловлены
наличием в ней газа, без которого она
нс может работать, так как необходимые
для возбуждения рентгеновских лучей
электроны в ионной трубке возникают
в процессе ионизации этого газа. Оче¬
видно, что устранить недостатки трубки
можно только при условии создания
в ней высокого вакуума и использования
иного принципа -получения свободных
Рис. 2-10. Разборная ме¬
таллическая ионная
трубка Гаддянга. .
электронов.
Практически решение этой задачи было осуществлено
II 1:м.; КуЛИДЖО!. ш/пильзинпишпм свойство ширстых тел
испускать электроны » высоком вакууме.
Идея использовании накаленного катода для получения сво¬
бодных электронов п рентгеновской трубке возникла еще за¬
долго до работ Кулнлжа. В 1905 г. Векельт и Тренкле сделали
попытку применить накаленный платиновый катод, покрытый
окисью кальция СяО. Однако этот катод был применен в трубке
с невысоким вакуумом и поэтому- оказался недолговечным, так
как он быстро разрушался положительными ионами.
В 1912 г. Лилненфсльд предложил конструкцию трубки,
н которой накаленный катод защищен от разрушающего дей¬
ствии положительных ионов специальным электродом 3,
S3
расположенным между катодом I и анодом 4, охлаждаемым
циркулирующей водой (рис. 2-Й),
Электроны, испускаемые катодом 1, накаливаемым от транс¬
форматора 5, устремляются в отверстие холодного катода ус-
н
Рис. 2-11. Рентгеновская трубка с нака¬
ленным катодом и промежуточным элек¬
тродом Лилиенфельда.
коряясь напряжением в не¬
сколько киловольт, снима¬
емым с высокоомного сопро¬
тивления 6У включенного
последовательно с сопротив¬
лением 7 в цепь индуктора
8. Сталкиваясь с телом ка¬
тода 3, первичные электро¬
ны освобождают из него
вторичные электроны, кото¬
рые имеете с леряичными
попадают в поле, создава¬
емое высоким напряжением
(до 200 /се), подающимся от
сопротивления 7, и, затор¬
маживаясь на аноде, воз¬
буждают рентгеновские
лучи.
Регулировка тока через
трубку достигается измене-
нением напряжения между
J и 3 при неизменном на¬
кале катода 1, так как число
вторичных электронов, освобождающихся из катода 3, зависит
от скорости первичных электронов. Фокус трубки, повторяя вид
отверстия в катоде 3, имеет форму кольца.
Рис. 2-12. Терапевтическая рентгеновская трубка с массивным
вольфрамовым анодом.
Вследствие сложности конструкции и неудобств эксплуата¬
ции трубки этого типа не получили распространения и были
вытеснены более простыми и более совершенными двухэлек¬
тродными электронными трубками Кулиджа.
Электронная трубка Кулиджа состоит из накали¬
ваемого электрическим током катода 1 и массивного (рис. 2-12)
или дискового (рис. 2-13) вольфрамового анода 2, заключенных
84
54лло1ч, в котором создается наивысший техниче-
вакуум. Электроны, необходимые для возбуж-
рентгеновских лучей, получаются в трубках этого типа
if*, накаленной плоской вольфрамовой спирали (пять-шесть
ВИТКОВ вольфрамовой проволоки диаметром 0,2 мм). Для кон-
Центрирования электронов в узкий пучок вольфрамовая спираль
помешается в молибденовый цилиндр, электрически с ней свя-
Риг ?-13 Тгряпгптичсская рентгеновская трубка с дисковым
польфрамовым анодом.
эанный. Анодом трубки служит массивный цилиндр из кованого
вольфрама, срезанный с одной стороны под углом 45°, а другим
концом прикрепленный к стальному колпачку. Вакуум в трубке
создается настолько высокий (10"®—Ю-7 мм рт. ¢7.), что остатки
газа не принимают никакого уча¬
стия в прохождении тока через
трубку.
2-8. Электрическая характеристика
электронной трубки
Электрической характеристикой.
электронной рентгеновской трубки
называется кривая, которая пред¬
ставляет зависимость тока, прохо¬
дящего через трубку, от приложен¬
ного напряжения. На рис. 2-14
дана типичная характеристика ди¬
агностической электронной трубки. Вначале ток быстро возра¬
стает с повышением напряжения, затем рост тока замедляется
и, наконец, достигает максимума и сохраняет свою величину,
Рис. 2-14. Характеристики ди¬
агностической электронной
трубки.
несмотря на увеличение напряжения. Получаемый при этом
максимальный ток i* называется током насыщения.
С повышением тока накала, а следовательно, и температуры
нити ток насыщения очень сильно возрастает (рис. 2-14).
Практически в обычных диагностических трубках ток насы¬
щения наступает при анодном напряжении порядка 10—20 кв.
Поэтому в эксплуатационных условиях электронная трубка
работает на токе насыщения, и рабочая точка 5 находится
на горизонтальной части ее характеристики (рис. 2-14).
8б
Из приведенных характеристик непосредственно вытекает ука¬
занная -в § 2-7 возможность независимой регулировки тока и
напряжения трубки. Действительно, при заданном накале катода
(кривая 2) с увеличением напряжения на трубке рабочая точка
смешается по горизонтальной части характеристики вправо;
анодный ток остается неизменным. Увеличение тока накала
катода повышает анодный ток при неизменном анодном напря¬
жении (кривая /). Таким образом, электронная трубка дает
возможность воспроизводить режим ее работы, т. е. интенсив¬
ность и жесткость излучения, путем воспроизведения накала
катода и анодного напряжения.
2-9. Фокусировка пучка электронов
Для концентрирования пучка электронов на аноде в элек¬
тронных трубках применяется специальное приспособление.
В первой электронной трубке, как указывалось в § 2-7, пло¬
ская вольфрамовая спираль была помешена в металлический
цилиндр, который соединялся с одним
концом спирали.
Действие этого цилиндра заклю¬
чается в создании благоприятного рас-
Ы*0
Рис 2-15. Схема
электрического по¬
ля между цилинд¬
ром катода и ано¬
дом.
<5 2 2JS
Рис 2-16. Зависимость диаметра фо¬
куса от глубины положения спирали
в цилиндре.
пределенйя электрического поля между катодом и анодом,
сжимающего пучок электронов к оси. Так как вблизи катода
скорость электронов, испускаемых накаленной спиралью, отно¬
сительно мала, то они в этом месте следуют направлению сило¬
вых линий электрического поля. В некотором отдалении от .ка¬
тода они приобретают большую скорость, и на дальнейшее их
движение направление сил поля оказывает значительно мень¬
шее влияние.
Форма собирающего цилиндра и положение в нем спирали,
а также расстояние между катодом и анодом оказывают боль-
86
шое влияние на фокусировку пучка электронов, т. е. на величину
фокуса трубки.
Наибольшее влияние на величину фокуса оказывает положе¬
ние спирали внутри металлического цилиндра. На рис. 2-15
дана приблизительная картина электрического поля между ци¬
линдром катода и анодом. Из рисунка видно, что если поместить
пнутрь собирающего цилиндра накаленную плоскую спираль,
то выходящие из нее электроны, обладающие при выходе
малыми скоростями, будут, следуя силовым линиям, собираться
п более или менее узкий пучок. Для получения определенной
величины фокуса накаливаемая спираль должна находиться
внутри собирающего цилиндра во вполне определенном месте.
Мели она будет находиться слишком глубоко в цилиндре, напри¬
мер в положении 2—2, то пучок сконцентрируется в точку и
фокус трубки получится очень острым. Если же спираль будет
расположена близко к верхней кромке цилиндра (положе¬
ние 7—7), то электроны образуют широкий пучок и фокус
трубки получается тупой.
Таким образом, из рис. 2-15 следует, что чем глубже распо¬
ложена спираль в цилиндре, тем больше концентрируется элек¬
тронный пучок й тем более острым становится фокус.
На рис. 2-16 показана зависимость диаметра фокуса от глу¬
бины помещения спирали в цилиндре, полученная эксперимен¬
тально.
2-10. Теория и расчет фокусировки электронов
Важнейшей проблемой, возникающей при конструировании
рентгеновских трубок, является правильный выбор конфигура¬
ции фокусирующего устройства катода и положения спирали
и нем» обеспечивающих получение фокуса заданных размеров,
формы и строения.
При решении этой задачи используют законы геометриче¬
ской электронной оптики, которая основывается на том факте,
■ми траектория электрона в электрических н магнитных полях
плюбня траектории луча спгтл в преломляющей среде. При
мим ЗК1Ш1КНciuumльиыс поверхности электрического поля соот¬
ветствуют преломляющим поверхностям линз в световой оптике.
Необходимо, одиако, отметить, что при современных знаниях
законов электронной оптики чрезвычайно трудно аналитически
найти конфигурацию электродов, необходимую для получения
заданной фокусировки электронов. Приходится рассчитывать
фокусировку электронов для заданной (или выбранной) кон¬
струкции электродов трубки, и затем по полученному резуль¬
тату изменять конфигурацию электродов и снова проверять ее
пригодность.
Ниже приводятся необходимые сведения из электрон¬
ной оптики для случая аксиально-симметричных полей и
87
параксиального пучка электронов, г. е. узкого пучка электро-
нов, проходящих; очень близко к оси симметрий дЬля и почти,
параллельно ей/ : :
Траектория полета электронов в любом аксиально-симмет¬
ричном электрическом поле определяется продольной и попереч¬
ной составляющими поля. Для вывода уравнения траектории
рассмотрим движение одного электрона. При этом предполо¬
жим^ что он движется вблизи оси и почти параллельно ей.
Таюкак электрон находится вблизи оси, то можно положить,
что потенциал <р в месте нахождения электрона равен потен¬
циалу близлежащей точки оси, который обозначим через Ф,
т. е. полагаем
? (г, г) = <р (г, о) = Ф (г), (2-1)
где г— расстояние электрона от оси;
г—координата положения электрона, отсчитанная от про¬
извольной точки оси.
Напишем уравнения движения электрона в продольном и по¬
перечном направлениях в аксиально-симметричном электриче¬
ском поле.
Если электрон выходит из катода с нулевой скоростью и,
ускоряясь в электрическом поле, летит почти параллельно оси.
то для любой точки его траектории, потенциал поля в которой
равен Ф(г), имеет место следующее соотношение:
ту*
ти2
2
еФ(г).
(2-2)
В поперечном направлении радиальная составляющая по¬
ля Ег сообщает электрону радиальное ускорение
<Рг £
dt* “ т -
(2-3)
Чтобы получить уравнение траектории полета электрона,
исключим из (2-3) время путем следующих преобразований:
dr _ dr^ dz_ .
dt ~~ dz dt ‘
так как
то
dz
dt
v,
dt dz
(a)
d%r (dr
далее
(2-4)
>кбгаелйй a (б)
*L
dt*
значение --- из (а), получаем
jL(0*\%JLfv±\*.
dt \ dzf dir \ dzj dt
Снова подставляя v вместо — , получаем:
at
dt%
(2-5)
В уравнение (2-5) траектории электрона в аксиально-сим¬
метричном электрическом поле входят две переменные вели¬
чины: скорость электрона v и радиаль¬
ная составляющая поля £г. Целесо¬
образно выразить эти величины через
потенциал Ф(г) и его производные.
Выражение для v мы получаем из
Уравнения (2-2), а для выражения £г
через Ф(а) поступим следующим об¬
разом.
Вообразим МаЛеНЬКИЙ ЦИЛИНДРИК Рис- 2'17- Линии электряче-
длиной I и радиусом г (рис. 2-17), ского па1ц1|/ИНд1ре*нтар*ом
ось которого совпадает с осью сим¬
метрии поля. Тогда число силовых ли¬
ний, выходящих из этого цилиндра, должно быть равно заряду
внутри цилиндра, умноженному на 4лс2 (в электромагнитной
системе). Если радиальная составляющая поля на поверхности
цилиндра равна £г, то это значит, что через единицу боковой
поверхности цилиндра проходит £г силовых линий. Следова-
и'лыю, через боковую поверхность цилиндра проходит силовых
линий
2~г1Е,.
Чч-|н*» .(сиси* сечение цилиндра иходнт силовых линий
-г-Ег.
Через правое сечение выходит силовых линий
Следовательно, всего выходит через поверхность цилиндра
СИЛОВЫХ линий
2itrlEr--г*Ег 4- -г*(Ег + ~^1) = 2w/£, + r.r*l^ .
\ дг } аг
Это число силовых линий должно равняться
где р — объемная плотность заряда в цилиндре
2ъг1Е, + —■ ъгЧ — 4м*яг*/р;
02
сокращая на 2nrL, имеем
или
E' + T-t~T**>
£'=тИ-т)'
(2-6)
Из этого выражения видно, что радиальная составляющая
поля Е, для малых г при данном г пропорциональна г.
Подставляя в уравнение (2-5) выражение для v из (2-2)
и для £г из (2-6) и учитывая, что
получим
"-ffH+S-b (2-7)
Вынося из-под знака дифференциала постоянную величину
—, получим уравнение траектория электрона в охонча-
Ш
тельном виде:
2е
т
]Гф ± |У5 *) = —(te., ^ ¢1) г
1 it! 2т V itЧ
ИЛИ
И+т-S)'- <«
Пренебрегая действием объемного заряда, что в рентгенов¬
ских трубках допустимо (высокое напряжение и малая плот¬
ность тока), имеем
<РФ
dz* 9
(2-9)
Выполняя дифференцирование —.получим это уравнение
I» Другом виде: г
V 1 2j/ф *2 Лг Y dz* ) 4 di*
Вводя обозначение производных от Ф по г штрихами» мож¬
но переписать это уравнение так:
Т*Т-°* (2'10)
<Рг , Ф/ dr
dz* + “£ф“ ' dz^'
Уравнения (2-9) и (2-10) являются основными уравнениями
*»Л1‘ктронной оптики аксиально-симметричных электростатиче¬
ских полей.
Ия эти \ у j> .ши ели и непосредственно вытекают такие след-
1 !ИИ
1. 1а. ни ь уравнение (:MOj не входят заряд е и масса т,
*• чь* и данном uo.u* траектории движении всяких
ь ряженных часщц (нонет н электронов) одинаковы.
2. Урлшипт- (2-10) однородно относительно Ф. Из этого,
следует, что увеличение н определенное число раз потенциала
но всех точках пространства не оказывает влияния на форму
траектории. Стало быть, можно увеличить потенциалы всех
электродов, создающих данное поле, в одинаковое произвольное
число раз, не изменяя траектории электрона» так как при этом
форма эквипотенциальных поверхностей не изменяется» но зна¬
чения потенциалов поверхностей и напряженность поля воз¬
растают в то же число раз.
3. Уравнение (2-10) также однородно относительно гиг.
Поэтому при увеличении всех размеров электродов и расстоя¬
ний между ними в одинаковое число раз размеры эквипотен¬
циальных поверхностей и расстояния между ними увеличатся,
а напряженность поля уменьшится в то же число раз. Следова¬
тельно, траектория электрона увеличится в то же число раз,
сохраняя подобную форму.
Таким образом, можно изменять размеры электродов и
потенциалы их п произвольное число раз, при этом траектории
электронов сохраняют подобную форму. Этим обстоятельством
с успехом пользуются при экспериментальном исследовании
электростатических полей и построении траекторий электронов
в этих полях.
2-11. Экспериментальное изучение электростатического поля
методом электролитической ванны
Принцип электролитической ванны. Экспери¬
ментальное изучение электростатического поля заключается
в построении эквипотенциальных поверхностей этого поля.
Наиболее простым и достаточно точным является''метод з*тектро-
литической ванны, который заключается в экспериментальном
определении потенциала в поле увеличенной модели электродов
с помощью зонда.
Этот метод основан на принципе неизменяемости распреде¬
ления потенциала в пространстве между электродами при заме¬
не вакуума однородной проводящей жидкостью, т. е. на законе
подобия силовых линий в электростатическом поле и линий тока
в электролите между теми же_ электродами.
Однако это имеет место лишь тогда, когда ванна велика и
влияние стенок ничтожно. Ограничивающие стенки ванны, сде-
sCmwa
ваннЫ
Рис. 2-18. Схема
влиянии стенки
электр о л и т н ч е -
ской ванны.
данные из идеального диэлектрика, действуют на распределе¬
ние потенциала в ванне так, как зеркально отображенные элек¬
троды с теми же потенциалами. Действительно, два одинаковых
одноименных заряда q и ц9 создают в любой точке плоскости
расположении «зеркала» (стенки ванны) силы Е и £4т равно¬
действующая которых Е' лежит в этой плоскости, и, следова¬
тельно, нормальная составляющая поля в этой точке равна нулю
(рис. 2-18); нормальная составляющая тока у поверхности ди¬
электрика также равна нулю.
Этот искажающий эффект ограничивающих поверхностей
•используется при исследованиях систем, имеющих аксиальную
или плоскую симметрию. Электроды (модели) можно разрезать
по плоскостям симметрии и устанавливать их в ванне таким
образом, чтобы поверхность уровня воды или поверхность сте¬
нок совпадала с плоскостью разреза; тогда отражение в пло¬
скости диэлектрика дополнит недостающие части электродов.
Это дает возможность измерять распределение потенциала
внутри электродов, помещая зонд у самой поверхности жидкости
(воды) и уменьшая тем искажающее действие зонда.
92
иe оe u йfl, Для проведения измерений изп;-
P^tfti0^ yte^«4eHHbTe модели электродов, разрезанные по плоско*
«Щк ^МЙОГрНи и помещают их в наполненную водой электроли-
|Тоскую ванну, стенки и дно которой сделаны из изоляционного
?lMit*plta/!a. К электродам прикладывают переменное халряже-
\шйъ звуковой частоты, получаемое от звукового генератора
(ДОС, 2-19). Переменное напряжение применяется во избежание
; Вменил поляризации, искажающей распределение потенциала
: а воле электролита, а звуковая частота дает возможность поль-
: зеваться телефоном для определения отсутствия тока на зонд.1
Параллельно ванне н цепь звукового генератора включаются
магазины сопротивления и /&» к средней точке Л присоеди¬
няется зоил, потенциал которого
Здесь напряжение, создаваемое звуковым генератором,
величина которого нс имеет значения, гак как потенциал зонда
обычно выражается не в абсолютной мере, а в процентах от
приложенного к электродам модели напряжения.
Если поместить в произвольную точку поля зонд при этом
потенциале (рис. 2-19), то на зонд будет ответвляться ток. При
перемещении зонда в поле ток будет увеличиваться или умень¬
шаться в зависимости от разности потенциалов зонда и данной
точки; когда потенциал в данной точке поля равен потенциалу
зонда, ток на зонд отсутствует, что отмечается минимумом звука
1 Часто пользуются визуальным нуль-индикатором с электронно-лучевой
трубкой.
Рис. 2-20. Устройство для записи эквипотенциаль¬
ных кривых (пантограф).
(2-11)
93
в телефоне» включенном в цепь зонда» или минимумом размера
пятна на экране электронно-лучевой трубки.
Таким образом, можно найти ряд точек, имеющих потенциал
зонда, т. е. положение эквипотенциальной поверхности. Задавая
различные потенциалы зонду путем изменения соотношения со¬
противлений R\ и /?2i можно определить положение различных
эквипотенциальных поверхностей и таким образом изучить все
поле» представив его в виде сетки эквипотенциальных поверхно¬
стей (см. рис. 2-27). Каждая из этих поверхностей обозначается
соответствующим ей потенциалом в процентах от напряжения
между электродами.
Для уменьшения влияния индуктивных и емкостных связей
в проводах и компенсации емкости электродов включают
«реостат заземления» н конденсаторы и С2) при помощи ко¬
торых можно добиться более острого минимума звука в теле¬
фоне.
Для удобства нанесения на бумагу точек поля заданного на
зонд потенциала применяют пантограф, вычерчивающий линии
равного потенциала (рис. 2-20).
2-12. Графоаналитические методы построения траекторий
электронов
В большинстве практических расчетов фокусировки анали¬
тические методы не применимы и приходится пользоваться
приближенными графоаналитическими методами построения
траекторий полета электронов в экспериментально измеренном
поле.
В зависимости от формы поля применяются различные ме¬
тоды построения траекторий электронов. Некоторые из них рас¬
сматриваются ниже. Они удобны тем, что при известном ьавыке
цель достигается сравнительно быстро и достаточно точно.
Метод «плоского конденсатора»
Этот метод применим, для полей, близких .к равномерному
полю плоского конденсатора, и заключается в том, что последо¬
вательные участки поля заменяются плоскими конденсаторами,
обкладками которых служат эквипотенциальные поверхности,
ограничивающие данный участок поля. При этом действительная
криволинейная траектория электрона заменяется близкой ей
ломаной линией.
Пусть электрон е влетает со скоростью о* под углом а*
в точке А в пространство между двумя эквипотенциальными
поверхностями <р* и <рш (рис. 2-21).
Проведем из середины отрезка АВ среднюю эквипотен-
циаль <? и нормаль к ней NN.
Разложим скорость электрона V\ на две составляющие: нор¬
мальную и касательную к поверхности <р. Нормальная состав-
94
ляющая vn возрастает в ускоряющем поле (<p<+i><pO и умень¬
шается в тормозящем поле (ф,+1<Ф»)* а составляющая и*, каса¬
тельная к эквипотенциальной поверхности, остается неизменной.
Поэтому можно написать равенство
где Vi и —скорости электронов при входе в i'-ю и-(Н-1)-ю
эквипотенциальные поверхности;
<ч и di+i —углы между направлениями скоростей и нор¬
малью NN к средней эквипотекциали ?.
из потенциалов.
Пользуясь этой формулой, можно применить следующий
метод построения траекторий электронов.
1. В направлении скорости о< проводим прямую до пересе¬
чения с соседней поверхностью
2. Из город ним отрезка, заключенного между поверхностями
Фг н проводим среднюю эквипотенциаль <р и нормаль
к псп А Л’.
3. На продолжении прямой АВ находим точку С, отстоящую
от нормали NN на расстоянии, равном величине выра¬
женной в произвольном мадотабе. Через точку С проводим
дугу окружности с центром в точке О. Отрезок CD = )/^+,,
очевидно, пропорционален sin О].
4. На дуге отмечаем точку е, отстоящую от нормали NN на
расстоянии, равном ]/" ?, (пропорциональном sin <!*+*), выра¬
женном в том же масштабе. Направление скорости электрона
Uj+гпри выходе из эквипотенциала <р<+1 определится отрезком Ое.
^ = ti4 sin = в,+1 sin a£+|f
(2.12)
Выражая скорости через потенци¬
алы фi И (fi+b
95
; >1алее ‘процесс ncctpownr повторяете* для следующего
интервала между линиями ф**£ и
Несколько более точные результаты получим, если вместо потенциалов
*, + ? Ъ+i-bf
Ф< и ф«+1 введем средние значения потенциалов — и ^
Если эквипотенциальные поверхности построены с одинаковыми и не¬
большими интервалами потенциалов, то можно не строить средней вквило-
тошналн, а рассматривать три смежные эквипотенциальные поверхнбгги
Фь Фз> и Фэ и построения вести относительно средней эквипотенциальной
поверхности фу, пользуясь формулой:
sin«/ V ?а “Ь Уэ ¢2-16¾ *
sin«j+, Vfl +V
Метод «радиусов кривизны»
Построение траекторий электронов в неравномерных полях
производится методом «радиусов кривизны», причем действи¬
тельная траектория электрона заменяется кривой, составленной
из отрезков дуг окружностей, плавно переходящих одна
в другую.
Рассматривая элемент траектории между двумя соседними
эквипотенциальными поверхностями как часть окружности,
можно написать равенство между центробежной и центростре¬
мительной силами
Выражая скорость электрона через разность потенциалов
(то*=2сф), получаем
I
О
2г
2о
ИЛИ о — — ,
(2-18)
где р_—радиус кривизны траектории;
Ф — средний потенциал для рассматриваемого малого
отрезка траектории;
I
1 I dtt
— численное значение составляющей напряженности
поля в направлении нормали к траектории элек-
трона.
При- определении радиуса кривизны траектории электрона
необходимо уметь находить значение £«.
Пусть электрон влетает в пространства между двумя сосед¬
ними эквипотенциальными поверхностями <р; и <pnt под некото¬
рым углом со скоростью Р| (рис. 2*22). Проведем прямую ab%
совпадающую по направлению г V;, до пересечения с эквипотен-
/дяааыс ф*н. Строим перделдикуляр к этой прямой в середине
отрезка ab и продолжаем его в обе стороны до пересечения с по¬
верхностями ф< и <р<+1. 'При этом получаем два отрезка сО=х,
и Od—Хг. По величинам этих отрезков может быть вычислено
среднее значение Е„ с помощью формулы
£ —■**(**> М
(2-19)
где
— — половина разности потенциалов сосед¬
них эквипотенциальных поверхностей фи^ и ф;.
Если нормаль к траектории (к линии чЬ) ие пересекает обе
соседние эквипотенциальные поверхности, то величину £«? на¬
ходят проектированием Es =
на нормаль к траектории, где
AS — минимальное расстояние
точки О от поверхности ф<.
При построении траектории
электрона методом радиусов кри¬
визны сначала определяют по
формуле (2-19) £п. Затем по
формуле (2-18) вычисляется ра¬
диус кривизны траектории в дан¬
ной точке. На перпендикуляре к
направлению скорости vt откла¬
дывается отрезок аА% равный р,
и из его конца, как центра, про¬
водится дуга окружности до пе¬
ресечения с поверхностью (рн-i.
Перпендикуляр к радиусу а'А дает направление скорости элект¬
рона Vj+t при выходе из поверхности ф/+(. Дальше построение
Рис. 2-22. Построение траектории
электрона методом «радиусов кри¬
визны».
повторяется.
Радиус кривизны траектории электрона можно определить
графически, не производя вычисления нормальной составляющей
ноля £п. Для этого преобразуем формулу (2-18) следующим
образом: сначала определим приблизительное направление век¬
тора поля £, опуская перпендикуляр из точки А пересечения
пути электрона с qpi на эквипотенциальную линию ®2 (рис. 2-23).
Под прямым углом к линии АВ проведем линию ВС до пересе¬
чения с нормалью к вектору скорости V\ в точке С. Очевидно,
что компонента поля £п, перпендикулярная к пути электрона,
должна лежать на нормали к вектору скорости и центр кри¬
визны дуги траектории должен также находиться на этой'же
линии.
Если обозначить угол между векторами Vi и Е через а, то
из рис- 2-23 следует, что
Еп == Esina; (а)
<б)
АВ — АС sine. (в)
Подставляя (в) в (б) и затем полученное выражение в (а),
имеем
(2-20)
Рис. 2-23: Графический способ построения траек¬
тории электронов методом «радиусов кривизны».
откуда _ _
оя= 22. = _22_ЛС^-2^£2МС. (2-21)
Таким образом можно быстро и достаточно точно построить
всю траекторию, которая будет составлена из отрезков дуг
окружностей, плавно переходящих одна в другую.
В том случае, когда построение начинается с поверхности
катода, можно положить, что электрон выходит по нормали
к поверхности катода и начальный радиус кривизны его пути
в три раза больше, чем радиус кривизны линий сил поля
в точке выхода электрона.
2*13. Метод резиновой модели
Рассмотренные выше графоаналитические методы построе¬
ния траекторий электронов требуют большой затраты времени
на получение картины, электрического поля и большой вычисли¬
тельной и графической работы при построении траекторий.
В случае двухмерного поля проще и удобнее воспользоваться
методом резиновой модели, позволяющим непосредственно на¬
блюдать и фотографировать траектории электронов на механи¬
ческой модели, воспроизводящей потенциальный рельеф электри¬
ческого поля в междуэлектродном пространстве исследуемой
фокусирующей системы.
Для изготовления такой модели применяется обыкновенная
хирургическая рЪзнна толщиной 0,5—1 мм, которая равномерно
натягивается на металлическую раму размерами приблизительно
1X1 м. Увеличенные модели электродов делаются обычно из
медной или алюминиевой ленты, которая изгибается по форме
сечений электродов. Все электроды жестко укрепляются на ос¬
новной горизонтальной плите на высоте, пропорциональной от¬
рицательному потенциалу, приложенному к действительному
электроду. Расстояние между электродами увеличивается в та¬
кое же число раз, как и размеры модели электродов. На по¬
строенную модель системы электродов накладывается резиновая
мембрана, которая прижимается к модели таким образом, чтобы
она соприкасалась со всей поверхностью каждого электрода.
Поверхность мембраны при этом оказывается не плоской, но
с определенным'рельефом, соответствующим распределению по¬
тенциала в пространстве между действительными электродами.
Если теперь пустить стальной шарик диаметром 4—5 мм
с поверхности катода с нулевой скоростью, то горизонтальная
проекция пути шарика представит собой график траектории
электрона в исследуемой системе электродов.
В случае необходимости траектории шариков можно фото¬
графировать. При этом лучше применить черную резину и осве¬
щать ее сверху прерывистым светом, а время экспозиции вы¬
брать равным времени движения шарика. При этом траектория
шарика зафиксируется на фотопленке в виде пунктирной линии,
причем расстояния между точками, очевидно, будут пропорцио¬
нальны скорости движения шарика в различных участках
«линзы».
Главное преимущество этого метода перед ранее рассмотрен¬
ными заключается и том, что с его помощью можно непосред¬
ственно и довольно легко определить основные свойства любой
электронно-оптической системы (обладающей плоской симмет¬
рией). Легко можно менять потенциалы и форму различных
электродов и наблюдать влияние этих изменений на траектории
электронов и таким образом быстро подобрать оптимальную
конфигурацию электродов, обеспечивающую необходимую фоку¬
сировку.
Точность этого метода несколько ниже точности вышеописан¬
ных графоаналитических методов построения траекторий элект¬
ронов, но только при условии тщательного выполнения по¬
следних.
99
гечими-мя модель, изготовленная а втором*" по к 1 ;^на ил
рис. 2-24. .. ./.¾^ ••
В качестве иллюстраций эффективности этого метода дли
исследовании электронно-оптических систем рассмотрим опи-
Рис. 2-24. Фотография установки с резиновой
мембраной.
санный в литературе случай использования резиновой модели
в связи с проектированием электростатического электронного
умножителя. Путем исследования электронных траекторий
в электрических полях различной
формы с помощью этого метода
была найдена форма фокусирую¬
щих электродов многокаскадного
электронного умножителя, необхо¬
димая для того, чтобы перевести
все электроны с каждой поверх¬
ности на следующую под влиянием
только электростатических полей.
На рис. 2-25 показаны сечения
оптимальной формы электродов
(жирные линии) и траектории
электронов (сплошные линии со
стрелками).
Испытания электронного умно¬
жителя, изготовленного с электро¬
дами, имеющими форму, определенную этим методом, дали
хорошие результаты, -
Следует заметить, что математическое решение такой задачи
практически невозможно даже с помощью приближенных
кина, полученные методом ре¬
зиновой мембраны.
100
Ому-' мёто/. р^вноьой модели очень удс бо ; для
^^Il/A^ajowo точного исследования, злёктронво-пптн-
Систем: В сложных или мало изученных системах он
скаэаДОя чрезвычайно полезным, а иногда и незаме-
нвмьш, *
^ качестве другого примера на рис. 2-26 приведена получен¬
ная Жетодом резиновой мембраны фотография «траекторий
нейтрона» в поле системы, состоящей из двух заряженных до
потенциала катода параллель¬
ных Плоских электродов, ме¬
жду которыми помещена по- ,
ложительно заряженная сетка,
2-14. Пример исследования
фокусировки электронов
в рентгеновской трубке
В качестве примера иссле¬
дования фокусировки электро¬
нов в рентгеновской трубке
графоаналитическйми метода¬
ми приведем результаты одной
работы, выполненной под ру¬
ководством В. С. Лукошкова
(Ленинград). Целью этой ра-
боты было выяснить влияние
глубины положения спирали в I
фокусирующем устройстве ка-
тода рентгеновской трубки
типа БДК-85 на ширину и ченная мстодом Резивовон "'"брани,
форму фокуса. Анод трубки
снабжен металлическим защитным чехлом со щелеобразным
осевым отверстием для входа электронов, выходящих из вин¬
товой спирали катода. Фокус трубки имеет форму полоски
(линейный фокус, см. § 2-25).
Так как длина спирали значительно больше ее диаметра, то
при всех измерениях и расчетах принималось, что длина спи¬
рали, фокусирующего устройства и щели в чехле анода беско¬
нечно велика в сравнении с их шириной, т. е. что поле, образую¬
щееся между электродами этой трубки, обладает плоскостью
симметрии.
Сечение электродов плоскостью, проходящей через ось
трубки перпендикулярно оси спирали, показано ла рис. 2-27.
При исследовании поля в электролитической ванне были
изготовлены модели электродов, увеличенные в 24 раза.
Для более точного измерения поля вблизи спирали катода
этот участок фокусирующего устройства и спирали был увеличен
ЮГ
\
- ©
tfc. 4.-
*
•
в 72 раза и было определено положение эквипотенциальных
линий'при потенциалах от 3 до 0,01% от приложенного напря¬
жения (рис. 2-28). Такое увеличение было достигнуто без изме¬
нения размеров ванны путем замены трехпроцентной эквипотен¬
циальной поверхности металлическим электродом той же формы
Рис. 2-27. Разрез электродов трубки типа БДК-85
и вид эквипотенциальных линий, полученных с по¬
мощью электролитической ванны.
0,6 < (5 2 2 5
Рис. 2-28. Поле и траектории электронов вблизи катода
при глубоком положении спирали.
и размеров. Траектории электронов, выходящих из различных
точек поверхности спирали, построенные в этом участке поля
методом радиусов кривизны, показаны жирными линиями.
„ Как видно из рис. 2-28, траектории электронов, выходящих
из4 различных точек спирали, находящихся под различными
углами к оси катода, имеют различную форму; некоторые из
них пересекают ось симметрии, так что электроны, выходящие
с боковой поверхности спирали, расположенной над осью трубки,
102
попадают на анод -в точки, расположенные ниже оси трубки
(рис. 2-27).
Влияние положения' спирали в фокусирующем устройстве
катода на форму и положение эквипотенциальных линий и на
траектории электронов видно из сравнения рис. 2-28 и 2-29, от¬
носящихся к двум случаям, отличающимся друг от друга только
глубиной положения спирали.
Ширина и форма фокуса, т. е. распределение плотности
электронов по поверхности фокуса, хорошо иллюстрируются
кривыми рис. 2-30. Здесь по оси абсцисс отложены углы 6, обра-
Рис. 2-29.- Поле н траектории электронов вблизи катода
при менее глубоком положении спирали.
зуемые радиусами спирали, проведенными в точки выхода элек¬
тронов, с осью трубки, а по-оси ординат—расстояния от оси
фокуса точек попадания электронов на анод. Кривая рис. 2-30, а
соответствует рис. 2-28, кривая рис. 2-30, б — рис. 2-29, причем
сплошные кривые дают точки попадания электронов, выходя¬
щих из верхней половины поверхности спирали, а пунктирные —
из нижней половины.
Из этих кривых непосредственно определяется ширина
фокуса
где л —увеличение модели электродов; в данном случае л= 24.
Нетрудно также получить кривые распределения плотности
электронов по ширине фокуса, если допустить, что число элект¬
ронов, испускаемых единицей поверхности спирали катода, не
зависит от угла 0, что, по-видимому, имеет место. На это указы¬
вает наличие тока насыщения в трубках этой конструкции при
рабочих напряжениях (40—80 кв).
Построен-to книгой расправления плоскости электрэлоь.т. е.
числа электронов, попадающих на еднницу ширины фокуса,
можно выполнить следующим образом. ! ^ •
Разобьем ширину фокуса / на ряд узких полосок одинаковой
ширины Д/i =Д/5=Д/3= , отстоящих от оси фокуса на рас¬
стояниях fiy/2, /з- •• • Тогда проекции частей кривых, заключен-
сти фокуса при трех различных фирование фокусов трубок, имевших
положениях спирали (у в см), катоды с рассмотренными здесь
тверждает результаты исследования; схематическое изобра¬
жение фотографии фокусов показано на том же рисунке
наверху, слева.
2-15. Определение величины фокусного пятна
Ввиду большого значения величины фокуса в рентгено¬
диагностике необходимо уметь количественно оценивать вели¬
чину. фокуса путем измерения. Достаточно точное определение
величины фокусного пятна можно произвести измерением
ных между двумя горизонталь-
f— ными параллельными линиями,
проведенными из концов рассмат-
риваемого отрезка Aft, дадут ту
угловую ширину Д6< поверхности
спирали, из которой выходят элек¬
троны, попадающие на данную по¬
лоску Aft фокуса. Если сделанное
выше предположение справедливо,
то измеренная угловая ширина АО,-
может служить мерой средней
т- плотности электронов о на этой
I полоске фокуса Aft:
Построенные таким образом
кривые распределения плотности
электронов по ширине фокуса изо¬
бражены на рис. 2-30 справа и на¬
глядно показывают, какое большое
где N — число электронов, испу¬
скаемых единицей поверхности спи¬
рали катода.
Рис. 2-30. Распределение плот¬
ности электронов по поверхно-
значение имеет сравнительно неболь¬
шое смещение спирали в фокусиру-
юще.м устройстве катода. Фотогра-
положениями спиралей, вполне под-
104
снимка на фотопленке, сделанного о г о мощью камеры с узкой:
щелью. Устройство такой камеры очень просто н может быть
выполнено в любой лаборатории (ряс. 2-31).
В стенке свинцовой коробки» плотно закрытой свинцовой
крышкой /(, имеется отверстие, в которое плотно вставляется
свинцовая пробка П с осевым каналом, имеющим форму двух
конусов, сходящихся своими вершинами и имеющих общую ось.
Конические углубления в пробке сообщаются между собой
отверстием с диаметром, обычно равным 0,2 мм. Для более точ¬
ных измерений это отверстие
может быть сделано меньше
(0,1 мм).
К стенке, расположенной
против отверстия с пробкой,
прикрепляется фотографиче¬
ская пленка Р9 завернутая
в* конверт из черной (свето¬
непроницаемой) бумаги.
При фотографировании фо¬
куса рентгеновской трубки
камера располагается против
среза анода таким образом,
чтобы центр фокуса*, отверстие
в пробке камеры и середина
фотопленки находились на од¬
ной прямой. Если расстояние
между фокусом трубки и от¬
верстием камеры выбрано рав¬
ным расстоянию между от¬
верстием и фотопленкой, то
изображение фокуса получится приблизительно в натуральную
величину. При этом степень почернения различных участков
снимка фокуса характеризует распределение электронов
по поверхности фокуса. Простое геометрическое построение
хода лучей через отверстие конечных размеров d показывает,
что изображение F' будет шире истинного фокуса F на 2dt т. е.
величина эффективного фокуса может быть вычислена по фор-
хмуле
F = F — 2d. (2-23)
Это соотношение имеет хМесто -при равных расстояниях Lx=L$
п при определенной экспозиции. Оказывается, что размер изо¬
бражения фокуса зависит от экспозиции и растет с увеличением
степени почернения фотопленки.
Нетрудно видеть из рис. 2-31, что кромка d на изображении
имеет неодинаковую степень почернения по ширине, а именно:
К краям она светлее. Поэтому при слабом общем почернении
пленки кран не будут заметны и указанная поправка 2d будет
чрезмерно большой. Наоборот, при слишком большой экспози¬
ции почернение распространяется на большую ширину. Опыт
показывает, что при отверстии П—0,2 расстояниях L\ = L2=
= 150 мм и нагрузке трубки 50 кв, 2 в течение 10 сек изме¬
ренная ширина фокуса очень близка к f+rf.
Если расстояния L\ и L2 не равны между собой, то формула
для вычисления истинной величины эффективного фокуса при¬
нимает следующий вид:
/ = Ь-/'-d(l + £-). (2-24)
На рис. 2-32 показаны фотоснимки фокусов различной
формы, полученные описанным выше способом.
Точное определение размера
фокусного пятна высоковольт¬
ных трубок (0,5—2 Me) пред¬
ставляет " значительные трудности.
Большая проникающая способность
излучения таких трубок исключает
возможность применения обычных
камер с узким отверстием, так как
тонкие кромки отверстия прозрачны
для жесткого излучения. Для точ¬
ного определения размеров фокусов
„гг ,v высоковольтных трубок был раз-
о} с работай специальный аппарат,
который состоит из двух толстых
Рис. 2-32. Фотоснимка фокусов свинцовых блоков, соединенных так,
рентгеновских трубок: о—круг-что между ними образуется точно
лые фокусы, б —линейчатые определенная широкая вертикаль-
фокусы. ная щелъ толщиной 0,05 мм. Это
устройство помещается под ми¬
шенью (зеркалом трубки) и имеет поступательно-возвратное
движение вдоль линии, перпендикулярной к плоскости верти¬
кальной щели.
Неподвижная пленка помещается горизонтально под дви¬
жущимися блоками.
Ширина почерненной линии на пленке дает приблизительный
размер фокусного пятна в одном направлении. Поворотом ап¬
парата на 90° около вертикальной оси можно получить вторую
линию, которая дает размер пятна в другом направлении и по¬
ложение его иа мишени. Этот метод позволяет точно определять
положение на мишени и размеры фокусного пятна диаметром до
0,15 мм в трубках, работающих при напряжениях до 2 Me
(рис. 2-123).
2-16/ Фокусировка электронов аксиально-симметричным
магнитным полем «короткой» катушки
В некоторых конструкциях современных рентгеновских тру¬
бок часто оказывается невозможным сконцентрировать элек¬
тронный пучок одним электростатическим полем, образующимся
между катодом и анодом. Например, в трубках с длинным по¬
лым анодом (§ 2-28) или в высоковольтных многосекционных
трубках расстояние между катодом и зеркалом анода (или длина
пути электронов) настолько велико, что практически не удается
напучить необходимую фокусировку пучка электронов обычным
приемом — электростатической фокусировкой.
Рис. 2-33. Фокусировка узкого пучка электронов магнитным по- .
леи «короткой» катушки.
Поэтому в таких трубках необходимо применить дополни¬
тельную фокусировку пучка электронов, воздействуя на него
магнитным полем «короткой» катушки, длина которой мала
в сравнении с длиной пути электронов и которая, очевидно,
создает неоднородное аксиально-симметричное поле.
Рассмотрим силы, которые действуют на параксиальный пу¬
чок электронов, проходящих с постоянной скоростью через поле
катушки и направления, близком к направлению оси катушки
(рис. 2-33,а). Разложим скорость электрона на два компонента:
продольный, параллельный оси катушки vz и радиальный vr.
Неоднородное поле катушки также может быть разложено на
два компонента: Нг — параллельный оси н Яг—радиальный.
Б отношении радиального компонента поля следует отметить,
что справа и слева от середины катушки он имеет противопо¬
ложные направления.
Рассматривая движение электрона в двух направлениях со
скоростями v2 и vr в двух взаимно перпендикулярных полях
Ht и Нг> можно найти все силы, которые действуют на электрон.
!0?
u>vTir элсктроь иыходкг точка /'» и i вяжется, б мери¬
диональной плоскости со скоростью v Под малым углом я к осп
«короткой» магнитной катушки и область заметного ■ действия
катушки ограничивается отрезком оси АВ.
Электрон при входе в поле катушки отклоняется радиальной
составляющей поля из плоскости первоначального движения
силой
Fx * еогНг - (2-25)
. и затем движется по спирали с почти постоянным радиусом г*
В том же направлении действует сила, обусловленная ра¬
диальной составляющей скорости электрона ог и продольной
составляющей поля Нг:
F. ^ evrH.. (2-26)
Однако этой силой можно пренебречь, так как радиальная
составляющая скорости vr мала; поэтому в начале катушки,
где Нг мало, действие ее ничтожно, а в середине катушки,
где Hz велико, tv=0, и, следовательно,- действие силы г2 на
всем пути электрона ничтожно.
Кроме того, в результате вращательного движения элек¬
трона по спирали вокруг оси с некоторой тангенциальной ско¬
ростью S't возникает новая (третья) сила со стороны продоль¬
ной составляющей поля Нг (стрелка F3 на рис. 2-33,а справа):
F, =eS'zHz. (2-27)
Эта сила, возрастающая по мере приближения электрона
к середине катушки (так как при этом возрастают и Нг и- ско¬
рость вращения S'z), «прижимает» электрон к оси, обеспечивая
тем фокуоировку.
Во второй половине катушки радиальная составляющая
магнитного поля меняет знак; поэтому вращение электрона по
винтовой линии во второй подовике катушки замедляется
и к моменту выхода из сферы действия поля катушки прекра¬
щается. Дальше электрон движется прямолинейно в плоскости,
проходящей через ось катушки, ко смещенной на некоторый
угол ф от плоскости первоначального движения от точки Р\.
Другими словами, угловая скорость, которую получил элек¬
трон в первой половине катушки под действием радиальной
составляющей поля, полностью уничтожится противоположно
направленной составляющей второй половины поля; следова¬
тельно, электрон по выходе из поля имеет составляющую ско¬
рости, направленную по радиусу, и траектория его пересекает
ось в точке Р
На рис. 2-33, б изображены траектории внешних электронов
конического пучка, выходящего из точки Р\ и проходящего через
«короткую» катушку. Справа на том же чертеже показаны про-
108
&сции этих. Ti)a( к тории на плоскость, перпелдккулярную ь оск.
ОтрезокПредставляет проекций прямолинейного участка
траекторий от Р\ до А. Дуга круга 1, 2, 3, 4,5 — винтовая часть
траектории в поле катушки от Л до В и отрезок 50 — прямоли¬
нейная траектория от точки В до Р% в плоскости, сдвинутой на'
угол ф от плоскости первоначального пути от Я, до А. Стрел¬
ка S' — вращательная скорость электрона.
Для вывода основных уравнений движения электрона в поле
короткой катушки предположим г0 столь малым, чтобы акси¬
альную составляющую поля #, на расстоянии г0 от оси можно
было принять равной таковой на оси,
т. е. случай параксиального пучка элек¬
тронов.
Вращение электрона вокруг, оси катушки
Радиальная составляющая магнит¬
ного поля Нг действует на электрон,
движущийся со скоростью vz^v парал¬
лельно оси, с силой
/\ = evHr
►~-i—l
Phc. 2*34. Силовые линии
магнитного» поля в эле¬
ментарном цилиндре на
оси катушки.
и сообщает ему ускорение в направлении, перпендикулярном
к плоскости, проходящей через ось катушки:
1 г. _ я* ft
до m 1 ~ т Т.
(2-28)
Выразим теперь Нт через Я,. Для этого рассмотрим неболь¬
шой цилиндрик длиной I и радиусом г, ось которого совпадает
с осью катушки (рис. 2-34). Число магнитных силовых линий,
проходящих через поперечное сечение А*В2 и не проходящих
через сечение A\Bi% равно
~г2{Н.~ Н\).
Это число силовых линий, очевидно, должно пронизывать
боковую поверхность цилиндрика, равную
2йг(2, —г,).
Следовательно, среднее значение радиальной составляющей
магнитного поля, равное среднему числу линий, проходящих че¬
рез 1 см1, будет
ц «**(»«—яр _ г Ht — Hi
2кг(г,—*,) 2 г, —
Переходя к бесконечно малому расстоянию г,—Z\ —dz, имеем
<*■*»
109
Подставляя (£-29) в (2-28), получаем.уравнение вращатель»
кого движения электрона
да ЛИг
г~~ 2 т ' Лг
(2-30)
Интегрируя уравнение (2-30) в пределах -»нг, после
подстановки dz—vdt получим тангенциальную составляющую
скорости электрона
(2-31)
Подставляя вместо S', его выражение через угловую ско¬
рость гу'г, имеем
(2.зд
Из этого уравнения впдно, что угловая скорость электрона
в любой точке поля, «короткой» катушки пропорциональна акси¬
альной составляющей магнитного поля в этой точке. Она будет
равна нулю после выхода электрона из катушки, и поэтому
электрон дальше будет двигаться в плоскости, проходящей
через ось.
Полный угол вращения электрона вокруг оси находим инте¬
грированием в пределах от —оодо +°о уравнения (2-32), под¬
ставив dt = ~:
(233>
Если выразить U в вольтах, а Ях — в электромагнитных еди-
2eU
ницах и учесть, что и*= 1/ ,то формула (2-33) примет вид
" Ш
, 0,15 +Г н ,
(2-33')
Отклонение электрона ■ поле «короткой» катушки
Продольная составляющая поля Нг действует на электрон,
движущийся с тангенциальной составляющей скорости S',
с силой
направленной по радиусу к оси.
110
Эта'раДиа льи а я шла. частично уравковешиваетсяцентро-
бежной' силой
«S'*
г г r \2m */ 4т z
Разность этих сил F’ = (Р3 —P'j, равная
/V A ff*
' г л~ 2 4« 2 ’
2/л
сообщает электрону ускорение, направленное к оси по радиусу:
— = eV ift
Л* 4т« «*
Преобразуем это уравнение, используя соотношения
Л* Л* \<Й / Л
имеем
А «V
<1** ~ 4m«o* z
или, вырвжая v через ускоряющее напряжение V {v?
получаем
<Рг- _ «г
d** 8«4/
откуда .
Bmt/
Я&.
Интегрируя уравнение (2-34) от А до 5, имеем
в
dr
dz
_t±-| £- [H\dz.
а \dz\A 8mU J *
В этом выражении
(2-34)
(2-35)
где a — расстояние от точки Pi до линии А\ Ъ—расстояние от
линии В до точки Pi (ряс. 2-33).
111
Перепишем уравнение (2-35) в аиде
а + р = 7
или
где
и
г
f
1_
/
(2-36)
(2-37)
Следовательно, короткая катушка обладает свойством на¬
клонять электроны х оси на угол у, пропорциональный расстоя¬
нию г электрона от оси.
Таким же свойством по отношению к световым лучам об¬
ладает собирающая линза, причем величина / называется фо¬
кусным расстоянием. Поэтому магнитное поле короткой катушки
можно рассматривать как магнитную электронную линзу, фоку¬
сирующую пучок электронов, причем изображение источника
электронов может быть получено увеличенным или уменьшен¬
ным в отношении р= — и повернутым на некоторый угол ф.
О
Следует, однако, отметить, что аналогия между электронной
магнитной н световой оптикой имеет место только в отношении
конечного результата фокусировки, т. е. в отношении получае¬
мого изображения. Траектория электронного лучка в магнитном
поле (винтовое движение) значительно отличается от хода лучей
света в оптических линзах.
Фокусное расстояние магнитной линзы определяется
формулой (2*37). Если U выразить в вольтах, а Я* — в электро¬
магнитной системе единиц, то формула (2*37) принимает вид
1 _ 0,022
/ — L и
j «>■
(2-38)
так как по условию область заметного действия катушки огра¬
ничивается отрезком оси АВ, то пределы интегрирования можно
принять равными —оо и + со.
В случае простейшей, .катушки, состоящей из одного витка
с радиусом г, обтекаемого током / ампер, напряженность маг-
нитнйго поля па оси катушки, как известно, выражается фор*
мулой
Ы 0.2wV
(г* + г*)2'
и формула (2-37) принимает вид
1 ^ 0Мъ*гЧ*е Г dz
Т= 8т£/ J (г*+ г*)» ‘
Интеграл, входящий в эту формулу, может быть вычислен
(см. Г. Б. Двайт, Таблицы интегралов, ИЛ, 1948, стр. 25):
J
dz
(/*+**>•
z | Зг
4г» (г* + г»)* "*■ 8г*(г*-Ь*»)
f^arCtg-f
3*
8 г»
Следовательно,
J_ = 0,04itV<g/« в Зя _ 3-10rVg /2
/ SmU I6ml/r
Если Катушка состоит не из одного витка, а из N витков,
лежащих близко друг к другу» образуя катушку круглого
сечения, то необходимо вместо силы тока / подставить произ¬
ведение N1. Тогда
/
з-нгУ*
BmUd
{N/Y.
Отсюда легко найти число ампервитков (JV/), необходимое
для получения заданного значения фокусного расстояния /:
8 т
3-10—2 -*«
(2-39)
Подставляя числовые зиачения для т=9- 10"2®г; ¢=1,6- 10~м
CGSM и выражая V в киловольтах и / в амперах, получаем
;#=]/ « •1QU \f--¾ 220 \f (2-39')
V 3-i(rV 1,610“* V f V f
В случае катушек с квадратным или прямоугольным сече¬
нием в формулу (2-39') следует ввести поправочный множи¬
тель К — коэффициент катушки:
у. (2-39")
Значение К можно Определить опытным путем для катушек
с различными сечениями. Для неэкранированных плоских
катушек /(=1,1-»-1,2; для катушек с массивным железным экра¬
ном К меньше единицы. •
+ •
В более сложных случаях интеграл J H\dz определяется
графически, если известно распределение напряженности поля
вдоль оси катушки.
В однослойной катушке Я*=/(г) выражается формулой
Нг = 0,2*л/ Г —7--+l . —1, (2-40)
[У> + (г + /)» VW (*-*)*]
Уг* + (г + р Уг* +
гле п — число витков на 1 см дли¬
ны катушки;
г —средний радиус витков ка¬
тушки;
21—длина обмотки катушки;
г —расстояние рассматривае¬
мой точки на оси от цент¬
ра катушки;
/—ток в амперах.
Подставляя (2-40) в формулу
(2-38), получим
-у - 0,04*V/l+J H\dz, (2-41)
где
Я0=г * + '
—« 1
' + <* —Q*J
|VW (*+0* (*■
Вычисляя Нй по заданным раз¬
мерам катушки для различных зна¬
чений г, можно построить кривую
//0=/(г), а затем и Я|—f(z) —
рис. 2-35. Площадь, ограниченная
кривой Щ—{(г) и осью абсцисс, дает в определенном мас¬
штабе искомый интеграл формулы (2-41).
В многослойной катушке распределение поля вдоль
оси выражается формулой
Рис. 2-35. Кривые распределе¬
ния значений На и вдоль
осп однослойной катушки
/-*,8 См; гш 1.8 с.м.
И г = 0,2*л/
(г + ()1п ' + * + У£ + У+д±М*
r—d+ У (г-И)» + (г—d)*
С ,,.г+Ч + У(.-0Ч:(г+<г) (^42)
г—i + У (л—0*+(r—«о* I
1S4
где л‘—число витков, отнесенное к 1см2 площади сечения ка¬
тушки; значения остальных величин показаны на рис. 2-36.
В так называемых панцирных катушках, которые для.
получения более тонких линз и уменьшения магнитного сопро-
тивления окружаются железной броней, распределение поля
вдоль оси не поддается расчету. В этом случае распределение
поля вдоль оси измеряется экспериментально баллистическим
методом с пробной катушкой. Маленькая плоская измерительная
катушка с большим числом витков тонкой проволоки устанавли¬
вается в определенной точке на оси катушки. Концы пробной
катушки присоединяются к баллистическому
гальванометру.
Если число витков измерительной катушки
равно Nf а средняя площадь витка 5 [см-]у то
магнитный поток, сцепляющийся с катушкой, бу¬
дет равен MS//2. Переключение направления тока
в исследуемой катушке на обратное -низынает
изменение магнитного потока на величину 2NSHZy
что создает импульс тока в пробной катушке и
гальванометре. Количество электричества, прохо¬
дящее через гальванометр, пропорционально из¬
менению потока, сцепляющегося с пробной катушкой. Поэтому
отброс баллистического гальванометра, также пропорциональ¬
ный количеству протекшего электричества, является мерой на¬
пряженности поля Нг в данной точке.
2-17. Отраженные электроны и их влияния
на работу рентгеновской трубки
Как уже упоминалось (см. § 1-14), первичные электроны,
выходящие из катода, тормозятся в веществе анода различным
образом. Как правило, они останавливаются не мгновенно, а
более или менее постепенно. В чрезвычайно редких случаях,
когда электрон останавливается практически мгновенно, кине¬
тическая энергия его превращается в ксапт энергии рентгенов¬
ского излучения.
В большинстве случаев уменьшение скорости и, следова¬
тельно, потеря энергии электроном происходит в несколько
приемов вследствие многочисленных столкновений с атомами
вещества анода, причем большая часть энергии электрона пре¬
вращается в теплоту.
После каждого1 столкновения электроны изменяют направ¬
ление движения; поэтому вполне вероятно, что некоторые из
них после ряда столкновений внутри вещества анода будут
находиться у его поверхности и иметь скорости, направленные
наружу. Эти электроны могут оставить поверхность анода и
улететь от него по всевозможным направлениям с различными
Рис. 2-36. Мно¬
гослойная ка¬
тушка.
5-
U5
скоростями. Такие электроны называются рассеянными, иля от¬
раженными.
Скорости некоторых из этих электронов могут оказаться
близкими к скорости первичных электронов, когда рассеяние их
происходит на атомах, находящихся на поверхности анода, так
что электрон не проникает в глубь тела и отражается почти без
потери энергии.
Кроме отраженных, существуют еще другие электроны, кото¬
рые также оставляют поверхность анода при бомбардировке
его быстродвижущимися электронами. К этой группе относятся
Ml
|
/ л)1
/ 1
|\ 1
1 \ 1
Г1
•
L 1
D Ч Ъ ч ч
о. Ь с d е
Ряс. 2-37. Различные формы экранов на анодах
трубок, применявшихся для исследования отра¬
женных электронов.
вторичные электроны, оторванные от атомов металла анода пер¬
вичными электронами, а также и те электроны, которые осво¬
бождаются возбужденными на аноде рентгеновскими лучами, а
именно фотоэлектроны.
Выход всех групп электронов из поверхности тела под дей¬
ствием первичных электронов носит название вторичной
электро ннойз мисси и.
Ни один из этих электронов не может, согласно закону сохра¬
нения энергии, приобрести большую скорость, чем скорость
первичных электронов.
Ввиду того, что вторичные электроны оказывают большое
влияние на работу рентгеновской трубки (см. ниже), мы здесь
рассмотрим некоторые результаты экспериментальных иссле¬
дований вторичной электронной эмиссии.
Общее число вторичных электронов, уходящих
с вольфрамового анода рентгеновской трубки при напряжениях
от 5 до 100 /се, измерялось на специально изготовленных труб¬
ках, аноды которых' снабжались различными экранами
(рис. 2-37), имеющими отдельный вывод. Измерялся электрон¬
ный ток. анода U и экрана Ап и вычислялось отношение ?<Жа
116 . /А: >
экрана, обусловлено™ отраженными электронами, к сумме то¬
ков (/e+/m), т. е. к полному электронному току катода:
/т
U + 1т'
Результаты этих измерений сведены в табл. 2-1 и 2-2.
Таблица 2-1
Трубка по ряс. 2-37
Or
ь
С
й
€
,т 100
1л + 1т
1
42¾
1
41%
1
6%
1
i
\ь%
W,
Таблица 2-2
и* *•
5
10
20
30
40
50
100
1т
1а + Лп
51
49
43
43
42
42
43
Табл. 2-1 показывает, что дополнительный экран, надетый
непосредственно на анод, улавливает почти все отраженные
электроны (трубка с). Число отраженных электронов, выходя¬
щих через небольшое отверстие во внутреннем экране (трубки
due) против фокуса, составляет 18% от электронного тока с
катода.
Табл. 2-2 показывает, что отношение тока вторичных элек¬
тронов к общему току мало зависит от напряжения, приложен¬
ного к трубке (трубка в).
Наконец для определения скорости отраженных электронов
на наружный экран е подавался отрицательный (задерживаю¬
щий) потенциал. При этом было установлено, что ток на экран
значительно уменьшается только при потенциалах экрана, близ¬
ких к потенциалу катода, т. е. что большинство отраженных
электронов имеет скорости, близкие к 90% скорости первичных.
Действие этих электронов заключается в следующем.
1. Отраженные электроны, попадая на стеклянные стенки
оболочки электронной трубки, сообщают им отрицательный за¬
ряд высокого потенциала, который не может нейтрализоваться
ввиду отсутствия положительных ионов. Последующие отра¬
женные электроны не могут попасть на отрицательно заряжен¬
ные стенки оболочки и отклоняются ими; они притягиваются
к положительно- заряженному аноду. Поэтому в электронных
трубках не наблюдается флюоресценции стекла оболочки.
т
ч. J
Отраженные электроны, попадающие на тело анода вне фо¬
куса со скоростями, близкими к скорости первичных электро¬
нов, возбуждают при своем торможении, так называемое а ф о -
кальное излучение. Это излучение нежелательно, так
как дает при просвечивании (на экране) и при снимках (на
фотопленке) размытые границы тканей.
2. Отрицательный заряд, сообщаемый отраженными элек¬
тронами оболочке трубки, достигает очень высокого потенциала,
близкого к потенциалу катода. Вследствие этого распределение
потенциала по поверхности оболочки трубки делается неравно¬
мерным: большая часть приложенного к трубке напряжения
оказывается распределенной между
средней частью баллона трубки и
анодным цоколем.
На рис. 2-38 схематически пока¬
зано распределение потенциала вдоль
трубки: пунктирной линией — при ме-
накаленном катоде, т. е. при отсутст¬
вии тока, протекающего через трубку;
сплошной — при прохождении тока че¬
рез трубку.
Опыт показывает, что приложенное
к трубке напряжение распределяется
таким образом, что около 75—80%
его приходится на анодную часть и
остальные 20—25% — на катодную.
Вследствие этого анодную часть трубки
необходимо рассчитывать на 75—80% от рабочего напряжения,
т. е. делать длинной, в то время как длина катодной части
трубки используется неполностью.
3. Отрицательные заряды, скапливающиеся на .внутренней
поверхности оболочки трубки, увеличивают сопротивление про¬
хождению электронов через трубку, т. е. действуют на прохо¬
ждение электронов так же, как отрицательно заряженная сетка
в трехэлектроднон лампе.
Вследствие этого водьт-амперная характеристика трубки
при питании ее пульсирующим напряжением сильно смещается
вправо, так как отрицательные заряды, скопившиеся на обо¬
лочке трубки в течение одной пульсации, препятствуют прохо¬
ждению электронов в начале следующей пульсации напряже¬
ния.. Ток через трубку начинает проходить только при достиже¬
нии мгновенного значения напряжения порядка 20—30% от
амплитудного и прекращается приблизительно при таком же
значении напряжения (рис. 2-39). Это явление, известное под
названием отсечки тока, в некоторых отношениях полезно,
так как в случае питания трубки пульсирующим напряжением
будет меньше медленно движущихся электронов, вносящих бес¬
Рис. 2-38. Распределение по¬
тенциала вдоль оболочки
трубки.
”8
полезное нагревание анода и возбуждающих мягкие, обычно
отфильтровываемые рентгеновские лучи. Вследствие этого по¬
вышаются жесткость излучения и к. п. д. трубки.
4. Отраженные электроны нагревают те элементы трубки,
на которых тормозятся и освобождают из них газы.
5. Отраженные электроны производят ионизацию газов,
появляющихся в трубке по тем или иным причинам.
Ионизация газов отраженными электронами происходит
легче, чем ионизация первичными электронами, так как длина
их траектории больше и, следовательно, больше вероятность
столкновения с нейтральными молекулами газов.
6. Отраженные электроны вызывают электролиз нагретого
стекла, особенно вблизи спаев стекла с металлом, а также
в оболочке трубки, главным образом в сред¬
ней части ее. Последнее явление становится
особенно заметным при очень высоких ра¬
бочих напряжениях трубки. Так как ноэ-
дух, окружающий трубку, иоиизироиаи
рентгеновскими лучами и тихим разрядом
с подводящих' проводов, то он становится
проводящим. Вследствие этого возникают
замкнутые токи, которые протекают в ва¬
кууме в виде потока отраженных электро¬
нов от фокуса анода к стеклянной обо¬
лочке, далее через стекло оболочки путем
электролиза и, наконец, через ионизированный воздух к анод¬
ному цоколю (рис. 2-38). Величина этого'тока зависит от тем¬
пературы стекла, приложенного напряжения и в большой сте¬
пени от тока, протекающего через трубку.
.При электролизе стекла газообразные продукты разложения
попадают внутрь трубки и, ухудшая вакуум, приводят к внут¬
ренним разрядам, облегчающим пробой стекла.
Эта сводка вредных действий отраженных электронов, хотя,
возможно, и неполная, указывает на то, что при конструирова¬
нии трубок, в особенности высоковольтных и защитных, необ¬
ходимо принимать меры к улавливанию отраженных электронов
в месте их возникновения, чтобы сделать их безвредными. Та¬
кие меры осуществлены в различных типах трубок и рассмат¬
риваются при раэборе конструкций защитных трубок.
Можно также выбрать такие размеры и взаимное располо¬
жение электронов трубки, чтобы без применения специальных
приспособлений отраженные электроны не могли вылететь из
разрядного пространства и<попасть на стеклянные стенки обо¬
лочки трубки. Это достигается тем, что между катодом и ано¬
дом создается такое электрическое поле, которое заставляет от¬
раженные электроны возвращаться на анод, так что они описы¬
вают -короткие траектории и не попадают на другие части трубки.
119
Рас. 2-39. Динамиче¬
ская вольт-амперная
характеристика рент¬
геновской трубки.
2-18. Дальность полона отраженных электронов
Найдем условия, необходимые для того, чтобы электроны
не могли вылететь из разрядной области между катодом и
анодом.
Пусть (рис. 2-40) катод и анод представляют собой два
плоских параллельно расположенных электрода неограничен¬
ных размеров. Пусть расстояние между ними d и разность по¬
тенциалов U. Электроны, выходящие из спирали катода, пройдя
разность потенциалов U, бу¬
дут обладать скоростью, оп¬
ределяющейся из равенства
откуда
= —. (2-43)
Ш
Вычислим, пользуясь законами механики, максимальную
дальность полета отраженного электрона, скорость которого
примем равной скорости первичных электронов. Пусть направ¬
ление выхода отраженного электрона составляет угол а с по¬
верхностью анода. Расположим оси координат так, чтобы на¬
чало координат совпало с центром фокуса, ось абсцисс —
с плоскостью анода, ось ординат — с осью трубки. Разложим
скорость v электрона на вертикальную vv и горизонтальную о*
составляющие. Очевидно, что
vy —- о si и г; vx = t) cos а. (2-44)
При полете в электрическом поле отраженный электрон
испытывает тормозящее дейстоие поля. Вертикальная состав¬
ляющая его скорости, направленная против действия поля,
уменьшается с отрицательным ускорением —а и становится
равной нулю, когда электрон достигает максимальной высоты Л.
Горизонтальная составляющая скорости, направленная поперек
поля, остается неизменной. Из законов механики известно, что
путь у, пройденный электроном, летящим с начальной ско¬
ростью vv и отрицательным ускорением —а, за время /, равен
За это же время.t электрон, летящий в горизонтальном на-,
правлении с неизменной скоростью vx, пролетит путь
X = vxt.
Катод
Рис. 2-40. К расчету дальности полета
отраженных электронов.
120
Исключая из этих даух ypaanerfiiif время i, получим уравне¬
ние траектории полета отраженного электрона
У =
У Уу дх1
* ч
(2-45)
Выражение для ускорения а находим из уравнения
та —Ее =
а
откуда
а =
Ч±.
md
(2-46)
Подставляя в уравнение (2-45) значения a, vx, получим
_ sin a Ue х*
У *
cos а 2md 0s cos9 a
Наконец, заменяя о2 через имеем
т
У = х
Sin а
X*
cos а 4d COS* а
(2-47)
Умножая уравнение (2-47) на cos2 а, получим уравнение
траектории полета электрона
ycos2a =*xsinacosa— —.
Ad
(2-48)
Это уравнение позволяет вычислить дальность полета элек¬
трона, отразившегося от анода под «произвольным углом и. Для
этого нужно положить г/—0> т. е. найти точку пересечения тра¬
ектории электрона с поверхностью анода. Таким образом, даль¬
ность полета отраженного электрона .v определяется из урав¬
нения
х* л
* Sin a cos a 0
Ad
ИЛИ
x(4d$inaco$a—x) = 0.
Это уравнение распадается на два:
х = 0; x = 4dsinacosa. (2-49)
В зависимости от угла а вылета электрона из фокуса даль-
носТь полета изменяется. Действительно, при в»0 и при а—90-
дальность полета х=0, т. е. или электрон не выходит из анода
(а**0), или он прилетает по вертикали до катода и затем с той
же скоростью возвращается обратно в ту же точку на анод.
Наибольшую дальность полета, очевидно, имеют те электроны,
которые оставляют поверхность анода под углом а=45° (что
легко показать, находя максимум произведения sin a cos а),
и тогда •
x = 4d¥f-^ = 2d, (2-50)
т. е. максимальная дальность полета отраженного электрона
равна двойному расстоянию между электродами.
Таким образом, можно очень просто направить все отражен¬
ные электроны на активную поверхность анода. Для этого не¬
обходимо сделать диаметр D анода и катода несколько больше
учетверенного расстояния d между ними, т. е.
D>4d + F, (2-51)
где F—диаметр фокуса.
Хотя при этом третичные электроны, вызванные вторичными,
могут вырваться из разрядного пространства, но их число и
скорости относительно малы, н, следовательно, они менее опас¬
ны. Следует отметить, что, как видно из приведенного вывода,
траектории отраженных электронов не зависят от приложен¬
ного к электродам напряжениями, следовательно, улавливание
отраженных электронов будет происходить при всех напряже¬
ниях.
2-19. Нагревание фокуса
Большая часть энергии, подводимой к трубке, превращается
в теплоту и, выделяясь в фокусе трубки, повышает температуру
фокуса и анода в целом. Часть же этой энергии идет на воз¬
буждение вторичных электронов и рентгеновских лучей.
Из опыта установлено, что для медного анода с вольфра¬
мовым зеркалом можно допускать нагрузки 200 вт/мма в те¬
чение 1 сек. Например, для трубки, обладающей фокусом пло¬
щадью 25 мм\ допустимая нагрузка, в течение 1 сек равна
200-25 = 5000 т. — 5 mm.
Очевидно, что допустимая нагрузка трубки зависит от пло¬
щади фокуса, конструкции и материала анода. Если нагрузка
слишком велика, то. температура поверхности вольфрамового
зеркала или меди под зеркалом может превзойти допустимые
значения. Вольфрам будет испаряться или плавиться, поверх¬
ность его сделается шероховатой, неровной. Выступающие
части шероховатой поверхности фокуса оудут поглощать часть
рентгеновского излучения, и к. п. д. трубки понизится. При
температуре вольфрама около 3000еС испарение за 1 сек до¬
стигает 0,02 мг{сма, а упругость ларов, вольфрама — около
liS’kМм fit, ст* Медь же мо^к'ет расплавиться, вытечь из-под
зеркала и привести трубку к гибели.
Перегрев поверхности вольфрамового зеркала или меди под
зеркалом зависит, очевидно, от толщины вольфрама и от дли¬
тельности нагрузки. При слишком толстом вольфрамовом зер¬
кале температура его поверхности достигнет предельного зна¬
чения, в то время как медь под зеркалом будет иметь низкую
температуру и высокая теплопроводность меди не будет исполь¬
зована полностью. Наоборот, при слишком тонком зеркале тем¬
пература меди под ним достигнет предельного значения раньше,
чем поверхность вольфрама достигнет допустимой температуры.
Очевидно, существует оптимальная толщина зеркала, при
которой будут использованы ценные физические свойства
вольфрама (высокая температура плавления) и меди (высокая
теплопроводность).
Наивыгоднейшая толщина зеркала зависит также от дли¬
тельности нагрузки. При очень кратковременных нагрузках
тепло не успевает распространяться далеко в глубь анода,
и в этом случае толщина зеркала должна быть малой. При дли¬
тельных нагрузках градиент температуры вдоль оси анода
уменьшается, и,, следовательно, более выгодно толстое зеркало.
Таким образом, степень нагревания фокуса трубки при задан¬
ной нагрузке определяется временем нагрузки, теплопровод¬
ностью и теплоемкостью материала анода.
Для медного анода с вольфрамовым зеркалом принимаем
следующие величины:
1) температура плавления вольфрама около 3370° С, для
меди — 1083е С;
2) теплопроводность вольфрама 0,4, медиОЭ кал/см-град-сек;
3) теплоемкость вольфрама 0,7, меди 1,0 кал!см* * град.
2-20. Расчет нагревания фокуса при кратковременной нагрузке
При изучении нагревания анода будем полагать, что тепло¬
емкость и теплопроводность вещества анода не зависят от тем¬
пературы. Сначала будем полагать, что вещество анода одно¬
родно и изотропно. В дальнейшем будет учтено наличие воль¬
фрамового зеркала. Температуру анода в начале работы трубки
принимаем равной нулю. Далее, так как нас интересует нагрев
фокуса при кратковременных* нагрузках, то можно полагать,
что за время нагрузки тепло может распространяться толь¬
ко на небольшое расстояние от фокуса. Поэтому наш реальный
анод можно в первом приближении рассматривать как одно¬
родное тело, ограниченное только с одной стороны плос¬
костью 2=0 .
Наконец, выбираем форму фокуса в виде узкой полоски,
длина которой значительно больше ее ширины. Последнее
123
положение упрощает задачу, так как приводит ее к плоской
задаче, т. е. к задаче, в которой температура тела зависит
только от двух координат (у и г) и времени L
Пусть фокус шириной F [см] имеет равномерную нагрузку
Р[вт/см*] в течение времени t[ceic]. Физически задача пред¬
ставляется в следующем виде.
Во всех точках односторонне ограниченного тела (рис. 2-41)
в начальный момент времени температура равна нулю. Поверх¬
ность его (z=*0), за исключением бесконечно длинной полоски
шириной F[cm], идеально изолирована. Начиная с некоторого
момента времени, через эту пло¬
щадку непрерывно подводится к те¬
лу постоянное количество тепла
0[кал/сек на 1 см длины]. Тогда
с этой площадки тепло будет про¬
никать в тело. Требуется исследо¬
вать повышение температуры по¬
верхности вольфрама в центре
фокуса с течением времени, распре¬
деление температуры вдоль оси ано¬
да (оси г) и по ширине фокуса по
истечении заданного промежутка
времени /. На рис. 2-41 сплошные
кривые представляют собой изотер¬
мы, а пунктирные — направление
теплового потока.
Следует отметить, что в нашем
случае, т. е. при бесконечно длин¬
ном источнике тепла, изотермические поверхности имеют форму
цилиндров, образующие которых параллельны оси х. Поэтому
вдоль оси х температура не меняется и тепло распространяется
только в направлении осей у и 2.
Для этого случая основное уравнение теплопроводности имеет
вид
Здесь
Рис. 2-41. Проникновение теп¬
ла через поверхность фокуса.
Тело ограничено с одной сто¬
роны.
(2-53)
где k — коэффициент теплопроводности;
с—теплоемкость;
р—плотность материала анода.
Для исследования нагревания анода необходимо найти реше¬
ние дифференциального уравнения (2-52), удовлетворяющее
следующим начальным и граничным условиям.
124 -
В начальный момент /=0 температура тела Г=0 во всем
объеме. На границе в плоскости 0 мы задавались следую¬
щими условиями:
F F
1) ка поверхности фокуса, т. е. при z=0 и—
{лт\ Q
градиент температуры (—) = —;
\аг/г-0 А
2) на поверхности анода вне фокуса, т. е. при .а—0 и
—— —, градиент температуры /—) = 0;
22 \»2/*-о
3) на бесконечно большом расстоянии, т. е. при оо и
у= ± со, температура тела Г=0.
Решение этого уравнения при указанных предельных усло¬
виях имеет вид
4 аЧ I
y+QSF V
>7 \
Я1
f е-*Л А,
y-0.5F 1
Vx /
(2-54)
где т=4а2*;
t~ время, протекшее с момента включения нагрузки трубки;
Q — количество теплоты в калориях, подводимое в I сек на
1 смг площади фокуса;
6 — функция от у.
Из этой формулы следует, что температура любой точки
тела анода прямо пропорциональна нагрузке трубки.
Внутренний интеграл в выражении (2-54) носит название
интеграла ошибок Гаусса. Обычно его обозначают символом
0(лг), так как значение его зависит от верхнего предела:
Hx)=^e~,,dt. (2-55)
Этот интеграл часто встречается в задачах математической
физики, и для него составлена таблица.
Так как
«"'Л
2
к*
а
=»•<»-«(«). (2-56)
то решение (2-54) можно записать в виде
dx. (2-57)
125
тх
В stoм заражении значений функций, входящих под знак
интеграла:
*•- •(*&■)
можно найти при заданных г и у по таблицам для различных
значений т, например от 0,01 до ~АаЧ>
Составляя таблицу произведения функций, входящих под
знак интеграла, для различных значений т и пользуясь одной
из формул приближенного инте¬
грирования, можно найти чи¬
сленное значение интеграла,
а следовательно, и температуру
в любой точке (г, у) через про¬
межуток времени t.
Интегрирование в пределах
от 0 до 0,01 сек для 2 — 0 можно
выполнить в квадратурах, так
как интеграл ошибок при верх¬
нем пределе, превышающем 2,
мало отличается от единицы.
Поэтому при 2*0, 0 и
*<0,01 сек.
4аЧ
ш
m
1650
I
Г!Г
4)
М)
ягг
иС
S
\\
<Н06фн
►
V
t
\
<CV(Lf
i
3
*4 |
9 Юн*
Q Г dt _ 2Qa
2kyi ] УТ~ку^У Г-
'ВалЬфронф*
зерюло
МоднЫи
анод
Рис. 2-42. Падение температуры
вдоль оси анода трубки при крат¬
ковременной нагрузке.
(2-58)
Полученные формулы позво¬
ляют произвести полный анализ
нагревания анода- при кратко¬
временных нагрузках.
Наиболее интересными зави¬
симостями являются следующие:
а) распределение темпера¬
туры вдоль оси анода, б) рас¬
пределение температуры по ши¬
рине фокуса, в) рост темпера¬
туры поверхности вольфрама в центре фокуса с течением вре¬
мени. Ниже приводятся результаты этих исследований.
Кривая падения температуры вдоль оси ано-
д a T*=f(z) при у—0 и удельной секундной нагрузке 220 ет/мм*
имеет вид, показанный на рис. 2-42.
Поверхность вольфрамового зеркала, на которой тормозятся
электроны, совпадает с осью ординат; <Х4—толщина вольфра¬
мового зеркала. По оси ординат отложена температура тела
анода иа различных расстояниях от поверхности фокуса.
Кривая Ой—Си/ отвечает случаю нагрузки 220 вт/мм2 на
линейный фокус шириной'З мм в течение секунды, если пред¬
положить, что анод сделан из неплавжцегося фиктивного мате¬
риала, обладающего термическим^ свойствами меди (С =-1,0;
i=0,9; а2 =*0,9). При этом температура на поверхности фокуса
достигает 1800е. Температура 1050е, несколько меньшая, чем
температура плавления меди, находится на глубине 2 мм.
Заменяя слой меди толщиной 2 мм вольфрамовым зеркалом,
мы изменим распределение температуры, которое может быть
найдено из следующих соображений.
Так как через границу спая вольфрамового зеркала с медью
протекает один и тот же тепловой поток Q, равный:
где Aw и — коэффициенты теплопроводности вольфрама и
меди, то на границе спая вольфрама с мсдыо градиент темпе ¬
ратуры изменяется по величине обратно пропорционально тепло¬
проводностям этих тел, т. е.
Ш ■.№.) _^Sl = « = 2,25.
\blv »» 0.4
Так же точно градиенты температуры во всех точках воль¬
фрамового зеркала вдоль оси анода будут в 2,25 раза больше
градиентов температуры, имевших место в слое 2 мм толщины
фиктивного материала, замененного вольфрамом. Поэтому, уве¬
личивая наклон пунктирной кривой Си/ во всех точках в
2,25 раза, мы получим кривую изменения температуры в воль¬
фрамовом зеркале (сплошная кривая V'i). Температура на по¬
верхности фокуса приближенно определяется формулой
Тх_0 = 1050 + (1800 —1050) 2,25 « 2740е.
Кривая W0,i—Cuo,i отвечает той же нагрузке (220 вт/мм2),
но продолжительностью 0,1 сек, и кривая ТР0,01 — продолжитель¬
ностью 0,01 сек.
Из рассмотрения этих кривых можно сделать практически
важное заключение, что наивыгоднейшая толщина вольфра¬
мового зеркала зависит от продолжительности нагрузки и воз¬
растает с ее увеличением.
Заметим, что приведенные цифровые данные относятся к
линейному фокусу шириной 3 мм и длительности нагрузки 1 сек.
Расчет показывает, что допустимая удельная нагрузка вольфра¬
мового зеркала зависит как от длительности нагрузки, так и от
ширины фокуса. На рис. 2-43 приведены кривые зависимости
допустимых удельных нагрузок для вольфрамового зеркала
толщиной 3 мм, впаянного в медь, при работе трубки на
'27
однофазном токе, выпрямленном четырехвеитильной мостовой
схемой. Меньшие фокусы допускают большие удельные нагрузки,
потому что окружающий вольфрам более эффективно отводит
тепло от фокуса, чем в случае широкого фокуса.
Следует отметить, что при постановке задачи и ее решении
делались упрощающие допущения, которые не могли не отра¬
зиться на конечных результатах. Во-первых, при конечной длине
фокуса часть теплоты может
распространяться вдоль фокуса
и вследствие этого полученная
расчетом температура анода
должна быть несколько выше
действительной. Во-вторых, при
конечных размерах поперечного
сечения анода часть теплоты бу¬
дет излучаться с его поверхности,
однако теплоотдача лучеиспуска¬
нием всегда меньше теплоотдачи
теплопроводностью. Поэтому дей¬
ствительная температура анода
должна быть выше полученной
расчетом.
Обе эти ошибки невелики, что
можно заключить из кривой рас¬
пределения температуры по по¬
верхности фокуса:
т,-0 = /(0-
Рис. 2-43. Допустимые удельные Распределение т ем -
нагрузки для вольфрамового зер- пературы по ширине ф о -
кала толщиной 3 мм при раэлич- куса можно найти, вычисляя по
КЫХ экспозициях в зависимости от основной формуле (2-57) распре-
ширикы линейного фокуса. т
деление температуры 7 =/(у) на
поверхности {г—0) и на глубине
2 мм (z=0,2 см от поверхности фокуса для анода, сделанного
из фиктивного материала,—рис. 2-44, кривые бив). Заменяя
слой меди толщиной 2 мм вольфрамом, получим кривую распре¬
деления температуры по поверхности фокуса реального анода
(рис. 2-44, кривая а), пользуясь формулой
(*“0) ~ ^Си <*-0,2* “Ь ^*25 [ТСи и-0) Гси (г_0'2)]. (2-60)
Эта кривая соответствует распределению температуры по
поверхности фокуса шириной 3 мм через секунду после вклю¬
чения нагрузки 220 вт!мм\ Из кривой видно, что. температура
на границах фокуса сильно падает, что подтверждается наблю¬
даемыми резкими границами повреждений фокуса, (вызванных
испарением вольфрама при высокой температуре. Из этой же
128
кривой видно, что при кратковременных нагрузках (1 сек) теп¬
лота успевает распространиться на небольшое расстояние от
фокуса, так что упрощения, сделанные при постановке задачй
(замена реального анода неограниченной средой и замена ко¬
нечной длины фокуса бесконечной), не могли внести большой
ошибки.
Рост температуры центра фокуса с течением
времени 7=/(/) также можно найти, пользуясь основной фор¬
мулой (2-57). На рис. 2-45 кривые показывают закон нараста¬
ния температуры центра фоку¬
са 5-киловаттной трубки при
нагрузке 220 вт/мм2 с тече¬
нием времени от 0 до 1 сек.
Рис. 2-44. Распределение темпера¬
туры по ширине фокуса через се¬
кунду после включения. Нагруз¬
ка 220 вг/мм2.
Рис. 2-45. Нарастание темпера¬
туры центра поверхности фоку¬
са с течением времени: о —на
поверхности вольфрамового
зеркала; б —без зеркала; с —
на стыке вольфрама тол ши нон
2 мм и меди.
Сначала вычислялась температура на поверхности и на глу-
бике 2 мм медного анода -(рис. 2-45, кривые б и б) и затем
пересчитывалась' по формуле (2-60) на случай замены слоя меди
толщиной 2 мм вольфрамом (кривая а). Кривая а показывает,
что температура вольфрама в фокусе вначале растет быстро,
а затем более медленно. Закон нарастания температуры с тече¬
нием времени (от 0 до 0,01 сек) может быть выражен формулой
Т = тР\/7, (2-61)
где Р—мощность;
t — время;
m — коэффициент, зависящий от-теплоемкости и теллопро-
. водности материала анода.
Из кривой Г (рис. 2*46) легко найти допустимые нагрузки
для экспозиций меньше 1 сек.
Кривая I на рис. 2-46 дает допустимую нагрузку в миллиам¬
перах при УвФФ~50 кв для различной продолжительности экспо¬
зиции — от 0,02 до 1 сек.
ДЛя каждой экспозиции допустимая нагрузка / в милли¬
амперах получается из произведений IQP ма (секундная допу¬
стимая нагрузка) на отношение , т. е.
1
2740
100 ма.
Рис. 2-46. Зависимость допустимых силы тока (кри¬
вая /) и числа ма-сек (кривая В) от времени экспо¬
зиции. Кривая Г — нарастание температуры центра фо¬
куса с течением времени.
Наконец, кривая В дает максимальное число миллиампер-
секунд, которое может выдержать трубка за данное время.
Эта кривая получена как произведение допустимого тока на¬
грузки (кривая /). при данной выдержке на соответствующее
время t и показывает, как сильно возрастает допустимая на¬
грузка (в миллиампер-секундах) с увеличением, выдержки. По¬
этому при кратковременных снимках следует с целью сохране¬
ния трубки время снимка понижать настолько, насколько это
действительно необходимо.
2-21. Расчет нагревания фокуса трубки при длительной нагрузке
Большинство рентгеновских трубок используется в режиме
длительной непрерывной работы (терапия, структурный анализ,
просвечивание материалов).
Поэтому при проектировании рентгеновских трубок необхо¬
димо производить расчет распределения температур в аноде при
продолжительной непрерывной работе,, так как мощность трубки
1;Х)
определяется прежде всего температурами, возникающими на
зеркале в центре фокуса и в меди под зеркалом.
Решение этой задачи заключается в интегрировании диффе¬
ренциального уравнения теплопроводности при определенных
граничных условиях, выводимых из физических условий' задачи
и следующих упрощающих
допущений:
]. Анод трубки принима¬
ется в виде прямого цилинд¬
ра с круглым сечением ра¬
диуса R см, состоящего из
двух частей, сделанных из
различных материалов: зер¬
кала (W, Mo, Ag, Ni, Со,
Fe, Сг)- толщиной dx см с
коэффициентом теплопро¬
водности k\ и медного тела
анода длиной rf* см с коэффициентом теплопроводности kt
(рис. 2-47).
2. Формула фокуса круглая.
Рис. 2-47. Схематическое изображение
конструкции анода.
а)
6)
tМ
Рис. 2-48. Распределение плотности теплового
потока по активной поверхности анода: а —по¬
стоянная плотность по площади фокуса радиу¬
са 8; f(r)“ : * — распределение по закону
•е
3. Через поверхность S| непрерывно входит тепловой поток,
причем закон распределения электронов в фокусе /(г) может
иметь различный вид. Можно полагать, что на площади фокуса
радиуса д см тепловой поток имеет постоянную плотность
(рнс. 2-48, в):
/«-£ е-62»
131
либо его плотность распредечена по некоторому закону, выра¬
женному какой-дибо формулой, приближающемуся к действи¬
тельному распределению, например, формулой:
(2-63)
где 6 — условный радиус круглого фокуса, равный расстоянию
от центра фокуса до точки, а которой плотность потока f(r)
уменьшается ъ’е раз (е—2,718. Г. — основание натуральных ло¬
гарифмов) — рис. 2-48, б.
4. Через основание S* поддерживаемое интенсивным охла¬
ждением при постоянной температуре Т0, отводится весь тепло¬
вой поток, входящий через поверхность Si, с равномерной плот¬
ностью по всей поверхности 52:
(2-64)
5. Теплоотдачей с боковой поверхности пренебрегаем, так как
конвекция в вакууме отсутствует, а теплоизлучение охлаждае¬
мого анода незначительно.
6. При распространении тепла вдоль оси анода от зеркала
к медному телу анода температура изменяется плавно, без
скачка.
Введем цилиндрическую систему координат, ось которой
направим вдоль оси анода, а начало координат поместим
в точку пересечения оси цилиндра с плоскостью спая зеркала
с медным телом анода. Температуру зеркала и медной части
анода обозначим Т\ и Т2.
Так как в нашем случае (осевая симметрия) температура
зависит только от г и г к не зависит от угла <р, то дифферен¬
циальные уравнения теплопроводности в цилиндрических коор¬
динатах имеют следующую форму:
3*74 . 1 0Tl . d*Tt
дг* + г дг ^ д*
д*т, . 1 дт% . a*rt
дг* ^ г дг ^ дг*
= 0;
(2-65)
= 0.
(2-65')
При этом имеют место следующие граничные условия:
1) при г=/?
2) при z?»0.
ат\ I =
ьтл
9r L*
дг
1 Г» lf-0
и kt
= 0;
г-Х
д]\
дг
д]\
дг
« ,
132
3) при z=dt
Т% ~ Тй и
Q .
kR* '
4) при г——d,
Решения уравнений (2-65) и (2-65'), удовлетворяющие пере¬
численным выше граничным условиям, зависят от вида функ¬
ции /(г)—закона распредления плотности электронов в фокусе
трубки.
В частном случае, когда распределение электронов (те¬
плового потока) .по поверхности фокуса имеет постоянную
плотность
решение принимает вид [Л.103]
т^-r•+Mi-x)+^^kjllлЯкa^^'
л—I
-г -г 1 Q 4 —z I Q
T*~Io + ,r* — + ***.
а»
/1=1
(М)
Ъх<>
(2-67)
Если принять закон распределения теплового потока в фо-
О
кусе указанного выше вида f(r) = — е *■ , торешение принимает
яо*
несколько иной вид (Л.96]:
-f—)*(—)*
Jgtli.Y
13Э
В этих формулах
sh (Md ch (М + -£-ch (Mi) *h <М
а
(2-70)
sh (Mi) «Ь (Ms) + ~~ ch (Mi) ch (Ms)
sh [flu (d% -f- *)1
(2-71)
n =
sh (Mi) sh (Mi) + -~ch (Mi) ch (Mi)
Jo (M
(2-72)
■MPnO и /r(pnd) — функции Бесселя первого рода нулевого и
ХР
первого порядков соответственно; , где R — радиус ано-
А
да; д П — корни функции Бесселя первого рода первого порядка,
определяемые из уравнения 7i(a')==0, причем индекс п имеет
только целые значения (n= 1, 2, 3...) и указывает порядковый
номер корня этого уравнения.
Значения функций Бесселя и их корней приведены в таб¬
лицах специальных функций.
Ряды в формулах (2-66)-(2-69) сходятся, и подстановкой
определенных значений гиг можно вычислить температуру
в любой точке тела анода.
Однако при практических расчетах анодов рентгеновских
трубок необходимо знать только наибольшие температуры зер¬
кала и медного тела анода,' т. е. температуры центра поверх¬
ности фокуса 7\'(г=0; z=—di) и центра плоскости спая зеркала
с телом анода tg(r=0; г=0).
В этом случае формулы (2-66)—(2-69)^упрощаются1 к могут
быть записаны в следующем виде:
1 Заметим, «.то при г=0 множитель R* под знаком суммы имеет по¬
стоянное значение:
(2-73)
(2-74)
так как
где Ф выражено в вг, Д, я кг—в вг/слс• град и drw d%—в см\
Nf и Nt — некоторые функции геометрических размеров анода
и отношения радиуса фокуса к радиусу анода Эти функции
были вычислены путем суммирования рядов в формулах (2-66)
и (2-67) (Л.103] и <(2-68) и (2-69) [Л.96), и составлены соответ¬
ствующие таблицы.
. В работе [Л.96] функции Nf и Nt вычислены для анода сред¬
них размеров—диаметром около 30 мм, длиной dt**2R — с воль¬
фрамовым зеркалом толщиной 2 мм при различных значе¬
ниях ~ и представлены в табл. 2-3.
Таблица 2-3
6
R
0,1
0.2
0.3
0.4
0.5
0,6
Nf
N,
7.310
1,722
3,280
1,187
1,8 28
0,805
1,118
0,6-11
0,701
0,359
0,438
0,260
В работе других авторов (Л. 103] функции Nf и Nf вычислены
для различных значений отношений радиуса фокуса б и тол¬
щины зеркала di к радиусу анода при длине анода
йг=2Н и представлены в табл. 2-4 (для однородного анода без
зеркала, kfT=kt) и табл. 2-5 (для медного анода с вольфрамовым
зеркалом, -
*1 /
Таблиц а 2-4
J
R
oil
0.2
0,3
0*4
N,
8,544
3,837
2,214
1,306
Таблица 2-5
MR
Nt
Nt
0.1
0.2
0.3 |
0.4
0, |
0.2
0,3
0.4
0,1
7.298
2,854
1,488
0,782
1,410
0.900
0,587
0,311
0,2
8,118
3,454
1,894
1,050
0,680
0,540
0,400
0,292
0,3
8,370
3,674
2,071
1,185
0,378
0,328
0,233
0,203
0,4
8,468
3,765
2,144
1,250
0,226
0.204
0,172
0,138
* Значения фувкций Nt я Nt, данные в табл. 2-4 н 2-5, вдвое больше
соответствующих значений, приведенных в статье [Л.103], так хак упро¬
шенные формулы (2-73) я (2-74) записаны в несколько инок виде.
Дальнейшие исследования {Л. 102} показали, что приведен¬
ными в табл. (2-3), (2-4) и (2-5) значениями для Nf и Jv* можно
пользоваться без очень большой погрешности и в случае, когда
длина анода d2 меньше 2R (приблизительно до d2=R). В случае
тонких анодов (4<£) (трубки с полым анодом) формулы<(2-73)
и (2-74) не применимы, и при расчете следует пользоваться бо¬
лее сложными формулами, учитывающими и интенсивность от¬
вода тепла от охлаждаемой поверхности [Л. 102].
Применение формул (2-73) и (2-74) при наличии табл. 2-3
или 2-4 и 2-5, как видно из следующего примера, очень просто.
•г
рлпп
т
tUiJU
Kr
WUU
tcW
тз
ш
*00
0
If
Пример. Анод рентгеновской трубки типа
0.9БПМ-180 имеет приблизительно следующие
размеры: средний радиус анода £*>1,25 см;
толщина вольфрамового зеркала </1*0,2 см;
длина медного тела анода см.
Коэффициент теплопроводности вольф¬
рама принят равным
Jtw = 0,96 вт/см-град
н меди
ксп = 3,26 вт/см град.
Определить температуры Г/ н Т9 при дан-
Рис. 2-49. Зависимость тем¬
пературы центра фокуса и
центра плоскости спая от
6/£.
= 900 am.
Подставляя значения W, А у, кСи» du dt и
£ в формулы (2-73) и (2-74) и полагая Го*
»100* С, получаем
*7
100 +
М0-Г0.2 , * 1
15*1,25* [о,9в 3,26 J
+
900
г.*0,98.1,25
Nf*a 364 + 234JVf.
Тй 100 -}•
900*4
3,26**1,25*
900
1:0,98*1,25
Nu -=326 -г- 234-А7в,
_ Ь
Задаваясь теперь различными значениями — от 0,1 до 0,6 и пользуясь
£
табл. 2-3, получаем соответствующие значения Г/ и Тв. ^
Результаты вычислений сведены в табл. 2-6 и представлены кривыми на
рис. 2-49.
Таблица 2-6
Ь
0.1
0,2
0.Э
0.4
0.5
o.e
Ъ
2072-
1130
790
«24
526
465
Ti
728
603
513
| 448
409
386
136
Из таблицы н кривых (рис. 2-49) видим, что при малых размерах фо¬
куса < 0,2^ нагрузочная способность трубки лимитируется темпера*
турой центра фокуса Ту, в то время как гри > 0,2 предельная мощность
А
трубки определяется температурой меди под зеркалом Г#. Действительно,
так как Ту и Tg пропорциональны нагрузке W, то при понижении темпера¬
тур 7/ и Tg вследствие увеличения радиуса фокуса j можно соответ¬
ственно увеличить нагрузку трубки. Так, если принять допустимыми темпе¬
ратуры нагрева вольфрама в центре фокуса 7/^1600° С и меди под зер¬
калом Г*=750° С, то для достижения ука¬
занной температуры ^*Уса необходимо s/я
увеличить нагрузку в раз, а для до-
Ту
стижения предельной температуры меди
750
под зеркалом —в — раз.
В табл. 2-7 приведены результаты та-
кшс вычислений.
Из табл. 2-7 видно, что при остром
фокусе
(т-‘)
температура вольфрама
9,2 6J 0/9 0J f
Рис. 2-50. Зависимость допу¬
стимой удельной нагрузки фо¬
куса от 6/R.
в центре фокуса получается слишком высо¬
кой (Ту«2072е С>1600°С), а температура
меди под зеркалом оказывается несколько
ниже допустимой (Г*=728*С<750вС). Тем
не менее из-за перегрева вольфрама нагрузку трубки следует снизить до эна
чения
7=900X 0,775=695 вт. При увеличении фокуса > 0,2^ температуры
Ту к Tg оказываются ниже допустимых, и поэтому нагрузку трубки можно
увеличить. Однако увеличение нагрузок при этом будет лимитироваться уже
температурой меди под зеркалом Tg. Значения допустимых нагрузок трубки
для различных—(0,20,6). вычисленные по формуле 117-=900 — , даны
Таблица 2-7
8
R
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
а, мм
1.25
2,50
3,75
5.0
6.25
7.5
Sf - гЛ1, мм2
4,92
19,68
44,3
79
123
177
1600
Т,
0,775
1.41
2.03
2.57
3,04
3.44
750
т* ,
1,03
1.24
1,46
1,67
1,83
1.94
W, в/п
695
1116
1315
1500
1650
1745
W
w0 — ~, mlмм*
141
56,7
29,7
19
13,5
9.9
137
проточйым маслом йбеспечиваст отвод выделябщвйсй яЛ акШе Теплоты.'
В табл. 2-7. дайн также вычисленные зяачения радиуса фокуса б [мм],
площади фокуса Sr [мм]1 ж средине по поверхности фокуса удельные на¬
грузки «о Таг/мм1], при которых температура центра .фокуса я меди под зер¬
калом не превосходят принятых значений (7/-1600° С и 7/-750° С). По
данным последней строки .построен график зависимости допустимой удельной
нагрузки ®о от диаметра фокуса (рис. 2-50). Меньшие фокусы допускают
большие удельные нагрузки, потому что окружающие вольфрам и медь бо¬
лее эффективно отводят тепло от малого фокуса, чем от фокуса боль-
шого диаметра.
2-22. Охлаждение анода
После выключения трубки температура фокуса быстро па¬
дает вследствие теплопроводности вольфрама и меди и повы¬
шается температура всей массы тела анода. При кратковремен¬
ных больших нагрузках, как мы видели, теплота, развивающаяся
в фокусе, не успевает распространяться далеко в глубь анода;
поэтому допустимая секундная нагрузка не зависит от способа
охлаждения анода н определяется только площадью фокуса,
конструкцией и физическими свойствами материала анода.
При длительной работе трубки способ и интенсивность ох¬
лаждения анода имеют большое значение. Действительно, в слу¬
чае продолжительной работы трубки, даже при небольшой на¬
грузке, теплота, выделяющаяся на аноде, постепенно повышает
его температуру н, если не будут приняты меры к отводу теп¬
лоты, анод может перегреться и расплавиться. Кроме того,
при перегреве анода из него могут выделиться газы, и трубка
выйдет из строя. Чтобы предохранить анод от перегрева и
повысить мощность трубки применяются различные охлади¬
тельные устройства, отводящие теплоту от анода в окружаю¬
щую среду.
Известно, что теплота от нагретого тела может отводиться
тремя различными путями; 1) радиацией, т. е. лучеиспусканием,
2) теплопроводностью, 3) конвекцией.
В зависимости от конструкции трубки отвод тепла от анода
совершается одним, двумя или всеми тремя путями одновре-
мейно.
Принцип охлаждения анода радиацией (лучеиспусканием)
теплоты в чистом виде используется в терапевтических трубках.
Анод этих трубок (рис. 1-12) изготовляется нз массивного
вольфрамового стержня, -который под действием электронной
бомбардировки во время работы нагревается до белого каления.
При этом излучение теплоты с его поверхности становится на¬
столько интенсивным, что без охлаждающего устройства насту¬
пает равновесное состояние между теплотой, развивающейся на
аноде, и его лучейспусканием. Для увеличения лучеиспускания
поверхность вольфрамового анода увеличивают, придавая ему
138
. -*< ч Ч-. :- .а w.-r« та-.^яаА
Э JWJK ИсбОЛЬ1Щ)И; ШЭД
Рис. 2-51. Детали терапевтической
трубки с охлаждением анода ра¬
диацией.
... . ... .
до ;(1041¾) Х2 щ2 (рис. -ЗиИ);• *. при этом «продолжительна# на
грузка трубки достигает 1,5 кат. При достигаемых во время ра¬
боты трубки температурах 1700—1900°С анод начинает ис¬
пускать электроны; поэтому такие трубки могут работать только
на постоянном или выпрямленном напряжении.
Охлаждение анодов широко распространенных трубок, снаб¬
женных радиаторным охладителем (рис. 2-52), осущест¬
вляется радиацией, теплопровод¬
ностью и конвекцией одновре¬
менно.
Анод таких трубок изготов¬
ляется в виде полого медного ци¬
линдра, к закрытому концу кото¬
рого припаивается вольфрамовое
зеркало. Ко второму, открытому,
концу анода припаивается кольцо
(феррохромовое или коваровое), которое спаивается со стеклян- •
ной ножкой (трубкой), поддерживающей анод.
В полость анода, сообщающуюся с наружным воздухом,
плотно вставляется охлаждающий медный стержень, наружный
конец которого снабжается радиатором в виде тонких медных
дисков. Часть теплоты, выделяющейся на аноде с радиаторным
охладителем, отдается
у у., путем радиации, дру¬
гая часть теплоты
отводится путем тепло¬
проводности через мед¬
ный стержень к охлаж¬
дающим ребрам, где и
передается окружаю¬
щему воздуху путем
радиации и конвекции.
Распространенность этого метода охлаждения объясняется
его значительной эффективностью и главным образом удобст¬
вом обращения с трубкой, снабженной радиаторным охладите¬
лем. Однакддля продолжительной непрерывной работы трубки /
действие этого охладителя недостаточно. Для увеличения тепло- ^
отдачи радиатора необходимо увеличить его поверхность и уси¬
лить омывание его холодным воздухом. Подобная конструкция
приведена на рис. 2-53. К охлаждающему стержню прикреплен
охладитель в виде алюминиевого цилиндра с почерненной по¬
верхностью; в котором просверлено большое число отверстий,
образующих решетку; в каналах охладителя возникает естест¬
венная тяга, способствующая более быстрому обмену воздуха и,
следовательно, улучшению охлаждения. На рис. 2-54 даны теп¬
ловые характеристики такого охладителя.
Рис. 2-52. Диагностическая защитная трубка
с ребристым охлаждением анода.
139
Современные безопасные диагностические рентгеновские
трубки обычно снабжаются радиатором небольших размеров и
помещаются в масло. При этом теплота от анода передается
Рис. 2-53. Анод рентгеновское трубки с радиаторным
охлаждением.
t — анод: 2 — стержень «кода; 3 — радиатор; 4 — стекд£няая
ложка анода.
к радиатору путем теплопроводности и затем от радиатора
к маслу путем конвекции (см. рис. 2-89).
Наиболее эффективный способ ох*
лаждения анода — охлаждение во¬
дой — основан:
а) на увеличении теплоемкости
анода;
б) на расходовании выделяющейся
на аноде теплоты, на испарении воды;
н) на отводе теплоты проточной
водой.
Отвод теплоты может быть осуще¬
ствлен также и ^пропусканием через
полый анод потока масла или воздуха.
В трубках, охлаждаемых водой, по¬
лый анод сообщается со стеклянным
или металлическим (рис. 2-55) бачком,
наполняемым водой. Так как теплоем¬
кость воды (С = 1 кал/г • град) во много
раз выше таковой для металлов (для
меди С= 0,091 кал!г ^град\ для железа
С=0,133 кал/г-град), то айод, напол¬
ненный водой, может при незначительном нагревании воспри¬
нимать большое количество теплоты.
При работе трубки, охлаждаемой водой, температура послед¬
ней постепенно повышается до 100°, затем вода вскипает, и
Рис. 2-54. Теплоотдача
радиатора, изображен¬
ного на рис. 2-60: а —
для чистой поверхности;
б —для почерненной по¬
верхности.
в дальнейшем выделяющаяся теплота расходуется на испарение
воды» а температура анода остается почти постоянной. При на¬
ступлении бурного кипения воды в бачке трубкуъ выключают,
на некоторое время для охлаждения.
Очевидно, что для случаев работы трубки при продолжитель¬
ных непрерывных больших нагрузках, например при химическом
или структурном анализе, а также при просвечивании металлов
и терапии, этот способ охлаждения недостаточен. В этих слу¬
чаях применяется охлаждение проточной водой или проточным
маслом.
Рис. 2~55. Анод рентгеновской трубки, охлаждаемой водой.
/ — анод; 2 — патрубок; 3 — бачок; 4 — стеклянная ножка анода.
Рис. 2-56. Анод рентгеновской трубки, охлаждаемый
проточной водой.
/ — анод; 2 — вилка охлаждающего устройства; 3 — стеклян¬
ная ножка анода.
В полость анода вводится охлаждающая жидкость по цент¬
рально расположенной латунной трубке 2 (рис. 2-56). Принуди¬
тельное движение воды или масла производится при помощи не¬
большого центробежного насоса. В случае охлаждения водой
центробежный насос должен быть изолирован от земли и от вра¬
щающего его электродвигателя.
При работе трубки на низких напряжениях может быть при¬
менено охлаждение анода водой, подводимой от водопровода
по длинным резиновым и стеклянным трубкам, увеличивающим
сопротивление утеыки тока.
Метод охлаждения проточной водой представляет значитель¬
ное неудобство в эксплуатации вследствие необходимости в до¬
полнительных устройствах, но зато является наиболее эффек¬
тивным*
И1
2-23. Расчет охлаждения .анода проточнЬйжндкостью
В современных мощных рентгеновских трубках, работающих
при длительных нагрузках, достигающих трёх и больше кило¬
ватт, а также в трубках с полым анодом даже наиболее эффек¬
тивный метод охлаждения анодов — проточной жидкостью—
может оказаться достаточным только при правильном выборе
конструкции и размеров охладительной системы и количества
протекающей жидкости в единицу времени. Поэтому при кон¬
струировании мощных трубок и трубок с тонким анодом одной
из наиболее важных проблем является проблема охлаждения
анода.
Система охлаждения анода проточной жидкостью, обычно
применяющаяся в рентгеновских трубках (рис. 2-56), весьма
своеобразна, и до сего времени теплоотдача аналогичных систем
не исследовалась. Своеобразие же движения жидкости в аноде
(резкий поворот на 180е) не позволяет использовать известные
расчетные формулы, полученные для длинных прямых труб и
приводимые в специальной литературе [Л. 32].
Поэтому в рентгенотехнической лаборатории ЛЭТИ была
проведена большая работа по исследованию теплоотдачи охлаж¬
даемой поверхности анода {Л. 102]. При этом в соответствии
с характером движения жидкости охлаждаемая поверхность
разбивалась на две части и исследовалась теплоотдача тор¬
цовой поверхности (дна канала анода), омываемой жидко¬
стью с перпендикулярным к ней направлением движения, и
боковой поверхности, представляющей собою короткую пря¬
мую трубу.
В результате этих исследований были получены следующие
формулы для определения коэффициентов теплоотдачи:1
.1) торцовой поверхности
а, = i.eeRe^V4-^;
а
(2-75)
2) боковой поверхности
а, = 0,22Re0,*Pr0,4 —.
d
(2-76)
Эти формулы были проверены для значений числа Re от 100
до 30000 и применимы при температуре торца охлаждаемой
поверхности не выше 110е С для воды и 220® С для трансформа¬
торного масла при скорости движения жидкости не меньше
1 м/сек.
1 Для.прямых длинных труб обычно рекомендуется формула:
e = 0,023RewPre’< —,
d
(2-77)
142
-'В'д^'^амулах: ’ У<г?
Re«— — безразмерная величина, так называемый критерии
(число) Рейнольдса, характеризующий режим движения
жидкости: при Re<2200 поток жидкости в длинных пря¬
мых трубках получается ламинарным — параллель¬
ными струйками; охлаждение при этом малоэффек-
тивно; при Re>2200 движение становится вихревым —
турбулентным, и теплоотдача повышается; в случае
сложных систем турбулизация потока наступает при
значительно меньших значениях числа Re;
Рг= -—критерий Прандтля—безразмерная величина, ха-
й
растеризующая физические свойства жидкости; для воз¬
духа Рг=0,72 — величина постоянная, не зависящая ни
от давления, ни от температуры;
w — скорость протекания жидкости, м/сек-,
(1 — диаметр трубы, по которой -протекает жидкость, м;
если канал сечения 5 м2 имеет иекруглую форму,'то
под d понимают эквивалентный диаметр, определяемый
по формуле </ан»= ^, где L — периметр сечения трубы;
v — кинематическая вязкость жидкости, м*/сек;
а — коэффициент температуропроводности жидкости, мУеек;
X—коэффициент теплопроводности жидкости, выраженный
в ккал/м • ч • град.
Значения Pr, v и X берут для средней температуры жидкости,
т. е. для
пользуясь таблицами или графиками, помещенными в специаль¬
ных руководствах (Л. 32].
В табл. 2-8 приводятся некоторые физические параметры
воды, трансформаторного масла и воздуха.
Пользуясь приведенными формулами и табл. 2-8, можно
легко вычислить коэффициенты теплоотдачи торцовой oti и бо¬
ковой аг охлаждаемых поверхностей анода.
Количество тепла Qj, передаваемого в единицу'времени от
торцовой поверхности анода к жидкости, в ккал/ч определяется
формулой Ньютона
(2-78)
где си — коэффициент теплоотдачи торцовой поверхности,
ккал/м2-ч-град;
Ft — площадь торцовой поверхности, мг;
ter—температура стенки торца, "С;
*ср — средняя температура охлаждающей жидкости, °С.
мз
Некоторые физические параметры охлаждающих жидкостей
8
l/i 1-. с*!
□с С5 См ui>
1*5 СМ -
- - ^ ( t*"»
о о
со S as о с
©» g W3 w
00 - УГ ^ гС
о
ч* ml
со . с^
СМ со
см
8
Ш СО h-
8 8*8*
о о - - в.
8 § *-« JS
<л °. 8 *■ t-."
О
8 8
еч* §}
3
0,580
0,366
2,23
1,378
6,32
S §«.£!§
» о О * «
0> - Ю 1Л N
О
а в
«, я
S
2* ю <о !>; о
й
о сГ см -Г ^
ю —1 со см ю
~ S -гю. ~
о> - г>. ю г*-
о
§ 8
« 8
S
й й § S "
ю ** ° ю
О о Л -Г «
00
см г*- ао ю о
°! 8 ^ ~
О) > GQ 1в S
о
5 s
СМ 2
о
ю
0,557
0,556
3,56
1,664
4,49
8 § s ® 8
о,- я. - *> tc
о
S 8 8
N 2 1l
о
5 S « S' -¾
LTD <0 -Г-
о о ^ Л
Й § .? й 8
аГ о ы N* N*
§ ® °\
« £ ^
8
8 1 “1 S «
о о « - •«
2: Й ем <£ Й
^ Q со
оГ Q оо <о
(/]
a a 8
еч °
- и
■ 8
52 О СО О СМ
ю . о о ~ *
о' — ^ СМ -1
a 8 s е в
а> 0~ 64 о> <о
£ S
С - ®
О
^ П Л » Q
о‘ ^ « +
о> g о> 1C *
в> о — «о
ь.
— ^ а,
" - ~j*
о
S й й 3-
^ - СО - О
о - - см 1
8 § 8 ®- 8
а> сГ ~
О, £
- 2 ;
Температура, °С
'S и « _ о
i-v.vj. л
.и Ki
*< ^
го
з 1
1 8^- s*
.36 > *•!- ~
« о g
о ^ ~
ах
1 Г* §
§ V
4 >
*< о
о ^
в!Гоя
H€W wrhh81T он oiroew
эонйохвибофоивб!
xXVcoq
Ш
О»722 = const; РГ0А =0,88
Для вычисления количества тепла Q-, отдаваемого внутрен¬
ней боковой поверхностью анода жидкости, формула Ньютона
не применима, так как температура по длине канала анода не
остается постоянной.
•В этом случае анод следует рассматривать как полый ци¬
линдр, с внутренней поверхности которого происходит тепло¬
отдача; пренебрегая теплоотдачей внешней его поверхности,
можно воспользоваться формулой, служащей для вычисления
тепла, отдаваемого боковой поверхностью канала анода охлаж¬
дающей жидкости [Л. 32, стр. 323]:
= Уст — th , (2-79)
где — коэффициент теплопроводности материала анода (для
меди Хг—330 ккал/м ■ ч. град);
^—площадь поперечного сечения металла трубчатой части
анода, м2;
т
-V&
«2 — коэффициент теплоотдачи внутренней боковой поверх¬
ности анода, ккал/м2 • ч ■град;
L— внутренний периметр сечения канала анода, м.
Рис. 2-57. Эскн* анода трубки типа РДВ.
Полное количество тепла, отдаваемое охлаждающей жид¬
кости:
Q = Qi + Q, = Уст — tep) 1«Л + th ml], [ккал1ч\,
ИЛИ
p = %^LteiFi + 4^thmiHem]( (2-80)
0,oo3
0 24*3600
где 0,863 = тепловой эквивалент одного ватт-часа,
ккал/вт • ч.
Пример 1. Через полость анода рентгеновской трубки типа РДВ, эскиз
и основные размеры которого даны на рис. 2-57, протекает вода со скоро¬
стью V=4t 6 и 8 литров в минуту. Определить допустимые нагрузки трубхи,
если средняя температура охлаждающей воды /ер^20°С н допустимая тем¬
пература наиболее нагретой части охлаждаемой поверхности (торца)
= 110° С; Х>1«Э0 мм; Да» 19 мм; dt=*\0MM\ /*>50 мм.
® Ф- И. Харад*а
145
Расчет Провести для двух вариантов, отличающихсяЛ друг от друга
только наружным диаметром внутренней трубки: й\^12 мм и —=16 мм.
Решение. Площадь торцовой поверхности охлаждаемого канала:
гЦ
Я. 19«
= 283 мм».
4 4
Площадь сечения меди трубчатой частя анода:
F,- я
30* — 19*
- 424 лм*.
4 4
Внутренний периметр сечения канала анода:
L = kD% s= п • 19 = 59,6 « 60 мм.
Площадь сечения отверстия внутренней трубки:
г.-ггё r. ins
= = — 79 « 80 мм*.
4 4
П лошадь сечен и я колицевого задора и перлом па pi rain с:
19*— 12»
Sj-s-
я 170 мм*.
Площадь сечения кольцевого зазора во втором варианте:
19* —16*
4*-
« 90 мм*.
Эквивалентный диаметр зазора в первом варианте:
45 4* (rf-г?)
^ = 2-(/-.-,-,)=23. =19-12 = 7
- L 2с (г. + /-,) 1У 1
JMi.
2к (г, -|- Гд)
Эквивалентный диаметр зазора во втором варианте:
<*жв П =* 2*п - 19— 16 = 3 мм,
где 6 — толщина щели кольцевого зазора,
Значения физических параметров воды при /в*«20°С (см. табл. 2-8):
X — 0,515 ккал{М‘Ч град; v ?= 10~6 м*}сек\
Рг = 7,04; PxQA =2,19.
Далее составляем расчетные формулы.
Скорость движения воды в канале сечением £ [см2] при расходе воды
V [л/мин]: .
в подводящей трубке
v.1000 V1000 лЛ|„ г . ,
w = —- =¾ 0,21 V [м?сек\\
6G-Sr10Q 60*0,8-100 1
f 46
.-'*“1 .■ -
V, =
601,7-160
- -J^1000-= 0.21 И 1м]сек];
" 60-0,8 100 .
• Re
wd
v
*±2L=ioV
Ю-*
l »^.. «>|-0,007
10-«
0.7-104 юр
II ^ii^ski V.I 0.003 4
Ren= — 3K> = —L! = о,ЗЮ4«а>1Г
v ]<T*
>, -= l,68Re0,46Pr0,4-^- = -1,68-2,19^515 Re«-'« 190 Re0-46 •
1 л t\ л1л л|- ч Lt
0,010
4=0,22Re°« Pc04-^- = 0,22-2,19 ^|g-Re?-« =35,4 Re?-6 '
41 = 0.22Ref*Pe°-4 i- = 0,22-2.19^ Reft* = 82,7Refl> -¾ i
m = l/ -^= л[ - 10~3 ]/Ta = 0.653 K«"t;
К АЛ Г 330-424-JO-*
P * («Л + X,F,m (hm/]~ 100^-20 [283- ИГ «a, +
0,863
0,863
-f 330-424-10“*«tliml] = 93[283-Kr*ei +0,14m th mlJ-
Результаты расчета приведены в табл. 2-9.
Пример 2. Условия задачи остаются такие же, как я в предыдущем при¬
мере, но охлаждение анода производится трансформаторным маслом, сред¬
няя температура которого fep~40° С и допустимая температура наиболее
нагретой части охлаждаемой поверхности {торца) Г|~220°С.
Определить допусгнмые нагрузки трубки при расходе масла
V«4, 6, в и 10 л/мин.
Решение. Геометрические размеры анода те же.
Значения физических параметров трансформаторного масла при /е,~
&=? 0,094юом/Ж’Ч-град; v— 10,3. I0~s мг\сек\ Pr*s=220.
В .результате расчета, произведенного аналогично предыдущему, допу*
стнмые нагрузки трубки равны (табл. 2-10);
6*
147
Таблица 2 9
143
Таблица 2-Ю
Расход масла, Vt aJmuh
4
6
а
10
Допустимая
нагрузка Рх, пт
475
570
060
740
ъ
» яп. да» : . . .
700
840
970
1085
Отношение
1,47
1,47
1.47
г 1,47
Рх
Из приведенных распетое видно, что небольшое изменение размеров ох-
ладительноА системы анода (увеличение толщины, стенки подводящем трубки,
что приводит к уменьшению зазора и увеличению скорости движения жидко¬
сти в нем), повышает допустимые нагрузки трубки рассмотренной конструк¬
ции на 32% при охлаждении водой и на 47% при охлаждении трансформа*
торным маслом.
2-24. Вакуумная оболочка трубки
Назначением оболочки трубки является отделение вакуум¬
ного пространства трубки от окружающего воздуха, поддержи¬
вание электродов и их электрическая изоляция друг от друга
на полное прикладываемое к трубке напряжение. Кроме того,
рентгеновские лучи, возникающие внутри оболочки, не должны
значительно ослабляться ее стенками. Поэтому материал, форма
и размеры оболочки должны удовлетворять определенным тре¬
бованиям.
Материал оболочки должен быть газонепроницаемым и легко
обезгаживаться при откачке трубки.
Так как обезгаживание происходит лучше и быстрее при вы¬
соких температурах, то материал оболочки должен допускать
достаточно высокую температуру нагрева.
Материал оболочки (или хотя бы отдельных участков ее)
должен быть хорошим изолятором, позволяющим прикладывать
к электродам трубки весьма высокие напряжения.
Для того чтобы рентгеновские лучи, возникающие на аноде,
могли проходить через стенки оболочки с малым ослаблением,
в состав ее вещества должны входить по возможности легко¬
атомные элементы.
Наконец, материал оболочки должен хорошо обрабатываться
и быть прозрачным для видимого света, что облегчает процесс
изготовления трубки.
Всеми этими свойствами в большей или меньшей степени
обладает стекло. Поэтому в качестве материала для изготовле¬
ния оболочек рентгеновских трубок почти исключительно при¬
меняется стекло. В разборных трубках оболочка делается из
металла (бронза или сталь) и в качестве изолятора, исполь¬
зуется стекло или фарфор. В црследнее время качали применять
для изготовления оболочек трубок ШШррыё керамические ма-’
терн'аяы/у ‘
Различные сорта стекла в зависимости от их состава сильно
отличаются друг от друга по своим свойствам. В табл. 2-11 при¬
веден химический состав некоторых стекол, применяемых в про¬
изводстве рентгеновских трубок.
Таблица 2-11
Химический состав различных стекол
Состденыс части
ЛЬ 23
J* 49
ЗС5
ЭС8
«Пирене»
NaaO
9,4
6,3
11,0
4,2
3.4
као
7,1
—
7,2
.3,6
0,8
СаО
8,5
—
6,8
0,4
0.5
А1«Оа
3,9
3.0
3,9
2.6
2.5
SiOa
63,4
68.2
69.0
65.4
79,8
FfjO,
—
—
0,2
0,2
0,2
в.о,
2.7
17,5
1,7
23,4
12,3
MgO
—
—
0,2
0,2
0.5
ZnO
—
5
—
—
Коэффициент линейного рас¬
ширения а* 107«град~1 . .
84—87
46—48
48-50
46-48
33
Выбор сорта стекла определяется требованием обеспечения
высокой электрической прочности трубки, которая в значитель¬
ной степени зависит от качества стекла. Поэтому при изготов¬
лении рентгеновских трубок применяют главным образом туго¬
плавкие стекла, обладающие хорошими электрическими свойст¬
вами. Выбор сорта стекла в свою очередь определяет выбор
металлов, из которых изготовляются опаиваемые со стеклом де¬
тали трубки.
В производстве отечественных рентгеновских трубок приме¬
няются главным образом два сорта стекла.
Тугоплавкое боросиликатное (так называемое молибдено¬
вое) стекло № 46 с низким коэффициентом теплового расшире¬
ния и хорошими механическими, термическими и электрическим и
свойствами. Это стекло спаивается с молибденом, медью и спе¬
циальным сплавом, известным под названием «ковар» или «фер-
ннко*.
Натровое стекло № 23» менее тугоплавкое и с высоким коэф¬
фициентом расширения» спаивающееся с платиной» медью и
высокохромистой сталью (феррохромом), а также со стеклом
«гетан*.
Для выпуска из трубки очень мягкого (длинноволнового)
излучения в оболочке трубки делается против зеркала анода не¬
большое окошечко, которое запаивается легкоатомным вещест*
т
мягкое риптёновскйёмочение, —
ст«кйрм «г€таи», слюдой или берйллием.
Окна из стекла «гетан». Для запаивания окошек
мягколучевых трубок применяется специальное бериллиево-ли-
тневое стекло, содержащее только легкоатомные элементы (83%
У2В4О7. 2,5% ВеО, 14% В20з), известное, в зарубежной литера¬
туре под названием линдемановского стекла. У нас аналогичное
стекло известно под названием «гетан». Его примерный состав:
UCO, 17,3%
В (ОН), 77,4%
Это стекло химически нестойко, и поэтому гетановые окошки
необходимо защищать от воздействия влажного воздуха покры¬
тием специальным лаком, так на¬
зываемым цапонлаком (раствор
целлулоида в ацетоне).
Благодаря тому, что в состав
этого стекла входят только низ¬
коатомные элементы, прозрач¬
ность его значительно больше,
чем прозрачность стекол, из ко¬
торых делаются оболочки трубок.
В то время как стекла типа Кв 23
и К* 46 почти полностью погло¬
щают рентгеновское излучение
с длиной волны больше 1,2 А, че¬
рез стекло «гетан» проходят лучи
с длиной волны до 2,5 А.
Слюдяные окна. Боль¬
шим недостатком гетановых окон
является неизбежная неравномерность толщины стекла по по¬
верхности окна, а также неодинаковая толщина различных окон.
Было предложено делать окна из слюды, и в 1951 г. была
описана конструкция трубки [Л. 134] в которой окно сделано из
слюдяного диска толщиной 20 мк и диаметром 15 вакуум но
плотно впаянного в отверстие металлического стакана (рис. 2-58).
Этот очень тонкий диск выдерживает атмосферное давление,
оставаясь почти плоским, и имеет совершенно одинаковую тол¬
щину по всей поверхности. Так как слюда, подобно стеклу «ге¬
тан», разрушается при бомбардировке отраженными электро¬
нами, то в описанной конструкции трубки слюдяное окно защи¬
щено бериллиевым. диском толщиной 0,2 мм.
Техника впайки слюдяных окон разработана и описана в со¬
ответствующей литературе [Л. 63,134]. ч
Бериллиевые окна. Гораздо большей прозрачностью
для мягкого рентгеновского излучения и лучшими физическими
Рис. 2-58. Эскиз конструкция обо¬
лочки трубки со слюдяным окном.
Л — анод; К — кольцевой катод: М —
слюдяное окно толщиной 15—20 мк;
Be — бермлдневый диск толщиной
0,2 JMJK (защищающий слюду от попада¬
ния отражепжых от анода электронов).
151
а механическими свойствами обладает бериллий (^=4). На рис.
2-59 даны кривые прозрачности различных материалов, приме¬
няемых для окошек мягколучевых рентгеновских трубок; на
рис. 2-60 приведены абсорбционные характеристики бериллия
и лиидемановского стекла .для К4-излучения различных метал¬
лов, обычно применяемых в качестве зеркал ртруктурных трубок.
Ценность бериллия как материала для окон в оболочке рент¬
геновских трубок заключается не .только в его большей прозрач¬
ности для мягких рентгеновски* лучей, но также в его высокой
Рис. 2-59. Прозрачность, раз¬
личных материалов, приме¬
няющихся для изготовления
окошек трубок.
/ — целлофан 0,02 л.ч; 2 — бе¬
риллий 0,5 мм; 3—алюминий
0,025 мм; 4 — л «идем а новское
стекло 0,25 мм; «штреке» I .ил.
Ряс. 2-60. Абсорбционные харак¬
теристики бериллия я ляядемаиои-
ского стекла.
Сплошные линии — бериллий;
пунктирные — линдеыановское
стекло.
температуре плавления (1284°С), что позволяет нагревать
трубку при откачке до обычных температур нагрева '(500—
520°С). Кроме того, он устойчив против атмосферных воздей¬
ствий, так как покрывается тонкой невидимой пленкой окиси,
которая служит предохраняющим покрытием; обладает хорошей
тепло- и электропроводностью.
Основная трудность в использовании бериллия для этой цели
заключалась в получении вакуумного бериллия в тонких дисках
и разработке техники припайки бериллиевых дисков к металли¬
ческой гильзе, которая может быть частью стеклянной или ме¬
таллической оболочки трубки. Кроме того, оказалось, что берил¬
лий н некоторые его соедйнения обладают токсическим (отрав¬
ляющим) действием [Л. 58].
. Первые попытки применения бериллия были неудачны .вслед¬
ствие пористости и непрочности материала. В настоящее время
техника получения вакуумноллотного бериллия и его припайки
разработана и описана в литературе. [Л, 63,121].
Размеры и форма оболочки определяются тепловыми и элек¬
трическими условиями работы трубки.
Длина оболочки выбирается такой, чтобы при максималь:
ном рабочем напряжении не мог возникнуть скользящий искро¬
вой разряд по внешней поверхности трубки. Средний градиент
потенциала вдоль поверхности стекла оболочки не должен пре¬
вышать 3,5—4 кв(см при работе трубки в воздухе и 5—б ка)см
при работе в масле. В сжатых газах градиенты потенциала мо¬
гут быть значительно выше (см. § 4-18).
Форма баллонов рентгеновских трубок может быть различ¬
ной. В большинстве случаев баллон имеет расширенную сред¬
нюю часть сферической, овальной нли цилиндрической формы и
узкие анодную и катодную горловины. Такая форма баллона
наиболее выгодна с точки зрения обеспечения электрической
прочности. При расширении средней части стеклянные стенки
баллона удаляются из области электрического поля с большими
градиентами, <и вследствие этого уменьшается опасность пробоя
стекла. Узкие горловины препятствуют проникновению отра¬
женных электронов в глубь анодного отростка и образованию
в нем зарядов высокого потенциала. Точно так же узкое
катодное горло препятствует попаданию в катодный отро¬
сток положительных ионов, которые могут иногда возникать
в трубке.
Диаметр баллона определяется также и требованием, чтобы
стекло не перегревалось теплом, получаемым от накаленного
катода и анода при работе трубки. При повышении температуры
стекла увеличивается его проводимость; при температурах, близ¬
ких к 200® С, начинается заметный электролиз стекла, приво¬
дящий к ухудшению вакуума в трубке.
Толщина стенок баллона при одном и том же рабочем на¬
пряжении и работе трубки в воздухе должна быть тем больше,
чем меньше его диаметр.
2*25. Типы и конструкции электронных рентгеновских трубок
Выяснив в предыдущих параграфах общие вопросы, возни¬
кающие при конструировании и разработке рентгеновских тру¬
бок, перейдем к обзору конструкций различных типов трубок,
имеющих массовое применение в медицине и технике. В соот¬
ветствии с принятой классификацией (см. § 2-1) сначала рас¬
смотрим простейшие трубки без зашиты. В последующих па¬
раграфах будут рассмотрены конструкции трубок с защитой
от неиспользуемого рентгеновского излучения, трубки с защи¬
той от высокого напряжения, а также конструкции специализи¬
рованных трубок.'
153
Рентгенодиагностика заключается в рассматривании: I) те¬
невых картин просвечиваемого объекта на флюоресцирующем
экране.— рентгеноскопия и 2) теневых картин просвечи¬
ваемого объекта, зафиксированных на фотографической пленке—
рентгенография.
Эти теневые картины должны быть ясными, контраст¬
ными и иметь достаточно резко очерченные границы.
Для получения ясной картины на флюоресцирующем
экране при рентгеноскопии интенсивность излучения турбки дол¬
жна обеспечивать достаточную яркость свечения экрана. Обычно
эти картины наблюдаются врачом .сравнительно длительное
время (2—5 мин). Такой режим работы трубки называется
режимом «просвечивания». Мощности, при которых получается
необходимая интенсивность излучения трубки при просвечива¬
ниях, относительно невелики (0,2—0,3 кет). Ясность теневой
картины на рентгеновском снимке определяется плотностью
почернения фотопленки под действием рентгеновских лучей,про¬
шедших через просвечиваемый объект. Так как снимки живых
объектов необходимо производить в возможно более короткие
промежутки времени (секунды и доли секунд), то интенсив¬
ность излучения трубки должна быть очень большой и мощно¬
сти, подводимые к трубке в режиме «снимков», также должны
быть весьма значительными (2—10 кет ц больше).
Таким образом, диагностические трубки должны допускать
большие кратковременные нагрузки при снимках и сравнительно
небольшие, но длительные при просвечиваниях.
Контрастность1 теневых картин иа экране или фото¬
пленке достигается выбором жесткости излучения, соответ¬
ствующей просвечиваемому объекту; поэтому эти'трубки должны
нормально работать при изменении подводимого' к ним напря¬
жения в широких пределах (от 40 до 110 кв, а иногда и выше).
С целью повышения интенсивности излучения снимки следует
производить яри возможно более высоком напряжении, но та¬
ком, чтобы контрастность изображения заметно не снижалась.
Наконец, резко очерченные теневые картины получа¬
ются при точечном источнике лучей, т. е. диагностические трубки
должны обладать возможно более острым фокусом.
Таким образом, главнейшее требование," предъявляемое к ди¬
агностическим трубкам,— большая мощность при ма¬
лом фокусе.
Необходимо различать контрастность н резкость .изобра¬
жения. Контрастность является мерой различия между светлыми и темными
частями рисунка, тогда как резкость изображения обусловливается крутнз-
иойперехода от света к темноте.
154
1 Номинальной мойш^Щ^ШЬ1:типеск6й' трубки считают
ту мощность, которую Тр^кЙ'может воспринимать без повреж¬
дений в течение одной, секунды. Для качественной характери¬
стики трубки вводят понятие «оптической мощности». Оптиче¬
ская мощность трубки тем выше,, чем больше концентрация
электронов на единице площади поверхности фокуса, т. е. чем
выше средняя поверхностная удельная нагруэха фокуса. Для
правильно сконструированного медного анода с вольфрамовым
зеркалом максимальная секундная удельная нагрузка фокуса,
как указывалось, достигает 200—220 вт/мм2.
В зависимости от равномерности распределения электронов
по поверхности фокуса эта величина изменяется в сторону умень¬
шения, так как при неравномерном распределении электронов
температура вольфрама в сильно нагруженных местах может
достигать точки плавления, в то время как температура других
участков фокуса остается значительно ниже допустимого зна¬
чения.
Однако резкость теневой картины на экране или фотопленке
зависит не от истинном величины фокуса, а от его проекции в на¬
правлении просвечиваемого объекта. Поэтому проекцию фокуса
в направлении просвечивания часто называют эффективным
фокусом трубки. Очевидно, трубки будут тем.оптически мощ¬
нее, чем больше Отношение мощности трубки к площади эффек¬
тивного фокуса. Это отношение иногда называют добротно¬
стью трубки.
Диагностические трубки различных типов конструктивно
разнятся между собой главным образом по выполнению като¬
дов. Аноды большинства типов рентгеновских трубок мало от¬
личаются друг от друга по конструкции.
Назначение анода, как указывалось, состоит в том, чтобы
служить мишенью для торможения электронов и отводить раз¬
вивающуюся при этом на нем теплоту. Поэтому материал анода
должен:
1) иметь высокий атомный номер;.
2) обладать высокой температурой плавления;
3) иметь хорошую теплопроводность;
4) иметь низкую упругость паров при рабочих температурах.
Ни один нз существующих металлов не обладает всеми этими
свойствами. Поэтому практически выполняемые аноды пред¬
ставляют собой довольно сложное тело, составные части кото¬
рого удовлетворяют тем или* иным из перечисленных требо¬
ваний.
Конструкция анода, характерная для большинства рентге¬
новских трубок, показана на рис. 2-55 и 2-56. Высокоатомный
материал, необходимый для обеспечения высокого к. п.д. трубки,
обычно составляет лишь малую часть его, и только тот уча¬
сток анода, на котором тормозятся электроны, и называется
155
зеркал см анода. В качестве материала зеркала анода во
всех типах трубок, кроме трубок для структурного анализа,при¬
меняется вольфрам в виде дисков диаметром от 10 до 20 ммплн
прямоугольных пластин (12X22 мм) толщиной 2—2,5 мм.
Тело анода представляет собой полый медный цилиндр к за¬
крытому, срезанному под определенньш углом концу которого
припаивается вольфрамовое зеркало. Для получения хорошего
теплового контакта вольфраморого зеркала с медным телом
анода припайка производится путем расплавления меди в ва¬
кууме в графитовом или стальном стакане, на дне которого ук-
Рнс. 2-61. Конструкции катодов электронных трубок с
круглым фокусом: а — конструкция катода первой элек¬
тронной трубки; 6 — конструкции катодов современных
трубок.
репляется вольфрамовое зеркало под заданным углом. Ко вто¬
рому, открытому, концу анода припаяно металлическое кольцо
(феррохромовое или коваровое в зависимости от сорта стекла,
из которого 'изготовляется трубка), которое спаивается со стек¬
лянной ножкой (трубкой), поддерживающей анод.
Катод первых электронных трубок (рис. 2-61, а), сохранив¬
шийся в практике до сих пор, состоит из плоской вольфрамовой
спирали /, заключенной в металлический цилиндр 2, с которым
она электрически связана. Этот катод создает круглый фокус.
Остроту фокуса можно широко менять соответствующим под¬
бором диаметра спирали и ее расположением в собирающем ци¬
линдре (см. § 2-9), но в отдельном экземпляре трубки, величина
фокуса остается неизменной. На рис. 2-61, б изображены друг
гие Оформи катодов трубок с круглым фокусом.
Стремление получить трубку, обладающую фокусами раз¬
личной величины, привело к созданию конструкции двухфо^
156
Рис. 2-62. Ка¬
тод трубки с
двумя круглы¬
ми фокусами.
Рис. 2-63. Ка¬
тод трубки «ау¬
тофок».
к у с н о й трубки. Катод этой трубки (рис. 2-62) имеет две спи¬
рали. из которых одна помещена глубоко в цилиндрическом уг¬
лублении катода и дает острый фокус (для нагрузок 600—800 вт),
а вторая укреплена ближе
к поверхности катода и дает
тупой фокус (для нагрузок до
4—6 кет).
Делались попы гки созда¬
ния трубок с автоматически
изменяющейся величиной фо¬
куса в соответствии с нагруз¬
кой. На рис. 2-63 изображен
катод одной из таких трубок.
Через раскаленную спираль
катода проходит изолирован¬
ный штифт /, соединенный не¬
посредственно с отрицатель¬
ным полюсом источника высо¬
кого напряжения и через сопротивление г в несколько тысяч
ом (около 10000 ом) — со спиралью. При работе трубки анод¬
ный ток i проходит через сопротивление г,
на концах которого появляется разность
потенциалов, равная (V. Вследствие этого
штифт находится под отрицательным по¬
тенциалом по отношению к накаленной
спирали, благодаря чему электроны, выхо¬
дящие из спирали, отклоняются от нор¬
мального пути и фокус увеличивается.
При правильном выборе конструкции
катода и величины сопротивления г можно
добиться того, что изменения размеров фо¬
куса будут следовать изменениям величины
анодного тока, так что добротность трубки
при всех нагрузках будет оставаться опти¬
мальной.
Предлагались также и другие способы
автоматического изменения величины фоку
са, например путем смещения в осевом на
правлении собирающего цилиндрика отно
сительно неподвижной спирали (рис. 2-64)
Это перемещение производится катушкой
обтекаемой током накала спирали, втяги
вающей железный якорек, связанный с со
бирающим цилиндриком. Несмотря на то
что эти трубки обладают хорошими оптическими свойствами,
они не получили широкого распространения из-за сложности
конструкции.
Рис. 2-64. Эскиз като¬
да трубки типа «ва¬
риофок».
/ — фокусирующий ЦИ¬
ЛИНДР; 2 — спираль; 3 —
электромагнит; 4—желез¬
ный цилипдр; 5 — Пружи¬
на; 6 — анод.
157
Высокими оптическими свойствами обладают трубки с так
называемым линейным фокусом. Накаливаемая спираль
катода в этой трубке (рис. 2-65) выполняется в виде винтовой
линии диаметром около 1,5 мм и длиной 10—12 мм, ось кото¬
рой располагается перпендикулярно оси трубки. Концентриро¬
вание электронов осуществляется фокусирующим устройством,
имеющим углубление в виде полуцилиндра, по образующей ко¬
торого расположена спираль. Фокус на аноде, активная поверх¬
ность (зеркало) которого наклонена к оси трубки под углом 7Г,
получается в виде узкой ленты (действительный фокус), проек¬
тирующейся в направлении просвечиваемого объекта в неболь¬
шой квадрат (эффективный
фокус). При указанном угле
наклона анода площадь эф¬
фективного фокуса, опреде¬
ляющего резкость рисунка,
оказывается приблизительно в
три раза меньше площади дей¬
ствительного фокуса, опреде¬
ляющего мощность трубки.
Поэтому трубки с линей¬
ным фокусом обладают боль¬
шой оптической > мощностью,
так как они допускают на¬
грузки, приблизительно в три
Рис. 2-65. Катод трубки с линейным раза большие, чем трубки
фокусом. с КруГлым фокусом, при оди¬
наковой площади эффектив¬
ного фокуса. Следует, однако, отметить, что величина эффек¬
тивного фокуса, т. е. площадь проекции действительного фо¬
куса, в различных направлениях (в пределах рабочего пучка
лучей) заметно меняется и, следовательно, резкость тени, ко¬
торую дает просвечиваемое тело, на различных участках экра¬
на или фотопленки оказывается различной: в верхней части
экрана тени получаются более резкими, чем в нижней. Практи¬
чески этот недостаток линейного фокуса незначителен, и трубки
с линейным фокусом имеют большое распространение.
Трубки с линейным фокусом могут быть сделаны также двух¬
фокусными, для чего катоды их снабжаются двумя спиралями,
одна из которых дает острый (узкий и короткий для небольших
нагрузок) и вторая-гбольшой (длинный и широкий для боль¬
ших нагрузок) фокус (рис. 2-66).
Наконец, была, предложена диагностическая трубка с так
называемым коническим фокусом (рис. 2-67), в которой элект¬
роны, эмитируемые кольцевым катодом, попадают на боковую
поверхность вольфрамового конуса W, впаянного в тело медного
анода А.
.... .-. , -4--- - - . —
В этой трубке боковая поверхность вольфрамового коиуфа
является действительным фокусом, проектирующимся в направ¬
лении просвечиваемого объекта в круг s {эффективный, фокус)
(рис. 2-68), площадь которого равна площади основания воль-
Рис. 2-66. Катод двухфокусной
трубки с линейным фокусом.
Рис. 2*67, Диагностическая трубка с ко¬
ническим фокусом.
фрамового конуса. Так как отношение площади боковой поверх¬
ности конуса к площади его основания велико (при угле у вер¬
шины 22° около 5), го оптические свойства трубки с таким фо¬
кусом оказываются очень вы¬
сокими.
Существенным недостат¬
ком конического фокуса яв¬
ляется то, что освещаемое
поле, до которого достигает
Рис. 2-68. Эффективный и действи¬
тельный фокусы трубки с кониче¬
ским фокусом.
Рис. 2-69. Дентальная рентгенов¬
ская трубка.
излучение со всей боковой ловерхности вольфрамового конусаг
ограничено. Действительно, во все точки поля, находящиеся за
пределами круга а (рис. 2-67), попадает лишь часть излучения
трубки, тогда как другая часть его экранируется вольфрамо¬
вым конусом, и только область, находящаяся в пределах кру¬
га а, освещается излучением, исходящим со всей поверхности
действительного фокуса. Поэтому площадь, ограниченная кру¬
гом а, является рабочим участком освещаемого поля.
159
Несмотря iia то, что трубки эюй конструкции обладают хо¬
рошими оптическими свойствами» они не получили большого рас¬
пространения главным образом вследствие конструктивных не¬
достатков: недостаточно интенсивного отвода тепла от фокуса
и трудности выполнения катода, обеспечивающего равномерное
распределение электронов по боковой поверхности вольфрамо¬
вого конуса.
Конический фокус нашел применение в специальных им¬
пульсных трубках (см. § 2-30). *
Дентальные диагностические трубки применя¬
ются в зубоврачебной практике и служат для исследования по¬
лости рта. Фокус трубки делается очень острым, так как снимки
зубов производятся обычно при малом расстоянии между фоку¬
сом трубки и пленкой и при относительно небольших нагрузках.
Конструкция одной из первых трубок этого назначения пока¬
зана на рис. 2-69. Угловое расположение электродов трубки и
заземление катода позволяют удалить от больного анод, нахо¬
дящийся под высоким напряжением.
Терапевтические трубки
Рентгенотерапия заключается в облучении больного рентге¬
новским излучением определенного качества (жесткости) и
в определенном количестве (дозе).
Жесткость излучения определяет степень проникновения из¬
лучения внутрь организма и зависит от максимального значе¬
ния и формы кривой напряжения, подводимого к трубке, вольт-
амперной характеристики трубки и фильтрации'излучения.
Количество излучения — доза — зависит от мощности излуче¬
ния трубки н длительности облучения.
Различают рентгенотерапию поверхностную и глубокую. По¬
верхностная рентгенотерапия особых требований к рентгенов¬
ским трубкам не предъявляет, так как используется относи¬
тельно мягкое излучение небольшой интенсивности. Для этой
цели могут быть применены диагностические трубки с усилен¬
ным охлаждением анода (проточной водой). Для рентгенотера¬
пии внутренних органов больного (глубокая терапия) необхо¬
димо мощное жесткое излучение. Трубки, используемые для
глубокой терапии, должны работать при очень высоких напря¬
жениях (200 кв и значительно выше — см. § 7-9) и значительных
токах (3—20 ма) в течение длительного времени (до часа и
больше). Для лечения кожных заболеваний и глазных болезней
применяются- специальные мягколучевые трубки, работающие
при напряжениях 10—25 кв, снабженные прозрачным для мяг¬
ких лучей окном из стекла «гетан» (рис. 2-86) или из бериллия
(рис. 2-115 и 2-116).
Аноды первых терапевтических трубок делались в виде
вольфрамовой пластины, укрепленной на молибденовой трубке
(рис. 2*13). Во время работы трубки анод ее разогревается до
белого каления и тепло, развивающееся на нем, излучается в ок¬
ружающее пространство.
Среднюю часть стеклянной вакуумной оболочки трубки во
избежание ее перегрева делают большого диаметра и ей при¬
дают овальную форму.
Так как анод трубки во время работы нагревается до белого
каления и начинает эмитировать электроны, то эти трубки могут
работать только на постоянном или вполне выпрямленном на¬
пряжении.
Трубки для структурного анализа
Структурный анализ имеет целью исследовать тонкую струк¬
туру вещества (расположение атомов в кристаллической решетке,
величину и взаимное расположение кристалликов, образую¬
щих твердое тело, внутренние напряжения и т. п.) и заклю¬
чается в получении и анализе дифракционных картин (рентге¬
нограмм), возникающих при прохождении рентгеновских лучей
через исследуемое вещество.
Для проведения рентгеновского структурного анализа необ?
ходимы специальные рентгеновские трубки, отвечающие опре¬
деленным требованиям.
1. Большинство методов структурного анализа требует мо¬
нохроматического излучения известной и вполне определенной
длины волны. Действительно, как упоминалось, при анализе ди¬
фракционных картин (рентгенограмм) пользуются уравнением
Вульфа — Брэгга
nX = 2dslnft,
которое связывает три величины d, Я и б. При вычислении по
этой формуле расстояний между атомными плоскостями про¬
странственной решетки кристалла необходимо знать угол б и
длину волны Я. Угол б легко вычисляется из измерений рентге¬
нограммы. Для получения монохроматического излучения из¬
вестной длины волны при структурном анализе пользуются ха¬
рактеристическим излучением трубки, длина волны которого
зависит от рода вещества зеркала анода и имеет вполне опре¬
деленную величину (приложение 6).
Из этой же формулы видно, что чем меньше Я, тем меньше
будут углы отражения б, а следовательно, тем больше будет
погрешность при определениях угла б. Поэтому в большинстве
случаев удобно пользоваться лучами большой длины.волны, т.е.
характеристическим излучением легкоатомных веществ. С этой
целью аноды трубок для структурного анализа снабжаются зер¬
калами из различных металлов (47Ag, 42Мо, 29Cu, 28Ni, 27 Со,
га
26Fe, 24Cr) в отличие от всех других-типов трубок, в которых
эерхало анода обычно делается из вольфрама.
2. Так как характеристическое излучение этих металлов
очень сильно поглощается в стеклянных стенках оболочки, то
в структурных трубках против среза анода делаются окна диа¬
метром 10—15 мм из прозрачного для мягких рентгеновских лу¬
чей стекла «гетан» (рис. 2-70) или из вакуумноплотного берил¬
лия (рис. 2-71) для выхода рабочего пучка излучения.
3. При структурном анализе обычно пользуются очень узким
пучком. излучения и, следовательно, берется излучение с очень
J
1*=Ч
. 1
535г"
Рис. 2-70. Трубки для структурного анализа типа «СВ» с гетановыми
окнами.
Рис. 2-71. Рентгеновская трубка для структурного анализа
с окнами из металлического аакуумноплотного бериллия.
небольшой площади фокуса. Поэтому эти трубки должны обла¬
дать по возможности малым фокусом.
4. Для повышения удобств эксплуатации и обеспечения без¬
опасности работы трубки для структурного анализа должны до¬
пускать заземление анода.
5. При снятии рентгенограмм на фотопленку действует от¬
клоненный от образца узкий лучок небольшой интенсивности,
вследствие чего длительность получения снимка оказывается
очень большой (иногда достигает нескольких часов).
Поэтому при конструировании структурных трубок прини¬
маются всевозможные меры для сокращения времени получения
рентгенограммы и лучшего использования трубки (и всей уста¬
новки) :
а) с целью повышения интенсивности излучения трубка
должна использоваться при максимально допустимой мощности;
поэтому в них применяется наиболее эффективный метод охла¬
ждения анода проточной водой непосредственно от водопровода
(поскольку анод заземлен);
162
. 6) .-irax как интенсивность излучения обратно - .пропорцио¬
нальна квадрату расстояния от'фокуса, то конструкция трубки
должна обеспечивать возможность максимального приближения
исследуемого образца к ее фокусу, поэтому вакуумную оболочку
структурных трубок делают Цилиндрической формы небольшого
диаметра;
в) зеркало анода в этих трубках обычно располагается пер¬
пендикулярно оси анода, чтобы можно было одновременно ис¬
пользовать лучи, исходящие из фокуса по всем направлениям,
и устанавливать исследуемые образцы вокруг трубки в не¬
скольких (двух, четырех) местах и тем повысить использование
трубки.
Анод трубки для структурного анализа, изображенной на
рис. 2-70, снабжен медным чехлом, имеющим одно осевое отвер¬
стие для входа пучка электронов, выходящих из катода, и че¬
тыре боковых отверстия, закрытые тонкими (0,2—0,25 мм) бе-
риллиевымн пластинками для выхода рентгеновских лучей.
Благодаря такому устройству отраженные от анода элект¬
роны улавливаются чехлом анода н не попадают на внутрннюю
поверхность оболочки трубки. Вследствие этого распределение
потенциала вдоль оболочки трубки оказывается равномерным
и опасность пробоя оболочки и. гетановых окошек уменьшена;
поэтому эти трубки допускают заземление анода.
Катоды в структурных трубках делаются такой же конструк¬
ции, как и в медицинских диагностических трубках, т. е. соз¬
дающие круглый или линейный фокус, причем при сборке ка¬
тода стремятся к тому, чтобы фокус получился возможно мень¬
шего диаметра (если фокус круглый) и возможно уже (если
фомгс линейный).
Большое значение имеет, чистота характеристического
спектра излучения анода трубки, т. е. отсутствие в его составе
излучений посторонних веществ, входящих в анод в форме при¬
месей или налета тонкого слоя металла катода (вольфрамовой
нити) или материала фокусирующего устройства.
Известно, что в спектре излучения трубки неизбежно по¬
явление L-линий вольфрама, испаряющегося из ниш накала
катода и конденсирующегося на зеркале анода. Ослабление
этого эффекта можно достичь увеличением расстояния между
катодом и анодом. Однако в долго работавших трубках интен¬
сивность этого постороннего н.элучения становится настолько
значительной, что на рентгенограммах появляются лишние пятна
или линии, которые часто сильно затрудняют их расшифровку.
Поэтому при конструировании и изготовлении структурных тру¬
бок следует стремиться к максимальной чистоте поверхности зер¬
кала анода, не допуская загрязнения его посторонними вещест¬
вами. Металл, применяемый для изготовления зеркала анода,
должен быть высокой степени чистоты.
Для устранения или значительного уменьшения загрязнения
спектра линиями вольфрама была предложена специальная кон¬
струкция катода (рис. 2-72). Вольфрамовая винтовая спираль/
помещена внутри фокусирующего электрода 2. Экран 3 в виде
молибденовой ленты приблизительно такой же ширины, как диа¬
метр вольфрамовой спирали, помещен над спиралью. Основное
назначение его — экранкровать«(эащитить) поверхность фокусно¬
го пятна от попадания испаренного из накаленной спирали воль¬
фрама. который в вакууме распространяется
прямолинейно из места испарения. Этот
катод не получил широкого распростране¬
ния, так как введение экрана изменяет рас¬
пределение электрического поля у спирали,
в результате чего сильно возрастает внут¬
реннее сопротивление трубки и ухудша¬
ются условия фокусировки электронов.
. Та же цель может быть достигнута пу¬
тем выбора материала тела накала катода
со слабой испаряемостью.
Применяют, например, торированный
карбидированный вольфрамовый катод, ко¬
торый работает при более низких темпера¬
турах, чем катод из чистого вольфрама, и,
следовательно, меньше испаряется. Здесь,
ло-видимому, возникают трудности в полу-,
чении стабильной эмиссии катода.
В литературе [Л. 154] приводится также
указание, что испаряемость металла рения
(температура плавления 3170±50°С) значительно меньше, чем
испарямость вольфрама. Так как рений до сих пор не получен
в виде проволоки, то предлагается вольфрамовую проволоку
электролитически покрывать рением.
Эмиссионные свойства рения характеризуются следующими
величинами: работа выхода ф—4,72 э*, постоянная Л £=720 а/смг.
Рис. 2-72. Эскиз като¬
да с экраном над
спиралью.
I — спираль; 2 фокуси¬
рующее устройство; 3 —
экран.
Трубки дли прослеживания материалов
Просвечивание материала рентгеновскими лучами имеет це¬
лью разыскать в исследуемом образце без его разрушения неод¬
нородности, пороки (пустоты, усадочные раковины, трещины и
т. п.) и заключается в получении и рассматривании теневых кар¬
тин; Просвечиваемого- объекта на флюоресцирующем экране или
на фотопленке. Эти картины, так же как и в диагностике,
должны быть ясными, контрастными и иметь резко очерченные
границы. Поэтому и эти трубки должны Иметь острый фокус.
В зависимости от рода материала и толщнны^пррсвечивае-
164
мых объектов трубки рассчитываются на различные напря¬
жения.
При просвечиваниях слабо поглощающих материалов (изде¬
лия из пластмассы, дерева, текстиля, картин и т. п.) требуется
мягкое излучение. В этих случаях пользуются мягколучевыми
трубками, применяемыми для кожной терапии, описанными
в §2-27, 2-31 и 2-32.
При просвечиваниях изделий из легких сплавов можно ис¬
пользовать обычные диагностические трубки с усиленным
охлаждением анода.
И только для просвечивания крупных изделий, сделанных из
тяжелых материалов, где требуется жесткое излучение, изготов¬
ляются специальные рентгеновские трубки, рассчитанные на ра¬
бочие напряжения от 150 до 2000 кв. Медицинские терапевтиче-
Рис. 2-73. Трубка для просвечивания материалов типа ПВ-200.
ские трубки, работающие при напряжениях 200—220 кв, для це¬
лей просвечивания материалов малопригодны, так как они по
необходимости изготовляются с большим фокусом, и поэтому
теневые картины на экране или пленке получаются нерезкими и
мелкие дефекты не могут быть обнаружены. Совокупность тре¬
бований: высокое рабочее напряжение, острота фокуса н боль¬
шая мощность при продолжительной непрерывной работе, —раз¬
решается применением трубок с интенсивным охлаждением
анода проточной водой или проточным маслом, имеющих круг¬
лый или линейный фокус малых размеров.
На рис. 2-73 изображена рентгеновская трубка типа 1-ПВ-200
с неполной защитой от неиспользуемого излучения мощностью
1 кет при 200 кв с охлаждением анода проточной водой. Трубка
типа ЗБПМ-200 па 3 кот и 200 кв с охлаждением анода проточ¬
ным маслом изображена на рис. 2-90.
Конструкции трубок, рассчитанных на более высокие напря¬
жения (400—2000 кв), описаны в § 2-33.
2-26. Трубки с защитой от неиспользуемого излучения
(самозащнтнЫе трубки)
При работе трубки из ее фокуса выходят рентгеновские лучи
по всем направлениям, используется же только небольшая часть
этого излучения, заключенная в телесном угле около 50е при
просвечиванию и терапий, а при структурном анализе—4 телёСг
ном угле, составляющем доли градуса. Излучение, расйростра-
няющееся повеем направлениям вне используемого пучка лучей,
является не только бесполезным, но и вредным, так как, попа*
дая на не подлежащую облучению поверхность тела больного
и на обслуживающий персонал, оказывает вредное действие.
Поэтому при работе с рассмотренными в предыдущем параграфе
типами трубок без зашиты приходится помещать их в защитные
кожухи из сильно поглощающих рентгеновские лучи изоляцион¬
ных материалов (свинцовая резина, свинцовое стекло или пласт*
масса с высокоатомными наполнителями). Такого рода кожухи
не обеспечивают необходимой защиты, громоздки и имеют боль*
шой вес. Кроме того, недостаточность их защиты вызывает необ¬
ходимость применения дополнительных дорогостоящих защитных
устройств (свинцовые ширмы, покрытия свинцом или барито¬
бетонной штукатуркой стен, отделяющих комнату, где рабо¬
тает трубка, от соседних и т. д.).
Для достижения более совершенной защиты были разрабо¬
таны трубки специальной конструкции с самозащитой от
неиспользуемого излучения. По определению ГОСТ 8490-57,
«рентгеновской трубкой с зашитой называется трубка, обеспе¬
чивающая защиту от рентгеновского излучения, соответству¬
ющую действующим правилам и нормам защиты от рентгенов¬
ских лучей, утвержденным в установленном порядке».
Защита в таких 1рубках достигается путем поглощения из¬
лучения, распространяющегося из фокуса во всех направлениях,
кроме направления выхода используемого лучка излучения. Чем
ближе к фокусу будет расположен слой поглощающего защит¬
ного материала, тем меньшее количество его потребуется и тем
проще, легче и дешевле будет защитное устройство.
. Поглощающие защитные слои могут быть расположены либо
внутри трубки в виде массивных металлических чехлов, ук¬
репленных на ее электродах, либо в виде поглощающих оболо¬
чек, надеваемых на трубку снаружи.
Тот и другой принципы в отдельности и в сочетании друг
с другом широко применяются при построении самозащитных
трубок.
Второй принцип защиты, т. е. покрытие трубки наружными
поглощающими чехлами (часто в сочетании с первым), явля¬
ется в настоящее время более распространенным. Однако при
конструировании самозащитных трубок по этому способу необ¬
ходимо учитывать условия работы трубки при покрытии ее
защитным чехлом. Дело в том, что отраженные от анода элект¬
роны, как известно, создают на внутренней поверхности обо¬
лочки трубки, главным образом в части, окружающей разряд¬
ную область, отрицательные заряды высокого потенциала. По¬
этому, если наложить непосредственно на стеклянную оболочку
трубки в этом месте йрбводящйА
(обычно свинцовый) чехол» то
между заряженной внутренней по-
верхностью стекла и наружным
чехлом образуется сильное элек¬
трическое поле, в результате чего
легко может произойти пробой
стекла. Поэтому во всех трубках,
снабженных наружными защит¬
ными чехлами, принимаются меры
для предотвращения пробоя стекла..
В различных конструкциях трубок
это достигается различным об¬
разом.
По конструкции защитные
трубки можно разделить на еле:
дующие пять форм выполнения:
а) с чехлом на аноде;
б) в защитном изоляционном
чехле;
в) со средней металлической
частью, т. е. трубки, средняя часть
оболочки которых сделана из ме¬
талла;
г) с чехлом на катоде;
д) с двухстенной стеклянной
оболочкой.
Трубка с чехлом на
аноде сконструирована по пер¬
вому принципу. На конец анода
надет массивный медный чехол со
стенками толщиной около 10 мм и
с двумя отверстиями — осевым для
входа электронного пучка и боко¬
вым, закрытым тонким (1—2 мм)
бериллиевым диском, для выхода
рентгеновских лучей (рис. 2-74).
Благодаря такому устройству вто¬
ричные (отраженные) электроны,
возникающие в фокусе анода, не
могут попасть на стеклянные
стенки оболочки и тело анода; по¬
этому в этих трубках не возникает
афокальное излучение и не обра¬
зуются отрицательные заряды вы¬
сокого потенциала на внутренней по¬
верхности оболочки. Распределение
Рис. 2-74. Защитная диагностическая трубка с чехлом на аноде типа БДК-85.
потенциала вдоль оболочки трубки оказывается равномерным,
что позволяет уменьшить длину трубки. Кроме того, лучи,
возбуждающиеся в фокусе трубки, очень сильно (но не пол¬
ностью) поглощаются чехлом анода и только в одном направ¬
лении могут проходить через бериллиевое окно, причем мало
ослабляются, так как атомный номер бериллия очень низок
(2=4).
В осевых направлениях излучение- трубки достаточно сильно
поглощается вольфрамовым зеркалом и медным телом анода,
с одной стороны, и массивным телом фокусирующего устройства
катода, с другой.
Для увеличения поглощающей способности чехла анода при
изготовлении его иногда применяется не чистая медь (Z=29),
а медь с большим содержанием вольфрамового порошка
(Z = 74), который вводится в виде механической примеси в рас¬
плавленную медь. Такая медь обладает хорошими механиче¬
скими свойствами, легко обрабатывается и сильно поглощает
рентгеновские лучи.
Следует отметить, что рассмотренная конструкция не обеспе¬
чивает необходимой защиты полностью, поэтому она не полу¬
чила самостоятельного применения при создании защитных тру¬
бок. Однако, так как анодный чехол почти полностью улавли¬
вает отраженные электроны и тем повышает электрическую
прочность трубки, то этот принцип широко применяется при
создании самозащитных и безопасных трубок других типов.
Трубка в защитном изоляционном чехле. Про¬
стейший прием создания трубки С защитой от неиспользуемого
излучения состоит в том, что обыкновенную трубку, имеющую
стеклянную вакуумную оболочку цилиндрической формы, поме¬
щают в защитный чехол из изоляционного материала, имею¬
щий небольшое отверстие против среза анода для выхода рент¬
геновского излучения. Чехол этот изготовляется из пластмассы
(бакелит) с наполнением высокоатомиыми веществами (свинцо¬
вые окислы, барит). Самозащитная диагностическая трубка, по¬
строенная по этому принципу, изображена на рис. 2-52.
Трубка с металлической Средней частью.
В трубке этой конструкции защита оболочки от электрического
пробоя достигается замещением части стеклянной, оболочки, ок¬
ружающей разрядное пространство, металлом. Вакуумная обо¬
лочка диагностической трубки этого типа (РДВ-100) состоит
из феррохромового или коварового цилиндра 1 (рис, 2-75) и
припаянных к нему стеклянного окна 2 и двух стеклянных ци¬
линдров 3, в которые впаиваются анод и катод таким образом,
что разрядное пространство между ними располагается в сере¬
дине металлического цилиндра (гильзы).
Снаружи средняя металлическая часть оболочки трубки по¬
крывается свинцовым щитом 4 (гильзой) толщиной около 3 мм
168'
с круглым отверстием против окна, псглощаюшим рентгенов¬
ские лучи, расходящиеся из фокуса трубки по всем неисполь¬
зуемым направлениям.
Для поглощения рентгеновских лучей, распространяющихся
в осевых направлениях трубки, анод и катод делаются массив¬
ными и большого диаметра, так что зазор между внутренней
поверхностью металлического цилиндра и катодом равен 5 мм,
а между той же поверхностью и анодом 6—6,5 мм.
Рис. 2-75. Разрез защитной диагностической трубки типа РДВ-100.
Рис. 2-76. Общий вид трубки типа РДВ-JOO.
Рис. 2-77. Защитная терапевтическая трубка
«метал яко.
Благодаря такому устройству трубки источник рентгеновских
лучей (фокус) оказывается окруженным со всех сторон погло¬
щающими слоями и выход рабочего пучка излучения возможен
только через окно. Для поглощения афокального и рассеянного
излучений, возникающих внутри трубки, стеклянные части ее
оболочки покрывают изоляционными гильзами, сделанными из
бакелита с наполнением высокоатомными веществами (рис.2-76).
Терапевтическая трубка этого типа показана на рис. 2-77.
Трубки, в которых разрядное пространство окружено ме¬
таллом, получили название «металлике» н имели очень широкое
169
^дсвространешге; так как Обладали цнЩфа ценными свййст-
вами, хотя и не были свободны от существенных недостатков.
К достоинствам этих трубок
относится то, что в них:
1) уменьшена возможность
пробоя оболочки трубки, так
как наиболее подверженная про*
бою часть ее сделана на ме¬
талла;
2) ослаблено возникновение
афокального излучения, так как
дальность полета отраженных
электронов ограничена и, следо¬
вательно, уменьшена площадь,
излучающая афокальные лучи;
3) уменьшена вероятность
ионизации газа в трубке, так как
длины траекторий полета отра¬
женных электронов малы;
4) защитные свойства ее, как
указывалось выше, высоки.
Основным недостатком кон¬
струкции этих трубок является
то, что отраженные электроны
попадают на металлическую
часть ее оболочки и сообщают
ей отрицательный заряд высо¬
кого потенциала. Поэтому при¬
ложенное к трубке напряжение
распределяется вдоль оболочки
неравномерно: около 75—80%
приходится на анодную часть и
остальные 20—25% на катодную.
Защитная трубка с
чехлом на катоде. По
принципу экранирования стек¬
лянной оболочки трубки от попа¬
дания на нее отраженных элек¬
тронов и, следовательно, от об¬
разования на ней отрицательных
зарядов высокого потенциала
построена защитная трубка с
чехлом на катоде.
Катод этой трубки (рис. 2-78) снабжен металлическим чех¬
лом, охватывающим анод. В этом чехле против фокуса делается
небольшое отверстие для выхода полезного пучка рентгеновских
лучей. Отраженные от анода электроны попадают в тормозящее
170
-между анойа^Ф|«атйдным
чехлов, .отклоняются скова на анод и не могут достй^стеклян-;
ных стенок оболочки трубки. Поэтому в таких трубах ослаб¬
лено афокальное излучение и не образуются отрицательные за¬
ряды высокого потенциала на внутренней поверхности оболочки.
Распределение потенциала вдоль оболочки трубки оказывается
равномерным, что позволяет покрывать ее снаружи защитным
футляром без опасения пробоя стекла, а длина трубки может
быть уменьшена.
Эта конструкция пригодна только для относительно невысо:
кнх напряжениА (не выше 100 кв), так как с увеличением на'
пряжения необходимо увеличивать расстояние между катод¬
ным чехлом и анодом во избежание образования больших гра¬
диентов поля и появления эмиссии электронов с «холодного
Рис. 2-79. Защитная трубка с двухстенной стеклянной оболочкой.
катода», а это приводит к чрезмерному увеличению габаритов
трубки.
Защитная трубка с двухстенной стеклянной
оболочкой. Защита вакуумной оболочки от отраженных
электронов осуществляется также в трубке с двухстенной стек¬
лянной оболочкой Здесь отраженные электроны скапливаются
на внутреннем стеклянном цилиндре, который припаян к наруж¬
ной стенке оболочки только с одной (анодной) стороны, второй
конец его оставлен свободным (рис. 2-79). 'Высокий вакуум,
устанавливающийся между обеими стеклянными стенками обо¬
лочки, представляет хорошую' изоляцию, так как в эту область
электроны попасть, не могут. Поэтому защитный слой свинца
может быть наложен непосредственно на внешнюю стеклянную
стенку оболочки.
2-27. Безопасные трубки
Защита обслуживающего персонала от воздействия неис¬
пользуемого излучения достигаемся применением рассмотренных
выше трубок с защитой. Однако работа с рентгеновской уста¬
новкой сопряжена также с опасностью для жизни и здоровья
персонала от поражения высоким напряжением.- Для защиты
от высокого напряжения построены безопасные рентгеновские
установки, т. е. установки, при работе с которыми совершенно
устранена возможность поражения высоким напряжением и
171
снижаете,! до обл;. чепце персонала ненспользуеддыл:
рентгеновским излучением.
В этих аппаратах электрическая защита распространяется
на все элементы установки, находящиеся под высоким напряже¬
нием. С этой целью рентгеновская трубка, соответственно изо¬
лированная, помещается в общий бак с высоковольтным транс¬
форматором или в отдельный заземленный металлический ко-:
жух. Высокое напряжение в последнем случае подводится
к трубке гибкими высоковольтными кабелями, вторые концы
которых посредством специальных наконечников присоединя¬
ются к полюсам источника высокого напряжения. Средняя точка
вторичной обмотки трансформатора обычно заземляется, благо¬
даря чему разность потенциалов между каждым из полюсов
трубки и заземленным металлическим кожухом оказывается
равной половине рабочего напряжения.
Безопасные установки не только удовлетворяют требованиям
защйты от поражения высоким напряжением, но значительно
улучшают и облегчают эксплуатацию их; так как при работе
с такими аппаратами расширяются возможности наиболее целе¬
сообразной установки трубки, чем облегчается техника снимков
и облучения. Кроме того, такие аппараты легко сделать мобиль¬
ными, т. е. передвижными или переносными.
Специфические условия работы трубки в заземленном метал¬
лическом кожухе предъявляют к ней особые требования.
1. Конструкция трубки должна обеспечивать нормальную ее
работу в окружении заземленных поверхностей кожуха или бака
трансформатора, что в первую очередь достигается возможно
полной нейтрализацией вредного действия отраженных элект¬
ронов.
2. Для уменьшения размеров и веса защитного кожуха
трубка должна иметь возможно меньшие габариты (длину и
диаметр).
3. Для предотвращения электрического разряда с полюсов
трубки на стенки защитного к^уха полюсам трубк^лридают
сферическую форму для уменьшения градиентов электрического
поля или помещают в масло, которое служит одновременно изо¬
лирующим и охлаждающим веществом.
4. Охлаждение анодов может осуществляться* потоком воз¬
духа от вентилятора, проточным маслом или массивным метал¬
лическим радиатором, укрепленным на медном стержне анода
и отдающим тепло окружающему воздуху или маслу.
5. Наконец, рентгеновская трубка, помещаемая в защитный
кожух, должна быть снабжена защитой от неиспользуемого из¬
лучения. В противном случае защита от рентгеновского излуче¬
ния должна обеспечиваться кожухом, что приводят к утяжеле¬
нию последнего, особенно при высоких напряжениях; при напря¬
жениях ДО-100 кв могут применяться трубки и без защиты,.
т .
Очевидно, любая »:s \х-.net* р ы>. труоок с ^ццитоп,
при сравнительно небольших изменения;;, может удовлетворить
этим требованиям. На практике наибольшее применение полу¬
чили конструкции трубок с чехлом на аноде. В защитных ко-*
жухах с масляным наполнением диагностических аппаратов (до
100 кв) часто используются трубки без внутренней защиты.
Трубки, приспособленные для помещения в защитный без¬
опасный кожух, получили условное название безопасных
трубок.
Изоляция рентгеновской трубки от защитного безопасного
кожуха может осуществляться воздухом или маслом.
В настоящее время в большинстве случаев применяется за¬
щитный кожух с масляной изоляцией трубки, так как при этом
повышаются допустимые градиенты потен¬
циала вдоль стеклянного баллона и, следова¬
тельно, размеры и вес трубки и кожуха могут
быть значительно меньшими, чем при воздуш¬
ной изоляции.
В случае помещения трубки в общий бак
с высоковольтной частью аппарата — в блок-
аппаратах — изолирующей средой обычно
служит масло; а в блокаппаратах, рассчитан¬
ных на сверхвысокие напряжения (1—2 Мв).
изоляция осуществляется газом (азотом, уг¬
лекислотой, фреоном — CCI2F2, элегазом —
SF6 или их смесями) под повышенным давле¬
нием (см. § 2-33, 4-18).
Безопасные трубки с аоздушной изоляцией
Безопасная диагностическая трубка
в защитном кожухе с воздушной изоляцией
изображена на рис. 2-80. Конструктивно эта
трубка мало отличается от защитной трубки
типа «металлике». Средняя часть ее оболочки, окружающая
разрядное пространство, также сделана из металла и покрыта
свинцовой гильзой. Охлаждение анода осуществляется массив¬
ным алюминиевым охладителем /, имеющим форму шара, ко¬
торый отдает тепло, развивающееся на аноде, окружающему
воздуху путем лучеиспускания и конвекции. Катодный полюс
трубки экранируется металлическим шаром 2 для уменьшения
градиентов поля. Трубка помешается в толстостенном (около
4 мм) стеклянном цилиндре 3, укрепленном в защитном метал¬
лическом кожухе, расширяющемся к концам. Сбоку в широких
частях кожуха сделаны отверстия для ввода высокого напряже-.
ния к полюсам трубки посредством гибких высоковольтных ка¬
белей, покрытых металлической заземленной оплеткой.,
Рис. 2-80. Трубка
с металлической
средней частью в
безопасном кожухе
с воздушной изо¬
ляцией.
га
На ршсЗЗТдац рв'зрез безопаснЬй тераоевтической т^урки
типа «металлике» с воздушной изоляцией.
На ряс. 2-82 дан схематический разрез безопасной трубки
типа 1-БПВ-60, для просвечивания легких металлов и сплавов,
которая может быть применена также и для близкофокусной
терапии. Вакуумная оболочка трубки состоит из стеклянного
баллона, припаянного к металлическому стакану, в который
впаяны охлаждаемый проточной водой анод и бериллиевое
окно. Благодаря высокой прозрачности бериллия трубка соз¬
дает очень мощное излучение; мощность дозы при 60 кв и 20 ма
достигает 40000 р/мин (<см. § 6-20) при фокусном расстоянии
5 см и фильтре 0,1 мм А1. Анод трубки заземляется, а накал
катода и минус высокого напряжения подводятся высоковольт-
Рис. 2-81. Разрез безопасной терапевтической трубки и защитном кожухе.
ним кабелем, очищенный от металлической оплетки конец ко¬
торого входит внутрь полой катодной ножки.
Безопасные трубки для структурного анализа
с воздушной изоляцией показаны на рис. 2-83, 2-84
и 2-85.
1. Анод структурной трубки типа БСВ (рис. 2-83) снабжен
медным чехлом с четырьмя окнами, закрытыми тонкими (0,2—
0,25 мм) бериллиевыми дисками, для выхода рабочих пучков из¬
лучения. К медному чехлу анода прикреплен длинный никеле¬
вый цилиндр, охватывающий катод. Такое устройство анода
совершенно исключает возможность попадания электронов на
стеклянную оболочку трубки. Кроме улавливания отраженных
электронов, анодный медный чехол поглощает часть неисполь¬
зуемого излучения, а также несколько предохраняет зеркало
анода от загрязнения металлами, испаряющимися с катода.
Снаружи анодная часть трубки покрывается навинчиваю¬
щимся на анодный цоколь латунным цилиндром с четырьмя
отверстиями для выхода рабочих лучков рентгеновского излу¬
чения. Внутренняя поверхность этого цилиндра покрыта слоем
свинца толщиной около 1 мм. Так как анод электрически соеди¬
нен с наружным латунным цилиндром, то они имеют одни и тот
же потенциал и между ними отсутствует электрическое поле.
Следовательно, та часть стеклянной оболочки, которая нахо¬
дится между ними, не подвергается действию электрического
m
йолл. ПЬзтому ^убка^ заземление анода» что поэво-
ляет применить охлаждение анода проточной водой непосредст¬
венно от водопровода и прибли¬
жать камеры с исследуемыми
образцами вплотную к защит¬
ному цилиндру.
2. На рис. 2-84 изображена
безопасная трубка для структур¬
ного анализа, вакуумная оболочка
которой состоит из металлическо¬
го стакана и припаянного к нему
стеклянного цилиндра. Охлажда¬
емый проточной водой анод и
бериллиевые окна для выхода
рабочих пучков рентгеновских
лучей опаяны в металлический
стакан. Защитный слой свинца
накладывается непосредственно
на металлический стакан, кото¬
рый заземляется. Накал катода
и высокое напряжение подводят¬
ся к трубке высоковольтным ка¬
белем, изолированный конец ко¬
торого входит внутрь полой ка¬
тодной ножки. Фокус трубки ли¬
нейный шириной 1,2 мм и дли¬
ной 10—12 мм. Трубка обладает
хорошими параметрами, однако
близкое расположение накален¬
ной спирали к зерка¬
лу анода быстро при¬
водит к загрязнению
его испаряющимся
вольфрамом. Поэтому
здесь необходимо при¬
нять меры к предот¬
вращению загрязнения
зеркала (см. § 2-25).
На рис. 2-85 изо¬
бражена безопасная
трубка для структурно¬
го анализа с вакуум-
ноллотными бериллие-
выми окнами (толщи¬
ной 0,25 мм), припа¬
янными к металлической заземленной части трубки (тип БСВ-4).
Хорошие тепловые свойства бериллия позволили приблизить
175
Рис. 2-82. Безопасная трубка типа 1-БПВ-60 для просвечивания легких металлов и сплавов.
6 2 а ч з 1
6MW
Рис. 2-83. Безопасная трубка для структурного анализа типа БСВ.
/ — катод; 2 — янод; ,1 — иполный чехол. •/- окно п чехле, закрытое берилл левым
диском; 5 — окно в вакуумной оболочке vis стекла «гетап»; 6 — латунный цилиндр,
покрытый кнутри слоем свинца толщиной около I мм.
Рис. 2-84. Безопасная трубка для
структурного анализа с металли¬
ческим стаканом баллона (тип
БСВ Л).
/ — анод; 2 — катод: 3 — металличе¬
ский стакан баллона; 4 — охлаждаю¬
щее устройство.
окна к фокусному пятну н тем уменьшить диаметр оболочки
трубки у окон. Трубка имеет круглый фокус н четыре выходных
окна. Для предотвращения загрязнения зеркала анода вольфрам
мом испаряющимся с. накаленной нити, спираль сделана из
карбидированного торированного вольфрама, который работает
при более низких температурах и, следовательно, меньше испа¬
ряется. Бериллиевые окна защищены от конденсации на них
паров вольфрама путем углубления их в стенках оболочки.
Рис. 2-85. Безопасная трубка для структурного анализа с вакуумноплотными
бернллиевыми окнами (тип БСВ-4).
* 190*5 ►
Рис. 2-86. Безопасная трубка для мягких «пограничных» лучей
типа ОДБТК-15.
Малое расстояние от фокуса до точки использования и вы¬
сокая проницаемость бериллнввых окон сильно повышают ин¬
тенсивность рентгеновского излучения, благодаря чему время
получения рентгенограмм сокращается во много раз (до 10—15
раз) по сравнению с трубками, имеющими окна из стекЛа «ге-
тан».
Безопасная мягколучевая трубка оригинальной кон¬
струкции на. рабочее напряжение 8—15 с осевым выходом
излучения, снабженная окном из стекла «гетан», показана на
рис. 2-86. Защита стеклянной оболочки л особенно гетанового
окна от отраженных электронов осуществляется при помощи
7 9. Н. Хараджа
177
яикея^вого г^та*ан^, Связанной) с ic^^“:k o^4«iieajomer6
анод. Мягкое излучение, получаемое njiii напряжениях 8—45 w,
практически полностью поглощаемое никелевым стаканом и
стенками оболочки, может выходить только через отверстие
в никелевом стакане и впаянное в колбу гетаяовое окно. Для
защиты от высокого напряжения трубка при работе помещается
в безопасный кожух с воздушной наодяцией. Современные мяг¬
колучевые трубки описаны в § 2-31 и 2-32.
Безопасные трубки с маслиной изоляцией
Описанные выше конструкции безопаоных трубок и защит¬
ных кожухов к ним с воздушной изоляцией имеют большие
габариты и вес. -Поэтому в настоящее время большинство
рентгеновских трубок изго¬
товляется для работы в за¬
щитных кожухах с масля¬
ной изоляцией. Высокие изо¬
ляционные свойства масла
позволяют сильно умень¬
шить длину и диаметр труб¬
ки и сократить расстояние
полюсов ее от стенок кожу¬
ха и тем придать ему боль¬
шую компактность.
Впервые масляная изо¬
ляция трубки была приме¬
нена в переносных мало¬
мощных диагностических ап¬
паратах, рассчитанных на не¬
большие напряжения (50—
60 кв). Трубка очень малых размеров, 100—120 мм длиной,
обычной конструкции, снабженная радиаторным охладителем
(рис. 2-87), помещается внутри масляного бака высоковольтного
трансформатора; она присоединяется непосредственно к вторич¬
ной обмотке трансформатора н работает под переменным на¬
пряжением. В стенке бака против анода трубки делается от¬
верстие (окно), закрытое целлулоидной крышкой, для выхода
рентгеновского излучения.
Так как из бака трансформатора высокое напряжение не вы¬
водится наружу и мощность трубки мала (0,5 кет), то весь
аппарат (трансформатор вместе с трубкой — блоктрансформа-
тор) удается сделать очень легким н малых раамеров (вес
около 12—16 кг). По этому принципу в настоящее время стро¬
ятся не только переносные, но и передвижные и облегченные
стационарные диагностические аппараты на напряжение до
•110 кв.
Рис. 2-87. Безопасная диагностическая
трубка для переносных аппаратов (тип
1Б ДМ-60).
178
■■фШ^аи>то аппарата типаРУМ-4«а 10Q 40г ш-сФОДтвеЯ'
«фб 1гфоизводства. Высоковольтный трансформатор с задымлен¬
ной средней точкой, трансформатор накала и рентгеновская
трубка типа ЗБДМ-100 .помещаются в трансформаторном масле
внутри запаянного стального бака специальной формы. Для
компенсации расширения масла при нагревании применен мас-
лорасширитель в виде металлической «гармоники» — сильфона,
внутреннее пространство которого сообщается с атмосферным
воздухом.
Рис 2-88. Блоктрансформатор на 100 с трубкой ЗБДМ-100.
/ — главный трансформатор; 2 — трансформатор нахала; 3 — ректгековскаа
трубка типа ЗБ ДМ-100; « — маслорасшнрнтель.
Рентгеновская трубка крепится на специальном держателе,
сделанном из пластмассы, и вставляется в бак через люк. Об¬
щий вес блокалпарата около 30 кг.
Более мощные рентгеновские трубки обычно помещаются
в защитные безопасные кожухи, заполненные маслом, и соеди¬
няются с аппаратом высоковольтными кабелями.
На рис. 2-89 изображена типичная конструкция защит¬
ного безопасного кожуха для диагностической трубки типа
4БДМ-100.-Трубка укрепляется на изоляционных втулках, ко¬
торые служат гнездами для наконечников высоковольтных ка¬
белей. Тонкостенный стальной кожух, выложенный внутри
свинцом, заполняется трансформаторным маслом через окно для
выхода рентгеновских лучей, которое закрывается целлулоид¬
ной крышкой. Так же как и в блоктрансформаторе, для компен¬
сации расширения масла применяются маслорасширители —
сильфоны, помещаемые у торцов кожуха.
Наиболее распространенным типом высоковольтной (200 кв
и выше) безопаской трубки для терапии и просвечивания ма¬
териалов, предназначенной для работы в защитном кожухе
2
3
7*
179
о массной и^оЛ/ЩИбн, в настоящее время является труока
с чехлом на а коде. Эти трубки, как известно, имеют минималь¬
ные габариты и обеспечивают значительное ослабление неис¬
пользуемого излучения, благодаря чему размеры и вес кожуха
получаются небольшими.
Рис. 2-89. Защитный кожух для диагностической
трубки 4БДМ-100 с масляной изоляцией.
На рис. 2-90 показан разрез трехкиловаттной безопасной
рентгеновской трубки с чехлом «а аноде (тип З-БПМ-200), рас¬
считанной для работы при 200 в масляном безопасном ко¬
жухе. Медный анодный чехол улавливает отраженные элект-
Рис. 2-90. Трубка для просвечивания материалов типа ЗБПМ-200.
У
роны в месте их возникновения, вследствие чего вредное дейст¬
вие их сводится до минимума. Катод снабжен массивным фо¬
кусирующим устройством, поглощающим излучение, надавлен¬
ное в сторону катода. Так как стенки анодного чехла обеспечи¬
вают лишь частичное поглощение неиспользуемого излучения,
то устраивается дополнительная защита в виде слоя свинца не¬
обходимой толщины, уложенного на внутренней поверхности
безопасного кожуха, в котором работает трубка (рис. 2-91).
Охлаждение анода осуществляется следующим образом. От
специального насоса масло поступает по трубкам из маслоупор-
I».
НОЙ резины uHyrpL -1J (l iJ/Nu SJ;iV UUl&Ulti л
кожух, омывает рентгеновскую трубку и с другого конца ко¬
жуха выходит к насосу в собирающий резервуар, где охлаж¬
дается и снова перегоняется в полость анода.
Защитный кожух отличается от вышеописанного ко¬
жуха диагностической трубки (рнс. 2-89) большими размерами,
отсутствием маслорасширителя и дополнительным устройством
для охлаждения анода проточным маслом.
Для отвода большого количества тепла, выделяющегося на
аноде (3 кет), последний делается большого диаметра и имеет
Рис. 2-91. Защитный кожух для трубки ЗБПМ-200
с проточным масляным охлаждением.
/ — кабельный ввод; 2 — рентгеновская трубка; 3 — анодный
держатель; 4 — вход масла; 5 — катодный держатель; S — выход
масла; 7 — выходное окно для рентгеновских лучей; б-“свин¬
цовая защита.
довольно сложную систему каналов для увеличения охлаж-
даемой поверхности (см. § 2-23). Масло подается в ввод под
давлением от насоса производительностью 15 л/мин, приводи¬
мого во вращение асинхронным электродвигателем.
В заключение следует заметить, что в последних трех па¬
раграфах были рассмотрены основные типы трубок (без за¬
щиты, самозащитных и безопасных), имеющих обычную двух¬
электродную конструкцию с выходом полезного излучения в се¬
редине трубки и рассчитаны на рабочие напряжения до 200—
220 кв.
В последние годы все большее значение приобретают спе¬
циализированные трубки, т. е. трубки, предназначенные для
отдельных специальных видов исследований, конструкции кото-
рых значительно отличаются от конструкций рассмотренных
трубок массового применения. К ним относятся трубки:
1) с выносным полым анодом;
181
'Диодом;
импульсные;
мягколучевые большой мощности излучения;
миниатюрные;
высоковольтные;
., рентгеновский теневой микроскоп.
Так как конструкции большинства из этих трубок слабо осве¬
щены в нашей литературе, то они рассматриваются ниже до¬
вольно подробно.
2)
3)
4)
5)
6)
7)
2-28. Трубки с выносным полым анодом
Рентгеновские трубки с выносным полым анодом очень
удобны в некоторых видах рентгенотерапии и при исследова¬
ниях сложных промышленных изделий, а в некоторых случаях
являются незаменимыми.
Так, при облучении злокачественных образований «а внут¬
ренних органах человека в некоторых случаях оказывается
возможным вводить в полость тела больного самый источник
рентгеновского излучения — фокус трубки. Такой способ облуче¬
ния очень выгоден, так как при этом фокус трубки (источ¬
ник рентгеновского излучения) подводится ■непосредственно
к пораженному органу, и вследствие этого интенсивность из¬
лучения на облучаемую поверхность очень сильно повышается
(контактная терапия).
Кроме того, так как интенсивность излучения изменяется
обратно пропорционально квадрату расстояния, то при облу¬
чении опухолей с близкого расстояния интенсивность лучей
сильно падает по мере проникновения в глубь облучаемого
органа, и поэтому нижележащие здоровые ткани тела подвер¬
гаются действию излучения малой интенсивности.
Техника просвечивания полых промышленных изделий
сильно упрощается, время последования во много раз сокра¬
щается, а качество снимков получается значительно выше, если
источник рентгеновского излучения (фокус трубки) поместить
внутри изделия, а фотопленку наложить снаружи. Так, напри¬
мер, при исследовании поперечного шва парового котла диа¬
метром 1 м можно фокус трубки расположить на оси котла
и получить сразу снимок всего поперечного шва длиной
3,14 м, в то время, как при обычном просвечивании нуж-но
было бы произвести 314 : 40=-8 снимков, т. е. затратить гораздо
больше времени при значительной меньшей точности последо¬
вания.
На рис. 2-92 приведена фотография трубки с полым ано¬
дом для полостной терапии. Анод этой трубки выпол¬
нен- в виде длинной медной трубы, открытый конец которой
помещается против катода. Другой конец анодной трубы эа-
]Я2
крыт'Шйной пластивкоЙ ^йщ^Ш «коло ОД лШ^*ю*фытой
тонким слоем золота* служащей, с едкой стороны, зеркалом
анода, на котором' тормозится сфокусированный пучок первич¬
ных электронов и возникает рентгеновское излучение, и, с дру¬
гой стороны, окном для выхода рентгеновского излучения. Мед-
Рис. 2-92. Безопасная трубка для полостной терапии.
/ — катод: 2 — анодная трубка; 3 —окно для выхода рент¬
геновских лучей; 4 — анодный цоколь; 5 — водяная рубашка;
6 — патрубки для прясоедивспня трубок охлаждающей воды.
ный полый анод покрыт тонкостенной латунной трубой — водя¬
ной рубашкой. Охлаждающая вода направляется к зеркалу
анода по кольцевой щели между анодной трубой и рубашкой,
разделенной на две части перегородками, проходящими ло двум
диаметрально противопо¬
ложным образующим анод¬
ной трубы.
Для защиты от высокого
напряжения трубка поме¬
щается в фарфоровый ко¬
жух (рис. 2-93), Покры¬
тый снаружи металлической
оболочкой. Анод, металличе¬
ская оболочка кожуха и по¬
ложительный полюс источ¬
ника высокого напряжения
заземляются. Накал катода
и отрицательный полюс
источника высокого напряжения подводятся к трубке при по¬
мощи гибкого высоковольтного кабеля. Защита от неиспользуе¬
мого излучения легко осуществляется посредством свинцовых
чехлов, надеваемых на конец- анода. С помощью такого чехла
можно из общего излучения вырезать полезный пучок в любом
направлении. Трубка рассчитана на максимальное напряжение
100 кв и 4 mcl анодного тока*
На рис* 2-94 приведена фотография рентгеновской трубки
с полым анодом для просвечивания полых изделий. Эта трубка
Рис. 2-93. Трубка для полостной тера¬
пии в фарфоровом защитном кожухе.
383
работает при напряжениях до 200 кв и токе около 5 ма. Она
отличается от трубки для полостной терапии большей длиной,
выступающей из стеклянной оболочки части анодной трубы,
Рис. 2*94. Рентгеновская трубка с полым анодом на 200 кв.
меньшими размерами фокусного пятна и направлением выхода
полезного излучения. Для получения нужных размеров фокуса
в этой трубке применена дополнительная фокусировка пучка
электронов магнитным полем ко¬
роткой катушки, надетой на анод¬
ную трубу.
Зеркало анода может выполнять¬
ся различными способами: в виде
припаянного к концу анодной трубы
массивного медного блока с воль¬
фрамовым зеркалом, расположен¬
ным перпендикулярно или под неко¬
торым углом к оси трубки, или в
виде тонкостенного медного позоло¬
ченного внутри колпачка (рис. 2-95).
В первом случае (а) рентгеновское
излучение, возникающее на воль¬
фрамовом зеркале, выходит через
стенки анодной трубы по всем на¬
правлениям симметрично оси труб¬
ки. Такие трубки удобны при про¬
свечивании цилиндрических полых
изделий. Во втором случае (б) по¬
лезное излучение имеет преимущест¬
венно боковое направление. Нако¬
нец, в случае зеркала в виде медного
колпачка (в) излучение выходит равномерно в пределах телес¬
ного угла, превышающего 180°.
Для получения увеличенных снимков изготовляются специ¬
альные острофокусные трубки аналогичной конструкции.
К концу анодной трубы припаян медный анод с вольфрамовым
зеркалом (рис« 2-96). Полезный пучок лучей в этой трубке вы-
| ходит под углом 90° коси ввода через одео, закрытое вакуум-
Рис. 2-95. Варианты устройства
зеркала анода трубки с полым
анодом.
наплотным бериллиевым диском, припаянным к медной анод¬
ной трубе. Дополнительная фокусировка электронов достигается
короткофокусной магнитной
линзой-катушкой в стальной
броне, надетой на анодную
трубу вблизи вольфрамово¬
го зеркала. При этом фо¬
кусное пятно, являющееся
сильно уменьшенным изоб¬
ражением спирали катода,
получается очень малых
размеров (0,2-0,3 мм в ди¬
аметре), что позволяет по¬
лучать увеличенные снимки
исследуемых объектов, при¬
ближая их вплотную к ано¬
ду и отодвигая фотопленку
на определенное расстояние
(см. § 2-35). Трубка рас¬
считана для работы при на¬
грузке 100—150 вт и на¬
пряжении до 150 кв.
Трубки с полым анодом
оказались очень устойчи¬
выми в работе и долговеч¬
ными. Это объясняется
главным образом тем, что
в них вредное действие от¬
раженных электронов почти
полностью устранено, так
как они остаются внутри
полого анода и не могут
достичь стеклянных стенок
оболочки трубки.
2-29. Трубки
с вращающимся анодом
Для получения на сним¬
ках резкого теневого изоб¬
ражения исследуемого объ¬
екта диагностическая труб¬
ка должна обладать фо¬
кусом малых размеров.
С другой стороны, при сним¬
ках подвижных органов (сердце, желудок и т. п.) выдержку
яриходится сильно сокращать (до сотых долей секунды) во
Рис. 2-96. Острофокусная трубка с полым анодом 0,ЗБПВ-150.
* с* Л. . Л;
ия -теневой каур"^
дШКе-
йиём объектд во время снимка. Со1фаШ№иеже длительности
снимка требует соответствующего повышения мощности1 (йэуче
кия) трубки, что в свою очередь требует увеличения размеров фо
куса. Таким образом, для получения резких изображений под
вижных объектов, трубки должны допускать большие кратко
временные нагрузки при очень малых размерах фокуса, т. е
должны обладать высокой «добротностью» (см. § 2*25). Доб
ротность обычных трубок для таких снимков оказывается не
достаточной.
Поэтому уже давно возникла идея повысить добротность
трубки путем вращения анода, направив сфокусированный пу¬
чок электронов на его зеркало эксцентрично. При этом нагре¬
ванию подвергаются последовательные участки поверхности
зеркала анода, в то время как фокус в пространстве остается не¬
подвижным. За время полного оборота анода энергия электрон¬
ного пучка выделяется на кольцевой поверхности вольфрамо¬
вого зеркала анода, й, следовательно, нагревание его будет
меньше. Поэтому трубки с вращающимся анодом при очень ко¬
ротких экспозициях выдерживают нагрузки в несколько раз
бдльшне, чем трубки с неподвижным анодом при тех же раз¬
мерах фокуса.
Прежде чем перейти к описанию конструкций трубок с вра¬
щающимися анодами, приведем некоторые соображения о ско¬
рости вращения анода.
Мы видели (§ 2-20), что температура вольфрамового зер¬
кала в центре фокуса неподвижного анода при очень малых
длительностях включения (/<0,02 сек) выражается формулой
T = kP |/7, (2-81)
где k — постоянная, зависящая от теплопроводности и тепло¬
емкости материала анода; Р — нагрузка трубки, вт/мма\ t —
время включения.
Таким образом, температура Т повышается при данной на¬
грузке пропорционально корню квадратному из времени. Сле¬
довательно, время нагрузки надо уменьшить в четыре раза,
чтобы снизить температуру вдвое. Зависимость температуры по¬
верхности вольфрамового зеркала в центре фокуса от дли¬
тельности включения показана на рис. 2-46 (кривая Т).
Положим, что вследствие движения анода фокус переме¬
щается по вольфрамовому зеркалу слева направо (рис. 2-97).
Если фокус за время нагрузки передвинется на расстояние,
равное в а раз увеличенной ширине фокуса, то каждый уча¬
сток зеркала будет нагружаться — часть времени. Следова-
П
тельио, температура его будет в раз меньше, чем при не-
—или, 4t0 -то Же, нёфузка можеф йщ®; увели-
ч«г»4лгя раз.
Кривая 1 (рис, 2-97) дает изменение за время i темпера¬
туры фокуса неподвижного анода, кривая 2 — температуры че¬
рез то же время t вращающегося анода при той же нагрузке
и при перемещении фокуса на расстояние, равное 16-кратной
ширине фокуса.
Кривые 3и 4дают соответствующие значения при учетве¬
ренной нагрузке. Следовательно, если необходимо увеличить на¬
грузку трубки в траз по сравнению с неподвижным анодом,
то анод должен вращалъся с такой скоростью, чтобы за время
снимка фокус мог пройти расстоя¬
ние L, равное ширине фокуса F,
увеличенной в тг раз, т. е.
L > m*F. (2-82)
Это соотношение относится к слу¬
чаю питания трубки постоянным
непульсирующим напряжением.
Для случая пульсирующего напря¬
жения скорость вращения должна
быть больше. Так,
для трехфазного тока
L>l,2mV; (2-83)
для однофазного тока
L>2,3mV,
(2-84)
Рис. 2-97. К выводу формулы
(2-85).
Если t — время включения; п — число оборотов анода в секунду;
г—средний радиус кольца, описываемого фокусом «а зеркале
анода; К—коэффициент формы кривей напряжения, то
L — KnPF — 2«rnt,
и увеличение допустимой нагрузки т при вращении анода будет
(2-85)
Следует отметить, что полученное выражение для увели¬
чения допустимой нагрузки справедливо только для очень ко¬
ротких экспозиций, длящихся не более времени одного обо¬
рота анода, так как при последующих оборотах электронный
пучок будет снова попадать на неостывшую еще поверхность
анода и поэтому допустимая нагрузка для второго оборота
будет меньше, чем для первого, и т. д.
Конструкции трубок с вращающимся анодом.
Первая трубка с вращающимся анодом была предложена Ву¬
дом в 1897 г. В ионной трубке («рис. 2-98), анодом которой
т
-V
2 игл/
KF ‘
187
служила стеклянная стенка оболочки, катод 1 мог свободно
вращаться вокруг оси 2. Трубка монтировалась горизонтально
на двух подшипниках, не показанных на рисунке, и вращалась
Рис. 2*98. Ионная трубка Рис. 2-99. Первая электронная трубка
с подвесным вращающимся с оращающимся анодом,
катодом.
вокруг своей оси. При этом катод под действием собственного
веса оставался неподвижным, и его активная поверхность все
время была направлена вниз. Повышение мощ¬
ности трубки достигалось тем, что энергия
пучка электронов выделялась все время на
новых участках вращающейся стенки обо¬
лочки, которые в промежутках между двумя
прохождениями против катода охлаждались.
В 1915 г. Кулидж сконструировал элект¬
ронную трубку (рис. 2-99), которая имела
плоский круглый анод 3 диаметром около
25 мм, укрепленный на вращающейся оси 2«
расположенной по оси* трубки. Катод обычной
конструкции несколько смешен относительно
оси анода. Поэтому при вращении анода фо¬
кус трубки, оставаясь неподвижным в прост¬
ранстве, описывал на вращающемся аноде
кольцо; таким образом, энергия электронов
выделялась на большой кольцевой поверхно¬
сти и мощность трубки повышалась. Так, при
750 об/мин мощность трубки повышалась в
два-три раза. Вращение анода осуществля¬
лось посредством вращаемого мотором посто¬
янного магнита NS, расположенного вне
трубки н действовавшего на железную пла¬
стинку /, прикрепленную к оси анода.
Практическое применение получили две
различные конструкции трубок с вращаю¬
щимся анодом. Первая из них появилась
Рис. 2-100. Схема¬
тический чертеж
диагностической
трубки с массив¬
ным вращающимся
анодом.
в 1929 г. При разработке этой трубки исполь¬
зован принцип конструкции защитных трубок «металлике».
Принципиальная схема устройства этой трубки показана на
рис. i?100.
Массивный медный анод / с коническим
вольфрамовым зеркалом 2 толщиной около
0,2 мм укреплен на оси 5, вращающейся в
двух медно-графитовых подшипниках. Вра¬
щение анода производится вращающимся
магнитным полем, создаваемым статором 4
асинхронного электро двигателя, который
помещается вне трубки в металлическом
кожухе 6.
Скорость вращения анода 1200—
2500 об/мин.
Спираль 3 помещена эксцентрично
» теле массивного катода. Средний диа¬
метр фокусного кольца 40 мм. Размер
действительного фокуса около 2,2 X 7,5 «
25
20
/5
кбт
V
О S /О /5 го сак
. Рис. 2-101. Зависи¬
мость допустимой на¬
грузки трубки с мас¬
сивным вращающимся
анодом от выдержки.
/ — на 4-кенотронном ап¬
парата;- 2 — на 6* кено¬
тронной аппарате.
Рис. 2-102.
Трубка с вра¬
щающимся ди*
сковым .анодом.
«16 мм2. Увеличение т допустимой нагрузки по
сравнению с неподвижным анодом легко вычи¬
слить по формуле (2-85). Пусть число оборотов
анода п=* — = 20 об/сек, время включения <=
60
«0,05 сек, т. е. равно времени одного оборота
анода.
Тогда при трехфазном токе
_ ■, /2п 20^20.0.05 л (•
m-v iJm -~ед
Испытание трубки показывает, что при ука¬
занных выше условиях достигается 6—7-кратное
увеличение мощности трубки. При более дли¬
тельной работе трубки допустимые нагрузки
сильно уменьшаются (рис. 2-101). В производ¬
стве этих трубок наибольшую трудность пред¬
ставляет конструирование антифрикционных
подшипников для работы в вакууме, центровка
и балансировка анода, обеспечивающие спокой¬
ное его вращение и охлаждение. Эти трубки в
настоящее время встречаются редко.
Большое распространение имеют трубки с
анодом, вращающимся на шариковых подшип¬
никах. На рис. 2-102 показана одна из первых
трубок такого типа. Анод этой трубки состоит
из толстого конического вольфрамового диска /,
укрепленного на вращающейся в двух шарико¬
вых подшипниках оси 2, На конце анода, обра¬
щенном к анодному цоколю, укреплен железный
цилиндр 4Ш служащей ротором; Этот цилиндр. приводится во
аращенйе вращающимся магнитным полем, создаваемым статог
ром асинхронного двигателя. Катод трубки смещен относитель¬
но ее оси, благодаря чему линейный фокус получается на ко-
иической поверхности анода. При работе трубки анод раскаля¬
ется до высокой’ температуры и отдеет тепло лучеиспусканием.
Трубка предназначена для работы в защитном кожухе с воз¬
душной изоляцией и поэтому имеет большие размеры. На рис.
2-ЮЗ приведены кривые допустимых нагрузок для этой трубки
и зависимости от времени экспозиции.
На рис. 2-104 изображена такая же трубка, «о значительно
меньших размеров, предназначенная для работы в масле
в защитном кожухе. Раз¬
рез вращающегося анода
этой трубки дан на рис.
2*105.
При изготовлении
рентгеновских трубок с
вра щающнмся а кодом
этого типа наибольшие
трудности представляло
создание специальных
шариковых подшипников,
которые обеспечивали бы
нормальную работу труб¬
ки. Дело в том, что во
время работы, а также в
производстве при откачке
трубки шариковые под¬
шипники нагреваются до высоких температур, поэтому они дол¬
жны быть сделаны из специальной стали, стойкой при этих тем¬
пературах. Кроме того, удаление с шариков следов смазки при
обезгаживании металлических деталей трубки во время откач¬
ки приводит к сильному повышению трения в подшипниках,
вследствие чего они быстро портятся и вскоре вращение анода
прекращается.
Увеличение радиального зазора в шариковом подшипнике
ие давало удовлетворительных результатов, так как вращение
анода становилось неспокойным и сопровождалось дребезжа¬
нием и шумом.
В дальнейшем было найдено, что эта трудность может быть
преодолена покрытием шариков тонкой пленкой серебра или
бария путем испарения их в вакууме. Та же цель может быть
достигнута «смазыванием» шариков свинцом с графитом.
Трубки с вращающимся анодом в настоящее время приоб¬
ретают все более широкое распространение. В большинстве слу¬
чаев они выпускаются с двумя фокусами размерами 0,3X0,3 мм
Рис. 2*103. Зависимость допустимой нагруз¬
ки трубки с вращающимся дисковым ано¬
дом от выдержки.
I — на 4-кеяотронном аппарате; 2 — на 6-кенотрон¬
ном аппарате.
»;1,2ХЬ2 ммтюй 2X2 /Мй%М& прс^ 125
и 150 кв. Некоторые фирмы -рмпускают трубки с .вращающимся
анодом, имеющим две кольцевые рабочие (фокусные) кониче¬
ские поверхности с углами наклона 10 и 17,5е, соответствующие
двум фокусам, которые располагаются по радиусу диска один
за другим. Это позволяет получить при той же удельной на-
Рис. 2-104. Трубка
с вращающимся ано¬
дом, предназначенная
для работы в масле.
Рис. 2-105. Разрез вра¬
щающегося анода труб¬
ки, изображенной на
рис. 2-104.
грузке меньшую величину эффективного фокуса (при 10°)
и увеличить срок службы трубки, так как при работе разных
фокусов нагреванию подвергаются разные рабочие поверхности
анода.
Наконец, в последнее время появились трубки, в которых
число оборотов вращающегося анода доведено до 6000 и даже
до 9000 в минуту. Увеличение числа оборотов значительно по¬
вышает допустимую удельную нагрузку при коротких выдерж¬
ках (см. формулу 2-85), а также позволяет сильно уменьшить
диаметр анода, а .следовательно, и диаметр оболочки трубки
и защитного ножуха. На рис. 2-106 показано уменьшение
191
размеров трубки при увеличении числа оборотов от 3000 до 9000
при одинаковой мощности, по данным французской фирмы «Ра-
диоложи».
Вращающиеся трубки. Разгрузка фокусного лягна
может быть достигнута также отклонением магнитным полем
электронного пучка в трубке с анодом, неподвижно скреплен¬
ным с оболочкой, при вращении самой трубки.
Конструкция трубки, предложенной в 1917 г. Кулиджем
(рис. 2-107), отличается лишь *тем, что анод ее снабжается
сферическим или коническим зеркалом и сама трубка монти¬
руется на подшипниках. Катод располагается по оси трубки.
Рис. 2-106. Уменьшение размеров Рис. 2-107. Электронная вращаю*
трубки при увеличении числа обо- щаяся трубка,
ротов анода от 3000 до 900р в ми¬
нуту, по данным фирмы «Радио-
ложи».
Электронный пучок отклоняется от осевого направления маг¬
нитным полем, создаваемым небольшим соленоидом, и попа¬
дает на зеркало анода эксцентрично. При вращении трубки ка¬
тодный пучок отклоняется неподвижным соленоидом К в одну
и ту же сторону, и потому фокус остается в пространстве не¬
подвижным и описывает на зеркале анода фокусное кольцо.
Трубки этого типа не получили распространения в практике,
так как неудобны в эксплуатации.
2-30. Импульсные трубки для микросекукдной рентгенографии
При исследованиях быстро протекающих процессов необхо¬
димо получать снимки при очень коротких выдержках и энергия
рентгеновского излучения должна быть достаточной для полу¬
чения необходимого фотографического действия.
Например, при снимке пули, движущейся со скоростью о»
= 1000 м/сек— 10е мм/сек, для того чтобы размазывание снимка
было не больше 1 мм, требуется выдержка
т = — = 10"* — 1 мксек,
10» ‘
192
Для получения достаточной энергии р< ни свойского-излуче¬
ния при столь коротких выдержках приходятся увеличивать
ток через трубку до сотен и даже тысяч ампер. Опыт показы¬
вает, что, применяя чувствительные пленки и хорошие усили¬
вающие экраны, можно получить удовлетворительный снимок
через стальную плиту толщиной 25 расположенную на рас¬
стоянии 1 м от анода трубки, при 300 и токе 1 ма в течение
1 сек. Такой же снимок можно получить при токе 10 ма в 0,1 сек
или при токе 106 жа= 1000 а. в 1(Н сек.
Такие мощные кратковременные импульсы тока получают,
пропуская через трубку специальной конструкции разряд кон¬
денсаторов емкостью 0,01—0,02 мкф импульсного генератора
высокого напряжения, собранного по схеме Аркадьева—Маркса.
Параллельно соединенные конденсаторы С, ... (рис. 2-108)
заряжаются через кенотроны и систему сопротивлений
R, R, ...до tfm„=50 кв. Расстояния между шарами искровых
промежутков устанавливаются такими, чтобы напряжение 50 кв
их не пробивало. Между шарами искрового промежутка Lt
установлен вспомогательный поджигающий электрод, на
который в нужный момент подается добавочное напряжение
при помощи управляющей схемы от трансформатора Тр. Про¬
межуток L\, а за ним и все остальные пробиваются, конден¬
саторы оказываются включенными последовательно, и на
трубку подается напряжение, равное приблизительно сумме
момедт череэ трубку протекает импульс токадо 2000 а в тече¬
ние около 1 мксек.
Таким образом, импульсные рентгеновские трубки для ми-
кросекундной рентгенографии должны пропускать мгновенные
токи указанных выше значений.
Различными исследователями применялись три принципи¬
ально различных вида импульсных трубок:
1) импульсные трубки с разрядом в па¬
рах ртути с ртутными анодом и катодом;
2) высоковакуумные электронные трубки
с форсированным накалом катода;
3) высоковакуммные трубки с автоэлек-
трониой эмиссией холодного катода.
Существенным недостатком импульсной
трубки первого типа является то, что они
должны занимать лишь определенное непод¬
вижное положение (рис. 2-109). Кроме того,
для поддержания низкого давления паров
ртути необходимо охлаждать трубку до тем¬
пературы около 0°С.
Высоковакуумные электронные трубки
с кратковременным сильным перекалом нити
катода также применяются в импульсной
рентгенографии. В 1942 г. В. А. Цукерман и
А. И. Авдеенко с успехом применили в каче¬
стве импульсной трубки обычный высоко¬
вольтный кенотрон типа КР-220 (рис. 4-12) и
получали снимки с выдержками около
2 мксек при токе около 200 а. При сильном
перекале нити катода срок службы трубки
резко сокращается. В этом заключается
главный недостаток этих трубок; достоинством же их является
большая устойчивость режима работы при высоких напряже¬
ниях по сравнению с режимом работы ионных трубок.
Высоковакуумные трубки с холодным катодом и автоэлект-
ронной эмиссией в настоящее время имеют наибольшее распро¬
странение. Первые попытки (1941 г.) использовать автоэлект-
рон«ую эмиссию из холодного катода для получения мощных
микрооекундных импульсов рентгеновского излучения не дали
удовлетворительных результатов. Оказалось, что при игольча^
том вольфрамовом катоде, помещенном на небольшом расстоя¬
нии от поверхности анода, можно получать при импульсном на¬
пряжении 50 кв токи в несколько тысяч ампер. Однако при
этом возникало незначительное рентгеновское излучение, так
как испарившийся вольфрам наполнял промежуток между
электродами так, что образовывалась низковольтная дуга в па-
194
Рис. 2-109. Им¬
пульсная трубка
с ртутными като¬
дом и анодом.
ръочШ Щсъ приложенное напряж^н^р^спре^
дёлял$|ь тсопротиад^йНвнешней цепи. . ^ Я
При больших раостоянлях лик тока уменьшался и увеличи¬
валось генерирование рентгеновских лучей, но работа трубки
становилась неустойчивой, так как в силу уменьшения напря¬
женности лоля на катоде часто разряд совсем не возникал.
Эти трудности были преодолены введением третьего вспо¬
могательного электрода Я, помещенного вблизи катода К и
соединенного с анодом через высокоомное сопротивление R\
(рис. 2-110). При внезапном приложении напряжения началь¬
ный разряд возникает между катодом и очень близко распо-
Рис. 2-ПО- Схема конструкции
импульсной трубки с автоэлек-
троиной эмиссией.
Рис. 2-111. Эскиз ИМ'
пульсной трубки с авто*
электронной эмиссией.
ложенным вспомогательным электродом. Разрядный ток при
этом ограничивается сопротивлением R\. Вследствие большого
падения напряжения на высокоомном сопротивлении Ru потен¬
циал вспомогательного электрода становится близким к потен¬
циалу катода и разряд переносится на основной анод. С этого
момента разряд протекает одновременно между катодом и вспо¬
могательным электродом и между катодом и анодом. Вспомога¬
тельный электрод сделан вогнутым н оказывает фокусирую¬
щее действие на главный электронный поток. Это позволяет
получать фокус трубки необходимых размеров и формы.
На- рис. 2-111 приведен эскиз этой трубки. Катодом служит
остроугольная вольфрамовая пластинка К (см. рис. 2J110), ко¬
торая помещается внутри вспомогательного электрода Нч
Анод трубки сделан из вольфрама и имеет форму прямо¬
угольной пластины длиной 35 мм, шириной 21 леи и толщи¬
ной около 3 мм. Длина трубки около 650 мм, диаметр в сред¬
ней части около 125 мм.
Сопротивление Ru которое обеспечивает начало разряда,
выбирается около 20 000 ом; сопротивление /¾ порядка
195
100000 ом служит для того, чтобы держать катод и анод при
одном потенциале перед пробоем промежутка (рнс. 2-108).
Главными недостатками описанной импульсной трубки яв¬
ляются большой фокус и ограниченный срок службы. По ли¬
тературным данным [Л. 139], площадь фокуса этой трубки,
измеренная по снимкам, сделанным камерой с узким отвер¬
стием, очень велика — больше сяР (1,2x2,6 см), что обу¬
словливает большую керезкость снимкой, получаемых с этой
трубкой. Эксплуатационный срок службы, по тем же данным,
ограничивается 25—100 снимками, производимыми при эхспо-
зпциях в десятые доли .микросекунды. Оказывается, что срок
Рис. 2-112. Эскиз импульсной трубки с коническим вольфрамовым
анодом.
службы определяется главным образом двумя явлениями, свя¬
занными с испарением вольфрама с поверхности фокусного
пятна трубки. Толстый слой вольфрама, покрывающий внут¬
реннюю поверхность стеклянных стенок, с одной стороны, при¬
водит к закорачиванию электродов, и с другой стороны, сильно
понижает интенсивность рентгеновского излучения, выходящего
из трубки.
В 1953 г. была описана (Л. 139] конструкция трубки, в ко¬
торой сильно уменьшена площадь поверхности эффективного
фокуса, и стеклянные стенки оболочки трубки защищены от
конденсации ларов вольфрама (рис. 2-112).
Анодом этой трубки служит массивный вольфрамовый
стержень 1, конец которого имеет форму конуса с 30° у вер¬
шины.
Катод состоит из двух параллельно расположенных такта,-
левых дисков 2—2 диаметром 50 с отверстиями 25 мм
в центре, которые удерживаются стеклянными бусинками 3 на
расстоянии 0,5 «ж друг от друга» Центральные отверстия
в дисках имеют острые .углы и -поэтому облегчают возникяо-
196
венне холодной эмиссии электронов. При приложении импульса
напряжения 30 кв происходит пробой промежутка между дц>-
сками и образуется интенсивная искра'. Эта искра создает не¬
обходимые условия для образования основного разряда между
катодом и анодом, находящимися под напряжением 100 ке.
Бомбардирующие анод электроны движутся радиально к боко¬
вой конической поверхности анода в плоскости, перпендикуляр¬
ной оси анода; возникающее рентгеновское излучение исполь¬
зуется в направлении оси анода. Преимуществом конической
формы анода является то, что действительная поверхность фо¬
куса оказывается в 4 раза больше его проекции — эффективного
фокуса (см. § 2-25) (при 30° у вершины конуса).
Чтобы предотвратить осаждение паров вольфрама н.а стек¬
лянных стенках, к дискам прикреплены таиталовые цилиндри¬
ческие экраны 4—4, внутри которых происходит разряд. Фо¬
кус, снятый камерой с узким отверстием, оказался, как и
следовало ожидать, очень острым — несколько квадратных мил¬
лиметров. Снимки движущихся деталей получались очень рез¬
кими. После ста снимков почернение стеклянных стенок было
незначительным.
2-31. Рентгеновская трубка для мягкого излучения
высокой интенсивности
Все виды применения рентгеновского излучения в медицине
и технике основаны на взаимодействии его с веществом. В меди¬
цине рентгеновское излучение применяется, как известно, в двух
различных областях: диагностике и терапии. >В диагностике ис¬
пользуют изменения в пучке рентгеновских лучей, вызванные
воздействием вещества «а. излучение, т. е., наблюдая различия
поглощения, отмеченные фотопленкой, флюоресцирующим экра¬
ном или ионизационным прибором, получают сведения о вну¬
треннем строении исследуемого объекта. В терапии, наоборот,
используются в лечебных целях изменения в веществе тела че¬
ловека под воздействием рентгеновского излучения.
Все виды промышленного применения являются по суще¬
ству «диагностикой» не только при просвечивании материалов,
но и при структурном и химическом анализе, так как диф-
фракция рентгеновских лучей в кристаллических телах, заре¬
гистрированная тем или иным способом в виде определенной
картины, дает сведения о тонком внутреннем строении излу¬
чаемого вещества и вызвана также воздействием вещества на
излучение.
Применений, в которых используются изменения в веще¬
стве' под действием рентгеновских лучей, в промышленности
очень мало. Делались попытки использовать,, например, бак-
териоцидные (для стерилизация пищевых продуктов, лечебных
197
препаратов и т. л.) и фотохимические действия рентгеновских
лучей.
Исследования показали, что дозы излучения, необходимые
для полной стерилизации, столь велики, что применение этого
метода практически нерентабельно. Фотохимические реакции,
производимые рентгеновскими лучами, до сего времени мало
изучались. Исследования некоторых случаев химического дей¬
ствия рентгеновских лучей показывают, что, за исключением
хорошо известного действия их на галоиды серебра фотоэмуль¬
сии, все такие реакции чрезвычайно слабы. Поэтому для иссле¬
дования и использования изменений в веществе под действием
лучей требуются гораздо большие интенсивности, чем те, ко¬
торые могут быть получены от обычных рентгеновских трубок.
Таким образом, малое число исследований в области про¬
мышленной «терапии» можно объяснить не отсутствием инте¬
реса, а незначительной интенсивностью радиации, получаемой
от имеющихся источников рентгеновского излучения.
Для осуществления исследований в этой области были соз¬
даны рентгеновские трубки [Л. 161], дающие мягкое излучение
очень большой интенсивности.
При конструировании трубок этого типа учитывались все
основные факторы, влияющие на интенсивность излучения
трубки.
К ним относятся: 1) атомный номер вещества зеркала
анода Z; 2) анодное напряжение U\ 3) анодный ток /; 4) по¬
глощение в веществе стенки оболочки трубки; 5) расстояние
от фокуса трубки до точки использования.
'Влияние первых трех факторов на интенсивность излучения
выражается известной формулой
/ — kZU2i. (2-86)
Поэтому в качестве материала зеркала анода использован воль¬
фрам, имеющий относительно большой атомный номер (£=74)
и обладающий тепловыми и механическими свойствами, кото¬
рые позволяют подводить более высокие удельные нагрузки,
чем какой-либо другой материал.
Выбор рабочего напряжения определяется многими сообра¬
жениями, например сложностью аппаратуры, необходимой
жесткостью излучения и т. п. Эти трубки рассчитываются на
рабочее напряжение 70—80 кв. Значение анодного тока опреде¬
ляется конструкцией и интенсивностью охлаждения анода и
должно быть возможно большим.
Четвертый фактор — «неизбежная фильтрация», т. е. погло¬
щение части излучения материалом стенки оболочки трубки
в месте выхода полезного лучка лучей — сведен до минимума
применением вакуумноплотного бериллия в качестве материала
для выходного окна.
198
Беряллневое окно пропускает длинноволновые компоненты
спектра излучения вплоть до 4 А при толщине 1 мм. Это длин¬
новолновое излучение сильно поглощается в любом облучае¬
мом веществе, а поэтому создает в нем очень высокую концент¬
рацию ионизации. На рис. 2-113 приведены расчетные кривые
зависимости тока ионизации от длины волны для непрерыв¬
ного спектра излучения трубки при 50 кв, фильтрованного
стеклом «пнрекс», алюминием и бериллием; толщина стенки
каждого из этих материалов принята равной 1 мм. Площадь
под каждой из этих кривых пропорциональна интенсивности
полного излучения для
каждого рода окна.
В процентах эти площа¬
ди выражаются следую¬
щими цифрами; бериллий
100%; стекло «пирекс»
7,9%; алюминий 4,9%.
Из этих цифр и кри¬
вых рис. 2-113 видно, что
использование бериллия
в качестве материала для
окон трубки - является
важным фактором в кон¬
струкции источника мяг¬
кого рентгеновского из¬
лучения' высокой интен¬
сивности.
Наконец, пятый фактор — расстояние от фокуса до точки
использования — также является важным, так как интенсив¬
ность излучения изменяется обратно пропорционально квадрату
расстояния. Уменьшение этого расстояния легче всего может
быть достигнуто при использовании бериллия в качестве мате¬
риала для окна, потому что он обладает относительно хоро¬
шими теплопроводностью и электропроводностью, позволяю-
Рис. 2-113. Распределение интенсивности
в спектре излучения, фильтрованного слоя¬
ми бериллия, алюминия и стекла «лирекс»
толщиной 1 мм. Интенсивность выражена
через ионизационную способность (рассчи¬
тано) в произвольных единицах.
"Щими располагать окно очень близко к фокусному пятну без
перегрева или электрического пробоя. Кроме того, он меха¬
нически прочен н устойчив против химических воздействий, так
что многие материалы могут быть приведены в непосредствен¬
ное соприкосновение с ним без опасения механического повреж¬
дения или коррозии.
Конструкция трубки. В § 2-25 описаны трубки для
структурного анализа с бериллиевымн окнами, в которых ис¬
пользованы факторы слабого поглощения в окнах и уменьше¬
ния расстояния от фокуса до точки использования, чтобы
обеспечить максимум интенсивности характеристического излу¬
чения легкоатомных металлов. Эти трубки снабжены окнами
199
очень малого диаметра, пропускающими лишь узкий пучок из¬
лучения (около 12°), необходимый и достаточный для струк¬
турного анализа.
Для фотохимических исследований или применений жела¬
тельно облучаггь возможно большие поверхности, чтобы уве¬
личить объем реакции.
На* рис. 2-82 схематически изображена рентгеновская трубка
на напряжение 60 кв и ток 20 ма, предназначенная для близ¬
кофокусной мягколучевой терапии и низковольтной рентгено¬
графии. В этой трубке бериллиепос ото пропускает конический
пучок лучей, заключенный в 40° пространственного угла, бла¬
годаря чему облучаемая поверхность увеличивается более чем
Рис. 2-114. Эскиз трубки с беркллиевым куполообразным окном,
допускающим выход излучения в пределах 180° пространствен*
- ного угла.
/ — окно; 2 — зеркало анода; 3 — нить катода.
в 10 раз по сравнению с поверхностью, облучаемой структур¬
ной трубкой с 12° пучком лучей.
Стремление использовать полностью все излучение трубки
в пределах 180° пространственного угла привело к конструк¬
ции трубки нового типа, в которой применен совершенно но¬
вый принцип фокусирования электронного потока. Разрез этой
трубки показат схематически на рис. 2-114. Окно / имеет
форму полусферического купола. Активная поверхность анода
(зеркало) 2 расположена параллельно основанию полусферы.
Нить накала кольцеобразной формы 3 окружает анод и укреп¬
лена внутри бериллиевого купола на изолированных стойках
в плоскости, лежащей ниже плоскости зеркала так, что совер¬
шенно не затеняет излучение, возникающее в фокусе трубки.
Окно надодится под потенциалом катода, и поле, образую¬
щееся в пространстве между окном и анодом, оказывается та-
. ким, что электроны, выходя из нити, описывают траектории, ко¬
торые заканчиваются в фокусе приблизительно так, как пока¬
зано на ри-с. 2-114. Куполообразное окно сделано из ковкого
бериллия толщиной 1 мм и имеет диаметр основания 50 мм.
Катод и окно заземляются; анод находится под высоким по¬
тенциалом и охлаждается проточной водой, подводимой при
помощи длинных изоляционных пластмассовых трубок. При
300
полном мощности (60 кв и iCO на) на поверхности купола окна
площадью около 25 см2, мощность дозы приблизительно равиз
5000000 р1мин.
В этой трубке окно не подвергается электронной бомбарди¬
ровке ни первичными, ни отраженными электронами, так как
оно находится под потенциалом катода, и поэтому нет необ¬
ходимости в его охлаждении. Металлическая часть оболочки
трубки нагревается только за счет теплоизлучения катода, и
охлаждение ее вполне обеспечивается небольшим ребристым
охладителем (рис. 2-115).
Рис. 2-115. Фотография экспериментальной трубки
с куполообразным берилляевым окном.
2-32. Миниатюрная безопасная мягколучевая
рентгеновская трубка
В некоторых случаях терапевтического применения рент¬
геновских лучей очень удобно пользоваться рентгеновской
трубкой (источником мягкого рентгеновского излучения) столь
малых размерои, чтобы ее можно было держать двумя паль¬
цами (как карандаш) и без труда направлять ее излучение
в любую сторону.
К таким случаям можно отнести, например, облучение:
1) небольших раковых опухолей, расположенных на самой
поверхности полости рта или горла.
2) роговой оболочки глаза, например, после пересадки;
3) бородавок на лице для их удаления к т. д.
Для этих целей была сконструирована (1952 г.) миниатюр¬
ная трубка [Л. 124], которая имеет вместе с заземленным за¬
щитным кожухом 45 мм в длину и 14 мм в диаметре. Трубка
рассчитана для работы при постоянном напряжении до 25 кв
и максимальной мощности 2,5 вт.
На рис. 2-116 дан схематический разрез трубки. Рентгенов¬
ские лучи возбуждаются при торможении электронов в очень
тонком слое золота (или рения), нанесенном на вакуумноплот¬
ный бервллиевый диск, который в то же время служит выход¬
ным окном для лучей. Высокий атомный номер золота (Z*»79)
или рения (Z—75) обеспечивает высокий к. л. д. трубки,
201
а очень яизкии атомный номер оериллия (2е4) ооусловливает
очень слабое поглощение выходящего через анод излучения.
Правильным подбором толщины слоя золота удается получить
достаточно высокий к. п. д. излучения и незначительное его
ослабление в веществе анода (Au+Ве), приблизительно рав¬
ное ослаблению в чистом бериллии толщиной около 1,5 мм.
Бериллиевый диск, впаян в металлическую втулку, которая
спаяна со стеклом и образует часть вакуумной оболочки трубки.
Анод заземлен, а катод присоединяется к минусу источника
постоянного высокого напряжения.
. Л
Рис. 2-116. Схематический разрез миниатюркой трубки.
А ~ анодный стакан; Вс — бвршинсвый диск; Ап—тонкий слой
золота; О — нить нахала катода; М — металлическая цилиндр.
Ц5нм
Рис. 2*117. Положение трубки в защитном кожухе
и разрез кабеля.
Р\ — изоляция; М — металлическая оплетка; Р2 — внешняя
влагоплотная изоляция.
Катод состоит из вольфрамовой спирали в несколько вит¬
ков, укрепленной на молибденовых проволочках, и заключен
в фокусирующий цилиндр. Этот цилиндр служит для фокуси¬
ровки электронов и для ослабления напряженности электри¬
ческого поля на тонких проволочках—держателях спирали.
При мощности накала около 1 вт (1,4 о X 0,65 а) ток насыще¬
ния катода> достигает 200 мка.
Конфигурация электродов подобрана такой, чтобы фокус
распределялся почти ло всей поверхности анода (диаметр
около 6,5 мм). Поэтому трубка может работать длительное
время при полной нагрузке (2,5 от) без искусственного охлаж¬
дения, не. перегреваясь.
202
44WMVinuaiw k*a ‘ «> уци^иMiVfiv av/ujfAW uunuvu^iv uu |«i*v>, •
2-117. Трубка присоединяется к источнику постоянного высокого
напряжения при помощи гибкого высоковольтного кабеля дли¬
ной около 1,5 л с хлорвиниловой изоляцией и металлической
оплеткой. Общий диаметр кабеля около 8 мм.
При максимальной мощности 2,5 вт и напряжении 25 кв
тр-убка создает на расстоянии, равном 1 см от фокуса, мощ¬
ность дозы в воздухе около 17000 р!мин.
Следует добавить, что эта трубка, кроме терапевтических
применений, может быть с успехом использована для исследо¬
вания очень легких материалов, а. также для получения рент¬
генограмм различных биологических объектов (листьев расте¬
ний, мелких насекомых и т. п.).
2-33. Рентгеновские трубки для очень высоких напряжений
Общие замечания
В последние годы все большее значение приобретают вы¬
соковольтные рентгеновские трубки, работающие при очень
высоких напряжениях (400—2000 кв и выше). Это объясняете
тем, что с повышением напряжения сильно возрастают интен¬
сивность и жесткость излучения. Ценность применения такого
излучения в медицине очевидна (даже если предположить, что
биологический эффект не зависит от длины волны), так как
интенсивность излучения при фильтрации, обычной в совре¬
менной терапии, возрастает при возрастании напряжения в вы¬
сокой степени (ло крайней мере в третьей), а увеличение
интенсивности излучения позволяет сильно сократить время
облучения (см. § 7-9).
В промышленности очень жесткое излучение дает возмож¬
ность производить исследование металлических изделий боль¬
шой толщины (<см. § 7-10).
Наконец в различных областях научных исследований из¬
лучение, возбуждаемое очень высоким напряжением, также
находит широкое применение (см. § 7-11).
При конструировании высоковольтных трубок, пригодных
для широкого применения в медицине и промышленности, не¬
обходимо обеспечить:
1) защиту от неиспользуемого излучения;
2) устойчивость в работе и достаточный срок службы.
Вопрос о защите от неиспользуемого излучения в этих труб¬
ках имеет очень большое значение. Так, например, при 400 кв
толщина необходимого защитного слоя свинца достигает 20 мм,
я при 1500 кв— 150 мм (см. Приложение 3).
Для достижения устойчивости работы высоковольтных тру¬
бок необходимо преодолеть те технические трудности, которые
203
возникают при разработке трубо** ка очень высокие иапря-
жслия.
Наибольшую трудность представляет обеспечение высокой
электрической прочности трубки» т. е. ее способности выдержи¬
вать высокие рабочие напряжения без повреждения и появления
внутренних разрядов в ней.
На электрическую прочность высоковольтных рентгеновских
трубок наибольшее влияние оказывает (кроме степени вакуума)
1) холодная эмиссия, 2) высоковольтный вакуумный пробой и
3) отраженные электроны.
1. Холодная эмиссия, или так называемая автоэлект-
ронная эмиссия состоит, как известно, в том, что когда гра¬
диент поля у поверхности катода становится очень большим,
порядка 107 в/см, происходит вырывание электронов из холод¬
ного катода.
Вырывание электронов из холодного катода зависит не от
полного напряжения, приложенного к трубке, а от градиента
поля на катоде, и плотность автоэлектрониого тока может быть
выражена фомулой:
* _ ‘я1' г а Л
• Ы- <2'87>
где
с, = 6,85-10* Гг~7«*си”,1;
Ф — работа выхода [в];
Е — градиент поля, пропорциональный приложенному напря¬
жению, и зависит от формы электродов [в/ем].
Критический градиент потенциала внешнего поля на катоде,
при котором потенциальный барьер на границе металла пол¬
ностью снимается и выход электронов может происходить без
сообщения им дополнительной энергии, выражается, по Шатки,
формулой:
т
где фо—работа выхода в вольтах.
При обычных значениях работы выхода фо=-4 в это поле
имеет значение в (см.
На опыте, однако, установлено, что холодная эмиссия при
комнатной температуре наступает при значительно меньших
полях (5 • 10е—Кг в(см).
Это объясняется так называемым «ф а ктор ом струк¬
туры поверхности».
Небольшие неровности, острые углы, шероховатости в виде
микроскопических острий на электродах вызывают местные по¬
вышения градиентов потенциала, которые могут достигать зна¬
чений, в 10—100 раз превышающих среднее значение градиен¬
тов, рассчитанных для гладкой поверхности.
Кроме того, некоторые загрязнения приводят к снижению
работы выхода. Исследования показали:
A. Свежая необработанная поверхность металлов обнару¬
живает значительно большую автоэлектронную эмиссию, чем та
же поверхность, обработанная длительным сильным прогревом
в вакууме.
Б. Холодная эмиссия поверхностей, покрытых абсорбирован¬
ными пленками электро-положительных веществ, сильно возра¬
стает.
B. Холодная эмиссия в высоковольтных вакуумных прибо¬
рах обнаруживается пятнами флюоресценции на стекле, поло¬
жение и форма пятен флюоресценции показывает, что электроны
выходят из небольших участков катода и распространяются уз¬
кими пучками. Стекло трубки сильно нагревается, иногда про¬
исходит тепловой пробой стекла в этих точках. Кроме того, пе¬
регрев стекла может вызвать электролиз и выделение газов,
приводящее к мощным разрядам в трубке.
Поэтому при разработке и изготовлении высоковольтных
трубок применяют все возможные меры для предотвращения
или ослабления холодной эмиссии. Это достигается выбором
закругленной формы катода, тщательной полировкой поверх¬
ностей электродов трубки, а также надлежащей тепловой обра¬
боткой их до монтажа и во время откачки.
2. Высоковольтный вакуумный пробой. Опыт
показывает, что, несмотря на закругление электродов и тща¬
тельную их полировку, при повышении напряжения до не¬
которого критического значения всегда наблюдаются разряды
внутри трубки, возникновение которых т может быть объяс¬
нено холодной эмиссией.
На рис. 2-118 приведены опытные кривые, полученные Трам¬
пом и Ван-де-Грааффом в 1947 г., выражающие зависимость
пробивного напряжения (крестики) и среднего градиента поля
на1 катоде (кружочки) при пробое в высоком вакууме между
шариком из нержавеющей стали диаметром 25 мм и стальным
диском диаметром 50 мм от расстояния между ними. Из кривых
видно, что при малых расстояниях между электродами (0,01—
0,04 мм) градиент поля достигает 4—4,8 Мв/см и быстро сни¬
жается с увеличением расстояния, достигая приблизительно
100 кв/см при расстояниях около 70 мм. Очевидно, что пробой
между металлическими электродами в вакууме может быть
Ш
объяснен только электростатической эмиссией лишь При малых
расстояниях, высоких градиентах и относительно низких на¬
пряжениях между ними.
Для объясйения пробоя при больших расстояниях между
электродами и малых градиентах поля Трамп и Ван-де-Грзафф
выдвинули теорию так называемого высоковольтного пробоя
в вакууме. Согласно этой теории высоковольтный пробой объяс¬
няется обменом заряженными частицами и фотонами между
Рис. 2*118. Зависимость напряженности поля
у катода и напряжения при пробое от расстояния
между дюймовым шариком из нержавеющей ста*
ли и двухдюймовым стальным диском в высоком
вакууме.
анодом и катодом. Электроны, случайно оказавшиеся в разряд*
ном промежутке, ускоряются полем и, ударяясь об анод с энер¬
гией, соответствующей пройденному ими напряжению, создают
на аноде положительные ионы (возможно путем нагревания
и испарения) и кванты рентгеновского излучения (фотоны)
(в количестве А ионов и С фотонов на 1 электрон).
Положительные ионы, ускоренные на пути от анода до ка¬
тода, вырывают на катода вторичные электроны (В электронов
на 1 ион). Некоторые из фотонов попадают на- катод и осво¬
бождают из них фотоэлектроны (D электронов на фотон). Воз¬
никающие на катоде вторичные электроны и фотоэлектроны,
з свою очередь, ускоряются к аноду, и если эти процессы раз¬
виваются с накоплением, то возникает пробой. Очевидно, усло¬
вие пробоя выразится формулой:
AB + CD^L (2-89)
Однако измерения показали, что коэффициенты А, В, С
н D имеют очень малые значения, так что условие накоплю
206
*щя (2-$9) не выполняется. Поэтому теорию Траста и Ван-Де-
Грааффа как несогласующуюся с опытными данными, ног види¬
мому, следует признать несостоятельной. Делались попытки
дополнить эту теорию предположением, что положительные
ионы при ударе о поверхность катода выбивают наряду с элек¬
тронами и отрицательные ионы. Другие исследователи пред¬
полагали, что пробой происходит благодаря отделению заря¬
женных частиц с поверхности одного из электродов, которые
при ударе о противоположный электрод создают местные очень
высокие температуры (испарение металла, термоэмиосия). Од¬
нако ни та, ни другая теория не может объяснить развитие
пробоя вакуума в общем случае.
Существует также предположение, что высоковольтный про¬
бой в высоком вакууме развивается также за счет электроста¬
тической эмиссии. Действительно, если учесть, что при любой
полировке электродов на их поверхности всегда имеются острия
грани кристалликов и т. п., то действительные градиенты поля
на остриях будут значительно больше средних градиентов, вы¬
численных для гладких поверхностей и приведенных на рис/
2-118. Эту теорию также нельзя признать безупречной, так как
наличие острий на поверхностях электродов должно было бы
снижать пробивные напряжения и при малых расстояниях.
Таким образом, до сих пор еще отсутствует удовлетвори¬
тельная теория механизма развития пробоя в вакууме при боль¬
ших расстояниях между электродами и больших напряжениях.
3. Отраженные электроны. Большое влияние на. ра¬
боту трубки при высоких напряжениях оказывают отраженные
от анода электроны (см. § 2-17). Они осаждаются на внутрен¬
ней поверхности стеклянной оболочки трубки и сообщают ей
высокий потенциал, так что почти все приложенное к трубке
напряжение распределяется между анодным цоколем и средней
частью оболочки. Следствием этого, как мы видели (см. § 2-17),
является выделение из стекла газов, которые обусловливают
возникновение мощного ионного разряда, приводящего к тем
же последствиям, к каким приводит вышерассмотренный эф¬
фект острия. Очевидно, для получения устойчивой работы вы¬
соковольтной трубки необходимо принять меры к улавливанию
отраженных электронов в месте их возникновения специальными
экранами или щитами.
На» основании этих соображений было сконструировано не¬
сколько типов высоковольтных рентгеновских трубок -— как эк¬
спериментальных, работающих при непрерывно действующем
насосе, так и технических с постоянным вакуумом. Мы здесь
рассмотрим только три типа трубок с постоямным вакуумом,
о которых указанные выше требования достигаются различ¬
ными способами.
207
Лкухэлскгрсдная трубка на 400 кв
На рис. 2-119, а представлена трубка, рассчитанная для ра¬
боты при напряжении 400 кв и силе тока 5 ма. Конструкция
ее принципиально подобна конструкции трубки, показанной на
рис. 2-74, но отличается размерами и формой электродов
(рис. 2-119, б). Экранирующий чехол на аноде почти полностью
улавливает отраженные электроны и одновременно служит для
поглощения неиспользуемого излучения. Он изготовляется из
меди с большим содержанием вольфрамового порошка, вводи¬
мого в виде примеси в
расплавленную медь, за¬
щитные свойства кото¬
рой вследствие этого со¬
ответствуют пластине
свинца толщиной 10
-между тем вес чехла со¬
ставляет всего 660 г.
Для поглощения не¬
используемого излучения,
направленного в сторону
катода, внутри фокуси¬
рующего устройства ка¬
тода укреплены воль¬
фрамовые кольца W
(рис. 2—119,6).
Тело катода и экрани¬
рующий чехол анода
тщательно отполированы
и лишены каких-либо выступающих частей малого радиуса
кривизны, благодаря чему уменьшена возможность возникно¬
вения холодной эмиссии.
Форма стеклянного баллона трубки выбрана овальной
с большим диаметром, для того чтобы стекло находилось в об¬
ластях электрического поля с относительно малыми градиен¬
тами потенциала.
Цокольные колпачки трубки снабжены защитными хольцами
большого радиуса кривизны. Эти кольца позволяют сократить
общую длину трубки, так как разрядное напряжение между
ними значительно больше, чем между остриями.
Испытания показали, что трубки этой конструкции наиболее
пригодны для работы в масле. В этом случае размеры трубки
уменьшаются, и она может быть смонтирована в относительно
небольшом заземленном металлическом кожухе, причем легко
осуществляется дополнительная защита от неиспользуемого из¬
лучения.
208
Рис. 2-119. Двухэлектродная 400 ка-рентге-
новская трубка: а —общий вид. б —элек¬
троды трубки.
Секцией!!! лла.шые вмс гьозьльтяые труйкк
Технические трудности, возникающие при изготовлении двух-
злектродных высоковольтных рентгеновских трубок, сильно
возрастают при повышении напряжения. Поэтому при напряже¬
ниях выше 400 кв применяются многоэлекгродные секциоь
нированные трубки. На рис. 2-120 изображена схема секци¬
онированной рентгеновской трубки на 500 кв и 10 ма. Трубка
состоит из полого анода, катода и четырех промежуточных
электродов, укрепленных в коваровых кольцах, впаянных
в стекло оболочки трубки. Промежуточные электроды улучшают
распределение потенциала вдоль трубки. Напряжение между
соседними электродами может поддерживаться ниже тех значе¬
ний, при которых могут возникнуть токи холодной эмиссии.
Рис. 2-120. Секционированная рентгеновская трубка на 500 кв.
I — спирпль; 2 — фокусирующий электрод; 3 — промежуточный электрод; 4 —
кольца из сплава сфериико»; 5 — ввод охлаждающей воды: 6 — водяная ру*
Дашка; 7 — сшшцовыft футляр; S — вольфрамовое зеркало; 9 — магнитная фо¬
кусирующая хатушка; /0 —фланец.
Применение полого анода также способствует повышению
устойчивости работы трубки, так как он почти полностью улав¬
ливает отраженные электроны и их вредное действие практи¬
чески отсутствует. Трубка предназначается для работы в масле.
Схема устройства и размеры трубки показаны на рис. 2-120.
Фокусирующее устройство 2, окружающее спираль /, элект¬
рически изолировано от нити накала для того, чтобы оно могло
служить сеткой для управления -временем прохождения тока.
Металлический фламец 10, прикрепленный к полому аноду, слу¬
жит держателем трубки. Съемная водяная рубашка 6, служа¬
щая для охлаждения вольфрамового зеркала и боковых стенок
анода, укреплена «а> этом фланце. Свинцовый кожух 7, окру¬
жающий полый анод и поглощающий излучение, за исключе¬
нием используемого пучка, тахже прикреплен к этому метал¬
лическому фланцу. Внутри свинцового кожуха помещена маг¬
нитная фокусирующая катушка 9, служащая для регулирования
величины фокусного пятна.
На рис. 2-121 представлена трубка вместе с трансформатс-
Для литаиия трубки применен повышающий трансформатор,
Н. Хярадка
Я»
причем выпрямление тока осуществляется самой трубкой: Один
конец вторичной обмотки высоковольтного трансформатора
заземляется, а. второй конец ее присоединен к алюминиевому
экрану большого радиуса кривизны, в котором помещается
обмотка накала катода, дроссель для. регулирования на¬
пряжения накала и устройство для подачи смещения на сетку
катодаи
Отводы напряжения берутся в соответствующих местах вто¬
ричной обмотки трансформатора и соединяются с промежуточ¬
ными электродами через большие сопротивления и тороидаль¬
ные металлические экраны, которые помещены вокруг оболочки
трубки и "электрически связаны с коваровыми кольцами про-
Рис. 2-121. Разрез трубки на 500 кв, помещенной
в масляный бак.
межуточных электродов. Назначение этих экранов — создавать
электростатическую экранировку внутренних электродов трубки,
так как между этими электродами и стенками заземленного бака
могут существовать сильные радиальные поля, приводящие
к пробою стеклянных стенок трубки. Заземление анода допу¬
скает применение воды от водопровода для охлаждения анода
и осуществление хорошей защиты от рентгеновских лучей. Об¬
щие размеры бака: ширина 1200 ммх высота 1600 мм и длина
2400 мм вместе с выступающей частью, в которой помещается
трубка.
Описанная выше установка с секционированной трубкой яв¬
ляется одной из первых моделей и имеет слишком большие раз¬
меры и вес.
В настоящее время изготовляются секционированные рентге¬
новские трубки, построенные по этому принципу на напряжения
1000 и 2000 кв (рис. 2-122). Эти трубки питаются переменным
током высокого напряжения повышенной частоты (180 гц) от
резонанстрансформатора и помещены в стальной бак, в кото¬
ром изолирующей средой служит сжатый газ фреон под давле¬
нием около 4 am (см. § 4-17), и поэтому имеют относительно
малые размеры.
т
Трубка на 1000 кв состоит из 1! секций, длина ее без по¬
лого анода 750 мм, диаметр 90 мм.
Оболочка двухмиллионной рентгеновской трубки состоит из
21 секций, образованных литыми трубками из боросиликатного
стекла, припаянными к коваровым кольцам, в которых укреп¬
лены промежуточные ускоряющие цилиндрические электроды,
сделанные из нержавеющей стали. Внутренняя поверхность
стеклянных трубок обработана песком,
чтобы увеличить напряжение, которое
может быть приложено к каждой
секции.
Вольфрамовая спираль катода мон¬
тируется в электростатическом фокуси¬
рующем колпачке. Фокусировка элек¬
тронов в значительной степени опреде¬
ляется конфигурацией фокусирующего
устройства катода, а также отношением
потенциала первого промежуточного
электрода к потенциалу остальных про¬
межуточных электродов. В этой двух-
мнллиоиовольтовой трубке фокусное
пятно без магнитной фокусировки равно
20—22 мм в диаметре. С помощью фоку¬
сирующей магнитной каггушки, надетой
пи ниешний анод, оно может быть умень¬
шено до необходимой величины, опреде¬
ляемой допустимой нагрузкой воль¬
фрама.
Защита от рентгеновских лучей в
эн»А установке, создающей очень жест¬
кое излучение, осуществляется лишь
частичная и обеспечивается главным об¬
разом ограждением ее толстыми бетон¬
ными стенками. Анод покрывается свин¬
цовым чехлом со стенками толщиною до «50 мм и весом около
70 кг, который обеспечивает лишь частичную защиту и имеет
основное назначение — улучшить качество снимков уменьше¬
нном рассеяния. Он служит также для ограничения ширины
пучка радиации, выходящей из фокуса трубки.
Многосекционная трубка
Многосекционная рентгеновская трубка на 2000 кв,
предназначенная для работы в электростатическом генераторе,
значительно отличается от рассмотренной выше секциониро¬
ванной трубки, питаемой резонанстрансформатором. Такие
грубкн изготовляются как разборного типа, работающие
под .непрерывной откачкой» так и запаянные с постоянным
VI?
Рис. 2-122. Рентгеновские
трубки на 1000 и
2000 кв.
о'
вакуумом. По конструкции и основном свойствам они мало
отличаются одна от другой.
На рис. 2-123 представлена изоляционная часть разборной
трубки этого типа со снятым анодом, который представляет
собою длинную цилиндрическую медную трубу, заканчиваю¬
щуюся золотым зеркалом толщиною 6 мм, охлаждаемым про¬
точной водой. На рис. 2-124 дана фотография запаянной трубки
на 2 Мв.
Рис. 2-124. Фотография
многосекционной запаян¬
ной двухмиллионной рент¬
геновской трубки.
Самой характерной особен¬
ностью конструкции этой труб¬
ки является ее стеклянная ва¬
куумная оболочка, которая,
как видно из рисунка, разделена на большое число секций
впаянными коваровыми дисками. Эти диски диаметром 76 мм
штампованы из листового ковара толщиною 0,76 мм и имеют
отверстие диаметром 51 мм.
Полная длина изоляционной части оболочки трубки равна
85 см, что оказывается допустимым, так как трубка работает
в смеси азота с углекислотой под давлением 27 лг. Расстояние
между коваровыми дисками около 12,5 мм, так что полное
число секций равно 66, ^ ?
212 ‘ Jv ^ ■ ;:,й ;
Рис. 2' 123. Разрез ва¬
куумной оболочки
многосекционной раз¬
борной двухмиллион¬
ной рентгеновской
трубки.
; — вольфрамовая нить
0 ^0,25 мм: 2 — коваро-
вые диски (кольца): 3 —
стекло.
: П-ри равномерном распределении пслного рабочего напря¬
жения (2 Мв) по секциям вдоль оболочки трубки, что дости-
. гается специальным устройством изоляционной колонны элек¬
тростатического генератора (см, § 4-18), между соседними ко-
еаровымн дисками оказывается напряжение около 30 ка. При
этом внутри трубки создается практически однородное • элект¬
рическое поле, и градиент поля внутри трубки мало отличается
от предельного значения, равного величине отношения напря¬
жения трубки к ее длине.
Однородное электрическое поле, ускоряющее электроны от
катода вдоль всей изоляционной части трубки, обладает до¬
вольно хорошими фокусирующими свойствами. Оно дает луч¬
шую фокусировку, чем при обычном размещении ряда (серии)
цилиндров в секционированной трубке рассмотренного выше
тип», так как в последней между цилиндрами создаются отно¬
сительно сильные электрические электронные линзы.
‘ Однородное поле обладает еще другим благоприятным свой¬
ством, которое заключается в том, что, по крайней мере в прин¬
ципе, все отверстие, определяемое внутренним диаметром ко-
варовых дисков, может быть использовано для фокусирования
пучка электронов, в то время как с обычным цилиндрическим
устройством точная фокусировка возможна только для парак¬
сиального пучка электронов.
Катод трубки также отличается конструкцией фокусирую¬
щего устройства и формой нити накала. Так как при обычной
спиральной форме нити не удалось получить достаточно малый
фокус, то была применена нить другой формы. Вольфрамовая
пропашка диаметром 0,26 мм изогнута в виде узенькой петли.
Вершина немн слегка уплощена и помещена в центре малень¬
кого отверстия в плоском стальном электроде — фокусирующем
устройстве, расположенном, как показано на рис. 2-123. При
таком устройстве катода эмнттирующая поверхность нити, оп¬
ределяемая отверстием, имеет приблизительно эллиптическую
форму с осями -0,5X0,25 мм. Электронный пучок, ускоряясь
вдоль трубки в однородном поле, слегка расширяется, главным
образом из-за начальных тепловых скоростей, не совпадающих
с направлением поля. Выходя из ускоряющей области, пучок
. имеет поперечное сечение, приблизительно • подобное форме
эмнттирующей Поверхности с максимальным размером около
:6 мм; при этом ои почти совершенно параллелен и однороден
ПО энергии. Это делает возможным сфокусировать электронный
эк с помощью магнитной линзы в очень острый фокус, что
звычайно важно для прецизионного рентгенографирования.
Описанная конструкция катода, где эмнттирующая поверх-
: нреть находится в узком отверстии фокусирующего электрода,
8|)ЗВ0Ляет использовать этот электрод как сетку для модулнро-
электронного пучка. Оказывается, что при г-100 в на
этом электроде ток через трубку совершенно прекращается при
полком напряжении на трубке 2 Мв:
Использование фокусов очень малых размеров требует спе¬
циальной конструкции зеркала апода, так как при полной мощ¬
ности трубки (2 Afex250 лко=500 вт) удельная нагрузка фо¬
кального пятна 0,25 мм составляет 10 кет]мм7. Удовлетво¬
рительные результаты были получены при использовании в
качестве зеркала анода золотого диска толщиною 6 мм> охлаж¬
даемого проточной водой.
Так как интенсивность излучения при напряжениях выше
1 Мв имеет максимальное значение в направлении, совпадаю¬
щем с направлением электронного пучка, то здесь исполь¬
зуется пучок лучей, проходящий сквозь зеркало анода.
Общее поглощение рабочего пучка в установке эквива¬
лентно поглощению в 7,2 мм свинца.
Отдача трубки составляет 58 р!мин при силе тока 250 мка
и напряжении 2 Мв на расстоянии от фокуса 1 м и приблизи¬
тельно пропорционально третьей
степени напряжения при изменении
последнего от 1,2 до 2,2 Мв. На
выступающую часть полого анода
надет защитный свинцовый блок
с осевым коническим отверстием
для выхода полезного излучения; в
боковых направлениях интенсив¬
ность рабочего пучка ослабляется
до 0,01% своего значения.
2-34. Высоковольтная рентгеновская
трубка с магнетроном
На рис, 2-125 показана схема
Рис. 2-125. Рентгеновская труб- очень компактной рентгеновской
ка с магнетроном. трубки, рассчитанной на очень боль-
шие напряжения, описанная Милл¬
сом (1950 г). Основной частью трубки является медный полый
резонатор Я, в котором создается высокий вакуум. Резонатор
имеет два входящих внутрь полюсных наконечника Си Д имею¬
щих форму полых конусов. Внутренний диаметр резонатора
равен 12 см; собственная частота электрических колебаний ре¬
зонатора соответствует длине волны, близкой к 25 см. Коле¬
бания возбуждаются магнетроном М с выходной мощностью
600 кет. При настройке на резонанс между полюсными нако¬
нечниками резонатора возникает напряжение до 1,1 Мв при
среднем токе 75 мка. Оксидный катод монтирован в насадке
катодного полюсного наконечника D. Электронный пучек фоку¬
сируется магнитной катушкой. 3 анодном полюсном наконеч-
инке С расположен золотой диод служащий анодом; Рент*
геновское излучение выходит через отверстие в свинцовом
защитном экране 5. Магнетрон М питается короткими импуль¬
сами радиолокационного модулятора F, с частотой повторения
200 гц. Электронный ток катода также модулируется им¬
пульсами от того же модулятора. Как указывает Мнллс, дна*
метр фокусного пятна может иметь значение, близкое
к 0,5 мм. [Л. 157].
2-35. Рентгеновский теневой микроскоп
Наряду с электронными микроскопами в последние годы
разработаны рентгеновские микроскопы теневого типа, которые
могут давать полезное увеличение такое же, как лучшие
образцы оптических микроскопов, и имеют ряд преимуществ
по сравнению с оптическим и электронным микроскопами.
Ценным свойством рентгеновских микроскопов является то,
что они допускают производить исследования сравнительно
толстых и плотных объектов, находящихся в воздухе при ат¬
мосферном давлении. Кроме того, они дают возможность полу¬
чать стереоскопические снимки даже при маивысшем увеличе¬
нии, так как весь объект находится целиком в фокусе, хотя
различные слои его увеличиваются в различной мере, но при
одном и том же разрешении. Эти микроскопы начинают с успе¬
хом применяться в биологии, медицине, химии и других обла¬
стях естествознания.
Прежде чем приступить к описанию конструкции рентге¬
новского теневого микроскопа, необходимо рассмотреть фак¬
торы, определяющие разрешающую способность и
полезное увеличение микроскопа.
В теневом рентгеновском микроскопе увеличенное изобра¬
жение получается непосредственно на фотопленке, располо¬
женной на достаточно большом расстоянии от исследуемого
объекта при малом расстоянии последнего от фокуса. Принцип
действия теневого микроскопа поясняет рис. 2-126. Расходя¬
щийся пучок рентгеновских лучей, выходящий из фокуса F,
проходя через исследуемый объект, отбрасывает увеличенную
сто тень на фотопленку. Для получения удовлетворительных
результатов необходимы рентгеновские трубки с очень острым
фокусом.
Получаемое при этом увеличение равно отношению рас¬
стояния от фокуса до пленки с к расстоянию от фокуса до
образца Ь (рис. 2-126, а). Казалось бы, что, повышая это отно¬
шение, можно достичь любого увеличения. Однако оказывается,
что имеется оптимальное, так называемое полезное увели¬
чение, превышать которое нет смысла, так как большее увели¬
чение приведет только к увеличению изображаемых точек, не
повышая, чепасгн теин. Полез сое увеличение определяй, с л
разрешающей способностью микроскопа, которая измеряется
наименьшим расстоянием Д между двумя соседними точками
объекта, изображения которых можно еще видеть раздельно.
Полезное увеличение микроскопа М обратно пропорцио¬
нально предельному разрешаемому расстоянию Д и связано
с разрешающей способностью глаза К соотношением:-
Рис. 2-126. Принцип получения увеличенного теневого изображения:
а — образование увеличенного изображения: б—распределение интен¬
сивности френелевской диффракшонвой картины на краю плоского
объекта; в —образование полутеней при конечных размерах фокуса.
Разрешающая способность нормального глаза К равна при¬
близительно 0,2 мм. Поэтому, задаваясь для примера величи¬
ною предельного разрешаемого расстояния обычного опти¬
ческого микроскопа Д*=0,0002 мм, находим величину полезного
увеличения оптического микроскопа:
Так как разрешаемое расстояние мелкозернистой фотоэмуль¬
сии во много -раз меньше, чем у глаза (размер зерен 10 —
20 мк), то можно сначала получить изображение на фото¬
пленке при меньшем увеличении при помощи микроскопа, а за¬
тем увеличить это изображение фотографическим путем в то же
число раз. Такой метод выгоден тем, что дает увеличение поля
зрения и уменьшает время экспозиции, так как при меньшем
увеличении интенсивность излучения на фотопленке будет
больше.
(2-90)
Фт
Разрешение теневого рентгеновского микро¬
скопа, очевидно, определяется резкостью теневого изображе
Hnsv. Нереэкость тоневого изображения вызывается частью лолу-
гсиью, обусловленной конечными размерами фокуса тр>бки,
частью френелевской диффракцией, которая также, как известно
из оптики, обусловливает нерезкий переход от области, тени
К области полутени.
Расположение максимумов интенсивности диффракционной
Картины («бахромы» Френеля), изображенной на рис. 2-126,6,
выражается оптическим соотношением:
(2-91)
где
X —длина волны рентгеновского излучения;
— ~М —увеличение;
ь
v — для первого максимума равно приблизительно
Принимая это расстояние р как величину, определяющую
разрешение на экране (пленке), находим наименьшее разре¬
шаемое расстояние в объекте, разделив р на увеличение
М = -2- и учитывая, что а >6:
(L Ь
8, = (2-92)
Эта формула показывает, что для повышения разрешающей
способности теневого микроскопа необходимо уменьшать рас¬
стояние Ь между фокусом и объектом. Так, например, для
достижения разрешаемого расстояния 6^=1 лк=1(Н см при
длине волны Х=2,5 А расстояние между фокусом и объектом
должно быть:
6 = -Е = -и° ' = 0,4 см = 4 мм.
* 2,5-10“•
Как указывалось выше, большое влияние на разрешающую
способность теневого микроскопа оказывает величина фокуса
.(источника рентгеновского излучения). Действительно, ширина
полутени, обусловленная конечными размерами фокуса, равна
(рис. 2-126, в):
P' = F±=~. (2-93)
Поэтому, если соответствующие тени двух смежных то-
^e*\o6isekta располагаются на фотопленке теснее, чем р', то
I
,, 317
они не будут различаться. В плоскости объекта это расстоя¬
ние равно:
Следовательно, наименьшее разрешаемое расстояние (в объ¬
екте) не может быть меньше диаметра фокусного пятна.
Так, например, для достижения разрешаемого расстояния
в теневом рентгеновском микроскопе, равного 1 мк9 диаметр
фокусного пятна также должен быть не больше 1 мк. Полез¬
ное увеличение такого микроскопа равно:
Л1 =0,2:0,001 =200.
В литературе {Л. 29] имеется указание, что диаметр фокуса
можно уменьшить еще в 10 раз (до 0,1 мкм) и таким образом
создать теневой рентгеновский микроскоп, разрешающая спо¬
собность которого превосходит разрешающую способность
оптических микроскопов.
Из изложенного следует, что для достижения большого
полезного увеличения рентгеновская трубка, служащая в ка¬
честве теневого микроскопа, должна обладать очень малым
(острым) фокусом и конструкция ее должна обеспечивать воз¬
можность максимального приближения исследуемого объекта
к источнику рентгеновского излучения (к фокусу).
Таким образом, основной проблемой, возникающей при
конструировании теневого рентгеновского микроскопа, яв¬
ляется получение очень тонкого пучка электронов, который
определяет размер фокуса, диаметр которого должен быть
порядка 1 мк.
На рис. 2-127 показан схематический разрез теневого рент¬
геновского микроскопа, описанного в литературе (1953 г.)
[Л. 138], работающего при непрерывной откачке. Монтирован
он вертикально на прочном треножнике (на фигуре не показан¬
ном), который служит для крепления Всех его деталей.
Точечным фокусом является сильно уменьшенное изобра¬
жение накаленного катода, полученное при помощи электрон¬
ного прожектора и двух электронных магнитных линз.
Прожектор состоит из V-образной вольфрамовой проволоки
диаметром 0,05 мм управляющего электрода, имеющего форму
цилиндра, в который вставлен диск с отверстием 1 мм в диа¬
метре, и ускоряющего электрода — анода — в виде диска с от¬
верстием диаметром 4 мм, изолированного от катода стеклян¬
ным цилиндром.
Центровка следа электронного пучка (фокуса) на мишени
производится при помощи двух сильфонов, которыми метал¬
лическая оболочка трубки соединяется с прожектором и труб¬
кой. несущей мишень.
213
Для обеспечения возмоябюстй максимального приближения
исследуемого объекта к фокусу трубки в качестве мишени
(зеркала анода) используется вольфрамовая фольга толщиною
около 1 мк (возможно применение также золотой или мед¬
ной фольги). Эта фольга отделяет вакуумное пространство
трубки от атмосферы и одновременно служит окном для вы¬
хода рентгеновского излучения. Она монтирована на диске
с отверстием 0,25 мм в диаметре, который припаян к концу
—3
Рис. 2-127. Эскиз рентгеновского теневого микро¬
скопа: а — схематический разрез теневого микро¬
скопа; б — увеличенное изображение полюсных
наконечников объективной магнитной линзы н
положение мишени, объекта и фотопленки.
/ — электронная пушка; 2 — собирающая магнитная лик-
эа; 3 — объективная магнитная линза; 4 — мишень; 5 —
полюсные наконечннкн; 6—объект; 7 — фотопленка; 8 —
отвод к насосу; 9— латунь.
узкой трубки (//-2,5 мм), входящей внутрь верхней магнитной
катушки. Эта трубка припаяна к сильфону, который позволяет
перемещать мишень вдоль оси магнитной линзы до совпаде¬
ния с ее фокусом.
Магнитная катушка верхней (объективной) линзы снабжена
специальными полюсными наконечниками с отверстием диа¬
метром Змк щелью 1,6 маг, минимальное фокусное расстоя¬
ние ее около 1 мм. Конструкция полюсных наконечников и рас¬
положение мишени, исследуемого объекта и фотопленки пока¬
заны в увеличенном виде на рис. 2-127, б.
Теневой рентгеновский микроскоп обычно работает при хо¬
рошо стабилизированном (1 :2000) напряжении не выше 10 кв,
что обусловливается необходимостью получения достаточно
. i.iPKOiO излучения, OOtxlit Ii«I ii OiiiOi'C XO.juirjylO кОНдpa£i 1.-#Ciь
уеневых картин при исследовании очень топких и слзбологло-
щающих объектов, с другой стороны, тем, чтобы область про-
тшкновенмя электронов в вещество анода, откуда исходят
рентгеновские лучи, была по возможности малой, так как рас*
сеянные в веществе анода электроны увеличивают размеры
фокуса. При этом напряжении абсорбционные потери в воль¬
фрамовой фольге толщиною
мк достигают 44%.
Полный ток, получаемый из
катода, равнялся 60 мкал из ко¬
торых около 10 мка приходилось
на фокусное -пятно диаметром
1 мк. При этом мощность, выде¬
ляющаяся в фокусе, равиа
0,1 em, а удельная нагрузка фо¬
кусного пятна превосходит
100 квт/мм2. Расчет показывает,
что с уменьшением размера фо¬
куса допустимая удельная на¬
грузка «сильно возрастает и при
диаметре фокуса, равном 1 мк,
на вольфрамовой фольге толщи¬
ною 1 мк достигает 680 кет!мм2.
Оказывается, что достичь столь
больших удельных нагрузок прак¬
тически невозможно, так как для
получения малых фокусов при¬
ходится соответственно умень¬
шать эмиттирующую поверхность
накаленного катода.
Микрорентгенограмма фикси¬
руется на мелкозернистой фо¬
топленке, которая помещается в светонепроницаемую камеру.
Исследуемый объект монтируется на узком конце камеры, ко¬
торый вводится в отверстие полюсных наконечников. Расстоя¬
ния объекта и фотопленки от фокуса трубки определяются
следующими соображениями: 1) явлением диффракции, 2) вре¬
менем экспозиции, 3) необходимым первичным увеличением
и 4) величиной зерен фотоэмульсии. Так, например, если при¬
нять в теневом микроскопе с полезным увеличением М=200,
расстояние объекта от фокуса 1 мм и первичное увеличение
jVf,=40, то длина камеры будет д=40 мм и время экспозиции
около 1 минуты. Полученный снимок затем можно увеличить
фотографическим путем еще в 5 раз. На рис. 2-128 приведен
снимок насекомого (Aphis fabae), высушенного в вакууме при
температуре минус 30° С, при первичном увеличении* равном 20,
Рис. 2-128. Микрофотография
насекомых Aphis fabae при пер¬
вичном увеличении, равном 20,
и последующем пятикратном
фотографическом увеличении.
220
и ЬО^'Л/ч>'-■«; Uvr.i ф: т/s i : .-x.v. 1-.4-.4-^4
?,боку длн контроля был наложен f3 к,-0:^001 и oCtsxv^ кисо¬
чек серебряной сетки с шагом 17 мк и толщиной лаю сок 3 лас.
2-36. Разборные электронные рентгеновские трубки
Разборная электронная трубка Зигбана является одной
ИЗ многочисленных разборных электронных трубок, непрерывно
работающих на наеосе, предназначенных специально для спек¬
трального и структурного анализа. Корпус
трубки (рис. 2-129) представляет собой
куб из латуни или стали с ребром, равным
55 мн\ в корпусе прорезаны каналы для
охлаждающей воды и просверлено четыре
отверстия. Одно из них ведет к насосу, два
других снабжены коническими латунными
/ — катод (заземленный); 2*— анод: J — окно;
ввод тока какала; 5 — водяное охлаждение.
Рис. 2-130. Разрез
разборной трубки
с металлической
средней частью.
шлифами, на которые надевается катод и анод, и четвертое, за¬
крытое тонкой алюминиевой фольгой, служит для выхода рент*
геновских лучей. Катод, металлически соединенный с корпусом
трубки, заземляется, анод Изолируется от за^еМлённоТо Kopnydi
стеклянной Трубкой со шлифом. Катод, анод и корпус трубки
охлаждаются проточной водой. Благодаря интенсивному ох¬
лаждению эти трубки допускают большие нагрузки —до 100 ма
при 30 кв.
На рис. 2-130 дан продольный разрез разборной трубки
для структурного анализа со средней металлической
частью. Оболочка трубки состоит из трех феррохромовых ци¬
линдров, спаянных с двумя стеклянными цилиндрами. Средний,
феррохромовый, цилиндр, окружающий разрядное пространство
трубки, имеет два отверстия: одно К, закрытое тонкой алюми¬
ниевой фольгой, служит для выхода рентгеновских лучей, и
другое В—'Для соединения с вакуумной системой. Два других
феррохромовых цилиндра снабжены фланцами Л и С, к кото¬
рым прикрепляется катод и анод. Анодная и катодная ножки
также припаяны к феррохромовым цилиндрам с фланцами.
Вахуумлое уплотнение фланцев осуществляется резиновыми
прокладками.
ГЛАВА ТРЕТЬЯ
УСКОРИТЕЛИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ
Рассмотренные в предыдущей главе методы ускорения
электронов (высоковольтные рентгеновские трубки) основаны
на непосредственном использовании высокого напряжения.
Ускорение электронов и ионов путем приложения высокого
напряжения сопряжено с большими экспериментальными труд¬
ностями, которые быстро растут с увеличением напряжений;
Важнейшими из них являются: возникновение короны, слож-
H-'-'tb изоляции, сложность изготовления разрядных трубок вы-
напряжения, большие размеры и высокая стоимость
высоковольтных установок.
I р}диски', снизанные с генерированием н использованием
напряжений я несколько миллионов вольт направил»' научную
мысль на изысканно более удобных методов ускорения заря¬
женных частиц, которые дали бы возможность обойтись без
сверхвысоких напряжений. В результате этих устремлений были
изобретены и разработаны новые методы получения заряжен¬
ных частиц с большой энергией.
Основная идея всех новух методов ускорения заключается
и том, чтобы сообщить заряженным частицам большую кине¬
тическую энергию, не применяя сверхвысокого напряжения пу¬
тем последовательного и многократного прохождения ими
одной и той же небольшой разности потенциалов.
Таким образом, все эти методы можно назвать «непрямыми»
методами ускорения в отличие от прямых методов ускорения
с помощью высокого напряжения, прикладываемого к разряд¬
ной трубке.
Непрямые методы могут быть разбиты на две основные
группы:
1. Резонансные высокочастотные ускорители — линейные
ускорители, циклотроны, синхротроны, фазотроны и др.
2. Индукционный ускоритель — бетатрон.
В первом резонансном методе используется резонанс между
движением частицы в пространстве и переменным ускоряющим
электрическим полем.
223
Во втором, индукционном ускорителе — бетатроне — соз¬
дается переменный магнитный поток, индуцирующий в окру¬
жающем пространстве электрическое поле вихревого типа, ко¬
торое и используется для ускорения электронов.
3-1. Линейный ускоритель
Линейный ускоритель является одним из наиболее ранних
видов резонансных ускорителей, позволяющих сообщить заря¬
женным частицам больше энергии без применения весьма вы¬
сокого напряжения. Первая такая установка была осуществлена
Рис. 3-1. Линейный высокочастотный резонансный
ускоритель.
в 1930 г. Слоаном н Лоуренсом. Но в то время линейные уско¬
рители ле получили развития из-за малой эффективности и
больших технических трудностей. Однако в настоящее время
в связи с прогрессом ультракоротковолновой радиотехники
идеи линейного ускорения возродились, но в измененном виде
(см. § 3-8). Кроме того, эги идеи лежат в основе современных
циклических резонансных ускорителей. Поэтому мы кратко рас¬
смотрим устройство первого линейного ускорителя и принцип
его действия.
Этот прибор изображен схематически на рис. 3-1. Он со¬
стоит из стеклянной вакуумной оболочки диаметром 100
и общей длиной 114 см и 30 полых цилиндрических электро¬
дов, расположенных вдоль ее оси. Первый цилиндрический
электрод имел длину 10 мм, длина следующих электродов,
вместе с примыкающими промежутками возрастала в соответ¬
ствии с ростом скорости ионов приблизительно пропорцио¬
нально корню квадратному из целых чисел. Диаметр трубок—
5 мм. В качестве ускоряемых частиц. использовались ионы
ртути, возникавшие в ртутной дуге, помещенной н отростке.
При помощи электродов Див, имеющих отрицательный
потенциал, положительные ионы ртути фокусируются в узкий
пучок и направляются вдоль оси трубки. Ускоряющие трубча¬
тые электроды через один присоединялись к полюсам коротко-
волнового лампового генератора мощностью 20 кет с ампли¬
тудой напряжения 42 кв при длине волны 30 м. Таким
Образом, в промежутках между электродами создавалось высо¬
кочастотное электрическое поле. Частота и амплитуда генера¬
тора и длина электродов подбирались так, чтобы время, затра¬
чиваемое ионом на прохождение одного электрода, равнялось
полупериоду колебаний генератора.
Рассмотрим теперь процесс многократного ускорения ионов
в этом ускорителе. Когда первый электрод получает отрицатель¬
ный потенциал, положительно заряженный ион ртути, пройдя
первую ускоряющую щель а, приобретает дополнительную
энергию eU и движется внутри него по инерции, тах как внутри
трубки поле отсутствует. При выходе из первой трубки ион
попадает во вторую щель Ь, где он снова попадает в ускоряю¬
щее поле и снова приобретает дополнительную энергию eU
пт. д.
Энергия ионов после прохождения всех 30 ускоряющих
электродов возрастала до (42 • 10* 30) = 1 260000 эв.
Этот метод удобен для ускорения тяжелых ионов, потому
что легкие ионы при той же энергии имеют значительно боль¬
шие скорости и поэтому требуют более длинную систему тру¬
бок. В этом заключается его большой недостаток.
3*2. Циклотрон
Чтобы устранить главный недостаток линейных ускорите¬
лей, а именно, чрезвычайно большую длину ускоряющей си¬
стемы, Лоуренс предложил в 1930 г. свернуть ускоритель
в спираль и поместить его в сильное постоянное магнитное
поле, сделав таким образом путь ионов круговым. В этом слу¬
чае можно ограничиться одной парой электродов. В резуль¬
тате развития этой идеи был изобретен магнитный резонанс-
. ный ускоритель — циклотрон.
I. Устройство и принцип действия цикло¬
трона. Главной частью циклотрона является большая вакуум¬
ная камера цилиндрической формы, внутри которой помещаются
-два полых изолированных электрода D-образной формы, назы¬
ваемые дуантами. Дуанты имеют форму плоской цилиндриче¬
ской коробки, разрезанной пополам и слегка раздвинутой, как
показано на рис. 3-2. Вакуумная камера с дуантами (рис. 3-3)
располагается между полюсами мощного электромагнита, рабо¬
тающего па постоянном токе Так же как и в линейном уско-
ШМеле, дуанты соединены с высокочастотным генератором.
Таким образом между ними создается переменное электриче¬
ское поле. Ионы создаются в центре пространства между
дуантами путем ионизации разреженного газа (водород, дей¬
терий или гелий) электронным пучком, ускоренным постоянным
напряжением около 200 в.
Образовавшийся положительный ион притягивается к тому
из дуантов, который в данный момент имеет отрицательный
потенциал. Под действием магнитного поля ион движется по
дуге круга внутри дуанта, где электрического поля нет. Пройдя
полуокружность, ион выходит в щель между дуантами. К этому
Рис. 3-2. Схема действия
циклотрона.
Рис. 3-3. Общий вид ускорительной
вакуумной камеры циклотрона.
моменту полярность дуантов должна измениться так, чтобы
ион, проходя щель, снова ускорялся и попадал во второй дуант,
двигаясь в нем также по дуге круга, но большего радиуса,
вследствие большей скорости. Затем ион снова попадает в щель
при новой полярности дуантов и т. д. Таким образом процесс
ускорения повторяется много раз. С каждым проходом через
щель ион получает все новые и новые порции энергии и длина
пути его в дуантах увеличивается. Увеличение длины пути ком¬
пенсируется увеличением скорости, так что ион всякий раз за¬
трачивает одно и то же время, чтобы сделать один полный обо¬
рот. Поэтому ион продолжает двигаться в такт с электрическим
полем в течение всего времени ускорения по траектории, имею¬
щей вид спирали с большим числом витков.
Достигая внешней части дуантов, ионы подходят к откло¬
няющей пластине, находящейся под постоянным отрицательным
потенциалом в несколько десятков киловольт, и выходят из
дуанта, где могут быть использованы для бомбардировки раз¬
личных мишеней.
Циклотрон может быть использован для ускорения различ¬
ных заряженных частиц. Их природа зависит от рода разре-
же иного газа, введенного В камеру. Наибольший интерес для
физических (ядериых) исследований имеют ионы легких газов:
протон, дейтон и а-частица.
При введении в камеру водорода получаются протоны. Если
используется тяжелый водород — дейтерий, образуются Дей¬
тоны. Чтобы получить а-частицы, в камеру вводят гелий.
2. Перейдем теперь к выводу основных соотноше¬
ний динамики процесса ускорения в циклотроне.
При круговом движении иона внутри дуанта под прямым
углом к магнитному полю возникает центробежная сила инер¬
ции, которая уравновешивается действующей на- ион силой
со стороны магнитного поля:
^ = evH9 (3-1)
где
Н—напряженность магнитного поля;
е, т, v — заряд, масса и скорость иона;
г —радиус кривизны его траектории.
Отсюда скорость иона
v =
егИ
(3-2)
и время /, необходимое иону для прохождения полуокружно¬
сти, равно:
j ъг т
т
еН
(3-3)
Из последнего выражения (3-3) следует, что, если пренебречь
изменением массы со скоростью, то ион будет описывать все
полуокружности, независимо от радиуса, в одно и то же время.
Поэтому для того чтобы осуществить резонансное ускорение
иона, необходимо подобрать магнитное поле и период коле¬
баний высокочастотного генератора Тг таким образом, чтобы
время полного оборота иона 2/ равнялось периоду колебаний
генератора Тг\
Т4 = 2/=2я— (3-4)
еН
или, так как к=сТ, длина волны генератора должна быть:
К = 2*
тс
- еН
(3-4')
Например, при #=10000 э длина волны генератора для уско¬
рения протонов должна быть равна:
).„2=Md£±±l5l=l9,.
1.6-кг®. J0*
С27
3. В ы ч п с л им э и е р г и to, которую накапливает иои
к копну процесса ускорения при прохождении перифериче¬
ской части траектории радиуса г в магнитном поле Я.
Пусть амплитуда переменного напряжения на дуантах рав¬
на £/0; тогда при п оборотах ион приобретет энергию, соответ¬
ствующую эквивалентному ускоряющему потенциалу:
U = 2л(/0,
так как при каждом полном обходе иои дважды проходит
ускоряющую щель между дуантами.
Если обозначить конечную скорость иона через о, то энер¬
гия, приобретенная ионом к концу ускорения, будет равна:
или, так как
егН
т
то, выражая U в вольтах, а е и Я в электромагнитных еди¬
ницах:
eU = Y >0"*. (3-5)
Отсюда эквивалентный ускоряющий потенциал
^тЙ^2'10^ W-. <3*6')
Например, при ускорении дейтонов
~ = 4789 CGSMJ в цик-
лотроне с радиусом периферической части орбиты г= 50 см
и напряженности магнитного поля Я=* 104 э эквивалентный
ускоряющий потенциал найдем, подставляя эти величины
в уравнение (3-5'):
С/ = 4789(104-50)*-10“*«6-!(/* [в].
Таким образом, максимум получаемой ионом энергии растет
пропорционально квадрату произведения напряженности маг¬
нитного поля на радиус траектории (Hr).
4. Фокусировка ионов. Во время ускорения ионы
пробегают виутри дуантов путь порядка сотен метров. Каза¬
лось бы, что на столь длинном пути даже небольшие откло¬
нения ионов от средней плоскости, вызванные неизбежными
столкновениями с молекулами газа в камере или взаимным
отталкиванием, должны привести их к столкновению со стен¬
ками дуантов.
Отзывается, отнико, по в правильно ско п троированном
циклотроне этому противодействует двойная фокусировка —
электростатическая и магнитная.
На рис. 3-4 изображены распределение эквипотенциальных
поверхностей ускоряющего электрического поля между дуан-
тами и траектория иона. Из рисунка видно, что в первой по¬
ловине поля возникает сила, прижимающая ион к средней
плоскости, т. е. поле действует фокусирующим образом; во
второй половине поля, как видно из того же рисунка, эта сила
направлена в противоположную сторону — дефокусирует. Но
так как скорость ионов в первой половине поля меньше, чем
во второй (ион ускоряется!), то фокусирующие силы действуют
Рис. 3-4. Распределение эквипотенци¬
альных поверхностей ускоряющего и
фокусирующего электрического поля
между дуантами.
Рис. 3-5. Фокусирующее'
магнитное поле на пери¬
ферии полюсов электро¬
магнита циклотрона.
дольше, и, следовательно, результирующее действие поля ока¬
зывается фокусирующим.
Это фокусирующее действие электрического поля быстро
ослабевает по мере увеличения скорости иона и удаления его
от центра камеры.
Но у периферии камеры вступает в силу магнитная фоку¬
сировка, обусловленная искривлением магнитных силовых ли¬
ний наружу у краев полюсов магнита. Из рис. 3-5 видно, что
ион, движущийся перпендикулярно к плоскости рисунка, вне
средней плоскости, будет испытывать действие сил, направлен¬
ных к средней плоскости.
Следует отметить еще одну особенность работы циклотрона.
Так как период обращения иона в данном магнитном поле Н
(формула (3-4)] не зависит от скорости частицы, т. е. от на¬
пряжения на дуантах, то в процесс ускорения могут вступать
ионы не только при максимуме переменного напряжения на
Дуайтах, но и при других его мгновенных значениях. Поэтому
возникает вопрос, с какой энергией придут эти ионы к пери-
ферии дуантов. Оказывается, что те и другие ионы получают
одинаковую конечную энергию. Это объясняется тем, что ионы.
которые проходят ускоряющий промежуток не при максимуме
и получают меньше энергии при каждом прохождении через
промежуток, делают соответственно большее число оборотов
и в результате выходят на периферию дуантов с такой же
энергией, что и ионы, проходящие через щель при максимуме
напряжения.
5. Рассмотрим, наконец, вопрос о максимальной энер¬
гии ионов, которая может быть получена при помощи цик¬
лотрона. Полученные выше основные соотношения динамики
процесса ускорения справедливы до тех пор, пока скорость
иона сильно отличается от скорости света. Когда она дости¬
гает значительной части скорости света, масса иона возрастает,
период обращения его увеличивается согласно формуле (3-4),
ион начинает отставать по фазе от высокочастотного напряже¬
ния на дуантах и выпадает из синхронизма. По этой причине
циклотрон практически непригоден для ускорения электронов
и энергия положительных ионов не может быть повышена
сверх некоторого предела. Оказывается, однако, что макси¬
мальную энергию иона можно несколько увеличить путем уве¬
личения напряжения на дуантах, так как чем выше это напря¬
жение, тем большую энергию успеет набрать ион, прежде чем
сдвиг фаз приведет к полному нарушению резонанса.
Теория показывает, что максимальная энергия иона в Мэв
определяется следующем формулой:
Гтах = 1.53- Y2 U0AZsia%, (3^)
где
UQ — амплитуда напряжения на дуантах в киловольтах;
.4 — атомный вес (массовое число, равное 1, 2 и 4 соответ¬
ственно для протонов, дейтонов и ионов гелия);
Z — заряд ионов и
6о — начальная фаза.
Полагаем
®о= ; (sin ¢¢=1):
тогда эта формула принимает более простую форму:
для протонов (А = 1; Z = 1)
W'max~2,1 \ПГ, IM**
для дейтонов (Л=2; 2=1)
^т.х«3 [Мэе];
для а-частиц (А =4; Z—2)
^тах^б/й; (Мэе).
230
Talc, например, циклотрон," построенный о 1942 rv, имеющий
диаметр полюсов 1,5 м и вес около 200 г (рис. 3-6) при
амплитуде высокочастотного напряжения на дуантах 50 кв,
сообщает энергию дейтонам 20—22 Мэе и а-частицам около
40—45 Мэе. В 4000-тонном циклотроне с полюсами диаметром
4,7 ж, постройка которого была почти закопчена перед вой¬
ной, предполагалось получить дейтоны с энергиями 100 Мэе
при напряжении на дуантах около 1000 кв. Поэтому энергии
Рис. 3-6. Общий вил циклотрона с диаметром полюсных на¬
конечников 1,5 м.
I
порядка 100 Мэе являются практически предельными для цик¬
лотрона.
Однако в последние годы были разработаны новые резо¬
нансные ускорители, которые ускоряют заряженные частицы
до значительно больших энергий путем некоторых изменений
циклотрона, основанных на принципе «автофазиропки» частиц,
открытом советским физиком В. И. Векслером в 1944 г. и не¬
зависимо от него Макмилланом (США) в 1945 г.
3-3. Физические принципы новых резонансных ускорителей
(«автофазировка»)
Как выше было указано, увеличение массы ускоряемой
частицы, препятствующее дальнейшему росту ее энергии,
является единственной причиной принципиального харак¬
тера, ограничивающей максимальную энергию ионов в цикло¬
троне.
231
Поi i v,-. уже д.нпо возникла идея скомпенсировать увели¬
чение массы'частицы соответствующим увеличением магнит¬
ного поля во времени (по мере роста массы частицы) или
изменением частоты (модуляцией) высокочастотного ускоряю¬
щего напряжения.
Однако эти методы повышения максимальной энергии уско¬
ряемых частиц в резонансных ускорителях рассматривались
как принципиально правильный, но не имеющие практической
ценности, и поэтому не разрабатывались' до открытия В. И. Векс¬
лером явления «автофазнровки» частиц.
Прежде чем перейти к рассмотрению механизма автофази-
ровки, отметим, что указанные идеи считались не имеющими
практической ценности.
Действительно, в обычном циклотроне ионы вводятся и
ускоряются непрерывно, так как при постоянных Н и Т каждый
ион, входящий в пространство между дуантами, попадает
в синхронизм.
В новых ускорителях период ускоряющего напряжения Т
(или магнитное поле Я) непрерывно увеличивается по мере
ускорения частицы и увеличения ее массы. Поэтому в резонанс
могут входить только частицы, вошедшие в ускоряющую щель
в некоторый момент времени /о, при котором период колебаний
высокочастотного ускоряющего поля имеет начальное значе¬
ние То (или при начальном значении магнитного поля Я»). Да¬
лее энергия (и масса) этих частиц растет н одновременно воз¬
растает период колебаний генератора Т (или поле Я) и эти
частицы получают синхронное ускорение. Другие частицы, ко¬
торые входят в щель позже, когда период Т (или Я) уже уве¬
личился, нс будут в синхронизме и, следовательно, будут по¬
теряны.
Таким образом, при изменениях Т или Я ускорение частиц
делается прерывистым в виде отдельных циклов. В каждом
таком цикле, состоящем из нескольких тысяч периодов, уско¬
ряется только небольшая порция частиц, поступившая в самом
начале этого цикла многократного ускоренйя. Очевидно, что
средняя интенсивность пучка ускоренных частиц будет на¬
столько низка, что построение дорогостоящих приборов не мо¬
жет быть оправдано.
Векслер показал, что, используя явление автофазнровки,
можно сообщать ускоряемым частицам очень большие энергии
(в несколько биллионов электронвольт), с достаточной интен¬
сивностью ионного пучка, если в резонансном методе ускорения
внести некоторые изменения. А именно, нужно подобрать такие
условия, чтобы резонансная фаза ускорения находилась на
ниспадающей части кривой напряжения на щели, т. е, при
иг<и<, (рис. 3-7). При этих условиях ускоряться будут не
только те частицы, которые приходят в щель при резонансном
напряжении w, ^ к :е, каюр к* Г:рнход:п при несколько (т-
личающихся значениях напряж^гин. Благодаря явлению авто-
фазировки многие из этих частиц автоматически стремятся
войти в синхронизм.
Это иллюстрируется рис. 3-7, на котором нанесена кривая
изменения напряжения на ускоряющей щели. Нормально ча¬
стица проходит щель на спадающей части кривой в точке f0.
После прохождения полного оборота она возвращается в щель
снова в точке to, получая нормальное приращение энергии.
Если же частица входит в щель несколько раньше в момент t\
и получает избыточное приращение энергии, то радиус орбиты
Рис. 3-7. Напряжение на ускоряющей
щели между дуантами. К объяснению
механизма автофазнровки движения
заряженной частицы.
увеличится и частица вернет¬
ся в щель позже в момент //,
получая приращение энергии
меньше нормального.
С другой стороны, если ча¬
стица придет несколько позже
\t%) и получит приращение
энергии меньше нормального,
то она будет двигаться по ор¬
бите меньшего радиуса и воз¬
вратится в щель раньше (t{),
получив увеличенную порцию
энергии. Таким образом ча¬
стица сама автоматически
стремится войти в синхронизм. ,
В действительности, конечно, орбиты частиц будут совер¬
шать колебания около средней нормальной орбиты.
Оказывается, что автофазировка осуществляется как при
изменении частоты ускоряющего напряжения, так и при изме¬
нении напряженности магнитного поля..
За последние годы разработано и осуществлено несколько
типов резонансных ускорителей как для ускорения электронов,
так и для ускорения ионов.
При ускорения электронов их масса возрастает в десятки
и сотни раз. Поэтому практически удобно изменять величину
магнитного поля, сохраняя частоту ускоряющего напряжения.
,Такие ускорители получили название синхротрона.
В случае тяжелых частиц изменение массы со скоростью
незначительно. Поэтому удобнее изменять частоту ускоряю¬
щего напряжения, сохраняя магнитное поле постоянным. При¬
бор этого типа называется фазотроном или синхроцикло-
Троном.
Наконец, при ускорении тяжелых частиц до очень больших
Энергий удобно одновременно изменять и величину управляю-
^щего магнитного поля и частоту ускоряющего электрического
^шля. Такой ускоритель называется синхрофазотроном.
эзз
* З-v 4>азот. он (Ск_,хроць..лотро>.> * !
В обычном циклотроне максимальная достижимая энергия,
как указывалось, ограничена тем, что движение ускоояемых
ионов постепенно выходит из синхронизма с изменениями вы¬
сокочастотного поля (на дуантах) благодаря возрастанию их
массы. Для преодоления этого эффекта. В. И. Векслер в 1944 г.
предложил новый ускоритель циклотронного типа — фазотрон,
в котором увеличение периода обращения иона по мере уве¬
личения его энергии (и >массы) компенсируется соответствующим
увеличением периода колебаний ускоряющего поля на дуан¬
тах. Это обычно осуществляется модулированием частоты путем
периодического изменения емкости в контуре генератора при
помощи вращающегося конденсатора. Модуляция частоты гене¬
ратора, очевидно, должна производиться так, чтобы фаза входа
частицы в щель между дуантами оставалась неизмененной в те¬
чение всего процесса ускорения. Принцип автофазировки пока¬
зывает, что требование постоянства фазы не является очень
строгим, и поэтому синхронизация изменения частоты генера¬
тора с движением ускоряемых ионов не представляет больших
трудностей.
Таким образом, максимальная энергия, которая может быть
достигнута при помощи фазотрона, значительно выше, чем при
помощи обычного циклотрона. Но, с другой стороны, интен¬
сивность ионного пучка оказывается значительно меньшей. Это
объясняется тем, что в обычном циклотроне, с постоянной
частотой, ионы поступают в камеру, ускоряются в каждый
полупериод и выходят практически непрерывным потоком.
В ускорителе с модулированной частоЛй — фазотроне — ноны
могут вводиться в камеру кратковременными импульсами в на¬
чале каждого цикла ускорения, ибо только эти ионы будут
находится в резонансе с изменяющейся частотой ускоряющего
поля. Ионы, входящие слишком поздно, когда частота электри¬
ческого поля заметно изменилась, не могут войти в синхронизм
и ускоряться не будут. Поэтому выходящий из ускорителя
пучок ускоренных ионов будет состоять из ряда коротких
импульсов с большими промежутками между ними. Очевидно,
средняя интенсивность пучка ионов будет значительно меньше,
чем в циклотроне.
Таким образом, повышение максимальной энергии в фазо¬
троне по сравнению с циклотроном достигается за счет умень¬
шения интенсивности выходящего пучка ускоренных ионов.
По конструкции фазотрон мало отличается от циклотрона.
Любой циклотрон может быть превращен в фазотрон путем
некоторых изменений. Так, 4000-тонный циклотрон, сооружение
которого было прервано в связи с войной в 1941 г., был до¬
строен по типу фазотрона в 1946 г. В этом фазотроне дейтоны
234
,£коря*^ся дс iOO Jfawа й <Яс*шц/до -О Мэь hpn ьЛпли-
туде высокочастотного напряжения на дуайтах 15 кв. Перво¬
начально при расчете этого ускорителя по типу Циклотрона
предпологалось, что для ускорения дейтонов до 100 Мэе по¬
требуется напряжение на дуантах около 1 Мв. Напротив, ток
дейтонов, приходящих на мишень» оказался чрезвычайно малым
и равнялся приблизительно ОуЬмка>в то время как в циклотроне
удается получить ток дейтонов на мишень; раоиый 1000 мка
и даже больше. В СССР в Институте ядерных проблем АН СССР
введен в действие в 1949 г. мощный синхроциклотрон (фазо¬
трон) для ускорения протонов до энергий 680 Мэе (дейтонов
до 420 Мэе и а-частиц до 840 Мэе. Вес магнита 7000 г. Диа¬
метр полюсов 6 м).
3-5. Индукционный ускоритель электронов — бетатрон
Рассмотренные в предыдущих параграфах резонансные уско¬
рители циклотрон и фазотрон не пригодны для ускорения
электронов, так как масса их начинает заметно возрастать уже
при 20—30 кв.
Прямые методы ускорения электронов (каскадный генера¬
тор, резонанс-трансформатор, электростатическим генератор)
позволяют получать элек¬
тронные пучки * и жест¬
кие рентгеновские лучи
(фотоны) с энергиями не
выше 4—5 Мэе, что ли¬
митируется трудностями
изоляции и создания со¬
ответствующих разряд¬
ных трубок.
Первый прибор, прак¬
тически пригодный для
сообщения электронам
очень больших энергий
без применения сверхвы¬
сокого напряжения, был
создан Керстом в 1940 г.
Этот прибор получил на¬
звание «бетатрон», потому что он сообщает электронам энер¬
гии, сравнимые с энергиями р-частиц естественной радиоактив¬
ности. Следует, однако, отметить, что современные бетатроны
сообщают электронам энергии *в десятки и сотни раз большие,
чем энергии р-частиц.
Далее, так как* масса электронов очень мала, то при срав¬
нительно небольших энергиях скорость электронов быстро при¬
ближается к скорости свота и дальнейшее увеличение их энергии
проявляется не в увеличении скорости, а в росте их массы. Из
if массы
(£)
электрона от энергии.
крнь'.х рис. 3-8 видно, «гг:» л vi энергии 1 Мне скорость элек¬
трона составляет около 95% скорости свога, а при 10 Мэе и
выше отличие от скорости света выражается малыми долями
процента. Масса же сильно возрастает и при 100 Мэе масса
электрона приблизительно в 197 раз больше его массы покоя.
Электрон с энергией 1000 Мэе обладает массой большей,
чем масса протона. Поэтому «ускорители» электронов по суще¬
ству не являются ускорителями, и, может быть, правильнее было
бы называть их «утяжелителями». Однако в литературе при¬
нято название «ускоритель», и поэтому, продолжая называть
их ускорителями, следует помнить, что практически они не
сообщают электронам ускорения уже при энергиях, превосхо¬
дящих несколько мегаэлектронвольт.
Принцип действия бетатрона
Бетатрон называют нндукцирнным ускорителем потому, что
он работает на принципе электромагнитной индукции точно
так же, как обычный трансформатор. Известно, что перемен¬
ный магнитный поток индуцирует в окружающем пространстве
вихревое электрическое поле. Это поле является причиной
появления э. д. с. в обмотках трансформатора, оно же исполь¬
зуется в бетатроне для ускорения электронов. Вихревое поле,
свободное от электрических зарядов, отличается от электроста¬
тического тем, что его силовые линии являются замкнутыми
линиями, окружающими изменяющийся магнитный поток.
Если магнитное поле обладает осевой симметрией, то сило¬
вые линии вихревого электрического поля будут концентриче¬
скими кругами с центрами, лежащими на оси симметрии. Если
предположить, что электрон движется в вихревом поле по одной
из замкнутых силовых линий, то он все время будет испыты¬
вать действие сил поля в направлении, совпадающем с направ¬
лением его движения. Поэтому, возвратившись в исходную
точку, он приобретет определенный запас энергии.
Кроме ускорения, магнитное поле в бетатроне выполняет
также роль управляющего поля, заставляя электроны двигаться
по круговым орбитам. Кольцевое поле в месте расположения
орбиты часто называют «ведущим полем». Магнитное поле,
действующее по всей площади, охватываемой орбитой, назы¬
вают «ускоряющим полем». Дальше мы увидим, что при опре¬
деленных условиях электрон будет двигаться в нарастающем
магнитном поле по окружности одного и того же круга — по
стабильной равновесной орбите, непрерывно получая энергию
от вихревого электрического поля.
При одном обходе вдоль замкнутой силовой линии электрон
приобретает энергию А И7,‘ равную произведению заряда элек¬
трона е на величину э. д. с., которая индуктируется при нор/-
сильной ргикт-2 трансформатора в одно^г f \*пче проволочи, рас¬
положенной по орбите электрона:
где е — заряд электрона, Ф — магнитный поток, охватываемый
орбитой.
Эта энергия вообще невелика (порядка нескольких десятков
электронвольт), но при достаточно большом числе оборотов
энергия электронов может стать очень большой.
При этом масса электрона оказывается во много раз
больше его массы покоя. Но так как ускорение в бетатроне
происходит непрерывно в течение периода и не связано
с условиями какого-либо синхронизма, то изменение массы
совершенно не влияет на приобретение энергии электроном.
Таким образом, при помощи электромагнитной индукции
можно сообщать электронам чрезвычайно большие энергии.
Однако для практического осуществления этой идеи необхо*
димо было найти и выполнить условия устойчивого движения
электрона по орбите постоянного радиуса.
Краткая история бетатрона
Неоднократно делались попытки экспериментального осуще¬
ствления идеи индукционного ускорения электронов. Однако
недостаточная теоретическая разработка условий устойчивой
работы такого прибора была причиной безуспешности этих
попыток. Первое предложение конструкции индукционного
ускорителя было сделано в патентной заявке 1922 г. Слепяном
(США). В этом проекте содержался ряд ошибок, и попыток
его осуществления не делалось. В 1927 г. инженер Видерое
впервые теоретически получил одно из осиовных условий воз¬
можности движения электрона в нарастающем магнитном поле
по круговой орбите. (Условие 2:1, см. § 3-5). Однако его
попытки осуществления индукционного ускорителя также ока¬
зались неудачными, так как не были соблюдены другие усло¬
вия, необходимые для нормальной работы прибора. В. В. Ясин¬
ский в 1935 г. предложил индукционный ускоритель с допол¬
нительным радиальным электрическим полем. Но и в этом
проекте не выполнялись все условия устойчивой работы, в част¬
ности, не осуществлялась осевая фокусировка электронов. Тео¬
рия индукционного ускорителя была развита независимо друг
от друга Я. П. Терлеадим в СССР и Керстом в США в 1941 г.
Первый «современный бетатрон был построен Керстом в 1940 г.
Этот прибор (рис. 3-9 и 3-10) сообщал электронам энергии
2,3 Мэе и представлял собою небольшой лабораторный прибор
1 ■ t . f.' .*• • ^.4*-» 1 . . ■
весом ISO кг. Второй бетатрон на 20 Мае был построен в 1941 г.
и представляет собой довольно большую УстановкУ весом
около 3,5 г. Размеры электромагнита: длина 1,5 м, ширина
0,5 лс и высота 0,9 jm; диаметр полюсных наконечников 480 мм.
Рис. 3-9. Эскиз бетатрона на 2,3 Мэе. рис. 3*10. Внешний вид бе¬
татрона на 2,3 Мэе.
На рис. 3-11 приведена фотография бетатрона на 24 Мэе,
предназначенного для глубокой терапии. Бетатрон подвешен
на поднимающихся консолях и может поворачиваться вокруг
горизонтальной оси. Наконец, в 1945 г. были опубликованы
Рис. 3-11. Фотография бета- Рлс. 3-12. Внешним вид бетатрона
трона на 24 Мэе> преднаэна- на 100 Мэе.
ченного для глубокой рентге¬
нотерапии.
данные о построенном и испытанном бетатроне на 100 Мэе
(рис. 3-12), электромагнит которого имеет полюсные наконеч¬
ники диаметром 192,4 см и весит около 130 т. Размеры элек¬
тромагнита 4,2х2хЗ м. Установка размещена в специальном
здании, сконструированном так, чтобы защитить персонал от
проникающих излучений, возникающих при работе бетатрона
(рис. 3-13). В табл. 3-1 даны основные параметры трех бета¬
тронов на 2,3; 20 н 100 Мэе.
238
В Советском Союзе первые действующие бетатроны на 5 и
7 Мэе были изготовлены в Томском политехническом институте
в 1948 году. Затем в 1949—1955 гг. была выпущена серия бета¬
тронов на 15 Мэе и несколько экземпляров на 25 Мэе. [Л. 88].
На московском электрозаводе им. Куйбышева налажен серийный
выпуск бетатронов на 15 и 25 Мэе. Ускорительные камеры для
этих бетатронов разработаны и выпускаются Ленинградским
заводом рентгеновской аппаратуры.
Рис. 3-13. Здание для бетатрона на 100 Мэе.
А — вытяжные каналы, выводящие -тепло на конденса¬
торной камеры; В — конденсаторное помещение; С — по¬
мещение для пульта управления; D — перископ для на¬
блюдения; Е — мостовой кран; F — стальная дверь; й —
плиты разборной стены; /(— пучок рентгеновских лучей;
О —бетонные стены толщиной 915 мм, обеспечивающие
защиту от излучения; Р — вход.
Таблица 3-1
Основные параметры бетатронов
Максимальная энергия электронов, Мае . . . .
Радиус равновесной стабильной орбиты, см . .
Максимальная напряженность магнитного поля
на орбите, з
Частота питающего тока, гц
Максимальная напряженность индуцированного
электрического поля на орбите, в/ем
Максимальный прирост энергии электрона за
один оборот, ае .
Общая длина пути электрона за время ускоре¬
ния, км . . , \ . . .
Вес электромагнита, т
Емкость батареи конденсаторов в резонансной
цепи питания, мкф
2,3
20
100
7,5
19
83
1250
3600
4000
600
180
60
0,35
0,77
1,26
17
92
656
125
417
1250
0,15
3,5
130
400
5,5
1 ПО
239
1чi« arf-oat
По существу инлуьшюнный ус обитель представляет соболю
трансформатор броневого типа, в котором вырезана средняя
часть керна. Магнитная цепь набрана из листов трансформа¬
торной стали. Полюсные наконечники собраны из радиально
расположенных листов, что обеспечивает совершенную аксиаль¬
ную симметрию магнитного поля
в воздушном зазоре. Первичная об¬
мотка из небольшого числа витков,
состоящая из двух последовательно
включенных секций, надета на по¬
люса электромагнита и питается
переменным током. Для улучшения
cos<p применяется резонансная схе¬
ма питания, изображенная на
рис. 3-14. Собственная частота по¬
лученного колебательного контура должна быть равна частоте
питающего тока.
Вторичная обмотка замелена кольцевой стеклянной ваку¬
умной трубкой, имеюшей форму «бублика» (рис. 3-15), кото¬
рая помещается в вырезе среднего стержня между его полю-
4 Литок
1 Литок
200мкф
200мкф
Рис. 3-14. Схема питания бета¬
трона на 2,3 Мэе.
Рис. 3*15. Ускорительная вакуумная камера бетатрона на 2,3 Мэе.
гщ — равновесная стабильная орбита; Т — вольфрамовая мишень; А — электрон¬
ная пушка: В —поперечный разрез электронной пуши; F— калящаяся спи¬
раль катода; Р — положительные пластины; G — отрицательные фокусирую¬
щие пластины.
сами. Внутри этой камеры в высоком вакууме происходит уско¬
рение электронов. Внутренняя поверхность ускорительной ка¬
меры покрывается тонким проводящим слоем. Этот слой зазем¬
ляется для предотвращения накопления зарядов на внутренней
поверхности стекла, что привело бы к нарушению нормальной
работы прибора.
Электроны вводятся в ускорительную камеру тангенциально
прк помощи обычной электронной «пушки» -г- инжектора,—
снабженной ускоряющим электродом, к которому периодически
прикладываются импульсы относительно высокого напряжения.
Обычно ускоряющий электрод заземляется, а высокий отрица¬
тельный потенциал прикладывается к катоду, так как в про-
240 . .
тиэ.к’М evi>4ac в .семеро возкккJti .!иле, искажающее орбиту
электрона.
Инжекция электронов производится в течение нескольких
микросекунд в начале каждого периода изменения магнитного
поля в моменты А% А* (рис. 3-16). Весь процесс ускорения
электронов происходит в течение только одной четверти пе¬
риода, следующей за инжекцией; за это время электрон опи¬
сывает несколько сот тысяч оборотов. Направление электрона
на круговую орбиту определенного постоянного радиуса совер¬
шается силой» возникающей при взаимодействии быстродвя¬
жущегося электрона с соответственно оформ¬
ленным магнитным полем. Центростремитель¬
ная сила, действующая на электрон, лежит
в средней плоскости «бублика», направлена
по радиусу к центру и равна:
FM = еиН>
где
Н — напряженность магнитного поля
в месте нахождения орбиты элек¬
трона — напряженность ведуще¬
го поля;
v и е — скорость и заряд электрона, Я и
е выражены в эл.-магн. единицах
СГС—М.
Рис. 3-16. Момент
инжектирования (Л-
—/*) и вывода (/«Ий
раньше /э) электроне
в бетатроне.
В конце ускорения (точка В на рис. 3-16)
или в какой-либо другой более ранний мо¬
мент времени С электроны должны быть выведены со стабиль¬
ной орбиты и направлены на вольфрамовую мишень, которую
они, находясь на стабильной орбите, обходили, или через вы¬
ходное окно в атмосферу. При торможении электронов в ве
ществе мишени возникает жесткое рентгеновское излучение
точно так, как в аноде обычной рентгеновской трубки.
Элементарная теория бетатрона
Как указывалось выше, для практического осуществления
индукционного ускорителя самым важным является найти усло¬
вия, при выполнении которых электроны будут двигаться в на¬
растающем магнитном поле по круговой орбите постоянного ра¬
диуса. Эти условия можно установить, пользуясь элементар¬
ными законами физики.
Так как полюсные наконечники электромагнита бетатрона,
а следовательно, и магнитное поле, пронизывающее ускоритель¬
ную камеру, имеют осевую симметрию, то можно считать, что
электродвижущая сила
Ф. Н. Хараджа
будет равномерно распределена вдоль орбиты (совпадающей
с замкнутой силовой линией)» и напряженность электрического
поля' Е в любой точке орбиты в какой-либо момент времени
будет выражаться формулой:
и 1_ jcM^
2иг0 2яг0 dt
(3-7)
а сила» действующая на один электрон в тот же момент вре¬
мени, равна:1
Fc = eE = (3-8)
2пг0 dt
Эта сила сообщает электрону ускорение. Поэтому согласно
второму закону механики можно написать:
d (/яр) _ е 4Ф
dt 2rr0 dt
(3-9)
Заметим, что в этом уравнении мы пишем вместо т ~
dt dt
потому, что масса электрона является величиной переменной и
зависит от скорости:
т —
/Яр
V1 — ?а
Интегрирование уравнения (3-9) дает приращение количе¬
ства движения электрона за некоторый промежуток времени:
то — то„ = (Ф — Ф„), (3-10)
2ггл
где
Фо — магнитный поток, охватываемый орбитой в начальный
момент времени, и
Vo — начальная скорость электрона.
Так как оо=0 при Фо=0, то
/ПО = т—— Ф, (3-11)
2гг0
т. е. изменение количества движения электрона за время t
пропорционально изменению магнитного потока внутри орбиты
за то же время.
Выражение (3-11) является одним из основных уравнений
бетатрола.
Для того чтобы электрон не сходил со своей круговой ор¬
биты радиуса г0 во все время ускорения, необходимо, чтобы
сила, действующая на электрон со стороны магнитного поля
1 Знак «минус» (—) опускаем, так как нас интересует абсолютное зна¬
чение силы Ff.
212
И в месте' нахождения орбиты, в каждый момент времени'
уравновешивала центробежную силу инерции:
(3 12)
или, после сокращения,
mv = erjf,
(3-13)
т. е. количество движения электрона пропорционально произ¬
ведению Нг& Поэтому часто величиной Нго пользуются в ка¬
честве удобной меры кинетической энергии электрона (прило¬
жение 9). Энергия электронов в бетатроне может быть выра¬
жена приближенной формулой:
где 0,511 =тоС2 — энергия покоя электрона. Формула (3-14)
справедлива при W >0,511 Мэе. Выражение (3-13) также яв¬
ляется одним из основных уравнений бетатрона.
Из уравнения (3-14) следует, что для увеличения конечной
энергии ускоряемых электронов необходимо увеличить произ¬
ведение HrQ. Так как напряженность поля на орбите лимити¬
руется свойствами стали, то увеличение максимальной энергии
электронов возможно лишь за счет увеличения радиуса полюс¬
ных наконечников, а следовательно, и всей машины (табл. 3-1).
Соотношение между ускоряющим потоком Ф и ведущим полем Н
(«условие 2:1»)
Полученные выше уравнения (3-11) и (3-13) налагают опре¬
деленные условия па соотношение между потоком Ф и по¬
лем И. В самом деле, приравнивая правые части этих урав¬
нений, имеем
W = (3.1(Г4//гв—0,511) Мэе,
(3-14)
откуда
Ф = 2-г*//
и
или, учитывая, что —j =;//ср, получаем замечательное соотно-
или
нср = 2
(3-17)
213
Это соотношение -иоьазыьйет, чго этокгрон ^уде? двигаться гю
круговой орбите в том случае, если во все время ускоряю-
щего цикла напряженность магнитного поля на орбите будет
точно в два раза меньше средней напряженности поля, охва¬
тываемого орбитой.
Соотношение (3-17) часто называют «условием 2:1».
Для выполнения этого условия, очевидно, необходимо уси¬
лить среднюю часть поля, охватываемого орбитой, сообщив по¬
люсам коническую форму (рис. 3-17, б).
Фокусировка электронов. Форма полюсных наконечников
Во время ускорения электроны пробегают внутри вакуумной
камеры очень длинный путь, порядка сотен километров. По¬
этому даже в очень хорошем вакууме электроны будут стал¬
киваться с молекулами остатков газа и сбиваться с равновес¬
ной орбиты. Силы взаимного расталкивания также стремятся
увести электроны с их орбиты. Наконец при инжектировании
электронов в камеру они не могут сразу войти на стабильную
орбиту и будут двигаться по сложной траектории, постепенно
приближающейся к равновесной орбите. По всем этим причи¬
нам электроны могут уклоняться как в осевом направлении,
вверх или вниз от средней плоскости камеры, так и в ради¬
альном направлении, к центру или от центра.
Поэтому при практическом осуществлении бетатрона необ¬
ходимо обеспечить осевую н радиальную фокусировки элек¬
тронов, т. е. создать такие условия, чтобы,, при случайных
отклонениях электронов с равновесной орбиты в любом направ¬
лении, автоматически возникали силы, возвращающие сбив¬
шиеся с пути электроны на эту орбиту.
Обе эти фокусировки достигаются созданием определенного
распределения магнитного поля в области равновесной орбиты
путем выбора соответствующей формы полюсных наконеч¬
ников.
Часто предлагавшаяся форма полюсных наконечников в виде
«вогнутых» конусов (рис. 3-17, а), при которой напряженность
магнитного поля увеличивается к периферии, оказывается не¬
пригодной по двум причинам. Во-первых, потому, что поле
такой конфигурации не удовлетворяет «условию 2:1», т. е. не
обеспечивает установления круговой орбиты постоянного ра¬
диуса. Во-вторых, потому что такое поле действовало бы де¬
фокусирующим образом: на всякий электрон, отклонившийся
от средней плоскости, действовала бы сила, которая ускоряла
бы его к верхней или нижней стенке камеры.
Напротив, форма полюсов в виде «выпуклых» конусов
(рис. 3-17,6) при правильном выборе их профиля позволяет*
выполнить условие 2:1 и обеспечить осевую и радиальную фо-
<у;)фозк> j.dKTpcH'ii. Справа ль j ас 3-1’ ;;С'казз!ы силы,
зб/словливающие осевую фокусировку злекзроюв.
Для обеспечения радиальной фокусировки электронов ока-
швается необходимо подобрать определенный закон убывания
напряженности магнитного поля от центра к периферии в об-
пасти, прилегающей к орбите. Для нахождения этого закона
примем во внимание, что для обеспечения движения электрона
по круговой равновесной орбите необходимо выполнить «усло¬
вие 2:1», т. е. должно иметь место равенство (3-17).
Однако, так как в бетатроне устойчивым должно быть
цвиженне электрона только по некоторой одной определенной
эрбите с заданным постоян¬
ным радиусом го, то это равен¬
ство должно выполняться
только при г=го. Если же это
равенство будет выполняться
и при других значениях радиу¬
са, заключенных в некотором
интервале, то во всем этом ин¬
тервале любая круговая ор¬
бита будет возможной, т. е.
будет иметь место нейтраль¬
ное равновесие, и всякое слу¬
чайное возмущение будет пе¬
реводить электрон на другую
равновесную орбиту.
Чтобы электроны двига¬
лись по одной определенной
орбите радиуса го, по так на¬
зываемой стабильной орбите,
зависимость Н от г должна быть такой, чтобы при случайном
отклонении электрона наружу от стабильной орбиты сила маг¬
нитного поля была больше центробежной силы и, наоборот, при
смешении электрона внутрь стабильной орбиты она была мень¬
ше центробежной силы.
Можно показать, что эти условия будут выполняться, если
магнитное поле будет убывать вблизи стабильной орбиты мед¬
леннее, чем —.
г
Положим, что вблизи орбиты поле убывает по закону:
(3*18)
где п — может быть как больше, так и меньше единицы. Так
как сила, действующая на электрон со стороны магнитного
поля, FM~evH, пропорциональна напряженности поля Н, то
закон изменения ее в функции от г будет определяться видом
Рис. 3-17. Формы полюсных наконеч¬
ников, создающих магнитное поле:
а — дефокусирующее: б — фокуси¬
рующее.
246
зависимости Н от г. Зависимость центробежной сильг от ра~
диуса при движении элеитрона' с постоянной скоростью по-
круговой орбите выражается гиперболой:
На рис. 3-18 .кривые FM и Fc представляют зависимость
этих сил от радиуса. В точке пересечения этих кривых обе
силы уравновешиваются; это соответствует стабильной орбите
радиуса г0.
Из рассмотрения этих рисунков легко видеть, что поле типа
(л<1) обеспечивает радиальную фокусировку, так как при
смещении электрона вправо (ri>
>г0) сила Fm9 превышая цент¬
робежную силу FCy будет возвра¬
щать электрон на стабильную ор¬
биту. При смещении электрона
влево (г2</‘о) Fc>F„ и центробеж¬
ная сила также будет возвращать
электрон на стабильную орбиту.
Очевидно, что поле типа (л>1)
будет создавать неустойчивое дви¬
жение и при. малейших отклонениях
электрона от равновесной орбиты
в ту или другую сторону он будет
удаляться от нее еще дальше в тех
же направлениях.
Таким образом, движение электрона в магнитном поле„
обладающем осевой симметрией, будет устойчивым как в ра¬
диальном, так и в осевом направлениях, если оно убывает по
закону Н~ — , где п меньше единицы.
Числовое значение показателя степени п выбирается из
следующих соображений. Из рис. 3-18 видно, что с уменьше¬
нием п улучшается радиальная фокусировка, но ухудшается
аксиальная фокусировка, и наоборот. Кроме того, детальный
анализ работы бетатрона показывает, что при всяких случай¬
ных возмущениях движения электронов возникают колебания
электронов и частота этих колебаний, их затухания, а также
форма и размеры сечения пучка электронов являются функ¬
цией л. Оптимальное значение показателя степени п оказалось.
близким к —.
4
Инжектирование электронов
Для того чтобы электроны, вводимые в ускорительную
камеру, попали на стабильную орбиту, необходимо выполнить
определенные условия. Прежде всего нужно определить, и ка-
Рис. 3-18. Радиальное распре¬
деление напряженности магнит¬
ного поля {F=evH) в бетатро¬
не, обеспечивающее радиаль¬
ную фокусировку («<!).
10
ком месте в намёрз (в магнитном Поле) следует поместить
электронную пушку й; Очевидно, что пушка должна распола¬
гаться вне равновесной орбиты, причем источник электронов —
накаленная спираль — должна находиться вблизи равновесной
орбиты в магнитном поле в той его части, где еще выполняется
условие л< 1. Поле такого типа, обладая фокусирующим дейст¬
вием, будет направлять электроны на равновесную орбиту.
Во-вторых, необходимо выяснить начальные условия инжек¬
ции электронов. При непрерывном инжектировании большая
часть электронов не может попасть на равновесную орбиту
и подвергнуться ускорению. Эти электроны лишь «засоряют»
камеру и ухудшают работу бе¬
татрона.
На рис. 3-19 показаны пути
электронов, вылетающих из пуш¬
ки в разные моменты времени.
В моменты, когда переменное
магнитное поле, нарастая, про¬
ходит через нулевое значение,
электроны будут двигаться
прямолинейно и ударяться в
стенку камеры {линия а). В по¬
следующие моменты, при воз¬
растании магнитного поля тра¬
ектории электронов слегка ис¬
кривляются, но все же попадают на стенки камеры (линия б).
Наконец наступает некоторый интервал времени —<1)
(рис. 3-16) «рабочий интервал впуска», в течение которого на¬
пряженность магнитного поля принимает такие значения, что
электроны, двигаясь сначала по сложной спиральной траекто¬
рии, попадают на стабильную равновесную орбиту и подверга¬
ются ускорению. Электроны, входящие в камеру в следующие
более поздние моменты времени, попадают в слишком сильное
поле, траектории их сильно изгибаются (линия в) и они также
будут ударяться в'стенки камеры. Таким образом, весь рабочий
интервал впуска длится очень малый отрезок времени (t2—<0,
составляющий десятые доли процента рабочего времени уско¬
рения ^т. е. -j- периода^.
Вывод электронов с равновесной орбиты
Электроны ускоряются в течение четверти периода и, со¬
вершив сотни тысяч оборотов, приобретают максимальную для
данного прибора энергию. В этот момент необходимо вывести
электроны с равновесной орбиты и направить их через выход¬
ное окно в атмосферу для непосредственного использования
или на вольфрамовую мишень, расположенную виутрн камеры
Рис 3-19. Пути электронов, вхо¬
дящих в камеру бетатрона в раз¬
ные моменты времени: АА-ега-
бильная равновесна л овбита; В —
электронная пушка; М — мишень.
2*7
в плоскости орбиты, но несколько смещенную к центру или
периферии от нее. При столкновении с мишенью электроны
тормозятся, в результате чего возникает жесткое рентгенов¬
ское излучение.
Для вывода электронов со стабильной орбиты необходимо
нарушить «условие 2:1», т. е. изменить прежнее распределение
магнитного поля и тем резко изменить радиус равновесной ор¬
биты. Электроны в этот момент сойдут с прежней орбиты и,
двигаясь по спирали к новой равновесной орбите, заденут
мишень М и, тормозясь в ней, дадут рентгеновское излучение.
Эти изменения магнитного поля можно осуществить так, чтобы
радиус новой равновесной орбиты увеличился или уменьшился.
В первом случае мишень помещается снаружи орбиты, во
втором— внутри.
Сокращение радиуса стабильной орбиты, очевидно, можно
осуществить уменьшением напряженности магнитного поля
в центре орбиты. Такое смещение орбиты было выполнено
в первом бетатроне на 2,3 Мзв. С этой целью к центральной
части каждого полюсного наконечника электромагнита при¬
креплялся диск диаметром 50 мм, сделанный из прессован¬
ного железного порошка, сцементированного жидким стеклом
(рис. 3-9). Магнитная проницаемость этих дисков (р-8) зна¬
чительно меньше, чем остальных частей магнита. Поэтому
к концу четверти периода в дисках наступает насыщение, на¬
растание магнитного поля в центре замедляется и нарушается
«условие 2:1»; радиус орбиты уменьшается, н электрон попа¬
дает на мишень М (рис. 3-19).
Для расширения орбиты, наоборот, нужно увеличить маг¬
нитный поток внутри орбиты. С этой целью на полюсных нако¬
нечниках монтируются одновитковые катушки радиуса не¬
сколько меньшего, чем радиус нормальной стабильной орбиты,
через которые пропускается разряд конденсатора в любой мо¬
мент времени в течение — периода. Таким образом можно на-
правлять на мишень электроны с любыми значениями их энер¬
гии вплоть до максимальной. Мгновенная волна тока через эти
катушки обусловливает усиление центрального ускоряющего
магнитного потока при малом изменении ведущего поля. Вслед¬
ствие этого поле у орбиты становится недостаточным, чтобы
удерживать электроны на прежней орбите. Электроны будут
двигаться по спирали наружу и, сталкиваясь с мишенью, при¬
крепленной к электронной пушке, возбуждают 'рентгеновское
излучение.
Бетатрон с подмагничнванисм
Вихревое электрическое поле одного направления в бета¬
троне существует ‘ в течение половины периода изменения
удгнитного поля. Но для ускорения электронов приходится
:for c iчсовьть только половину . г и с: времеш, гг:к Л.к маг-
шш:эе поле сохраняет одно напрааленке только в течение
периода.
Поэтому было предложено удлинить время ускорения, сме¬
стив кривую изменения магнитного поля путем подмагничива-
ния постоянным током так, чтобы магнитное поле сохраняло
все время одно и то же направление (рис. 3-20, сплошная кри¬
вая). В этом случае ускорение электронов может производиться
в течение почти половины периода. Однако нетрудно видеть, что
при подмагничивании, несмотря на удвоение длительности
ускорения, конечная энергия электронов не увеличивается, если
Рис. 3-20. Кривые //«»••»((*) на орбите (сплошная)
и #,*aip=f(t) в центре (пунктирная) для бетатрона
с лодмагнотнваняем.
не увеличивать индукции в железе. На рис. 3-20 пунктирной
кривой показано изменение напряженности поля во времени,
Лцевтр~/(*)> в центре воздушного зазора бетатрона без подмаг-
ничивания; сплошной кривой — при подмагничивании при оди¬
наковых максимальных напряженностях поля в центре зазора
в обоих случаях.
Величина постоянной составляющей поля, по условиям ин¬
жекции электронов, должна быть, как показывает теория, не
выше 0,866 от амплитуды переменной составляющей. Оказы¬
вается, что при подмагничивании условия устойчивости дви¬
жения электронов во время ускорения ^2:1 и Н = не на¬
рушаются. Напряженность вихревого поля на орбите становится
меньше, так как уменьшается но это компенсируется уве*
dt.
лнчением длительности ускорения.
Таким образом, бетатрон с подмагничиванием будет работать
так же, как и без подмаговчиаания и сообщать электронам
такую же энергию. Однако подмагничиванне снижает мощ¬
ность, потребляемую бетатроном, больше чем вдвое, так как.
основные потери в бетатроне—потерн на гистерезис — при¬
близительно пропорциональны квадрату амплитуты пере¬
менной составляющей индукции в железе.
Так как при подмагничивании уменьшаются потери в же¬
лезе, а следовательно, уменьшается нагревание электромагнита,
то можно соответственно повысить напряженность поля в за¬
зоре между полюсами и тем повысить сообщаемую электронам
энергию. Оказывается, что таким путем можно повысить энер¬
гию электронов примерно на
25%.
Значительно большего эф¬
фекта можно достичь, приме¬
нив подмагничиванне только
для ведущего поля (на орби¬
те), сохранив ускоряющее по¬
ле (внутри орбиты) чисто пе¬
ременным, без постоянной со¬
ставляющей, т. е. создав та¬
кие условия, чтобы магнитное
поле на орбите изменялось по
закону сплошной кривой
(рис. 3-20), а поле внутри ор¬
биты по закону пунктирной
кривой. Для решения этой за¬
дачи необходимо применить две обмотки постоянного тока,
одна из которых, главная, располагается снаружи равновесной,
орбиты, а вторая, дополнительная, внутри нее.
Если токи в этих обмотках будут направлены навстречу
друг другу, то можно подобрать такие их значения, что по¬
стоянная составляющая магнитного поля внутри орбиты будет
полностью подавлена. В этом случае электроны можно инжек¬
тировать вблизи отрицательного максимума кривой магнитного
поля [Яч«цтр=/(0] в момент времени t\ н ускорять их до мо¬
мента /*, использовав почти вдвое большее изменение ускоряю¬
щего магнитного потока (от—Ф1 до + Ф2), чем в обычном
бетатроне и, следовательно, сообщая электронам значительно
большие энергии.
Для размещения дополнительной обмотки в полюсах элект¬
ромагнита сделаны соответствующие выемки—пазы (рис. 3-21).
Как видно из рисунка, воздушный зазор между полюсами раз¬
делен на два зазора, расположенных далсхо от плоскости ор¬
биты, так как в противном случае поля, создаваемые допол¬
нительными катушками, нарушают нормальную работу бета¬
трона.
Смещение электронов со стабильной орбиты на мишень
Рис. 3-21. Схема бетатрона с под-
магничннанкем.
/ — центральные сердечках; 2 — главнее
обмотхи: 3 — дополкителыше обмотки.
осуществляется путём простого изменения величины постоян¬
ного тоха в дополнительных катушках.
В настоящее время построен и находится в эксплуатации
ряд бетатронов с подмагничиванием. В частности, в большом
бетатроне на 100 Мэе после переделки полюсных наконечников
были получены электроны с энергиями 160 Мэе.'
Предельная энергия электронов, достижимая в бетатроне
В обычном циклотроне предельная энергия ускоряемых ча¬
стиц определяется теми значениями, при которых становится
заметным изменение массы частицы со скоростью. В бетатроне,
как известно, возврастание массы электрона не нарушает его
работу. Поэтому, естественно, возникает вопрос, имеется ли
предел энергий, которые могут быть достигнуты с помощью
бетатрона. Оказывается предел имеется и в этом случае. Прежде
всего предел ставится соображениями техническими и эконо¬
мическими. Действительно, подсчет показывает, что для соору¬
жения электромагнита бетатрона на 300 Мэе потребовалось бы
одного трансформаторного железа 2—2,5 тыс. mf и мощность
питания такого электромагнита около 6000 кет.
Кроме этих'практических трудностей, возникает принципи¬
альное затруднение, которое ограничивает пределы достижимых
энергий. Это затруднение связано с наличием нового физиче¬
ского явления, так называемого радиационного торможения.
Дело в том, что электрон, движущийся по круговой орбите,
в магнитном поле испытывает центростремительное ускорение,
и, следовательно, согласно законам классической электродина¬
мики должен излучать электромагнитную энергию.
Это явление впервые было предсказано в 1944 г. советскими
физиками Д. Д. Иваненко и И. Я. Померанчуком. Дальнейшее
развитие теории показало, что спектр излучения электрона прак¬
тически непрерывный и что при энергиях электрона выше
30 Мэе значительная часть его излучения находится в области
видимого света.
Этот «светящийся электрон» впервые наблюдался визуально
в 1947 г. в синхротроне (видоизменение бетатрона—см. ниже)
в виде красноватого при 30 Мэе и голубовато-белого при 70 Мэе
пятна на стеклянной стенке вакуумной камеры, если смотреть
в плоскости орбиты навстречу приближающемуся электрону.
При энергии электрона меныиё 30 Мэе свечение пропадает.
Этот эффект при энергии порядка 100 Мэе незначителен
(около 2%), но'при более высоких энергиях он становится
настолько большим, что энергия, теряемая за один оборот,
может оказаться равной энергии, приобретаемой им за тот же
оборот; следовательно, прирост энергии ускоряемого элект¬
рона прекращается (см. § 3-8).
>м
в плоскости орбиты, го несколько смещенную к центру или
периферии от нее. При столкновении с мишенью электроны
тормозятся, в результате чего возникает жесткое рентгенов¬
ское излучение.
Для вывода электронов со стабильной орбиты необходимо
нарушить «условие 2:1», т. е. изменить прежнее распределение
магнитного поля и тем резко изменить радиус равновесной ор¬
биты. Электроны в этот момент сойдут с прежней орбиты и,
двигаясь по спирали к новой равновесной орбите, заденут
мишень М и, тормозясь в ней, дадут рентгеновское излучение.
Эти изменения магнитного поля можно осуществить так, чтобы
радиус новой равновесной орбиты увеличился или уменьшился.
В первом случае мишень помещается снаружи орбиты, во
втором— внутри.
Сокращение радиуса стабильной орбиты, очевидно, можно
осуществить уменьшением напряженности магнитного поля
в центре орбиты. Такое смещение орбиты было выполнено
в первом бетатроне на 2,3 Мэе. С этой целью к центральной
части каждого полюсного наконечника электромагнита при¬
креплялся диск диаметром 50 мм, сделанный из прессован¬
ного железного порошка, сцементированного жидким стеклом
(рис. 3-9). Магнитная проницаемость этих дисков (|i=8) зна¬
чительно меньше, чем остальных частей магнита. Поэтому
к концу четверти периода в дисках наступает насыщение, на¬
растание магнитного поля в центре замедляется и нарушается
«условие 2:Ь; радиус орбиты уменьшается, и электрон попа¬
дает на мишень М (рис. 3-19).
Для расширения орбиты, наоборот, нужно увеличить маг¬
нитный поток внутри орбиты. С этой целью на полюсных нако¬
нечниках монтируются одновитковые катушки радиуса не¬
сколько меньшего, чем радиус нормальной стабильной орбиты,
через которые пропускается разряд конденсатора в любой мо¬
мент времени в течение — периода. Таким образом можно на-
правлять на мишень электроны с любыми значениями их энер¬
гии вплоть до максимальной. Мгновенная волна тока через эти
катушки обусловливает усиление центрального ускоряющего
магнитного потока при малом изменении ведущего поля. Вслед¬
ствие этого поле у орбиты становится недостаточным, чтобы
удерживать электроны на прежней орбите. Электроны будут
двигаться по спирали наружу н, сталкиваясь с мишенью, при¬
крепленной к электронной пушке, возбуждают рентгеновское
излучение.
Бетатрон с подмагиичивжмнсм
Вихревое электрическое поле одного направления в бета?
Троне существует в течение половины периода изменения
']£дгннтного поля. Но для ускорения электронов придоднтсн
Щ
т г; i ircBcMj только половину г времен), ткк х*г маг
нткэе поле сохраняет одно направленье только в течение
1
— периода.
Поэтому было предложено удлинить время ускорения, сме¬
стив кривую изменения магнитного поля путем подмагничива*
ния постоянным током так, чтобы магнитное поле сохраняло
все время одно и то же направление (рис. 3-20» сплошная кри¬
вая). В этом случае ускорение электронов может производиться
в течение почти половины периода. Однако нетрудно видеть, что
при подмагничивании, несмотря на удвоение длительности
ускорения, конечная энергия электронов не увеличивается, если
Рис. 3-20. Кривые Яо»*~/(0 на орбите (сплошная)
н //цевтр*=/(/) в центре (пунктирная) для бетатрона
с подмашичиванием.
не увеличивать индукции в железе. На рис. 3-20 пунктирной
кривой показано изменение напряженности поля во времени,
"кевтр=/(0' в центре воздушного зазора бетатрона без подмаг-
ничивания; сплошной кривой — при подмагничивании при оди¬
наковых максимальных напряженностях поля в центре зазора
в обоих случаях.
Величина постоянной составляющей поля» по условиям ин¬
жекции электронов, должна быть, как показывает теория, не
выше 0,866 от амплитуды переменной составляющей. Оказы¬
вается, что при подмагничивании условия устойчивости дви¬
жения электронов во время ускорения ^2:1 и Я =j не на¬
рушаются. Напряженность вихревого поля на орбите становится
меньше, так как уменьшается но это компенсируется уве-
at.
• личением длительности ускорения.
Таким образом, бетатрон с подмагничиванием будет работать
так же, как к без. подмагиичиваикя и сообщать электронам
В действительности, как лок&зчлн Л. А. Арцимович и
И. Я. Померанчук, радиационное торможение нарушает рабочий
процесс в бетатроне гораздо раньше, чем наступит равенство
прироста и убыли энергии. Вследствие излучения радиус орбиты
электрона в магнитном поле с течением времени уменьшается
и электрон, двигаясь по свертывающейся спирали, сталкивается
со стенкой камеры. По их расчетам максимальная энергия,
которая может быть получена в бетатроне,—около 500 Мэе.
3-6. Синхротрон
В бетатроне максимальная достижимая энергия электронов
ограничивается радиационным торможением (излучением элек¬
тронов). Это заставило искать новые методы ускорения элек-
// Ю Я*
Рис. 3*22. Продольный разрез синхротрона на 70 Мэе.
I — ярмо магнита;. 2 — латунная труба; 3 — стяжная балка; 4 —
герколитовый короб для обмоток; 5 — центральный сердечник:
в — спираль водяного охлаждения; 7 — обмотки злектромагията;
й — вакуумная камера; 9 — полюсный паяонечяяк; № — тексто-
лятовое скрепляющее кольцо; П — регулируемый воздушный за¬
зор: /2 — возбуждающей обмотка; 1J — стяжной болт; 44 —
стяжная балка.
тронов. В 1944 г. В. И. Векслер предложил синхронный прин¬
цип ускорения электронов и указал путь его практического
осуществления на основе открытого им механизма «автофази-
ровкн» ускоряемых частиц.
Этот ускоритель получил название синхротрона. По устрой¬
ству и внешнему воду он похож на бетатрон, но отличается
от него тем, что ускорение электронов производится в . нара¬
стающем во времени магнитном поле (как в бетатроне) высоко-
чгсготным электрическим полем, создаваемы:! ьа ускоряющей
щели (подобно циклотрону).
Электромагнит синхротрона, в отличие от бетатрона, имеет
полюсные наконечники кольцеобразной формы и создает пе¬
ременное магнитное поле в сравнительно узкой кольцевой
области, примыкающей к орбите электронов,— ведущее поле
(рис. 3-22). Для обеспечения фокусировки электронов профиль
полюсных наконечников подобран
так, чтобы магнитное поле спадало
с радиусом пропорционально г~*и.
Стеклянная ускорительная ка¬
мера в виде бублика (рис. 3-23,6)
помещается между кольцевыми по¬
люсами электромагнита. В камере
имеется обычная электронная пуш¬
ка—инжектор и вольфрамовая ми-
Рис. 3-23. Внешний вид
ускорительной камеры син¬
хротрона и эндовибратора.
Рис. 3-24. Схема эндовибратора.
/ — полоска для настройки; 2 — полоска
для спязн; 3 — бороздки в серебряном по¬
крытии для уменьшения потерь от вих¬
ревых токов; 4 — изолированная площадка
для измерения напряжения; б — место сое¬
динения соседних полосок серебра: € —
ускоряющий зазор.
шень. В отличие от бетотрона в кольцевой камере синхро¬
трона вырезан сектор с углом раствора 57° и на его место встав¬
лена специальная секция, представляющая собою ускоряющую
систему, в которой создается высокочастотное электриче¬
ское поле, ускоряющее электроны в синхронном режиме
(рис. 3-23, а).
Стенки этой секции, сделанной из стекла с очень малыми
диэлектрическими потерями (tg б=0,0012 при 164 Мгц), по¬
крыты со всех сторон серебром толщиною около 25 мк. Для
уменьшения потерь на токи Фуко это покрытие разделено
царапинами на отдельные полоски (рис. 3-24). Внутри секции
вблизи одного из торцов этн полоски соединены перемычкой,
в которой сделана поперечная бороздка шириной около 3
которая и представляет собой ускоряющую щель синхротрона,
^аналогичную промежутку между дуантами в- обычном цикло¬
троне.
В целом ускорительная секция представляет собою эндовн-
братор, который возбуждается высокочастотным ламповым ге¬
нератором посредством коаксиальной линии, средний провод
которой соединяется с серебряной полоской на внешней поверх¬
ности эндовибратора. Эта полоска соединена с остальным сере¬
бряным покрытием у торца эндовибратора, противоположного
зазору. Другой провод коаксиальной линии присоединяется
к наружной поверхности эндовибратора.
В большинстве осуществленных синхротронов электроны
инжектируются в начале цикла нарастания магнитного поля
и ускоряются приблизительно до 2 Мэе по бетатронному прин¬
ципу, т. е. за счета. д. ,с. индукции, создаваемой магнитным
потоком, проходящим через небольшой железный сердечник,
который насыщается при достижении электронами энергии
около 3 Мэе. При энергии около 2 Мэе скорость электронов
практически постоянна, так как они движутся со скоростью,
равной 0,97 скорости света. В это время включается высоко¬
частотный генератор, соединенный с ускорительной секцией.
Частота генератора должна быть равна частоте обращения
электронов в ускорительной кольцевой камере, или, что то же,
длина волны генератора должна быть равна длине окружности
орбиты электронов, так как скорость последних практически
равна скорости света. При возбуждении колебаний^в эндовибра¬
торе на кромках щели создается высокочастотное электрическое
поле, которое и сообщает электронам дополнительную энергию.
Так как значение этой энергии значительно больше энер¬
гии, приобретаемой электронами за один оборот в бетатроне,
то влияние излучения электронов относительно меньше, чем
в бетатроне, и поэтому максимальная энергия, достижимая
при помощи синхротрона, оказывается значительно больше и
может быть доведена до нескольких миллиардов электрон вольт.
Следует отметить, что в течение времени работы прибора
в бетатронном режиме электроны распределяются равномерно
по всей кольцевой камере. При переходе к синхротронному
режиму ускорения электрическое поле в зазоре эндовибратора
собирает электроны в сгустки и поддерживает синхронизм их
движения, что обусловлено процессом автофазировки.
После выключения высокочастотного напряжения пучок
электронов смещается с нормальной орбиты и попадает на
вольфрамовую мишень. При этом, если напряжение высокой
частоты выключено в момент, когда магнитное поле не достигло
своего максимума, то орбита сжимается, если после достижения
максимума,— то расширяется.
К преимуществам синхротрона перед бетатроном следует
отнести:
1. Возможность получения значительно больших энергий
электронов — порядка нескольких миллиардов электронвольт.
2. Значительно меньшие вес и размеры электромагнита при
той же максимальной энергии электронов.
К недостаткам синхротрона следует отнести:
1. Необходимость устройства высокочастотного эндовкбра-
тора и импульсного генератора высокой частоты.
2. Усложнение схе¬
мы питания электро¬
магнита в случае при¬
менения бетатронного
метода впуска элект¬
ронов.
3. Несколько мень¬
шая средняя интенсив¬
ность пучка ускоряе¬
мых электронов.
В настоящее время
в литературе описано
несколько действую¬
щих синхротронов. На
рис. 3-22 приведен
разрез, а на рис. 3-25
внешний вид синхро¬
трона на 70 Мэе.
В Физическом ин¬
ституте АН СССР в
1959 г. введен в* дей¬
ствие синхротрон, ус¬
коряющий электроны
до энергий 680 Мэе.
С 1957 г. в Советском
Союзе работает в г.
Дубне синхрофазо¬
трон, сообщающий
протонам энергии в
10 миллиардов электронвольт. Электромагнит этого ускорителя
весит 36000 т. Средний радиус окружности, ло которой дви¬
жутся частицы, 28 м.
В настоящее время в СССР строится под Серпуховым син¬
хрофазотрон на 60—70 Гэв (миллиардов эв). Этот ускоритель
с сильной фокусировкой имеет следующие основные параметры:
длина орбиты 1483, 6 м\ максимальное магнитное поле на ор¬
бите 10—12 кэ\ энергия инжекции ионов 100 Мэе; вес железа
20 000 т; вес алюминия 700 г; число импульсов в минуту 5—8.
В стадии строительства находится электронный синхротрон
ил 6 Гэг в Ереване (СССР).
Рис. 3-25. Внешний вид синхротрона на
70
255
v‘l. Микрогрон
Б § 3-2 было показано, что циклотрон непригоден для уско¬
рения электронов до больших энергий, потому что масса элект¬
рона уже при относительно небольших энергиях заметно воз¬
растает (например, увеличение массы электрона на 1% про¬
исходит при энергии около 5 кэв). -Вследствие этого период
обращения его в постоянном магнитном поле увеличивается
согласно формуле (3-4)
Т = 2к--
вН
и электрон начинает отставать по фазе от высокочастотного
ускоряющего поля и выпадает из синхронизма.
Оказывается, однако, что если создать такие условия, что¬
бы растущий период обращения электрона после каждого сле¬
дующего прохождения ускоряющего поля был больше преды¬
дущего на один или несколько периодов Го ускоряющего поля,
то можно было бы осуществить резонансное ускорение.
Такие условия выполняются в циклическом резо¬
нансном ускорителе электронов — микротроне, пред¬
ложенном Векслером в 1944 году.
Микротрон, так же, как и циклотрон, имеет однородное по¬
стоянное во времени магнитное поле и постоянный период уско¬
ряющего электрического поля, почему он иногда называется
электронным циклотроном. По конструкции же и принципу
действия он значительно отличается от циклотрона. Микротрон
стал развиваться только в последние годы, хотя по простоте
конструкции, простоте вывода электронов при лучшей однород¬
ности их энергий он не уступает другим ускорителям элект¬
ронов.
Причиной этого, по-видимому, было то, что до последнего
времени ускоряемые электроны в микротроне получались за
счет холодной эмиссии, что делало его работу неустойчивой.
Работы С. П. Капицы и его сотрудников [Л. 98] (1960 г.)
внесли значительные улучшения в конструкцию микротрона и
сделали его технически совершенным и удобным прибором.
Устройство я прямит действия микротрои»
Микротрон состоит из следующих основных частей (рис.
3-26):
электромагнита постоянного тока, который создает
между круглыми плоскими параллельными полюсами однород¬
ное постоянное во времени магнитное поле;
-вакуумной камеры, которая занимает пространство
между полюсами магнита;
256
Г'олоп» [ <'•■ «* ■* (:плсп»:< ра гсра), к которому тг;-
водится через волновод высокочастотная энергия от мощного
импульсного магнетрона или клистрона.
3-26. Схема устройства иихротрона
/ — магметром: 2 — фаювращатель; 3 — регулятор доля мощности, от¬
водимой в ста б шипованную нагрузку 4г 5 —вакуумная перегородка;
6 — резонатор: 7 —вакуумная камера; 8 — траектория электронов: 9 —
сгуегкк электронов; Ю — мишень; // — ярмо магнктопровода электро¬
магнита.
Вакуумная камера делается из немагнитного металла и
имеет цилиндрическую форму. Крышками камеры обычно слу¬
жат стальные полюса магнита.
В первых микротронах использовались тороидальные резо¬
наторы, имеющие форму полого цилиндра с одним или двумя
симметрично расположен*
ными коническими втулка*
ми, имеющими осевые от¬
верстия, через которые мо¬
гут проходить электроны
(рис. 3-27).
При работе микротрона
между внутренними кром¬
ками конических втулок
возникает высокочастотное
напряжение. Для получе¬
ния автофазировки ампли¬
туда высокочастотного на¬
пряжения Ua должна не¬
сколько превышать равновесное ускоряющее напряжение иш%
которое достигает нескольких сотен киловольт. Устойчивая, рав¬
новесная фаза лежит справа от максимума кривой напряжения
(рис. 3-28).
При прохождения сквозь резонатор, следовательно, элект¬
роны получают приращение энергии eU*.
Рис. 3-27. Схема устройства тороидаль¬
ного резонатора.
f — резонатор — тело вращения вокруг оси аа;
3 — волновод.
_ При нцип действия микротрона заключается в следующем.
Электроны, вылетающие из резонатора вдоль его оси симмет¬
рии, движутся р направлении, перпендикулярном магнитному
полю, которое заставляет их двигаться по круговой орбите и
возвращает снова в резонатор. В резонаторе электроны полу¬
чают новую порцию энергии eU8 и выходят в постоянное маг¬
нитное поле с большей энергией. При этом происходит увели¬
чение радиуса г круговой траектории и периода т обращения по
круговой орбите возросшего радиуса.
Условие синхронизма движения электрона и частоты
у скоря ющего переменного высокочастотного электрического
поля, как указывалось, состоит в том, что время обращения
Рис. 3-28. Изменение краткости резонанса при пере-
холе электронов с одной орбиты на другую.
электрона по орбите возрастает после каждого последующего
прохождения резонатора как раз на величину одного или
целого числа периодов Г0 ускоряющего поля. Таким об¬
разом не каждый период высокой частоты используется для
ускорения данного электрона, при этом число пропускаемых
периодов возрастает от оборота к обороту. Поэтому в микро¬
троне осуществляется так называемый кратный резонанс,
или резонанс с пропусками. Это иллюстрируется рисун¬
ком 3-28. Буквами tu h-.. на оси t отмечены моменты пер¬
вого, второго и т. д. прохождения электрона сквозь резонатор.
Идеальная траектория электрона имеет вид плоской спи¬
рали, все витки которой образованы окружностями, лежащими
в средней плоскости вакуумной камеры и соприкасаются в од¬
ной точке внутри резонатора (рис. 3-26).
Основные соотношения динамики процесса ускорения
в микротроне
Найдем теперь условия резонансного ускорения электронов
в микротроне. Резонансным называют такой процесс ускорения,
при котором электрон каждый раз проходит сквозь резонатор
при одной и той же фазе высокочастотного электрического поля
в нем. Фаза, при которой происходит ускорение электронов, на¬
зывается равновесной или резонансной фазой.
Положим, что электрон каждый раз при прохождении сквозь
резонатор получает одно и то же лрнрааечис энергии eU9t
где V, — разность потенциалов между кромками пролётных от¬
верстий резонатора в момент прохождения электрона. Введем
следующие обозначения:
Vo£»— кинетическая энергия электрона при входе в ре¬
зонатор в начале процесса ускорения;
К<?с=е£Л — энергия, получаемая электроном при каждом
прохождении через резонатор,
где
<£о™ tn0c2 — энергия покоя электрона, эрг.
Энергия покоя электрона, выраженная в электронвольтах
Ua, определяется из уравнения
Sc — iHjC* = eUc,
где е и U0 выражены в эл.-магн. единицах СГС-М. Если UQ
выразить в вольтах, тогда
U9= .Ю-8=-^-. I0“e эв (3-20)
ИЛИ
£/,= 91°1”±1оЗД ■ 10-* = 0,511 -106 эв*0,511 Мэе.
ЬМОг»
Следовательно,
= 0,51 М0*10® = 0,511 • 10м эл.-магн. ед. СГС. (3-21)
Аналогично полная энергия движущегося электрона
10“*= ^ • Ю-8 эв. (3-22)
В однородном магнитном поле Н период обращения т элект¬
рона, движущегося перпендикулярно полю, выражается форму¬
лой (3-4)
где все величины выражены в абсолютной системе СГС-М.
Эту формулу можно преобразовать следующим образом
2- тс* = 2- *
“ еНс* " еНс1
(3-23)
где S = SK -J- S0— полная энергия электрона, равная сумме ки¬
нетической энергии Sv и энергии покоя электрона Не¬
полная энергия электрона после л-го и (л-И)-го прохож¬
дения сквозь резонатор равна
Sn — Но [1 + То "Ь л*‘]|
То + (« + 1)ф 0-24)
2.¾
ТЙК 470
(3-25)
2::
VH Хп Iе*я+| ^й]
гНе*
2*
еНс*
*<£<
о *
т. е. при постоянном магнитном поле, следующие друг за дру¬
гом периоды обращения электронов отличаются на величину,
которая, независимо от общей энергии, зависит только от вели¬
чины приобретаемой энергии eUb=y£o.
Для того чтобы заставить электрон двигаться «в такт» с из¬
менениями переменного ускоряющего напряжения, Дт должно
быть кратным периоду Г<| ускоряющего высокочастотного на¬
пряжения. Отсюда получается
Первое условие резонансного ускорения
4'-S*'
(3-26)
где С) — целое положительное число.
Уравнение (3-26) дает связь между величинами t/e, Н и Го
и является основным условием резонансного ускорения в микро¬
троне. Однако, это условие является необходимым, но не до¬
статочным. Помимо этого условия должно быть выполнено так¬
же начальное условие резонанса, т. е. должно быть выполнено
требование, чтобы электрон, вступая первый раз в резонатор
с некоторой кинетической энергией yvSo, после прохожде¬
ния резонатора имел период обращения п, равный целому числу
периодов Го высокой частоты. Это дает
Второе (начальное) условие резонансного
ускорения
* - 0 + 7. + 7) = С,г. (3-27)
где С,>С| — целое положительное число.
Из уравнений (3-26) и (3-27) имеем
2« ^ С| с,
Тнс* 1\~Т~ 1 + То т-;
или
I Ч~ 7» + 7 __ £».
7 С,
откуда
t 4- 7» _ Cj — Ct
7 ~ С, ‘
(3-28)
(3-29)
Это соотношение является условием резонансного ускорения
в микротроне, представленное в самом общем виде. Так как
минимальное значение С| = 1, а у» и у—положительные числа,
то из (3-29) следует, что C2mlB=2.
260
Рабочие режимы а-ичрофона
Из условий резонанса можно найти большое число различ¬
ных режимов работы михротрона, при которых возможно мно¬
гократное ускорение электронов. Эти режимы отличаются друг
от друга параметрами уо, у, Сь С2 и // при заданной частоте
/ ускоряющего напряжения. Вообще параметры у0, у, Я и f
должны быть возможно бдльшими, а параметры Cj и С* — воз¬
можно меньшими. Осуществление этих требований ограничи¬
вается техническими возможностям».
Рассмотрим некоторые режимы работы микротрона, которые
в настоящее время нетрудно осуществить.
Можно, например, выбрать Ci = l и Сз=2, тогда из (3-29)
следует, что уо—у—1. Следовательно, должно быть у>1, т.
<7, >0,511 Мв.
Если выбрать Ci — 1 и Сг~3, то соотношение (3-29) прини¬
мает вид
1 + 7о = 2т,
следовательно, возможны такие режимы:
7* = Т = 1; 7* = М И т — 1.2; 7, = 0,8 и 7 = 0,9 и т. д.
Простейший случай в отношении начальной энергии, оче*
видно, имеет место тогда, когда кинетическая энергия элек¬
трона при старте равна нулю (уо£о=0, т. е. уо=0). Такой слу¬
чай осуществляется во всех микротронах, в которых ускоряе¬
мые электроны получаются за счет холодной эмиссии из отри¬
цательного электрода резонатора.
При Yo=0 уравнения <3-26) и (3-27) записываются
(3-30)
(3-31)
Из этих уравнений можно вывести ряд важных
ний динамики ускорения электронов в микротроне.
При уо=0 соотношение (3-29) принимает вид:
соотноше-
\
II
р
1
£>
•
(3-32)
Из (3-30) находим выражение для Н:
Я = — . it . _L.
*-Сх
. (3-33)
или, так как с • Т0=ь, то
с С,
(3-34)
(3-35)
Выражая Я в см, а Я и <£о/« в единицах СГС-М, имеем, учиты¬
вая (3*21),
^АШ-имо; ■ JL ,10700-Д-1,.,8,1
3-Ю» Cj С!
Подставляя в формулу (3-33) /=- -J-, имеем
*0
я = —-/• is.. jl,
* J * с,
или, выражая Я в а и f в Мац
Я = 2*-0.51М0»-10«_ . л jo* . _JL — 0,3572 Л -2-. (3-36)
(3 10*>)* С1 Cl
Радиус л-го витка траектории электрона определяется из
формулы (3-2)
rrt =
_ fnvg
t-H
Подставляя сюда выражение для массы т быстро движу¬
щегося электрона из соотношения & — тс1 = £к -f <§0
Sk 4- SQ
имеем
т =
Г — (^к ~h ^о) Ря в (я7 ~i~ _£о
Л е//с* Яс ’ е
е
так как <SK = n-;g0.
Выражение для Н возьмем из (3-3<)
Тогда
я-*..
<*♦ 1
СЛ
е ' Cl
Гя = ^Г(пт + 1) с • т
(3-37)
(3-38)
(3-39)
(3-40)
Ci
или, так как 7 = -—~, то
с8—СА
'• = -t (5¾ +1) <С.- с.) ■т- - ■£ 1C. + <» -1> С,) i.. <мо->
Скорость электрона на re-ом витке траектории находим из
известной формулы
т-с4 = ——= или с? -—■ (3-41)
V V '-ffl
После преобразований получаем, учитывая, что § =* 6К + £* =*
= <§о (яу + 1):
j*=1/1E£L.i/i—
e * (**+<?,)* к
1
("Т + О» *
(3-42)
Разность радиусов соседних витков траектории (3-40)
(3-43)
так как vn~c и обычно Ci=d.
Расстояние между отдаленными точками соседних витков
траектории достигает при vn-*c предельного значения
d = 4-- (3-44)
Выбор некоторых параметров мккротрона
Полученные соотношения служат для выбора некоторых па¬
раметров при проектировании микротрона.
В микротроне желательно иметь напряженность магнитного
поли И возможно больше, так как чем больше Н, тем меньше
диаметр полюсов и, следовательно, тем компактнее будет уско¬
ритель.
На практике во всех действующих микротронах Сг = 1, так
как в этом случае, как видно из (3-30), при данных Us и Г0
величина Н принимает наибольшее значение.
Из формулы (3-34) видно, что для повышения Н необхо¬
димо выбирать возможно большее значение отношения — , т. е.
выбирать большое 11л и малую величину &. Предельные значе¬
ния этих величин обусловливаются практическими соображе¬
ниями. Так, при выборе величины % необходимо учитывать мощ¬
ность и стоимость имеющихся генераторов высокой частоты,
способных создать в резонаторе напряжение требуемой ам¬
плитуды. «
В большинстве действующих микротронов применяется уско¬
ряющее поле с А.= 10 см, что соответствует «микроволновому»
диапазону радиоволн, откуда название микротрон. Если
взять у=1, т. е. Чл—0,511 Мв% то согласно (3-35) Н=1070 э.
Как видно, в микротроне приходится принимать очень высокие
ускоряющие напряжения и очень низкие напряженности маг¬
нитного поля. Поэтому полюса электромагнита имеют диаметр
значительно больший," чем, например, у бетатрона, оассчктан-
ного на ту же энергию электронов. В этом заключается сущест¬
венный недостаток микротрона; с другой стороны, при этом
2оЗ
1д^ктро^сГЛ1г: по.»-va^c^ очень пред той ьол:трукц.111 . 3-2?)
и небольше го веса.
Высокое значение U• желательно» так как при этом конеч¬
ная энергия электронов достигается при небольшом числе про¬
хождений их сквозь резонатор и, следовательно» с меньшей по¬
терей электронов. Кроме выбора Хну» надо выбрать С% и затем
из формулы (3-29) найти уо-
Пользуясь формулой (3-40), дожно вычислить радиус п-иой
орбиты микротрона. Например» в микротроне на 29 Мэе, рабо¬
тающем в режиме С2—2; Ci=I;
Y*l; Yo=0; “ — л^56;
r- = ^(nT + l)(C*~CJT- =
= (56-1 + 1)(2-1) 1 =81 см.
Диаметр полюсов этого микро¬
трона равен 200 см.
Расстояние между соседними
витками траектории (3-44)
.X 10 Q о
d = — = — ^3,2 см.
Г.
Рис. 3-29. Конструкция маг-
иитопровода микротронкгого
электромагнита. Верхний ци¬
линдрический полюс, подобный
нижнему, на рисунке не виден.
Фокусировка электронов в микротроне
Однородное магнитное поле, как известно (рис. 3-18), соз¬
дает хорошую радиальную фокусировку электронов. Однако
в микротроне нет стабильной равновесной орбиты, как, напри¬
мер, в бетатроне или синхротроне. Поэтому электроны, которые
при столкновениях с ггзовыми молекулами претерпевают боль¬
шие изменения направления, не возвращаются в резонатор и
выпадают из дальнейшего процесса ускорения. Несмотря на
это, требования к вакууму в микротроне не слишком высокие.
Это объясняется тем, что путь, проходимый электронами в мик¬
ротроне, много, меньше, чем у синхротрона или бетатрона,
а также и тем, что электроны очень быстро набирают большие
энергии. Обычно микротроны работают при давлении 10ч-
1(Н* мм рт. ст. При использовании накаленного катода стре¬
мятся к более высокому вакууму (порядка 10~* мм рт. ст.).
С другой стороны, однородное магнитное поле, как известно,
не создает осевой фокусировки. Поэтому, если бы не было дру¬
гого рода фокусировки, электроны, которые имеют хотя бы ма¬
лую вертикальную составляющую скорости, двигаясь по вин¬
товой линии, попадали бы на стенку резонатора.
В действительности в микротроне имеется небольшая осевая
фокусировка. Оказывается, что ускоряющее электрическое поле
264
внутрь резонатора оказыв&ег фокусирующее дкйсгы-.е на элек-
троны, так как электрическое поле в резонаторе при входе элек¬
тронов больше, чем при выходе и, следовательно, фокусирую¬
щее действие входного отверстия резонатора больше, чем де¬
фокусирующее действие выходного отверстия.
Кроме того, на практике магнитное поле никогда не бывает
строго однородным, особенно на периферии, где оно умень¬
шается с радиусом. В этих местах электроны испытывают сла¬
бую осевую фокусировку7. Резонатор должен, согласно опыту,
находиться в области, где магнитное поле слегка спадает.
Автофазировка в микротронг
В микротроне так же, как и в других циклических ускори¬
телях, действует автофазировка. Благодаря автофазировке ус¬
коряются не только те электроны, для которых точно выпол¬
няются условия резонансного движения* ко и те электроны, для
которых эти условия выполняются лишь приблизительно. Если
электрон получает несколько большую (по сравнению с равно¬
весным электроном) энергию, то он описывает больший круг и
поэтому приходит позже в ускоряющий промежуток и полу¬
чает меньше энергии. Электрон с меньшей энергией приходит
раньше и получает больше энергии. Следовательно, «фокуси¬
ровка» фазы и энергии имеет место, если рабочая точка (фаза)
лежит на спадающей ветви первой полуволны ускоряющего пе¬
ременного напряжения (рис. 3-28).
Автофазировка приводит также к тому, что пучок электро¬
нов разбивается на ряд компактных сгустков, расположенных
на орбите на расстояниях, равных длине волны X ускоряющего
поля (рис. 3-26). При этом пучок ускоренных электронов обла¬
дает высокой моноэнергетичностью.
Некоторые технические требования
Для нормальной работы микротрона необходимо выполнить
ряд требований.
Однородность магнитного поля в малых микротронах (до
5 Мэе) должно быть ДЯ/Я<0,1%, что достигается без боль¬
ших трудностей. С увеличением числа круговых витков траек¬
тории требования к однородности магнитного поля резко воз¬
растают (например, в лондонском ускорителе на 29 Мэе
ДЯ///<0,02%) и становятся трудно выполнимыми. Неоднород¬
ность магнитного поля приводит к искажениям орбит и умень¬
шению электронного тока.
Постоянство магнитного поля во времени достигается соот¬
ветствующей стабилизацией возбуждающего тока
В качестве генератора высокочастотного ускоряющего на¬
пряжения применяется полый резонатор. Диаметр проходных
отверстий в резонаторе доджей быть достаточно большим»
чтобы пучок ускоряемых электронов мог свободно проходить
без потерь,— приблизительно равным длине ускоряющего про»
межутка.
Внешние размеры резонатора должны быть такими, чтобы
электроны на первом витке траектории не задевали его.
Резонатор должен настраиваться, чтобы можно было ком¬
пенсировать изменения частоты магнетрона. Настройку резо¬
натора обычно производят путем изменения его размеров с по¬
мощью механической или термической системы, вызывающей
деформацию одной из его стенок.
Краткое описание конструкции микротроиа
Института физических проблем АН СССР
Основным недостатком тороидальных резонаторов с холод¬
ной эмиссией является неудовлетворительная инжекция элек¬
тронов, неуправляемость холодной эмиссии и связанная с этим
плохая воспроизводимость результатов. Из всех эмитирован¬
ных электронов из холодного катода, которые ускоряются при
первом проходе резонатора, только около 1% выходят из ре¬
зонатора и участвуют в процессе дальнейшего ускорения. Боль¬
шинство же из них имеют неправильное положение фазы,
энергии или направления и уходят на стенки резонатора, со¬
здавая большую, бесполезную нагрузку генератора высокой
частоты.
В i960 г. в Институте физических проблем АН СССР раз¬
работан сильноточный электронный ускоритель — микротрон,
в котором изменена форма резонатора, введен накаленный ка¬
тод и применен новый оригинальный метод инжекции электро¬
нов [Л. 89].
Диаметр вакуумной камеры этого микротрона (рис. 3-26;
равен 700 мм. Ее крышками служат полюсы магнита, расстоя¬
ние между которыми равно 110 мм. Верхняя плита магнита
прижимается к ярму магнитопровода болтами, зажимающими
одновременно резиновое уплотнение между полюсами и стенкой
камеры. Общий вес магнита около 1,5 т. Мощность возбужде¬
ния магнита около 4 кет, причем ток питающий обмотки маг¬
нита стабилизован до 0,1 %.
Для возбуждения высокочастотного поля в резонаторе ис¬
пользован импульсный магнетрон мощностью 600 кет с дли¬
тельностью импульса 3 мксек. Плоский цилиндрический резо¬
натор, построенный на основании расчета, имеет радиус /? =
=38,3 мм и высоту L = 16,3 мм.
На внутренней поверхности передней стенки резонатора
в плоскости орбит помещается термокатод. Термокатод из бо-
рида лантана (ЪаВб)« имеющий форму кубика 1,5Х 1,5X1,5 мм,
npHffaiau&oiib Кч^нталоьон лесочке ь^е»а^&
током SO а до температуры 1600° С, обеспечивая при этом эмис¬
сию 100—200 а[см2.
Электроны в резонаторе начинают свой путь с накаленного
катода К и могут двигаться по траекториям двух видов. Тра¬
ектории первого вида (рис. 3-30), начинаясь с катода, распо¬
ложенного на расстоянии от оси J?K~17,5 мм. Одна из рассчи¬
танных траекторий показана на рис. 3-30. При этих условиях
электрон выходит из резонатора с полной энергией приблизи¬
тельно равной 2/поС2 и затем при каждом последующем про¬
хождении резонатора его энергия увеличивается приблизи-
Рис. 3*30. Траектория, электрона в Рис. 3-31. Траектория электрона в
цилиндрическом резонаторе (пер- цилиндрическом резонаторе (второй
вый вариант). вариант).
тельно на m0c2, т. е. на 0,511 Мэе. Магнитное пате при этом
равно 1100—1200 э.
Для увеличения магнитного поля с целью повышения энер¬
гии ускоряемых электронов при прежнем диаметре магнитных
полюсов был принят другой тип движения электронов в ци¬
линдрическом резонаторе. Катод расположен вблизи оси резо¬
натора и пучок электронов сначала выходит из резонатора че¬
рез дополнительное отверстие Q (рис. 3-31), проходит через
резонатор и затем уже попадает на равновесную орбиту с энер¬
гией к~ 1.350 Мэе (у0«2,65). Эту энергию электрон наби¬
рает в два этапа: на участке пути от катода до выхода из ре¬
зонатора и при первом пролете через резонатор. Припоследую-
щих пролетах через резонатор электроны увеличивают свою
энергию каждый раз на величину около 2 т*с2 (\=2) в магнит¬
ном поле //«2000 э. На рис. 3-31 показана рассчитанная тра¬
ектория электронов для этого случая.
При резонаторе с размерами R=38,3 мм, L—23,2 мм и ДК“
«3,2 мм был получен ток в импульсе 5 ма на 12 орбите прн
энергии 13 Мэе в магнитном поле //=1950 з. Эффективность
захвата электронов составляла 5%. Таким образом удалось
значительно увеличить компактность микротрона.
;0-V4;4nVi,U » MflfkpOTpOMe
Максимальная конечная энергия, которую теоретически
можно достичь в микротроне, ограничивается
длительностью хода электрона в процессе ускорения,
длительностью импульса магнетрона, а также
зависит от величины тока пучка электронов.
Дело в том, что увеличение энергии электрона в микротр’оне
связано с увеличением числа витков п его траектории. Так как
длительность хода электрона на каждом следующем обороте
больше длительности предыдущего на один или несколько пе¬
риодов высокой частоты, то общее время хода электрона до
достижения конечной энергии оказывается довольно значитель¬
ным по сравнению с длительностью импульса питания резо¬
натора.
В простейшем рабочем режиме, когда уь—0; у=1; Ci—1 н
С2=2, т. е. когда электроны входят первый раз в резонатор
с нулевой энергией и энергия, приобретаемая электроном при
каждом прохождении через резонатор, равна &о=тос2=
=0,511 Мэе, общее время хода электрона до достижения энер¬
гии выражается формулой
^ = (3-45)
где п — число витков траектории и Г«—период высокочастот¬
ного ускоряющего поля.
Это время, конечно, ни в коем случае не должно быть боль¬
ше, чем продолжительность импульса высокочастотного пита¬
ния резонатора Глмп. так как в противном случае ни один
электрон не успеет ускориться до конечной максимальной
энергии.
Практически должно быть <0вщ<7'иип- При этом все же те
электроны, которые стартовали позже, чем за 10ощ до конца им¬
пульса, не достигнут внешних витков траектории, так как после
выключения резонатора ускоряющее поле быстро затухает и
дальнейшее ускорение их прекращается. Такие электроны бу¬
дут бомбардировать резонатор, вызывая нежелательное жест¬
кое тормозное рентгеновское излучение.
Таким образом, чем больше отношение тем боль¬
шая часть инжектированных электронов будет ускорена до
максимальной конечной энергии.
Так, например, в лондонском микротроне с а,—10 см на
29 М»в, работающем в режиме С,=1; С,=2; уо=0; у •»! и п—
—56, период высокочастотного п’оля равен
Г, = — = _!®_ я* 3,3-10-и
сек.
з-ю»
v. oGilc* время процесса ускорсл и
i л (л -f- 3) Гр 56 (56 ~h *5) /р
* общ = 2 *0 — % 1 в —
- 1652Г0 = 1652* 3,3* 10—10» 0,5- 1<Гв сек = 0,5 мксек.
Следовательно, при длительности импульса Гимп=3 мксек
одна шестая часть инжектированных электронов не достигает
внешних витков траектории и оказывается потерянной.
При дальнейшем увеличении энергии ускоряемых электро*
нов возрастает число витков траектории и резко возрастает
время процесса ускорения (пропорционально п2) и» следова¬
тельно, снижается отношение ГдопДовщ, т. е: к. п. д. микротрона.
Помимо указанной причины, максимальная энергия электро¬
нов ограничивается также чисто техническими причинами,
в частности, трудностью получения магнитного поля с необхо¬
димой степенью однородности, допуски на неоднородность ко¬
торого пропорциональны ]/л2.
Ограничение максимальной энергии величиною тока пучка
электронов обусловлено радиационными потерями, которые
сильно возрастают при образовании компактных сгустков элек¬
тронов. В этом случае, как показывает теория, каждый элек¬
трон теряет на излучение на единице длины пути энергию, про¬
порциональную числу электронов в сгустке. Поэтому при слиш¬
ком большом токе электронного пучка радиационные потери
могут нарушить режим резонансного ускорения.
Достоинства и недостатки мнротрома
Микротрон, так же как и циклотрон, является ускорителем
непрерывного действия, так как захват электронов в ре¬
жим ускорения происходит при каждом периоде высокочастот¬
ного ускоряющего поля. Поэтому средняя интенсивность пучка
ускоренных электронов может быть значительно больше, чем
у бетатрона или синхротрона. Однако большая мощность, тре¬
буемая для возбуждения резонатора, заставляет работать в им¬
пульсном режиме с большой скважностью (обычно около 1000),
чтобы средняя мощность питания резонатора не превосходила
допустимого предела.
Другой отличительной особенностью микротрона является
то, что соседние витки траектории электронов проходят на зна¬
чительном расстоянии друг от друга Цокало. что позволяет
легко выводить ускоренные электроны из вакуумной камеры
с помощью магнитного канала.
По сравнению с другими типами ускорителей на небольшие
энергии (5—30 Мэе) микротрон имеет ряд преимуществ. Он
много мощнее бетатрона. Пучок ускоренных электронов
обладает более высокой моноэнергетичностью.
По сравнению с линейным ускорителем он более прост как
по конструкции, так и по высокочастотной системе питания,
так как не требует строго определенной частоты, а также зна¬
чительно прощеинадежнее в работе.
Существенным недостатком микротрона является то, что на¬
пряженность магнитного поля должна быть, по необходимости,
очень малой (1—2 кэ)у вследствие чего размеры магнита ми¬
кротрона оказываются относительно велики.
При современном уровне своего развития микротрон на
средние энергии (5—30 Мэе) является достаточно компактным
простым и удобным ускорителем и находит практическое при¬
менение в качестве источника ускоренных электронов и жест¬
кого тормозного рентгеновского излучения в ядерной физике,
медицине и промышленной дефектоскопии.
3-8. Линейный ускоритель электронов
Общие сведения
Рассмотренные в § 3-1 резонансные линейные ускорители не
получили развития, как указывалось, из-за малой эффектив¬
ности и больших технических трудностей, существовавших в то
время.
Интерес к линейным ускорителям возродился лишь в 194Я
году в связи с большими успехами в развитии высокочастотной
радиотехники. К этому времени были разработаны мощные ге¬
нераторы высокой частоты (3000 Мгц) с импульсной мощно-
стью до 2 Мет на несколько мксек при частоте повторения до
500 импульсов в секунду. Столь высокие импульсные мощности
вместе с достаточно полно разработанной теорией волноводов,
а также использование принципа «автоф'азировки» создали но¬
вые возможности для развития линейных ускорителей, которые
по своим техническим и экономическим данным оказались спо¬
собными конкурировать с другими методами ускорения заря¬
женных частиц.
Основными преимуществами линейных ускорителей яв¬
ляются:
а) практически полное отсутствие потерь на излучение при
ускорении электронов;
б) простота впуска частиц в ускоритель и вывода ускорен¬
ных частиц из ускорителя;
в) стоимость линейных ускорителей приблизительно пропор¬
циональна максимальной энергии частиц, в то время как стои¬
мость циклических ускорителей любого типа пропорциональна
примерно кубу максимальном энергии ускоренных частиц.
2Г0
Для ускорения электрояов'?оСобенно существенно7 верное об¬
стоятельство. Как показывает теория [Л. 113], при своем движе¬
нии по круговой орбите радиуса Л, м, частица теряет за 1 обо¬
рот на излучение энергию
‘-■(ib <^>
wт
где £— полная энергия частицы в зв,
£о—энергия покоя частицы в зв, для электрона
£, = 0,511-10* зв.
Например, при.энергии электронов £ = 10* эв в 100 Мэе —
бетатроне с радиусом устойчивой орбиты У?=0,83 м потери
энергии на излучение за 1 оборот равны:
_-6-1(Г9 г ю. f
* 0,83 1.0,511-10« J
11,5 эв,
что при приросте энергии за 1 оборот, равном 656 эв (см.
табл. 3-1), составляет
1,8%.
656
Эта величина возрастает пропорционально четвертой сте¬
пени энергии электрона. Так, при энергии электронов £=10* эв
в синхротроне с' радиусом равновесной орбиты #=3 м потери
электрона за 1 оборот достигают 3 • 10* эв/об.
При прямолинейном движении электронов таких потерь не
возникает.
г) Кроме того, средний ток электронов, который .можно по¬
лучить в линейном ускорителе, значительно (в 60—600 раз)
больше среднего тока, который удается получить в бетатроне
или синхротроне. В литературе [Л. 113] приводится формула
для вычисления среднего тока, который теоретически можно
получить в бетатроне или синхротроне:
^ср - ■
тс» р / Д у
* 180 U0j
2-R9f
с
1
0-И
(«].
(3*47)
где — полная энергия (покоя плюс кинетическая), которой
обладали электроны в момент впуска (в эв); р— отношение
начальной скорости электрона к скорости света; Д —средний
радиус сечения камеры в см; Ro — радиус равновесной орбиты
в см; f — частота изменения магнитного поля.
Например, синхротрон на 300 Мэе при начальной энергии
электронов 10* эв (р»0,55): Д=7,5 см; #,= 125 см и )=5 гц
должен иметь средний ток около 1 мка:
0.511-10» 10»
120
\J25/ 310” (l — (
0,552)
- 1 мка.
3- low
Пр^.лнн.,* .л;ср<ил, ; о.TH Kiiv^f a микротроие
Максимальная конечная энергия, которую теоретически
можно достичь в мнкротроне, ограничивается
длительностью хода электрона э процессе ускорения,
длительностью импульса магнетрона, а также
зависит от величины тока пучка электронов.
Дело в том» что увеличение энергии электрона в микротроне
связано с увеличением числа витков п его траектории. Так как
длительность хода электрона на каждом следующем обороте
больше длительности предыдущего на одни или несколько не-
риодов высокой частоты, то общее время хода электрона до
достижения конечной энергии оказывается довольно значитель¬
ным по сравнению с длительностью импульса питания резо¬
натора.
В простейшем рабочем режиме, когда уо^О; у—!; С| = 1 и
Сй—2, т. е. когда электроны входят первый раз в резонатор
с нулевой энергией и энергия, приобретаемая электроном при
каждом прохождении через резонатор, равна 00=/110^=
=0,511 Мэе, общее время хода электрона до достижения энер¬
гии выражается формулой
(3-45)
где п — число витков траектории и Г.— период высокочастот¬
ного ускоряющего поля.
Это время, конечно, ни в коем случае не должно быть боль¬
ше, чем продолжительность импульса высокочастотного пита¬
ния резонатора Тажа, так как в противном случае ни один
электрон не успеет ускориться до конечной максимальной
энергии.
Практически должно быть 1общ<7шш- При этом все же те
электроны, которые стартовали позже, чем за /0вщ до конца им¬
пульса, не достигнут внешних витков траектории, так как после
выключения резонатора ускоряющее поле быстро затухает и
дальнейшее ускорение их прекращается. Такие электроны бу¬
дут бомбардировать резонатор, вызывая нежелательное жест¬
кое тормозное рентгеновское излучение.
Таким образом, чем больше отношение Тют/А^щ. тем боль¬
шая часть инжектированных электронов будет ускорена до
максимальной конечной энергии.
Так, например, в лондонском микротроне с >,= 10 см на
29 Мэе, работающем в режиме Ci = l; С,=2; уо=0; у =1 и л=
=56, период высокочастотного поля равен
Г, = 4- = ~ 3,3 • 10 ~'° о»с.
с 31010
t: oCiLco время процесса ускорен гл
, _ п (л Ч- 3) ,г 56 (56 4-3) _
*общ 2 ‘ * о ' 2 ' *
= 165270 = 1652-3,3-10“'°^0,5.10~6 сек - 0,5 лмсак.
Следовательно, при длительности импульса Tntm=3 л/ссек
одна шестая часть инжектированных электронов не достигает
внешних витков траектории и оказывается потерянной.
При дальнейшем увеличении энергии ускоряемых электро¬
нов возрастает число витков траектории и резко возрастает
время процесса ускорения (пропорционально л*) и, следова¬
тельно, снижается отношение ТлМп/*общ, т. е. к. п. д. микротрона.
Помимо указанной причины, максимальная энергия электро¬
нов ограничивается также чисто техническими причинами,
в частности, трудностью получения магнитного поля с необхо¬
димой степенью однородности, допуски на неоднородность ко¬
торого пропорциональны 1/л2.
Ограничение максимальной энергии величиною тока пучка
электронов обусловлено радиационными потерями, которые
сильно возрастают при образовании компактных сгустков элек¬
тронов. В этом случае, как показывает теория, каждый элек¬
трон теряет на излучение на единице длины пути энергию, про¬
порциональную числу электронов в сгустке. Поэтому при слиш¬
ком большом токе электронного пучка радиационные потери
могут нарушить режим резонансного ускорения.
Достоинства и недостатки мнкротрона
Микротрон, так же как и циклотрон, является ускорителем
непрерывного действия, так как захват электронов в ре¬
жим ускорения происходит при каждом периоде высокочастот¬
ного ускоряющего поля. Поэтому средняя интенсивность пучка
ускоренных электронов может быть значительно больше, чем
у бетатрона или синхротрона. Однако большая мощность, тре¬
буемая для возбуждения резонатора, заставляет работать в им¬
пульсном режиме с большой скважностью (обычно около 1000),
чтобы средняя мощность литания резонатора не превосходила
допустимого предела.
Другой отличительной особенностью микротрона является
■то, что соседние витки траектории электронов проходят на зна¬
чительном расстоянии друг от друга ^около что позволяет
легко выводить ускоренные электроны из вакуумной камеры
с помощью магнитного канала.
По сравнению с другими типами ускорителей на небольшие
энергии (5—30 Мэа) микротрон имеет ряд преимуществ. Он
Ш
На практике, как это проверено на бетзтэоье на 20 Мэе,
средний ток никогда не превышает 1/10 своей теоретической
величины, а часто еще меньше — около 1/100 теоретического
значения, т. е. 0,1—0,01 лиса. В линейном ускорителе можно
получить средний ток около 6 мка, т. е. в 60—600 раз больше
[Л, 113]. Таким образом, линейный электронный ускоритель яв¬
ляется прибором, который дает мощное жесткое рентгеновское
излучение или мощные пучки Электронов высокой энергии.
Принцип действия линейного ускорителя с бегущей волной
Из различных предлагавшихся типов линейных ускорителей
электронов {Л. 18] наиболее эффективным и наиболее разрабо¬
танным является линейный ускоритель электронов с бегущей
волной.
Впервые ускорение электронов с помощью бегущей волны
в волноводе было осуществлено в 1946 г. Ханзеном в США
и Фраем в Англии. В СССР линейные ускорители с бегущей
волной разрабатываются и выпускаются ФТИ АН УССР и
МИФИ в Москве.
В первой работе Фрая {Л. 143] описан ускоритель, который
при длине 40 см ускорял электроны от 45 до 538 кэв. Рабочая
длина волны Хо= 10 см и импульсная мощность источника пи¬
тания (магнетрона) 1 Мег. В дальнейшем этот ускоритель был
увеличен в длину до 2 м, мощность, поднята до 2 Мет [Л. 144]
и получены электроны с энергиями до 3,5 Мэе при относительно
больших токах (рис. 3-44).
Основной частью линейного ускорителя электронов с бегу¬
щей волной является цилиндрический волновод специальной
конструкции, в котором распространяется электромагнитная
волна очень высокой частоты типа £0i. Эта волна имеет состав¬
ляющую электрического поля, направленную вдоль оси волно¬
вода, которая и ускоряет электроны, движущиеся вместе с ней.
При этом необходимо, чтобы скорость электромагнитной волны
(эта скорость называется «фазовой» скоростью волны) из¬
менялась вдоль волновода в соответствии с возрастанием ско¬
рости ускоряемых электронов для того, чтобы они находились
«в фазе» с волной и их кинетическая энергия непрерывно воз¬
растала по мере перемещения вдоль волновода.
Для выяснения механизма ускорения электронов бегущей
волной рассмотрим рис. 3-32, на котором изображен график
осевого распределения напряженности электрического поля
волны, поступающей слева направо с амплитудой Е в какой-
либо момент времени. Если теперь впустить в волновод элек¬
трон в точке А с начальной скоростью, равной скорости волны
в этой точке, то он будет сохранять свое относительное поло-
272
htc па HK'i.e » ch^er поддержек постом!.но г/ ускоряющему
полю £д—£0 cos 0, как показано пунктирной линией, где 0 —
фаза электрона относительно гребня волны (рис. 3-32). Хотя
скорость электрона возрастает благодаря ускоряющей силе
поля, положение его иа волне сохраняется, так как, по усло¬
вию, волна распространяется вдоль волновода с точно такой
же скоростью, что и электрон. Таким образом, электрон уско¬
ряется в волноводе продольным полем бегущей волны подобно
суденышку [Л. 30], сколь- N
зящему вниз по поднимаю¬
щемуся склону морской
волны *>.
ч
Ч
Рис. 3-32. Распределение на¬
пряженности электрического
поля волны, поступающей сле¬
ва направо с амплитудой Е в
какой-либо момент времени
/i — электроны, захваченные в
ускорение; /г — электроны по¬
терянные.
Рис. 3-33. Механическая модель, пояс-,
няющая процесс ускорения электронов
бегущей волной.
Энергия, приобретаемая электроном после прохождения
расстояния г в постоянном ускоряющем поле EAl равна:
Я7-= ezE0 cos б. (3-48)
Обозначая полную энергию (покоя плюс кинетическую) элек¬
трона через § (г) можно вычислить его скорость v9 в любой
* Можно привести другую механическую модель, поясняющую механизм
ускорения частицы бегущей волной. Пусть дливная, гибкая тяжелая лента
' переброшена через стенку синусоидального сечения, укрепленную на те¬
лежке, которая может перемещаться вдоль горизонтальной гладкой дорожки
(рис. 3-33). Концы ленты закреплены. Если поместить шарик на склоне сит
нусоиды в точку А, то он скатится вниз под действием силы тяжести и при¬
обретет кинетическую энергию, равную УРл*=т -Ел, где т — вес шарика'
Еа —высота точки А. Если же мы будем перемещать тележку слева направо
нарастающей скоростью в соответствии с возрастанием скорости шарика*
То он, ускоряясь, сохранит свое относительное положение на склоне подт
унимающейся ленты «а уровне пунктирной линии и в концу дорожки приоб¬
ретет энергию такую, как если бы он скатился с высоты равной длине до-
|рожки, помноженной на наклон касательной в точке А.
Н. Хараджа
27Э
точке z на оси волновода по формуле:
<£(*) =
. = «£0cosS+ £*
<3-49)
где &* — полная энергия электрона при входе в волновод.
Эта формула (3-49) дает возможность вычислить необходи¬
мую фазовую скорость бегущей волвы, которая, конечно, долж¬
на быть равна скорости электрона o«(z)=%(z).
Здесь следует отметить, что в линейном ускорителе в отли¬
чие от резонансных ускорителей электроны не испытывают по¬
следовательных толчков, сообщающих им энергию отдельными
порциями, а получают энергию непрерывно почти равномерно
на протяжении всей длины волновода.
Продольная устойчивость и захват алектромо* в ускорителе
Легко видеть, что продольной устойчивостью движения об*
л а да ют те электроны, которые движутся вдоль волновода впе¬
реди гребня волны (в точке Л или С). При этом условии элек¬
троны, случайно опередившие или отставшие от точки Л, попа¬
дают в такое поле волны, которое соответственно замедлит или
ускорит их и таким образом возвратит к фазе стабильной точки
А, вокруг которой они будут совершать затухающие колебания.
Подобным образом электроны в точке D (или В) находятся
в нестабильном равновесии.
Наличие автофаэировки приводит к появлению довольно
широкой области пригодных входных фаз электронов, что обес¬
печивает значительную интенсивность пучка ускоряемых элек¬
тронов.
Если электроны вводятся в волну непрерывно со скоростью,
близкой к ее начальной фазовой скорости, то они будут распре¬
делены равномерно по всем фазам. Те из них, фаза которых
лежит, примерно, между D и Я, будут захвачены волной, бла¬
годаря автофазировкс, и сгруппируются около точки А. Элек¬
троны, стартовавшие со слишком большим начальным смеще¬
нием от стабильной фазы (между Р и В), выпадают из синхро¬
низма с волной и будут потеряны.
Величину фазы 0 — положение Стабильного равновесия —
а, следовательно, н величину среднего ускоряющего поля Ел,
можно изменять надлежащим выбором местного значения ско¬
рости волны. С увеличением среднего ускоряющего поля об¬
ласть захвата уменьшается и захват электронов совсем пре¬
кращается, когда среднее ускоряющее поле ЕА равно амплитуд¬
ному значению.
Поэтому, чтобы обеспечить захват большого числа электро¬
нов в процесс ускорения, стабильная фаза в начале ускорителя
должна быть выбрана далекЬ впереди гребня, однако ускоряю¬
щее поле все же не должно быть слишком малым.
После того как захват и группирование электронов уста¬
новились, можно, снова изменением фазовой скорости, сдвинуть
положение стабильной фазы, ближе к гребню волны, чтобы уве¬
личить ускорение на единицу длины волновода.
Радиальная фокусировка
При рассмотрении процесса ускорения и условий продоль¬
ной устойчивости электронов в волноводе не учитывалось, что
в бегущей электромагнитной волне имеются (в области устой¬
чивой фазы) радиальные компоненты электрического поля, ко¬
торые действуют на электроны дефокусирующим образом. Ком¬
пенсация дефокусирующих сил обычна достигается наложением
параксиального магнитного поля, создаваемого специальными
фокусирующими катушками, напряженность которого (пропор¬
циональная должна быть больше критического значения
V*)
н.
зрста■ ^
где .^0=0,511-106 эв— энергия покоя электрона;
€ — полная энергия электронов- в эв;
Ео — амплитуда ускоряющего поля в в!см;
Хо — длина волны в см;
0 — фаза электрона относительно гребня
волны;
г — фазовая скорость волны.
Оказывается, что с увеличением скорости электронов дефо¬
кусирующий эффект поля уменьшается и при приближении ее
к скорости света необходимость в фокусировке отпадает.
Некоторые сведения из теории волноводов
Из изложенного видно, что идея линейного ускорителя с бе¬
гущей волной проста, однако, при осуществлении такого уско¬
рителя встречаются очень большие трудности теоретического
(расчетного) и практического (технологического) характера.
Чтобы ускорять электроны этим методом, необходимо соз¬
дать бегущую электромагнитную волну с осевой компонентой
электрического поля и нарастающей фазовой скоростью в со¬
ответствии с ростом скорости электронов на всем протяжении
волновода.
До 1945 г. не существовало метода создания волноводов
с такими свойствами [Л. 144], хотя волноводы с продольной
1П* 275
4—fS
coi■iiu.v5fiK.-uj.fc ^ . -к'ьтдл* с?ксчч» тля и фазовой сз э. »t с гы< •
шей ckojkcfl сг^ета был*: известны в радиотехнике CEW.
При распространении электромагнитных волн по двухпро¬
водной передающей линии электрическая н магнитная состав¬
ляющие поля направлены перпендикулярно друг к другу и
к направлению распространения (рис. 3-34). Такая волна назы¬
вается поперечной электро¬
магнитной волной и обоз¬
начается символом ТЕМ. Очевидно,
такая волна не может служить для
ускорения электронов, так как не
содержит продольной составляю¬
щей электрического поля.
Нужную конфигурацию элек¬
трического и магнитного полей ока¬
зывается можно получить в волно¬
водах.
Волновод представляет собою
металлическую трубу обычно пря->
моугольного или круглого сечения
и предназначается для передачи электромагнитной энергии
сверхвысокой частоты. Передаваемая по волноводу энергия за¬
ключается в электромагнитном поле, которое полностью нахо¬
дится внутри волновода. Поэтому волновод не имеет по¬
терь на излучен не.
Р)1С. 3-34. Структура электри¬
ческого и магнитного полей
бегущей волны типа ТЕМ в
двухпроводной передающей
линии.
Рис. 3-35. Изменение структуры электрического и
магнитного полей при присоединении боковых стенок.
При переходе от двухпроводной передающей линии к вол¬
новоду происходит ряд существенных изменений в распределе¬
нии электрической и магнитной компонент электромагнитной
волны и в характере ее распространения.
Прежде всего следует отметить, что в волноводе не могут
существовать поперечные электромагнитные волны типа ТЕМ.
На рис. 3-35, а изображено расположение электрических и маг¬
нитных силовых линий волны ТЕМ в двухпроводной линии, со¬
стоящей из двух широких полос, а на рис. 3-35, б—силовых
т
.’♦ил,Hi з прямо/* о л =;&(•* м>л.1овод4*. Ь иосл^лкгп с 1/чге, при до¬
бавлении боковых стсгек, напряженность электрического поля
уменьшается до нуля при приближении к боковой стенке, амаг-
Аятные силовые линии остаются поперечными в середине сече-
аия волновода, искривляются при приближении к боковым
стенкам и образуют замкнутые петли, лежащие в плоскостях,
параллельных широким стенкам, окружая токи смещения и по¬
лучая таким образом продольные составляющие.
Рис. 3-36. Структура электрического £ и магнитного И
полей в круглом волноводе при бегущей волне типа £0j.
Рис 3-37. Структура электрического Е и магпитного И
полей в прямоугольном волноводе при бегущей волне
типа Н0}.
В волноводе могут распространяться волны следующих
типов:
а) электрические волны £, называемые также поперечно-
магнитными ТМ> которые имеют продольную составляющую
электрического поля, а магнитное поле находится в плоскости,
перпендикулярной оси цилиндрического волновода (рис. 3-36);
б) магнитные волны Н/ называемые также поперечно-элек¬
трические ТЕ, которые имеют продольную составляющую маг¬
нитного поля, а электрическое поле лежит в плоскости, перпен¬
дикулярной оси волновода (рис. 3-37).
Могут быть также волны других видов, для обозначе¬
ния которых применяют индексы, например, £0i, £ц, .. #оь
Нц....
Любой тип волны может быть представлен как результат
^движения внутри волновода обычных ТЕМ электромагнитных
воля, попеременно отражающихся от противоположных ёго
стенок.
Важной особенностью волновода является также то, что
вдоль волновода возможно распространение только очень ко¬
ротких волн, длина которых одного порядка или меньше попе¬
речных размеров волновода. Для каждого волновода, в зависи¬
мости от формы и размеров его сечения, существует наибольшая,
предельная или критическая длина волны которая еще
может распространяться в волноводе.
Величина критической длины волны для прямоугольного
волновода может быть определена из рис. 35, б. Так как на
Рис. 3-38. Соотношения между фазовой и групповой
скоростями и между длинами волн в свободном
пространстве Я« и в волноводе Хп.
широкой стороне сечения волновода должна укладываться по¬
ловина волны, то
-—2- = Ъ или лкр = 2Ь. (3-51)
Для круглого волновода критическая длина волны типа £«
равна
лкр=2,62Л. (3-52)
Таким образом, по волноводу могут распространяться элек¬
тромагнитные волны с длиной волны, меньшей критической
Ло < '*кр* (3-53)
Для круглого волновода обычно выбирают радиус равным
Я = 0,45/.0. (3-54)
Не менее важной особенностью распространения электро¬
магнитной волны в волноводе является то, что длина волны и
скорссть ее распространения в волноводе значительно отли¬
чаются от длины волны и скорости распространения в свобод¬
ном пространстве. На рис. 3-38 показан прямоугольный волно¬
вод, п продольном разрезе вдоль которого распространяется,
отражаясь 07 стенок» одна из дооскях волн. Отражённую волну
не рассматриваем. Фронт (гребень) волны, падающей под уг¬
лом а на боковую стенку волновода, пересекает чертеж по ли*
пик АА\ и перемещается со скоростью света с по направлению
лектора С. В любой точке фронта электрическое и магнитное
поля имеют одинаковую фазу.
Через промежуток времени Т, равный периоду колебаний,
гребень (фронт) волны ААХ переместится вдоль вектора С и
займет положение ВВЬ Нетрудно видеть, что участки волны
с постоянной фазой поля прошли вдоль волновода путь DD%
больший, чем в направлении распространения волны DC. Это
значит, что фазовая скорость волны вдоль волновода Оф боль¬
ше скорости света с и равна
яф = —. (3-55)
sine
Так как траектория пути волны э волноводе зигзагообра-
зна> то скорость распространения радиочастотной энергии,
связанной9 с волной, оказывается меньше скорости света. Она
называется групповой скоростью и, очевидно, равна
проекции скорости света на ось волновода
4 »ep=csin«. (3-56)
Таким образом, в обычном гладкостениом волноводе фазо¬
вая скорость больше скорости света, а групповая скорость
меньше скорости света:
^ >с; viv <с\ и 0ф-0гр — А (3-57)
Из рис. 3-36 видно, что длина волны в гладкостенном вол¬
новоде Ха всегда больше волны в свободном пространстве X<r.
(3-58)
sin а
Существует общая зависимость между Хи, Хнр и Хо, справед¬
ливая как для прямоугольного, так и круглого волновода.
Диафрагмированный волновод
Поскольку. в гладкостенном волноводе электромагнитная
волна, распространяется с фазовой скоростью, превышающей
скорость света, то такие волны не могут ускорять электроны.
Чтобы сделать их пригодными для ускорения электронов,
нужно найти средство для понижения и регулирования их фа¬
зовой скорости. Это можно сделать, например, расположив
в круг ом волноводе ка .wife.; v. ::шкх р<гсстояш:г х и дел* осп
тонкие металлические диски с отверстиями— диафрагмы
(рис. 3-39), представляющие собой его распределенную на¬
грузку.
Действие такой нагрузки, .можно считать, заключается
в том, что волны, распространяющиеся вдоль волновода, отра¬
жаются на диафрагмах, что приводит к снижению их скорости.
С другой точки зрения, каждую-пару дисков можно рассматри¬
вать как радиальные параллельные пластины передающей ли¬
пни; если глубина их меньше четверти длины волны, то они соз¬
дают индуктивную нагрузку и понижают скорость распростра¬
нения волны, бегущей вдоль волновода.
Рис. 3-39. Сечение
круглого волновода
с диафрагмами.
Рис. 3-40. Картина электрического (стрелки) и
магнитного дружки и крестики) полей в диафраг¬
мированном волноводе.
Расстановка диафрагм вдоль оси волновода производится
обычно таким образом, чтобы на длину волны в волноводе
приходилось 4 диафрагмы. В этом случае возбуждаются коле¬
бания типа л/2 и потери в стенках оказываются близкими к ми¬
нимальным.
На рис. 3-40 представлена картина электрического (сплош¬
ные линии со стрелками) и магнитного (точки и крестики) по¬
лей электромагнитной волны, бегущей в таком волноводе.
Фазовую скорость этой волны можно регулировать (зада¬
вать) или изменением диаметра отверстия в диафрагмах 2а,
или изменением диаметра волновода 2а. В ускорителе Фрая
[Л. 143], работающем при Ао=10 см, выполненном в виде слегка
конической трубы длиною 40 см, изменяются как диаметр от¬
верстий в дисках, так и диаметр волновода, так что ускоряю¬
щее поле остается постоянным по всей длине волновода, а по¬
ложение устойчивой фазы изменяется. При этом изменения
размеров волновода (2а и 2а) выбраны таким образом» чтобы
чфазовая скорость волны типа на всем протяжении волно¬
вода совпадала по величине со скоростью электрона, входя¬
щего в волновод с энергией 45 кэв ((1=0,4) и выходящего из
него с энергией 538 кэв (р —0,875). При пиковой мощности
1 Afar равновесная фаза составляет 45° от гребня волны.
280
Заметим, что для каждого данного волноводною ускори¬
теля величина равновесной напряженности электрического
поля задается раз навсегда геометрическими параметрами вол-
повода.
Теоретические и экспериментальные исследования линей¬
ных ускорителей с бегущей волной довольно полно изложены
в литературе [Л. 14, 117, 148, 172 и др.]. Эти исследования поз¬
волили рассчитать и построить диафрагмированный волновод
с точно заданным законом нарастания фазовой скорости, так
что первый ускоритель заработал сразу после сборки [Л. 143].
Однако теория диафрагмированных волноводов довольно
сложна и расчет линейных ускорителей сопряжен с большими
трудностями вычислительного характера. Поэтому здесь изла¬
гаются, следуя литературным данным, только некоторые вы¬
воды теории и результаты исследований, которые позволяют,
однако, достаточно полно представить взаимосвязь различных
параметров волновода.
Допуске па параметры линейного ускорителя
Волноводы линейных ускорителей весьма чувствительны ко
всякого рода изменениям режима их работы. Фазовая скорость,
изменяется уже при самых незначительных отклонениях час¬
тоты генератора высокочастотной мощности, размеров
волновода и его температуры.
Стабильность частоты генератора требуется не ниже
0,01%, так как при изменении частоты электроны не будут, на¬
ходиться в правильном фазовом соотношении с бегущей вол¬
ной. Следствием этого является уменьшение энергии ускорен¬
ных электронов. При этом уменьшение кинетической энергии
электронов определяется по формуле [Л. 117].
— = (3>60)
<?
где — полное уменьшение фазы на длине ускорителя.
Отклонения размеров волновода от строгих расчет¬
ных величин вследствие неточности изготовления также приво¬
дят к изменению фазовой скорости рв—f(z)- Поэтому волно¬
воды необходимо изготовлять с малыми допусками порядка
0,01 мм.
Харви [Л. 148] дает расчет и численные примеры влияния
возмущения частоты генератора, теплового расширения волно¬
вода, а также погрешностей механической обработки волно¬
вода на режим работы ускорителя. Указывается, что трудно¬
сти изготовления волноводных ускорителей с бегущей вол-
' ной резко возрастают с уменьшением фазовой скорости волны
ниже 0,4 с.
281
Подобный же эффект оказывает изменение темпера¬
туры. Так как коэффициент расширения меди а =1,65- Kh6. то
изменение температуры на ±10° С (изменяется радиус волно¬
вода) эквивалентно изменению длины волны —^ = 1,65« 1{Н.
А0
Рис. 3-41. Фотография диафрагмированного вол¬
новода. часть которого разрезана.
Рис. 3-42. Секции диафрагми¬
рованного волновода. Элемен¬
ты собраны тугой посадкой и
спаяны медно-серебряным
припоем (О).
W
Рис. 3-43. Устройство для питания
диафрагмированного волновода. Вы¬
сокочастотная мощность вводится
при помощи прямоугольного волно¬
вода по стрелке ш. Поршень 5 слу¬
жит для настройки. Электроны ин¬
жектируются вдоль оси волновода
по стрелке г.
Из этого следует, что размеры волновода должны быть опре¬
делены с высокой степенью точности. Так, например, изменение
диаметра волновода (размер а), необходимое, чтобы обусло¬
вить изменение фазовой скорости от 0,9 до 0,9985 с составляет
всего 0.2 мм.
Следует также отметить, что измерение размеров ячеек вол¬
новода необходимо производить при определенной (нормаль¬
ной) температуре, так как отклонение температуры на 5° С во
время измерения диаметра волновода достаточно, чтобы пре¬
взойти допуски в размерах.
На рис. 3-41 показана фотография секции волновода 40 см
длиною с =0,2 и 10 дисками на длине волны X*. Она со-
стоит из ячеек, общая форма которых показана на рис. 3-42.
Ячейки спаиваются встык медно-серебряным припоем.
Длй ввода высокочастотной мощности и электронов в ци¬
линдрический диафрагмированный волновод разработана спе¬
циальная коническая насадка (рис. 3-43), которая упрощает
ввод электронов и обеспечивает трансформацию бегущей вол¬
ны типа Яо1 в подводящем прямоугольном волноводе в необхо¬
димую волну типа £pt в ускоряющем цилиндрическом вол¬
новоде.
Схема и конструкция линейного ускорителя
На рис. 3-44 представлена блок-схема линейного ускорителя
на 3,5 Мэе, описанного Фраем [Л. 144]. Он состоит из диафраг¬
мированного волновода С, вакуумной оболочки £, фокусирую¬
щих катушек «Фок» и электронной пушки el. Магнетрон М пи¬
тается от модулятора «Мод*у формирующего прямоугольные
ггмпульсы длительностью 2 мксек с частотой посылок от 50 до
250 в секунду. Высокочастотная мощность, генерируемая маг¬
нетроном, вводится по стандартному прямоугольному волно¬
воду (37,5X75 мм) /, через входную насадку Dlt в двухмет¬
ровый диафрагмированный волновод. Неиспользованная мощ¬
ность выходит на другом конце волновода через вторую
выходную насадку D2 в прямоугольный волновод О и погло¬
щается в согласованной (неотражающей) нагрузке L.
Вакуумная оболочка £ вместе с входными и выходными
волноводными элементами ускорителя откачивается до давле¬
ния около 3 -10“в мм рт. ст. с помощью масляных диффузион¬
ных насосов РР.
Электроны инжектируются в волновод через входную на
садку Dt электронной пушкой типа Пирса, работающей в им¬
пульсном режиме. Импульсы напряжения в 45 кв (р = 0,4)
подаются одновременно на магнетрон и на катод пушки от мо¬
дулятора. Анод пушки заземлен. Слабым сужением начальной
части диафрагмированного волновода фазовая скорость волны
настроена яа увеличивающуюся скорость электронов. Равно¬
весное положение электронов на волне (равновесная фаза)
в начале волновода находится на 45° за гребнем волны. Бла-
1 • > 1с1ря автофазировке инжектированные электроны собираются
Ряс. 3 44. Схема линейного электронного ускорителя
на 3,5 Мая:
С — диафрагмированный волновод; £ — вакуумная камера; et элек¬
тронная пушка: / — ввод в. ч. — мощности; Dt — входная втулка:
Оа — выходная втулка, О — вывод в. м. — мощности; L — нагрузка,
поглощающая неиспользованную мощность, М — магнетрон; Мод —
модулятор магнетрона; Л—блок управления импульсом и дистан¬
ционного управления; Фок —одна на 15 фокусирующих катушек:
Н — блок литания фокусирующих катушек; Р— масляные диф¬
фузионные насосы: В — форвакуум ные насосы; 5 — электронный
спектрометр с отклоняющими катушками и цилиндром Фарадея;
' О — спектральный анализатор.
Рис. 3~45. Схема линейного электронного ускорителя на
б Мэе, изготовления МИФИ:
/ — магнетрон: 2 — первая группирующая секция волновода;
3 — инжектор; 4 — вторая секция волновода; 5 — оконечная, по¬
глощающая нагрузка; 5 — вакуумные насосы; 7 — вакуумное
окно; Я — переходная секция; 9 — трансформатор волны; 10 —
согласующие поршня; 22 — возбуждающие втулки «грибки»;
22— фазовращатель в круглой волноводе; 23 — фа эо об реша¬
тель в прямоугольном волноводе; 24 — вакуумная камера; 25 —
выходное окно; IS — фокусирующие катушки; 27 — магнитная
линза; /в — модулятор магнетрона; 19 — модулятор инжектора.
ц сгуотк;; it ускоряются до высоких энергий. Причем пгс.чс
того, как электроны хорошо сгруппируются, равновесная фаза
смещается путем соответствующего изменения параметров вол-
повода на 10е до 35°, чтобы воспользоваться более высоким
ускоряющим полем.
Электроны, приходящие к концу диафрагмированного вол¬
новода с высокой энергией, ударяются о мишень из свинца или
золота, вследствие чего возникает тормозное рентгеновское
излучение высокой проникающей способности и интенсивности.
При замене мишени тонким металлическим окном (AI или
Be) электроны могут быть выпущены в атмосферу и использо¬
ваны непосредственно, например, для электронной терапии.
Во время работы ускорителя в стенках волновода погло¬
щается значительная мощность и температура его повышается.
Так как изменение температуры волновода только на 10е С
приводит к заметному нарушению нормальной работы ускори:
теля, то необходимо предусмотреть интенсивное водяное охлаж¬
дение волновода. Оно осуществляется охлаждающими медными
трубками, которые имеют большую поверхность соприкоснове¬
ния с волноводом и которые удерживают рост его температуры
в пределах 2° С.
Схема линейного ускорителя электронов Московского инже¬
нерно-физического института (МИФИ) на 6 Мэе представлена
на рис. 3-45 {Л. 85].
Хярактеристякн линеСкого ускорителя
Исследования действующих ускорителей дали возможность
получить основные их физико-технические характеристики.
Главнейшими из них являются следующие.
а) Спектральная характеристика, т. е. распреде¬
ление по энергиям ускоренных электронов у выхода из ускори¬
теля [Л. 85], полученная в режиме, близком к оптимальному,
приведена на рис. 3-46. Ширина спектра на уровне половины ин¬
тенсивности составляет около 11%. Форма спектра зависит от
частоты и мощности магнетрона и от напряжения инжекции.
При отклонении частоты магнетрона больше 0,01% сильно сни¬
жается выход ускоренных электронов.
б) Распределение' плотности ускоренных
электронов по сечению пучка, снятое с помощью
многокольцевого цилиндра Фарадея, представлено на рис. 3-47,
нз которого видно, что эффективный диаметр пучка круглого
сечения, через который проходит половина всего потока элек¬
тронов, составляет 2,5 мм.
в) Зависимость энергии ускоренных электронов от
мощности магнетрона дана на рис. 3-48. Зависи¬
мость, электронного тиса от подводной мощности, покааана на
рве. 3-49, из которого ВИДНО, НТО ВЫХОДНОЙ ток можно сильно
увеличить, если пользоваться большими мощностями.
г) На рис. 3-50 приведены кривые зависимости выхода
электронов и их энергии <
[Л. 143]. При напряжении на
25 кв, интенсивность пучка на
отм.еА
Рис. 3-46. Энергетический
спектр ускоренных электро¬
нов в ускорителе МИФИ.
Рис. 3-48. Зависимость
энергии ускоренных элек¬
тронов от мощности
магнетрона.
>т напряжения инжекции
инжекторной пушке Umm ниже
выходе практически равна нулю*/
Рис. 3-47. Радиальное
распределение уско¬
ренных электронов
в пучке.
0,8 0,9 пйт
Рис. 3-49. Зависимость выход¬
ного тока электронов от ра¬
диочастотной мощности, подво¬
димой к ускорителю.
это объясняется тем, что при этом напряжении область захвата
электронов в ускорительный процесс оказывается слишком уз¬
кой. При Мите больше 50 кв ширина области захвата достигает
возможного максимума и ток почти не возрастает. Наблюдается
значительный рост энергии ускоренных электронов по мере по¬
нижения напряжения инжекции и уменьшения тока.
д) Большой интерес представляет в л и я и и е э м п с с и и
(тока накала) катода пушки на выходные пска-
з а т'»л и у с к о р ит е л я.
На рис. 3-51 приведены кривые зависимости энергии электро¬
нов W\ среднего тока пучка ускоренных электронов /* мощности
пучка, рассеиваемой в мишени Р9 и интенсивности тормозного
рентгеновского излучения PD в р]мин, измеренного на расстоя¬
нии 1 м от свинцовой мишени, от тока накала катода пушки //,
полученные при рабочей частоте 2997,6 Мгц с амплитудой вво¬
димой мощности 2,1 Мет и частотой посылок 50 имп/сек {Л. 144].
Характер этих зависимостей объясняется следующим образом.
При работе ускорителя значительная часть мощности бегу¬
щей волны затрачивается на ускорение электронов. Вследствие
Рис. 3-50. Средник ток
в пучке электронов и их
кинетическая энергия в за¬
висимости от величины на¬
пряжения инжекции. 1—тео¬
ретическое значение
Рис. 3-51. Рабочие характери¬
стики 3—5 Мэе — электронного
ускорителя. Зависимость энер¬
гии электронов W; среднего
электронного тока /*; мощно¬
сти пучка электронов Р9 и
мощности дозы Pd в р/«сш на
расстоянии 1 м от мишени от
тока накала нити инжектора /«.
этого поток высокочастотной мощности, а, следовательно, и
ускоряющее поле уменьшаются с увеличением нагрузки волны
пучком электронов. Поэтому достижимая энергия электронов
снижается с увеличением тока накала катода. Средний ток,
мощность пучка ускоренных электронов и интенсивность рент¬
геновского излучения сначала возрастают, а затем, после дости¬
жения максимума, уменьшаются вследствие значительного сни¬
жения мощности бегущей волны.
Например для ускорителя рис. 3-44 наибольший, измерен¬
ный, средний электронный ток получился при энергии электро¬
нов 2,6 Мэе и равнялся 30 дка/что при скважности 10000 соот¬
ветствует среднему току пушки 300 ма в импульсе.
Оптимальными рабочими условиями ускорителя являются:
энергия электронов — 3,25 Мэе, средний ток—10 мка и выход
излучения 31 р/мин на расстоянии 1 м при 50 имп/сек. Число
импульсов может быть увеличено до 250 имп/сек.
*ti H;£a:j]\ ;с:.орьпл^ с 0<ным ш: гаипом
Теория и опыт показываю г, что с уменьшением радиуса от¬
верстий в диафрагмах увеличивается напряженность ускоряю¬
щего электрического поля на оси волновода и, следовательно,
может быть уменьшена
длина ускорителя. Его
эффективность, опреде¬
ляемая как отношение
квадрата энергии уско¬
ренных электронов U2
к произведению подве¬
денной мощности на
полную длину волно¬
вода PJL:
— Г—1
PLLm J
увеличивается. Однако такой ускоритель очень чувствителен
к изменению частоты, отклонению в размерах волновода и дру¬
гих условий эксплуатации. Напротив, при увеличении радиуса а
ускоритель становится менее кри¬
тичным, но получается менее
эффективным и более длинным,
что неудобно в эксплуатации,
особенно, при клиническом его
использовании.
Для того чтобы получить ту
же энергию ускоренных электро¬
нов при той же длине волновода,
но с меньшей чувствительностью
его к стабильности частоты и до¬
пускам в размерах волновода,
предложен так называемый ме¬
тод обратного питания
{Л. 149], т. е. подачи выходной
мощности обратно на вход уско¬
рителя.
Система обратного питания
радиочастотной мощности пока¬
зана на рис. 3-52. Неиспользо¬
ванная мощность ослабленной бегущей волны из выходного
конца ускорителя направляется через волноводный мост, где
она смешивается с мощностью от магнетрона, обратно на вход
волновода. Вследствие этого мощность, входящая в волновод,
становится больше, чем мощность магнетрона, и поэтому сооб¬
щает электронам 66льшую энергию при той же длине, но
«4
if
io
V
0,6
0,4
1?
Р1
7*
7
у*
**
f
/
7*
t
-у-
L
Lq
z
02 Qfi 0,6 Of %0
Рис. 3-53. Зависимость эффектив¬
ен *
ности ускорителя с обрат-
ным питанием (сплошная линия)
и беэ обратного питания (Пунк¬
тирная линия) -от длины ускори¬
теля, выраженной в частях опти¬
мальной длины и
Волноводный лост^.
jf —OnuWCKQfi нагрузка
I () \ Обратный вход
JQ
Вход вм.
^ ФвзоШщатт
ТТШГТШПТПГГ
Зшшщпыи
-ттг
\ I
43
Электронно* пушка
Рис. 3-52. Линейный ускоритель с обратным
большим радиусом отверстий о диафрагма, г- с. с нельмой
чувствительностью к нестабильности частоты и допускам в раз¬
мерах.
Фаза приходящей обратно мощности регулируется фазовра¬
щателем. Контроль правильности фазировки производится
проверкой уровней мощности при помощи волноводных термо¬
пар, помещенных вблизи входной и выходной втулок питания.
и%
Относительная «эффективность» —в зависимости от длины
Р1*
ускорителя, выраженной в частях оптимальной длины L/L^
показана на рис. 3-53 для случая без обратного питания (пунк¬
тирная линия) и с применением обратного питания (сплошная
линия). Можно видеть, что применение обратного питания поз¬
воляет конструировать короткие линейные ускорители без
потери «эффективности». Это дает также возможность снизить
требования на допуски в размерах 'волновода и к стабильности
частоты источника радиочастотной мощности.
Ценные свойства линейных ускорителей электронов: прак¬
тически полное отсутствие потерь на излучение; относительно
высокий средний ток ускоряемых электронов, а также пропор¬
циональность стоимости ускорителя максималыюй энергии уско¬
ряемых электронов — обеспечили нм широкое применение и
большое развитие. В настоящее время в США (Станфорд) на¬
чалось строительство линейного ускорителя электронов на 20—
40 Гэв длиною 3,6 км. Для питания его должно быть установ¬
лено 240 клистронов с выходной мощностью до 24 Мет в им¬
пульсе каждый. В Харькове строится линейный ускоритель
электронов на 2 Гэо.
ГЛАВА ЧЕТВЕРТАЯ
РЕНТГЕНОВСКИЕ АППАРАТЫ
4-1. Системы питания рентгеновских трубок
Высокое напряжение, необходимое для питания рентгенов¬
ских трубок, может быть получено при помощи следующих при¬
боров:
1) электростатических машин;
2) аккумуляторов;
3) индукторов;
4) трансформаторов.
Электростатические машины применялись только
в первые годы после открытия рентгеновских лучей. Вследствие
малой мощности они в рентгенотехнике не используются.
В последнее время был разработан и построен ленточ¬
ный электростатический генератор Ван-де-Граафа для получения
очень высоких напряжений (порядка нескольких миллионов
вольт).
Используется этот генератор, главным образом, в лабора¬
ториях ядерной физики, в рентгенотехнике он нашел примене¬
ние только в последние годы.
Принцип действия и устройство двухмиллионного рентгенов¬
ского аппарата с ленточным электростатическим генератором
детально описаны в § 4-18.
Аккумуляторные батареи применялись для питания
рентгеновских трубок только в единичных случаях при очень
точных исследованиях излучения трубки. Громадные батареи
аккумуляторов, состоящие из 20000" и более элементов, тре¬
буют больших помещений и тщательного ухода. Они чрезвы¬
чайно дороги и потому в практике не применяются, ио для точ¬
ных исследований весьма удобны, так как при пользовании ими
возможно точно измерять напряжение и плавно его регулиро¬
вать; кроме того, напряжение аккумуляторных батарей обла¬
дает постоянством.
Индуктор является первым использованным в рентгено¬
технике источником высокого напряжения. В настоящее время
индукторные аппараты встречаются редко, хотя, как указыва-
лось выше, ионные трубки работают более устойчиво яри пи¬
тании их от индукторного аппарата. Со времени изобретения
электронных трубок индукторные аппараты постепенно заме¬
нялись более мощными трансформаторными аппаратами.
Высоковольтный трансформатор в настоящее
время является наиболее распространенным источником высо¬
кого напряжения <в рентгеновских аппаратах, предназначенных
для питания как электронных, так и ионных трубок. Рассмот¬
рению схем, устройства и принципа действия рентгеновских
аппаратов посвящается эта глава.
Помимо трансформаторов обычного типа, в некоторых (вы¬
соковольтных) рентгеновских аппаратах применяются так на¬
зываемые резонанстрансформаторы без железного сердечника.
Принцип действия и устройство рентгеновского аппарата с ре-
зонанстрансформатором рассмотрены в § 4-17.
4-2. Трансформаторные рентгеновские аппараты
Трансформаторный аппарат состоит в общем случае нз трех
главных частей: J) высоковольтного трансформатора однофаз¬
ного или трехфазного тока, 2) выпрямительного устройства и
3) столика управления, в котором сосредоточены все органы уп¬
равления аппаратом и некоторые измерительные приборы.
. Главнейшей частью трансформаторного аппарата является
высоковольтный (обычно до 110—130 кв) масляный трансфор¬
матор. Принцип действия и теория трансформаторов излагаются
в курсах электротехники; поэтому мы здесь их излагать не
будем, сделаем только несколько замечаний. Выполняются они
более компактно, чем обычные силовые трансформаторы. Вы¬
водные изоляторы делаются из фарфора или гетинакса, причем
запас электрической прочности берется очень малым —всего
около 1,3, т. е. в три-четыре раза меньше, чем у силовых.
Первичная обмотка их обычно рассчитывается на напряжение
220 в. Строятся трансформаторы на небольшие мощности 0,5—
10 кет.
4-3. Трансформаторные аппараты без выпрямителя
Самым простым и дешевым аппаратом для питания рентге¬
новских трубок является трансформаторный аппарат без вы¬
прямителя, подающий на трубку переменное высокое напряже¬
ние, Применение такого аппарата возможно только при работе
с электронными рентгеновскими трубками с охлаждением анода,
так как эти трубки обладают выпрямительным действием.
На рис. 4-1 дана принципиальная схема такого аппа¬
рата, из которой видно, что в нем используется только одна
291
полуволна ut pe.'.iL-tniu'o ic-k:. На рис. 4 -2 лены кривые rorr. й
напряжения на трубке, из которых видно, что максимальное зна¬
чение тока через трубку imftX в два с лишним раза больше, чем
среднее значение тока :\,р, измеряемое миллиамперметром (маг¬
нитоэлектрического типа).
Кривая тока имеет формулу, близкую к трапеции, т. е. на зна¬
чительной части полупериода величина анодного тока остается
постоянной. Это объясняется тем, что трубка работает на тске
насыщения. Кривая напряжения на трубке имеет вид несиммет¬
ричной синусоиды: рабочая полуволна, соответствующая про¬
хождению тока через трубку, ниже, чем нерабочая, так как при
прохождении тока происходит падение напряжения в трансфор-
Рис. 1*1. Принцип паль- Рис. 1-2. Кривые тока и напряжения
пая схема рентгенов* на трубке,
ского аппарата без вы
прямителп.
магоре. Особенно сильно отличаются амплитуды двух полуволн
синусоиды при включении в первичную обмотку трансформа¬
тора регулировочного сопротивления. В некоторых случаях ве¬
личина обратном полуволны можег стать опасной в отношении
пробоя трубки. По этой и ряду других причин при питании
рентгеновской трубки переменным током нагрузка и рабочее
напряжение на ней должны быть снижены. Рассмотрим некото¬
рые из этих причин.
1. Если при большой нагрузке фокус трубки раскалится
настолько, что температура его в течение следующего полупе-
рнода будет еще достаточна для эмиссии электронов, то возни¬
кает обратный ток, который может привести к пробою стекла.
При включении вентиля обратный ток не может возникнуть,
и нагрузка трубки может быть повышена. Практически вклю¬
чение вентиля может повысить допустимую нагрузку на 30—
40% в зависимости от величины фокуса.
2. Продолжительная работа безвентильного аппарата при
относительно малой мощности и высоком напряжении может
также привести к повреждению трубки. Это. объясняется сле¬
дующим образом. Как указывалось в § 2-17, в рабочий лолупе-
риод стенки оболочки трубки в области разрядного простран¬
ства заряжаются отраженными электронами до высокого отрн-
292
цательнсгэ потенциала. И холостой гхлупериод, когда кл^од
становится положительным, между отрицательно заряженной
стенкой и положительным катодом образуется сильное электри¬
ческое поле. Вследствие этого легко может возникнуть газовая
вспышка, которая приведет к преждевременной гибели трубки.
При включении вентиля этот недостаток устраняется. Практиче¬
ски одна и та же трубка может работать в безвентильном
потому, что при переменном напряжении высоковольтный ка¬
бель нагружается почти вдвое сильнее, чем при выпрямленном
пульсирующем напряжении.*
Несмотря на указанные недостатки, безвентильные полу¬
волновые схемы имеют очень широкое распространение. Это
объясняется тем, что они очень просты и позволяют создавать
рентгеновские аппараты очень малых размеров и веса. Схема
эта применяется не только в переносных и передвижных ап¬
паратах, но также и в стационарных аппаратах облегченного
типа. Переносные аппараты делаются исключительно в виде
блоктрансформаторов, передвижные и стационарные аппараты
делаются как в виде блоктрансформаторов, так « с высоко¬
вольтными кабелями.
На рис. 4-3 изображен общий вид переносного диагно¬
стического аппарата типа. РУ-560, рассчитанного на рабочее
Рис. 4-3. Переносный диагностический
аппарат РУ-560.
Рис. 4-4. Прин¬
ципиальная схе¬
ма аппарата
РУ-560.
293
напряжение 85 к& и ток 5 ма при просвечивании и 10 ма при
снимках. Высоковольтный трансформатор и рентгеновская
трубка помещаются в одной металлической заземленной обо¬
лочке (баке), так что все части аппарата, находящиеся под
высоким напряжением, недоступны для прикосновения, что
обеспечивает полную безопасность в электрическом отношении.
Рентгеновская трубка монтиру¬
ется на^ внутренней стороне
крышки и соединяется с транс-
j форматором прижимными кон¬
тактами. Аппарат крепится на
небольшом складном штативе.
Рлс. 4*5. Дентальный аппарат
РУ-820.
Рис. 4-6. Передвижной рентгеновский
палатный аппарат РУ-730.
Принципиальная схема аппарата изображена на рис. 4-4.
Середина вторичной обмотки заземлена. Накал катода трубки
осуществляется от обмотки, намотанной на сердечник главного
трансформатора. Регулировка накала катода трубки при ее
замене производится добавочным сопротивлением в цепи на¬
кала. Ток трубки измеряется миллиамперметром, включенным
в разрыв вторичной обмотки трансформатора.
Аппарат вместе со всеми принадлежностями для просвечи¬
вания и снимков со штативом укладывается в два чемодана и
имеет общий вес около 45 кг.
Д енталь н ый аппарат (РУ-820), предназначенный для
зубоврачебных целей, изображен на рис. 4-5. Он состоит из
вышеописанного переносного аппарата, смонтированного на
штативе специальной конструкции, обеспечивающем удобство
пользования аппаратом во всех практических случаях рент¬
генографии полости рта.
Передвижной палатный диагностический ап¬
парат (РУ-730) на напряжение 85 кв при токе 5 ма и 75 кв
при токе 20 ма изображен на рис. 4-6. Аппарат в виде блок-
трансформатора смонтирован на тележке и легко перемещается
по палате больницы к постели больного. При помощи специ¬
ального штатива выходное
окно блоктрансформатора
может быть установлено
в любом направлении отно¬
сительно больного. Пульт
управления, содержащий
автотрансформатор для ре¬
гулировки высокого на¬
пряжения, реостат плавной
регулировки накала катода
и измерительные приборы,
смонтирован на той же те¬
лежке.
Диагностические
аппараты средней
мощности порядка 4 кот па напряжение 100 кв также часто
делаются по безвентильнон схеме. Так, например, аппарат типа
РУА1-2, рассчитанный на напряжение 100 кет при просвечива¬
ниях и 87 кв и 50 ма при снимках, комплектуется защитным
кожухом с высоковольтными кабелями и трубкой типа
4-БДМ-100, универсальным штативом и пультом управления,
как и аппарат УРДд-П0-К4 (см. рис. 4-37).
Безвептильные схемы часто применяются и при построении
аппаратов для терапии, структурного анализа и
просвечивания материалов. Высоковольтные рсзо*
нанстрансформаторные аппараты с секционированными труб¬
ками (1—2 Мз), описанные в § 4-17, также работают по безвеи-
Рис. 4-7. Рентгеновский аппарат для
структурного анализа УРС-55 настоль¬
ного типа.
тильной полуволновой схеме.
В качестве примера приведем краткое описание аппарата
для структурного анализа настольного типа УРС-55 (рис. 4-7).
Высоковольтный трансформатор, рассчитанный на рабочее на¬
пряжение 55 кв и ток до 20 ма, и трансформатор накала
помещены в масляный бак, в крышке которого укреплен фар¬
форовый стакан для помещения рентгеновской трубки типа
БСВЛ (см. рис. 2-84). Катод трубки соединяется с одним кон¬
ном высоковольтной обмотки трансформатора, второй конец
205
когсрсй, i также о чдз^лти п*>п очной водок г но- трубки
заземляются. Автотрансформатор для регулировки напряжения,
феррорезонансный стабилизатор и реостат плавной регулировки
накала катода, а также выключатели и измери¬
тельные приборы сосредоточены в небольшом пере¬
носном пульте управления.
4-4. Кенэтроны
Для облегчения работы рентгеновской трубки
во многих типах аппаратов напряжение, создавае¬
мое высоковольтным трансформатором, выпрямля¬
ется с помощью электрических вентилей (высоко¬
вольтных кенотронов, газотронов или полупровод¬
никовых вентилей).
Кенотрон (электронный вентиль) состоит (рис.
4-8) подобно рентгеновской трубке из накаливае¬
мого электрическим током катода / и холодного
анода 2 (цилиндр, пластинка), помещенных в стек¬
лянный баллон, в котором создан иаивысший тех¬
нически достижимый вакуум. Односторонняя про¬
водимость его основана.на свойстве тел при высо¬
кой температуре испускать электроны.
Если к электродам кенотрона приложить пере-
hotdoh^c от- менное напряжение, то электроны, испускаемые на¬
крытой каленным катодом, потекут к аноду только тогда,
нитью на- когда он имеет положительный потенциал. В за¬
кала. держивающем направлении, т. е. когда анод стано¬
вится отрицательным, такие выпрямители выдер¬
живают очень большие напряжения (до 200—450 кв) без про¬
пуска тока. Выпрямление при помощи кенотронов больших
токов при низких напряжениях
трудно достижимо, так как нет ма¬
териалов, которые выдерживали бы
температуру, нужную для испуска¬
ния со сравнительно небольшой по¬
верхности очень большого количе¬
ства электронов.
Увеличение поверхности катода
влечет за собой чрезмерное увели¬
чение тока, необходимого для его
нагревания. Кроме того, в этом слу¬
чае в них сравнительно велико па¬
дение напряжения в пропускающем направлении. Применение
сложных (оксидных) катодов невозможно, так как оксидный
слой легко разрушается под воздействием сильного электриче¬
ского поля.
Рис. 4-9. Статистические ха¬
рактеристики кенотрона.
На рис. 4 9 г.>i.Бодены еретические характеристики ксл
грола.
Значение тока насыщения тем выше, чем больше ток накала
катода. В обычных рентгеновских кенотронах ток насыщения
наступает при напряжении около 1000—2500 в и, следовательно,
при выпрямлении переменного тока при помощи кенотрона
падение напряжения в нем должно быть ниже указанной ве¬
личины.
Экспериментальные исследования работы кенотрона в дей¬
ствительных условиях выпрямления переменного тока высо¬
кого напряжения в рентгеновских установках показали, что
падение напряжения на кенотроне при достаточном накале
оказывается значительно больше теоретического, достигая
иногда 5, 10 и даже 15-кратного значения.
Причиной аномального большого падения на¬
пряжения в кен отроне являются отрицательные заряды,
скапливающиеся на внутренней поверхности оболочки кено¬
трона, которые действуют на прохождение тока через кенотрон
так же, как отрицательно заряженная сетка в трехэлектродной
лампе, т. е. увеличивают сопротивление движению электронов
от катода к аноду. Это явление вызывает чрезмерный пере¬
грев анода, приводящий к преждевременному повреждению
кенотрона. Кроме того, вследствие увеличения падения напря¬
жения скорость электронов, тормозящихся на аноде, стано¬
вится столь большой, что возникают рентгеновские лучи, спо¬
собные проходить через стенки оболочки кенотрона и таким
образом оказывать свое вредное действие на обслуживающий
персонал.
4-5. Работа кенотрона, включенного последовательно
с электронной рентгеновской трубкой
На рис. 4-10 дана принципиальная схема полуволнового
однокенотронного рентгеновского аппарата. Кенотрон 2 вклю¬
чен последовательно с рентгеновской трубкой 3 в цепь вю-
рнчной обмотки трансформатора 1. На рис. 4-11 даны стати¬
стические характеристики кенотрона и трубки при заданных то¬
ках накала 1НК и 1нт. Ток насыщения кенотрона ItK больше,
чем ток насыщения 1яТ трубки.
Очевидно сила тока в цепи вторичной обмотки трансформа¬
тора будет определяться током насыщения трубки, т. е. будет
равна /*т> так как через последовательно включенные кенотрон
и трубку должен проходить один н тот же ток, а трубка рабо¬
тает . на насыщении. Если напряжение на зажимах вторичной
обмотки трансформатора в данный момент равно U, то оно
распределится между кенотроном и трубкой таким образом,
•Что падение напряжения на кенотроне составит (/* и на
»7
трубке t/у. Мощность, выделяемая на аноде кенотрона, будет
fsrtfjc л на аноде трубки /*т£/г.
При увеличении накала катода трубки ток насыщения
трубки повышается и падение напряжения на кенотроне 1)'к
становится больше, а на трубке U'r — соответственно меньше.
Когда ток насыщения трубки станет больше тока насыщения
кенотрона, тогда ток в цепи трансформатора будет определяться
током насыщения кенотрона В этом случае падение напря¬
жения на кенотроне будет значительно больше, чем на трубке
и рентгеновские лучи будет испускать кенотрон, а не трубка,
т. е. кенотрон и трубка поменяются ролями — ненормальный
режим.
Следовательно, при работе кенотрона в любой выпрями¬
тельной схеме наивыгоднейшие условия создаются тогда, когда
Рис. 4-10. Пршши- Рис. 4-11. Статические характеристики кено-
пнальная схема одно- трона н трубки,
кенотронного рентге¬
новского аппарата.
ток насыщения кенотрона значительно выше, чем амплитуда
тока, проходящего в цепи кенотрона, т. е. при некотором пе¬
рекале катода. С другой стороны, ток накала не должен превос¬
ходить предельных значений, определяемых сроком службы
катода.
4-6. Конструкции рентгеновских кенотронов
Катод рентгеновского кенотрона обычно изготовляется из
чисто вольфрамовой проволоки диаметром около 0,3 мм. Так
как сила взаимного притяжения между катодом и анодом
о моменты, когда анод становится отрицательным, очень ве¬
лика, то нить катода обычно монтируется таким образом, чтобы
разрушающее действие механических сил электрического поля
было минимальным.
В кенотроне, показанном на рис. 4-8, нить катода имеет
зигзагообразную форму и крепится в 4—6 точках так, что от-
С93
дельные участки ее располагаются по направлению электри¬
ческого поля, благодаря чему она легко выдерживает силу
притяжения к аноду, так как при. этом накаленная нить испыты¬
вает только растяжение и не подвергается изгибу. Анод 2 пред¬
ставляет собой плоскую круглую вольфрамовую, молибдено¬
вую или танталовую пластинку, укрепленную на держателе
в виде молибденовой трубки. В этом кенотроне нить катода
открыта; поэтому отрицательные заряды, скапливающиеся на
внутренней поверхности оболочки, могут сильно влиять на ха¬
рактеристику кенотрона, увеличивая внутреннее падение напря¬
жения в нем. Для предотвращения ненормально большого
падения напряжения электроды кенотронов снабжаются раз¬
личными экранами, препятствующими образованию отрицатель-
Рис. 442. Эскиз кенотрона типа КР-220 с электростатической экранировкой
нити катода
ных зарядов на внутренней поверхности оболочки и ослабляю¬
щими их влияние на прохождение тока через кенотрон.
На рис. 4-12 показан эскиз кенотрона типа КР-220, нить
накала которого окружена металлическим цилиндром, элект¬
рически с ней связанным, который в значительной мере умень¬
шает образование и ослабляет влияние отрицательных зарядов
стенок оболочки.
Рентгеновские кенотроны обычно рассчитываются на ПО,
150 и 220 кв выпрямляемого напряжения. При конструировании
и выполнении электродов кенотронов (главным образом анода)
уделяют большое внимание устранению всех выступающих
частей с малыми радиусами кривизны и тщательной полировке
поверхности, для того чтобы устранить возможность возникно¬
вения холодной эмиссии электронов с острнй.
4-7. Высоковольтный секционированный рентгеновский
газотрон
Для выпрямления высокого напряжения в рентгенов¬
ских аппаратах иногда применяются вентили с газовым напол¬
нением (пары ртути) и оксидным катодом, обладающие в срав¬
нении с кенотронами весьма ценными свойствами. Главней¬
шими из этих свойств являются: а) малое нормальное падение
;мпря;к2квя а нрово,щцн£ -«илуиерЛ' j;-, й С) ог:утс'гвие
аномального падения напряжения. Свойства эти обусловлены
принципом действия газотронов.
В ионных вентилях (газотронах) отрицательный простран¬
ственный заряд и заряды на стеклянной оболочке компенси¬
руются ионами, образующимися при ионизации газа, наполняю¬
щего баллон вентиля.
В результате этой компенсации падение напряжения в газо¬
троне сильно уменьшается, достигая значения, необходимого
для ионизации газа (15—20 в), и в из¬
вестных пределах не зависит от силы
тока, протекающего через газотрон.
Недостатком газотрона является от¬
носительно низкое значение запираемого
напряжения, так как при давлении газа
в баллоне порядка 10~2 мм рт. ст. он не
обладает достаточной электрической
прочностью для запирания тока высокого
напряжения в обратный полупериод.
С~85пф
Рис. 4-13. Высо¬
ковольтный сек¬
ционированный
рентгеновский
газотрон.
Рис. 4-14. Конденсатор высо¬
ковольтного газотрона.
Поэтому широко распространенные газотроны пригодны
для выпрямления напряжений порядка 10—15 кв.
В газотроне, предназначенном для выпрямления высоких
напряжений 110—220 кв и выше (рис. 4-13), анод помещается
на большом расстоянии от катода и между-ними располагается
несколько промежуточных электродов, имеющих форму трубок,
через просвет которых протекдет разряд от катода до анода.
Промежуточные электроды крепятся в феррохромовых или
коваровых кольцах, впаянных в стеклянный баллон, и при¬
соединяются к емкостному делителю напряжения, помещенному
снаружи баллона.газотрона.
13 uttlb *1С»С.иД|Лс«ТМЫ!0 ВКЛЮ 1СЫ2>1.Ч' .{ОНДСИСа':С|>W, емко¬
стного делителя между первым и вторым от катода промежу¬
точными электродами включен разрядник, длина искрового
промежутка которого устанавливается
0,4-0,5 мм.
Значение искрового разрядника
чрезвычайно велико; при отсутствии
его зажигание газотрона наступает
при 40—50 кв, в то время как с раз*
рядником газотрон зажигается нор¬
мально при 7—8 кв.
Емкостный делитель обеспечивает
равномерное распределение напряже¬
ния между всеми электродами газо¬
трона в холостой полупернод и облег¬
чает зажигание газового разряда в га¬
зотроне в рабочий полупериод. Про¬
межуточные электроды играют роль
сеток, ускоряющих процесс деиониза¬
ции в моменты прекращения тока че¬
рез газотрон, вследствие чего устойчи¬
вость против обратного зажигания
сильно повышается и достигает 20—
25 кв на каждый промежуток между
двумя соседними электродами.
"Для удобства монтажа и уменьше¬
ния габаритов рентгеновской установ¬
ки с высоковольтными газотронами
конденсаторам емкостного делителя
напряжения придается специальная
форма (рис. 4-14). Корпус конденса¬
тора представляет собой довольно
сложный прессованный из пластмассы
многоюбчатый изолятор. Внутренние Рнс- 4-15. Высоковольтный
поверхности изолятора, обведенные на ^“"^"^«""иэготомеикя
рисунке ТОЛСТОЙ линией, делаются про- рентгенотехнической лабо-
водящими путем графитирования или ратории ЛЭТИ.
металлизации и образуют обкладки
конденсатора. Емкость такого конденсатора около 60—70 пф.
Высоковольтный газотрон изготовления ЛЭТИ с обратным
напряжением на 200 кв без делителя (слева) и с надетым емко¬
стным делителем напряжения показан на рис. 4-15.
На рис. 4-16 даны кривые распределения напряжения между
электродами газотрона в пропускающий полупериод (кривая /,
масштаб слева), в запирающий полупериод (кривая 2, масштаб
справа) и вдоль газового разряда по оси газотрона (кри¬
вая <?).
301
Электрические параметры рассматриваемых газотронов зна¬
чительно отличаются от соответствующих параметров кенотро¬
нов. Мощность накала катода составляет всего 10—15 в г
вместо ПО—120 вт в кенотроне. Падение напряжения в пропу¬
скающий полупериод достигает 30—35 в в газотроне на 100 кв,
50—55 в в газотроне на 200 кв вместо 1—2 кв в кенотроне. Ток
эмиссии катода около 1,2 а, напряжение зажигания 7—8 кв.
Так как в этом газотроне оставляется ничтожное количе¬
ство ртути (несколько граммов), распределяющейся в баллоне
в виде слабых осадков на стен¬
ках оболочки, или на холодных
частях электродов, то он может
работать подобно кенотрону в лю¬
бом положении — вертикальном,
горизонтальном или наклонном.
4-8. Полупроводниковый вентиль
В настоящее время для вы¬
прямления высокого напряжения
в рентгеновских аппаратах начи¬
нают применяться полупроводни¬
ковые вентили, обладающие по
сравнению с кенотронами и газо¬
тронами ценными преимущества¬
ми, хотя и не свободные от неко¬
торых недостатков. Главнейшими
преимуществами полупроводни¬
ковых вентилей являются: отсут¬
ствие тока накала, простота уст¬
ройства н обслуживания, малые размеры, длительный срок
службы. Недостатками — наличие обратного тока и зависи¬
мость его характеристик от температуры.
Принцип действия полупроводниковых вентилей основан на
использовании односторонней проводимости запорного слоя,
возникающего на границе между двумя слоями полупровод¬
ника, обладающими различными механизмами проводимости —
электронной и дырочной. Односторонней проводимости можно
достичь введением в полупроводник определенных примесей,
которые резко изменяют его свойства.
*=■
-h
J.
н=-
и
J4
-Ч-
е:
429«$
Iо
во
30
Рис. 4-16. Распределение напря¬
жения между электродами га¬
зотрона и вдоль газового раз*
ряда.
Примесная электропроводность полупроводников
Если в чистый и совершенный кристалл, например, четырех¬
валентного германия (или кремния) вьесги атом пятивалент¬
ного мышьяка (или Р, Va, Sb, Bi), то он займет в решетке
Ж
место одного, из атомов германия; При этом четыре валентных'
его электрона участвуют в образовании нормальных хими¬
ческих связей с соседними атомами германия; пятый же
электрон оказывается «лишним» и очень слабо связан с ядром
(рис. 4-17, а). Эти электроны легко отделяются от атомов и
переходят в зону проводимости, т. е. становятся свободными и
могут принимать участие в переносе тока, сильно увеличивая
электропроводность полупроводника. Примесные атомы, те¬
ряющие один электрон, называются донорами.
Иная картина получается при введении в кристаллическую
решетку германия трехвалентного индия (или В, Al, Sc, Ga, Tl).
Атомы индия замещают в решетке ато¬
мы германия и образуют валентные свя¬
зи только с тремя соседними атомами
германия. Для четвертой связи атом ин¬
дия «занимает» недостающий валентный
электрон у соседнего атома германия
(рис. 4-17,6). Число валентных электро¬
нов у этого атома германия уменьшает¬
ся на единицу — образуется свободное
место, которое условились называть
дыркой. Эта дырка тотчас же запол¬
няется любым‘ ближайшим соседним
электроном, но то место, откуда ушел
этот соседний электрон, становится дыр¬
кой и в свою очередь заполняется ка¬
ким-либо другим электроном и т. д. и
таким образом появляется возможность
для возникновения тока. Дырки дви¬
жутся в электрическом поле в направ¬
лении, противоположном движению электронов. Примеси тре¬
тьей группы, забирающие электроны и образующие дырки, на¬
зываются акцепторами.
Полупроводники с донорными примесями обладают элект¬
ронной проводимостью и называются п-полупроводниками
(negative). Если же преобладают акцепторы, т. е. образу¬
ются дырки (положительные заряды), то проводимость будет
дырочная и такой материал называется р-полупроводником
(psitive).
Рис. 4-17. Двухмерная
модель кристаллической
решетки германия: а —
с донорной примесью;
б —с акцепторной при*
месью.
р-л-лереход
Контакт двух полупроводников, одного с электронной (ти¬
па п) и другого с дырочной (типа р) проводимостями, назы¬
вают р-л-переходом. Процессы, протекающие в р-п-переходе,
обусловливают появление односторонней проводимости полу¬
проводника (вентильного действия).
г;оз
OoMiiio при г*.гэа:селении полупропсдников>и ьрщЗоров СУ
зда.ог такие полупроводники, в которых идка часть имеет
электронную, а другая часть — дырочную проводимость, так
что р-п-переход находится внутри полупроводника.
Например, р-п-переход в кристалле германия можно соз¬
дать при выращивании монокристаллов из расплавленного
германия. Если в расплав германия ввести донорную примесь
(мышьяк), то получится кристалл с электронной проводимостью
(л-типа). Затем на поверхность пластинки л-германия поме¬
щается кусочек индия (акцептор). При нагреве в вакууме при
500—550° С происходит термодиффузия индия в германий, в ре¬
зультате чего тонкий слой германия приобретает дырочную про¬
водимость, так как донорная примесь в нем будет скомпенси¬
рована индием.
Выпрямление
Рассмотрим теперь механизм вьпгрямЛения р-л-перехода.
В отсутствии внешнего электрического поля, свободные элект¬
роны п-области диффундируют в p-область и заполняют в ней
6)
О)
п
Р
1
п
©ее++
/ТУ*\ЛУ
0Э00+
WI
©е©++
—©®®
ееее+
^aaaaL
—®ф®
©ее©+
wwi
9
Рис. 4-1 А. Распределение электрических зарядов к потенциала в полу¬
проводниковом диоде: а —в равновесном состоянии; б —при пропуска¬
нии тока; а —при запирания тока.
дырки, расположенные у границы раздела (рис. 4-18,а). При
этом уход свободных электронов из n-области приводит к об¬
разованию в ней, вблизи границы раздела, положительного
заряда, а приход их в p-область образует отрицательные за¬
ряды. Таким образом, в области р-л-лерехода образуется
потенциальный барьер, который препятствует дальнейшей диф¬
фузии заряженных частиц.
Если приложить к р-л-переходу переменное напряжение,
то сопротивление его для одного направления тока может ока¬
заться в тысячи раз больше, чем для другого. Действительно,
в тог полупериод, когда плюс приложен к д-области, а минус
к n-области (рис. 4-18, б), свободные электроны и дырки
ЭМ ' , -V -
Эпр(»а)
будут двигя«Бел кед влиянием электрическою тюля к /ьл-п<:-
реходу, где свободные электроны будут заполнять дырки. При
этом потенциальный барьер понижается, сопротивление пере¬
хода уменьшается и через р-п-переход проходит большой (при¬
мой) ток.
При обратной полярности свободные электроны в области п
и дьюки в области р будут перемещаться от перехода к полю¬
сам источника напряжения (рис. 4-18, в). В результате около
перехода будет наблюдаться лишь небольшое количество сво¬
бодных электронов и дырок, вследствие чего потенциальный
барьер н сопротивление перехода сильно возрастают и через
переход пойдет очень малый (обратный)
ток. Характеристика германиевого вен¬
тиля показана на рис. 4-19.
Типы полупроводниковых вентилей
Практическое применение нашли вен¬
тили купроксные, селеновые, германие¬
вые и кремниевые.
К у п р о к с н ы й вентиль состоит из
медной пластины, покрытой слоем заки¬
си, поверх которой нанесен второй элек¬
трод (Pb, AI или Zn). Односторонней
проводимостью обладает переход от за¬
киси меди, прилегающей к меди/ в ко¬
торой имеется избыток атомов меди, лег¬
ко отдающей свои электроны (доноры) к поверхностному слою
закиси меди, насыщенному избытком атомов кислорода, обра¬
зующим дырки (акцепторы). Ток направлен от закиси меди к
меди. К. п. д. купроксного вентиля около 55%. Обратное на¬
пряжение 6—8 а, допустимое напряжение около 4 в, нормальная
плотность тока 50—60 ма/см2, собственная емкость около
60 пф/мм2.
Благодаря дешевизне и малому изменению параметров во
время работы купроксные вентили применяются, главным об¬
разом, в измерительной технике. Для выпрямления высокого
напряжения в рентгеновских аппаратах они применялись лишь
в единичных случаях.
Селеновые вентили применяются довольно широко как
. в зарубежном, так и отечественном рентгеноаппаратостроении.
На никелированную стальную или алюминиевую пластинку
наносится тонкий слой кристаллического селена,- на который
Напыляется сплав олова с кадмием. После этого пластинка
подвергается формовке, т. е. пропусканию тока в обратпом на¬
правлении с постепенным повышением напряжения (до 22 —
" ^ в). В процессе формовки на поверхности селена возникает
Рис. 4-19. Вольтамперная
характеристика герма¬
ниевого вентиля.
д ХхрадЖц .
305
,уМ»М1.4 W.AV41 vv«iW.»ViW'V Лвджтиц ^М1<1^ААУ1Цаи Л» СЩ pvmnvm..
проводимостью {донорная примесь). Таким образом р— л-пе¬
реход образуется в контакте между селеном, обладающим ды¬
рочной проводимостью н селенистым кадмием с электронной
проводимостью. Ток проходит от селена к контактному элект¬
роду. К. л. д. 75—78%; обратное пробивное напряжение
50—80 в9 допускаемое напряжение, в зависимости от типа вен¬
тиля: 12, 15, 18, 26, 30, и 36 в; допустимая нагрузка около
50 ма/см7; обратный ток 10“2—10-3 а/см*; рабочая темпера¬
тура до 75°.
Недостатком селеновых вентилей является старение, т.е.
изменение их параметров во время работы. Достоинством яв¬
ляется большая надежность в работе, что обусловлено их спо¬
собностью мгновенно самовосстанавливаться при пробое, так
как селен при этом расплавляется и «залечивает» место пробоя.
Германиевые вентили стали применяться в рентгенотех¬
нике лишь в последние годы. Принцип действия германиевых
вентилей описан выше. Проводящее направление от индия к
Таблица 4-1
Некоторые характеристик вентильных столбиков
Допуеткиыа
Обратное
Наибольшее
Тал
выпряилев-
падение
Обратен!
ный ток
прк 20°, а
■■ПРЯЖ€П R6i
«
■акряжеякя,
а
ток, ма
1. Купрокспые столбы из шайб 0 40 мм
ВК-Ю2 I 0,2 | 280 I I
ВК-103 | 0i2 \ 480 | I
2* Селеновые столбы из шайб 0 25 мм, тип Г, к л а с с 30 в/элемент
ТБС-25—12
ТБС-25—92
ТБС-25—192
ТБС-25—312
Д1001
Д1001А
ДЮ02
Д1002А
Д1003А
Д1004
Д1005А
Д1005Б
Д1006
Д1007
Д1008
0,075
60
0,075
300
0,075
600
0,075
960
плоскост
ные вент
ильные с
то л бы
0,1
2000
6,5
0,15
0,1
1000
3,5
0,15
0.3
2000
7,5
0,3
0,3
1000
4
0,3
0,3
500
2
о.з
плрскост
кые ве ит
ильные с *
го л бы
0.1
2 000
4
0,1
0,05
4000
4
0,1
0.1
4000
6
0,1
0.1
6000
6
0,1
0,075
8000
6
0,1
0,05
10000
6
0,1
30$
германию. К. в. д. 98—99%; выпрямляемое напряжение до
300—400 в; допустимая нагрузка: 10 а/см2 и выше; обратный
ток ИН — 10“* а/см2. Недостатком является значительное ухуд¬
шение параметров при возрастании температуры.
Кремниевый вентиль работает по тому же принципу, что
и германиевый, но обладает лучшими характеристиками: об¬
ратный ток порядка Ю~10 а!см2\ рабочая температура до 150° С,
но они гораздо дороже германиевых вентилей; допустимое об¬
ратное напряжение достигает для разных типов от 100 до
600 а.
Для повышения допустимого обратного напряжения одно¬
типные вентили включают последовательно и собирают в стол¬
бики.
Нашей промышленностью выпускаются купроксные стол¬
бики до 400 в, селеновые до 1000 в; германиевые до 2000 и
кремниевые до 10000 в. В табл. 4-1 даны некоторые характе¬
ристики некоторых типов вентильных столбиков.
При последовательном включении диодов во избежание
неравномерного распределения обратного напряжения, каждый
вентиль следует шунтировать сопротивлением из расчета 10 —
70 ком на каждые 100 в обратного напряжения или конденса¬
торами емкостью 50—250 пф.
Столбики типов ДЮ01—Д1003 до 6 кв и типов Д1004 —
Д1008 до 30 кв можно включать без шунтов.
4-9. Однокенотронный полуволновой рентгеновский
аппарат
Опыт показывает, что аппараты без вентилей обладают су¬
щественными недостатками и что включение вентиля последо¬
вательно с трубкой повышает допустимую для данной трубки
нагрузку и рабочее напряжение и облегчает условия работы
высоковольтных кабелей в безопасных установках.
В большинстве случаев оказывается не безразлично, в ка¬
ком месте схемы следует поместить вентиль, а в некоторых
случаях выгодно ставить два вентиля последовательно с трубкой.
Если в схеме высокого напряжении отсутствуют емкости и
нн одна точка установки не заземлена, то почти безразлично,
в какой провод (анодный или катодный) будет включен вен¬
тиль. В безопасных аппаратах с высоковольтными кабелями
обычно одну (среднюю) точку высоковольтной обмотки зазем¬
ляют, чтобы иметь возможность поместить миллиамперметр на
столике управления, а также для того, чтобы создать опреде¬
ленные потенциалы на полюсах трубки относительно земли.
В этом случае одни кабель будет находиться под переменным
напряжением, а другой под выпрямленным пульсирующим. Изо¬
ляция 1 а беля, паклящегося под переменным па нжжением.
нагружается почти пдвоз си и,нес по сравнению с другим, на¬
ходящимся под постоянным напряжением.
Включение двух вентилей по схеме рис. 4-20 дает наилучшие
результаты, так как ь этом случае схема становится симметрич¬
ной, облетается работа изоляции высо¬
ковольтных кабелей, улучшается распре¬
деление напряжения между полюсами
трубки*и стенками защитного кожуха.
Полуволновые схемы с одним или
двумя кенотронами в настоящее время
применяются в рентгенотехнике значи¬
тельно реже, чем безвентильная или
четырехкенотронная мостовая схема.
Одновентильная полуволновая схема
применена в универсальном аппарате
для структурного анализа типа УРС-70-
К1 на напряжение 70 кв и ток до 30 ма.
(рис. 4-21). Электрическая схема его по¬
казана на ри?. 4-22. Высоковольтный трансформатор и транс¬
форматоры накала находятся в общем масляном баке, который
помещается внутри металлического заземленного рабочего
стола. Кенотрон типа КРМ-
150 крепится в воздухе на
проходных фарфоровых
изоляторах, выводящих вы¬
сокое напряжение и накал
катодов трубки и кенотро¬
на, и также находится вну¬
три рабочего стола.
Рис. 4-20. Принципиаль¬
ная схема безопасного
полуволнового аппарата
с двумя кенотронами н за¬
землением средней точки
вторичной обмотки.
Рис. 4-21. Рентгеновский аппарат
для структурного анализа
УРС-70-Ю.
Ряс. 4-22. Принципиальная
схема аппарата УРС-70-К1.
Для достижения электрической безопасности заземленная
анодная часть трубки типа БСВ укрепляется в специальном
кожухе, расположенном в центре стола, в крышке которого
имеется отверстие, так что катодная часть трубки проходит
внутрь стола и к ней подводится накал и отрицательный по¬
люс высокого напряжения.
308
. Па одновенпиьной полуволновой сч< л.г собрав отечествен¬
ный аппарат типа РУП-60-20-1 (рис. 1-23) на напряжение
60 кв и ток 20 ма, предназначенный для просвечивания изделий
из пластмассы и легких сплавов. Высоковольтный трансформа¬
тор, кенотрон и трансформаторы накала кенотрона и трубки
помещаются в общем металлическом баке, заполненном транс¬
форматорным маслом. Аппарат вместе с пультом управления
и штативом с рентгеновской трубкой типа ГБПВ-60 (рис. 2-82)
в защитном кожухе смонтированы на тележке. Анод трубки
заземлен и охлаждается проточной водой от водопровода; на-
Рис. 4-23. Отечественный аппа¬
рат типа РУП-60-20-1.
Рис. 4-24. Общий вид
безопасного полуволно¬
вого аппарата, собран¬
ного по схеме рнс. 4-20.
кал катода и минус высокого напряжения подводятся гибким
высоковольтным кабелем.
Двухвентильные полуволновые схемы иногда применяются
в стационарных диагностических аппаратах.
Конструкция аппарата, собранного по такой схеме, полу¬
чается очень простой и компактной (рис. 4-24). Кенотроны,
накальные трансформаторы и главный трансформатор поме¬
щены в общем баке н образуют электрически безопасную уста¬
новку, выпрямленное высокое напряжение которой подводится
к защитному кожуху трубки при помощи высоковольтных гиб¬
ких кабелей.
4-10. Четырехкенотронный выпрямитель, собранный
по мостовой схеме
Четырехкенотронный выпрямитель, собранный по мостовой
схеме (рис. 4-25),/ позволяет использовать обе полуволны пе-
ременного тока,- но требует четырех кенотронов и четырех
Щ
- м,лп «акала катодов кенотронов. В кеНсйорых
случаях применяются три трансформатора накала, но один из
них делается большей мощности, достаточной для какала ка¬
тодов двух кенотронов, электрически связанных по схеме сво¬
ими катодами.
В этой схеме через рентгеновскую трубку ток проходит в од-
Рис. 4-25. Четырехвентильная мостовая схема вы¬
прямления.
/ — высоковольтный трансформатор; /С,. Ко. Кл и /С« — кено¬
троны; 2 — рентгеновская труби.
ном и том же направлении в течение обоих полупернодов пере*
менного тока. Действительно, когда, например, правый конец
обмотки трансформатора получает положительный потенциал,
ток течет в направлении сплошных
стрелок через кенотроны Kt н К*
при этом кенотроны К2 и Кь оказы¬
ваются включенными параллельно и
задерживают полное напряжение
трансформатора (уменьшенное на
величину падения напряжения в
каждом из пропускающих кенотро¬
нов). В следующий лолупериод ток
идет в направлении, показанном
пунктирными стрелками, через кенотроны К2 и К\> в то время
как кенотроны К\ и Кз запирают напряжение.
Формы кривых тока и напряжения трубки показаны на
рис. 4-26. В обе полуволны трансформатор нагружается оди¬
наково и ток проходит через трубку в течение большей части
периода. Поэтому измеряемый миллиамперметром средний ток
только немного меньше максимального тока, проходящего через
трубку*
310
ААА
Рис. 4-26. Кривые тока и на¬
пряжения на трубке в схеме
рис. 4-25.
/'-кривая напряжения на трубке;
2 — кривая тока трубки.
ьледует отметит^, что условия раооты труощ как в одно¬
кенотронном аппарате, так и в рассматриваемом четырехкено¬
тронном облегчаются тем, что напряжение и ток трубки в тече¬
ние каждого периода спадают до нуля. Следовательно, трубка
имеет в этот момент «отдых», т. е. если в трубке произойдет
газовая вспышка, вызванная временным ухудшением вакуума
в ней или из-за испарения вольфрама при случайном местном
перегреве какого-либо участка анода, то возникший ионный
iff'
Рис. 4-27. Безопасный 4-х вентильный диагности¬
ческий аппарат УРДд-110-К4.
разряд в эти моменты «отдыха» прекращается, и трубка может
продолжать работать устойчиво.
Однако в этой схеме при очень малых нагрузках (около
I—2 ма) условия работы трубки ухудшаются. Причина этого
в том, что обмотки трансформаторов накала обладают опреде¬
ленной емкостью (100—200 пф) по отношению к земле, и две
из них (наката трубки и двух сходящихся катодами кеиотро-
нов) оказываются включенными параллельно трубке и заря¬
жаются до полного напряжения трубки. При малых токах че¬
рез трубку емкость их не успевает разрядиться и, следова¬
тельно, сглаживает пульсации напряжения на трубке.
На рис. 4-27 изображена, безопасная четырехкенотроиная
рентгеновская установка типа УРДД — 110-К4.
Л*\ ciuioK: iijam м-леь шсозовольгШг! г1.и»чформд < p
c мосюзий схемой пыпрям;:ешш закрытого типа, ид которого
выходит два высоковольтных кабеля, идущих к защитному ко¬
жуху с трубкой. Впереди справа стоит универсальный диагно¬
стический штатив, позволяющий производить просвечивания и
снимки в вертикальном и горизонтальном положениях; слева —
пульт управления.
4-11. Шестикенотронный йыпрямитель трехфазного тока
Шестикенотронный выпрямитель собран также по мостовой
схеме (рис. 4-28). Основным преимуществом этой схемы яв¬
ляется возможность получить большую мощность при наи¬
лучшем использовании пи¬
тающей сети низкого напря¬
жения: падение напряжения
ь ней при той же потреб¬
ляемой мощности значи¬
тельно меньше при трех¬
фазном токе, чем при одно¬
фазном. Кривая напряже-
Рис, 4-28. Шестивеятильная мостовая
схема выпрямления трехфазиого тока.
Рис. 4-29/ Кривые напряже¬
ния.
/. 2, фазовые напряжен**
выпрямленного трехфазиого то¬
ка; 4 — результирующее капрн-
ж€Пке на трубке.
ния на трубке показана на рис. 4-29, где видно, что выпрямлен¬
ное напряжение очень мало пульсирует (±6%) с шестикратной
частотой и приближается к постоянному напряжению. Ток че¬
рез трубку остается все время постоянным н равен измеряе¬
мому миллиамперметром значению.
Так как наибольший к. п. д. трубки получается при постоян¬
ном напряжении, то такой выпрямитель является наиболее вы¬
годным. Однако для работы трубки этот выпрямитель создает
наиболее тяжелые условия, так как трубка не имеет «отдыха»
и при возникновении газового разряда ток в ней стремительно
возрастает и приводит к гибели трубки. Наличие емкостей на¬
кальных трансформаторов при очень малых токах через трубку
создает для кенотронов особенно тяжелые условия, так как при
этом, на кенотронах оказывается напряжение приблизительно
на 10—15% выше выпрямляемого.
312
4-12. Кокде игорная ext к а } данного «такая трубок
Большие кратковременные нагрузки можно получить путем
разряда на трубку конденсатора большой емкости.
Принцип конденсаторного диагностического аппарата заклю¬
чается в том, что в конденсаторе накапливается электрическая
энергия в течение относительно продолжительного времени и за¬
тем конденсатор разряжается на трубку большим током в те¬
чение очень короткого промежутка времени. Маломощный ап¬
парат (рис. 4-30), собранный по схеме удвоения напряжения
Рис. 4-30. Диагностиче¬
ский аппарат ударного
питания трубки, собран¬
ный по схеме удваива¬
ния напряжения
(рис. 4-37).
Рис. 4-31. Изменение напря¬
жения на трубке в схеме
(рис. 4-30).
/ — кривая напряжения при разряде
конденсатора на трубку; Я — то же
пре включении индуктивности
(§ 4-14), заряжает конденсатор большой емкости С. Парал¬
лельно этому конденсатору включается электронная рентгенов¬
ская трубка со слабо накаленным катодом. Накал катода под¬
бирается таким, чтобы эмиссия электронов не наступала.
По окончании заряда конденсатор и трубка находятся под
двойным напряжением трансформатора. В момент снимка часть
реостата в цепи накала катода замыкается накоротко, ток на¬
кала сильно возрастает, почти мгновенно устанавливается очень
большой эмиссионный ток, и конденсатор разряжается через
трубку большим кратковременным током.
При надлежащем подборе емкости конденсаторов удается
получать кратковременные (около 0,01 сек.) разряды мощно¬
стью до 100 кет от трансформатора, мощность которого не
превосходит 1 кет.
На рис. 4-31 дана кривая / изменения напряжения на трубке
во время разряда конденсатора, которая показывает, что на¬
пряжение на трубке очень быстро спадает в первый, период
... -:--4^4.4.--313
разряда и в дальнейшем имеет очень низкое значение, следова¬
тельно, и качество излучения за время разряда очень сильно
меняется. Чтобы напряжение на конденсаторе спадало медлен¬
нее, в цепь трубки включается индуктивность (кривая И).
На рис. 4-32 показана схема и эскизный разрез конденса¬
торного аппарата, в котором включение трубки в цепь заря¬
женного конденсатора производится электромеханическим за¬
мыкателем на высоком напряжении; при этом катоду трубки
дается полный накал. В этом аппарате установлены две рент¬
геновские трубки; одна (слева) для просвечивания, вторая
(трубка с вращающимся анодом) для снимков, причем первая
трубка может перемещаться. Электромеханические замыкатели
размыкают цепь только тогда, когда проходит ток по их ка¬
тушкам; в отсутствии тока они находятся в замкнутом состоя¬
нии. При этом катушка левого размыкателя включена после¬
довательно с нитью накала трубки для снимков, а правого
размыкателя — последовательно с нитью накала трубки для
просвечивания.
При просвечивании работает левая трубка, ток накала раз¬
мыкает правый замыкатель, в это время накал трубки для
снимков не включен и, следовательно, левый замыкатель замк¬
нут. В этом случае ток от трансформатора, один полюс кото¬
рого заземлен, проходит• (по стрелкам 1) через кенотрон и
трубку для просвечивания, и конденсатор не заряжается,; так
как он ззкОрочея левым замыкателем. .
■•.|М •' ■ .‘V/Sir
При переходе на снимки включается накал трубки с вра¬
щающимся анодом; при этом одновременно начинает вращаться
»е анод и размыкается левый замыкатель. 6 это время ток
тротекаег (по стрелкам 2) через кенотрон, трубку и заряжает
конденсатор. Когда конденсатор полностью зарядится, на что
указывает неоновая лампа (на рисунке не показана), необхо¬
димо выключить цепь накала первой трубки; при этом, как
нетрудно видеть из схемы, одновременно выключаются накал
кенотрона, первичная обмотка главного трансформатора и ка¬
тушка правого замыкателя, который включает конденсатор на
срубку для снимков (направление
сока разряда обозначено стрелками)
3) через катушку самоиндукции.
напряжением
Для терапии и просвечивания
толстых образцов промышленных из¬
делий необходимо высокое напряже¬
ние (до 200 кв и выше). Так как
изготовление трансформаторов на
такие напряжения представляет боль¬
шие трудности, то обычно в этих ап¬
паратах применяются схемы умно¬
жения (удвоения, утроения и т.д.)
напряжения.
Схема удвоения с пульсирующим напряжением является
наиболее простой схемой умножения напряжения. К полюсам
вторичной обмотки трансформатора (рис. 4-33) присоединено два
конденсатора, свободные обкладки которых замыкаются между
собой через кенотрон. Рентгеновская трубка включена парал¬
лельно кенотрону, но 8 обратном направлении. Накал катодов
трубки и кенотрона устанавливается таким, чтобы ток насы¬
щения кенотрона был в 15—20 раз больше тока насыщения
трубки.
При работе трансформатора в течение одного полупериода,
когда кенотрон пропускает ток, происходит заряд последова¬
тельно включенных конденсаторов большим током до полного
максимального напряжения трансформатора. Если емкости кон¬
денсаторов одинаковы, то напряжение • каждого из них будет
равно половине напряжения трансформатора. В этот момент
напряжение на кенотроне и трубке равно нулю.
: Когда напряжение трансформатора, достигнув максимума,
начнет уменьшаться, разряд конденсатора произойти не может.
.Тен как его' задерживает кенотрон. Для разрядного тока, путь
открыт только через рентгеновскую трубку,, к которой Убудет
Рис. 4-33. Схема удвоения
с пульсирующим напряже¬
нием Вилларда.
■: Л У* ifci-¾ '
приложено напряжение, равное разности напряжений конден¬
саторов и трансформатора. Напряжение иа трубке достигает
максимума, когда полярность напряжения трансформатора из¬
меняется на обратную, и будет равно приблизительно двойному
напряжению трансформатора.
Таким образом, рентгеновская трубка будет находиться под
почти постоянным напряжением'конденсаторов, на которое на¬
кладывается переменное напряжение трансформатора. Резуль¬
тирующее напряжение на трубке пульсирует от нуля до удво¬
енной амплитуды напряжения трансформатора с частотой пер¬
вичного тока, оставаясь все вре¬
мя положительным (рис. 4-34):
u = t/„ + i/0sino>/.
Рис. 4-34. Изменение напряже¬
ний И токов в схеме рис. 4-33.
/ — напряжение трансформатора;
2 — напряжение на конденсаторах;
3 — ток через рентгеновскую труб
ку; * — ток конденсаторов; 5 —на¬
пряженке на трубке.
Рис. 4-35. Сдвоенная схема
удвоения с пульсирую¬
щим напряжением.
Так как кенотрон включен параллельно трубке, то на нем
всегда будет точно такое же напряженне, как и на трубке и,
следовательно, он должен быть рассчитан на полное напряже¬
ние установки.
Ток трубки остается постоянным, так как она работает в ре¬
жиме насыщения и только в конце каждого периода преры¬
вается на короткое время. Так как время заряда конденсаторов
через кенотрон значительно меньше времени разряда конденса¬
торов через трубку, то зарядный ток должен быть соответственно
больше тока трубки.
Работа трубки в аппаратах, собранных по этой схеме, как
и в полуволновых и собранных по четырехкенотронной мостовой
схеме, облегчена, так как напряжение на трубке в течение каж¬
дого периода спадает до нуля, и, следовательно, трубка имеет
«отдых» в эти моменты (см. § 4-10). Поэтому в этой схеме
к рентгеновской трубке можно прикладывать значительно более
высокие напряжения, чем в схемах, в которых напряженне удер¬
живается почти постоянным.
Часто эту схему несколько видоизменяют для получения при¬
нудительной симметрии напряжения. В этом случае ^рис, 4^35)f
316
средняя точка вторичной обмотки высоковольтного трансфор¬
матора заземляется; пъшрямлеиие осуществляется двумя после¬
довательно включенными ^кенотронами, промежуточная точка
между которыми заземлена. Трубка включается параллельно
кенотронам. Схема эта эквивалентна двум последовательно
включенным схемам, и принцип действия ее тот же. Такая схе¬
ма особенно удобна лри построении электрически безопасных
аппаратов, так как фиксированное напряжение на полюсах
Рис. 4-36. Рентгеновская установка РУП на 200 кв 20 ма
для просвечивания материалов.
/ и 2 — два бачка с высоковольтными трансформаторами (Umax -
- 65 кв) залитые маслом, ь каждом из которых находится кон¬
денсатор и кенотрон; 3 — масляный насос для охлаждения анода
трубки; 4 — безопасный кожух с трубкой; 5 — штатив; 6 — стол уп¬
равления; 7 — рубильник для включения аппарата в сеть.
трубки облегчает заделку трубки в защитный кожух и работу
высоковольтных кабелей (последние работают точно под поло¬
винным напряжением установки). Каждый кенотрон в этой
схеме запирает половину напряжения установки.
На рис. 4-36 дан общий вид рентгеновской установки на
200 кв и 20 ма для просвечивания материалов и глубокой тера-
ции. Эта установка собрана по сдвоенной схеме удваивания
напряжения с двумя отдельными трансформаторами по 55 кв каж¬
дый. размещенными в двух масляных баках, в которых нахо¬
дятся также по одному конденсатору, кенотрону и трансформа¬
торы накала. Миллиамперметр, показывающий ток через трубку,
включен в среднюю точку установки, которая заземлена, н вы¬
несен на пульт управления. Рентгеновская трубка ЗБПМ-200
noHtii'.eni ) защ,г.гы"; кожух, зз.чреплеичыи к«г сн цяальноД.
штативе, :: сосдинелг’ с источником высокого напряжения гиб¬
кими высоковольтными кабелями. Анод трубки охлаждается
проточным маслом, циркуляция которого осуществляется цент¬
робежным насосом.
4-14. Схема удвоения с практически постоянным
- напряжением
Проблема получения постоянного высокого напряжения до¬
вольно полно разрешена конденсаторной рентгеновской уста¬
новкой, соГфанной по схеме, изображенной на рис. 4-37. Она
состоит из высоковольтного транс¬
форматора, двух последовательно
включенных конденсаторов боль¬
шой емкости (0,01—0,03 мкф) н
двух кенотронов.
Один полюс высоковольтной об¬
мотки трансформатора присоеди¬
няется к средней точке двух после¬
довательно соединенных конденса¬
торов. Другой полюс через два
кенотрона, включенных в противо¬
положных направлениях, присоеди¬
няется к двум другим обкладкам
конденсаторов. Таким образом,
один из этих конденсаторов заря¬
жается во время одного полупери-
ода, другой—во время другого
полупериода, каждый раз до мак¬
симального напряжения трансфор¬
матора, т. е. приблизительно до 100—110 кв. Так как оба конден¬
сатора включены последовательно, то между внешними их об¬
кладками, к которым приключена рентгеновская трубка,
образуется удвоенное напряжение — около 200—220 кв. Разряд
конденсаторов через обмотку трансформатора не происходит,
так как этому препятствуют кенотроны.
При отсутствии нагрузки эта схема дает постоянное напря¬
жение, равное двойному амплитудному значению напряжения
трансформатора. Если же конденсаторы разряжаются через
трубку (постоянным током), то напряжение несколько пони¬
жается и становится пульсирующим с двойной частотой первич-
. ного тока. Это видно нз рис. 4-38, где кривая 1 изображает пере¬
менное напряжение на зажимах трансформатора.
Так как разряд конденсаторов может происходить только не¬
большим постоянным током через рентгеновскую трубку, харак-
. теристику которой, можно считать насыщенной, .to напряжение
Рис. 4-37. Схема удвоения
с практически постоянным на¬
пряжением Грейнахера.
318
№i конденсатор г х будет падать по прямой линии а течение вре¬
мени между двумя максимумами (переменного) напряжения
трансформатора. Всякий раз, когда напряжение трансформа¬
тора начинает превышать понизившееся напряжение конденса¬
тора, от трансформатора забирается ток для зарядки конденса¬
тора. Заряд конденсатора длится до тех пор, пока напряжение
трансформатора не достигнет максимума. После этого конденса¬
тор снова равномерно разряжается через трубку. Кривые 2 и 3
дают изменение напряжения на конденсаторах, а кривая 4 пока¬
зывает изменение полного напряжения двух последовательно
включенных конденсаторов и, следовательно, напряжения на
трубке. Очевидно, что при увеличении
тока через трубку крнденсаторы будут
разряжаться больше, вследствие чего
напряжение на трубке понизится и
пульсации возрастут.
Далее, так как заряд конденсатора
происходит в течение малой части пе¬
риода, а разряд его длится в течение
большей части периода, то зарядный
'ток конденсаторов будет во столько
раз больше разрядного, во сколько
раз время разряда больше времени
заряда. Кривая 8—7 дает изменение
тока трансформатора, кривая 6—8—
6—8—6 — ток одного конденсатора к
прямая 5 —ток через трубку.
Из рассмотрения этих кривых следует, что при малых токах
рентгеновская трубка находится практически под постоянным
напряжением: ток через трубку протекав! непрерывно и посто¬
янной величины. Кенотрон находится под пульсирующим на¬
пряжением, изменяющимся от нуля до двойного максимального
напряжения трансформатора, и ток через кенотрон протекает
только в течение малой части периода, но имеет большую силу,
превосходящую ток через трубку в 10—15 раз.
Достоинства этой схемы; I) выпрямленное напряжение —
практически постоянно и имеет лишь небольшие пульсации, что
выгодно с точки зрения к. п. д. трубки; 2) трансформатор и кон¬
денсаторы должны быть рассчитаны только на половину вы¬
прямленного напряжения. Недостатком является то, что условия
работы трубки и кенотронов в этой схеме более тяжелые, чем
в других схемах. Это обусловлено тем, что трубка присоединена
непосредственно к конденсаторам, внутреннее сопротивление ко¬
торых ничтожно мало. Поэтому при возникновении газового раз¬
ряда ток в трубке стремительно возрастает и может достичь
очень больших значений. В отличие от этого в других схемах
(удвоения н утроения) в разрядном контуре конденсаторов
л ^
г г
Рис. 4-36, Изменение напря¬
жений и токов в схеме
рис. 4-37.
/ — напряженке трансформато¬
ра; 2, 3 — капряжеиия на кон¬
денсаторах; 4 — напряжение на
трубке; 3 — то* через трубку;
6-8-6-8 — ток одного конден¬
сатора; 8—7 — ток трансформа¬
тора.
намочится вторичная обмотка высоковольтного трансформатора,
обладающая большим реактивным сопротивлением,
Для ограничения разрядного тока и предохранения трубки
от разрушения в цепь конденсаторов включают дроссель или вы¬
сокоомные сопротивления. Кроме того, в первичную цепь глав¬
ного трансформатора включают активные сопротивления
1^—2 ом. Это облегчает работу кенотронов, так как ограничивает
токи, протекающие через кенотръны при заряде сильно разря¬
дившихся во время газового разряда в трубке конденсаторов.
4-15. Схема утроения
Схема утроения была разработана в 1926 г. в Московском
рентгеновском институте инженером В. А. Витка. Аппарат, со¬
бранный по этой схеме, состоит из высоковольтного трансфор¬
матора, двух конденсаторов н двух ке¬
нотронов, включенных таким образом
(рис. 4-39), что в тот полупериод, когда
правый полюс трансформатора стано¬
вится плюсом, происходит одновременно
заряд обоих конденсаторов через оба
кенотрона. Заряд конденсаторов будет
продолжаться до тех пор, пока напряже¬
ние трансформатора достигнет макси¬
мума. В это время напряжение на
трубке будет равно максимальному на¬
пряжению трансформатора. В течение
этого времени через трансформатор про¬
ходит сумма зарядных токов обоих кон¬
денсаторов и тока трубки.
Когда напряжение трансформатора
становится ниже напряжения конденса¬
торов и переходит через нуль, конден¬
саторы оказываются соединенными по¬
следовательно и могут разряжаться
только через трубку, так как разряд через обмотку трансформа¬
тора закрыт кенотронами. В зто время напряжение на трубке
равно сумме напряжений обоих конденсаторов, т. е. двойному
максимальному напряжению трансформатора.
Во второй полупериод, когда направление тока в трансфор¬
маторе изменяется, оба конденсатора и трансформатор оказы¬
ваются соединенными последовательно и напряжение на трубке
будет равно сумме всех напряжений и достигнет приблизительно
утроенного напряжения трансформатора.
Таким образом, напряжение на трубке* (рис. 4-40) пульси*
рует от минимального значения, равного напряжению трансфер*
320 •••'• д,- ' V
Рис. 4-39. Схема утрое¬
ния напряжения
В. А. Витка.
«агора, до максимального, равного тройному напряжению-
трансформатора
И » 2£/д Uq Sill Cl)/.
Тохтрубки все время имеет постоянную величину, так как
трубка работает на токе насыщения.
Достоинства этой схемы: I) трансформатор и конденсаторы
должны быть рассчитаны на —напряжения установки; 2) ке-
3
нотроны работают при пульсирующем напряжении, имеющем
максимум, равный напряжения
з
установки; 3) условия работы труб¬
ки при пульсирующем напряжении
более легкие, чем при постоянном.
Недостаток: при пульсирующем на¬
пряжении к. п. д. трубки ниже.
4-16. Схема каскадного
многократного умножения
напряжения
Рис. 4*40. Изменение напряже¬
ний и токов в схеме утрое¬
ния.
/ — напряжение трансформатора:
У — ля пряжение каждого конденса¬
тора; 3 — суммарное напряженке
двух конденсаторов; 4 — напряже¬
ние на трубке; 5—б—5—б —ток
конденсатора; ¢-7-5-7 — те*
трансформатора; 5—3—5—5 — ток
трубки.
Схема многократного умноже¬
ния была описана в 1920 г., но
практически генератор, собранный
по этой схеме, был впервые осуще¬
ствлен в 1932 г. Кокрофтом и Валь-
тоном в Кембридже на рабочее на¬
пряжение 700 кв.
Установка состоит из источника переменного напряжения
(высоковольтный трансформатор), нескольких конденсаторов и
вентилей, которые включены таким образом, что вентили за¬
пирают, а конденсаторы заряжаются до двойного значения
амплитуды напряжения трансформатора, причем полное напря¬
жение (постоянное) установки, которое является суммарным
напряжением половины числа включенных конденсаторов, ока¬
зывается во много раз больше, чем исходное напряжение транс¬
форматора.
Принцип действия схемы многократного умножения
(рис. 4-41) состоит в следующем:
Цепь аа'Ь' представляет собой схему полуволнового выпря¬
мителя с конденсаторной нагрузкой. Конденсатор С'3 заря¬
жается до амплитуды напряжения трансформатора. В обратный
полупериод вентиль / запирает обратное напряжение, равное
двойному амплитудному значению напряжения трансформа¬
тора 2Umx. В это время цепь abb' оказывается включенной
■ параллельно вентилю I и, следовательно, конденсатор С3
.1
заряжается до напряжения 2t/re>x; это же напряжение запи¬
рает вентиль 2 в следующий полупериод.
Таким же образом можно проследить дальше и установить,
что все конденсаторы заряжаются до напряжения 2 кроме
конденсатора С'3, который заряжается до напряжения Umtx.
Равным образом все вентили запирают напряжение 2t/eix. Ре¬
зультирующее напряжение, очевидно, равное сумме напряже¬
ний конденсаторов Сь С, и С3, и достигает в этом случае 6Umx.
При указанном на рис. 4-41
положении вентилей потен¬
циал точки d относительно
земли получается положитель-
Рис. 4*41, Принципиаль¬
ная схема многократного
умножения напряжения.
Рис. 4-42. Шестнкаскадная
установка для получения по¬
стоянного напряжения
1250 кв.
ным. При обратном направлении вентилей он был бы отрица¬
тельным. Поэтому, собирая две такие схемы с различным раз¬
мещением вентилей, мы можем получить между крайними их
точками d напряжение, равное сумме напряжений, создаваемых
каждой из них.
То, что все конденсаторы заряжаются до одинаковых на¬
пряжений, обеспечивает равномерное распределение напряже¬
ний вдоль всей колонки конденсаторов. Поэтому высота аппа¬
рата может быть очень небольшой.
На рис. 4-42 изображен каскадный генератор в шесть ступе¬
ней, рассчитанный на 1250 кв выпрямленного постоянного на¬
пряжения с одним заземленным полюсом. На рисунке виден
каскадный генератор А высотой 5,5 м и демпфирующее сопро¬
тивление (5 мгом)у включенное в цепь приемника постоянного
напряжения. Двойная колонка С служит для измерения напря-
:22
»№йя эгеШф1!орй .й &>Д£р*ит в ёёбё высок4шнМсо^Йт^влеи«е ■
(2000 угольных сопротивлений ло 0,75* мгом, Эалитыхциркул й-
рующим маслом). Падение напряжения на определенной части
этого сопротивления измеряется электростатическим вольт*
метром.
Генератор состой! из 12 газотронов на 225 кв и 12 конденса¬
торов, емкость которых убывает от 0,04 до 0,01 мкф, если счи¬
тать конденсаторы, начиная снизу. Переменное напряжение соз¬
дается трансформатором 125 кв при частоте 200 гц.
При холостом ходе напряжение установки равно амплитуде
напряжения трансформатора, умноженной на 12. При нагрузке
происходят пульсации б U и падение А V напряжения, которые
определяются формулами
Ш =
t »(я + 1)
fC
At/
где i — ток нагрузки; /—частота питающего переменного тока;
С — емкость каждого конденсатора и п — число каскадов
[Л. 63].
4-17. Рентгеновские аппараты с резонанстрансформатором
Требования компактности, простоты, удобства и безопасно¬
сти обслуживания в эксплуатации привели к созданию двух но¬
вых весьма совершенных типов рентгеновских установок на на¬
пряжении 1—2 Мв и выше. Источником высокого напряжения
в одном из них является резоианстрансформатор; во втором —
ленточный электростатический генератор. Здесь мы рассмотрим
рентгеновскую установку первого типа.
Эта установка состоит из низкочастотного резонанстрансфор-
матора без стального сердечника и многосекционной рентгенов¬
ской трубки с полым анодом, расположенной коаксиально внутри
вторичной обмотки резонанстрансформатора, заключенных
в стальной бак и изолированных сжатым газом (фреоном).
Рентгеновские лучи возбуждаются на вольфрамовом зеркале,
монтированном на конце полого анода, выступающего из сталь¬
ного бака.
Такая конструкция аппарата обеспечивает компактность, за¬
щиту от воздействия высокого напряжения, простоту обслужива¬
ния и доступность фокуса трубки,
Резонанстрансформатором называется такой трансформатор,
ко вторичной обмотке которого присоединена емкость. Он обычно
выполняется без железа и имеет весьма большое рассеяние и
сравнительно слабую связь между первичной и вторичной обмот¬
ками. При определенном соотношении рассеяния и емкости во
вторичной цепи могут получиться напряжения, во много раз
Ш
превосходящее вторичное напряжение при холостом ходе (г. е.
без включения емкости).
Резонанстранформатор двухмиллионного рентгеновского ап¬
парата (рис. 4-43) имеет первичную низковольтную обмотку, со¬
стоящую из двух плоских катушек из прямоугольной проволоки
и вторичную высоковольтную катушку, состоящую из 243 тонких
плоских секций, раздвинутых для охлаждения. Верхние секции
расположены с меньшими проме¬
жутками, чем нижние, чтобы обес¬
печить равномерное распределение
напряжения вдоль длины вторич¬
ной катушки.
Отсутствие стального сердечника
(рис. 4-44) позволяет использовать
пространство внутри высоковольт¬
ной катушки для помещения рент¬
геновской трубки, чем облег¬
чается присоединение промежуточ¬
ных электродов трубки к соот¬
ветствующим секциям вторичной
высоковольтной обмотки трансфор¬
матора. Кроме того, отсутствие
стального сердечника исключает
необходимость пространства для
изоляции между керном и высоко¬
вольтной обмоткой, благодаря чему
габариты и вес всей установки
сильно сокращаются.
Радиус и высота вторичной вы¬
соковольтной катушки определяют¬
ся размерами секционированной
рентгеновской трубки и конструк¬
тивными соображениями.
Нижний конец высоковольтной
обмотки заземлен через измери¬
тельную цепь; верхний конец экра¬
нирован закругленным (полусферическим) радиально разре¬
занным латунным куполом, который устраняет опасные гра¬
диенты поля на поверхности верхних витков вторичной обмотки.
Бак сделан из листовой стали толщиной 12,7 мм и рассчитан
на рабочее давление 4 ат\ испытан гидравлически при двойном
давлении.
Соединение фланцев бака, охладителей и рентгеновской
трубки уплотняются резиновыми прокладками.
В качестве изолирующей и охлаждающей среды применен
газ фреон (CCI2F2) под давлением 4 am, обладающий электри¬
ческой прочностью приблизительно в 21/* раза ббльшей, чем
324 . "
Рис. 4-43. Резонанстрансфор-
матор 2-х миллионного аппа¬
рата со снятым баком.
азот при том же давлении. Общий вид аппарата резонанс-,
трансформатором показан на рис, 4-45. Он имеет 1,5 м в диа¬
метре й 2,4 м в длину и ве¬
сит около 2 т.
Принципиальная схема
аппарата на 2 Мв и ток
1,5 ма изображена на рис.
4-46. Трехфазный синхрон¬
ный электродвигатель 1
приводит во вращение одно¬
фазный генератор повы¬
шенной частоты 2 (180 гц).
Генератор питает первич¬
ную обмотку резонанстран-
сформатора 4. которая вме¬
сте с емкостью 5 образует
колебательный контур, на¬
строенный ла эту частоту.
Вторичная обмотка 6, со¬
стоящая из большого числа
витков, обладает индуктив¬
ностью 11700 гн и эквива¬
лентной емкостью 67,1 пф,
образованной верхним по¬
лусферическим куполом и
боковой поверхностью вто¬
ричной катушки с внутрен¬
ней поверхностью бака, а
также междувитковой ем¬
костью катушки.
Таким образом, вторич¬
ная обмотка резонанстранс-
форматора образует коле¬
бательный контур, причем
указанные значения индук¬
тивности и емкости подо¬
браны так, что контур ока¬
зывается настроенным в
резонанс с первичным (пи¬
тающим) напряжением.
Зарядный ток, проходя¬
щий через заземляющее со¬
единение высоковольтной
катушки при 2 Мв дости¬
гает 133 мау и колебательная мощность в этом случае равна
151 ква. Так как ток трубки не превышает 1,5 ма, то включе¬
ние трубки не оказывает заметного влияния на колебания во
Рис. 4-44. Разрез рентгеновского аппа¬
рата с резонанстрансформатором ч сек¬
ционированной трубкой на 1 Мв в об¬
щем баке.
/ — катод рентгеновской трубки; 2, J — проме¬
жуточные электроды рентгсновскоЯ трубки;
4 — стеклянный стягивающий стержень; 5 —
первичная обмотка; б— дроссель регулировки
какала; 7 — обмотка иакала; 8 — высоковольт¬
ная обмотка; 9 — стальное ярмо; М — изоли¬
рующий привод дросселя накале; II — отвод
от вторичной обмотки к промежуточным элек¬
тродам трубки; 12 — стеклянная оболочка
рентгеновской трубки; /3 — двигатель приводе
регулировки нахала; Л— анод рентгеновской
трубки.
вторичной обмотке, tf поэтому амплитуды рабочей и обратной
полуволн напряжения оказываются практически одинаковыми.
Нить катода питается от специ¬
альной обмотки 7, состоящей из нес¬
кольких витков толстой проволоки,
расположенных на верху высоковольт¬
ной катушки; ток накала устанавлива¬
ется при помощи регулируемого дрос¬
селя 8, который приводится в действие
реверсивным двигателем, связанным
с ним стеклянным стержнем.
Измерительная цепь аппарата
включена между нижним кондом вы¬
соковольтной обмотки и заземленным
баком и состоит из миллиамперметра
постоянного тока с последовательно
включенной индуктивностью и милли¬
амперметром переменного тока с по¬
следовательно включенной емкостью.
Униполярный ток рентгеновской труб¬
ки регистрируется милли¬
амперметром постоянного
тока. Вторичный зарядный
ток (133 ма при 2 Me) про¬
ходит через емкость и реги¬
стрируется миллиампермет¬
ром переменного тока, ко¬
торый градуирован в мега¬
вольтах.
Рис. 4-45. Общий вид ап¬
парата с реэонанстрансфор-
матором на
2 Мв.
4-18. Аппараты с электро*
статическим генератором
Принцип действия
электростатического гене¬
ратора основан на том, что
электрические заряды, сооб¬
щаемые проводящему телу,
распределяются на его
внешней поверхности. Это
позволяет переносить заря¬
ды от небольшого провод¬
ника, заряженного до отно¬
сительно невысокого потен¬
циала, к другому полому проводнику, большему по размерам,
заряженному до высокого потенциала. Для этого необходимо
внести внутрь полого проводника заряженное тело, например
Рис. 4-46. Принципиальная схема аппа¬
рата на 2 Me с резонанстрансформато-
ром.
7 —двигатель; 2 — генератор утроенной час¬
тоты; 3 — возбудитель; * — первичная обмотка
реаонанстрансформатора; S — емкость; 6 — вто¬
ричная обмотка реаонансграреформатора; 7 —
обмотка накала; 8 — дроссель; 9 — селекциони¬
рованная рентгеновская трубка; J0 — фокуси¬
рующая катушка.
металлический шарод укрепленкый на стеклянной палочке, и
прикоснуться им внутренней поверхности полого проводника.
При этом весь заряд перейдет с шарика на это тело, и распреде¬
лится благодаря взаимному расталкиванию по его внешней по¬
верхности.
Практически в электростатическом генераторе (ЭСГ) пере¬
дача зарядов полому проводнику осуществляется следующим
образом (рис. 4-47). Внутри пологе металлического шара, изо¬
лированного от земли* изоляционной
колонной, помещается шкив. Через
этот шкив и шкив, помещенный вне
шара у основания колонны, перебро¬
шена лента, сделанная из шелка, бу¬
маги, резины или другого гибкого изо¬
ляционного материала. Эта лента
приводится в быстрое движение мото¬
ром, соединенным с внешним шкивом.
Поверхность ленты заряжается ко¬
ронным разрядом из острий или тон¬
ких (0,25 мм) проволочек, располо¬
женных параллельно ленте и перпен¬
дикулярно ее дв'ижению, соединенных
с высоковольтным выпрямителем на
10—30 кв. Внутри шара у верхнего
шкива этот заряд снимается также
посредством острий, укрепленных -на
внутренней поверхности шара. Таким
образом, заряд шара и его потенциал
все время увеличиваются.
Предел повышения потенциала оп¬
ределяется утечками по изоляции и
пробивным напряжениям окружаю¬
щего газа. В воздухе при атмосферном давлении пробой насту¬
пает при напряженности поля у поверхности проводника, рав¬
ном приблизительно £то**30 кв/см.
Напряженность поля £ на поверхности уединенного шара
радиуса R [сл], заряженного до потенциала U, выражается фор¬
мулой:
£ = —■, откуда U = ER.
Д
Например,* шар радиуса £<>100 см может быть заряжен
в воздухе до максимального предельного значения:
{/ = г0-10М00=»3.10««.
В действительности такие значения потенциала не дости¬
гаются потому, что неровности позерхности и е-г загрязнения,
Рис. 4-47. Схема ленточного
электростатического гене¬
ратора.
а также окружающие предметы (стены, потолок и т. п.) нару¬
шают равномерное раслределение поля на поверхности шара.
На рис. 4-48 даны практически измеренные значения пробивных
напряжении для шаров различных диаметров.
Ток» который можно получить от ЭСГ, зависит от величины
максимального заряда, который может нести на себе лента.
В воздухе при атмосферном давлении он равен приблизительно
5 эл.-ст. единицам на см2, или 1,7-10“9 кулона на 1 см2 поверх¬
ности ленты. Поэтому лента шириною Ь [сх], движущаяся со
скоростью v [iсм/сек], может перено¬
сить зарядный ток
/- 1,7-10^.60 Id
Например, при ширине ленты Ь—
= 100 см и скорости движения v—
=25 м/сек ток генератора будет равен:
/ = 1,7- ИГ9-100-2500 - 10е = 425 мка.
Ток может быть увеличен путем
введения незначительных изменений,
при которых одна и та же лента пере¬
носит заряд одного знака на сферу н
уносит с нее такой же заряд противо¬
положного знака. С этой целью вво¬
дят дополнительный изолированный
электрод-коллектор, расположенный
внутри ленты. Заостренный конец коллектора снимает заряд
с ленты и весь коллектор заряжается до высокого потенциала.
Другой конец коллектора гладкий, большого радиуса кривизны
примыкает к внутренней поверхности сбегающей ленты. Под
влиянием заряда коллектора с острия, прикрепленного к внут¬
ренней поверхности сферы, стекают на ленту заряды противо¬
положного знака, которые уносятся лентой. Таким образом,
ток ЭСГ теоретически можно удвоить.
Первые электростатические генераторы были открытого типа,
т. е. работали в воздухе яри атмосферном давлении. Они имели
огромные размеры и создавали относительно невысокие напря¬
жения. Так, например, генератор с высоковольтным сферическим
электродом диаметром 10,2 м создавал без нагрузки напряже¬
ние около 4—5 Мв.
Применение сжатого газа. Потенциал, достигаемый
в ЭСГ, как указывалось, ограничивается коронным пробоем ок¬
ружающего воздуха и появлением скользящих разрядов и уте¬
чек вдоль изолирующей колонны и ленты. Поэтому уменьшить
размеры или увеличить напряжейне ЭСГ можно помещая гене-
Диомгтр шарой
Рис. 4-48. Пробивные на¬
пряжения для шаров раз¬
личных диаметров в воз¬
духе при атмосферном дав¬
лении; точки — измеренные
значения, прямая — вычис¬
ленные для £-30 кв/см.
328
рагор а с-тяльлой 6<!К, Наполненный i а >лм под уц.' Ьа им давле¬
нием, так как электрическая прочность газов растет с увеличе¬
нием давления (рис. 4-49).
Обычно в качестве изолирующей
газовой среды используется азот, уг¬
лекислота (С02), шестифтористая се¬
ра (SFe) в чистом виде или в смеси
с азотом1 и фреон (CCI2F2). Рис.
4-50 показывает относительную элек¬
трическую прочность некоторых газов
в зависимости от давления.
Наилучшим изолирующим газом
является шестифтористая сера, полу¬
чившая название «элегаз». Элегаз,
так же как и фреон, обладает элек¬
трической прочностью почти в три ра¬
за большей, чем азот, при том же дав¬
лении. Однако элегаз превосходит
фреон большей химической стойкостью
и значительно большим давлением
сжижения при комнатной температуре
(около 30 ат вместо 5 ат для фреона).
Применение газовой изоляции по¬
вышенной электрической прочности
увеличивает также плотность заряда,
которую можно создать на ленте» а
следовательно, и величину тока гене¬
ратора.
Чтобы уменьшить скользящий раз¬
ряд вдоль изоляционной колонны и
ленты, нужно создать равномерное па¬
дение потенциала вдоль колонны.
Этого можно достичь, окружив генера¬
тор системой колец, которые должны
быть соединены между собою высоко¬
омными сопротивлениями.
На основании этих соображений
было сконструировано несколько ти¬
пов весьма совершенных малогабарит¬
ных электростатических генерато¬
ров — как стационарных, предназна¬
ченных для ускорения заряженных ча¬
стив до 4—5 Мв и выше, используемых для исследований в об¬
ласти ядерной физики, так и передвижных, предназначенных
Рис. 4-49. Пробивные на¬
пряжения с высоковольт¬
ного электрода на бак
(зазор 400 мм) в зави¬
симости от давления газа
для -азота (/), воздуха
(2)* фреона (3 до точки
Л), смеси фреона с воз¬
духом (3) и SF* (4).
28 ьг 56 70*г/с*Ъ
Рис. 4-50. Электрическая
прочность некоторых газов
при больших давлениях.
1 Добавление к азоту 03% объема SFe повышает электрическую проч¬
ность его приблизительно на 15%.
для геЙер^вЙййя жестких рейтгено&1фхлучей, используемых
в медицине для лечения злокачественных опухолей а в технике
для просвечивания материалов с целью дефектоскопии.
Мы здесь рассмотрим подробно устройство и конструкцию
подвижной 2-миллионной рентгеновской установки с электро*
статическим генератором.
Двухмиллионный рентгеновский аппарат с
ЭСГ. Электростатический генератор и отпаянная многосекци-
Рнс. 4-51. Общий вцд 2-х мил-
лноного рентгеновского аппа¬
рата с ЭГС.
Рис. 4-52. Изоляцион¬
ная колонна ЭСГ с
высоковольтным элек¬
тродом наверху.
онная рентгеновская трубка (см. рис. 2-124) находятся в за¬
земленном стальном баке диаметром 900 мм и длиной около
1500 мм, наполненном смесью азота и углекислоты под давле¬
нием в 27 am (рис. 4-51).
Весь аппарат весит около 800 кг и подвешен на раме, укре¬
пленной на потолке; он легко вращается вокруг горизонталь¬
ной оси, что позволяет ориентировать пучок рентгеновских лу¬
чей в любом направлении. Столь малых размеров удалось
достичь благодаря использованию сильно сжатого газа в каче¬
стве изолирующей среды и удачной конструкции генератора
с точки зрения создания благоприятных конфигураций электри¬
ческого поля.
Изоляционная колонна, внутри которой движется лента и
помещается рентгеновская трубка, имеет длину 85 см и под¬
держивает полый тсупол из нержавеющей стали полусфериче*
330
ской формы; который Является высоковольтным электродом
генератора (рйс. 4-52). На рис. 4-53 показана верхняя часть
изоляционной колонны. Она состоит из 34 литых алюминиевых
дисков, имеющих диаметр 380 мм, отдаленных друг от друга
прокладками из стекла «пирекс». Эти диски соединены между
собою сопротивлениями около 6000 Mojk, чем достигается рав¬
номерное распределение потенциала вдоль ленты и рентгенов¬
ской трубки.
Лента, из прорезиненной ткани
шириной 150 мм движется со ско¬
ростью 20 м/сек внутри колонны и
непрерывно переносит отрицатель¬
ный заряд от выпрямителя к высо¬
ковольтному электроду.
Электрическое поле вдоль лен¬
ты регулируется алюминиевыми
Рис. 4-53. Верхняя часть изоляционной рис. 4.54 Устройство,
колонны. создающее равномерное
поле вдоль ленты.
/ — металлические стержни;
2 — металлические трубки;
^ J —заряженная лента; 4 —
трубками, расположенными на каж- эквипотенциальные алюмк-
дой стороне ленты с промежутками ж^ки «ир52‘.
около 10 мм от ленты и прикреплен¬
ными к каждому алюминиевому диску (рис. 4-54).
Чтобы предотвратить касание ленты к этим трубкам, пред¬
усмотрены изолирующие направляющие, расположенные вдоль
колонны с интервалом около 260 мм, которые касаются ленты
с обеих сторон.
Эти направляющие представляют собой стерженьки диамет¬
ром около 4 мм из стекла «штреке», прикрепленные к дюралю¬
миниевым стержням по образующим, которые в свою очередь
крепятся к соответствующим дискам вместо алюминиевых регу¬
лирующих трубок.
На рис. ¢-55 показана верхняя часть собранного электро¬
статического рентгеновского аппарата при снятом высоковольт¬
ном электроде, на которой видны лента, натянутая на верхнем
шкиве, катодная часть рентгеновской трубки и генератор на¬
кала катода трубки, приводимый во вращение от верхнего
шкива; последний монтирован на рессорах, чтобы обеспечить
подъем натягивающейся ленты..
Нижний шкив главной ленты вращается электродвигателем,
при помощи шести параллельных ремней трапецеидального се¬
чения (рис. 4-56). Мощность, по¬
требляемая установкой,— около
2,5 Большая часть подводи-
Рис. 4-55. Верхняя часть со- Рис. 4-56. Нижняя часть ЭГС.
бранного электростатического
рентгеновского аппарата при
снятом высоковольтном элект¬
роде. мой мощности расходуется на
преодоление сопротивления тре¬
ния, возникающего от движения ленты в сжатом газе. Была
найдена полуэмпирическая формула для вихревых потерь в воз¬
духе:
Р = 1,41 • lO'~9-p[Kami,
где
р — абсолютное давление воздуха, кг!см2,
S — поверхность ленты, см2и
v — скорость движения, м/сек.
Меньшая мощность расходуется на изгибание ленты, потери
в подшипниках шкивов, ток в высокоомных сопротивлениях
колонны и потери на истечение.
Для обеспечения нормальной работы ЭСГ лента, перенося¬
щая заряды, должна удовлетворять ряду требований. Помимо
очевидного требования высокой механической прочности и
высокого поверхностного и объемного сопротивления, лента
должна иметь высокую диэлектрическую прочность. Она
332 /Д-Д.' .. %/,Д ■ ' ;
должна быть также огнеоезоиасной и иметь высокое сопро¬
тивление против скользящих разрядов и искрения. Наконец, ‘
материал ленты, должен быть негигроскопичным, так как даже
Незначительная влажность сжатых газов сильно снижает их
изолирующие свойства. Оказалось, что иаилучшие результаты
были получены с обычными приводными ремнями из прорези¬
ненной ткани.
Влажность сжатого газа должна быть очень малой, так
чтобы точка росы была около —35° С. Поэтому при наполне¬
нии бака газом необходимо просушить как самый генератор,
так и вводимый газ. Для этого после сборки бак откачивается
длительное время, чтобы удалить влажный воздух и влагу
с поверхностей стенок бака и генератора. Затем накачивают
газ до рабочего давления, пропуская его через специальные
осушители и вымораживающий змеевик. Если во время работы
гигрометр показывает, что точка росы поднялась, то вклю¬
чается специальная воздуходувка, которая прогоняет газ через
охлаждаемый сухим льдом змеевик, пока точка росы снова
опустится до —35° С.
Отпаянная рентгеновская трубка, разделенная на 66 секций
коваровыми диафрагмами (см. рис. 2-124), также помещается
внутри изоляционной колонны параллельно ленте.
Равномерное распределение потенциала вдоль трубки дости¬
гается прямым присоединением промежуточных электродов (ко-
варовых диафрагм) к соответствующим алюминиевым дискам
колонны.
Вольфрамовая нить накала питается от маленького генера¬
тора переменного тока с постоянными магнитами через не¬
большой трансформатор с магнитным шунтом. Регулировка
накала производится смещением этого шунта, что освобождает
от необходимости использования скользящих контактов, со¬
противление которых в сжатых газах неустойчиво. Переме¬
щение магнитного шунта производится стеклянным 6-миллимет¬
ровым стержнем с пульта управления при помощи маленького
моторчика синхронно-следящей системы.
Полый анод трубки проходит через основание стального
бака и заканчивается охлаждаемым проточной водой золотым
зеркалом толщиною 6 мм.
Анод трубки изолируется от бака и ток на него измеряется
микроамперметром, монтированным на пульте управления.
Величина напряжения генератора регулируется в широких
пределах путем изменения режима работы выпрямителя, заря¬
жающего ленту, и измеряется роторным вольтметром, монти¬
рованным в стенке бака против высоковольтного электрода
(см. § 4-28).
На выступающую часть полого анода надет свинцовый блок
с осевым коническим отверстием для выхода полезного
зй.-V .>-йч.‘ .
излучения; в боковых направлениях интенсивность рабочего
пучка лучей ослабляется до 0,01 % своего значения.
Аппарат устанавливается обычно в отдельном помещении,
стены которого в направлении рабочего пучка имеют толщину
100 см, в том числе 60 см баритобетона. Мощность дозы за
стеной при полной нагрузке составляет около 3 мкр/сек.
Наблюдение за облучаемыми объектами ведется посред¬
ством системы зеркал, не отходя от пульта управления.
Компактность, простота обслуживания, плавная регулируе¬
мость напряжения в широких пределах и его постоянство
во времени, обеспечивающее высокой к. п. д. излучения трубки,
являются ценными свойствами электростатического генератора.
4-19. Регулирование напряжения трансформаторных
рентгеновских аппаратов
Управление аппаратом сосредоточено на передвижном сто¬
лике (рис. 4-57), в котором размещены автотрансформатор
для регулировки высокого напряжения, выключатель первичной
обмотки главного трансформа¬
тора, выключатель накала кено¬
тронов, выключатель накала
трубки, реостаты регулировки
накала трубки и кенотронов и из¬
мерительные приборы ннзкогб
напряжения. В некоторых рентге¬
новских установках столик упра¬
вления совмещается с трансфор¬
матором высокого напряжения.
Рассмотрим некоторые из глав¬
нейших органов управления под¬
робнее.
Для регулирования высокого
напряжения, подводимого к рент¬
геновской трубке, обычно приме¬
няются реостаты и различные си¬
стемы трансформаторов и авто¬
трансформаторов с переменными
коэффициентами трансформации, включаемые в первичную цепь
главного трансформатора.
Регулирование высокого напряжения реостатом, включен¬
ным в первичную цепь высоковольтного трансформатора
(рис. 4-58), применяется только при питании ионных трубок.
Для питания электронных трубок этот метод регулировки
высокого напряжения мало пригоден, так как не допускает не¬
зависимого регулирования напряжения и тока, протекающего
через трубку.
Рис. 4-57. Столик управления.
^^v.jiuriertbii6k BC)Mt6e li3wftR€j&fc •$«$&:■ 4 1фуо*^ feywaaet
наменод&'тока в пер|йчиой Смотке.трансформатора и, сле-‘
довательно, изменяется падение напряжения на реостате,
а вследствие этого—и напряжение в первичной и вторичной
обмотках трансформатора.
Регулирование высокого напряжения секционирова¬
нием первичной обмотки главного трансфор¬
матора (рис. 4-59), т. е. изменением коэффициента трансфор¬
мации, применяется только в небольших аппаратах. В этом
случае в первичной обмотке трансформатора прибавляют до¬
полнительные витки, от которых делают ответвления к комму-
Рис. 4*58. Схема регулиро¬
вания высокого напряжения
аппарата реостатом в пер¬
вичной цепи.
Рис. 4-59. Схема регулиро¬
вания высокого напряже¬
ния секционированием пер¬
вичное обмотки трансфор¬
матора.
татору. Недостатки этого способа регулирования: а) ограни¬
ченное. число ступеней регулирования напряжения; б) удоро¬
жание трансформатора и увеличение его габаритов вследствие
необходимости добавления лишних витков первичной обмотки.
Регулирование высокого напряжения автотрансфор¬
матором ясно из схемы рис. 4-60.
Регулирование высокого напряжения, осуществляемое по
схеме, показанной на рис. 4-61, более совершенно. В этой схеме
применен дополнительный автотрансформатор, состоящий из
железного разомкнутого сердечника, снабженного обмоткой из
толстой медной проволоки; по обмотке скользит подвижная
щетка. Концы обмотки этого автотрансформатора присоеди¬
няются к сложному коммутатору главного автотрансформатора
таким образом, что изменение напряжения производится не¬
прерывно, без скачков.
В этом коммутаторе устроены две системы контактов, по
которым скользят две изолированные друг от друга, но меха¬
нически связанные между собою щетки. К одной системе кон¬
тактов присоединены четные ответвления от автотрансформа¬
тора, к другой — нечетные. Контакты размещены так, что при
перемещении щеток из одной позиции в другую одна из
гз5
щеток, HMipnMcp, щеткг. /, переходах на следующий контакт,
а другая 2 скользит по своему контакту; при переходе в сле¬
дующую позицию щетка 1 скользит по своему контакту, а щетка
. . 2 переходит на следующий КОН¬
ЧАТ такт и т. д/ Благодаря этому
I—я~ппгг'~\ между щетками всегда оказы-
Рис. 4*60. Схема включения
регулировочного автотранс¬
форматора:
К\ — коммутатор регулировки
напряжения; Ха — коммутатор
коррекции сети.
Рис. 4-61. Схема плав¬
ной регулировки . высо¬
кого напряжения.
вается включенной одна секция главного автотрансформатора.
Так как к щеткам присоединен дополнительный автотрансфор¬
матор, то, перемещая ползунок дополнительного автотрансфор¬
матора, можно плавно переходить от
одного контакта главного автотранс¬
форматора к другому.
Таким образом, этот метод позво¬
ляет производить регулирование вы¬
сокого напряжения от минимального
до максимального значения совер¬
шенно плавно, без скачков, перемещая
поочередно коммутатор главного авто¬
трансформатора на одну позицию и
движок дополнительного автотранс¬
форматора— в одну сторону, затем
коммутатор — на следующую позицию
и движок —в другую сторону и т. д.
Регулировочный вольто¬
добавочный автотрансфор¬
матор (рис. 4-62) состоит из двух
обмоток: а) первичной автотранформаторной, расположенной
на обоих кернах магнитопровода стержневого типа; б) вторич¬
ной вольтодобавочной обмотки, расположенной над первичной
на бакелитовом цилиндре в один ряд; Число витков первичной
обмотки вдвое больше числа витков вторичной. По диамет-
''аав/--- . ■•••;
Рис. 4-62. Принципиальная
схема включения волью до¬
бавочного автотрансформа¬
тора.
ралыю противоположных. образующем цилиндра в противопо¬
ложных направлениях скользят угольные щетки но зачищенным
от изоляции виткам вольтодобавочной обмотки.
Средняя точка перрнчной обмотки присоединена к одной
щетке, выходное напряжение забирается от второй щетки и се¬
тевого провода.
В начальный момент щетки находятся в крайних* своих по¬
ложениях, напряжение вольтодобавочной обмотки направлено
навстречу напряжению автотрансформаторной, и суммарное
напряжение равно нулю. По мере движения щеток навстречу
друг другу уменьшается число витков вторичной обмотки,
включенных навстречу первичной, и. следовательно, возрастает
суммарное напряжение. Когда щетки находятся одна против
другой, т. е. лежат на одном и том же витке, добавочное на¬
пряжение равно нулю н суммарное напряжение равно половине
напряжения сети. При дальнейшем движении щеток количество
витков в вольтодобавочной обмотке снова возрастает, но ин¬
дуктирующееся в них напряжение направлено в другую сто¬
рону и складывается с напряжением автотрансформатора,
и суммарное напряжение возрастает.
Щетки перемещаются винтами, приводимыми во вращение
реверсивным мотором, автоматически выключаемым в моменты,
когда щетки приходят в крайние положения. Направление вра¬
щения мотора изменяется при помощи переключателя.
Достоинством описанного регулятора напряжения является
плавность и широкие пределы (от нуля до максимума) регу¬
лировки, простота управления (мотор); недостаток его — малая
мощность (около 3 ква), обусловленная тем, что с увеличением
снимаемых токов сильно повышается нагрев щеток.
4-20, Стабилизация напряжения
При колебаниях напряжения в сети, питающей рентгенов¬
скую установку, излучение трубки изменяется как вследствие из¬
менения подводимого к трубке напряжения, так и вследствие
изменения тока накала катода. Наблюдения показывают, что
колебания напряжения в сетях даже крупных городов с мощ¬
ными электростанциями редко бывают ниже 4—6% и доходят
до 15—20%. Такие колебания сильно влияют на рентгеновскую
отдачу трубки. В самом деле, рентгеновская трубка, как из¬
вестно, работает на токе насыщения, величина которого может
быть определена по формуле:
•<4-7)
где Рн — мощность накала в ваттах па 1 смй поверхности ка¬
тода. Полагая, что напряжение накала в узких пределах про¬
порционально току UH=*kxIHf получаем:
(4-8)
12 ф. Н. Хгдоджа
337
i s , > - . . >
Из этой формулы следует, что при понижении напряжения
на 6% ток эмиссии падает до 52,9% своей первоначальной ве¬
личины, а интенсивность излучения уменьшается (так как
/-*W) до
/ = *гО,529»ДО,94£/0)2 -*,0,46»^*,
т. е. больше чем вдвое.
Непрерывные колебания напряжения исключают возмож¬
ность точной дозировки рентгеновского излучения. Поэтому
естественно стремление автоматизировать работу рентгенов¬
ской установки путем стабилизации напряжения на ее зажи¬
мах. В настоящее время существует много различных систем
стабилизаторов, которые можно разделить на две группы:
а) стабилизаторы работы всей установки и б) стабилизаторы
тока накала катода трубки. Мы ограничимся рассмотрением
принципа действия только одного типа стабилизатора — ферро
резонансного стабилизатора.
4-21. Феррорезонансные стабилизаторы
Из всех известных типов стабилизаторов наиболее удоб¬
ными, простыми и совершенными являются стабилизаторы
феррорезонансные. Они обладают высоким к. п. д. (до 0,9),
дают высокую степень стабилизации (до ±0,2%) при коле¬
баниях напряжения сети в пределах от —20 до +10%, имеют
высокий коэффициент мощности (до 0,98) и мало чувстви¬
тельны к изменениям нагрузки. В этих стабилизаторах исполь¬
зовано явление резонанса в цепях, состоящих нз емкости и са¬
моиндукции с железом,— феррорезонанса.
Для выяснения принципе действия феррорезонансных ста¬
билизаторов рассмотрим цепь, содержащую катушку с желе¬
зом, и емкость, включенные параллельно (рис. 4-63). Предпо¬
ложим, что напряжение Ut — синусоидальное, что частота
переменного тока постоянна и что в цепи отсутствуют потери.
Высшими гармониками пренебрегаем. Тогда токи /* и 1с будут
сдвинуты по фазе на угол я, т. е. направлены в прямо про¬
тивоположные стороны, и разность их уравновешивается током
сети:
+ / — /£ 1С .
Знаки «плюс» ( + ) или «минус» (—) предусматривают пре¬
обладание емкостного или индуктивного тока.
Емкостный ток 1с возрастает пропорционально напряжению
сети /с = UiioC (прямая 1с на рис. 4-64). Ток катушки изме¬
няется с изменением Ос по закону кривой /ь вначале почти
пропорционально напряжению Ои а потом быстрее. Белее
быстрый рост тока объясняется уменьшением реактивного со-
:-3)
противления катушки вследствие уменьшения магнитной про¬
ницаемости железа при больших насыщениях. На участке ОАВ
преобладает емкостный ток; в точке В ток /ь=/с, и имеет ме¬
сто резонанс токов; за точкой В преобладает индуктивный ток.
Кривая OABD представляет собой вольтамперную характери-
4
и
/с
II
Рнс. 4-63. Схема
для феррорезонан¬
са токов.
мость общего тока /
и токов ветвях /ь и
/г от напряжения на
контуре U.
Ряс. 4-65. Зависи¬
мость общего тока
от напряжения
с учетом потерь.
стику реактивной катушки с железом при параллельно под¬
ключенной емкости /=/(£/1). Если учесть омические потерн
в цепи» то характеристика /=/((/1) примет вид кривой, изобра¬
женной на рис. 4-65.
Рис. 4-66. Схема для
фсррорезонанса напря¬
жений.
Рис. 4-67. Зависи¬
мость общего U\ к
частичных напря¬
жений U с и UL
от тока.
Подобным же образом можно получить резонанс напряже¬
ний, если соединить емкость и катушку с железом последова¬
тельно (рис. 4-66). В этом случае с увеличением тока напря¬
жение на конденсаторе Uc возрастает линейно (рис. 4-67),
а напряжение на индуктивности I/*, возрастает вначале быстро,
затем, по мере насыщения железа, рост напряжения замед¬
ляется. В области насыщения железа напряжение на ка¬
тушке Ни изменяется незначительно и почти прямолинейно,
339
12*
г е. несколько стаСили-юв-ио. Закон изменения VL в области
насыщения железа можно приближенно выразить уравнением
прямой:
UL = a + bI, (4-9)
где а и Ь — постоянные. Напряжение на емкости пропорцио¬
нально току:
Uc = ±I=klt (4-10)
где£=— >Ь, так как в рассматриваемой области угол на-
<|>С
клона прямой Uc больше угла наклона кривой UL.
Для того чтобы скомпенсировать из*
Щ. менения напряжения на катушке UL, при
изменениях напряжения сети, навстречу
напряжению UL включается напряжение
вторичной обмотки компенсационного
трансформатора со слабым насыщением
железа, коэффициент трансформации
которого выберем равным (пунктир
' я
£
Г «г
С
НК
Ucm
Рис. 4-68. Принципиаль¬
ная схема феррореэо-
наясного стабилизатора
по принципу резонанса
токов.
на рис. 4-66). Тогда напряжение Uk бу¬
дет:
U*=\Uc (4*П)
и полное напряжение на выходе, учитывая (4-9)—(4-11), будет
постоянным и равным:
U„ =Ul-UK = a + bI~-jUc = a + Ы-Ы = а. (4-12)
В действительности Vст не будет строго постоянным, так
как изменение £/*, не строго прямолинейно, а также потому,
что подключение компенсационного трансформатора изменяет
угол между Г/г. и Uc и в обмотках стабилизатора имеются по¬
тери энергии.
В существующих типах феррорезонансных стабилизаторов
используется как резонанс токов, так и резонанс напряжений.
На рис. 4-68 изображена принципиальная схема стабилиза¬
тора, собранная по принципу резонанса токов. Здесь L — ка¬
тушки самоиндукции с большим насыщением железа, Тр —
компенсационный трансформатор со слабым насыщением
железа.
Параметры стабилизатора выбираются так, чтобы резонанс
токов в контуре L—С наступил при напряжении Uo, равном
заданному значению стабилизуемого напряжения. Тогда при
увеличении или уменьшении сетевого напряжения ток в пер-
340
еичнсй обмотке буде? г.озрастать, г к «спк будет преобладать
или емкостный, или иид\ктивный ток.
При этом изменение величины входного напряжения распре-'
деляется между контуром L—C и первичной обмоткой транс¬
форматора Тр непропорционально и будет ложиться, главным
образом, на трансформатор, так как при сильном насыщении
железа в катушке L сопротивление контура уменьшается. Не¬
большие колебания напряжения на контуре компенсируются
напряжением UK компенса¬
ционного тр ансфор м атор а.
При правильном выборе ве¬
личины Uk разность напря¬
жений UL—UK~UCm будет
почти неизменной при изме¬
нениях напряжения U\ в
известных пределах.
с
=5*
ft
Р-
^ ^ "с
•S -5* 440
А 200ц *00 -
г но m
U W 820
(4 НО 280
U 120 200
10 100 200
00 00 /50
06 60 120
04 40 00
ОЛ 20 4О
40 80 120 180 200 2008
Рис. 4-69. Эскиз ферро
резонансного стабилиза¬
тора.
Рис. 4-70. Характеристики ферро-
резонаисного стабилизатора.
На рис. 4-69 дан эскиз конструкции и расположения обмо¬
ток феррорезонансного стабилизатора с общей магнитной цепью
и электрически несвязанными первичной и вторичной обмот¬
ками. Здесь сечение первичного сердечника значительно больше
сечения вторичного сердечника, так что при нормальном на¬
сыщении первичного сердечника второй сердечник будет сильно
насыщенным.
На рис. 4-70 представлены основные характеристики
100-ваттного феррорезонансного стабилизатора при холостом
ходе, принципиальная схема которого дана на рис. 4-69.
4*22. Компенсация падения напряжения
Кроме колебаний напряжения в сети, питающей рентгенов¬
скую установку, обусловленных работой электростанции или
неравномерной аагруэкой других потребителей, имеет место
341
fcOMth r: can ионного трансформатора, тор; наката c.ue увеличься
и т. д., пока нить накала не сгорит. Поэтому при регулировке
компенсатора следует стремиться к получению небольшой
«недокомпеисацин»."
4-23. Сетевой корректор
Автотрансформатор, применяемый для регулировки напря¬
жения, подводимого к высоковольтному трансформатору рент¬
геновского аппарата, служит также и для питания вспомога¬
тельных цепей аппарата (трансформаторов накала трубки п
кенотронов, электромагнита выключателей и т. п.). Он позво¬
ляет присоединять аппарат к электрическим сетям с различ¬
ными номинальными напряжениями, для чего предусматри¬
ваются соответствующие отпайки. На рис. 4-60 изображена
принципиальная схема включения автотрансформатора в сеть
220 в. Для присоединения аппарата к сети с номинальным на¬
пряжением 120 или 127 в предусмотрены отпайки в таких точ¬
ках обмотки, чтобы число витков, включаемых в сеть, было
пропорционально сетевому напряжению. Тогда во всех случаях
включения напряжение между любыми точками обмотки авто¬
трансформатора будет одним и тем же. Если же напряжение
в сети будет отличаться от номинального, то это постоянство
напряжений нарушится и потребуется регулировка его во всех
цепях аппарата.
Чтобы устранить влияние длительных изменений сетевого
напряжения, применяется специальное устройство для «коррек¬
ции» сетевого напряжения. Около нулевой точки автотрансфор¬
матора делают несколько отпаек и присоединяют их к контак¬
там дополнительного коммутатора («корректора») Кг* при по¬
мощи которого один из подводящих проводов присоединяют
к автотрансформатору. При понижении напряжения сеть при¬
соединяется к меньшему числу витков, при повышении — к боль¬
шему.
При правильном положении сетевого корректора напряже¬
ние между крайними или какими-либо другими определенными
точками обмотки автотрансформатора имеет одно и то же
значение.
4-24. Реле времени
Во всех случаях использования рентгеновского излучения
необходимо измерять время, в течение которого облучаемое
тело подвергается действию излучения.
Измерение времени облучения при терапии, просвечивании
материалов и структурном или химическом анализе не пред¬
ставляет больших трудностей и может быть выполнено с по¬
мощью обычных часов, так как в этих случаях выдержки
344
лагеря ort-я „ч zi -л;*?.»: г », ч&сл:ш. Значитесь'** j \
шие трудное Hi представляет измерение времени при снимка с
движущихся органов человеческого тела, где применяются вы¬
держки порядка секунд и долей секунды. В этом случае необ¬
ходимы особые приспособления, так называемые реле времени,
которые по истечении определенного, заранее установленного
времени срабатывают и выключают главный трансформатор
непосредственно пли воздействуя на промежуточный элек¬
тромагнитный выключатель. Непосредственное выключение
первичной обмотки высоковольтного трансформатора с по¬
мощью реле времени применяется только при маломощ¬
ных аппаратах, разрывные токи которых не превосходят
10—15 ^
В большинстве же случаев выключение первичной обмотки*
высоковольтного трансформатора производится при помощи
электромагнитного выключателя (контактора), для управления
которым требуются значительно меньшие токи.
Введение электромагнитных контакторов облегчает конст¬
рукцию реле п повышает их точность, но, с другой стороны,
вносит дополнительные ошибки, связанные с запаздыванием
включения и выключения контактора.
Прежде чем приводить описание различных типов реле вре¬
мени, рассмотрим работу электромагнитного рубильника и
ошибки, вносимые им в отсчет экспозиции.
4-25. Работа электромагнитного рубильника
Электромагнитный рубильник состоит из П-образного элек¬
тромагнита и подвижного якоря, к которому прикреплены кон¬
тактные щетки, касающиеся неподвижных щеток, когда якорь
притянут. К подвижным контактам присоединяются провода,
питающие трансформатор, неподвижные соединены с первич¬
ной обмоткой трансформатора. Якорь оттягивается пружи¬
ной, н в это время первичная цепь высоковольтного транс¬
форматора разомкнута. При замыкании цепи возбуждения
электромагнита контактора срабатывающим органом реле вре¬
мени якорь притягивается и включается главный трансфор¬
матор.
Замыкание и размыкание электромагнитного рубильника,
как указывалось, происходит с запаздыванием, что в диагно¬
стике при кратковременных снимках имеет очень большое зна¬
чение, так как это запаздывание может оказаться порядка вре¬
мени экспозиции и даже больше.
Исследования показали, что при выдержках меньше 0,1 сек не¬
точность в отсчетах времени экспозиции оказывается очень боль¬
шой и обусловливается не недостатками реле времени, а глав¬
ным образом, процессами, происходящими в электромагнитном
345
Рис. 4-72. Диаграмма работы
электромагнитного контактора.
рус^льникч-Л Процессы, происходящие ^электромагнитном ру¬
бильнике, можно представить диаграммой рис. 4-72.
Пусть время, в течение которого происходит ток через ка¬
тушки возбуждения электромагнитного рубильника» т. >е. время,
заданное реле времени, равно U.
По причине механической и элек¬
тромагнитной инерции рубильник
замыкает контакты через некото¬
рое время /а, после того как по¬
дано напряжение на катушки воз¬
буждения.
Размыкание контактов рубиль¬
ника по той же причине произой¬
дет также с запаздыванием, т. е. через некоторое время tz после
размыкания цепи возбуждения электромагнитного рубильника.
Тогда время соприкосновения шеток /4, т. е. время работы высо¬
ковольтного трансформатора, может быть найдено из соотно¬
шения:
Таким образом, время за¬
мыкания рубильника зависит
не от абсолютных значений
времен запаздывания замыка¬
ния и размыкания, но от их
разности (t2—tz). Поэтому если
бы эта разнос1ъ оставалась
постоянной, то можно было бы
легко вводить определенную
поправку в отсчеты времени
системой реле —рубильник и
получать достаточно точные
результаты.
Однако исследования пока¬
зали, что времена запаздыва¬
ния замыкания U и размыка¬
ния не постоянны и зависят
от многих факторов: I) от от¬
ношения активного сопротив¬
ления катушек рубильника R к индуктивности L\ 2) от мгно¬
венного значения напряжения, подводимого к катушкам в мо¬
мент включения; 3) от частоты и величины подводимого к ка¬
тушкам напряжения; 4) от конструкции рубильника.
На рис. 4-73 даны кривые зависимости времени замыкания
от фазы напряжения в момент включения для четырех различ¬
ных значений — ; из фигуры видно, что время замыкания
Рис. 4-73. Зависимость времени за¬
мыкания U от фазы включения лри
разных —
I-Я-42; -£ -55: 11-Я-8С; -Лб;
L L
III—Я-122: -J*
7G; IV—*~152; ~ —240.
й
колеблется от 0,023 до 0,035 се*, при — * 55 и от 0,04 до
0,047 сек. при —j- =240.
Время запаздывания размыкания тоже зависит от несколь-
ких причин, а именно: I) от -7-,2) от фазы разрываемого тока,
м сек
19
17
15
13
И
S
7
S
N
/
/
т
Т
QJ2 0JB 0,20 т сем
Рис. 4*74. Разброс времени размы-
KdHiiff от длительности включения
(выдержки).
Рис. 4-75. Зависимость вре-
мени выключения от удель¬
ного давления шеток.
3) от давления контактов и 4) от продолжительности соприко¬
сновения контактов рубильника.
На рис. 4-74 верхняя и нижняя кривые дают разброс изме¬
ренных величин времени выключения в миллисекундах в зави¬
симости от длительности
соприкосновения контактов.
Разброс при кратковремен¬
ных экспозициях очень
большой (до 15 мсек) и до¬
ходит до 1 »5 мсек при экспо¬
зициях больше 0,15 сек, что
объясняется собственными
колебаниями рубильника.
Большое влияние также
оказывает давление щеток
(рис. 4-75). Опыт пока¬
зывает, что для улучше¬
ния работы электромагнит¬
ных контактов необходимо:
1) увеличить мощность, под¬
водимую к катушкам элек-
р
тромагнитного контактора, 2) увеличить —, 3) применять кон¬
такты возможно меньшего веса с сильно затянутыми пружинами.
С целью уменьшения разброса времени размыкания при ко¬
ротких экспозициях применяют схему с двумя электромагнит¬
ными рубильниками, соединенными последовательно (рис. 4-76),
Рис. 4-76. Схема с двумя отдельным»
электромагнитными рубильниками для
включения п выключения аппарата.
из которых один 34ГШ1.&СТ цель, второй размыкает и вклю¬
чается раньше.
При замыкании сетевого рубильника N срабатывает выклю¬
чающий контактор i4i, так как контакт А“ входит в цепь реле
'и замкнут. При замыкании рубильника А включается контактор
£в, и по истечении заданного времени реле размыкает кон¬
такт К, срабатывает электромагнитный контактор Ад и выклю¬
чается трансформатор Гр. Так
как выключающий контактор As
перед размыканием находился в
покое, в подготовленном для раз¬
мыкания состоянии, то якорю
его не приходится внезапно ме¬
нять направление своего движе¬
ния, как это имело бы место при
очень коротких экспозициях в слу¬
чае включения и выключения
одним и тем же контактором.
Таким образом, удается полу¬
чать экспозиции до нескольких
сотых секунды.
4-26« Типы реле времени
Ручное реле времени.
На рис. 4-77 представлена прин¬
ципиальная схема ручного реле
времени, допускающего разрыв
тока до 10 а при 220 в. Это реле
дает возможность отсчитывать
экспозиции от 0,5 до 10 сек.
Принцип действия реле очень
прост. При повороте стрелки А до определенного деления
шкалы Af, градуированной в секундах, заводится пружина Е.
При этом система зубчатых колес остается неподвижной, так
как она связана с осью стрелки храповичком и заторможена
рычагом, подпертым толстой частью оси кнопки В. При нажа¬
тии кнопки В происходит включение первичной обмотки высоко¬
вольтного трансформатора путем замыкания пластин /, т, п.
Одновременно с включением трансформатора при нажатии
кнопки В рычаг R попадает на тонкую часть оси кнопки, осво¬
бождает часовой механизм, и стрелка А начинает вращаться
к исходному положению. Когда стрелка А дойдет до нуля,
штифт D отклонит рычаг R и тем затормозит часовой механизм
и освободит кнопку В, которая придет в первоначальное поло¬
жение. При этом рычаг снова будет лежать на толстой части
о
Рис. 4-77. Схема ручного реле
времени.
ocv. kioiikii В, контакты тла«лил к m, n разъединятся u пень
первичной обмотки трансформатора разорвется.
В рукоятке реле смонтировано сопротивление г, служащее
для предохранения контактов пластин lf пг, п от обгораиия
и возникновения перенапряжений в моменты включения и вы¬
ключения высоковольтного траисформатора.
Достоинства этого реле времени заключаются в простоте
устройства и обращения с ним и дешевизне, недостаток — не¬
возможность получения экспозиций меньше 0,5 сек.
Электронное реле времени, применяемое в отечест¬
венных аппаратах УРДд-110-К4 и АРД-2-110-К-4, действует на
Рис. 4-78. Принципиальная схема электронного реле времени.
принципе разряда емкости. Принципиальная схема его изобра¬
жена на рис. 4-78. Реле питается от специального трансформа¬
тора, на первичную обмотку которого подается напряжение от
главного автотрансформатора.
Напряжение вторичной обмотки выпрямляется лампой Л\
(двойной диод), сглаживается фильтром, состоящим из емкос¬
тей С2 и С3 и сопротивления /?, и подается на аноды лампы
Л2 (двойной триод).
При включении рентгеновского аппарата на режим снимков
реле оказывается под напряжением и через левую половину
лампы Л2 проходит ток, создающий падение напряжения, на
сопротивлениях R$ и R6 и обмотке реле Р2- Вследствие этого
правая половина лампы Л2 получает отрицательное смешение
и запирается.
Одновременно с этим рабочий конденсатор заряжается
до полного напряжения выпрямителя.
Высокое напряжение включается пусковой кнопкой К-
При этом возбуждается катушка главного контактора ГК, кон¬
тактор срабатывает, включает главный трансформатор и одно¬
временно переключает (контактом /(4) рабочий конденсатор С\
с ценя зарядана цепь разряда через одно/яэ сопротивлений
Я» (в зависимости от положения его коммутатора).
Разряд конденсатора Сt приводит к повышению потенциала
сетки и через правую половину триода Лз начинает проходить
ток. Когда он достигнет достаточной величины, срабатывает
промежуточное реле Pi (замыкает контакт /(i) и возбуждает
левую половину катушки промежуточного реле Рз. При этом
разрывается нормально замкнутый контакт этого реле Лз, вслед¬
ствие чего в цепь литания катушки ГК включается большое со¬
противление правой катушки реле Рз и главный контактор
выключает высокое напряжение и одновременно приводит реле
времени в исходное состояние, т. е. цепь конденсатора Ct пере¬
водится переключателем К* на зарядку.
После отпускания пусковой кнопки К цепь питания глав¬
ного контактора возвращается в исходное состояние (замы¬
кается контакт Кз).
Изменение выдержки производится изменением величины
разрядного сопротивления /?8. В рассматриваемых реле преду¬
смотрено 13 переключений времени: 0,04; 0,06; 0,1; 0,15; 0,25;
0,4; 0,6; 1; 1,5; 2,5; 4; 6 и 10 сек.
Реле зашиты Р2 не позволяет включить высокое напряже¬
ние, если реле времени не готово к действию (не прогрелись
лампы или вышли из строя). Это обусловлено тем, что при
отсутствии тока в катодной цепи лампы Л2 реле Рз не возбуж¬
дается и контакт Кз остается замкнутым, т. е. состояние цепи
питания главного контактора оказывается таким же, как и при
замыкании контакта /С) при срабатывании реле Pi.
4-27. Автомат экспозиции
Реле миллиампер-секунд не может обеспечить получения
безукоризненных снимков, так как во время съемки может из¬
меняться напряжение на трубке, что нарушает постоянство по¬
чернения фотопленки при неизменных ма • сек, потому что доза
за объектом изменяется приблизительно пропорционально пятой
степени напряжения. Кроме того, при изменении толщины
объекта доза у пленки также сильно изменяется. Поэтому воз¬
никает необходимость в создании такого устройства, которое
обеспечивало бы правильную экспозицию во всех случаях рент¬
генодиагностики. Эта задача решается с помощью автомата
экспозиции.
Автомат экспозиции должен, независимо от свойств объекта-,
интенсивности и жесткости рентгеновского излучения и выбран¬
ного расстояния от рентгеновской трубки, обеспечивать такое
экспонирование фотопленки, чтобы после' проявления она да¬
вала оптимальное почернение
Существует два основных типа автоматов экспозиции: фото*
метрический и ионометряческнй.
В фотометрическом автомате (рис. 4-79) свет, из¬
лучаемый находящимся позади объекта 2 флюоресцирующим
экраном 3, улавливается фотоэлектронным умножителем 4
и преобразуется в электрический сигнал. С помощью интегри¬
рующей и усилительной схемы выключается рентгеновский ап¬
парат, когда пленка 5 получит экспозицию, соответствующую
необходимому почернению.
В ионометрическом автомате (рис. 4-80) измеря¬
ется заряд, накопленный в ионизационной камере 3 в резуль-
Рьс. 4-79. Принципиальная схема
фотометрического автомата экспо¬
зиции:
/ — рентгеновская трубка; 2 — объект;
3 — индикатор излучения с флюоресци¬
рующим экраном; 4 — фотоэлектронный
умножитель; 5 — кассета с плен ко Л и
усиливающими экранами; б —электрон¬
ный усилитель; 7 — коммутирующее
устройство.
Рис. 4-80. Принципиальная схема
ионометрического автомата экс¬
позиции.
/ — рентгеновская трубка; 2 — объект;
3 - ионизационная камера; 5 - кассета
с пленкой н усиливающими экранами;
6 — электронный усилитель; / — комму¬
тирующее устройство.
тате облучения ее рентгеновскими лучами, причем камера по¬
мещается между объектом 2 и кассетой с пленкой 5.
Для получения наилучших средних почернений пленки
(S^l), при применении ее со стандартными усиливающими
экранами, в настоящее время необходима доза у кассеты около
J мр.
Большинство автоматов экспозиции в настоящее время по¬
строено на ионизационном принципе. Поэтому ниже рассматри¬
вается только ионометрический автомат экспозиции.
Многолетние испытания автоматов ионометрической системы
показали, что с их помощью-могут быть получены очень хо¬
рошие результаты. Однако при этом должны выполняться опре¬
деленные требования в отношении техники и условий съемки.
Направление пучка лучей, положение объекта, тюле облучения
и напряжение на трубке выбираются как обычно. При этом
важно, чтобы проявление пленки производилось по возмож¬
ности точно и при неизменных условиях.
361
Элечтр-т.1 КЛЯ CXtaSJ азюш»>» йКСПО>ИЦ1:К
Принципиальная схема автомата экспозиции приведена на
рис. 4-81. В первичную цепь высоковольтного трансформатора
включены последовательно* два контактора, из которых один
управляется автоматом экспозиции, а другой — реле времени
аппарата. Аппарат таким образом оказывается включенным,
когда контакты обоих контакторов замкнуты.
При подготовке к съемке нк сетку лампы Л\ подается с по¬
мощью ключа К отрицательное напряжение, снимаемое с по¬
тенциометра регулятора почернения S. До этого же напряжения
заряжается измерительный конденсатор С\. Затем через ка¬
тушку Pi пропускается ток, так что контакты этого контактора
замыкаются. Ток катушки Ри удерживающей контакты, прохо¬
дит через лампу Л2у напряжение на сетке которой равно нулю
(относительно катода). При замыкании контактов Р2 вклю¬
чается аппарат и начинается съемка. Излучение, проходящее
через объект, ионизирует воздух в ионизационной камере ИК
и ионизационный ток разряжает конденсатор С\. Когда напря¬
жение на сетке приблизится к нулю, через лампу Л\ начинает
проходить ток, который создает на сопротивлении /?2 Падение
напряжения, приложенное минусом к сетке лампы Л*. Ток че¬
рез лампу Л2 уменьшается и контакты Pi размыкаются.
Рассмотрим теперь устройство и принцип действия отдель¬
ных узлов автомата экспозиции: ионизационную камеру, ком¬
мутирующее устройство и регулятор почернения.
Рис. 4-81. Принципиальная схема автомата экспозиции.
ПК — ионизационная камера; UK — напряженке ва камере; S-
аыбор почернения снимка; С — измерительный конденсатор;
Р| — контактор автомата, — контактор реле времени.
камера
Ионизационная камера является измерительным органом ав¬
томата экспозиции, располагается между объектом и кассетой
и имеет, в соответствии с величиною рентгеновских снимков,
большую площадь — около 40X40 см. Толщина ее должна быть
не больше 15—16 мм, так как большие расстояния между объ¬
ектом и пленкой ухудшают резкость изображения. Камера
должна давать при малой дозе (порядка 1 мр) достаточно
большой выходной сигнал и в то же время она должна сама
поглощать рентгеновские лучи как можно меньше. Кроме того,
она не должна давать теней, чтобы не искажать рентгеновский
снимок.
Наконец, прямые лучи, проходящие мимо объекта непосред¬
ственно к камере (например при съемке конечностей) не должны
оказывать влияние па измеряемый сигнал.
Всем этим требованиям отвечают современные ионизацион¬
ные камеры автоматов экспозиции, построенные в соответствии
с принципами, установленными в 1929 году Франке на основа¬
нии исследования большого количества различных рентгеновских
снимков [Л. 140]:
1. Среднее почернение снимков самых различных объектов
приблизительно одинаково. Отсюда следует, что для получения
полноценных снимков нужна примерно одинаковая доза, вели¬
чина которой определяется только качеством фотоматериалов.
2. Для установления этой дозы нет необходимости принимать
во внимание весь снимок в целом, а только часть его, так как
«каждый рентгеновский снимок содержит зону, качество ко¬
торой является решающим для качества всего снимка».
3. Эта зона названа доминантой и является паиважней-
шей областью рентгеновского снимка в диагностическом отно¬
шении и независимо от объекта должна иметь одинаковое сред¬
нее почернение. Отсюда следует, что надо знать доминанты
различных медицинских объектов и регистрировать дозу в со¬
ответствующих местах за объектом.
Положение доминант для различных медицинских объектов
определено благодаря обширным статистическим исследованиям
Штиве [Л. 165].
4. Полноценный, богатый деталями, контрастный снимок по¬
лучается тогда, когда диапазон почернений рентгеновской кар¬
тины лежит в пределах от S — 0,2 до 1,7, т. е. наибольшая и на¬
именьшая прозрачности относятся как 30:1. При этом в самом
светлом и в самом, темном местах снимка видны различия
в почернении деталей.
В пределах доминанты этот диапазон обычно меньше, по¬
этому среднее почернение этой части снимка должно быть около
S—0,9.
353
иш
imm
ШШуШш
V £}?■}’<' ■' • • ' .. [Л< ^
Рис. 4-82. Трехпольная ионизацион¬
ная камера автомата экспозиции.
.■ 1 1 . i.. А\>:. .«. • ' .SP
Так как доминайте должна иметь йе флйсо определенное ?
положение, но. и определенную величину, то только часть иони¬
зационной камеры должна быть активной; Поэтому в этих ка¬
мерах устраивают несколько активных измерительных полей, из
которых только одно или
несколько находятся в дей¬
ствии. Опыт показал, что по¬
чти во всех случаях меди¬
цинской диагностики доста¬
точно иметь три круглых
или прямоугольных измери¬
тельных поля, расположен¬
ных в определенном поряд¬
ке, если отказаться от авто¬
мата экспозиции при сним¬
ках малых объектов (нога,
рука и т. п.).
Одна из камер, удовлет¬
воряющих этим условиям,
показана на рис. 4-82. Она
состоит из плоского тонко¬
стенного алюминиевого кор¬
пуса, внутри которого на-
- ходится держатель электро¬
дов из плексигласа. На внешней поверхности камеры обозначены
три избираемые, области доминант. Внутри камеры в этих местах
нанесены покрытия из тяжелых материалов (Pb, Au, Zn, Си,
Fe) (активные поля), благо¬
даря которым ионизационный ^5|"
ток повышается примерно в
50 раз по сравнению с чистой
ионизацией воздуха, так как
фотоэлектроны, эмитируемые
тяжелым металлом, производят
сильную дополнительную ио¬
низацию воздуха. . Соответ¬
ствующим выбором толщины и
расстояния между покрытия¬
ми из тяжелых металлов, а
также приложенного к камере
напряжения, можно достичь
того, что камера будет работать в режиме насыщения, что
ионизационный ток будет пропорциональным мощности дозы
и что покрытия из тяжелых металлов не будут заметны в виде
тени на рентгеновском снимке.
Исследования показали {Л. 175], что ионизационная камера
- с медными электродами толщиною 20 мк и толщиною иониза-
«5
с
10
100
ЮООмсек
Рис. 4-83. Зависимость почернения
снимков от выдержки. При выдерж¬
ках больших 4—5 мсек почернение,
получаемое с помощью автомата экс¬
позиции, практически постоянно.
354
ционното объема;15- мм (воздух при 760 мм ■’■■pft, с*, д' 2й*С)
дает хорошие результаты (рве. 4-83). Для получения хорошей
изоляции и малой междуэлектродной емкости измерительвый
электрод помещается в середине камеры, так что по обе сто¬
роны остается 7-миллиметровый слой воздуха!. Для увеличения
пути электронов, вылетающих из медных электродов, средний
собирающий электрод делается прозрачным из тонкой прово¬
дящей сетки.
Коммутирующее устройство
После того как ионизационная камера выдает сигнал о на¬
коплении наперед заданной дозы, должно сработать устрой¬
ство, которое возможно более быстро устранит рентгеновское
излучение. Время запаздывания этой системы должно быть до¬
статочно малым, чтобы можно было получать малые выдержки
(от 10 мсек до 5 сек). Оказалось, что наиболее короткие вы¬
держки, еще дающие требуемые почернения, равны примерно
двойному времени запаздывания.
Наиболее малоинерционной является система, которая пре¬
кращает ток рентгеновской трубки с помощью сеточного элек¬
трода в трубке или в высоковольтном кенотроне, включенном
последовательно с трубкой. Однако такое устройство сложно
и применялось лишь в специальных устройствах.
Большинство рентгеновских аппаратов содержит коммути¬
рующее устройство для отключения высоковольтного трансфор¬
матора от сети на стороне низкого напряжения с помощью ти¬
ратронов, игнитронов или контакторов.
Время запаздывания выключающих устройств с тнраггроиами
не является постоянным и зависит от фазы питающего напря¬
жения, при котором поступает сигнал управления, так как ти¬
ратрон можно запереть только в момент прохождения напря¬
жения через нуль, и следовательно, при частоте 50 гц время до
момента его потухания может доходить до 10 мсек при одно¬
фазном и 3,3 мсек при трехфазном включении.
Такое же время запаздывания, вследствие возникновения
дуги, имеют и контакторы. Но здесь добавляется еще время за¬
паздывания электромеханической части контактора (см. § 4-25).
Однако оказывается, что напряжение горения дуги вскоре
после разрыва контактов начинает увеличиваться, а это умень¬
шает входное напряжение высоковольтного трансформатора
и напряжение трубки падает, вследствие чего уменьшаются
интенсивность и жесткость излучения. Этот эффект повышается,
если вместо одной' точки разрыва включить последовательно
несколько разрывов. Таким образом, реакция контактора за¬
висит главным образом or мертвого времени электромеханиче¬
ской части контактора.
365
При очель кратковременных снимках рентгеновское излу¬
чение^ возбуждающееся в течение мертвого времени, вызывает
значительное дополнительное почернение пленки. Поэтому не¬
обходимо скомпенсировать это время. Для-этого нужно после¬
довательно с накопительным конденсатором. С\ включить сопро¬
тивление /?| (равное TJCu где Г, —мертвое время контактора)*
тогда на нем возникнет напряжение, которое добавляется к на¬
пряжению на конденсаторе С/и дает требуемую степень ком¬
пенсации мертвого времени коммутатора.
Регулятор почернения и переключатель
Установленная экспозиция, а значит и почернение пленки,
зависят от величины отрицательного напряжения, до которого
заряжается измерительный конденсатор С\ перед началом
съемки. Чем более отрицательно это напряжение относительно
земли, тем большее количество электричества должен перенести
ионизационный ток, пока отключится рентгеновский аппарат.
Это напряжение устанавливается так, чтобы при данном фото¬
материале (пленка —усиливающие экраны —проявитель) полу¬
чить необходимое почернение. Так как при трехлольной иониза¬
ционной камере могут быть использованы одно, два или вое три
активных поля одновременно, то в автомате экспозиции пре¬
дусмотрены переключатель, позволяющий включить то или иное
поле и регулятор чувствительности или регулятор почернения,
на котором можно установить соответственно три чувствитель¬
ности.
Кроме того, предусматривается кнопочный переключатель,
с помощью которого можно выбрать Ту или иную зарагоее опре¬
деленную (выбранную) чувствительность и тем учесть различ¬
ную чувствительность пленки и наличие усиливающих экранов.
Пределы возможностей автоматизации экспозиции
Среди множества диагностических рентгеновских снимков
лишь немногие не поддаются автоматизации экспонирования.
Поэтому использование автоматов экспозиции в рентгенодиаг¬
ностике дает облегчение в работе персонала и, благодаря устра¬
нению ошибок в установке экспозиции, улучшается качество
снимков. Кроме того, сравнительные измерения показали, что
при применении автоматов экспозиции облучение больного по¬
нижалось на 30—50% по сравнению со снимками, когда вы¬
держки определялись эмпирически.
Однако при неправильном выборе режима,съемки можно
получить неудовлетворительные результаты. Например, при
слишком, низком напряжении может случиться, что за время
допустимой для данной трубки выдержки не будет достигнута
необходимая доза у пленки и аппарат будет выключен при по?
мощи обыкновенного реле времени раньше, чем поступит сигнал
от автомата экспозиции и снимок получится недодержанным.
При выборе тока трубки надо также учитывать, что для
процесса отключения требуется некоторое минимальное время,
которое зависит, как от типа аппарата (4-х- или 6-ти-вентиль-
ное выпрямление), так и от автомата экспозиции, и находится
в пределах 15—40 мсек. Если выбрать ток слишком большим,
то необходимая выдержка может оказаться меньше этой ве¬
личины и снимок будет передержан.
Поэтому для получения хороших результатов необходимо:
Выбрать правильный режим съемки в соответствии
с исследуемым объектом, как и при снимках без автомата.
Решить, какое из измерительных полей ка¬
меры отвечает расположению доминанты объ¬
екта. В большинстве случаев это — центральное поле (позво¬
ночной столб, череп и т. п.). Однако в некоторых случаях до¬
минанта расположена эксцентрично (сердце и т.п.) или имеются
две доминанты (легкие, почки, таз и т. п.).
Выбор поля может з?висеть от положения больного органа.
Снимки нормальных легких производятся, как правило, с по¬
мощью правого поля, так как слева в измерительное поле по¬
падает тень сердца.
В тех случаях, когда высота или ширина объекта довольно
точно совпадает с размерами измерительного поля, надо очень
точно производить установку, так как иначе неизбежны непра¬
вильные выдержки. Особенно опасны случаи, когда на измери¬
тельное поле попадают прямые лучи (плечо, колено и т. п.).
Достаточно нескольких см2 прямого облучения, чтобы получить
полностью непригодные (недодержанные) снимки.
Прицельные снимки, как правило, производятся с по¬
мощью центрального измерительного поля, так как во время
прицельных снимков важная часть картины помещается не¬
посредственно в центр.
В случае объектов с резкими краями необходимо даже при¬
менять специальные ширмы. Но поле облучения, конечно, не
должно быть меньше активного измерительного поля, так как
это приведет к передержкам. В случае необходимости можно
увеличить чувствительность системы с помощью специального
переключателя.
4*28. Измерение высокого напряжения, подводимого *
к трубке
Измерение подводимого к трубке напряжения является од¬
ной из наиболее важных задач в рентгенотехнике. Несмотря
: на это, до сих пор нет простого и надежного способа измерения
рс&пряжекия:
Наиболее распространены следующие способы измеренияка-
пряжения, для осуществления которых применяются описанные
ниже приборы.
Шаровой разрядник является наиболее простым,
удобным и достаточно точным прибором для Измерения высоких
напряжений. Зависимость пробивного напряжения между двумя
шарами от расстояния между ними, диаметра шаров, плот¬
ности воздуха и других факторов изучена достаточно
пол-но. Точность измерения напряжений этим способом дости¬
гает 2—3%.
В табл. 4-2 указаны пробивные напряжения для шарового
разрядника (при 20° С и барометрическом давлении в 760 мм
рт. ст.).
Таблица 4-2
Амплитудные значения разрядных напряжений в киловольтах Ua
для случая двух одинаковых сфер
Расстояние между
шарами, лм
Диаметр шарой 125 мм
Диаметр шаров 250 мм
Один шар
заземлен
Оба шара
изолированы
Одни шар
заземлен
Оба шара
изолированы
1
4.65
4,65
5
17,46
17,46
17,53
17^53
10
32,07
32,00
32,15
32,15
15
46.62
46,23
46.30
46,20
20
59,96
59.37
60,18
59,90
25
73,40
72,58
73,80
73,45
30
86,22
85,40
87,18
86,70
40
110,1
109,4
113,8
112,5
50
130,8
131,2
139,3
137,7
60
148,5
150,9
163,6
161,8
70
164,0
168,6
187,1
184,7
80
177,2
184,9
208,2
206,7
90
188,0
200,0
228,9
227,7
100
197,7
213,6
242,2
248,0
120
213,6
237,0
281,0
284.8
140
225,0
257,0
309,6
317,7
150
230,3
265,5
322,3
333,7
160
235,0
273,3
333,4
348,8
180
242,8
287,2
353,7
377,5
200
249,6
299,4
370,4
401,8
250
262,0
322,4
405,2
455,4
300
—
—
431,0
498,0
350
—
—
451,0
532,0
‘ 400
—
464,3
560,7
Так как пробивное напряжение сильно зависит от плотности
воздуха, то при измерениях напряжения с помощью шарового
разрядника необходимо вводить поправку а на плотность воз*
35*
духа ОтиЬвтельна^ Шдухд оо|р€деля««я яо фор¬
муле: ' ' Г •'
8-. №+*>) * - 3,86В (4.,3)
(273 + 1)-76,0 273 + f ’
где В — барометрическое давление в см рт. ст.;
t—температура вС;
Вычисление истинного напряжения UM(T следует произво
дить по формуле:
иш„=*и.
где (/ — пробивное напряжение, взятое из табл. 4-1;
а —поправка на плотность воздуха, значения которой даны
в табл. 4-3.
Таблица 4-3
Поправки а на плотность воздуха для шаровых разрядников
и
si
49
Отяосггельная плотя ость воздуха. 1
0.50
0.55 | 0.50
0.65
0.70
0,75
0.60
0,85
0.90
0.95
1.00
1.05
1.1
125
250
0.535
0.527
0.583
0.575
0,63
0,623
0,677
0,670
0,724
0.716
0.771
0,776
0,816
0,812
0.882
0Д59
0.908
0.906
0.955
0.954
1.0
1.0
1.045
1.046
1.092
1.004
Шары разрядника (рис. 4-84) должны быть сделаны из меди
и тщательно полированы (не никелированы), так как шерохо¬
ватость или отслаивание покрытия
искажают поле у поверхности шара.
Диаметр шаров и кривизна их не
должны отклоняться от величины
идеального шара данного диаметра
больше чем на±1%. Стержни, на ко¬
торых укрепляются шары, должны
быть диаметром не больше 0,2 диа¬
метра шара.
Так как в момент разряда искра
замыкает источник высокого напряже¬
ния накоротко, то для ограничения
величины тока при разряде необходимо последовательно с ша¬
рами включать сопротивление. Обычно включается водяное со¬
противление, величина которого подбирается из расчета 1 ом
на I в измеряемого напряжения.
Так как шаровой разрядник^ показывает напряжение только
в момент разряда, то он не может служить киловольтметром,
указывающим напряжение в практической работе рентгеновской
установки. Поэтому им пользуются только для градуировки
других киловольтметров. ' ♦ •
Электростатический киловольтметр на напряжение от
6 до 250 кв состоит из двух сферических сегментов. Средняя
Рис. 4-84. Шаровой разряд¬
ник для измерения высокого
напряжения.
’»59
часть одного из ньх (рис. 4-&) подвижная и может пореме-
щаться под действием электростатического притяжения второго
сегмента. Прибор градуируется, например, шаровым разрядни¬
ком и имеет квадратичную шк&лу.
Вольтметр, включенный параллельно первичной обмотке
высоковольтного трансформатора, показывающий эффективное
значение напряжения и градуированный, например, шаровым
разрядником, может служить также киловольтметром. Ввиду
особой простоты и удобства обращения такие «киловольтмегры»
Рис. 4-35. Электростали Рис. 4-86. Схема измерения
ческий киловольтметр. высокого напряжения методом
баллистического гальвано¬
метра.
являются наиболее распространенными, и все рентгеновские ап¬
параты всегда снабжаются ими.
Спектрограмма тормозного излучения может
также служить для оценки напряжения на трубке (в пределах
от 30 до 150 кв). Для этого необходимо определить минималь¬
ную длину волны Ьшт ло спектрограмме, снятой при данном
напряжении, и затем, пользуясь известным соотношением:
с/шаАп,п= 12,35 (4-14)
вычислить искомую величину Umtx.
Точность измерений напряжений в указанных пределах до¬
стигает 2—3%. Недостатком этого метода является длитель¬
ность экспозиции снимка спектрограммы (от 20 ми», до 2 час.).
Измерение напряжения с помощью баллистического
гальванометра может быть произведено по схеме
рис. 4-86. Параллельно трубке R включается высоковольтный
конденсатор С последовательно с высоковольтным кенотро¬
ном К. Если к рентгеновской трубке приложено напряжение U,
то конденсатор зарядится до максимального значения этого
напряжения.
..Наряд конденсатора равен произведению напряжения m
емкость:
Q-t/C.
После переключения рычага Т на баллистический гальвано-
, метр Б последний отклонится на величину, пропорциональную
протекшему через его обмотку количеству электричества Q=rt.
Следовательно, по его отклонению можно определить напря¬
жение:
V (4-15)
Рис. 4*87. Принцип действия
роторного киловолътметра.
Если выражать i в миллиамперах, t — в секундах и С — в мик¬
рофарадах, то напряжение V получится в киловольтах. Такой
измеритель напряжения может
быть применен как при длитель¬
ных экспозициях, так и при крат-
. повременных. Однако в послед¬
нем случае для правильности из¬
мерения необходимо, чтобы кон¬
денсатор 'полностью зарядился
за время короткой экспозиции.
При правильном выборе емкости
конденсатора можно получить
показания прибора при выдерж¬
ке в 0,05 сек., отличающиеся от
фактического напряжения на
2-3%.
Роторный киловольтметр состоит из двух электро¬
дов Ли В (рис. 4-87), к которым прикладывается измеряемое
напряжение, и ротора, вращающегося синхронным моторчиком
и состоящего из двух изолированных друг от друга металличе¬
ских полуцилиндров, присоединенных к простому коммутатору.
Щетки на коммутаторе устанавливаются таким образом,
чтобы коммутация тока происходила, в тот момент, когда обе
половины ротора находятся против полюсных электродов.
К щеткам присоединяется микроампер метр
Если к электродам приложено напряжение U и ротор вра¬
щается с числом оборотов п в I сек., то через гальванометр бу-.
дет протекать ток
i = 2nCU, (4-16)
где С— емкость между половиной ротора и одним из элект¬
родов.
Как видно из формулы и как показывает опыт, зависимость
между измеряемым напряжением и током гальванометра по¬
лучается линейной.
Для устранения влияния посторонних электростатических
-целей прибор заключается в металлический кожух.
- V-’ ш
Так как вычислить емкость С по геометрическим размерам
прибора не представляется возможным, то прибор приходится
градуировать.
Достоинства роторного вольтметра: 1) он дает значения из¬
меряемого напряжения непосредственно в каждый данный мо¬
мент, 2) может быть сделан как для измерения высоких (сотни
киловольт), так и низких напряжений (доли вольта) путем из¬
менения величины емкости С; 3) допускает измерение не только
амплитуды приложенного к электродам напряжения, но и мгно¬
венных значений напряжения, отвечающих определенным мо¬
ментам времени. Это свойство роторного вольтметра обуслов¬
лено тем, что ток, протекающий
через гальванометр, определяет¬
ся величиной напряжения на по¬
люсных электродах в момент
коммутации. Поэтому, поворачи¬
вая статор синхронного мотор¬
чика вокруг его оси на 360°,
можно по точкам построить всю
кривую измеряемого напряжения.
Очень ценным свойством ро¬
торного вольтметра является то,
что он не потребляет энергию из
источника, напряжение которого
измеряется.
К недостаткам его следует отнести наличие вращающейся
системы и шум, производимый ею.
Для измерения высокого напряжения в электростатическом
генераторе разработан специальный роторный киловольтметр,
работающий в сжатом газе. Отличается он от описанного выше
отсутствием механического коммутатора, роль которого выпол¬
няет кенотронный выпрямитель.
Упрощенная схема прибора приведена на рис. 4-88. Изоли¬
рованный сектор статора А обращен к высоковольтному элект¬
роду В и периодически экранируется вращающимся с постоян¬
ной скоростью заземленным металлическим диском с секторным
вырезом — ротором /?. Емкость С между статором и высоко¬
вольтным электродом, таким образом, будет периодически из¬
меняться и индуцированный ток статора, который пропорцио¬
нален потенциалу и электрода В, измеряется микроампермет-
ром постоянного тока р,а. Действительно, в те моменты, когда
вырез в роторе находится против статора А, последний заря¬
жается через вентиль / под влиянием потенциала U электрода В.
При повороте ротора на 180° статор экранируется и находив¬
шийся на нем заряд стекает через вентиль 2 и микроампер¬
метр рп. Очевидно, что ток, протекающий через микроампер¬
метр, не зависит от поляр ногти электрода В (так как а одном
Рис. 4-88. Упрошенная схема ро¬
торного киловольтметра с кено¬
тронным выпрямителем.
случае через «его будет протекать зарядный ток, в другом —
разрядный) и равен:
I
•fCU,
(4-17)
Рис. 4-89. Схема роторного кило¬
вольтметра с двумя статорами.
где f — частота изменений емкости.
Чтобы предотвратить прохождение термоэлектронного тока
через выпрямительную цепь в непроводящую часть периода,
в измерительную цепь включена обратная э. д. с одного сухого
элемента £.
Формула (4-17) показывает, что ток через микроамперметр
пропорционален частоте f изменений емкости. Поэтому для уве¬
личения индуцированных токов статор оформляют в виде не¬
скольких секторов (например
четырех), сдвинутых один от¬
носительно другого на 90е; в
роторе делается соответствую¬
щее число вырезов. При этом
общая емкость статора отно¬
сительно высоковольтного
электрода почти не изменится,
а частота ее изменений увели¬
чится в 4 раза и, следователь¬
но, увеличится и индуциро¬
ванный ток. Наконец, созда¬
вая две группы соединенных
между собой статорных секто¬
ров, сдвинутых на 180 электрических градусов, с двумя незави¬
симыми выпрямительными системами, как показано на рис. 4-89,
получим в цепи микроамперметра практически постоянный вы¬
прямленный ток еще вдвое большей величины.
Конструкция прибора показана на рис. 4-90. Статор, состоя¬
щий из восьми латунных секторов, прикрепленных к текстоли¬
товому кольцу, монтирован на корпусе синхронного мотора
(3000 об/мин). Латунные секторы соединены через один в две
группы. Ротор с четырьмя секторными вырезами расположен
перед статором на расстоянии от него 2,5 мм. Мотор со статором
и ротором монтирован в стальной камере, которая прикрепляется
к главному баку электростатического генератора таким образом,
что плоскость вращающегося ротора оказывается в плоскости
заземленной поверхности бака ц обращена к высоковольтному
электроду. Провода от двух групп секторов статора и мотора
выводятся череэ запальные автомобильные свечи. Кенотроны
и батарея Е монтированы вне бака в стальной камере и легко
доступны для наблюдения. Экранированный провод подводится
к микроамперметру постоянного тока на пульт управления, на¬
ходящийся на расстоянии около 15 м.
,64
Исследовани е прибора пжазали, что зависимость между из¬
меряемым налряжением и током микроамперметра выражается
прямой линией, проходящей через начало координат, так что
постоянная прибора мо¬
жет ► быть определена
приложением одного из¬
вестного потенциала. Чув-
ствител ь ность прибора,
пригодного для измере¬
ния напряжений до
1500 кв, оказалась рав¬
ной 20 кв{мка. Чувстви¬
тельность может быть
изменена изменением чи¬
сла секторов статора и
их удалением от высоко¬
вольтного электрода.
Измерение на¬
пряжения в без¬
опасных аппаратах.
В современных без¬
опасных аппаратах изме¬
рение высокого напряже¬
ния связано с большими
трудностями, а в некото¬
рых случаях практически
невыполнимо, так как
присоединение измери¬
тельного прибора без спе¬
циальных дополнитель¬
ных устройств невоз¬
можно. В каждом част¬
ном случае эту задачу
приходится решать осо¬
быми приемами.
В аппаратах закрыто¬
го типа до 150 кв можно
определить максимальное
значение анодного на¬
пряжения рентгеновской
трубки, как указывалось
выше, путем снятия спектра тормозного излучения трубки и из¬
мерения минимальной длины волны.
В высоковольтных аппаратах с газовой изоляцией (резонанс-
трансформа^ры, электростатические генераторы)” напряжение
может быть измерено роторным киловольтметром описанной
выше конструкции, вмонтированным в бак аппарата.
Рис. 4-90.
вольтметра,
Конструкция роторного кнло-
монтированиого в стальной ка¬
мере, прикрепленной к баку электростати¬
ческого генератора.
Я — четырехсекционный ротор; А — сдвоенный
четырехсекцнонный статор; В — высоковольтные
электрод ЭСГ; D — изолирующий держатель ста¬
тора; М — синхронный электродвигатель: К —
стальной бак ЭСГ; 5 — электростатический экран
измерительной схемы.
Измерение н а л р яг * с* и и я in отдельных сек¬
циях трансформаторов высоковольтных аппаратов, предна¬
значенных для питания секционированных рентгеновских трубок.
Присоединение измерительного прибора к отдельным сек¬
циям трансформатора таких аппаратов возможно только через
пространство, предназначенное для помещения трубки. Однако
введение соединительных проводников с высокой изоляцией
в это пространство нарушает режим работы аппарата, так как
вносит дополнительную емкостную нагрузку. Для устранения
этих трудностей можно применить особый метод, который за¬
ключается в следующем.
Так как полное напряжение аппарата равно сумме напряже¬
ний отдельных секций:
то можно написать равенство:
и* V*
. + ^ = 1.
U а
(4-18)
Нетрудно показать, что это равенство имеет често и в том
случае, если отношения , ~ и т. д. будут измеряться при
и a U а
различных значениях полного напряжения Ua, так как отноше¬
ние напряжения на любой секции к полному напряжению не
изменяется при изменении последнего. Поэтому можно подо¬
брать такие значения полного напряжения (/<,„ 1/«* .., Uan,
при которых напряжения на всех секциях будут одинаковыми
и равными некоторому наперед заданному значению l/о- Тогда
уравнение (4-18) можно переписать в следующем виде:
и„
U
ил
(4-19)
Вводя коэффициент трансформации k, можно
(4-19) представить в таком виде:
уравнение
Ц. , £/» , ,ил_
Ш, К/, ‘ ‘ ‘ + Ш'п
1
или
Ч±(±
k ^
(4-20)
Измерения производятся следующим образом. Небольшой
шаровой разрядник (диаметр шаров 25 лш), укрепленный
внутри стеклянной трубы с постоянным расстоянием между ша¬
рами, отвечающим некоторому (известному) напряжению V*,
вводят в пространство, предназначенное для трубки, и присо¬
единяют по очереди ко всем секциям и каждый раз отмечают
зев
........ ; I- 1 . г:
значения Напряжений в первичной обмотке 1)\л U'z%., м t/'n, при
которых происходит пробой в шаровом разряднихе.
Пользуясь уравнением (4-20) (или (4-19), если возможно из¬
мерение полного напряжения аппарата Va > ..., £/Ля}изная
пробивное напряжение шарового разрядника (/* можно опре¬
делить коэффициент трансформации £, полное напряжение и
его распределение по секциям.
4-29« Измерение тока, протекающего через трубку
В качестве измерителя тока, протекающего через трубку,
в рентгенотехнике применяются магнитоэлектрические миллиам¬
перметры, которые, как известно, показывают среднее значение
измеряемого тока. Обычно миллиамперметр снабжается шун¬
тами, позволяющими изменять пределы измерения, что необхо¬
димо в диагностических аппаратах, где, как известно, работа
ведется при сильно отличающихся нагрузках (2—5 ма при про¬
свечиваниях и 50—250—1000 ма при снимках). С целью предо¬
хранения прибора от действия электростатических полей мил¬
лиамперметр заключают в металлический кожух, а стекло над
шкалой покрывают снизу редкой металлической сеткой. Кроме
того, во избежание повреждений обмотки рамки прибора высо¬
кочастотными токами, часто возникающими в рентгеновской
установке, параллельно рамке включают конденсатор емкостью
1—2 мкф.
Измерение тока при очень коротких экспозициях представ¬
ляет значительные трудности вследствие того, что благодаря
инерции отклонение стрелки зависит от времени протекания
тока через рамку прибора. Так, например, нормальный милли¬
амперметр при экспозиции в 0,1 сек показывает около 25%
истинной величины тока, протекшего через его обмотку, и дает
правильные показания только при выдержках, превышающих
0,7-0,8 сек.
Поэтому при коротких экспозициях пользуются либо милли¬
амперметром с заранее установленной стрелкой, либо баллисти¬
ческим гальванометром. В первом случае прибор снабжается
рычажком, позволяющим сдвинуть стрелку до определенного
деления шкалы (обычно несколько меньшего, чем ожидаемая
величина .силы тока), причем стрелка имеет возможность сме¬
щаться только вперед. Если теперь при снимке стрелка слегка
сдвинется с места, то принимают, что ток трубки немного пре¬
вышает значение, на котором была установлена стрелка. Во
втором случае, при использовании баллистического гальвано¬
метра, отклонение прибора пропорционально количеству элект¬
ричества, протекшему через трубку, т. е. произведению тока
на время включения, зная которое, легко определить величину
тока.
3£5
В современных безопасных аппаратах закрытого типа, мил¬
лиамперметр включают в заземленную среднюю точку высоко¬
вольтной обмотки главного трансформатора, а сам прибор вы¬
носят на пульт управления. При этом применяется специальная
измерительная схема (рис. 4-91).
Дело в том, что при выпрямлении высокого напряжения че¬
тырехвентильной мостовой схемой во вторичной обмотке высоко¬
вольтного трансформатора протекает
переменный ток. К этому току добав¬
ляется емкостной ток, обусловленный
наличием в высоковольтной цепи пара¬
зитных емкостей. Поэтому для измере¬
ния тока, протекающего через трубку,
магнитоэлектрическим миллиампермет¬
ром необходимо выпрямить переменный
ток и скомпенсировать емкостной ток.
Выпрямление переменного тока осу¬
ществляется двухполупериодным мо¬
стовым купроксным выпрямителем.
Одна диагональ мостика включается
в разрыв средней точки вторичной об¬
мотки главного трансформатора, в дру¬
гую диагональ включен миллиампер¬
метр.
Емкостной ток компенсируется сле¬
дующим образом. Параллельно первич¬
ной обмотке главного трансформатора
присоединяется специальный компенса¬
ционный трансформатор 7*р. Ко вторич¬
ной его обмотке присоединен потенцио¬
метр Ru с которого через емкость С на¬
пряжение подается к диагонали моста,
-включенной в разрыв высоковольтной
обмотки. Так как первичная обмотка
компенсационного трансформатора вклю¬
чена параллельно первичной обмотке
главного трансформатора, то напряжение на его вторичной
обмотке изменяется пропорционально высокому напряжению,
а следовательно, емкостному току.
Компенсация происходит за счет того, что к диагонали мо¬
стика, куда подходит ток от средней точки вторичной обмотки
главного трансформатора, поступает ток компенсационного уст¬
ройства, равный по величине и противоположный по фазе ем¬
костному току. Настройка компенсатора производится путем
переключения концов первичной обмотки компенсационного
трансформатора и регулировкой напряжения, снимаемого с по¬
тенциометра Ri.
•_nrw\ prW4_e
<ет-<эзо
Рис. 4-91. Принципиаль¬
ная схема для измере¬
ния тока и количества
электричества, протекаю¬
щих через рентгеновскую
трубку.
xipa кратковременных выдер;х«:> порядка де сятых л сотых
долей секунды предусматривается измерение количества элект-
5ичества, проходящего через рентгеновскую трубку при снимке,
[ля этого служит милликулонметр, включенный последо¬
вательно с миллиамперметром, который - имеет два предела
измерений: 30 и 150 милликулон. Миллиамперметр также имеет
два предела измерений: 10 ма для работы в режиме просвечи¬
вания и 200 ма для работы в режиме снимков.
Подвижная система милликулонметра уравновешена при
любом положении стрелки. Поэтому после отброса стрелка
остается против деления, указывающего количество электриче¬
ства, протекшего за время снимка. Чтобы вернуть стрелку мил¬
ликулонметра на нуль, через прибор пропускают ток в обрат¬
ном направлении, используя напряжение одной из дополнитель¬
ных обмоток П трансформатора Тр% через купроксную шайбу В
и ограничивающее сопротивление R*. Для этого нажимают
кнопку /<з.
Переход с одного предела измерений на другой осуществ¬
ляется следующим образом. При включении контактов просве¬
чивания КП милликулонметр закорачивается, а миллиампер¬
метр включается на шкалу 10 ма для работы в режиме просве¬
чивания. Замыканием контактов снимков КС\ миллиамперметр
включается на шкалу 200- ма, а милликулонметр закорачи¬
вается. Наконец, при замцкании контакта снимков КС2 зако¬
рачивается миллиамперметр и работает милликулонметр на
том или ином пределе измерения, в зависимости от положе¬
ния переключателя Я. Деление показания милликулонметра на
выдержку дает ток, проходивший через трубку.
Для защиты пульта управления и купроксных шайб от по¬
падания на них высокого напряжения, при обрыве измеритель¬
ной цепи, предусмотрены газовый разрядник /Я, искровой раз¬
рядник ИР и сопротивление Rs.
ГЛАВА ПЯТАЯ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ
С ВЕЩЕСТВОМ
5-1. Виды взаимодействия
При прохождении рентгеновских лучей через какое-нибудь
твердое, жидкое или газообразное тело они ‘взаимодействуют
с электронами, а при очень большой жесткости — и ядрами
атомов элементов, которые
входят в состав вещества это¬
го тела и при этом теряют
часть своей энергии вслед¬
ствие:
1) истинного поглощения,
т. е. превращения их энергии
- в другие виды энергии;
2) рассеяния, т. е. измене¬
ния направления распростра¬
нения лучей без изменения и
с изменением длины волны.
Первичными элементарными
процессами истинного погло¬
щения рентгеновского излу¬
чения, т. е. преобразования его
энергии в кинетическую энер¬
гию электронов, являются:
1) фотоэлектрический эф¬
фект— вырывание электронов
из атомов поглощающего ве¬
щества и сообщение им кине¬
тической энергии;
2) комптон-эффект — рассеяние с изменением длины волны
'• и передачей части энергии фотона рассеивающему электрону;
- 3) образование пар элементарных зарядов — электрона и по¬
зитрона — и сообщение им кинетической энергии,
iiii; Эти виды взаимодействия схематически показаны на рис-
■v®: * н более детально рассматриваются в.Следующих параграфах.
Рис. 5-1. Важнейшие виды взаимодей¬
ствия фотонов с веществом.
:;у""" у 8-1 Фо10эл:№р1нси|А
Поглощение в результате фотоэффекта заключается в том,
что энергия квантов рентгеновского излучения затрачивается на
вырывание .электронов из атомов поглощающего вещества и со¬
общение им кинетической энергии.
Число вырываемых электронов, так называемых фотоэлек¬
тронов, пропорционально интенсивности рентгеновских лучей,
а энергия их зависит от длины волны лучей и определяется
уравнением:
Av = -^.= ^,+ 1^,
где
ЛV—кванты энергии рентгеновских лучей, имеющих
частоту v;
W3—работа вырывания электрона;
WK = i mo* —кинетическая энергия фотоэлектрона;
при скоростях электронов, сравнимых со скоростью света, выра¬
жение для кинетической энергии электронов, вытекающее из
принципа относительности, имеет вид (см. § 5-8):
r‘ = ^(vr=F-1)’
где р = — отношение скорости электрона о к скорости света с.
Вообще можно различать следующие три случая вырывания
электронов:
1. Вырывание электронов, слабо связанных с атомами (пе¬
риферические электроны), т. е. ионизация в наружном слое.
Эти фотоэлектроны обладают наибольшими энергиями, так как
работа удаления их мала (несколько электронвольт).
2. В тех случаях, когда кванты hv рентгеновских лучей, па¬
дающих на данное тело, настолько велнки, что они могут вы¬
рвать электроны из внутренних слоев атомов поглощающего
вещества, возникают фотоэлектроны, обладающие значительно
меньшими энергиями, и одновременно возникает характери¬
стическое рентгеновское излучение. Механизм возникновения
характеристического излучения атомами поглощающего .тела,
с внутренних слоев которых вырваны электроны, изложен
в § 1-27.
То, что эти фотоэлектроны обладают относительно малыми
энергиями, объясняется, тем, что работа вырывания 'электро¬
нов W3 из внутренних слоев атома велика; следовательно, зна¬
чительная часть энергии кванта hv затрачивается на вырывание
внутриатомных электронов, и только остаток ее идет на сооб¬
щение нм кчяетнче< коЭ энергии.
Поглощение рентгей<^Ш1Х луней и вырывание электронов
этого рода происходит особенно сильно тогда, когда длина
волны первичных лучей немного меньше длины волны Характе¬
ристического излучения атомов поглощающего тела. С дальней¬
шим уменьшением длины волны падающих лучей поглощение
и интенсивность вторичного характеристического излучения
ослабевают. На рис. 5-2 дана зависимость интенсивности вто¬
ричного характеристического излучения ^излучения меди от
длины волны первичны^ рентгеновских луче^. При известной
длине Ьолны падающих лучей нетрудно вычислить энергии фо¬
тоэлектронов, вырываемых из различных уров¬
ней атомов поглощающего тела. Так, если мы
будем облучать серебряную пластинку лу¬
чами вполне определенной длины волны, на¬
пример Ка-излучением вольфрама, то можно
ожидать, что из серебряной пластинки будут
вырываться фотоэлектроны, обладающие ки¬
нетическими энергиями:
Vi =Av
-W
А* К *
W2 — А V W Ар L ,
“*а*м и т- Д-
Рис. 5*2. Зависи¬
мость интенсивно¬
сти вторичного
характеристи ч е -
ского /Св -излуче¬
ния меди от дли¬
ны волны первич¬
ных рентгеновских
лучей.
гДе И'леК* rA*L> м’ - —работы выры-
вания электронов из уровней К, L, М, ... ато¬
мов серебра.
Кроме того, при вырывании электронов, например из
уровня К атомов серебра, возникает характеристическое К-из-
лучение серебра, которое при поглощении в самой пластинке
может дать в свою очередь небольшое число электронов, вы¬
рванных из уровней L и М атомов серебра. Энергии этих элек¬
тронов не зависят от частоты подающих- на пластинку лучей
и определяются очевидными уравнениями:
^ = \к,Г^нит' Д-
Так как скорости этих электронов зависят только от рода
атомов' поглощающего тела, то они часто называются фото¬
электронами флюоресценции или фотоэлектронами
второго рода.
Измерения скоростей фотоэлектронов, произведенные мно-
гими исследователями, подтвердил к ука зтич.ч расчеты,
которые нетрудно произвести, так как частота излучения п ра¬
бота вырывания электронов для различных уровней атомов
известны.
3. Анализ распределения (числа) фотоэлектронов по ско¬
ростям показал, что относительное число фотоэлектронов вто¬
рого рода слишком велико, того же порядка, как и число фото¬
электронов первого рода. Дело в том, что если фотоэлектроны
второго рода вызваны поглощением вторичного характеристиче¬
ского излучения серебра в соседних атомах, то число их, опре¬
деленное по коэффициенту поглощения серебра (см. § 5-13),
должно быть очень малым как явление третичное.
Это противоречие было разъяснено опытами Оже и др., ко¬
торые фотографировали пути фотоэлектронов в камере Виль¬
сона (см. рис. 6-22). Они обнаружили, что очень часто из одной
точки (на фотографии) выходит несколько (два или четыре)
фотоэлектрона, причем траектория (длина пробега) одного из
них зависит, а траектории остальных не зависят от частоты па¬
дающего излучения и малы по сравнению с длиной пути пер¬
вичных фотоэлектронов.
Появление парных траекторий Оже объяснил многократной
ионизацией атомов, теория которой состоит в следующем. Пусть
величина падающих квантов Av такова, что они могут совер¬
шить работу WAg к вырывания электронов из уровня К атома
серебра. Тогда
будет, равна кинетической энергии выброшенных электронов.
Освободившееся место в слое К атома серебра может быть
занято электроном, упавшим из слоя L, и'прн этом испускается
квант характеристического излучения серебра hvAg к.Этот квант
может быть поглощен внутри того самого атома, в котором он
возник, и при этом произойдет вторичный фотоэффект в слое L.
На вырывание этого электрона необходима энергия WAgL ; по¬
этому он получит энергию, равную
^ = *VAgK
Теперь в слое L отсутствуют два электрона. Их места могут
быть заполнены двумя электронами, упавшими из слоя М с ис¬
пусканием атомом двух квантов L-излучения, или же освобо¬
дившаяся энергия может быть поглощена в том же атоме
с испусканием двух фотоэлектронов из слоя М. Таким образом,
из одного атома может быть одновременно выброшено четыре
фотоэлектрона без лучеиспускания (один из уровня К. один из
уровня L и два из уровня М). Указанный процесс иллюстри¬
руется диаграммой рис. 5-3. Теория сложного фотоэффекта под¬
тверждается измерениями Оже и других не только качественно,
но н количественно.
372
Оказывается, что сложный фотоэффект происходит очень
часто, причем в атомах с малым атомным номером многократ¬
ная ионизация наблюдается чаше, и переходы электронов нэ
удаленных уровней на внутренний в большинстве случаев
происходят без испускания •tmvmi
Фотошктрцн
рентгеновских лучей. Так, у
аргона только 7% переходов
совершается с лучеиспускани¬
ем, у криптона — 40%; соот¬
ветствующие цифры для мо¬
либдена—67—69%, для селе¬
на—53—56%, для никеля —
33—42% и т. д. В остальных
случаях освобождающаяся
энергия расходуется на много¬
кратную ионизацию без луче¬
испускания.
На ряс. 5-4 дана средняя
кривая процента квантовых
выходов характеристического
лзлучения w н характеристи¬
ческой эмиссии фотоэлектро¬
нов 1—w в зависимости от
атомного номера поглощаю¬
щего вещества.
Явление Оже, очевидно,
влияет на интенсивность ли¬
ний спектров характеристиче¬
ского излучения (первичного
и Вторичного), именно, умень¬
шает их интенсивность. Кроме
того, оно приводит атом в
дважды ионизованное состоя¬
ние, обусловливающее излуче¬
ние недиаграммных линий
(сателлитов) (см. § 1-29).
г*?о род а
Рис. 5-3. Схема поглощения квантов
рентгеновского излучения с испуска¬
нием характеристического излучения
(слева) и с испусканием электронов
второго рода (справа).
Рис. 5-4. Выход квантов характери¬
стического излучения w в зависимо¬
сти от атомного номера Z поглощаю¬
щего тела. Теоретическая кривая по
Вентцелю; кружки и крестики — экс¬
периментальные точки.
5-3. Рассеяние рентгеновских
лучей
Процесс рассеяния рентге¬
новских лучей состоит в том,
что первичные лучи при попадании на вещество отклоняются от
своего первоначального направления и рассеиваются по всем
направлениям. Существуют две теории рассеяния рентгеновских
лучей:
1) классическая теория, которая основана на исследова¬
ниях рассеяния относительно мягких рентгеновских лучей,
373
показавших, что жесткость рассеянного излучения совпадает
с-жесткостью первичных лучей;
2:>~квантовая теория, предложенная Комптоном и ДебаеМ,
основана на более поздних исследованиях рассеяния жесткого
излучения, показавших, что жесткость рассеянного излучения
меньше жесткости первичного излучения.
5-4. Классическая теория рассеяния рентгеновских лучей
г По классическим представлениям явление рассеяния за¬
ключается, в том, что первичные лучи вызывают вынужденные'
колебания слабо связанных электронов рассеивающего тела,
которые сами становятся при этом центрами, излучающими
вторичные рассеянные лучи той же длины волны. Исходя из
таких представлений можно найти интенсивность лучей, рассе*
янных одним электроном:
Электрическая составляющая Ер поля падающей электро¬
магнитной волны, которую примем линейно поляризованной,
сообщает электрону ускорение
в= — Ег (5-1).
/71
4. - ..
G другой стороны, известно (см. § 1-10), что общий лоток
энергии, излучаемый электроном, движущимся с ускорением а*
т. е. интенсивность излучения, равен:
L г «у
з «* ’
(5-2)
Подставля’яв (5-2)'значение а из (5-1), имеем:
/ _'JL JLf%
(5-3)
| Выражая величину ЕР -^напряжённость электрической со¬
ставляющей волны подающих лучей — через их интенсивность,
исходя" из уравнений Умрва-Пойнтйнга
/
'р— 4т ср->
(5-4)
Получаем окончательное выражение для интенсивности рассеян¬
ного., излучения одним электроном:
8- е*
3 с*т* '
(5-5)
5-5. .Коэффициенты рассеяния
а) Из уравнения (5-5) легко определить к о э ф ф и ц и ент
рассеяния одного электрона т. е. отношение
--(лче'Сонвпсп! э.ксеяцного ^злучечня /*. t днтенстн ос~г
падающих лучей 1Р:
1, _ 8п е*
tj, 3 c*m’
(5-6)
б) Так как каждый атом рассеивающего тела содержит^
электронов, то, принимая, что рассеяние отдельными электро¬
нами происходит независимо друг от друга, можно считать,.что
общее рассеяние, производимое одним атомом, равно сумме
рассеяний отдельных электронов, и атомный коэффи¬
циент рассеяния выразится формулой:
в
в
3
(5-7)
в) Если в 1 см3 рассеивающего тела содержится п атомов,
то на 1 см длины пути первичных лучей интенсивность рассеян¬
ного излучения будет:
с*т*
и линейный
коэффициент рассеивания равен:
oa = n—Z
3 Лп*1
(5-8)
где п — число атомов в единице объема.
г) Наконец, относя рассеЛные к единице массы (1 г), полу¬
чим выражение для массового коэффициента рассея¬
ния, разделив выражение (5-8) на плотность вещества р:
о
т
<?о л 8к g е4
р р 3 £*/П2 '
(5-9)
В этом выражении — можно выразить через число Авогадро N
. *. • . • Я .
и атомный вес At так как число атомов в 1 г - равно —:
3
4
. с*тг А
(5-10)
Подставляя числовые значения для N, с, т и с (см. приложе¬
ние 1), имеем:
— = 0,402 —,
t . А
(5-11)
т. е. массовый коэффициент рассеяния не зависит ни от длины
волны первичных лучей; ни от рода рассеивающего вещества,
z • • ...
так как отношение — для всех элементов, кроме водорода, со-
А
храняет почти постоянное значение, равное половине (см.
$ 5-!3).
5-6. Завнся.иосТь ННтенскёНОсти р&СсёйНпсГо кллучсйМй
от направления
Кроме величины коэффициента рассеяния, можно найти
также зависимость интенсивности рассеянного излучения от на*
правления для случаев поляризованного и неполяризованного
первичного излучения. Для определения рассеяния в произволь¬
ном направлении в случае поляризованного первичного излуче¬
ния разложим вектор электрического поля падающей электро¬
магнитной волны на две составляющие — параллельную и пер¬
пендикулярную данному направлению. Тогда интенсивность
рассеянного излучения в этом направлении будет пропорцио-
Пусть направление неполяризованного излучения и направ¬
ление рассеянного совпадают с плоскостью phc. 5-5 и образуют
между собой угол 0. Известно, что всякое неполяриэованное
излучение можно разложить на два перпендикулярных друг
другу поляризованных компонента. Электрический вектор од¬
ного компонента направим, так, чтобы он совпадал с плоскостью
первичного и рассеянного лучей (с плоскостью рисунка), а век¬
тор другого компонента — перпендикулярно этой плоскости. Если
напряженность поля в обоих направлениях Ех и Ev, то
или, так как ввиду полной неполярнзовакности падающих
лучей
Тогда интенсивность рассеянного излучения в направлении 0
от колебаний в направлении Ех будет:
Если мы имеем неполяри-
зованный луч, то интенсив¬
ность рассеянного излучения
в определенном направлении
может быть определена сле¬
дующим образом.
нальна квадрату перпендику¬
лярной составляющей элек¬
трического вектора поля, так
как (см. § 1-10) электрон, дви¬
жущийся с ускорением, не из¬
лучает В направлении уско¬
рения.
Рие. 5-5. К зыводу формулы (5-17).
е!=е1+%
(5-12)
то
(5-13)
•£*cos*0
(5-14)
и от колебаний в ь апргвлеяия Еу.
/ 2 **. в*
'» з Ля* ty-
(5-15)
Полное рассеяние в направлении 6 равно сумме этих рас¬
сеяний,.т. е. учитывая (5-13):
г . г _ 2 «* и» !+«*••
," + ,""зА1»6' 2 "
(5-16)
через 1р (5-4), получаем:
в* в* » l-fCOS*3_, Г+С04*в
3 ew1' 2 * 2
(5-17)
Множитель 1 + с°**вt называемый поляризационным мно- .
А
жителем, показывает, что наибольшее рассеяние проис¬
ходит в направлении первичного пучка и в прямо противопо¬
ложном, а наиболее слабое—в плоскости, перпендикулярной
к первичному пучку.
5-7. Квантовая теория рассеяния рентгеновских лучей
(эффект Комптона)
Указанные в предыдущем параграфе закономерности рассея¬
ния согласно исследованиям Комптона не' подтверждаются
в случае рентгеновских лучей с очень короткой длиной волны
(начиная 'с Я «О,ЗА), а именно, с умень-
шением длины .. волны наблюдается
уменьшение коэффициента рассеяния и
Рис. 5-6. Схема взаимо¬
действия фотона со сво¬
бодным электроном.
уве'лиЧЦйе длины волны рассеянного из;
лученияГ Эти факты не могут*быть объ-
ясненыс точки зрения классической тео¬
рия. Согласно квантовой теории при рас¬
сеянии первичных рентгеновских лучей
имеет место следующее явление.
При взаимодействии кванта лучистой
энергии Avi со свободным электроном ос¬
вещаемого тела вместо кванта Avi возникает новый квант
Av,<A\'j и из тела вылетает электрон с определенной скоростью
(зависящей от длины волны падающих лучей и направления
вылета), так называемый «электрон отдачи».
Схема такого взаимодействия дана на рис. 5-6, из которой
видно, что рассеяние можно трактовать как своего рода упру¬
гий удар между падающим квантом Avi и рассеивающим элек¬
троном т. При этом квант сообщает электрону импульс н пере¬
дает ему часть своей энергии, а сам продолжает движение под
377
ytaou ф к направлению первоиачаяьного йвюксиия, обладая-:
уже меньшей энергией, т. е. с ыеныией частотой или большей
длиной волны.
: Таким образом, «соударение* кванта с неподвижным с во-
бодным электроном аналогично соударению частиц. Отличие за¬
ключается только в. том, что. рассеянный квант ftv, (фотон) ле-
тит со скоростью света, т. е. его скорость после соударения не ;
меняется. Поэтому уменьшение энергии фотона проявляется
в умёньшении его «Массы». Так как массе электрона передается '
энергия и импульс, то изменяется не только энергия фотона, во
и направление его движения.
5-8. Элементарная теория эффекта Комптона
Для выяснения зависимости между частотой рассеянного
луча- V*,- скоростью электрона отдачи, v и углами рассеяния <р
и ф (рис. 5-6) рассмотрим случай вполне .упругого столкновения
фдтойа с неподвижным свободным электроном т«, применяя
закон 'сохранения энергии и'закон сохранения количества
Движения.' *
Пусть фотон до столкновения имеет энергию Av»;' тогда, учи-'
тывая изменение массы быстродвнжущихся электронов, должны
быть справедливы, согласно закону сохранения количества дви¬
жения, следующие уравнения;-
» ■ « с. • ■ у 1
cosf=^cos?+ . _
С • УТ^р
g£=-cosfr (5-18)
0 = ^aln:T+ ■ sin ф,
с V\-P
или, вводя обозначения
получаем >
•«—a cos? •
VI-
¢08+,
(5-19) ;
(5-18')
О = а'sin <р+ sin+. (5-190
Закон .сохранения энергии-дает третье уравнение: . ~
Avj — А», » 1РК. (5-20) •
Для. выражения, кинетической энергии И?* быстродвижу-.
щегося. электрона воспользуемся принципом эквивалентности :
массы и энергии, вытекающим из принципа относительности: -
т
для покоящего**элш$о*м
ttitf? — е,
для быстродвижущегося электрона
тс* =
т^с2
У1-Р»
Очевидно, разность е'-~в равна кинетической энергии движу¬
щегося электрона, т. е.
‘'-'"^(тгЬр-1)' <5-2,)
Подставляя (5-21) в (5-20), получим третье уравнение:
ИЛИ
«— а
yi-p*
(5-20')
В уравнения (5*18'). (5*190 и (5-200 входят три неиэвестных
величины V,, р к tp, так как v< — задано, .а <р — рассматривае¬
мый угол рассеяния. Определим сначала v« или Я* — частоту
или длину волны рассеянных лучей в зависимости от угла <р-
Для этого исключим М 4 из уравнений (5-180, (5-190
и (5*200-
Возведем в квадрат (5*180 и (5-190 и сложим:
(в—«' cos у)* * «в* ф,
e'*$in*« = —sin* ф,
* 1—р*
i—Р*
= a*—2cta'cos? + a'*COS*f + a'*s1n*?
а* ^ a'*—2*a' COS ф.
Прибавив к обеим частям этого выражения по единице,
получим:
-2— + i « _1_ = 1 + «* Jl a'* — 2aa' coS f.
j—р» 1 1— р* ■ ' т
. .. ■*/ I 1* •
Подставляя это выражение в возведенное -в квадрат* урав¬
нение (5-200, имеем: - - . * ' '
(«— о/ -{• I)2 s 1 -j- 01*4. a/a^2aa'fcb£V. ' ,4Г
Открывая скобки и сокращая, получаем:
ас/ У — а ‘-а ъг* cos © ; .
или
откуда
<*' (1 + a (1 — сое 9)1 =* «,
l + e(l-~cosf)
(5-22)
Подставляя теперь значения а и а', получаем:
Ьч
н . Avg а ■ , (5-23)
яу* | +_£*(1_с©»у)
т^с*
mo^-f Avi(l — cos ?)
откуда
V*ot*
У -f Ц (1 —cost)
(5-24)
или, так как v = у, то
т^9
h
откуда
1 А|
*« moc*-f — (I — cos^p) ***» + •*<* —«“*)’
*1
K-h + ’z-O-casd^b + ^sin*-£-
идо sigp *
ЛЬ = W» = ^(l-cos*)==-^sin’-J-. (5-25)
Ultfi Шф &
**
Подставляя числовые значения я выражая ДА в А, имеем:
ДА = (| _со8?) &2,43.— cos?) =
9-10-J8-3-J010
= 4,86.10~2 sin*-|- А. (5-26)
Эта окончательная формула показывает, что увеличение
длины волны рассеянных лучей ДА, не зависит от длины волны
падающих лучей, а зависит только от угла рассеяния.
Изменение (увеличение) длины волны в направлении падаю¬
щих лучей (ф—0) равно нулю и достигает максимума в прямо
-противоположном направлении (<р=л):
Д^.л = 0.0486А.
i
(5-27)
5-9. Энергия и Hittipia.u яис полегл электрона отдачи
Вычислим теперь энергию электрона отдачи WK, скорость
которого образует угол <р с направлением первичного кванта
Avi. Очевидно, кинетическая энергия электрона отдачи должна
равняться разности энергий квантов падающих и рассеянных •
лучей:
WK =» Avx — Av4.
Подставим выражение для Av. из уравнения (5-23):
IP ^iw«ca _Л Г» mpc* 1-
* m,<* + Avj (l — Cps c) 1(_ mjC* + Av, {1 — cos <f) J
— (Av!)»(l — cosy)
*>«** + Avj (1 —eosf)
2 (Avt)* sin*
: —. (5-28)
«<£* + 2Av, sln!-^-
Отношение кинетической энергии электрона отдачи к энер¬
гии первичного кванта Av<:
Ег ^ — cos ?)
Av, яце* + Avx (1 —- cos <?)
2Avx sin* -2-
uc* + 2Av, sin* ~~~
(5-29)
A
Вводя обозначение —— = a,
moc*
в литературе выражение:
_ д(1 —cosy)
Avj 1-M(l—cos?)
получим часто встречающееся
2a sin* -ж-
-. (5-30)
1 +2«sin*-|-
Из формул (5-29) я (5-30) следует, что при <р=0, т. е. если
рассеянный луч идет в направлении падения первичного луча,
энергия электрона отдачи равна нулю: WK =0 и, следовательно,
(рассеянный луч не меняет длины волны в этом направлении
см. формулу <5-25) ]. Энергия электрона отдачи достигает мак¬
симума при q>=180°, т. е. когда фотон после столкновения
с электроном летит в обратном направлении:
Е* = —Ей . (5-307)
. Avj I -f- 2» /«ос* + 2Avx
Передача энергии электронам отдачи сильно зависит от
длины волны падающих лучей. При мягких лучах (Х> АХт,*)
энергия электронов отдачи ничтожно мала и изменение длины
волны рассеянного излучения практически незаметно. Так, на¬
пример, при длине волны падающих лучей Х=*0,2 А электрону
передается около 20% энергии фотона. Чем жестче первичные
лучt Jrbiuab часть *#ергйи фотона передается oflejctpofeak
отдачи. При очень жестких лучах (к А^ах) почти вся энергия
кванта может быть передана электрону. Поэтому ослабле¬
ние интенсивности пучка очень жестких рент¬
геновских лучей обусловлено, главным образом,
эффектом Комптона, а обычное поглощение
(фотоэффект) играет малую роль.
Найдем теперь угол ф, под которым вылетает электрон от¬
дачи при выходе рассеянного кванта под углом <р, т. е. зависи¬
мость угла.ф. от ф. Для этого разделим (5-19') на (5-18'):
в —a COS? COS?
o' V
Подставляя выражение для ~ ♦ из уравнения (5-22) имеем:
(К
ы, * _ »*"Д в
ьг 1-1 о (I— COS?)—COSO
2 sin
(! +«)(1—cos?)
-2-cos ~
2 2 )
(1 +«)2sin»-2-
<5‘3I>
Соотношение между энергией элешронов отдачи и энергией
рассеянных квантов хорошо иллюстрируется диаграммой Дебая
(рис. 5-7), изображенной для
случая Avi*=moc*, т. е. для лу¬
чей, кванты которых обладают
такой же «массой», как элект¬
рон.
Тогда (5-29):.
2 sin* —
. (5-32)
I -j-2sin*— ,
2
На диаграмме радиус пунктир¬
ной полуокружности равен А»,.
Стрелки в верхней половине
диаграммы дают направления
■полета рассеянных квантов;
ннжнне стрелки дают направ¬
ления движения электронов отдачи. Одинаковые цифры при
верхних и нижних стрелках соответствуют отдельным случаям
взаимодействия фотона ftvi с электроном. Верхняя н нижняя
кривые концов стрелок — эллипсы. Отрезок продолженной верх-
№
.-, • • у у V -- - : *
ней стрелки, заключенныймежду эллипсом и полуокружностью,
дает энергию электронаотдачя(ддину нижней стрелки).
Из фигуры, далее, видно, что при изменении угла рассея¬
ния ф от нуля дс 360° направления полета электронов отдачи
лежат в I и IV квадрантах, т. е. электроны отдачи могут лететь
только вперед, рассеянные же кванты ftv, могут распростра¬
няться во всех направлениях.
5-10. Рассеяние с неизменной длиной волны
Экспериментальная проверка теории эффекта Комптона про-'
изводилась многими исследователями. На рис. 5-8 приведены
результаты исследования рассеяния К» излучения молибдена
графитом. С помощью ионизационного
спектрометра Брэгга (§ 1-4) определялся
спектральный состав первичного излуче¬
ния (кривая А). Затем измерялся спект¬
ральный состав рассеянного излучения
Рис. 5-8. Кривые спект- Рис. 5-9. Кривые спектрального состава рассе-
ральвого состава рассе- инного К,-излучения серебра различными лег-
янного графитом Ав-из- коатомиыми элементами под углом 90*.
лучевая молибдена.
под различными углами <р к направлению первичного луча (кри¬
вые В, С, D при ф * 45°, ф в 90°, ф = 135"). Из этих кривых
видно, что рассеянное излучение состоит из двух компонент:
излучения с измененной длиной волны и излучения с длиной
Mv/
fv/
K7
JCf.
rJ
Yr
Гч/
V"
J
Vyr^?:
_rvrN/
Xr
J
\ . ft
Vj/TV.. j.
J,
\ Ni
41/14-, t
J.
\ Си
УЗ
во нод, разтки г.ли;м золкы г.ерпьч-кчо u»a,saroa?eri>) излучения.
Для объяснения наличия рассеянных лучей с неизменной дли*
ной волны предложена следующая гипотеза.
Приведенные выше соотношения относятся к случаю, когда
падающий квант взаимодействует с неподвижным свободным
электроном; при этом предполагалось, что связь электрона столь
мала, что можно пренебречь работой отрывания электрона от
атома.
Поэтому этот эффект легко наблюдается при жестких лучах,
взаимодействующих с'ннзкоатомными веществами (графит, па¬
рафин, бумага, легкоатомные газы и т. д.). Если квант взаимо¬
действует с крепко связанным электроном, то электрон может
не придти в движение, и тогда квант отклонится без передачи
энергии, т. е. без изменения длины волны. Очевидно, неизменен¬
ное рассеянное излучение будет тем интенсивнее, чем больше
длина волны падающего излучения и чем выше атомный номер
рассеивающего вещества. Это вполне подтверждается кривыми
рис. 5-9, представляющими спектральный состав рассеянного
К«-излучения серебра различными лфгкоатомными элементами
под углом 90°. При рассеянии литием (Z=3) неизмененное рас¬
сеянное излучение почти отсутствует, в то время как рассеянное
излучение от меди (Z«29) состоит, главным образом, из лучей
с неизмененной длиной волны.
6-11. Коэффициент рассеяния жестких лучей
Согласно теории Комптона коэффициент рассеяния в связан
с классическим коэффициентом рассеяния о» формулой:
0
'1+2*'
(5-33)
**_ 0,0843
«(й* X
Так как при рассеянии квантов жестких лучей часть их энер¬
гии передается электронам отдачи, а остальная часть рассеи¬
вается, то коэффициент рассеяния а следует рассматривать как
сумму двух коэффициентов —одного, учитывающего передачу
энергии электрону отдачи, так называемого электронного ко¬
эффициента отдачи <г«, и второго, учитывающего рассея¬
ние, коэффициента истинного рассеяния о»:
где
V
*• -Та°(1 + &)* *
г /: .- 7- • - •• •
•. С ' *
. w.r.Uvy.
спи формулы с траведлшш дл.ч длины волны падающих лу
чей А>0,08 А. Для более жестких лучей рекомендуется пользо¬
ваться более точной формулой Клейн-Нишина-Тамма:
3
с =
’{^[тйг-И‘+2“>]+
+ ~ In (i -ь 2») — ±+.К1.
2« ' ^ ' (1+2«)»J
5-12. Вторичные процессы при взаимодействии
рентгеновских лучей с веществом
(5-35)
В предыдущих параграфах были рассмотрены первичные
процессы, происходящие при взаимодействии рентгеновского из¬
лучения с веществом, а именно, возникновение фотоэлектронов
■ и характеристического излучения при поглощении и электронов
отдачи и рассеянного излучения — при рассеянии. Очевидно,
возникшие быстрые электроны и характеристическое и рассеян-
ное излучения будут также взаимодействовать с веществом об¬
лучаемого тела.
Дальнейшее взаимодействие возникающих квантов излуче¬
ния аналогично уже рассмотренному, т. е. рассеянный или ха¬
рактеристический квант может или вырвать вторичный фото¬
электрон, или снова рассеяться на более или менее удаленном
электроне, или может совсем выйти из рассматриваемого объема
' поглощающего тела. Процесс последовательного рассеяния по¬
казан на рис. 5-10.
Первичные фотоэлектроны и электроны отдачи поглощаются
веществом поглотителя в области, окружающей место их воз¬
никновения. Электроны,'влетающие в атом, могут или пройти
, сквозь него, или поглотиться им.
Прохождение через атом связано с небольшой потерей энер¬
гии летящим электроном, которая расходуется на отделение
вторичных электронов. Этот процесс может повториться сотни
и тысячи раз; при этом отделяется большое число вторичных
электронов, а скорость первичного электрона — постепенно
Г уменьшается до тех пор, пока ои не соединится с каким-либо
' атомом и не отдаст ему сохранившуюся к этому моменту свою
,• кинетическую'энергию, которая переходит в теплоту.
Резкое торможение первичного фотоэлектрона, сопровож-
дающееся излучением кванта рентгеновского излучения, проис-
i, ходит чрезвычайно редко, так же как и при торможении элек-
‘‘ тронов на аноде трубки.
Вторичные электроны, освобождаемые первичными фото-
электронами и электронами отдачи, имеют небольшие скорости,
; быстро затормаживаются к в редких случаях могут вызвать бо¬
лее медленные третичные электроны."
. , -■ гг..:' '■ Л ■ з»
" '
Ял...*'-и :..-л*Хчг.
, u эдскгзкмия поглощаются оолучав-
мым веществом, и кх энергия переходят в теплоту.
Абсорбция фотоэлектронов или электронов отдачи и осво¬
бождаемых ими вторичных и третичных электронов иллюстри¬
руется схемой (рис. 5-11), где Ait Аг, As, ...— атомы поглощаю¬
щего тела, et— первичный фотоэлектрон, е* е$— вторичные и
третичные электроны.
Полная цепь превращений энергии, происходящих при вза¬
имодействии рентгеновских лучей с веществом, может быть
представлена в упрощенном виде следующей схемой.
Наибольшая толщина слоя, которую могут пролететь неко¬
торые наиболее быстрые фотоэлектроны, называется «предель¬
ной толщиной». Она зависит от начальной скорости первичных
фотоэлектронов И обратно ПрОПОрЦИОНаЛЕНА ПЛОТНОСТИ ПОГЛО-'
тающего веществ*.
В табл. 5-1 даны «предельные слои» х в алюмкннц в зави¬
симости от начальной скорости фотоэлектронов, измеренной
в киловольтах и в частях скорости света —.
С
По данным для алюминия были вычислены предельные тол-
Pai
щнны для. воды по формуле: хИ)Р = -£-лгА1=* (2J.: 1)хА|идля
Воздуха по формуле: = ^2,7: ^-хА1..
Рис. 5-10. Процессы
последователь н о г о
рассеяния.
Рис. 5-11. Схема
абсорбция элек¬
тронов.
Таблица 5-1
КЛ
■*А !• ми
хвовд* См
УАЬ **
у*овд»**
25
30.0
0,011
0.030
3.6
0.0045
1.5
50
41.4
0,045
0,12
15
0,016
5.3
75
49,0
0,084
0.23
20
0,037
12,2
100
54,8
0,125
0,34
41
0,08
26,0
150
63,5
0,22
0,60
73
0,15
50,0
200
69,5
0,31
0,84
103
0,20
65,0
250
74,2
0,42
М3
140
0,29
95,0
Эти данные являются максимально возможными, в действи¬
тельности глубина проникновения фотоэлектронов значительно
меньше. Так, практически полное поглощение электронов (до
99% общего числа) происходит в слое толщиной у, значения
которой приведены в 6 и 7 столбцах этой же таблицы.
38?
3-13. Ослабление ляг» lit ihfioem пучка однородны*
рентгеновских лучей вследствие поглощения н рассеяния
Если пропустите узкий параллельный пучок однородных
рентгеновских лучей, т. е. обладающих одной длиной волны X,
через слой какого-нибудь вещества толщиной D сантиметров
(рис. 5-12), то по мере проникновения лучей в этот слой интен¬
сивность* пучка будет уменьшаться вслед¬
ствие поглощения и рассеяния.
Пусть /*—интенсивность пучка лу¬
чей, проходящих через элементарный
слой толщиной dx, отстоящий от поверх¬
ности поглощающего тела на х санти¬
метров; тогда уменьшение интенсивности
dlx внутри этого слоя будет пропорцио¬
нально интенсивности пучка /*, входяще¬
го в этот элементарный слой, и толщине
этого слоя dx:
-dIx = ?IJx, (5-36)
где ц. (коэффициент пропорционально-
Рис. 5-12. К выводу за- сти) называется линейным коэффи-
кона поглощения рентге- циентом ослабления, который за-
новских лучей. висит от длины волны и рода поглощаю¬
щего вещества.-
Разделяя переменные в (5-36) и интегрируя по х от 0 до D,
получаем:
или
Ip = (5-37)
где /•—интенсивность падающих лучей и Id—интенсивность
лучей, прошедших через слой толщиной D.
Так как ослабление первичного пучка лучей обусловлено
поглощением и рассеянием, то коэффициент ослабления можно
рассматривать как сумму двух коэффициентов — линейного
коэффициента поглощения т и линейного коэф¬
фициента рассеяния о, такчто
т
{I sa % -)- 4. -
Следовательно, уравнение (.>о7) Меж* t лсреньсать г К:
/0 = /йе“(т'г,° = /0е"°г1 (5-38)
Из приведенных формул видно, что ослабление рентгенов¬
ских лучей увеличивается очень быстро с увеличением толщины
поглощающего слоя. Ниже приведены экспериментальные дан¬
ные ослабления интенсивности однородного пучка лучей при
длине волны Л=0,71А в алюминиевых пластинах разной тол¬
щины:
Толщина слоя D, мм . . 0,1 0;5 1,0 2,0 3,0 4,0
Отношение/:/' 0,87 0,5 0,25' 0,06 0,015 0,004
Зависимость коэффициентов ослабления р, поглощения т и
рассеяния в от химической природы поглощающего вещества
принимает простую форму, если их отнести не к единице длины
(пути прохождения через поглощающее вещество), а к единице
массы этого вещества, т. е. если значения этих коэффициентов
поделить на. плотность р рассматриваемого вещества. Коэффи¬
циенты —, — и — называются массовыми коэффнциен-
р р Р
тами ослабления, поглощения и рассеяния.
Массовый коэффициент рассеяния согласно
классической теории [формула (5-11)] не зависит от длины вол¬
ны лучей и слабо уменьшается с ростом атомного номера рас¬
сеивающего элемента. В действительности массовый коэффи¬
циент рассеяния увеличивается с увеличением атомного номера
рассеивающего вещества следующим образом:
Z . . 2—18 16—22 22—30 31—35 36-32 40—44 44-54 54—92
у.. 0,18 0,18-0,2 0,2-0,3 0,3-0,4 0,4—0,5 0,5-0,6.0,6-0,7 0,7
Массовый коэффициент поглощения сильно за¬
висит от длины волны лучей н от атомного номера вещества
поглощающего тела. Он определяется экспериментально сле¬
дующим образом.
Закон ослабления пучка однородных лучей опреде¬
ляется формулой
1Я — (5-39)
Измеряя интенсивность /* пучка лучей, прошедших через
слои какого-либо вещества различной толщины л, можно по¬
строить кривую — = /(х), представляющую собою изменение
интенсивности пучка лучей /* в зависимости от глубины х про¬
никновения лучей, в поглощающее тело (рис. 5-13,о). Эта
зависимость получается более простой, если по оси абсцисс
отгадывать не ■—; a. Ig-*-, так как в этом случае получим
h
прямую ЛИНЯЮ (рис. 5-13,6)
В самом деле, логарифмируя (5-39), имеем:
1п/, = 1п/0 — |*л
или
1п= 2,3 Ig-k- = — рх, и lg-~ = — ~Х> (5*40)
/« /ф *0
т. е. Ig ~ пропорционален глубине х проникновения лучей.
Наклон этой прямой дает меру коэффициента ослабления:
р = a -j- t = 2,3 tg <f.
Рис. 5-13. Кривые изменения- интенсивности пучка
однородных лучей в зависимости от глубины проник¬
новения в поглощающее тело (абсорбционные кри¬
вые).
Определив таким образом р и зная коэффициент рассея¬
ния. о, можно найти коэффициент поглощения:
т=*р. — о =^2,3tg©— о. (5-40')
На рис. 5-13,6 нанесены две пунктирные линии, из которых
линия а отвечает лучам с большей длиной волны, коэффициент
ослабления которых больше (tg<pa>tg<p), и кривая б — более
жестким лучам, для которых (tg<j>b<tg<p) и цв<ц.
Эти кривые носят название абсорбционных кривых м
качественно характеризуют проникающую способность лучей.
Более наглядную характеристику проникающей способности лу¬
чей дает так называемый слой половинного ослабле¬
ния, представляющий собой толщину Д слоя облучаемого тела,
при прохождении которого Интенсивность пучка лучей ослаб¬
ляется в два раза, т. е.
Коэффициент ослабления ц связаи с толщиной слоя поло¬
винного ослабления А, измеренной в сантиметрах, соотноше¬
нием:
V
__ 0,693
:—Г'
(5-41)
которое легко получается из уравнения (5-39). Логарифмируя
это уравнение и подставляя -у- ** 2, получим:
In— = 1п2 =»рД,
- ' fi
откуда
0,693
д
Рис. S-14. Зависимость мае- Рис 5-15. Зависимость массового
сояых коэффициентов во- коэффициента поглощения плати-
глощения меди и серебра иы от длины волны лучей,
от длины волны лучей.
Толщина А слоя половинного ослабления легко определяется
из абсорбционных кривых. Так/ для лучей трех различных длин
волн, абсорбционные кривые которых показаны на рис. 5-13,6,
слои половинного ослабления будут 3,4 и 6 мм.
На рис. 5-14 и 5-15 даны кривые зависимости массовых
коэффициентов поглощения для меди, серебра н платины от
длины волны лучей (см. также приложение 7).
Для углерода (графита), алюминия и меди (рис. 5-14, 5-15
и приложение 8) массовый коэффициент — при увеличении
, . - р
длины волны до 1А непрерывно возрастает; для серебра, пла¬
тины и свинца массовый коэффициент поглощения резко умень¬
шается' при вполне ‘ определенной длине волны рентгеновских
лучей’и затем снова возрастает. Скачок в изменении коэффи¬
циента поглощения происходит для каждого вещества при
вполне определенной длине волны \к, характерной для данного
веществ», и обусловлен тем, что ври длинах волн, превышаю*
щях Хк. поглощение уменьшается, так как прекращается вы-
рын&Ьне электронов из слЪя К. Длина волны Хк/оря которой
появляется скачок поглощения-, называется К-граиицей по¬
глощения. Величина скачка А н К-граница поглощения для
некоторых элементов приведены в табл. 5-2 и в виде.кривой—
на рис. 5-16.
Кроме К-границы поглощения у тяжелых элементов наблю¬
дается еще другая граница L, имеющая три скачка, располо¬
женные близко друг к другу, которые возникают при значи¬
тельно более длинных волнах (рис. 5-15).
12
10
В
в
4
г
, Длина волны Хк, а также X, , X. ,
. “I “11
X, лм. , .... при которой появляется
Х.Ц1' Д»| ’ ' * *
гпашша nAPJiAiTiPTditf Шклаито ПАЛ1ННН1А&
1 ряница пт лищспАл^ hmactui втичпнипу
■ VO fi я 1/¥АППлА Я ПО (ТВ WIIAPA ПАРRATIV 9(ЛТКАРА
; ХараКТсрпОЦ ДЛЯ КаЖДОГО ПОГЛОЩаЮЩеГУ
НАТПАГТЯЙ U nni(^JHf4fftAJTtiltA ПЯВНЙ /||А>
, РСЩС^10Ор Л ILL/fll/tfI ПОД 1 <10X10 \Rv
СКППЬКЛ М ЙНК1И и пли не вол*
г
VIVvJlOAV/ И1уУ1РШС| nQfirovflli&UVfl Д^ШЛу OUvl
UM ^nAfDAT^TRVIrtflf йЙ ЙЙМ!! УЙ.ПЯУТЙП11е
0 10 20 BOBOS
Рис. 5-16. Ска1
границе для
элементов
'0 SO 70 00 стического излучения атомов облучае-
„ мого вещества. Например, для К-излу-
чок на. л* upHEiQ*
р“ых.
Таблица S-2
А1
Ре
N1
Си
Zn
Кг
Мо
Pd
г
13
26
28
29
30
96
42
46
ь «
13,3
8,6
8.3
8.2
8,2
7.8.
8.9
6.8
хкА
7,94
1,74
.1,48
1,98
1.28
—
0,618
0.608
Продолжение
А*
Sn
Хе
W
Pt
Аи
РЪ
Z
47
50
54
74
78
79
82
ь
6,7
6.5
6.3
6,7
5,6
5.8
5.5
хкА
0,485
0,424
—
0,178
0,158
0,153
0,14
На основании измерений различными исследователями по¬
лучены4 для массового коэффициента поглощения приближен-
ные формулы вида:
Р ~САК[
(542)
992
. ■ ‘w:T) A •al'i’i
•;4V:.
X
г
A
m, n и C
длина волны; .
атомный номер;
атомный вес поглощающего вещества;
постоянные.
Щ. Так, по измерениям Аллена:
4 ==6,0132-4)^ для Х<Х„
? А *
4 = 0,0018-4^“ ДЛЯ X > Хк -
Р -А 1 '
(5-43)
По данным Вальтера:
— в 0,0160 4~Х* для X < Х.к
t А к
— = 0,00522 4- X* для X > L.
t А ж
(5-4Т)
Так как поглощение н рассеяние происходят в атомах ве¬
щества, то ослабление интенсивности рентгеновских лучей при
прохождении через какое-либо сложное тело зависит от рода
и количества атомов, входящих в состав этого тела, и почти
не зависит от того, образуют ли атомы химическое соединение
или механическую смесь. Поэтому коэффициенты ослабления,
поглощения и рассеяния для тела, представляющего собой смесь
или химическое соединение нескольких элементов, могут быть
вычислены из коэффициентов элементов, входящих в состав
этого тела. Пусть в данном теле содержится:
Pi—вес. частей первого элемента с массовым коэффициен¬
том поглощения —,
pi ^
' pi — вес. частей второго элемента с массовым коэффициен¬
том поглощения — и т. д.
ь
Тогда массовый коэффициент поглощения данного тела на¬
ходится по формуле:
f =й(А) + Л(^) + ... <М4)
5-14. Универсальная кривая Ионсона
Эта кривая служит для нахождения коэффициента погло¬
щения любого вещества.
:¾ Приведенные .выше формулыу(5-4$)» & (5-43*) для определе¬
ния массового коэффициента ^моще^яйуддалетворяютоныт-
нъш- данным' лишь для небольшого числа, элементов.» ;Иойс6й
показал на основания св6нх? Ц^йе'рейиЙи результатов измере¬
ний других исследователей, что зависимость — от Л и Z не
р
может быть выражека для всех элементов и длин волн одной
общей формулой указанного вида (5-42), потому что показатели
степеней тип для различных элементов различны и зависят
от Z и %. Если же рассматривать не массовый коэффициент по¬
глощения —, а величину
р
’--Ш’ (Ь45)
где
А — атомный вес;
Z — атомный номер 'Поглощающего вещества;
N—число Авогадро,
то зависимость между те и произведением ZX для всех элемен¬
тов и всех длин волн меньше границы поглощения X к выра¬
жается одной кривой: *
-/<*>• 1М6)
Величина т« называется электронным коэффициентом погло¬
щения и представляет собой коэффициент поглощения, -отне¬
сенный к одному электрону, так как отношение равно числу
электронов, содержащихся в 1 г вещества.
На рис. 5-17 дана так называемая универсальная кривая
Ионсона, начерченная в логарифмической сетке, выражающая
зависимость:
In М)к = (5'47)
Эта кривая лишь немного отличается от прямой и может быть
выражена эмпирической формулой:
<^>к = (у т)к=(5*48)
где п — функция (Z%) и меняется от значения 3 при Zk — 8 до
2,3 при Z X = 770. Значок К .указывает на то, что эта формула
верна, до Кограницы поглощения, т. е. до длины ролны X# .для
рассматриваемого тела. Для длин волн, превышающих Хх, по¬
глощение уменьшается, и коэффициент поглощения, полученный
из кривой Ионсона, необходима .разделить на величину скачкр
поглощения 6к- *
Для Нахождения коэффициента поглощения Надо полу-
^ z
ченную из кривой Ионсона величину xeN умножить на -г-.
Величину бк скачка поглощения К-границы поглощения
можно получить на кривой рис. 5-16 или из отношения длин
Т-
Ч"*
-Л
T-iM?
-- 90
. »-
ел __
■£>
!
.
:г-
J
--9
0U
«ft _
0.Г
/
. 4ч -
~ OV
ш- 50
is i
• v l
7
Л
:: ц
w
.. vX
15 ~
1
<8?/
30 ~
2S -
Т
_
•7
г
«W
-- и
20 -
(
■/
20
10-
-+
=Э
■V
— И
-
А
t:\
16
I
Г
—J -
* К 1
?Ь
t
-1
/
-1
t
— -
ч
-- Ю
- 0
-
j
--0
-“7
•? 0
£
1
-Л
V
--5
Ч-
-С-
А
# ~
Г
J.0
з -
74 -
J
л
■ “ 3
* - 25
2 -
хе -
з
т.
—
/-
-- 2
-- 10
8=
щ
г
'“10
::й
<2 "
4
Г
1
1
V»
**
?sses
llgi
1¾
т
II
—а
, Рис. 5-17/-Универсальная кривая Ионсона,
волн, отвечающих двум^соседним границам поглощения, между
которыми лежит* дЛНИа волны изучаемого излучения:.
~ х,
Чн
4i
И т. д.
Кривая коэффициента поглощения платины, пересчитанная
Ионсоном -указанным способом, приведена на рис. 5-18, где
ломаная линия дает" зависимость коэффициента поглощения от
длины, волны, полученную опытным путем, а плавная представ¬
ляет собой фиктнвйую зависимость ~~ от X, подученную путем
Рис. 5-18. Зависимость массового коэф¬
фициента поглощения платины от дли¬
ны волны лучей (ломаная линия).
Плавная кривая даст расчетную завися-
х
мость — от X без учета скачков на
Р
границах поглощения.
*
ЮОI
80\
ео\
щ
20*
О
яят&ш'шш
ЯШЖЯЖГЖ'Л'ЯЪ
яяжшяяят'ш
яшжшжам.
яяжшжяжлы
^¾¾%¾¾¾%%¾
тъжшжлжжл
^¾¾¾¾¾¾¾¾¾
УЖЯЖШШ'Щ.
02 ом as 0J9 т
McdbiZ*}9)
Рис. 5-19. Относительное
влияние поглощения и рас¬
сеяния в процессе ослабле¬
ния для воды в зависимо¬
сти от длины воляьг лучей;
Рис. 5-20. Относительное
влияние поглощения и
рассеяния в процессе ос¬
лабления для меди в за¬
висимости от длины вол¬
ны лучей.
умножения ординат ломаной кривой на иеличину схачка погло¬
щения, соответствующего каждому участку, а именно, орди¬
наты первого уступа на бк, второго уступа на 8К\,, третьего
м Wi„ ит-д-
Для определения полного коэффициента ослабления — не-
Р
обходимо к величине — прибавить —.
р Р
Так как массовый коэффициент истинного поглощения очень
сильно возрастает с увеличением X и Z, то при лучах средней
жесткости и поглощающем веществе, состоящем из тяжелых
элементов (2>20), ослабление пучка лучей происходит, глав¬
ным образом, вследствие поглощения; рассеяние в этом случае
играет незначительную роль. Поэтому при определении коэф¬
фициента ослабления можно пренебречь величиной —, по-
Р
скольку > .
Р р
Напротив, при очень жестких-лучах и легкоатомном погло¬
тителе коэффициент поглощения сильно уменьшается и стано¬
вится сравнимым и даже меньше коэффициента рассеяния, н
ослабление интенсивности пучка лучей происходит главным об¬
разом за счет рассеяния. В этом случае при определении коэф¬
фициента ослабления расчеты -необходимо вести отдельно для
коэффициента поглощения и рассеяния. На рис. 5-19 и 5-20
даны кривые, показывающие относительное влияние поглоще¬
ния и рассеяния в процессе ослабления для воды (Z*j>e=7,9)
и меди (2=29) в зависимости от длины волны пучка лучей,
проходящих через эти вещества.
5-15. Ослабление пучка неоднородных лучей.
Эффективный коэффициент поглощения и эффективная
длина волны
Фильтрация излучения. До сих пор мы рассматри¬
вали поглощение однородных лучей, т. е. лучей одной опреде¬
ленной длины волны X. В большинстве случаев практики ис¬
пользуется тормозное излучение, разлагающееся в непрерывный
спектр. На рис. 5-21 кривая 0 дает пример состава неослаблен¬
ного тормозного излучения. Интенсивность неослабленного из¬
лучения /о выражается формулой:
и определяется в некотором масштабе площадью, заключенной
между кривой 0 н осью абсцисс.
.проникает в .тело, ^Щ^ство кбторого
сойЬнт из элемента с атомном номером Z, то Нее компоненты
его испытывают поглощение и рассеяние, но Не в одинаковой
степени.
Так как коэффициент ослабления сильно возрастает с увели¬
чением длины волны ^кривая то ослабление длинноволно
вых компонент неоднородного излучения происходит значи¬
тельно сильнее, чем коротковолновых, и состав ослабленного
излучения изменяется: кривая спектрального распределения
интенсивности укорачивает¬
ся со стороны длинных волн,
максимум интенсивности^
смещается влево, только Xtol0
при этом не изменяется.
Следовательно, тормозное
излучение при прохождении
через слой любого вещества
делается менее неоднород¬
ным и средняя жесткость
его увеличивается. Это
действие поглощающего
слоя на состав неоднород¬
ного излучения называется
фильтрацией лучей, а
поглощающий слой назы¬
вается фильтром. Влия¬
ние толщины алюминиевого фильтра на изменение распре¬
деления плотности интенсивности по спектру показано на
рис. 5-21.
Очевидно, фильтрация неоднородного пучка лучей при раз¬
личных материалах фильтра должна быть различной, потому
что при низком атомном номере вещества фильтра и относи¬
тельно жестком излучении ослабление лучей происходит, глав¬
ным образом, за счет рассеяния, а так как коэффициент рассея¬
ния мало меняется с длиной волны, то в этом случае относи¬
тельное ослабление всех компонент спектра неоднородного
излучения происходит приблизительно одинаково. При веществе
фильтра с большим Z преобладающую роль в ослаблении
играет поглощение, которое резко возрастает с увеличением
дл.ины волны X. Следовательно, фильтрация тяжелым фильтром
происходит значительно сильнее. Сказанное иллюстрируется
кривыми рис. 5-22.
Как видно из этих кривых, излучение, фильтрованное графи¬
том, наиболее богато длинноволновыми компонентами; излуче¬
ние, фильтрованное медью и серебром, получается более
жестким.
Рнс. 5-21. Изменение распределения
плотности интенсивности по спектру в
зависимости от толщины алюминиевого
• фильтре.
39а
'• 'лм. . •' bv'j^'4
П&ТО&^.бб^ В К«Ч€)СТВ^ фИЛЬ»]рОВ?1Н,й- ■
терналы с большим атомным номером. Однако в таки*' веще¬
ствах граница полосы поглощения Хк может оказаться внутри
спектра .фильтруемых лучей, н
фильтрованное излучение мо¬
жет получиться состоящим из
двух участков спектра (рис.
5-22, кривая Ag). Поэтому
наиболее подходящими мате¬
риалами для фильтрации не¬
однородного излучения яв¬
ляются материалы с атомным
номером Z не выше 30 (цинк),
для которых граница поглоще¬
ния лежит при Х=»1,ЗА в об¬
ласти длин волн, редко приме¬
няющихся в практике. Обычно
применяются фильтры из Zn
(Z — 30) и Си (Z 20) при напряжениях на трубке U > 100 кв
и из А1 (Z == 13) при V < 100 кв.
Фильтры из материалов, граница поглощения Хк которых
лежит в области используемого спектра, применяются для вы-
Рис. 5-22. Фильтрация излучения
различными фильтрами:
С — графитом 11 мм: AI — алюминием
4.4 мм; Си — медью 0,25 мм\ Ag — серебром
0.075 мм.
Рнс. 5-23. Фильтрация излучения молибденового
анода {Z 42) цирконовым фильтром (Z = 40,
Хм5*»0,687 А). Линия Кш ослаблена в 20 разг а ли¬
вня в 3 раза:
в —без фильтра: б —с фидьтром 160 лг/сл1 ZrSi; а —
С фильтром 270 ме/см* ZrSi.
деления 1^-линии .характеристического излучения нз общего
спектра излучения при структурном анализе. Если выбрать ма¬
териал фильтра с атомным номером Z на единицу меньшим, чем
атомный номер анода, то граница поглощения фильтра будет
399
j-ел’ат;. ц-жду и К.-»;ел учения а-ндч Лхчыу лучи с д.ч-
ней волны Яр будут сильно ослаблены, в то время как лучи
с длиной волны Я, слабо (рис. 5-23).
Абсорбционная кривая неоднородного излу¬
чения. Так как по мере проникновения пучка неоднородных
лучей в поглощающее тело отдельные составляющие его ослаб¬
ляются в различной степени, то общая интенсивность неодно¬
родного излучения в верхних слоях поглощающей среды умень¬
шается значительно быстрее, чем в нижних слоях. Поэтому при
неоднородном излучении зави¬
симость ig/x от х выражается
кривой линией (рис. 5-24), на¬
клон которой к оси х с увели¬
чением х постепенно уменьша¬
ется, н следовательно, коэффи¬
циент ослабления, определяе¬
мый тангенсом угла наклона
касательной (tg ф) в каждой
точке кривой lg -f— f (х), по
и
мере прохождения лучей в
глубь тела, уменьшается. Од¬
нако это уменьшение угла по¬
степенно замедляется и, на¬
чиная с точки О (х—10 мм),
кривая идет почти прямолиней¬
но, т. е. как й при однородном
излучении, интенсивность которого на поверхности поглощаю¬
щего тела равна 0,42 интенсивности рассматриваемого неодно¬
родного пучка. Точку G, в которой кривая Ig — ■» f (х) перехо*
1л
Рис. 5-24. Абсорбционная кривая для
неоднородного пучка рентгеновских
лучей.
дит « прямую, навивают «точкой однородности», а излучение,
отмеченное прямолинейной частью абсорбционной кривой, назы¬
вают «практически однородным». Это название, конечно, нельзя
понимать в том смысле, что излучение, фильтрованное слоем,
лежащим выше точки G, однородно, т, е. состоит из лучей одной
длины волны; оно может содержать интервал длин волн, про*
стирающихся на одну или больше октав, т. е. отношение крайних
длин волн в спектре
К
2\ где п — число октав.
Эффективная длина волны и эффективный
коэффициент поглощения. Как выше указывалось,
.зависимость lg ^ =*/(*) для бднородного пупка лучей выра~
цфся прямой линией, прэтбму касательная линия в гочке D
( ГiИ.Kill 7 ЬС %C >■ r ■) . . .Л Ч.С ' ; i :: j' > J 1: > ‘‘w*”, ) f? К •< H I Я -S' 4 • *
лаблелил к-лсрлс « .-^2-,3 tgc-j-
Так как фиктивный пучок однородных лучей ослабляется на
глубине 4 мм алюминия (в точке D) так же, как и действитель¬
ный неоднородный пучок, то можно вместо неоднородного излу¬
чения рассматривать фиктивный однородный пучок лучей, кото¬
рый ослабляется в данном слое так же как и реальный неодно¬
родный пучок.
Длину волны такого однородного излучения называют «эф*
фективной длиной волны неоднородного пучка лучей Хэфф>»
а коэффициент ослабления, отвечающий этой длине волны,—
«эффективным коэффициентом ослабления р«фф» неоднородного
излучения в точке D. т. е. фильтрованного слоем толщины сЦмм].
Под эффективной длиной волны неоднородного излучения
понимают длину волны такого однородного лучка (монохрома¬
тического)» излучения, интенсивность которого ослабляется не¬
которым элементарным слоем облучаемой среды во столько же
разг как и интенсивность данного неоднородного пучка лучей.
Очевидно, эффективная длина волны и эффективный коэф¬
фициент ослабления уменьшаются но мере проникновения
неоднородного излучения в глубь тела и равны длине волны и
коэффициенту ослабления тех фиктивных однородных лучей, ко¬
торые соответствуют положениям касательных в различных точ¬
ках абсорбционной кривой. Так, касательная U дает указанные
величины фиктивного однородного излучения, которое равно¬
значно падающему на тело (х=0) неоднородному излучению как
по интенсивности, так и в отношении проникающей способности.
Скатывая касательную ( по кривой lg —, мы получим для
/о
каждой точки то однородное излучение, которое эквивалентно
неоднородному излучению, фильтрованному слоем, лежащим
выше точки касания. Ниже точки G угол <р не меняется, и сле¬
довательно, эффективная длина волны и эффективный коэффи¬
циент ослабления для практически однородного излучения
остаются неизмененными:
Км - const; Pri* =* const.
Для лучей с достаточной степенью однородности величина
эффективного коэффициента поглощения может быть опреде¬
лена измерением наполовину поглощающего слоя Д. Тогда
Н'эфф —
0,693
J ’
(5-49)
где (1зфф и А относятся к одному и тому же материалу фильтра.
Зная рзфф и атомный номер вещества фильтра, нетрудно найти
и эффективную длину волны, например по кривой Ионсона.
&.'М Ф. И Хдадая
г * «...
401
»-1в.Поглощение
л.( ■:#: . л'-*-?*' ** ‘ *• * г
Ш&6 жястщтхрмгегековских лучей,
Образование пар'
В случае очень жесткого излучения, когда энергия квантов
(фотонов)1 превышает двойную энергию покоя электрона
2отоСа — 1,022* 10* эв,г кроме фотоэффекта и комптон-эффекта,
может возникнуть новый вид Взаимодействия фотона с веще¬
ством, а именно, вблизи атомного ядра в сильном электриче¬
ском поле происходит поглощение фотона с образованием
пары заряженных частиц позитрон — электрон (рис. 5-1,в).
Суммарная кинетическая энергия электрона п позитрона, обра¬
зовавшихся при поглощении фотона Av, равна согласно закону
сохранения энергии:
которая может распределяться между ними различным образом.
Наиболее вероятен случай, когда их энергии одинаковы, но, как
и в случае комлтон-эффекта, могут возникнуть электроны и по¬
зитроны со всеми возможными значениями энергии. В этом про¬
цессе выполняются также и законы сохранения заряда и коли-.,
чества движения. Так как заряды позитрона и электрона равны
по величине, но противоположны по знаку, то суммарный заряд
равен нулю. Образовавшиеся позитрон и электрон разлетаются
в таких направлениях, чтобы геометрическая сумма их коли¬
честв движения плюс количество движения частицы, в поле ко¬
торой произошло образование пары, равнялась количеству двн-
Электрон в своем движении теряет кинетическую энергию
при столкновениях с атомами на их ионизацию обычным путем.
1 Обычно рентгеновские 'кванты (фотоны) характеризуются данной
волны V, намеренной в онгстремах н в ДГ-еднннцвх (l Х= Ю^А). В слу¬
чае очевь жесткого излучения более удобной характеристикой фотонов яв¬
ляется их энергия, выраженная в мектронвольтах (м) или килоэлектрон¬
вольтах (кэо) н мегаэлектронвольтах (мм). Длина волны н энергия фотона
связаны известным соотношением:
* Согласно принципу относительности энергия покоя электрона, выра¬
женная в мектронвольтах, определяется иэ уравнения:
(5-50)
х _ 12,34 _ 0,01234 д
• U мх
* = m#ca = el/,
откуда:
* I.C-IO-20
и
• ИГ® « 0,511 - 10е м.
Позигрюн,Ьбладающий большой едё|[гнёй, т^^^а^йзв(хф§$'
ионизацию, но ври потере скорости медленно движущийся по¬
зитрон при встрече с электроном соединяется с Ним, их заряды
нейтрализуются и частицы преобразуются в два фо¬
тона, разлетающихся в противоположные стороны. Если
соединение позитрона с электроном происходит в полете с боль¬
шой скоростью, то иногда возникает только один фотон, ио
чаще и в этом случае образуются два фотона. Сумма энергий
их h\i+h\2 равна энергии покоя соединяющихся частиц 2пцс2
плюс сумма кинетических энергий
обеих частиц.
Вновь возникшие фотоны в свою
очередь взаимодействуют с вещест¬
вом приблизительно <по вышеприве¬
денной схеме (§ 5-12).
В отличие от фотоэффекта и ком-
птон-эффекта, вероятность которых
сильно уменьшается с увеличением
энергии фотонов, эффект образова¬
ния пар происходит тем чаще, чем
выше энергия фотонов.
Относительная, роль этих трех
процессов, схематически показан¬
ных на рнс. 5-1, зависит от энергии
квантов (фотонов) и атомного но¬
мера ■■ поглощающего атома. Для
данного вещества каждый из этих
видов взаимодействия фотона с ве¬
ществом преобладает в определенном интервале энергий. Так,
в случае фотонов малых энергий (мягких рентгеновских лучей)
основную роль при поглощении играет фотоэффект. При лучах
средней жесткости наряду с фотоэффектом все большее значе¬
ние приобретает комптон-эффект, который начинает играть пре¬
обладающую роль лри жестких лучах. Наконец, при очень жест¬
ких лучах наибольшее значение имеет эффект образования пар.
Если по оси абсцисс отложить энергию фотонов, а по оси ор¬
динат— атомный номер, то можно провести линии, разделяю¬
щие эти процессы, как это сделано на рис. 5-25. Разделяющие
линии проведены так, что вдоль этих линий коэффициенты по¬
глощения одинаковы для соседних процессов.
В табл. 5-3 приведены приблизительные данные, указываю¬
щие, при каких значениях энергии фотонов главную роль в по¬
глощении играет тот или иной вид взаимодействия для -алюми¬
ния, меди и свинца/
Коэффициент поглощения для процесса образования пар л
сильно растет с увеличением энергии фотонов. Кроме того, он
возрастает приблизительно пропорционально квадрату атомного
11“
к
' 1
n
В
f
У
7
/
С
Г1—I I —I -1—1 •
am aos <и ая S л som
Рис. 5-25. Диаграмма, показы¬
вающая области энергии, и
которых преобладают различ¬
ные основные процессы при
взаимодействии у-лучей с ве¬
ществом (по Эваясу).
А — преобладает фотоэффект; В —
преобладает образование пар; С —
преобладает комптон-эффект.
40В
Коэффициент поглощения, см
Длина баллы (X)
Рис. 5-26. Коэффициенты поглощения жестких лучей
в свинце.
\к — полное поглощение; оа — клеЛк-нкшиновское поглощение;
<з s—клсЛи-нншиновс-кос рассеяние; т—фотоэлектрическое по¬
глощение, ^ — образование пар.
Рис. 5-27. Коэффициенты поглощения жестких лучей
в свинце. Значения букв ц. <тв, а*, т и я — те же,
что и на рис. 5-26.
I
I m
| 0.15
ST
I. 6.05
гою 5 k 3
i i j
£
Энергия
Рнс. 5-28. Коэффициенты поглощения жестких лучей
в алюминии. Значения букв ц, ов, а,. т и п — те же,
что и на рис. 5-26.
Т(&лйца5-3
■ Вещёстло
Фотоэффект
Комптон* эффект
пэр
13А1
До 50 /см
От 50 км до 15 Мм
Выше 15 Мм
29Си
» 150 •
■ъ 150 э э 10 >
» 10 »
82РЬ
‘э 500 >
» 500 » » 5 »
> 5 •
номера (Zг) поглощающего вещества н может быть выражен
приближенным уравнением:
it = 1,022), (5-51)
где я —линейный коэффициент поглощения эффекта образов
. вания пар;
k — коэффициент пропорциональности;
п — число атомов в 1 см3;
Z —атомный номер и
hv — энергия фотона в Мэе.
На рис. 5-26, 5-27, 5-28 и 5-29 приведены кривые линейных
коэффициентов поглощения, рассеяния, образования пар и пол¬
ного коэффициента поглощения:
}i = т о it (5*52)
для свинца, алюминия и воздуха. О коэффициентах Оо и а,
см. § 6-3.
Так как фотоэффект и комптон-эффект уменьшаются, а эф¬
фект образования пар увеличивается с увеличением энергии
фотонов, то, как видно из рис. 5-26, суммарный коэффициент
поглощения р сначала уменьшается, при некоторой энергии фо¬
тонов достигает минимума, а затем снова и непрерывно возра¬
стает с увеличением жесткости излучения. Энергия фотонов,
при которой полный коэффициент поглощения достигает мини¬
мума, зависит от атомного номера поглощающего вещества.
Так, минимум коэффициента поглощения в свинце соответ¬
ствует приблизительно фотонам с энергией около 3 Мэе, для
алюминия минимум лежит около 20 Мэе (см: рис. 7-30).
Для вычисления коэффициентов поглощения других веществ
можно использовать эти кривые. Из значений коэффициентов
для свинца можно вычислить коэффициенты для другого веще¬
ства с помощью следующих формул:
_т 11Л*.
11,3 А *
t
(5-53)
ГЛАВА ШЕСТАЯ
ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГИИ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
6-1. Общие соображения об измерении
рентгеновского излучения
Для правильного использования рентгеновских лучей необ¬
ходимо уметь оценивать излучение с качественной и количе¬
ственной сторон. Такую оценку можно производить прямыми и
косвенными методами.
К косвенным относятся те методы измерений которые осно¬
ваны на зависимости между условиями питания трубки и эмит-
тируемым ею излучением, т. е. на зависимости интенсивности и
качества излучения от величины и формы кривой напряжения,
приложенного к трубке, тока, протекающего через трубку,
вольтамперной характеристики трубки и т. д. Однако, так
как эта зависимость сложна н не остается постоянной, то
косвенные методы измерений являются относительными ме¬
тодами, которые могут дать более или менее удовлетвори¬
тельные указания о качестве. и интенсивности излучения
только при вполне определенных неизменяемых условиях ра¬
боты трубки.
Все существующие непосредственные методы измерения
рентгеновского излучения основаны на измерении тех измене¬
ний, которые вызываются ими в облучаемом теле. Следова¬
тельно, для того чтобы измерить энергию рентгеновских лучей,
необходимо заставить их поглотиться в какой-либо среде, слу¬
жащей реактивом, и затем измерить величину реакции. При
этом, если реакция строго пропорциональна количеству погло¬
щенной энергии, то величина реакции может служить мерой по¬
глощенной в реактиве энергии.«
Таким образом, непосредственные методы измерения энер¬
гии рентгеновских, лучей сводятся к измерению энергии, погло¬
щенной в реагирующем элементе измерительного устройства
(прибора). Определение других величин, характеризующих из¬
лучение, производится на основании зависимости их от вели-
чины поглощенной энергии.
н?
Для О ЦТ ми рента ей JbCKOP) л: лу If НИЯ, 04€B?UF о. »Ч*И||> о
днмо: 1) установить основные величины, характеризующие из¬
лучение и связь между ними; 2) уметь находить» какая часть
поглощенной энергии исследуемого излучения превращается в
другие виды энергии и вызывает измеряемую реакцию в погло¬
тителе; 3) рассмотреть те действия рентгеновских лучей, вели¬
чина которых может служить мерой поглощенной энергии.
6-2« Основные понятия и величины,
характеризующие излучение
Качество, т. е. жесткость или проникающая способность
однородного излучения, определяется однозначно и точно дли¬
ной волны л. Для однозначного определения качества неодно¬
родного излучения, строго говоря, необходимо найти распреде¬
ление плотности интенсивности в спектре. Такие измерения
можно произвести с помощью спектрометра и получить таким
образом однозначную и абсолютную качественную характери¬
стику излучения. Однако спектроскопическое измерение слиш¬
ком сложно в повседневной работе; поэтому в большинстве слу¬
чаев неоднородное излучение характеризуют эффективной дли¬
ной волны, которая определяется из абсорбционной кривой
(см. § 5-15) или слоем половинного ослабления.
Для количественной оценки излучения служат
следующие величины.
(.Энергия излучения W, под которой понимается
энергия рентгеновских лучей, проходящих через данную поверх¬
ность за данное время. Различают также энергию рентгенов¬
ских лучей, падающих на данную поверхность облучаемой
среды Wo, и энергию, поглощенную облучаемой средой Wa.
2. Мощность излучения. Р — энергия рентгеновских
лучей, проходящих через данную поверхность' в единицу
времени:
3. Интенсивность излучения / — энергия рентгенов¬
ских лучей, проходящих в единицу времени через единицу по¬
верхности, перпендикулярной к направлению лучей:
/ _ dP _ &w
. ds dsdt
Откуда,
4. Плот к*-':* » t i- . 11.1 v р 1 г ; и h : иктрс / - i r
Кошение интенсивности лучей dl% здключенныл;
В узком интервале длин both d/. спектра, к этому
интервалу
dk
5. Так как действие рентгеновских лучей на облучаемое тело
определяется поглощенной энергией, то в рентгенометрии вво¬
дятся также величины, характеризующие поглощенную энергию.
Энергия рентгеновских лучей, погло¬
щенная в единице массы1 облучаемого
тела, называется дозой/);
dWg
dm р dV 9
где dV—элемент объема, q — плотность
облучаемого тела.
6. Кроме дозы, отпущенной в течение
всего времени облучения, представляет
интерес также доза, отнесенная к едини¬
це времени, так называемая мощность
д о,э ы:
dD
D=^5== —
HI (I
А
-dK
1
р
° it'
Рис. 6*1. К выводу зави¬
симости между * интен¬
сивностью излучения / и
мощностью дозы Pd.
7. Так как по мере проникновения рентгеновских лучей в ка¬
кое-либо тело, интенсивность их, а следовательно, и поглощае¬
мая энергия, уменьшаются, то, очевидно, мощность дозы на
различных глубинах будет различной. Поэтому различаются:
а) поверхностная доза и
б) глубинная доза.
Для выяснения зависимости между интенсивностью излуче¬
ния / и мощностью дозы PD рассмотрим элемент объема йУ
усеченного конуса узкого пучка однородных лучей высотой dx и
сечением s (рис. 6-1). Пусть PDx — мощность дозы в точке А\
т. е. количество энергии излучения, которое поглощается в еди¬
ницу времени в единице массы вблизи точки Д; тогда количе¬
ство энергии лучей, поглощенное в одну секунду в объеме dV>
равно /WWq. Оно должно быть равно разности входящей и
/выходящей' мощности, уменьшенной на величину рассеянной
.мощности в объеме dV, которую примем равной SjdV • ¢.
1 Заметим, что до 1958 г. под дозой понималась энергия, поглощенная
а единице объема
D —
dW а
dV
409
Kc.-ifc /оР- йДО&снвяосгь лучей на поверхности тела.тойсед-
кость, излучения, входящего в объем dV в секунду:
Р, = (6-1)
где 5 — поперечное сечение пучка лучей.
Мощность излучения, выходящего в то же время из объема
dV, равна
Р*+о, = Я, + ^ d* = О - *<*)■ (6-2)
Следовательно, учитывая (6-1) и (6-2), имеем:
(pDx + Sx)dV-{, - Рх~Р^ах = 1й*Г**ф = /,s(-. + o)dx.
Так как dV=sdx, то
(PDx + 5х)-р = /,т + /,в,
откуда
(6-3)
где 1Х — интенсивность лучей в точке А, расположенной на
глубине х сантиметров от поверхности облучаемого
тела;
—массовый коэффициент поглощения.
Р
В случае практически однородного 'излучения* эффективный
коэффициент поглощения которого где и интенсивность в точке
. -MtLbS- м
В следующем параграфе будет показано, что в формулы
(6-3) н (6-4) вместо коэффициента поглощения т необходимо
ввести другой коэффициент: у — коэффициент электронного
преобразования, так что эти формулы примут вид:
2
р
(6-5)
■ *. - - -ff ; '■ ' :■ »■■’ ■ -: . ,-. ./у ¢#/:.
Таким образоммоШ^ь дозы PD выраженная я эрф-ъе*}
равна произведению вдтедсивдастн излучения 1&рфм*сек1па
массовый коэффициент электронного преобразования ~ [смг]г].
Р
Если мощность дозы относить к см\ то получим формулу:
PD = /? эрг!см9-сек. (6-5')
6-3. Определение энергии рентгеновских лучей,
переходящей в другие виды энергии
В пятой главе было показано, что при взаимодействии рент¬
геновских лучей с веществом часть их энергии задерживается
в поглощающем слое. В результате ряда превращений задер¬
жанная в слое энергия превращается частично в кинетическую
энергию фотоэлектронов и электронов отдачи, частью же пере¬
ходит снова в лучистую энергию.
Электроны, возникающие в облучаемом веществе, прй взаи¬
модействии с атомами этого вещества отдают им свою энергию,
которая превращается в другие виды энергии (в зависимости от
свойств поглощающего тела — тепловую, химическую, лучистую
другого качества, энергию ионизации или биологическую).
Вторичное излучение (рассеянное и характеристическое)
распространяется во все стороны и выходит из рассматривае¬
мого объема тела.
Таким образом, все химические и физические действия
рентгеновских лучей в поглощающем слое вызываются той
частью поглощенной энергии первичного излучения, которая
преобразовалась в энергию электронов.
Пусть /0 — интенсивность падающего на тело пучка лучей
и U — интенсивность его после прохождения слоя толщиной d$
тогда:,
А,-Vм(6-7)
Следовательно, в рассматриваемом слое задерживается энергия
We = - Ijst = /*s/ (1 -«-м) = Г, [1 , (6-8)
которая, как указывалось, частью превращается в энергию
электронов, частью в лучистую энергию.
Оба коэффициента хна могут быть представлены в виде
суммы двух коэффициентов: *
(6-9)
о*=«4 + о,. (§-10)
Здесь (те учитывает энергию, преобразованную в кинетиче¬
скую элегию электронов отдачи, и гг, — энергию рассеянного
излучения, те — энергию, преобразованную в зкершю фотозлех-
тронов, н т*^энергию характеристического излучения.
Поэтому та часть поглощенной энергии рентгеновских лучей,
которая преобразовалась в энергию электронов, характери¬
зуется . коэффициентом:
Т=-г+3,. (б-11)
называемым линейным коэффициентом электрон¬
ного преобразования, и выражается формулой:
W, = W0 f 1 — Г(’*+ '*И] = Г,(1 — е~'а). (6-12)
Коэффициент ое определяется формулой (5-34) Комптона: 4
(6-13)
' "(I +2«)*
и тем меньше, чем короче длина волны X первичного излучения
и чем ннже атомный номер Z поглощающего вещества.
Коэффициент Тс вообще меньше, чем т:
= (6-14),
Здесь й=1 — us —,
где
>. — длина волны первичных лучей;
X,— длина волны характеристического излучения атомов
поглощающего вещества (очевидно, Х<Х„);
и, — отношение числа возбужденных первичным излуче¬
нием атомов, которые отдают воспринятую энергию
в виде характеристического излучения, к общему
числу возбужденных атомов (см. § 5-2), равное по
о 10-¾4
Вентцелю; и. jr-r .
* I + 10-¾4
Подставляя значение для о« и т* из (6-13) и (6-14) в"(6-11),
имеем:
х 10-¾4 \
>•* 1 + ur*z* / ’
(6-1Г)
Если yd мало (<0,06), то, разлагая ё~'л я ряд и ограничиваясь
двумя членами разложения, имеем вместо (6-12):
Wt = W»id. (6-120
Если yd — велико, то е~лЛ стремится к нулю и
Wt=*W0. (6-12")
В дальнейшем мы рассмотрим те действия, которые вызы¬
вает поглощенная энергия, и.исследуем, измеримы ли эти дей¬
ствия и как они зависят от качества и интенсивности излучения,
«2 •' ' ■ ■ • S.
Is; j : joiicTi*L« реипенсьслгх .г.ч-;:- : рз f
лить на следующие:
1) тепловое,
2) фотографическое,
3) световозбуждающее,
4) электрические (фотоэффект внутренний и внешний и
ионизационное),
5) химическое,
6) биологическое.
Фотографическое действие рентгеновских лучей является од-
ним из видов их химического действия. Однако, так кар методы
регистрации и измерения ионизирующих излучений, основанные
па их фотографическом действии, обладают рядом специфиче¬
ских особенностей и имеют большое значение при решении раз¬
личных задач, то они обычно рассматриваются отдельно.
6-4. Тепловое действие рентгеновских лучей
Во всяком химически инертном теле поглощенная энергия
рентгеновских лучей переходит после ряда превращений в теп¬
лоту, которая проявляется в повышении температуры этого
тела. Нели в рассматриваемом теле излучение поглощается пол¬
ностью или если точно известно, какая часть энергии в нем по¬
глотилась, то количество выделившейся теплоты может служить
мерой падающей на это тело энергии.
Количество выделившейся теплоты может быть определено
измерением повышения температуры или же измерением увели¬
чения объема поглощающего тела. При этом должны быть вы¬
полнены следующие условия:
1) абсорбированная энергия должна целиком превращаться
* в теплоту;
2) потеря теплоты теплоизлучением, теплопроводностью и
конвекцией должна быть исключена.
Первое условие почти никогда не выполняется, потому что
часть воспринятой поглощающим телом энергии теряется в виде
вторичного излучения. Вторичное излучение слагается из излу¬
чения (характеристического и рассеянного) и фотоэлектронов
(главным образом с поверхности) и зависит от природы погло¬
щающего тела и жесткости первичных лучей.
. Второе условие также не выполняется, ко потери теплоты на
| теплоизлучение и теплопроводность могут быть компенсиро-
' ваны применением нулевого метода! который заключается
< в следующем. Сначала измеряют изменение температуры по¬
глотителя под действием рентгеновских лучей, затем проводят
поглотителю такое количество теплоты, которое вы-
Щыцщщ ш изменение температуры. Тогда подведенчое, точно
4!&
измеренноекодячесгво тёплотйг дает Мфу itctf лощенной энергии-
излучения-
Измерение очень малых количеств теплоты требует очень
чувствительных и точных приборов и тщательной эксперимен¬
тальной работы. Поэтому тепловые методы измерения энергии
рентгеновских лучей применяются только при лабораторных
исследованиях. Тем не менее значение этих методов очень ве¬
лико, так как только по тепловому эффекту возможно непосред¬
ственное экспериментальное измерение энергии рентгеновского
излучения. Именно тепловые методы позволили эксперимен¬
тально определить к. п. д. трубки, а также обосновать и оце¬
нить пригодность других более удобных и простых методов
измерения.
Для измерения теплового действия рентгеновских лучей раз¬
личными исследователями применялись:
а) воздушный термометр,
б) плоский болометр,
в) термостолбик,
г) радиомикрометр,
д) калориметр.
6-5. Воздушный термометр
Этим прибором Дорн (1897 г.) впервые измерил к. п. д.
трубки.
Две одинаковые стеклянные колбочки, из которых одна со¬
держит поглощающую рентгеновские лучи пластинку, соеди¬
нены узкой стеклянной трубочкой с жидкой пробочкой. При на¬
гревании пластинки под действием поглощенной энергии давле¬
ние воздуха в этой колбочке повышается, и отклоняет жидкую
пробочку нз положения равновесия на некоторое расстояние.
Нагревая ту же пластинку постоянным током до той же темпе¬
ратуры (того же отклонения пробочки), можно определить ко¬
личество поглощенной энергии. В этих опытах температура воз¬
духа в колбочке, содержащей пластинку, при облучении в тече¬
ние 30 сек., повышалась на 10"3°С. Этот метод не отличается
большой чувствительностью и точностью.
6-6. Плоский болометр
Действие его основано иа том, что электрическое сопротив¬
ление металлической ленты увеличивается с повышением темпе¬
ратуры. Болометр включается в одну ветвь электрического
моста и помещается на пути исследуемого пучка рентгеновских
лучей. При повышении температуры болометра его сопротивле¬
ние увеличивается и стрелка гальванометра отклоняется на не¬
который угол, геличина которого служит мерой изменения со-
т. с. taepoft его й^ревдвдя ^ с^дова-
телыю, той энергии рентгеновских лучей, которая в йем йогдо-
тилась.
Болометр обычных размеров (рис/ 6-2), применявшийся
в физике для измерения лучеиспускания нагретых тел, впервые
был применен Шепсом для измерения рентгеновских лучей
в 1896 г.
В 1923 г. Боуэрс применил вакуумный болометр, в котором
полностью исключена теплоотдача конвекцией. В качестве по¬
глощающего элемента служила платиновая лента шириной 4 мм
и толщиной 0,3 мм, которая прикреплялась к стеклянной рамке
с помощью тонких платиновых поло¬
сок и запаивалась в стеклянный бал¬
лон, из которого выкачивался воздух.
В схему мостика постоянного тока
Ряс. 6-3. Схема включения боло¬
метра.
включались два платиновых сопротивления совершенно одина¬
ковой конструкции (рис. 6-3). Баллон облучаемого сопротивле¬
ния В\ снабжался тонким алюминиевым окном для уменьшения
поглощения рентгеновских лучей в стенках баллона.
Так как сопротивления ветвей Bt и В2 практически равны,
то и Ri должно быть равно R2. Значения Ri и R2 выбираются
из соображений максимальной чувствительности болометра. Для
этого надо найти, какое будет отклонение гальванометра G при
бесконечно малом изменении сопротивления болометра dB. По¬
лагая Ri~R2=*R, В2—г и Bt=r+dr и сопротивление гальвано¬
метра Rf и обозначая ток, протекающий по ленте болометра,
через i, можно вычислить ток гальванометра ig по формуле
Из формулы видно, что для того чтобы отклонение гальва¬
нометра было большим, сопротивления /?t и R2 должны быть*
большими, а сопротивления гальванометра Rg и болометра г
должны быть малыми. Наконец отклонение гальванометра ie
пропорционально току болометра г, большое увеличение (выше
0,5 а) кшорого .H>u.i.iTe.i»Ho г;-ь к* к гиту*: понвкпся т^рмс-
токи в схеме. Калибровка болометра производилась постоянным
током, причем оказалось, что отклонению стрелки гальвано¬
метра на 100 делений отвечало 1,24 • 10~3 джоулей. Облучение
болометра производилось в течение 10—30 сек, и по показа¬
нию гальванометра вычислялась энергия, поглощенная лентой
болометра.
Для определения телесного ~угла пучка лучей, прошедших
через активную часть болометра под платиновой лентой поме¬
щалась кассета с фотопленкой, на которой получалась тень
ленты. Площадь этой тени, деленная на расстояние между фо¬
кусом трубки и пленкой, дает величину телесного угла актив¬
ного пучка лучей.
Так как в ленте болометра поглощается не вся энергия па¬
дающего пучка лучей, необходимо сделать поправку на непол¬
ное поглощение. Для этого, отметив показания болометра, по¬
мещают над ним платиновую пластинку (фильтр) тахой же
толщины, как толщина ленты болометра. Теперь на болометр
падает такое излучение, какое прошло через ленту болометра
в первом случае. Накладывая затем вторую и третью платино¬
вые пластинки, можно построить график зависимости показаний
болометра от толщины фильтра. Пользуясь этим графиком
можно найти энергию рентгеновских лучей, заключенных в те¬
лесном угле, измеренном по фотопленке, а отсюда полное излу¬
чение (рис. 1-24) и к, п. д. трубки (приложение 10).
6-7. Термоэлектрический столбик •
Термоэлектрический столбик был применен Вином (1905 г.)
для измерения энергии рентгеновских лучей, при этом получи¬
лись результаты, совпадающие с измере¬
ниями посредством болометра.
Чувствительность термостолбика, со¬
стоящего из 30 термоэлементов «висмут-
сурьма» с общей поверхностью 1,4 см2
(рис. 6-4), достигает чувствительности бо¬
лометра с поверхностью в 225 см2. Градуи¬
ровка термостолбика производится тепло¬
излучением черного тела, нагретого до
100° С. Преимуществом термостолбика яв¬
ляется то, что лучи поглощаются в нем пол¬
ностью, так что нет необходимости вводить
поправку на неполное поглощение. Однако
приток тепла к спаю изнутри столбика, где лучи поглощаются,
протекает иначе, чем это происходит при градуировке теплоиз¬
лучением нагретого тела, когда тепло поглощается непосредст¬
венно спаем с поверхности, и поэтому градуировка термостол¬
бика не безупречна.
Рис.
6 4. Термостол¬
бик.
416
6-8. f ад л ареале \
Радиомикрометр является видоизменением термостолбика и
был применен д;гя измерения энергии рентгеновских лучей
Адамсом в 1907 г. Замкнутая термопара медь — константа н,
подвешенная на тонкой кварцевой нити, помещена в поле силь¬
ного электромагнита (рис. 6-5). К одному месту спая припаян
платиновый диск, в котором поглощаются падающие рентгенов¬
ские лучи. Другой спай тщательно защищен от воздействия
рентгеновских лучей. Рамка снабжена маленьким зеркальцем т,
которое позволяет измерять угол поворота рамки/ Термрток,
возникающий под действием погло¬
щенной энергии рентгеновских лучей,
вызывает вращение рамки в магнит¬
ном поле.
Чувствительность этого прибора
очень великаг может быть измерена
разность температур обоих спаев в
10“8°С; одно деление шкалы равно
6*10-* кал1см2сек. Рис. 6-5. Радиомикрометр.
6-9. Калориметр
Калориметр для измерения энергии рентгеновских лучей
(рис. 6-6) был построен Румпом (1.927) по принципу «абсолютно
черного тела» и представляет собой стеклянный сосуд А диа¬
метром 5 см и глубиной 12 см, имеющий две стенки, промежу¬
ток между которыми (толщиной по окружности 1 см, а на дне
2*7 см) заполняется поглощающим веществом (например
ртутью). Пучок лучей, попадающий через диафрагму В внутрь
калориметра, почти полностью поглощается слоем ртути, и энер¬
гия его переходит в тепло, повышающее температуру ртути.
При увеличении объема ртути вследствие нагрева часть ее вы¬
талкивается в капиллярный отросток подобно столбику ртути
в термометре, по длине которого можно вычислить количество
поглощенной энергии.в абсолютной мере. Для повышения точ¬
ности измерений калориметр помещен в другой стеклянный со¬
суд V, в котором создан высокий вакуум, вследствие чего устра¬
няется потеря теплоты через конвекцию окружающему воздуху.
Калориметр является наиболее безупречным прибором, слу¬
жащим для измерения полной энергии пучка рентгеновских лу¬
чей. В толстом слое наполнителя прямые лучи поглощаются
практически полностью. Отверстие сосуда настолько мало, что
вторичное излучение и фотоэлектроны почти не выходят из
сосуда, поэтому вся энергия измеряемого пучка лучей после
ряда превращений переходит в конце концов в теплоту. Изме¬
рение полученной теплоты и даст меру энергии измеряемого
пучка.
♦)7
Однако так лак количество теплоты, выделяющееся при
полном поглощении Энергии пучка лучей, чрезвычайно мало
(порядка 10ккал!см2сек), то повышение температуры боль¬
шой массы поглощающего вещества наполнителя оказывается
столь малым, что не может быть измерено.
Поэтому в качестве измеряемого проявления нагревания вы¬
брано не повышение температуры, а тепловое расширение, ко¬
торое, как нетрудно показать, не зависит от массы и объема
вещества и в то же время пропорционально подведенному коли¬
честву теплоты.
Можно показать, что два тела одинакового материала, но
разных объемов, при равных подведенных количествах теплоты,
получают одинаковые приращения объема. Пусть V — объем,
р — коэффициент объемного расширения, Д/ — повышение тем¬
пературы; тогда приращение объема
A V = (6-16)
Далее пусть с — объемная теплоемкость; тогда повышение
температуры объема V при подведении q калорий будет:
(6-17)
Подставляя Д/ из (6-17) в (6-16), получим приращение объема
тела при подведении q калорий:
сУ с
(6-18)
с
т. е. увеличение^бърйа тела зависит только от отношенияШъ*
емного коэффициента расширения к объемной теплоемкости и
не зависит от объема, так как У не входит в формулу (6т18).
Отсюда следует, что приращение объема ДУ есть непосред¬
ственная мера подводимого количества тепла.
Изменение объема жидкости измеряется путем наблюдения
смещения столбика жидкости в капилляре, прикрепленном к со¬
суду.' В качестве поглощающего вещества можно применить
также и твердое тело, но в этом случае нужно добавить
жидкость в качестве расширяющегося вещества, а поглощаю¬
щее твердое тело с целью улучшения теплопередачи ввести
в размельченном виде. При шаровой форме крупинок твердого
тела отношение объемов твердого тела и жидкости будет 3:2.
Конечно, между жидкостью, твердым телом и стеклянными
стенками не должно происходить химического вазимодействия.
Для увеличения чувствительности прибора необходимо вы¬
брать в качестве поглотителя тело с большим коэффициентом
объемного расширения н малой теплоемкостью. Кроме того,
твердое тело калориметра должно сильно поглощать рентгенов- *
ские лучи, а жидкость должна быть несжимаемой и иметь ма¬
лую вязкость. С этой точки зрения пригодными являются погло¬
тители, приведенные в табл. 6-1-
Таблица 6-1
Вещества
р
е
av
— , С**}кйл
Я
ЖИДКОСТИ
твердого теле
ЖИДКОСТИ
Hg
0.000181
0,45
0.00040
Вг
0,00112
—
0,34
0,00326
Pb+эфир (С,Н),0
0,00163
0,35
0,40
0,00191
РЬ + С.Нц
0,00160
0,35
0,33
0,00203
Bi -|- О
0,00163
0,28
0,40
0,00904
Bi+cftM
0,00160
0,28
0,33
0,00221
Чувствительность прибора с ртутью оказалась невысокой.
Бром мало пригоден ввиду малой поглощающей способности.
Поэтому все измерения были выполнены с наполнителем № 3
(100 см3 РЬ (ИЗО г) и 67 см3 эфира-f 65 см3 стекла сосуда]. При
этих данных по расчету и наблюдениям 1 кал тепла вызывала
смещение столбика в капилляре, равное 168 мм. Чувствитель¬
ность калориметра оказалась 10"* кал1см2сек, т. е. не очень вы¬
сокой, но устойчивость его работы была столь велика, что
можно было вводить большие количества энергии (до 10 мин
облучения).
Калибровка прибора производилась введением заданного
количества тепла путем нагревания током известного сопротив¬
ления, помещенного в сосуд калориметра, наполненного опреде-
лечяым количеством воды или толуола.
О :! »>K4HU* :лОГ(. HpKOCpf были H3vl0p€rijl i.i i027 к; Л XiLar.
энергия и к. и. д. рентгеновской трубки (см. § 1-21), а также
установлена очень важная для ионизационные методов измере¬
ний связь между энергией рентгеновских лучей и их ионизаци¬
онным действием (§6-18).
6-10. Фотографическое действие рентгеновских лучей
Под действием рентгеновских лучей на фотографическую
пластинку или пленку из слоя бромосеребряной эмульсии выде¬
ляется серебро, которое после проявления создает почернение
пленки. Для количественной оценки степени почернения фото¬
пленки вводят понятие плотность почернения, которая
определяется но формуле:
S = lg-^, (6-19)
где
10 — интенсивность видимого света, падавшего на про¬
явленную, фиксированную и просушенную пленку;
L — интенсивность света, прошедшего через пленку;
Ц и L — измеряются фотометром.
При практическом использовании фотографического дей¬
ствия рентгеновских лучей необходимо знать зависимость плот¬
ности почернения фотопленки 5 от энергии и от длины волны
рентгеновского излучения.
Зависимость почернения фотопленки от энер¬
гии рентгеновских лучей. Светочувствительная эмуль¬
сия фотопленки состоит из большого числа мелких кристалли¬
ческих зерен бромистого серебра, взвешенных в желатине. При
поглощении кванта лучистой энергии молекула AgBr, входящая
в состав зерна, разлагается с выделением атома чистого се¬
ребра. который, повидимому, является центром начала восста¬
новления всего зерна под действием проявителя. При фиксиро¬
вании фотопленки непроявленные зерна бромистого серебра
растворяются, а непрозрачные зерна чистого серебра остаются
в эмульсии и обусловливают ее почернение.
Согласно закону фотохимического эквивалента Эйнштейна
число разложившихся молекул AgBr равно числу поглощенных
квантов. Однако не все разложившиеся молекулы могут дать
начало восстановлению, зерна проявителем, а только те, кото¬
рые находятся на поверхности зерна..Разложившаяся молекула,
находящаяся внутри зерна, не подвергается действию прояви¬
теля, и потому такое зерно не проявляется (скрытое фотографи¬
ческое изображение).
Далее, можно полагать, что зерно, у которого разложено две
или больше поверхностных молекул, проявляется так Же* как и
зерно с ei.it i'. р^зложп Ku.i мслеьулэн. Поэтогг. в : нт
числа разложившихся верен фотоэмульсии, т. е. ее г очернение.
происходит сначала пропорционально числу поглощенных кван¬
тов, а затем медленнее, и при большом количестве поглощенных
квантов наступает насыщение.
Так как при небольших степенях почернения фотопленки
число проявившихся зерен (почернение) пропорционально по¬
глощенной энергии, то измерение степени почернения фото¬
пленки может служить мерой поглощенной в эмульсии энергии
рентгеновских лучей.
То, что плотность почернения фотопленки, определяемая
формулой (6-19), является мерой поглощенной энергии, уста¬
навливается из исследований,
который показывают, что зави¬
симость плотности почернения
* Рис. 6-7. Зависи¬
мость плотности
почернения фото¬
пленки от энергии
рентгеновского из¬
лучения.
Рис. 6-8. Зависимость
плотности почернения фо¬
топленки от длины вол¬
ны лучей.
фотоэмульсии 5 от энергии рентгеновского излучения при неиз¬
менном качестве его выражается формулой:
5 » СПР , (6-20)
где р — показатель почернения и С — постоянная, причем зна¬
чение величины р для почернений S<1,4 находится в пределах
0,98±0,01, т. е. очень близко к единице. Следовательно, почер¬
нение 5 возрастает до значения около 1,4 пропорционально
энергии излучения (рис. 6-7):
S = CIt, (6-21)
т> е. при неизменном качестве излучения и 5 <1,4 почернение
пропорционально падающей энергии рентгеновских лучей.
Зависимость плотности почернения фото¬
пленки от длииы волны. Почернение фотопленки в вы¬
сокой степени зависит от длины волны падающего на нее рент¬
геновского излучения. На рис. 6-8 дана зависимость почернения
фотопленки от длины волны рентгеновских лучей при одина¬
ковой их энергии —=/(?„). На кривой нидны два скачкообразных
ШЬ-
421
уменьшения почернения фотопленке, отвечающие границам по-
глощения серебра {/.^=--0,185¾) к брома (ХК=0,918А). Такой
закон изменения почернения фотослоя от длины волны объяс¬
няется тем, что с увеличением длины волны рентгеновских лу¬
чей увеличивается коэффициент поглощения их (пропорцио¬
нально Xs), а следовательно, увеличивается число разложив¬
шихся бромосеребряных зерен. Скачкообразное увеличение
почернения на границах поглощения серебра и брома вызвано
тем, что при длине волны Я.<?.к имеет место дополнительное по¬
глощение, возникающее при вырывании электронов из уров¬
ней К атомцв серебра и брома, вследствие чего фотографиче¬
ский эффект резко увеличивается.
в-11. Измерение энергии рентгеновского излучения
фотографическим методом
Наличие границ поглощения в фотослое и зависимость по¬
чернения от длины волны, а также от качества фотопленок и
техники проявления, вносят большие трудности при количе¬
ственной оценке энергии рентгеновского излучения фотографи¬
ческим методом. Однако несмотря на все эти трудности,
при соблюдении необходимых предосторожностей этот ме¬
тод может дать удовлетворительные результаты при количе¬
ственных измерениях; для качественных же измерений фото¬
пленка является простым и универсальным средством. Глав¬
нейшими преимуществами фотографического метода измерений
являются:
1) интегрирующее действие фотопленки, допускающее изме¬
рение очень слабых излучений;
2) документальность метода, так как почернение фотопленки
сохраняется и легко доступно контролю.
В качестве примера применения фотографического метода
рассмотрим случай получения непрерывного спектра тормозного
излучения при помощи спектрографа, описанного в § 1-4.
Очевидно при фотометрировании полученной спектрограммы
мы будем иметь кривую распределения почернения фотопленки
в функции от длины волны, совершенно не похожую на кривую
истинного, распределения плотности интенсивности в спектре,
так как коротковолновая часть излучения поглощается в эмуль¬
сии значительно слабее, чем длинноволновая ее часть. Кроме
О О
того» при длинах волн Хка?=0,485А и ЯКВг=0»918А происходят
скачкообразные изменения в.почернении.
Для того чтобы иметь правильное распределение плотности
интенсивности в спектре, необходимо полученное почернение фо¬
топленки при разных длинах иолн лризести путем расчета
к полному погло'цешгю, т. е. определить, какпг часть 5i4rtpn:i
\ ?
каждой данной длины волны поглотилась в пленке (иди найти
коэффициент поглощения фотослоя для разный длин волн).
Для этой цели в камеру спектрографа был помещен пакет из
пяти фотопленок.*Плотность почернения этих фотопленок по¬
степенно понижается. На рис. 6-9 приведены фотометрические
кривые спектров, измеренных микрофотометром, где кривая I
относится к первой пленке, а кривая V — к пятой. Из этих двух
кривых можно определить относительное поглощение в каждой
пленке для любой длины
волны. В самом деле, пер¬
вые четыре пленки ослабили
интенсивность лучей, напри¬
мер для длины волны
=б,5А, в такой мере, что
интенсивность лучей, кото¬
рые достигли пятой пленки,
была не больше 0,76 интен¬
сивности лучей, падающих
на первую пленку. Корень
четвертой степени из этой
величины даст интенсив¬
ность лучей, прошедших че¬
рез одну первую пленку:
У0,76 = 0,935, (6-22)
Рис. 6-9. Кривые спектрального распре¬
деления почернения фотопленки, изме¬
ренные микрофотометров (I и V).
R — крвавя почернения, nei
ное поглощение, acacurrafl
шен в 10 рев.
«и. пересчитанная на пол-
сштао кривой R умеяь-
откуда следует, что одна
пленка поглощает около
6,5% падающей энергии лу¬
чей длины волны, равной
0,5А.
Таким путем можно оп¬
ределить относительное по¬
глощение одной пленки для
различных длин волн. С помощью этих величин (см. цифры
над осью .абсцисс на рис. 6-9) распределение почернения
в первой пленке (кривая /) приведено к полному поглоще¬
нию (кривая Я).
На рисунке масштаб кривой /? уменьшен в десять раз.
Таким образом, систематическая ошибка, вносимая зависи¬
мостью почернения фотопленки^ от длины волны, устранена.
Однако кривая R не дает еще правильного распределения плот¬
ности интенсивности в спектре излучения, падающего на кри¬
сталл спектрографа, так как отражательная способность кри¬
сталла, поглощение в отражающем слое кристалла, рассеяние
и фотоэффект зависят от длины волны падающих лучей. Кроме
того, имеет ме :то излом м*тс спектров второго ц тре т его
норидкс! на основной ciiCKi]'. i эгн причины, искажающие
правильное распределение плотности интенсивности б спектре,
не зависят от метода измерения, и при точных измерениях
необходимо вводить указанные дополнительные поправки (см.
.С 1 пл \ *
6-12. Фотометрирование^ почернения фотопленки
Для определения плотности почернения фотопленки служат
фотометры и микрофотометры. Устройство их (рис. 6-10) осно¬
вано на следующем принципе. Исследуемая пленка 3 поме¬
щается на пути узкого пучка света от электрической лам¬
почки 4, питаемой от аккумуляторной батареи (пучок выре¬
зается узкой щелью /). Прошедший через пленку луч света
будет тем ярче, чем меньше плотность почернения соответствую¬
щего участка пленки. Этот луч, пройдя пленку и вторую
щель 2, попадает на фотоэлемент 5 или термоэлемент, помещен¬
ный внутри защитного футляра. К элементу присоединяется
чувствительный гальванометр или электрометр б, показания ко¬
торого могут регистрироваться автоматически. Так как ток фо¬
тоэлемента в известных пределах пропорционален силе света,
то величина этого тока будет пропорциональна прозрачности
фотопленки или обратно пропорциональна ее почернению.
При фотометрировании сперва определяют отклонения галь¬
ванометра при прямом освещении фотоэлемента, т. е. в отсут¬
ствии фотопленки и при выключенной лампе, и получают таким
образом две точки: точку абсолютной прозрачности и точку
абсолютной непрозрачности, являющиеся исходными при опре¬
делении относительного почернения пленки.
Так как необлученная часть фотослоя покрывается под дей¬
ствием проявителя небольшим почернением So, так называемой
вуалью* то для получения того почернения которое вы¬
звано действием рентгеновских лучей, необходимо вычесть из
424 • 7/:‘ :,Д.. •. • Г X;-;. /*
§ 1-24).
Рис. 6-10. Принципиаль¬
ная схема фотометра.
Рис. 6-11. Схема микрофотометра
ческой кривой спектральной ли¬
нии.
почернения о вуаль So. Следователей*, г, w. .sKii*M Ь. в иико L*
фотограммы (рис. 6-11) будет:
Методы измерений, основанные на свойствах рентгеновских
лучей вызывать изменение окраски некоторых кристаллических
тел, ввиду их неточности в настоящее время не применяются
и имеют лишь исторический интерес.
Из различных приборов, построенных на этом свойстве рент¬
геновских лучей, наибольшее распространение имел в медицин¬
ской практике так называемый радиометр. В нем использовано
свойство таблеток (диаметром Ъ мм) из ллатиносинеродистого
бария (BaPt(CN)4'4H20] изменять под действием рентгеновских
лучей свой первоначальный светлозеленый цвет в желтый и
желто-коричневый. Таблетка помещалась .между фокусом трубки
и поверхностью тела больного н, таким образом, облучалась
одновременно с облучением больного; по цвету таблетки,
сравниваемому со шкалой цветов, судили об отпущенной боль¬
ному дозе.
Так как поглощающая способность этой соли меняется скач-
о о
кообразио при длинах волн /.KPt^0,16A и ЯКВа «0,33 А (селек¬
тивное поглощение платины и бария), то в этой области длин
волн доза, поглощенная в таблетке, не является однозначной
функцией дозы, поглощенной в тканях человека. Поэтому ра¬
диометр может давать практически удовлетворительные резуль¬
таты только при поверхностной терапии, где применяются лучи
небольшой жесткости. Недостаток прибора заключается в том,
что на степень окраски таблеток влияет влажность воздуха,
дневной свет, тепловые лучи и т. д. Кроме того, оценка окраски
таблеток производилась сравнением со шкалой, что также вно¬
сит ошибки.
6-14. Световозбуждающее действие рентгеновских лучей
Рентгеновские лучи при воздействии на некоторые кристал¬
лические тела, содержащие тяжелые элементы, вызывают
флюоресценцию (свечение) этих тел. Благодаря этому свойству
рентгеновских лучей, не воспринимаемых глазом, действие их
может наблюдаться на флюоресцирующем экране. Последний
состоит из нанесенного на картон слоя флюоресцирующего ве¬
щества, в качестве которого в настоящее время применяется
платиносинеродиетый барий EaPt (CN^HaO, силикат цинка
ZoSiOa^ кремнистый цинк Za^SiO*, сернистый цинк ZnS н др.
(6-23)
6-13. Радиометр
426
Снеетргйьпый состав света флюоресцейлин siw; веществ лежит
О
в области чувствительности глаза (4500—7000 А) (см. табл.
6-2). Зависимость отношения яркости свечения экрана из пла¬
тиносинеродистого бария Н к мощности падающего излучения W
от длины волны лучей дана на рис. 6-12.
Очень часто флюоресцирующие экраны применяются для
усиления фотографического действия рентгенов¬
ских лучей (в четыре-десять раз). В эгом случае в качестве
флюоресцирующего вещества применяются вольфрамовокислый
кальций Ca\V04 или вольфрамовокислый кадмий CdW04, спек-
Рис. 6*12. Зависимость
Н
— от длины волны лу-
V
чей.
Рис. 6-13. Кривые почер¬
нения фотопленки пол
действием рентгеновских
лучей (П) и лучей флу¬
оресценции экрана (/).
тральный состав флюоресценции которых лежит в области чув¬
ствительности бромистого серебра (3000—5500А). Такой экран
плотно прижимается к светочувствительной эмульсии фото¬
пленки той стороной, на которую нанесен слой флюоресцирую¬
щего вещества. При освещении рентгеновскими лучами фото-
Тоб лица 6-2
Длины волн света флюоресценции, возбуждаемого рентгеновскими лучами
Флюоресцирующее вещество
Область >.* —
О
А
Максимум npii X
о
А
Плавиковый шпат
3640—2400
2640
Шеелит (вольфрамовокислый кальций) . .
4600—3750
4330
Сернистый цинк
5090—4120
4500
Платнносиеероднстый к алий
4900—4120
' 4500
> барий
5090-4420
4600
» кальций .
5090-4550
4600
Фтористо-урановый аммоний ......
<400—3800
4100
Плавякозый шпат с жчечьыч «.чт - .
ЗРОО—2310
2*40
пленка находится црд влиянием как рентгеновских. лучен, так
н света флюоресценции, возникающего в веществе усиливай'
щего экрана, и потому почернение фотопленки усиливается.
Зависимость почернения фотопленки от
интенсивности излучения с усиливающим
экраном иная, чем при отсутствия экрана.
На рис. 6-13 даны кривые почернения фото¬
слоя от света флюоресценции / и от рентге¬
новских лучей //. Первая кривая подни¬
мается гораздо круче и имеет порог чув¬
ствительности, т. е. для получения
минимального почернения необходима опреде¬
ленная минимальная энергия.
Коэффициент усиления k сильно зависит
от длины волны рентгеновских лучей
(рис. 6-14). Скачок кривой при длине волны
0.485А появляется вследствие того, что по¬
чернение фотослоя резко увеличивается при
длинах волн меньших, чем 0,485А, благодаря
селективному поглощению серебра. Из рис.
6-14 видно, что применение усиливающего экрана для длин
волн ббльших, чем 0,7А, не оправдывается.
6-15. Рентгенофотометр
Рентгенофотометр является одним из приборов, предлагав¬
шихся для измерения рентгеновского излучения, основанных на
Рис. 6-14. Зависи¬
мость усиливаю¬
щего действия эк¬
рана от длины
волны.
Рис. 6-15. Рентгенофотометр.
применении флюоресцирующих экранов. В этом приборе яр¬
кость экрана сравнивается со сьетом льупы накаливания с по¬
мощью куба Люммера. Рентгеновские л'чм проходящие через
две диафрагма ISi к вызывают све<кние экрана 5, которое
проходит через среднее поле куба Люммера и наблюдается
из точки А (рис. 6-15). Свет лампы G, рассеянный матовым
стеклом М, проходит через светофильтр F, собирается лин¬
зой Lr в параллельный пучок и проходит Через два николя Nx
и N2. Поворотом N2 регулируют силу света, падающего на куб
Люммера слегка сходящимся «пучком (линза £2), который про¬
ходит через среднюю часть куба без отражения..Отраженный
свет лампы сравнивается со светом экрана и по положению
николя N2 оценивается яркость свечения экрана. Для ослабле¬
ния влияния селективного поглощения в экране в этом приборе
был применен экран, флюоресцирующим веществом которого
является силикат цинка ZnSiC>3. Атомные номера составных эле¬
ментов его не высоки, и, следовательно, границы поглощения их
находятся в области длинных волн.
Показания рентгенофотометра в известных пределах пропор¬
циональны показаниям ионизационных приборов, однако этот
прибор имеет ряд присущих ему недостатков: значительное по¬
слесвечение, утомляемость флюоресцирующего вещества, зави¬
симость яркости свечения от длины волны.
6-16. Электрические действия рентгеновских лучей
Иа различных электрических действий рентгеновских лучей
для измерительных целей применяются: 1) фотоэффект внеш¬
ний к внутренний <и 2) ионизационное действие.
Внешний фотоэффект, т. е. 'Явление испускания твер¬
дыми телами электронов под действием рентгеновских лучей,
может быть использован для измерения их интенсивности.
Оказывается, что если поместить в эвакуированный стеклян¬
ный сосуд две металлические пластинки, к которым приложено
постоянное напряжение, и подвергнуть их действию рентгенов¬
ских лучей, то.во внешней цепи возникает электрический ток,
пропорциональный мощности излучения.
Разработанный на этом принципе прибор {Л. 115]), который
оказался, пригодным для измерения очень мощных излучений,
описан в § 6-28 «Вакуумные камеры для измерения больших
мощностей дозы рентгеновского и у-излучений».
Внутренний фотоэффект. В настоящее время часто
применяют для измерения рентгеновского излучения фотосопро¬
тивления, т. е. полупроводниковые приборы с внутренним фо¬
тоэффектом.
При облучении полупроводников рентгеновскими лучами по¬
глощенная в них энергия излучения переходит в работу пере¬
вода- электронов из заполненной зоны н зону проводимости,
^п .|И^льтате чего увеличивается эле|арсщроврдг10ст1> облучае-
;V'";sл
Исследовании пок;?еа.1.;, чю yntvimoi.nc ^-ickгроероиодиосп.
некоторых облучаемых полупроводников пропорционально мощ¬
ности падающего иа них излучения.
Из изученных полупроводников наиболее пригодными для
практического использования оказались сернистый кадмий CdS
и селенистый кадмий CdSe.
Чувствительность фотосопротивлений CdS и CdSe зависит
от приложенного напряжения, т. е. при неизменной интенсивно¬
сти облучения фототок растет приблизительно пропорционально
напряжению (рис. 6-16).
Существенным недостатком фотосопротивления CdS является
его большая инерционность (достигающая десятков-секунд), не¬
стабильность показаний и измене¬
ние чувствительности при длитель¬
ном хранения, особенно, в условиях
I
»
Рис. 6-17. Схема для измерения
фототока.
повышенной влажности воздуха.
Инерционность фотосопротивления
CdSe значительно меньше, чем инерционность фотосопротивле-
ния CdS.
Значительное уменьшение инерционности и повышение ста¬
бильности и чувствительности достигается помещением CdS
в вакуум.
В собранном виде Такой прибор имеет форму радиолампы
высотою 30 мм и диаметром 6 или 15 мм в зависимости от на¬
значения.
- Баллон должен быть сделан из материала (стекла), содер- .
жащего только легкоатомные элементы и иметь стенки малой
ям -
о 70 не но гш
Рис. 6-16. Зависи¬
мость фототека
CdS — элемента от
приложенного напря¬
жения .при постоян¬
ном иалучении.
толщины.
Прибор имеет хорошо воспроизводимые характеристики.
Инерционность их* значительно ниже — срабатывают практиче¬
ски моментально. Обладает высокой стабильностью, малыми
габаритами, большой чувствительностью и большим током при
Облучении, измерение которого может производиться (без уси¬
лений) обычными измерительными приборами (микроампермет-
щЦ .пользуясь простейшей электрической, .схемой (рис. 6-17)
лабьш ие5рчником постояняосб няпряжеиня
': 'rot" аатфйЯяйшя йа'
трубке р|)и я^йэЛе«йс>|в анодном токе & ма, едяткя-для oskortj
из фотосопротивлекий, нзобра*
жена на рис. 6-18. На оси абс¬
цисс этого графика приведены
также соответствующие мощно¬
сти дозы в р!мин.
На рис. 6-19 приведены гра¬
фики зависимости фототока от
интенсивности рентгеновского из¬
лучения для нескольких элемен¬
тов, снятые при различных на¬
пряжениях на рентгеновской
трубке (Л. 105]. Из рис. 6-19 вид¬
но, что фототок строго пропор¬
ционален интенсивности излуче¬
ния. Параллельные прямые при
26,5; 33,3 и 40 кв отстоят друг от ‘
друга на некотором расстоянии, что указывает на зависимость
фототока от жесткости излучения, т. е. на наличие «хода с жест¬
костью».
Рис. 6-18. Зависимость фототока
/ф от напряжения на рентгенов¬
ской трубке Uл.
Рис, 6-19. Зависимость фототока ог интенсивности рентгенов¬
ского излучения для ческолымх элементов при раличных на¬
пряжениях ни трубке.
. .
относительные дозы, рен^ёаовского япу*
чення при постоянном иаиряжении на рентгеновской трубке.
Стабильность чувствительности этйх кристаллов очень высока,
однако для каждого кристалла необходима своя специфическая
градуировочная кривая.
Кроме монокристаллов могут применяться также поликри-'
сталлические пластинки CdS и CdSe, которые обладают не¬
сколько большей чувствительностью к излучению, чем моно¬
кристаллы. Инерционность таких 'фотосопротивлений приблизи¬
тельно такая же, как и у монокристаллов.
Так как фотосопротивления CdS имеют высокую чувстви-.
тельность к видимому свету и значительно меньшую к жест¬
кому излучению, то для измерения жесткого излучения целе¬
сообразно использовать сочетание его с фосфором. Исследова¬
ния (Л. 22] показали, что чувствительность CdS к уизлучению
Со40 при сочетании с фосфором увеличивается в несколько
сот раз.
6-17. Ионизационное действие рентгеновских лучей
Рентгеновские лучи, проходя через воздух (или другой газ),
ионизируют молекулы воздуха, благодаря чему возникают
электрически заряженные частицы —• ионы и электроны: Обра¬
зование этих заряженных частиц происходит за счет поглощен¬
ной в газе энергии рентгеновских лучей, которая расходуется
на освобождение фотоэлектронов и электронов отдачи. Эти
электроны в свою очередь освобождает при столкновениях
с молекулами газа вторичные нтретичные электроны (рис. 5-11).
Атом или молекула газа, от которого отделен электрон, стано¬
вится положительным ионом. Каждый первичный или вторич¬
ный электрон после ряда столкновений с молекулами газа н по¬
терн энергии на отделение других электронов присоединяется
к какому-нибудь атому или молекуле н образует отрицатель¬
ный ион.
Так как отделение каждого (первичного, вторичного или
третичного) электрона ведет к образованию положительного
иона, а его поглощение.—отрицательного нона, то число N
ионов каждого знака и, следовательно, пар ионов равны друг
другу.
Положительные и отрицательные ионы находятся в беспо¬
рядочном движении н при столкновениях нейтрализуются; по¬
этому при неизменной интенсивности рентгеновских лучей чи¬
сло пар ионов Ni, образующихся в секунду, равно числу пар
рекомбинирующих Nr(Ni*=Nr). Наступает стационарное со¬
стояние.
■ ■■г t
Если же ионизованный газ находтсл в электрическом поле
(рис. 6-2U), го положительные ионы направляются к катоду,
а отрицательные —к аноду. Ионы, достигшие электродов, на них
нейтрализуются, и во внешней цепи появляется ток. Таким
Рис. 6*20. Ионизация газа в поле плоского конденсатора,
/—нейтральные частицы; 2 — электроны; 3 — положительные ионы;
4 — отрицательные ионы.
образом, ионизационный ток определяется суммой зарядов, от¬
даваемых положительной пластине:.
i = e(Ni~Nf),
(6-24)
J
где е — заряд электрона;.
(Ni—Nr) — число ионов, приходящих на электрод в одну
секунду.
При увеличении напряженности поля скорости ионов увели¬
чиваются, число столкновений и рекомбинаций уменьшается н,
следовательно, ионизационный ток возра¬
стает. При достаточно большом напряже¬
нии, приложенном к электродам, рекомби¬
нация становится . ничтожной вследствие
- I—- малой концентрации ионов, и ионизацнон-
ный ток достигает насыщения. Ток насыще-
' v ния определяется полным чистом ионов,
образующихся в секунду:
I, = eNt. (6-25)
Дальнейшее увеличение напряжения в
известных пределах не вызывает увеличе¬
ния тока ионизации, а лишь увеличивает
скорости ионов. При очень больших напряжениях энергии ионов
и электронов могут оказаться достаточными для ионизации ней¬
тральных молекул через столкновение; тогда ионизационный ток
снова начинает возрастать. Ход зависимости ионизационного
электрод^!. цоаденсато|а.
Рис. 6-21. Зависи¬
мость ионизационно¬
го тока от напряже¬
ния на обкладках
конденсатора.
напряжения,$ эрктрод*
Йоказан на рис. 6-21. Величина напряжения насыщения завись г
от формы электродов, расстояния между ними и интенсивное'!и
рентгеновских лучей. Очевидно, величина ионизационного тока
насыщения может служить мерой поглощенной в газе энергии
рентгеновских лучей,
6-18. Измерение энергии рентгеновских лучей
ионизационным методом
Измерение энергии рентгеновских лучей, основанное на их
ионизационном действии, является наиболее точным, удобным
и распространенным. Однако для правильного применения иони-
Рис. 6-22. Фотография траекторий электронов, возникающих
в газе при узком пучке рентгеновских лучей, снятая в ка¬
мере Вильсона.
эационного действия рентгеновских лучей для измерительных
целей необходимо иметь ясное представление о механизме иони¬
зации газа, зависимости ионизационного тока насыщения 1$ от
интенсивности и качества излучения, а также от рода газа и его
физического состояния (давление, температура). Кроме того,
Необходимо точно определить объем ионизуемого газа и устра- .
нить влияние посторонних факторов на величину ионизации.
Сущность механизма ионизации наглядно вы¬
ясняется из рассмотрения фотографии траекторий электронов,
возникающих в газе, пронизываемом пучком'рентгеновских лу-
^чей, снятой в камере Вильсона (рис. 6-22). Фотография пока¬
зывает, что пути электронов возникают в пучке -лучей и отхо-
йДят от него в виде извилистых линий во все стороны на неко¬
торое расстояние.
^ Отсюда можно сделать заключение, что поглощение рент-
;^еиовских лучей состоит из отдельных элементарных процессов
взаимодействия фотонов с молекулами газа, происходящих
пути соадают очень большое 1?оп»й^»о (фтч!н й т«Сячи) войоз»:
на которых в камере Вильсона осаждается переохлажденный”
водяной пар в виде капелек, и поэтому извилистые траектории
этих быстрых электронов становятся видимыми. Количество
этих-траекторий, а следовательно, число первичных фотоэлек¬
тронов и электронов отдачи,- образованных непосредственно
рентгеновскими лучами, исчезающе мало по сравнению с чис¬
лом вторичных ионов, образованных фотоэлектронами.
Таким образом, поглощенная в газе энергия рентгеновских
лучей сначала преобразуется в энергию относительно не¬
большого числа первичных электронов (фотоэлектронов и элек¬
тронов отдачи), возникающих в объеме газа, непосредственно
пронизываемом рентгеновскими лучами, и обладающих боль¬
шими энергиями, и затем энергия этих быстрых электронов
переходит в работу'образования очень большого количества пар
ионов, возникающих уже в гораздо большем объеме газа.
Зависимость ионизации газа от интенсивно¬
сти излучения можно установить из следующих сооб¬
ражений.
Пусть лучок однородных рентгеновских лучей иитенсивости h
входит в рассматриваемый объем газа; тогда мощность /\> вхо¬
дящего в газ пучка лучей сечением s [cjk*] по определению равна:
Pt = If.
Далее, пусть у -- коэффициент электронного преобразования
в -воздухе для данной длины волны, / — длина воздушного
столба, пронизываемого пучком лучей. Тогда энергия рентге¬
новских лучей, которая преобразуется в энергию электронов
в единицу времени при прохождении столба воздуха длиной
/ сантиметров, будет (§ 6-3);
Pt = Р«( 1 -<Г*) - /os(l —с-10 •. (6-26)
.Так как ионизация газа при поглощении рентгеновских лу¬
чей осуществляется в основном электронами (фотоэлектро¬
нами и электронами отдачи), то можно принять, что работа
образования пары ионов не зависит от длины ванны лучей.
Поэтому, обозначая среднюю энергию, необходимую для обра¬
зования пары ионов, через е, можно найти полное число пар
ионов, образующихся в 1 сек в данном объеме:
(6-27)
я измеряемый ионизационный ток насыщения /*:
•где /о выряжен в эрг/сек • см2 и е — в эргах.
(6-28)
3.
М$ф.1С-14 spjsj-a заряд эдеззтрЬна е**Г,б02*1й%
мммям
(6-20)
Если yl меньше 0,0$, то, разлагая е *‘в ряд и ограничиваясь
двумя членами разложения, имеем:
(6-30)
откуда
/,----107 [эрг/см*-сек],
■jV
(6-31)
где
е в эе, h, а;
V = si — объем газа, пронизываемого пучком
Мощность дозы, по определению, (см. § 6-1) равна:
лучей, см3.
PD = V-jT = 1°* [эрг! г-сек).
(6-32) *
Если мощность дозы относить к см3, то
К ~ 7оТ = ‘-у- w 1эрг/см*-с»с]
(6-33)
или, так как механический эквивалент рентгена равен
0.114 эрг/см* (см. § 6-20):
(6-34)
Зависимость ионизации от качества излу¬
чен и я, очевидно, связана с зависимостью величин а и V от
длины волны лучей.
Измерение величины работы образования пары ионов в и
зависимости ее от длины волны излучения производились мно¬
гими исследователями путем сравнения ионизационного и теп¬
лового действий рентгеновских лучей при различных длинах
поли. Оказалось, что эта величина практически не зависит от
длины волны и наиболее вероятное ее значение для воздуха
еж34де.
Коэффициент электронного* преобразования как
мы видели (§ 5-13), в сильной степени зависит от длины.волны
лучей, а именно: коэффициент поглощения по формуле Аллена
(8 5-13):
— = 1,32b2*9210 "2,
р А
(6-35).
и коэффициент
Комптону:
j.Ti.Aiройного преобразования при рассеянии по
а
ал ■ ■ ,
(1 + 2,)»
(6-36)
где <г0 — классический коэффициент рассеяния и
0,0243
X
Влияние электронов отдачи на иониза¬
цию ничтожно при больших длинах волн
и делается преобладающим при коротких
волнах, как видно из следующей таблицы:
к А 1.0 0.5 0,3 0.2 0,1 0,02
— 0,002 0,024 0.18 0,8 9 1000
На рис. 6-23 даны кривые зависимости
от длины волны: массового коэффициента
ослабления —.истинного поглощения—,
Р Р
комптоновского поглощения — и элект-
?
рбнного преобразования — для воздуха.
Зависимость ионизации от
рода газа и его физического со¬
стояния. В качестве ионизуемого газа
обычно применяют атмосферный воздух.
Это объясняется тем, что эффективный
атомный номер воздуха (ZB<aa^7,64) бли¬
зок к эффективному атомному номеру био¬
логической ткани (£ткаян=7,42), т. е. эти
материалы эквивалентны друг другу. По¬
этому поглощение рентгеновских и у-лу-
чей в одинаковых массах ткани и воздуха
приблизительно одинаково. .Для увеличения
ионизационного действия рентгеновских лу¬
чей иногда в качестве ионизуемой среды применяют более
тяжелые газы, чем воздух.
В этом случае надо знать выход электронов при поглоще¬
нии рентгеновских лучей. В табл. 6-3 приведена относительная
ионизация i9 т. е. отношение тока ионизации различных газов
к току ионизации воздуха (2-й столбец), отношение относитель¬
ной ионизации i к коэффициенту поглощения т (3-й столбец)
и работа образования пары ионов е— для К^-излучения
Рис. 6-23. Коэффици-
и
енты ослабления — ,
поглощения —, комп-
Р
тоновского поглоще-
бе во а
ННЯ — = —
Р Р (1+2а)*
и электронного пре¬
образования — в воэ-
Р
духе в зависимости от
длины волны.
меди S4A)
Таблица €-3
Ионизационное действие рентгеновских лучен в различных газах
Г*а
1
т
«
Газ
1
X
(
Воздух
1
1
,
с.н14
1.65
1,50
0,667
N*
0,743
0,993
1,007
СЛС1
18,74
1,31
0.763
1,438
1.103
0,906
СНС1а
52,7
1,285
0,778
coL
1,535
1,035
0,966
СС14
73,8
1,33
0,752
н*$
14,96
1.41
0,709
ZntCHJ*
18,9
1.37
0,740
Аг
21,80
1,320
0,757
С|Н5Вг
35,3
1.31
0,763
С|Н1а
1,32
1.45
0,690
CHaJ
187,3
1.36
0,735
Применение некоторых из этих газов сопряжено с экспери¬
ментальными трудностями, связанными с химическим дей¬
ствием их на изоляцию и материалы ионизационной камеры.
Поэтому иногда для увеличения ионизации повышают давле¬
ние воздуха в ионизационной камере, так как ток ионизации
пропорционален массе газа и, следовательно, его давлению
(при постоянной температуре); коэффициент истинного погло¬
щения
(6-37)
Нт>
изменяется в зависимости от давления
духа t по закону:
273
Рл Рп 273 + t
р и температуры воз-
(6-38)
где значок п указывает, что данная величина относится к нор¬
мальным условиям (р—760 мм рт. ст. и <=0°С).
Определение ионизуемого рентгеновскими
лучами объема газа представляет значительные труд¬
ности. Очевидно, объем ионизуемого газа определяется сече¬
нием пучка-лучей и длиной воздушного столба, пронизываемого
этим пучком лучей. Так как исследуемый пучок лучей произво-
; дчт ионизацию воздуха на всем пути своего распространения
МЙВТ оболочки трубки, то при измерении ионизационного действия
f^yneft необходимо каким-либо образом точно ограничить тот
|Рь&.воздуха, ионизация которого измеряется. Для этой цели
' служат специальные приборы — ионизационные камеры пло-
.;Ускне. и цилиндрические.
f -y,. Ионизационная камера, изображенная на рис. 6-24, состоит
3 плоского конденсатора, образованного двумя алюминиевыми
Ынкамн /ч я Рц толщиной 1лм», расстояние Между нйто»
’ |цол20. ж#..^иденсатор Находится вя|Т|Щ
.... , Щ#**
вбго поляыежду пластинками конденсатора. При атом
измеряется ток ионизации, возникающий всбласти измеритель¬
ного электрода — пластины Ра. Свинцовый диск D толщиной
10 мм с отверстием диаметром 8 мм выделяет измеряемый
пучок лучей. Измерение тока ионизации осуществляется наблю-
дрнием времени разряда струнного электрометра известной
емкости, соединенного с пластинкой Таким образом, в этой
камере измеряется только та ионизация, которая происходит
за счет энергии рентгеновских лучей, поглощенных в объеме
столба воздуха, сечение которого определяется входным отвер¬
стием в диске D и длиной измерительного электрода
Влияние посторони ихфакторо в и а величину
измеряемого ионизационного тока. При рассмот¬
рении фотографии Вильсона (рис. 6-22) можно видеть, что про¬
цесс ионизации газа рентгеновскими лучами осуществляется
в основном фотоэлектронами и электронами отдачи, которые,
обладая большими скоростями, описывают длинные траектории
и на своем пути в газе создают большое число ионов. Поэтому
пространство, необходимое для того, чтобы использовать всю
ионизационную способность фотоэлектронов, простирается да¬
леко от объема газа, непосредственно пронизываемого рентге¬
новскими лучами; так при длине волны Я == 1,5А ширина обла¬
сти, в которую достигают фотоэлектроны, равна 209 По¬
этому быстрые фотоэлектроны не могут израсходовать всю
свою кинетическую энергию на ионизацию молекул воздуха,
в малой хамере (рис, 6-24), так как они очень скоро попадают
на пластинки конденсатора или стенки камеры. Следовательно,
ток ионизации, измеряемый в такой камере, не учитывает всех
ионов, которые могут возникнуть при тех же услозиях в боль¬
шой камере. • •
Я
использов^^^^^^и электронов для ' ис
газа, раньые Чем они до^гнутстенок камеры илипЛаст»
конденсатора.- : .' .;>•?
Кроме того, для получения чистого эффекта ионизации .газа -
необходимо исключить возможность попадания рентгенбваоио
лучей на электроды или стенки' камеры, так как возникающие
при этом фотоэлектроны из этих материалов будут произво¬
дить дополнительную ионизацию газа и тем искажать резуль¬
таты измерений.
- Края окна в диафрагме,'ограничивающей измеряемый пучок
лучей, и алюминиевые листочки, закрывающие окно, :всегда
являются источником рассеянных лучей и добавочных фото¬
электронов. Очевидно, влияние окна должно быть при точных
измерениях также исключено. Это достигается отдалением вход¬
ного окна на большое расстояние от измерительного объема
(рис. 6-24).
6-19.. Ионизационные камеры
Измерение ионизационного тока, возникающего под дейст¬
вием, рентгеновских лучей, как выяснено в предыдущем-пара¬
графе, необходимо производить:
1) при токе насыщения;
2) при отсутствии влияния стенок и окон камеры;
3) при полном использовании ионизующей способности эле¬
ктронов, освобождаемых из газа излучением.
Первое требование выполняется выбором напряжения на
электродах камеры, обеспечивающего ток насыщения.
Второе условие — отсутствие влияния стенок — достигается
тем, что внутренняя поверхность их: покрывается веществами,
эффективный атомный номер которых равен или близок эффек¬
тивному номеру примененного газа (для воздуха можно покрыть
стенки графитом с примесью 3% кремния). Влияние рассеян¬
ного излучения и фотоэлектронной эмиссии из вещества вход¬
ного и выходного окон камеры устраняется размещением их
на большом расстоянии от измерительного электрода, а также
введением дополнительных охранных электродов, которые от¬
водят к земле заряды, приносимые ионами, возникающими
вследствие влияния окон.. Другое назначение этих охранных
электродов будет указано ниже. .
Наконец использование'полной ионизирующей способности
быстрых фотоэлектронов и электронов отдачи в различных ти¬
пах камер достигается различным образом.
Ниже дается описание устройства" и принципа действия не¬
которых нормальных и практических ионизационных камер.
419
Нормальные ионизационные камеры
При абсолютных и точных измерениях дозы или мощности
дозы рентгеновского или у-излучении пользуются, так называе¬
мыми нормальными ионизационными камерами цилин¬
дрического или плоского типа, конструкции которых удовлетво¬
ряют всем указанным выше требованиям.
1. На рис. 6-25 представлен схематический чертеж цилин¬
дрической нормальной камеры для измерения излучений сред¬
ней жесткости (от 50 до 250 .
Диаметр камеры делается таких размеров, чтобы все (или
почти все) фотоэлектроны н электроны отдачи, возникающие
Рис. 6-25. Нормальная ионизационная камера.
в измерительном объеме воздуха, и разлетающиеся во все сто¬
роны, могли израсходовать всю свою кинетическую энергию на
ионизацию молекул воздуха, не достигнув ее стенок. Однако
в этом случае (см. табл. 5-1, столбец 7) размеры камеры полу¬
чаются чрезмерно большими. Так, для напряжения 200 кв диа¬
метр камеры должен быть 1300 Практически оказывается,
что такие размеры не нужны, так как при жестких лучах иони¬
зация производится, главным образом, электронами отдачи,
скорости которых значительно меньше, и следовательно, мож¬
но уменьшить и размеры камеры. Исследования показы¬
вают, что влияние диаметра камеры на величину иониза¬
ционного тока становится очень малым (около 5%) при
диаметре камеры больше 100 мм. (рис. 6-26). Поэтому доста¬
точно точные результаты измерений можно получить, приняв
диаметр камеры в 250—350 мм; при этом ошибка не превы¬
шает 2%.
Внутренние поверхности стенок камеры покрываются ВеЩе-
ство^ с эффективным ат»миым щ)М(грой 2*ф, близким к эффек-...
' тиы(«му^атомц0му.'.нШйру;'М‘Ш
v 1 :\h Ш aV :
200
электронов us стенок юд Дсис.-ьнеи квантоа pacce:u i.o излу¬
чения была такой же, как и в воздухе.
Отверстия входного F\ н выходного Ft отростков закрыты
тонкими целлулоидными пластинками и удалены от рабочей
части камеры, чтобы рассеянные
окнами лучи не проникали в по¬
следнюю.
Параллельно оси камеры рас¬
положено три электрода (алю¬
миниевые стержни диаметром
5—8 мм)—измерительный элект¬
род В, укрепленный в стенке ка¬
меры с помощью держателя О и
^янтарного изолятора С, и два
%fS0
«Э
—4
i
г
4
1
I
?
О 4 В 12 16 20 24 28т
Диаметр камеры
Рис. 6*26. Зависимость тока иони¬
зации от диаметра камеры ори
лучах различного качества.
/ —100 К0 фильтр 2 мм А1; 2—150 я».
0,5 мл Су+1 мл А!; 3— 16$ *»,
0,7$ мм Си+1 лм AI: 4 —
100 ял, 2 мм Си+1 мм АЬ
лсломогательных электрода £' и
•’£££ изолированных эбонитовыми
втулками. Назначение этих
электродов, во-первых, точно ог¬
раничивать «действующий» объ¬
ём газа (на рис. 6-27 заштрихо¬
ван) , так как благодаря им
силовые линии . поля получают
форму прямых, перпендикулярны» пучку лучей (рис. 6-27), и,
во-вторых, отводить к земле заряды ионов, образующихся в при¬
легающем к ним объеме газа.
Измерения с помощью нормальных камер производятся
Только в крупных рентгенометрических лабораториях и служат
для градуировки практических
дозиметров.
2. Нормальные иони¬
зационные камеры для мяг¬
ких рентгеновских лу-
■ ч е й (от 10 до 50 кв) обычно
делаются с плоскими
электродами и по конструкции
и несколько отличаются от выше
описанной камеры.
Так как мягкое излучение
заметно поглощается в воэду-
-¾ хе, то спектральный состав и
Щ^енсивность излучения изменяются на пути между вход»
1 йо& диафрагмой и собирающим (измерительным) электро-
§|диадСПоэтому камера должна позволять свести до минимума
Р^глрщение в воздухе и определять соответствующие поправ»
;^кй. На рис. 6-28 показана схема нормальной ионизационной ка-
V для мягких рентгеновских лучей американского бюро
' Рис. 6-27. Распределение силовых ли¬
шний поля в камере с экранными
электродами.
'Kvtfiwws/
• К тмритепьчонуприбору
Рис. 6*28. Нормальная ионизационная камера для
мягких рентгеновских лучей с плоскими электро¬
дами.
Рис. 6-29. Схема нормальной мягколучевой иониза¬
ционной камеры ВНИИМ.
J, 2, 3. 4 — алюминиевые охранные проволочки; К — зажим
дли подвчч потенциала на электрод; 5 — высокопотенцналь-
ныП электрод; в—охранный электрод; 7 — измерительный
электрод; в —янтарный изолятор; 9 —эбонитовый изолятор;
fO — провод, соединяющий измерительный электрод с нить*)
эдектрометра.
меры прёдусмотре^Ы четы^р^Щ1]|ел^Йяые :Ш
проволочек диаметром 0,2 мм9 которые укреплены на изоляди-
онных пластинках и соединены между собою в с электродами
камеры пятью последовательно включенными сопротивлениями
в 10—12 Мом каждое. Эти охранные проволочки позволяют
использовать более узкие охранные пластины Б и таким обра¬
зом уменьшить расстояние между диафрагмой и собирающим
электродом В.
Расстояние между электродами камеры должно быть до¬
статочным, чтобы траектории фотоэлектронов заканчивались
см
)
г—
з>
,. J
А
'
А
/
4
Я
49
99т
в воздухе не доходя до электродов.
На рис. 6-30 даны кривые зависи¬
мости минимального расстояния
между электродами камеры от
возбуждающего напряжения на
трубке.
Вся система электродов может
смещаться вдоль оси камеры, что
позволяет определить поправки на
поглощение в воздухе, которые, на¬
пример, при 15 кв на трубке могут
достигать 3% на I см. С той же
целью камера ВНИИМ укрепляет¬
ся на измерительной скамье в спе¬
циальном штативе, обеспечиваю¬
щем ее перемещение по трем
взаимноперпендикулярным направ¬
лениям, а также вращение вокруг
вертикальной оси.
3. Образцовая ионизационная камера для жестких
рентгеновских лучей (250^3000 кв) ВНИИМ {Л. 81].
С ростом жесткости рентгеновского излучения возникают все
большие трудности при конструировании ионизационных камер.
Основная трудность обусловлена высокой проникающей способ¬
ностью жесткого излучения и большими длинами пробегов элек¬
тронов, возникающих при поглощении этого излучения. На
рис. 6-31 'приведена диаграмма пробегов электронов в ^выле¬
тающих под разными углами при энергиях фотонов hv = 3 Мэе
в воздухе при атмосферном давлении. Из диаграммы видно, что
электроны уходят в сторону от оси пучка лучей на 2,70 м, ив
направлении пучка на 13 м.
Для обеспечения основного условия работы эталонной иони¬
зационной камеры — полного использования ионизационной спо¬
собности электронов — в рассматриваемой камере давление воз¬
духа было повышено до 20 ат с целью снижения се габаритов.
Ппг пг'у длина прочего! электронов сокращается в 20 раз и
Рис. 6-30. Зависимость
мального расстояния между
пластинами камеры, от посто¬
янного возбуждающего напря¬
жения трубки с 0,5 мм Be —
окном
/ — без фильтра; 2 — фильтр
0,1 мм А1; 3 — фильтр I мм А1.
камера получает практически приемлемые размеры (рис. 6-32),
Ионизационная камера с глоскимнг электродами помещается
в стальном цилиндре, диаметром 75 см и длиною 210 см, в дни¬
щах которого сделаны входная и выходная диафрагмы, закры-
56*80' /0' SO* SO' 40' 30: - 20'
Рис. 6-31. Пробеги электронов (в см), вылетающих
под различными углами (Лу=3 Мэе).
тые алюминиевыми пластинами толщиной 2,5 мм. Длина высо¬
ковольтного электрода 750 мм, длина измерительного электрода
Рис. 6-32. Схема образцовой ионизационной камеры для
жестких лучей (Av«=0,25—3 Мэе).
/-исследуемый радиоактивный препарат; 2 — защитный блок; 5-
яеподвнжная диафрагма; 4 — поворотная калиброванная диафрагма;
5 —окно для входа лучей; 6 — бак камеры; 7 — потенциальная бата¬
рея 15 ка\ 8 — потенциальный электрод; 9 — измерительный электрод;
10 — защитные электроды.
250 мм и каждого из защитных электродов 300 мм. Расстояние
между электродами и ширина их 400 мм.
Для выравнивания поля применены, проволочные алюминие:
вые рамки, расположенные на расстоянии 2 см друг от друга
и соединенные между собою и с электродами сопротивлениями
в 1 Мом каждая. Напряжение на электродах около 20 кв.
Для дасщ)>рагьтрования пучка лучей, входящих- в? камеру,
ЙокЭЭайь такая сйстема блоков, иримгня.ошаясЯ xtpu измере-
'.пнях', излучения радиоактивных препаратов, которые поме*
Шаются в свинцовый цилиндр 2 диаметром 350 мм и высотою
500 мм. Защитная диафрагма 2 и поворотная диафрагма 4 сд£-
даны также из свинца и служат для закрывания входной диаф¬
рагмы камер.
Практические ноавзациотше камеры
1 При практических измерениях обычно пользуются так назы¬
ваемыми стеночными камерами, которые облучаются не
через- диафрагмы, а непосредственно через стенки.
Заметим, что чем больше ионизуемый объем воздуха' в сте-
почной камере, тем больше образуется в ней ионов. Поэтому
для измерения малых мощностей дозы используют большие ка¬
меры (от 0,5 до 5 литров), для измерения больших доз исполь-
эуйггся малые камеры, так называемые, наперстковые
Камеры, объемом в несколько см\ а иногда долей см*.
В атом случае к материалам стенок камеры и измерительного
электрода предъявляются специальные требования, так как
стенки камеры, с одной стороны, ослабляют интенсивность лу¬
чей и, с другой, являются источником дополнительных фото-
• электронов. Первый эффект уменьшает, а второй увеличивает
ионизационный ток.
Так как поглощение лучей* и испускание фотоэлектронов и
электронов отдачи в сильной степени зависят от атомного но¬
мера облучаемого вещества, то, очевидно, можно выбрать такие
материалы для стенок камеры и измерительного электрода, при
которых указанные действия их будут компенсировать друг
друга в том или ином интервале спектра. Компенсация может
- быть достигнута, если стенки камеры сделать из того же веще-
■ Чтва, которое в газообразном состоянии наполняет камеру.
- Практически стенки камеры выполняются из вещества, эффек¬
тивный атомный номер которого равен эффективному атомному
номеру наполняющего газа, в большинстве случаев воздуха.
Эффективный атомный номер сложного вещества может быть
| ЙЫЧислен по формуле:
+ в*2, + •••
(6-39)
Zu'Zi,атомные номера элементов, входящих в состав
сложного тела;
<Хи — весовые количества их в единице объема.
Если стенка камеры сделаны не из воэдухоэквивалентного
£йала, то ибииаацвоттй ток а камере будет различным
.щ жесткости, но одной
•'>-# |б{гда> дозЫ: »Эзпо Объясняемся '-f ей;. Siro ! £$йр£%1ДО.
энергий 2to редкому поглощаются в Жёнках камеры * в воздухе.
Зависимость ионизационного тока в камере от жесткости
излучения называется «ходом с жесткостью».
Влияние вещества наперстковой камеры на ионизацию в за¬
висимости от эффективной длины волны излучения показано
кривыми' рис. 6-33, полученными путем сравнения с показаниями
нормальной большой камеры. Здесь кривая / относится к ка¬
мере, сделанной из технического графита с примесями, толщина
стенок 3 мм; кривая II — к камере из чистого графита; III —
к алюминиевой камере с тол¬
щиной стенок в 0,18 мм; IV—
к камере из чистого графита
с добавлением 4% кремния;
V — к камере из чистого гра¬
фита с добавлением 3% крем¬
ния.
Из этих кривых видно, что.
показания камеры из чистого
графита (Z=6) ниже, чем по¬
казания нормальной камеры,
так как ослабление превали¬
рует над испусканием фото¬
электронов по сравнению с
воздухом (2эфф*=7,64); в ка¬
мерах из технического графита
с примесью 4% кремния
(Z-* 14) при мягких лучах
превалирует поглощение, а при жестких — эмиссия фотоэлек¬
тронов; та же картина, но более резко выраженная, и в камере
из алюминия. Камера из чистого графита с примесью 3% крем¬
ния дает наилучшие результаты: в изученной области длин волн
показания ее не зависят от длины волны. Приблизительно та¬
кие же результаты дает камера, сделанная из чистого бакелита
с графитироваиной внутренней поверхностью.
На рис. 6-34 дана зависимость поправочного множителя
к показаниям различных-наперстковых камер от энергии кван¬
тов рентгеновского излучения (Л. 166]. Оказалось, что при энер¬
гиях около 100 кэе все камеры дают ббльшие ионизационные
токи (поправочные множители меньше единицы), что объяс¬
няется испусканием дополнительных фотоэлектронов из. алюми¬
ниевых частей камеры. При очень мягком излучении, наоборот,
ток в камере быстро падает, так как излучение сильно погло¬
щается стенками.
На рис. 6-35 показана наг.ерстковая камера. Она состоит
из гильзы Н, сделанной из иласмасси, внутренняя поверхность
'которой покрыт? лр 040.:-1- i.i моем графита, графитов г)
Рис. 6-33. Зависимость отношения ио¬
низационного тока 1К различных на¬
перстковых камер к току иокнзацин
нормальной камеры ia> от длины
аолйы.
ладом»
данного янтарной Втулкой В.:' Внутренний графнШкй ! '§№&$
.род В вместе с держателем М соединены с кабёлем/С,обла-
" " ' ' “VI
t — карманный дозиметр «Виктории»; ? — кармалныА дозиметр Ш; 3 — карман¬
ный дозиметр Келекет; 4 — дозиметр Бекмана; 5 — кембриджский дозиметр;
6 — дозиметр Келект.
К Электрометру Я pf
Рис. 6-35. Наперстковая ионизационная камера.
дающим высокой изоляцией, ведущим к измерительному уст¬
ройству. Проводящая внутренняя поверхность гильзы Я соеди¬
няется с заземленной латунной трубкой R.
6-20. Измерение ионизационных токов в камерах
Величина ионизационных токов, возникающих в камере под
действием рентгеновских лучей, обыкновенно бывает чрезвьг-
'■аЗчо малой, порядка 10-9 - !0-15 <• ;; быть измерена
гальванометрически (до КИ1 а) или электрометрическим путем
(до 10~15 а). Измерение ионизационных токов обычно произво¬
дится по одной из следующих схем:
1. Схема разряда. Известная емкость С измерительной
установки заряжается до определенного потенциала и\ и затем
разряжается притекающими иоцами, возникающими в иониза¬
ционной камере, до определенного потенциала £/2 за время /;
тогда, если интенсивность падающего излучения оставалась не¬
изменной в течение време¬
ни средний ионизационный
ток будет:
iz=c(Ux_-Ut) ^4J)
На рис. 6-36 показана
схема электрометрического
измерения.по методу «раз¬
ряда».
Ключами Xi и К2 подает¬
ся потенциал на измеритель¬
ный электрод и электрометр
и заряжается конденсатор С,
затем ключ Ki размыкается
я отмечается время разряда конденсатора С от начального
потенциала U\ до некоторого потенциала £/2, что наблюдается
по отклонению нити электрометра в микроскоп. Предваритель¬
ной градуировкой электрометра определяется его постоян¬
ная а (число делений на 1 а); тогда по наблюденному откло¬
нению нити на а делений находим:
Рис. 6г36. Схемы электрометрического
измерения ионизационного тока по ме¬
тоду «разряда».
К — ионизационная камера; £ — струнный
электрометр; 3t — аккумуляторная батарея
. для подачи напряжения на ножи электро¬
метра; 3* — батарея для подачи на пряже ни*
на измерительный электрод.
иг-и% --J-M
а
и
¢=^1.10-12 [а]. (6-42)
a-t
если С измерено в пф.
Определение емкости измерительной системы (в несколько
пикофарад) представляет значительные трудности и вносит
ошибхи. Поэтому эти схемы часто заменяются более удобными
схемами.
2. Схема постоянного отклонения. Здесь (рис.
6-37) обозначения те же, что и на рис. 6-36. Нить электрометра Е
соединена с измерительным электродом Q камеры д и через
большое сопротивление R (около 10'° ом) — с землей. От акку¬
муляторной батареи Вг, положительный полюс которой также
отведен к земле, подается потенциал на корпус камеры. При по¬
стоянстве интенсивности падающегонд камеру излучения через
.. сопротивление R течет постоянной силы ток и Потенциал изме--
рительного электрода Q равен падению напряжения на сопро-
: тлвленин R:
U = iR.
Если наблюдаемое при этом отклонение нити электрометра
равно а делений, а постоянная электрометра составляет а де¬
лений на 1 а, то
i
£/
R ~ aR
(6-43)
Изменяя величину сопротивления /?, можно менять чувстви¬
тельность измерительной установки. Эта схема удобна тем, что
Рис. 6-37. Принципиальная схема Рис. 6-38. Принципиальная схема
«постоянного отклонения». Таунсенда.
дает непрерывную регистрацию интенсивности рентгеновского
излучениями показания электрометра могут быть предвари¬
тельно проградуированы в рентгенах в секунду или рентгенах
в минуту.
3. Компенсационная схема Таунсенда. В этой
схеме (рис. 6-38) измерение количества отделившегося электри¬
чества производится путем компенсации заряда измерительного
электрода, задаваемого образцовым конденсатором С. При
замкнутом ключе К заряжается конденсатор С до определен¬
ного потенциала 1)ь измеряемого вольтметром V, затем размы¬
кается ключ К и смещается движок реостата R влево до нуля;
тогда измерительный электрод будет иметь потенциал С/о. При
ионизации газа в камере под действием рентгеновских лучей
на измерительный электрод поступают ионы газа и снижают
его потенциал до нуля за время f. Тогда средний ионизацион¬
ный ток определяется формулой:
i = ^5-. (6-44)
Достоинство этого метода заключается в том* что из¬
мерительная ёмкость легко может быть определена точно,
шает влияние утечек в изоляции схемы, наконец, измерительный
прибор (электрометр) является указателем руля я потому от¬
падает необходимость его градуировки.
В большинстве практических ионизационных рентгенометров
применены схемы «разряда» и схема постоянного отклонения;
схема Таунсенда применяется, главным образом, при контроль¬
ных измерениях и градуировках практических рентгенометров
в рентгенометрических лабораториях.
6-21. Единицы измерения рентгеновского излучения
Основной единицей для измерения рентгеновского излучения
принята единица дозы, прячем определение ее дано на
основе естественного свойства атмосферного воздуха ионизо¬
ваться под действием рентгеновских лучей, подобно тому как
при определении единицы теплоты (калории) принято естествен¬
ное свойство воды — ее теплоемкость.
Этой единице присвоено наименование «рентген» и обозна¬
чение— р.
Определение. рентгена дано в ГОСТ 8848-58: рентген—это
доза рентгеновского или гамма-излучений в воздухе, при ко¬
торой сопряженная корпускулярная эмиссия (т. е. электроны)
на 0,001293 грамма воздуха' производит в воздухе ионы, несу¬
щие заряд в одну электростатическую единицу количества элек¬
тричества каждого знака.
Единица «рентген» может применяться для излучений с энер¬
гиями квантов до 3 Мэе.
Из определения рентгена легко вычислить его механиче¬
ский эквивалент. Действительно, при дозе в 1 р в воздухе обра¬
зуется “ 2.08 *10® пар ионов на 1 ем3 или
2*вв‘?Р* = 1,6М0Ц пар ионов на 1 г воздуха.
0,001293 г '
Здесь 4,802-* ДО-10 CGSE — заряд однократно заряженного иона,
равный заряду электрона. ■
Далее, так как средняя работа образования пары ионов
в воздухе равна 34 эв (1 за=1,6- 10-1г эрг), то дозе в 1 р со¬
ответствует поглощенная в 0,001293 г (1 см3) воздуха энергия:
= 2.08 *103•34• 7,07 ■ 1010 эв/сл(3«0,114 эрг)см3 или 0,114 эрг
на 0,001-293 г воздуха.
Очевидно при дозе в 1^в одном грамме воздуха погло¬
щается энергия, равная • * яа88 эрг!г.
0,001293 г
1 0,001293 г —это масса 1 см> сухого воздуха при 0 С ч 760 мм рт. ст,
(т. с. пзгдIIость воздуха при 0еС (>—0,00)293 .’V.h").
Д озу Й 8бЗД^ёй&
дуег смешивать с. здергйеЙГдействцтельно поглощенной в: к|ко%г4
либо другой среде. С помощью измерения дозы в воздухе мы'/
можем охарактеризовать лишь падающую на среду энергию
излучения, но зная эту падающую энергию, можно найти и по¬
глощенную энергию в облучаемом веществе.
Поэтому дозу в воздухе, измеренную в рентгенах или эрг/г,
называют дозой облучения Ь0бл или экспозицион¬
ной дозой, а энергию рентгеновского излучения, поглощен¬
ную единицей массы любого облучаемого вещества, называют
поглощенной дозой излучения Дюгя- Единицей по¬
глощенной дозы является «рад». Один рад равен 100 эрг на I г
облучаемого вещества.
По новому ГОСТ 8848-63, вступившему в силу 1 июля 1964 г.,
единицей экспозиционной дозы рентгеновского и гамма-излу¬
чений установлен — КУЛОН НА КИЛОГРАММ'(к/кг)—«экс¬
позиционная доза рентгеновского и гамма-излучений, при кото¬
рой сопряженная корпускулярная эмиссия на килограмм сухого
атмосферного воздуха производит в воздухе ионы, несущие за¬
ряд в один кулон электричества каждого знака».
Единицей поглощенной дозы является ДЖОУЛЬ НА КИ¬
ЛОГРАММ (дэк/кг) —«поглощенная доза излучения, измеряе¬
мая энергией в один джоуль любого вида ионизирующего излу¬
чения, переданной массе в один килограмм облучаемого ве¬
щества».
«Рентген» и «рад» допускаются как внесистемные единицы
экспозиционной дозы рентгеновского и гамма-излучений и по¬
глощенной дозы любого вида излучения соответственно.
Соотношение между указанными единицами:
1 рад =10-2 дж/кг; 1 рад/се#с= 10-2 вт/кг;
1 р»2,57976- НИ к/кг; 1 />/«ж«2,57976-10"4 а/кг;
1 к/кг »3876 р; 1 в/кг»3876 р/сек.
Величина 'поглощенной дозы определяется не только дозой
облучения, но и составом облучаемого объекта. При этом по¬
глощенная доза связана с числом ионизаций на единицу массы
воздуха /т (с дозой облучения) следующим уравнением:
е — средняя работа образования пары ионов в воздухе;
а — отношение массовых коэффициентов электронного пре¬
образования в облучаемом веществе и воздухе
^погл = «А» \эрг!г J,
(6-40)
где
1М
Так как коэффициент у тфбпорцйбнаден плотнбсТй вещества
н растет с увеличением Z, то энергия, поглощенная единицей
массы облучаемого вещества, пропорциональна его плотности
и растет с увеличением его атомного номера*
Биологическая ткань, например» эквивалентна воздуху по
эффективному атомному номеру Z^,1 и так как плотность ее
примерно в 770 раз больше, чем плотность воздуха» то дозе
в воздухе, равной 1 рентгену, соответствует доза в ткани:
= 0,114-770^88 врг/г9
т. е. 1 г ткани и 1 г воздуха поглощают приблизительно одина¬
ковую энергию.
Производной единицей от рентгена является единица
мощности дозы, которая обозначается р/сек (р1мин) или
эрг/г-сек (эрг1см*'сек).
Интенсивность излучения измеряется в $рг/см**сек
(р* см! сек).
Доза, мощность дозы и интенсивность лучей являются
основными величинами в рентгенометрии.
В заключение приведем количественное соотношение между
поглощенной дозой и дозой облучения. Так как непосредствен¬
ное измерение поглощенной дозы в общем случае невозможно,,
то ее определяют на основании измерений дозы облучения.
•Поглощенная доза, ОП0РЯ| в радах и доза облучения, А**
в рентгенах связаны между собою соотношением
®ЯоГЛ = 6‘ДэвЛ*
где Дгогд. — поглощенная доза в данном веществе;
А>бл. — доза облучения, измеренная в воздухе;
| — коэффициент пропорциональности, зависящий от
рода поглощающего вещества и энергии излучения.
В табл. 6-4 приведены значения множителя £ для воды, ко¬
стей и биологической ткани.
Таблица 6-4
Числовые эначеша коэффициента £
Характеристика жзаучени
^погл
Напряжение
СлоВ поло-
•ннкого
мягкая
костная
Ы трубке.
49
поглощения
(Си) мм
воздух
вода
ткав»
ткань
100
0,25
0,88
0,91
0,94
3,1
150
0,40
0,88
0,92
0,94
2.7
200
0,50
0,88
0,94
0,95
2,1
250
1.0
0,88
0,95
0,95
1.8
260
1.7
0,88
0,96
0,96
1,4
400
4.2
0.88
0,97
0,97
1,1
, для воздух* разе* 7,64; ддя арДЫ. крови к
. ■ j т ; !" • \■ ■ Г|‘*
й)
УЛ
642. Практические дозиметры (рентгенометры)
Для практических измерений применяются переносные при-
: боры, которые позволяют производить лишь относительные из¬
мерения. Такие приборы градуируются в рентгенах путем срав¬
нения с нормальной установ¬
кой и снабжаются соответст¬
вующим удостоверением с
указанием постоянной прибо¬
ра! Из большого числа типов
практических рентгенометров
рассмотрим устройство и прин¬
цип действия двух типов при¬
боров, имеющих широкое при-
вменение.
1) Универсальный
дозиметр ГРИ (УДГРИ).
Этот дозиметр (рис. 6-39),
имеющий распространение в
СССР, разработан Я. Л. Шехт-
маном в Центральном научно-
исследовательском институте рентгенологии и радиологии
в Москве. Работает он по схеме разряда емкости и состоит
из однонитного электрометра и-набора сменных ионизационных
Рис. 6-40, Схематический разрез
электрометра дозиметра ГРИ.
' / — микроскоп; 2 — янтарь; 9 — элек«
простатическая машинка; 4 — гнездо
для препарата радия; 5— электрометр;
6 — свинцовая защита; 7 — контакт дл»
присоединения ионизационных камер.
Ряс. 6-41. Схематический разрез
нормальной ионизационной каме¬
ры дозиметра ГРИ.
/ — измерительный электрод; 2— ян¬
тарь; 9 — входная диафрагма; 4 — свин¬
цовая защита; 5 —гнездо для препа¬
рата радия; 6 — гнездо для лрисоедк*
нения и электрометру.
камер. На рис. 6-40, 6-41, 6-42 схематически изображены элект¬
рометр и ионизационные камеры этого дозиметра, каждая
Из которых может быть присоединена к электрометру, как
.^показано на рис. 61-39. Набор сменных камер позволяет про¬
изводить. намерения в широком, диапазоне длин волн излуче-
' М-:,. •
§яШйе£а ^
^уйС1В1{тейьйдаШ 0,01 —10 pjмин (рис;;
б) ионизационная камера для мягких лучей — для длин
волн от 0,5 до 2 А (от 8 до 20 кв) чувствительностью от .0,5
до 200 р)мин (рис. 6-42,6). .
в) микрорентгенкамера для измерения микродоз приме¬
няется для контроля защитных устройств чувствительностью от
1 до 100 мкркек (рис. 6-42, а).
К прибору прилагается контрольный препарат радия и за¬
пасная электростатическая машинка. Кожух электрометра и
. нормальная ионизационная
<в) ЙШ1Г ‘ НбК) камера, стенкй которых по-
' 1:11 крыты толстым слоем свин¬
ца, имеют гнезда для ввин¬
чивания контрольного пре¬
парата радия.
В нормальной камере
измеряемый лучох лучей
проходит горизонтально че¬
рез входную и выходную
диафрагмы, закрытые цел¬
лулоидными листочками с
нанесенными на них пере¬
крещивающимися черточка¬
ми, служащими для цент¬
ровки камеры. В камере
для мягких лучей пучок
входит в камеру также че¬
рез диафрагму вертикально по оси камеры; мнкрокамера об-,
лучается вся целиком.
. Измерения производится следующим образом. После цент-;
ровки камеры хорошо изолированная электрометрическая си¬
стема, обладающая емкостью С относительно стенок прибора,
заряжается от электростатической машинки до некоторой раз¬
ности потенциалов U\, значительно большей, чем напряжение
насыщения. При ионизации газа в камере под действием изме¬
ряемого рентгеновского излучения изолированная измеритель¬
ная система разряжается за время t до значения разности по¬
тенциалов U2, еще -превышающей напряжение насыщения. При
этом нить электрометра перемещается на определенное число
делений (например от 10-го до 20-го деления). Если емкость С
системы при разряде не изменяется, то заряд, потерянный си¬
стемой за время t, будет равен C(U\—U2) и средний ток иоии-.
зации
Рис. 6-42. Добавочные камеры к дози¬
метру ГРИ:
а—для микродоз — для контроля запи¬
ты; б—для мягких лучей; я —для мак¬
родоз.
_ ¢(1/,,-t/J
*f ~ (
. * :гЛ
виднд,Ый)аШётбяШ
ШалшДд,;'^№У' йойЩ ^ ...
" ^ШШтЯт&
Vt * .
где V—эффективиыйгизмерительный объем ион из анионной да- j
‘ S’
меры. Для данного прибора при нормальной плотности-воздуха
в камере величина к **
имеет постоянное значение.
Обозначая ее через До, получаем:
.р «£•.
• го~ t •
Постоянная прибора До, к сожалению, не остается постоян¬
ной и зависит от плотности воздуха, от изменения чувствитель¬
ности электрометра в различных участках шкалы, ‘ диаметра
диафрагмы я т. п. Для исключения влияния этих факторов про¬
изводятся контрольные измерения с препаратом радия, радиа-'
ция которого практически ие изменяется. Очевидно, что при оди¬
наковых условиях измерений отношение скорости спадения нити .
электрометра под действием ионизация, вызванной рентгенов¬
скими лучами и контрольным препаратом радия, будет пропор¬
ционально |ГО1ШЮсги дозы рентгеновских лучей:
1*де
*я«— время прохождения нитью электрометра определен¬
ного числа делений под действием излучения препа¬
рата радия;
t — то же под действием рентгеновских лучей.
Величина постоянной прибора К уже нс зависит от плотно¬
сти воздуха н участка шкалы электрометра,- на котором произ¬
водятся измерения, а определяется только диаметром вход¬
ной диафрагмы. Поэтому в удостоверении к прибору даются
значения постоянной д для всех диафрагм, приложенных
к прибору.
2. Реятгенметры с наперстковой камерой кон¬
денсаторного типа применяются для измерений в рент¬
генах как у-излучений радиоактивных препаратов, так и в обла¬
сти средних и жестких рентгеновских лучей. К приборам, этого
типа относятся «ортатилн-ый рентген метр. конструк¬
ции экспериментальных мастерских ГРИ и рентгенметр .«Вик¬
торин» (рис. 6-43).. Прибор, работает также по схеме' разряда
и состоит из электрометра и наперстковой ионизационной ка¬
меры с конденсатором,-отделяемой от электрометра, измерения
производятся следующим’ образом. Сначала измерительный
т тс кт] од камеры соединяется с -ягектроч-ггрм.ч ?: заряжается
М * \ • .\ „ . . ‘.т •: i , ! "• ••
до некоторой разнога потенциалов ори помощи^
; ткческои машннюс'Поёле'этого камёра ртдёАяй^||Г«т элеетрЩ?-
негра и подвергается Действию рентгеновских иЛиу-лучей ;
ченне определенного промежутка времени Затеи камера cHofiil-
; присоединяетсяэлектрометру, и по новому7 прлб^ению ннА|,
электрометра' н# Шкале, *' соответствующему значению. потёЙЙ
- цнала измерительного электрода камеры после облучения
определяют моишость дозы.
' Так, если емкость ионизационной камеры С*, емкость элект¬
рометра С„ потенциал, до которого была заряжена камера до,
облучения Uo, а потенциал после облу¬
чения и присоединения к электрометру
UK, то потерянный камерой заряд при
облучении будет равен:
q(Cx + CMU0-UK).
Рис. 6-43. Схематический разрез портативного рентген-
метра с наперстковой камерой конденсаторного типа
«Викторин».
/ — шкала для отсчета откяовевяя катя электрометра: 2 — мик¬
роскоп; 3 — установка на фокус; 4 — свякцовыА ящик; 5 — пла¬
тиновая вить; 6— кварцевая петля; 7 — присоедннктель; В —
явтарвыА заряжающий диск: 0 — лампочка; /0 —батарея: // —
включатель лампочки; 12 — контакт для присоединения коккза-
' двойной камеры; 13 — конденсатор; /е — на перст новая новые-
цяонная камера.
Так как величина потерянного заряда пропорциональна дозе»
а емкость камеры и электрометра постоянные величины» то из¬
меряемая доза D=K(Uq—UK) пропорциональна изменению по-
тенциала» определяемого электрометром после присоединения
камеры. Следовательно» шкала электрометра может быть гра¬
дуирована в единицах дозы или мощности дозы» если камера
облучается в течение единицы времени (одной минуты).
При этом предполагается» что заряд электрометра (во время
облучения отсоединенной камеры) сохраняется. Для проверки
изоляции системы заряженный электрометр с камерой выцер-
ййвдют в течение 5 мин/Дели нить электрометра ке смещается^
щрёнтгенметр не имеет утечки* ^
\ Л л
!? 6-2$. СточнкйэйфяЖемных чйс^й ;
.рОаизациоиныё камеры, .p^^orpieHiiue в ^редадутйх^* ’
р^афах, применяются для изйёрения суммарного иониэйцк-
•‘iprQ, действий,.-вызыва^могр, Похождением , большого числр.
“тш или фотонов через их рабочий объем.::; *
1лй измерения небольших: ’мощностей доз рентгеновского
'йЛи у-нзлучения, а также для регистрации я счета отдельных ча¬
стиц и фотонов применяются газовые, сцинтилляционные, кри¬
сталлические и других типов счетчики.
Газовый счетчик представляет собою ионизационный при¬
бор, в котором используется усиление ионизации за счет газо¬
вого разряда, благодаря чему чувствительность его оказывается
на много порядков выше чувствитель¬
ности ионизационных камер.
v-Устройство счетчика прин¬
ципиально подобно устройству иониза¬
ционной камеры. Он представляет со¬
бой цилиндрический конденсатор (рис.
6-44), состоящий из тонкостенного ме¬
таллического цилиндра диаметром
10—30 мм, вдоль оси которого натя¬
нута тонкая металлическая, обычно
вольфрамовая или молибденовая, нить
толщиною 0,1—0,2 мм. Нить всегда
служит анодом, цилиндр — катодом. Счетная трубка напол¬
няется газом при пониженном давлении (около 1СЮ мм рт. ст.).
В качестве наполнителя обычно применяются инертные газы
(аргон, неон или их смесь). Выбор этих газов объясняется
тем, что в инертных газах вероятность образования отрица¬
тельных ионов очень мала н поэтому в процессе газового
разряда участвуют, главным образом, электроны и положи¬
тельные ионы.
Применение анода в виде тонкой металлической нити, рас¬
положенной внутри цилиндрического катода, позволяет значи¬
тельно снизить величину напряжения, при котором начинается
ударная ионизация. Действительно, электрическое поле внутри
цилиндрического конденсатора неоднородно, напряженность
поля изменяется обратно пропорционально первой степени ра¬
диуса в соответствии с уравнением:
Е = U
' на-'*,’
Рис. 6-44. Эскиз газового»
счетчика со стеклянной на¬
ружной оболочкой.
/ — стеклянная оболочка; 2 —
вольфрамовая нить (ввод); S —
медный цилиндр (катод).
где
U — напряжение, приложенное к электродам счетчика;
О — радиус нити; - ;
-Га — внутренний радиус цилиндра.
Ряс. 6-45. Принципиаль¬
ная схема включения
счетчика.
1 — h*tl.; 2 — цялиядр; 3 —
скоЯ положительных аоиоь.
tin^ftiieftiidcTb ноля сильно Шраста^ я^а йрибЙиженйи
а -наги (аноду); поэтому первичные элемфоан, иезавй:<ймЬ от
места их образования, вблизи нити приобретают на длине сво¬
бодного пробега энергию, достаточную
для возбуждения и ионизации соударе¬
нием. Если на своем пути к нити каждый
первичный электрон создает А пар новых
ионов, то ионизационный ток возрас¬
тает в А раз. Величина А носит назва¬
ние коэффициента газового
усиления.
В зависимости от величины напряже¬
ния, приложенного к электродам счет¬
чика, он работает в трех принципиально
различных режимах: а) ионизационной
камеры, б) пропорционального счетчика
(несамостоятельный разряд), в) счетчика Гейгера-Мюллера
(самостоятельный разряд).
Для выяснения принципа действия и свойств счетчиков рас¬
смотрим физические явления, которые происходят в счетчиках,
работающих в указанных ре¬
жимах.
На рис. 6-45 изображено по¬
перечное сечение счетчика; к нему
приложено напряжение от акку¬
муляторной батареи через сопро¬
тивление R. Под емкостью С под¬
разумеваются сумма всех распре¬
деленных емкостей схемы.
Движение ионов и электронов
в счетчике вызывает в электриче¬
ской цепи импульс тока. Ток,
Проходя по сопротивлению 7?, со¬
здает -на нем импульс напряже¬
ния. Таким образом, частица,
прошедшая через счетчик, реги¬
стрируется им в виде ..импульса
напряжения. После усиления им¬
пульс напряжения подается к ре¬
гистрирующему прибору, счи¬
тающему импульсы, или к ОТ¬
КЛОНЯЮЩИМ пластинам осцилло¬
графа. •••'■• -:-т ' Т TV V Т'.
На рис: 6-46, а представлена схематически зависимость ве-
. личины импульса от приложенного к счетчику напряжения Дл#
• двух различных значений начальной ионизации, обусловленной
•". источниками излучений различной нгтегсивности (кривые.^и 2)
5 •.... *V1,. • : . - • i . , * t f it b. i-'Л I i •> \
mcvamu.e
Рис. 6-46. Характеристики газо¬
вого счетчика: в—рабочая харак¬
теристика; б—счетная -характе¬
ристика.
. Такие ;Ср абочй мила ракЧ'&р не т ti -
хами с ч ет%х к а.*3аметим, что' вертикальный масщтабэтих
кривых сильно, и непропорционально уменьшен—ординаты точ¬
ки F примерно в 10* раз больше ординаты точки С. По харак¬
теру разряда эти. кривые можно разбить на пять областей (1,
II, III, IV и V).
I. Область тока насыщения. При низких напряже¬
ниях (область I) счетчик действует как ионизационная камера,
т. е. все электроны, образовавшиеся в объеме счетчика. под
действием ионизирующего излучения, перемещаются к централь¬
ной нити, и ионизационный ток достигает своего максимума,
называемого током насыщения. Очевидно, в этой области до¬
полнительной ионизации не происходит и поэтому коэффициент
газового усиления А равен единице.
II. Область пропорциональности. Когда напряже¬
ние на счетчике превышает некоторую величину Ui, при кото¬
рой начинается ионизация столкновением, то величина импульса
на нити будет становиться больше, так как при столкновениях
образуются дополнительные ионы и электроны. При постепен¬
ном увеличении напряжения ионизация столкновением начи¬
нается только в непосредственном соседстве с нитью, где на¬
пряженность поля наибольшая. Минимальное напряжение, при
котором электрон, перемещаясь в поле к нити, приобретает
энергию, достаточную для ионизации только на последнем сво¬
бодном пробеге перед нитью, называется пороговым на¬
пряжением. При пороговом напряжении кроме первичного
электрона появляется новый, второй электрон.
Если теперь увеличить напряжение, приложенное к счет¬
чику, то критическое расстояние, на котором начинается удар¬
ная ионизация, отодвигается от нити в объем счетчика. Элек¬
трон начинает ионизовать в точках, расположенных дальше
от нити, в число образующихся электронов на каждой после¬
дующей длине свободного пробега будет удваиваться. Поэтому,
если ионизация начинается приблизительно на расстоянии, де¬
сяти средних дЛин свободного пробега от нити, то каждый пер¬
вичный электрон создает около 210« 1000 новых электронов
(и ионов). Так как в счетчике обычно средняя длина свобод¬
ного пробега порядка 10~г мм, то лавина развивается на про¬
тяжении около 0,-1 мм от нити. Очевидно, в этой .области
напряжений -(И) лавинный разряд ограничивается участком пер¬
вичной ионизации и не распространяется по всей длине цент-
ральнойнити(анода)
. Величина «мпульса ^удег здесь строго пропорциональна,
первичной ионизации, Поэтому эта область напряжений назы¬
вается об.таст(|Ю прр|[Ордпонального усиления. Ко¬
эффициентгазового усиления А в этой области. относительно
мал (от';|^ — *—
кие счетчьки могут с**ужьть не только ,(*н счета частщ,
но и для определения их ионизирующего действия. В частности,
они применяются для обнаружения и счета сильно ионизирую¬
щих а-частиц. при наличии интенсивных 0* 'и у-иэлучений.
Разряд, протекающий в пропорциональном счетчике, яв¬
ляется несамостоятельным и очень быстро гасвет после
прекращения внешней ионизации.
III. Область ограниченной пропорционально¬
сти. При дальнейшем увеличении напряжения на участке от
U2 до и9 пропорциональность между ионизационным током и
первичной ионизацией, созданной ионизирующей частицей,
нарушается: для частиц с меньшей ионизирующей способностью
коэффициент газового усиления оказывается больше, чем для
частиц с большей ионизирующей способностью — счетчик всту¬
пает в режим ограниченной пропорциональности.
Эта область не имеет большого практического значения.
IV. Область Гейгера-Мюллера—область режима
самостоятельного разряда. При некотором напряжении 03 счет¬
чик вступает в режим самостоятельного разряда. Счетчики,
- работающие в таком режиме, получили название счетчиков
Гейгера-Мюллера. Лавинный разряд уже не ограничивается
участками первоначальной ионизации, но распространяется по
всей длине центральной проволоки. Поэтому величина выход¬
ного импульса напряжения не зависит от числа первичных
ионов и имеет одно и то же значение для частиц с малой и
большой ионизационной способностью (кривые / и 2 на рис.
С-46 сливаются в одну). Эти счетчики обладают огромной чув¬
ствительностью: возникновение в объеме счетчика только од¬
ного электрона приводит к образованию мощной лавины элек¬
тронов и положительных ионов.
Благодаря большой подвижности практически все электроны
очень быстро, примерно через КГ7 сек, достигают .нити (анода).
Тяжелые малоподвижные положительные ионы за это время
не успевают сколько-нибудь заметно сдвинуться с места их
образования. Нить оказывается окруженной слоем положитель¬
ных ионов. Это приводит к резкому снижению.напряженности
электрического поля вблизи нити и дальнейшая ударная иони¬
зация (вблизи нити) становится невозможной. Счетчик временно
теряет способность реагировать на новые акты ионизации,
происходящие внутри него. В дальнейшем положительные ионы
медленно перемещаются к катоду (цилиндру), напряженность
электрического поля возвращается к первоначальному значению
и счетчик снова приобретает способность регистрировать новые
частицы. Время собирания положительных ионов на катоде
счетчика называется мертвым временем. Оно равно при¬
близительно КГ4 сек.
Однако разряд на этом не закапчивается. Положительные
460
?;^оп'ы, п зд ьли.-цаем электркче<ж6гс по ы
: к катоду» бомбардируют его и создают вторичные электроны..
Tax как к. этому времени напряженность поля у нити песета*
навливается до значения, обеспечивающего ударную ионизацию,
то вторичные электроны в свою очередь дают начало новым
лавинам н весь процесс повторяется. В счетчике будет происхо¬
дить непрерывный газовый разряд, который будет состоять из
движущихся к катоду последовательно лавин положительных
ионов.
Кроме того, наряду с ударной ионизацией, электроны на
своем пути к нити вызывают возбуждение газовых молекул.
Возбужденные молекулы приходят в нормальное состояние
путем испускания квантов ультрафиолетового излучения. Эти
кванты, попадая на катод счет¬
чика, выбивают из него фото¬
электроны, которые также
принимают участие в разряде.
Таким образом, в счетчике
Гейгера-Мюллера существуют
условия для возникновения не¬
прерывного ряда разрядов, сле¬
дующих за первоначальным.
Очевидно, такой счетчик не¬
пригоден для счета частиц,
если не будут приняты меры
для гашения разряда
после прохождения каждой
ионизирующей частицы.
Гашение разряда. В зависимости от способа гашения
разряда счетчики делятся на самогасящиеся и несамо*
гасящиеся.
В несамогасящихся счетчиках для гашения разряда
в цепь счетчика включается высокоомное сопротивление R по¬
рядка 109 ом (рис. 6-45), на котором происходит большое паде¬
ние напряжения, вследствие чего снижается потенциал нити и
разряд гаснет.
На рис. 6-47 приведена одна из более совершенных схем
(Неера и Харпера). Параллельно счетчику включен пентод, на
управляющую сетку которого подано большое отрицательное
смещение от потенциометра R, и поэтому лампа в нормальном
состоянии заперта. Когда в счетчике возникает разряд, сетка
заряжается положительно, лампа отпирается, через анодное
сопротивление (10т ом) протекает ток, вызывающий падение
. напряжения, снижая напряжение на счетчике. Таким образом,
Дампа частично закорачивает счетчик и поэтому разряд обры-
гвйется очень быстро (около 10“° се/с), после чего счетчик снова
; -тотов к приему следующей частицы.
461
^настоящее «рсдо идадоз
болеешйрокоепрйиененйе. Для гашения разряда в этих счет-
чикахк одноатомному газу добавляется многоатомный газ (на¬
пример пары спирта).. Оказывается, что при добавлении много¬
атомных газов в счетчике: 1) не происходит вторичной эмиссии
с катода при подходе к нему положительных ионов; 2) практи¬
чески отсутствует также и фотоэффект с поверхности катода.
Это объясняется тем, что ионы одноатомных газов не долетают
до катода, так как они нейтрализуются по пути к катоду, выры¬
вая электроны из молекул многоатомного газа при столкнове¬
ниях с ними. Ионизованные же и вобужденные молекулы
многоатомного газа очень быстро (!0~,а сек) диссоциируют.
(распадаются), прежде чем успеют вырвать электроны из ка-‘
года «ли испустить кванты ультрафиолетового излучения.
Вследствие этого в самогасящемся счетчике газовый разряд,
вызванный непосредственно прохождением ионизирующей ча¬
стицы, является однолавинныы. Импульс заканчивается
п момент прихода всех положительных ионов на катод, т. е.
приблизительно через I0-4 сёк.
Недостатком счетчиков этого типа является ограниченный
срок их службы ввиду распада молекул многоатомного газа.
Счетчики приходят в негодность после 10*—10* разрядов. Зна¬
чительно большим сроком службы обладают самогасящнеся
счетчики, в которых в качестве гасящей примеси применены
галогены (хлор или бром), так как диссоциировавшая молекула
хлора или брома'вскоре восстанавливается.
Галогенный счетчик оказывается устойчивым в работе при
больших скоростях счета и может быть использован в так на¬
зываемом токовом режиме, когда измеряется не число импуль¬
сов, а величина среднего тока в цепи счетчика.
Сче1ная характеристика счетчика Гейгера-Мюллера
(рис.- 6-46,6) представляет собою зависимость скорости счета
от напряжения на счетчике при неизменной интенсивности облу¬
чения. Для подсчета числа импульсов применяются специальнее
ламповые'схемы. Такие схемы обычно не регистрируют слабых
импульсов, возникающих в объеме счетной трубки при отсут-;
ствии или слабом газовом усилении. Поэтому счетная характе¬
ристика-имеет определенный порог А, ниже которого импульсы'
не регистрируются. При некотором напряжении и а газовое уси¬
ление и импульсы достигают значений, при которых схема начн-*
нает. регистрировать отдельные импульсы. По мере возрастав
газЬвого;усиленияс уваднчением'напряження, '.число регйст
руемых импульсов быстро растет.; Начиная с тбЧки В — пороЩ
области Гейгера-Мюллера *- л до точки С практически каждый^
импульс регистрируется и скорость счета практически ие-зази,®
. сит от приложений!*) напряжени#, Однзко величина кмпульс6Й|:
(кльнп нозрвсттёт С':каиряже»яей(см. рис. Э46#г). Учвст»ф:9<2^’
з S' з • - s •• •- .t •’•rl,\ * • : '3 '■ ~t,:. ". > t i iili
мйфваетея а я а т б
счетч й-к а. При изм^енйя^СрабоН:АК1т всреднейчасти плато,'’
благодаря чему значительный колебания напряжения не приво¬
дят к ошибкам отсчета.
При напряжениях IT>U, (область V) скорость счета быстро -
увеличивается за счет появления ложных импульсов и затем
начинается непрерывный разряд.
Счетная уста н ов к а состоит обычно из счетчика частиц,
высоковольтного выпрямителя, усилителя импульсов, пересчет-
ной схемы и электромеханического счетчика-нумератора.
Обычно для счета импульсов применяется электромехани¬
ческий счетчик, состоящий в основном из часового механизма,
у которого пружина, уп¬
равляемая электромагни¬
том, заставляет храповое
колесо соскакивать на
один зуб при каждом им¬
пульсе тока. Для увели¬
чения скорости счета и
уменьшения потребляе¬
мой мощности считаемо¬
го сигнала все* движу¬
щиеся части механиче¬
ского счетчика делаются
по возможности - малого
размера и веса. Хорошие
электромеханические счетчики работают удовлетворительно,
если на них поступает не более-50 импульсов в секунду.
Для усиления импульсов счетчика обычно достаточно од¬
ного пентода. С пентода импульс подводится к сетке тиратрона
(рис. 6-48). Тиратрон отпирается, разряжает .конденсатор С и
передает при этом импульс тока на электромагнит счетного
механизма.
Пересчетные схемы. В тех случаях, когда возникает
необходимость большей скорости счета, чем допускает элек¬
тромеханический счетчик, применяются так называемые пере¬
счетные схемы, снижающие число импульсов, поступающих от
счетчика частиц к электромеханическому счетчику в определен¬
ное число раз, обычно 0 2,4, 8,,16,32,64 раза. Такие схемы
собираются йз нескольких последовательно соединенных ячеек, ,
каждая из которых уменьшает^чнсло импульсрр в два раза.- ;. .½
. Простейшая «схема с пересдаст на два,];|рабогающая|^1а|>
тиратронах, изображена на р^|6-4Э.. При включении сначала'
подается анодное .иапряжение^(^:210 в) (принтом зажигается.;=
при- этаойне ^жйгаЩщ,0
так как ймм? ^Щщ?тель>н:Е g|fra?poe смещение,В :этб’
Рис. 6-48. Тиратрон со счетным мехаииз-'
мои. /{»100000 ом, С»0,1 мкф.
йа горящем тиратроне А канряЖеике'будет мало {около .20 в)',:
а на запертом тиратроне В—ратго напряжению питания {2!0 в).
Поэтому конденсатор, соединяющий аноды тиратронов, заря¬
дится до напряжения (210-20)-190 в. Если через Е на обе
сетки попадает положительный импульс Напряжения, то тира*
трон В тоже зажигается и напряжение на его аноде падает от
полного анодного напряжения (210 в) до напряжения горения
(около 20 в). Конденсатор (0,25 мкф) разряжается большим
током через тиратрон В и сопротивление R- Это приводит к рез¬
кому снижению потенциала анода тиратрона А, вследствие чего
он гаснет. Напряжение на нем повышается до напряжения пи-
Рис. 6-49. Пересчетам схема на Рис. 6-50. Пересчетах схема на элек-
тиратронах. тройных лампах.
гания и конденсатор снова заряжается, но другой полярностью.
Таким образом, после поступления положительного импульса
на сетки тиратронов они меняются ролями. Следующий импульс
гасит В и зажигает А и так далее.
Если использовать импульс тока только одного тиратрона,
чтобы привести в действие регистрирующую тиратронную .схему
(рис. 6-48), то механический счетчик будет из каждых двух
импульсов регистрировать только один. Можно использовать
несколько пар тиратронов и получить схемы с пересчетами на 4,
8, 16 и т. д.
Так как разрешающая способность тиратронной пересчетной
схемы не очень велика, то очень часто применяют пересчетные
схемы, в которых вместо тиратронов используются вакуумные
лампы. Одна из таких схем показана на рис. 6*50.
Когда ток течет через лампу /, то при подходящем сеточном
смещении, благодаря падению напряжения на Ri, Ri, R3, сетка
лампы // сильно отрицательна и лампа II заперта. Когда про¬
ходит отрицательный импульс, он запирает лампу /. при этом
через конденсатор, включенный между анодом / и сеткой II,
.:се;:еД,4н^ .юлуча^ такой сильный г<мм*чч im пуЛьс, что
лампа // открывается. Таким образом, и здесь после импульса-
обе лампы меняются ролями.
Интегрирующая схема. Для очень больших схоро-
стей счета разработана схема, работающая без счетного меха¬
низма—число импульсов в секунду отсчитывается по шкале
миллиамперметра. В этой схеме (рис. 6-51) введено новое звено,
состоящее из электролитического конденсатора С очень боль*
шой емкости (несколько тысяч мкф), параллельно которому
включается сопротивление R в несколько тысяч ом и милли¬
амперметр. Конденсатор сглаживает ток, состоящий из боль¬
шого числа отдельных импульсов, который течет через тира¬
трон, так что через вклю¬
ченное параллельно ему со¬
противление течет практи¬
чески постоянный ток; рав¬
ный среднему значению то¬
ка через тиратрон, который
измеряется миллиампер¬
метром.
Э ф ф ективностью
счетчика называется ве- Рис. ^-51. Интегрирующая схема,
роятность регистрации из¬
лучения. пронизывающего
счетчик, т. е. отношение числа частиц, вызвавших разряд, к об¬
щему числу частиц, лопавших в счетчик. Она зависит от мате¬
риала и толщины стенок счетчика, а также от качества излуче¬
ния. Эффективность газовых счетчиков к а- и р-частицам близка
к 100%, а к у-квантам составляет всего ОД—1,5%. Такое низкое
значение эффективности счетчика к у-квантам объясняется тем,
что регистрация у-квантов происходит, главным образом, за счет
вторичных электронов, выбиваемых поглощенными у-квантами
из стенок и попадающих в рабочий объем счетчика.
6-24. Кристаллические счетчики
В последние годы появилось много работ, посвященных
описанию принципа действия и применения кристаллических
счетчиков для регистрации и счета ионизирующих частиц.
Кристаллический счетчик представляет собою специально
отобранный и обработанный кристалл (хлористое серебро, ал¬
маз и др.), помещенный между двумя электродами, к которым
приложено напряжение. По своему действию он аналогичен
ионизационной камере «сверхвысокого давления», в которой
газовое наполнение заменено твердым диэлектриком. Разница
заключается в том, что заряженная частица вместо иониза¬
ции. молекул газа сообщает энергию электронам кристалла к
Ш 'ЪН* Хамим т
Юном
isepeadant Hfcfcotopbte йз ник в ъшб&уйрмтвъши. где по А
действием; внешнего электрического 'поля о1ш перемещаются
внутри кристалла к положительному электроду. В результате
этого в цепи питания протекает ток, а на сопротивлении, вклю¬
ченном в эту цепь, появляется падение напряжения, которое ре¬
гистрируется измерительной схемой.
Благодаря большой плотности кристалла, а также малой
величине энергии, затрачиваемой первичной частицей на пере¬
вод одного электрона в зону проводимости (менее 10 за, вместо
34 эв для образования пары ионов в воздухе), быстрый электрон
создает в кристалле импульс тока проводимости гораздо боль¬
ший, чем в ионизационной камере обычных размеров при
атмосферном давлении. При этом наблюдается пропорциональ¬
ность между амплшудон импульса и энер¬
гией, теряемой ионизирующей частицей
в кристалле.
Первые опыты проводились с кристал¬
лами хлористого серебра. При комнатной
температуре эти кристаллы обладают за¬
метной проводимостью, вследствие чего ис¬
пользование их возможно только при тем¬
пературе жидкого воздуха. В дальнейшем
были найдены кристаллы (алмаз, сернис¬
тый цинк, сернистый кадмий и некоторые
другие), которце не обладают проводимостью и могут работать
при комнатной температуре, но хорошие результаты дают
только отдельные образцы кристаллов.
Обычно применяются плоские кристаллические счетчики
(рис. 6-52), причем электроды присоединяются к поверхности
кристалла металлизацией или покрытием аквадагом.
К достоинствам кристаллических счетчиков относятся:
а) высокая эффективность для у- и рентгеновского излуче¬
ний (в кристалле AgCl толщиною 10 мм поглощается около
18% у-излучения);
б) малая продолжительность импульса — меньше 1 мксек;
в) простота конструкции и малые размеры.
Существенными недостатками кристаллических счетчи¬
ков, препятствующими широкому их применению, являются:
1) трудность отбора хорошо считающих кристаллов (в лите¬
ратуре приводится пример, когда из 200 проверенных алмазов
только 30 шт. оказались пригодными);
2) необходимость предварительной термообработки для сня¬
тия внутренних механических напряжений;
3) явление поляризации при счете больших интенсивностей,
приводящее к сильному уменьшению амплитуды импульсов
(до 5% начальной амнл^ггуды),
*4*.. Л:--, г . ■ ;*$
*—li|iWi—3_
Рис. 6-52. Схема
включения кристалли¬
ческого счетчика.
6-25. Сцннтилляционные счетчики
Сцинтилляционвый счетчик в настоящее время становится
одним из наиболее важных и универсальных приборов, приме¬
няемых для регистрации и счета как отдельных заряженных
частиц, так и отдельных квантов рентгеновского и у-излучения.
По ряду важных свойств он превосходит все другие типы
счетчиков. Разрешающая способность (по времени) этих счет¬
чиков (1(Н—сек.) на несколько порядков выше разре¬
шающей способности ионизационных счетчиков, это позволяет
считать ДрИ 11 имЩЦи"сцинтйлЛкционных счетчиков сотни тысяч
импульсов "в секунду или работать в «режиме тока». Он обла-
-51 10008 5?-
Ряс. 6*53. Схема сцинтвлляционного счетчика.
1 — фосфор — прозрачны! люмннесцирующий кристалл; 2 — полупрозрачны! сурияно*
цсаневы! фотокатод; «I — фокусирующая диафрагма; 4 — дкноды (эмиттеры);
5 — анод.
дает высокой чувствительностью и большой эффективностью
для всех видов излучения, в том числе для рентгеновского и
у-излучений и позволяет различать и измерять энергию падаю¬
щих частиц.
Сцинтилляциовный счетчик (рис. 6-53) состоит из прозрач¬
ного люминесцирующего кристалла — фосфора (сцинтиллятора),
фотоэлектронного умножителя и регистрирующей системы.
Когда частицу или фотли поглощается фосфором, то внутри
него возникает вспышка света — сцинтилляция. Этот свйТТПР
падая_ на фотокатод умножителя^ вырывает из_лего фотоэлек¬
троны! Фотоэлектроны размножаются в фотоумножителе с по¬
мощью рядапоследовательно расположенных электродов — ди-
нодов — за счет вторичной электронной эмиссии и вызывают нй
выходе импульс лока. который создает на нагрузочном соррб-
тянлении импульс напряжения, регистрируемый обычной счет¬
ной системой. При этом также пропорциоёаль-
борть между амплитудой импульса напряжения и*ионизирующей
способностью частицы.
Фотоумножителе. Принцип действия фотоэлектрон¬
ного' умножителя заключается в следующем.. Фотоэлектроны»
выбитые из катода, направляются на поверхность первого днг
иода (активированную сурьмяно-цезиевым или серебряно-маг¬
ниевым слоем), в каждый электрон, ударяющий в нее, выби¬
вает несколько вторичных электронов. Электроны, испускаемые
первым динодом, фокусируются на ■ поверхность второго ди-
нода, где снова каждый падающий электрон образует несколько
новых электронов н т. д. Если имеется п дннодов, каждый
с коэффициентом вторичной эмиссии б, то общий коэффициент
усиления фотоумножителя равен:
К = ЬЯ. (6-45)
Принимая, например, в фотоумножителе, содержащем 10
дннодов, 6=4, получаем общий коэффициент усиления /(=6*=
=4‘в**10*.
Сцинти-лляторы. Превращение энергии падающей ча¬
стицы или (ротона в энергию света люминесценции фосфора
происходит за счет образования в нем быстрых электронов,
которые создают возбуждение вещества, т. е. переводят его
электроны на более высокие уровни. Переход этих электронов
на нормальные уровни сопровождается высвечиванием
избыточной ^энергии, т. е. испусканием квантов ультрафиоле¬
тового 'или видимого света, которые и образуют вспышки
света — сцинтилляции. ...
В качестве люмннесцируюшего вещества обычно применяют:
а) прозрачные неорганические кристаллы,
б) прозрачные органические кристаллы или органические
сцннтиллирующие растворы. Растворителями могут быть кри¬
сталлы, пластмассы или жидкости.
Из неорганических сцинтилляторов' наиболее ши¬
роко применяется йодистый натрия, активированный таллием
ЯЖГгнГ"Он легко получается в виде крупных прозрачных
кристаллов. Йодистый натрий является наиболее эффективным
из всех известных фосфоров. Хорошие кристаллы дают одни
фотон на каждые 30—50 эв энергии падающей частицы; это
значит, что электрон с энергией 1 Мэе создает 20—30 тысяч
фотонов. Спектральная характеристика его хорошо совпадает
со спектральной характеристикой сурьмяно-цезиевого катода
фотоумножителя и центр ее приходится на 4100 А. Время вы-
саечивания около 3- 1Q-7 сек. Большая плотность кристалла и
высокий атомный номер иода (Z=53) обеспечивают большую
эффективность сцннтилляционного счетчика для регистрации
квантов рентгеновского и у излучений (до 20% и выше).
Существенным недостатком кристалла йодистого натрия яв¬
ляется то. что он под воздействием влаги окрашивается, в ела
божёлтый цвет и становится почти непрозрачным ддл"сййёго
Sfc-Hjra его флуоресценции. Поэтеъу кристалл помещают во пла-
^Ьжепроницаемый .футляр, герметически закрытый стеклянным
[:йли пластмассовым диском. Кроме иоднетоге натрия, было нс-
йледовано большое число других неорганических кристаллов.
^Основные свойства некоторых из них приведены в табл. 6-5.
Из органических сцинтилляторов наибрлее^щи^окое
- применение получили прозрачные монокристаллы аитрацена,
jtафталина и других. Спектр излучения антрацена пред¬
ставляет собою ряд полос с центром около 4400 А. Время высве*
чнвания 3,6 • 10~* сек.
Некоторые свойства органических кристаллов и сцинтилли»
рующих растворов приведены в табл. 6-5. t
' Таблица 6-5
Характеристики сцинтилляторов
Сцинтиллятор
ПЛ|Уг-
яоегь
Показатель
лреломле-
кая
Максимум
спектра
сцинтилля¬
ции,
А
Время высве¬
чивания.
мксек
Йодистый натрий NaJ (Т1)
3.67
1.7745
4100
0,25
Вольфрамат кадмия Cd W04
7,9
2,2-2,3
5200
1
Антрацен СвН^(СН){СвН4
1.25
1,59
4400
0,036
Нафталин С10На
—:
—
3450
0,006
Трефенил (С^Н*)* С$Н4 . .
Трансстильбен СвН6СНСН
—
—
4300
0.012
С.НВ
1,16
1,622
4100
0,006
Ксилол -г трефенил . . .
0.86
1,5
4000
0,003
К недостаткам сиингилляциониых счетчиков следует отнести:
1) необходимость стабильного источника высокого напря¬
жения для питания фотоумножителя;
2) явление старения фотокатода и «утомляемости» акгиви-
ровки ди йодов.
Однако высокая эффективность и большая разрешающая
способность обеспечивают им широкое применение в различных
областях физических исследований.
6-26. Методы измерения очень больших мощностей дозы
рентгеновского излучения
Необходимость измерения очень больших мощностей дозы
. возникла в связи с появлением и широким использованием
источников очень мощных излучений. Так, например, современ¬
ные мощные рентгеновские трубки с бериллиевым окном для
выхода рентгеновских лучей дают возможность получать мощ¬
ности дозы рентгеновского излучения до 107 р/мин. на расстоя-
нии 1 см от окна.
С такими же мощностями дозы мы встречаемся при измере¬
ниях излучений импульсных рен1теновскнх трубок и бетатронов.
Так, например, в 50 Мэе бетатроне отдача достигает 400 р/лшн.
Так как излучение бетатрона выходит кратковременными им¬
пульсами со скважностью около 1000, то мощность дозы рентге¬
новского излучения бетатрона во время импульса достигает
400 000 р/мин. на расстоянии 1 м от мишени.
При таких интенсивностях излучения измерение мощности
дозы существующими ионизационными камерами невозможно
из-за отсутствия в них тока
насыщения. Кроме того очень
трудно измерять при помощи
ионизационных методов дозы,
накапливающиеся за большой
промежуток времени, или, на¬
оборот, получаемые практиче¬
ски мгновенно, а также дозы
излучений с высокими энер¬
гиями.
Опыт показывает, напри¬
мер, что в наперстковых иони¬
зационных камерах достиже¬
ние тока насыщения становит¬
ся трудным при мощностях
дозы порядка 1000 р[мин н
невозможным при мощностях
свыше 104 р/мин. При столь
мощных излучениях объемная
ионизация в камере получает¬
ся настолько плотной, что, при
нормальных напряженностях
электрического поля в камере.,
невозможно разделить поло¬
жительные и отрицательные ионы до их рекомбинации. В неко-.
торых случаях потеря ионов может достигать 75% и больше. По¬
вышение же напряжения на камере выше известного предела не¬
допустимо, так как может привести к ионизации столкновением.
На рис. 6-54 приведены' вольт-амперные характеристики на-
перстковой камеры «Викторнв-25» при различных мощностях
излучений [Л. 166]. Здесь же проведены три вертикальные ливни,
отмечающие рабочую область присоединенного к камере элект¬
рометра (420 в — максимальное отклонение ниш электрометра,
250 в — отклонение нити на i шкалы и 80 в — минимум шкалы).
А
Из рис. 6-54 видно, что если производить измерение этой каме¬
рой излучение мощностью дозы, например, около 5700 р/Мн,
то rs: * epi будет работать на насышётн- только г. гаком 'нетме
1200 1500$
Рис. 6-54. Кривые насыщения 25 —
р наперстковой камеры Викторин.
разряда конденсатора я далеко от насыщения к концу рабочей
области электрометра. #
Вследствие этого ионизационная камера может давать очень
большие ошибки при измерениях импульсных излучений, имею¬
щих высокие мгновенные интенсивности. В литературе 1Л. 166]
приводится пример, когда доза излучения трубки с вращаю¬
щимся анодом, работавшей при 70 кв9 500 ма, 0,5 сек, «измерен¬
ная рентгенмстром «Викторин» равнялась 0,12 р, в то время как
точное значение ее, известное из других измерений, было 0,22 р:
Рис. 6-55. Влияние диаметра диафрагмы на ток насыщения
нормальной камеры при рентгеновских лучах высокой интенсив¬
ности.
ошибка около 100%. Еще большие ошибки возможны при изме¬
рениях излучений бетатронов, импульсных рентгеновских тру¬
бок и линейных ускорителей.4
Подобные же соотношения получаются также и при исполь¬
зовании нормальных ионизационных камер. На рис. 6-55 приве¬
дены вольт-амперные характеристики нормальной ионизацион¬
ной камеры для мощности дозы 55000 р/мин и расстояния
между пластинами 4,6 см при различных размерах входной диа¬
фрагмы [Л. 166]. При этих условиях 8-миллиметровый пучок
требует напряженности поля выше 4000 в/см, чтобы достичь на¬
сыщения. Та же радиация может быть измерена при напряжен¬
ности поля около 200 в/см при диаметре диафрагмы порядка
* Наблюдения показали, что» если вести измерение излучения 25—Мэе —
бетатрона (мощность дозы в импульсе около 35000 р/мин) так, что камера
«Викторин» разряжается только до половины шкалы.электрометра, то изме¬
ренная мощность дозы оказывается выше на 10—15%, чем при разряде, на
всю шкалу. Причем, по-видимому, я это значение мощности дозы ниже дей-
?; ьнсп;.
♦71.
0,5 мм. Достижение иасВДекия с увеличением мощности доШ
становится все более трудны»! и пс-видимому наибольшая мощ¬
ность дозы, которая может быть измерена при помощи нормаль¬
ной ионизационной камеры с диафрагмой диаметром 0,5 мм
не 1 вышает 5 * 105 р/мин.
лако при этом возникают технические трудности экспери¬
ментирования, особенно при Жестком излучении, так как полу¬
миллиметровое отверстие в толстой свинцовой пластине затруд¬
нит центровку камеры. Кроме того, возникают трудности точного
определения площади отверстия малых диафрагм.
Оказывается, что задача измерения больших мощностей дозы
может быть разрешена при помощи других методов, действие
которых основано на иных принципах. Ниже рассматриваются
некоторые из них, а именно:
1. Химические методы дозиметрии и
2. Измерение мощностей дозы при помощи вакуумных камер.
При облучении некоторых химически сложных веществ рент¬
геновскими или у‘лУчзми в них происходят химические реакции,
приводящие к необратимым изменениям состояния этого ве¬
щества.
В настоящее время известно довольно большое количество
веществ, в которых выход, т. е. количество продуктов химиче¬
ской реакции пропорционально поглощенной энергии ионизирую¬
щего излучения.
Хотя химические изменения после облучения наблюдаются
в газах, жидкостях и твердых телах наибольшее распростране¬
ние получили жидкие системы.
Из всех типов химических методов дозиметрии с жидкими
реактивами наиболее полно изучены н наиболее широко исполь¬
зуются две водные системы: ферросульфатная и цериевосульфат¬
ная н хлорсодержащие углеводы — главным образом система:
хлороформ-краситель индикатор, стабилизованный 1% резор¬
цина.
Рассмотрим кратко эти системы.
Химические изменения возникают в результате возбуждения
и ионизации, происходящих в облучаемом веществе.
Механизм возникновения этих химических изменений очень
сложен и только частично изучен для чистой воды. Первичное
явление при облучении воды состоит в образовании свободных
радикалов И и ОН, обладающих высокой химической активно¬
стью. В чистой воде радикалы Н и ОН Взаимодействуют друг
с другом и образуют молекулы водорода (Н+Н-*Н2), перекиси
водорода (OH+OH-^HjO*) или рекомбинируют с образованием
молекул воды (H-fOH->H20), Могут происходить также и пе*
6-27. Химические методы дозиметрии
472
j;£.0л!(ше другие реакции» например с расти репным ь иоде
^недородом.
$* Экспериментально найдено, что на каждые 100 эв поглощен*
Йцой'энергии образуется 0,6 молекулы Н2 и 3—5 пар свободных
^^адосалов Н и ОН.
Й При облучении водных растворов окисляющиеся растворен*
: йые вещества окисляются радикалами ОН, а восстанавливаю*
т Цшеся растворенные вещества восстанавливаются радикалами Я.
Для количественной оценки химического воздействия излу¬
чений на различные системы введено понятие выход G. Вели*
' чина выхода G равна числу образованных или преобразованных
* молекул на каждые 100 эв поглощенной энергии. Для измерения
дозы рентгеновского или у'иэлучекий применяются системы
: с выходом от 3 до 20. .Системы с меньшим выходом малочувстви*
Цельны, а системы, имеющие выход G больше 20, считаются как
i системы, в которых происходят цепные реакции и поэтому также
ч мало пригодны для измерительных целей [Л. 95, 66, 22].
Дозиметр с сернокислым железом
(ферросульфатный дозиметр)
Ферросульфатный метод дозиметрии основан на том, что
ноны двухвалентного железа Fe2+, находящиеся в насыщенной
кислородом разбавленной серной кислоте, под действием иони*
зирующих излучений окисляются в ионы трехвалентного желе*
за Fe3+. Количество образованных ионов Fe3+ оказывается про¬
порциональным поглощенной в растворе энергии ионизирующих
излучений. Наиболее точная величина выхода по-видимому рав*
па G —15,6 ионов на 100 эв поглощенной энергии.
Стандартный раствор ферросульфатного дозиметра состав*
ляется следующим образом:
2 г FeS04'7H20 или (Fe(NH4)2*6H20], 0,3 г NaCl (ионы хлора
предотвращают окисление ионов железа примесями) и
ПО см3 — концентрированной (95—98%) серной кислоты H2SO4
растворяют в дистиллированной воде до получения 5 л раствора.
Все реактивы должны быть химически чистыми.
Раствор заливают в контейнеры и устанавливают там, где
необходимо измерить дозу излучения. Контейнеры должны быть
изготовлены из вещества, не вступающего во взаимодействие
с раствором.
Кроме того, материал стенок контейнера должен быть визу¬
ально и спектрофотометрически прозрачным.
Обычно их изготовляют из боросиликатиого стекла (типа
«пирекс») в виде ампул диаметром не менее 8 мм (рис. 6*56)
•• или в виде плоских кювет (рис. 6-57) из полистирола или теф-
I лона. Преимуществом тсонтейнерез сделанных из полиэтилена
^илй^флона, является та. что эти материалы тканеэквивалентны.
. Состав, толщина ч эффективный агомпьй номер материала
стенок сосуда особенно важны при измерениях мягких излуче¬
ний. В том случае, если излучение имеет эффективные энергии
выше 80 кэв, сосуды из бороенликатного стекла с толщиною
стенок меньше 0,5 мм практически мало влияют на количество
энергии, поглощенной жидкой средой.
Количество ионов трехвалентного железа, образованных при
облучении раствора, обычно определяется спектрофотометри¬
чески по поглощению спектральной линии
3050 А, соответствующей максимуму погло¬
щения, путем сравнения пропускания об¬
лученного Т и необлученного То образцов.
Если воспользоваться спектрофотометром
Бекмана, модель DU, с термостатирован¬
ной водородной лампой и кварцевыми
ячейками (Л. 45], то мощность дозы опреде¬
ляется по формуле
Ри [р/нас]
10*
-lg —, (6-46)
%-b y t * Т - '
где
Рис. 6-56. Пробирка из
бороенликатного стекла
для химической дози¬
метрии
А — стабилизованный резор¬
цином хлороформ; Взвод¬
ный раствор бромкрезола
пурпурного.
То и Г—пропускание необлученного и
облученного растворов,
е — коэффициент, типичная ве¬
личина которого при 23,7е С
составляет 2174 с температур¬
ным коэффициентом 0,7% на
1“С,
у — выход реакции -(в мкмоль)
ионов трехвалетного железа
на 1 л на 10С0 р приблизительно равный 15,3,
6—-толщина образца, см,
t — время облучения, час.
Например, если спектрофотометрическое измерение раствора
сернокислого железа в химическом дозиметре дает для пропу¬
скания сквозь ячейку толщиною 2 см до и после облучения соот¬
ветственно 70=0,9 и 7=0,4, то полная доза равна
10*
■ е*Ь-у
№ 1С°.9
2174-2.15,3 “0,4
5,М0»р.
Ферросульфатный метод дозиметрии может быть применен
для намерений дозы рентгеновского или у-излучений в широком
диапазоне энергий квантов 0,1 до 103 Мэе. Но при сравнении
результатов химических и ионизационных измерений необхо¬
димо вводить поправки на отношение термозных способностей,
воды и воздуха при различных энергиях квантов излучений
(тис. в-58).
• 1Н
Рис. 6-57. Кювета из оргстекла
для химической дозиметрии.
Зга система признается мйогймй исследователями как ца«и-
лучший мегид измерения дозы рентгеновского п у-изл\пений от
104 до 105 р при мощностях дозы до 10* р/мин, как удовлетво¬
ряющий большинству требований идеальной системы. А именно:
раствор можно приготовить из ре¬
активов, являющихся тканеэквива¬
лентными в отношении плотности и
свойств поглощения излучение.
Продукты реакции, вызванной из¬
лучением, сравнительно стабильны
и могут быть измерены. Они могут
быть приготовлены в виде малень¬
ких сосудов, позволяющих измерять
поглощенную дозу в точке исполь¬
зования или вблизи нее. Наконец,
водные химические системы погло¬
щают излучение различных типов и энергий посредством про¬
цессов взаимодействия, близких >к процессам, происходящим
в тканях и жидкостях организма.
К недостаткам ферросульфатно-
го дозиметра следует отнести:
1. Выход дозиметра зависит от
присутствия в растворе кислорода. *90
Когда в растворе протекает реак- 'ч
ция окисления Fe*+ в Fe34* количе- %7Ш
ство растворенного кислорода по-
степенно уменьшается и выход па- ^
1
2100
300
to
V
/
7
то
Рис. 6-58. Отношение тормозных спо¬
собностей I г воды и I г воздуха.
0 4 0 12 16
Нота дозй
Рис. 6-59. Зависимость вы¬
хода окисленного Fe2* от
поглощенной дозы.
дает. Это соответствует излому кривой (рис. 6-59). Излом*лрй
D—50000 р ограничивает применение этого метода для изме¬
рения больших доз.
2. Зависимость выхода от типа излучения: а-частицы дают
выход вдвое меньший, чем электроны. Для электронов выход не
завнеет от энергий, как указывается выше, в широких пределах
(от 100 крв до 24,5 Мэе).
Дозиметр с сернокислым церием
(цериевосульфатный дозиметр)
Для измерения больших доз (выше 1G6 р) часто пользуются
цериевосульфатным дозиметром. Этот метод дозиметрии основан
на том, что ионы четырехвалентного церия Се4+, находящиеся
в разбавленной серной кислоте, восстанавливаются под дей¬
ствием излучения в ноны трехвалентного церия Се34’.
Раствор сернокислого церия ^для дозиметрии приготовляется
путем добавления химически * чистого сернокислого церия
(CefSO*)*] к 0,8-нормальной 1 серной кислоте. Количество обра¬
зованных ионов Се3+ пропорционально поглощенной в растворе
анергии излучения.
Выход дозиметра G=2,58 и не зависит от начальной кон¬
центрации четырехвалентного церия в пределах от 3,2 • 10“2 до
КГ5 моль/л и от энергии квантов излучения от НО кэв до 2 Мэа,
а также от мощности дозы в пределах от 30 до 30000 р[мин. Для
рентгеновских лучей с энергией 11 кэв выход возрастает до
G»3,6.
Концентрация ионов трехвалентного церия определяется так
же как и в случае ферросульфатного дозиметра, спектрофото¬
метрически по поглощению на длине волны 3200 А, соответству¬
ющей максимуму поглощения.
Существенное преимущество церия по сравнению с железом
состоит в том, что выход реакции по церию не зависит от кон¬
центрации кислорода в растворе. Вследствие этого кривая зави¬
симости концентрации ионов трехвалентного церия от дозы не
имеет излома в пределах от 104 до 12* 106 р.
Другим лреимуществом этого дозиметра является возмож¬
ность более точного определения концентрации ионов трехва¬
лентного "церия благодаря ббльшему, чем в других химических
дозиметрах, изменению оптической плотности облученного рас¬
твора на единицу изменения концентрации [Л. 45].
Недостатком дозиметра с сернокислым церием является по¬
вышенное требование к материалу контейнеров (сосудов), в ко¬
торые наливается раствор. Например пластмассовые сосуды
совершенно не пригодны. Применяются ампулы из боросиликат¬
ного стекла, покрытые внутри кремнием. Для этого ампулы об¬
жигают при температуре 300° С в течение 2 часов, затем после
охлаждения наполняют 3%-ным раствором кремния в метило¬
вом хлороформе. После этого раствор, кремния выливают, ампу¬
лы высушивают при комнатной температуре и затем снова
обжигают их в течение 4 часов при температуре 300° С.
Кроме того, раствор сернокислого церия чувствителен к днев¬
ному свету.
1 Нормальный раствор (N) — раствор, 1 л которого содержит 1 грамм*
эквивалент растворенного вещества.
476
f Следует Отметить, что приведение химических дозиметров ид
основе водных растворов сернокислого железа н сернокислого
церия ограничивается измерением больших доз н в лаборатор-.
ных условиях. Причем наиболее точные показания дает ферро-
■сульфатный дозиметр при измерениях доз от 5000 до 50000 р, а
цериевосульфатный при измерениях доз от I04 до 12- 10е р.
;... Для длительных исследований или для изготовления практи-
веских дозиметров для широкого применения .они не пригодны,
так как имеют тенденцию постепенного самопроизвольного рас-
пада, оказывающего влияние на выход.
^ Обычно на практике используются'только свежие .растворы
сульфата железа (или церия) и доза определяется путем срав¬
нения с аналогичными необлученными образцами той же
партии.
.Тем не менее эти дозиметрические системы являются хоро¬
шими дозиметрами и имеют широкое применение, особенно
^области радиационной химии для точного измерения доз рент-,
^дедовского и ^-излучений порядка нескольких тысяч рентген, а
Также для других специальных задач.
Дозиметры на осноае хлорсодержащих углеводороде»
г При облучении хлорсодержащих углеводородов, таких, как
хлороформ, трихлорэтилен, тетрахлорэтилен, а также четырех¬
хлористый углерод, образуется соляная кислота (HCI) в коли¬
чествах пропорциональных поглощенной энергии (дозе) излуче¬
ния в широких пределах.
й Выход кислоты при облучении химически чистого хлороформа
IfCHCb) очень велик (G достигает 6000), что указывает на
наличие цепных реакций с длинной цепью и что является не¬
желательным в дозиметрии. Кроме того, выход этой системы
зависит от мощности дозы, температуры, а также от присут¬
ствия следов некоторых примесей. Химически чистый хлороформ
распадает под воздействием рассеянного и прямого солнечного
света. Оказывается, однако, что добавлением некоторых спиртов
>или резорцина [СвНДОН)^ в оптимальных количествах, многие
На этих нежелательных свойств хлороформа могут быть сильно
ослаблены или полностью уничтожены. Хотя выход дозиметра
щри этом значительно понижается, однако чувствительность* его,
достаточная для измерения доз вплоть до 25—50 р (G около
90):, может быть сохранена.
Наилучшим стабилизирующим агентом оказался резорцин
,(0,) до 1%), который придает раствору высокую термическую
устойчивость, независимость от мощности дозы, воспроизводи¬
мость показаний и устойчивость против воздействия света.
Для определения количества образующейся кислоты стаби¬
лизованный резорцином хлороформ (уд. вес 1,489) покрывается
477
Ьодяым раствором индикатора-красителя (рис. 6-56)f который
изменяет свой цвет при взаимодействии с соляной кислотой.
В качестве цветного индикатора применяют бромкрезол пурпур¬
ный (QiHi60sBr2S; М = 540,24) (изменяет цвет от красно-пур¬
пурного до янтарно-желтого), красный хлорфенол или красный
фенол.
Наиболее изученная двухфазная система, приготовленная из
стабилизованного резорцином хлороформа, покрытого водным
раствором бромкрезола* пурпурного, обладает достаточно высо¬
кой чувствительностью; стабильностью, воспроизводимостью по¬
казаний и линейной зависимостью от дозы излучения в широких
пределах (до 106 р).
Основной раствор красителя приготовляется путем растворе¬
ния в нагретой до 90° С чистой воде 0,8 г бромкрезола пурпур¬
ного на 100 см? раствора.
Оптимальная концентрация рабочего раствора красителя,
используемого в большинстве изученных двухфазных системах,
составляла 0,5-0,6 см* основного раствора на 100 см3 воды.
Вода и все реактивы должны быть высокой степени чистоты.
Дистиллированная вода, например, очищается от органических
и**неорганических примесей повторными перегонками.
После облучения ампулу с раствором сильно встряхивают в
течение 1 мин и затем выдерживают в течение 30 мин для до¬
стижения полного извлечения' в фазу красителя «всех ионов ки¬
слоты, образовавшейся из хлороформа.
Количество образующейся кислоты может быть определено
с точностью ±10—15% визуально сравнением цвета облучен¬
ного раствора с цветом подобных контрольных ампул с рас-
твором облученных известными дозами.
Более точно (±5—10%) выход кислоты определяется микро-
титрованием 1 (с использованием бюретки с ценою деления
0,01 см?) при помощи 0,001-нормального раствора щелочи
(NaOH), содержащей такую же концентрацию бромкрезола
пурпурного, как и в дозиметрической системе, чтобы избежать
ее разбавления. Очевидно, что количество щелочи, необходимой
для восстановления первоначальной окраски индикатора-краси¬
теля облученного дозиметра, эквивалентно количеству кислоты,
образовавшейся из хлороформа.
Выход кислоты можно определить достаточно точно также
путем измерения увеличения удельной электропроводности об¬
лученного раствора.
1 Титрование — лрием объемного химического анализа, заключающийся
в постепенном при ли ваник до окончания реакции титрованного раствора
.(т. е. раствора реактива строго определенной концентрации) к раствору дру¬
гого вещества, количество которого надо определить. По объему титрован¬
ного раствора вычисляют количество определяемого вещества.
478
Основным недостатком рассматриваемой-системы, в состав
которой входят компоненты с высоким атомным номером, яв¬
ляется спектральная зависимость ее показаний, т. е. «ход
с жесткостью», в области низких энергий, а также относительно
невысокая чувствительность.
Для устранения указанного недостатка предложена одно¬
фазная система, составленная из Тех же реактивов. Она приготов¬
ляется из водного раствора бромкрезола пурпурного, насыщен¬
ного хлороформом и стабилизованного небольшим количеством
резорцина. Эта система содержит менее 0,5% хлороформа
(растворимость его 1 г на 100 см3 воды) вследствие чего
Z8фф системы близок к Zaфф воды. Поэтому она практически
не имеет хода с жесткостью в широких пределах энергий от 35
до 1200 кэв и, кроме того, обладает очень малой температурной
зависимостью, более высокой стабильностью и большей стой¬
костью при длительном хранении. Недостатком является отно¬
сительно невысокая чувствительность.
Для увеличения чувствительности двухфазных дозиметров,
обеспечивающих измерение доз в широких пределах от 1 до
10е р, применяют подобную систему, в которой хлороформ эа-‘
менен тетрахлорэтиленом и в качестве цветного индикатора
применен фенол красный. Недостатком такой системы является
то, что фенол красный чувствителен к СО, и поэтому приготов¬
ление дозиметра необходимо производить в атмосфере свобод¬
ной от СОг. Так как тетрахлорэтилен практически нерастворим
в воде, то необходимо после облучения производить длительное
сильное встряхивание и затем выдерживать в течение 1 часа,
чтобы достичь полной диффузии всех кислотных продуктов
реакции в фазу красителя.
*
6-28. Вакуумные камеры для измерения больших мощностей
дозы рентгеновского и у-излучений
Как указывалось выше, измерение очень больших мощностей
дозы рентгеновского или у-излучений при помощи ионизацион¬
ных камер невозможно вследствие отсутствия в них тока насы¬
щения. Для преодоления этой трудности было предложено
использовать так называемые вакуумные камеры, работа кото¬
рых основана на явлении испускания твердыми телами фот-
электронов и электронов отдачи под действием рентгеновского
или у-излучения и в которых "ионизация газа вовсе не проис¬
ходит.
В вакуумной камере электроны, выбрасываемые иэ ее элек¬
тродов квантами излучения, создают на стенках камеры вторич¬
ные и третичные электроны, которые переносятся с электрода
на электрод, и в зависимости от направления электрического
поля, направления выбрасывания электронов, а также от
479
.. w«/unnUV,4 pu^nULinOlrl MJI\)
который может быть измерен электрометрическим устройством.
Приближенные теоретические и экспериментальные исследо¬
вания показывают [Л. 147], что основную массу электронов,
переходящих на измерительный
электрод, составляют вторичные и
третичные электроны, имеющие не¬
большие энергии, скорости которых
распределены приблизительно по
закону Максвелла с максимумом
около 4—5 причем число элек¬
тронов с энергиями, превышающими
100 эв, меньше 3% (рис. 6-60). По¬
этому напряжение насыщения со¬
бирания электронов на положи¬
тельном электроде оказывается
очень небольшим, порядка 20—30 в,
при этом рекомбинация ионов,
естественно, отсутствует.
Распределение электронов по энергиям, представленное на
рис. 6-60, может быть выражено приближенной формулой
[Л. 147]
U_
л0‘= k-U1 е (6-47)
Рис. 6-60. Приблизительное рас¬
пределение электронов, выхо¬
дящих из стенок камеры, по
энергиям.
Рлуч
-н Д\Х
Рис. 6-61. Схема устройства вакуумной камеры для измерения рентгеновских
лучей Тейлора.
для энергий от 0 др 41 эв и для энергий выше 41 эв, формулой
n0 = 64,5-kU~2. (6-48)
Впервые вакуумная камера была описана в работе Тейлора
[Л. 166]. Однако'она была лабораторного типа, работала при не¬
прерывной откачке и практического применения не получила
(рис. 6-61).
480
о рентгенотехнической ла&оратории ЛЭТИ разработаны два
типа вакуумных камер (диафрагмовая и наперстковая>, при¬
годных для практических измерений высоких мощностей дозы
мягхого и жесткого излучений [Л. \ Н, И 5].
I. Вакуумная камера диафрагм ового ти-
п а ВК-1 с плоскими электродами, бериллиевым окном и диа¬
фрагмой, пригодная для
измерения мягкого н
средней жесткости рент¬
геновского излучения
большой интенсивности,
представляет собою трех¬
электродный стеклянный
прибор с постоянным вы¬
соким вакуумом (рис.
6-62).
Вакуумная оболочка 1
камеры (рис. 6-63) раз¬
делена на две части впа¬
янным коваровым кольцом 2, которое служит охранным коль¬
цом для отвода токов утечки. К одному концу стеклянного бал¬
лона припаян металлический колпачок 3, который является
внешним электродом вакуумной камеры к нему подводится по-
Рис. 6-62. Фотография вакуумной камеры
для измерения мягкого рентгеновского
излучения типа ВК-1.
ложительный потенциал от стабилизованного источника посто¬
янного напряжения. В колпачок 3 впаян бериллиевый диск 4,
служащий окном для впуска в камеру мягкого излучения. Из¬
мерительным электродом служит аллюминиевый стакан 5, ук¬
репленный на молибденовом стержне 9, впаянном в стеклянную
ножку, который соединяется с электрометрическим устройством
(Ъапример, ЭМУ-3 или установкой «Кактус»),
С целью получения воздухоэквивалентных стенок камеры
можно бериллиевый диск 4 и торец алюминнезого стакана 5
покрыть аквадагом с примесью 3% кремния, но при этом чув«
ствительыость камеры несколько понижается.
О 40 Я 120 160 200па
Рис. 6-64. Вольт-амперные
характеристики камеры ВК-1.
снятые при трех режимах ра¬
боты рентгеновской трубки
11 БХВ-80 с бериллиевым ок¬
ном (40 кв, 5, 10 н 15 да).
Рис. 6-65.' Зависи¬
мость тока камеры
ВК-1 от тока труб¬
ки И БХВ-80 при
анодном напря¬
жении 70 ке.
Для экранирования от воздействия внешних электрических
полей камера заключена в заземленный металлический кожух 6,
свинчивающийся из трех частей (для удобства сборки камеры)
и закреплена в нем тремя винтами 7, концы которых входят
тиГ14
Рис. 6-66. Ход жесткости вакуумной
камеры BK-I с Be — Al-электро¬
дами. (Сравнение производилось с
дозиметром PM—I—М).
На рис. 6-64 * приведены во/
куумной камеры.
в проточку коварового кольца
2. В металлический кожух
ввинчивается свинцовая диа¬
фрагма 8 (диаметром 5, 10
или 15 мм), ограничивающая
сечение входящего в камеру
пучка рентгеновских лучей.
Ввод напряжения к электроду
3 и соединение измерительного
электрода 9 с электрометриче¬
ским устройством осуществ¬
ляется экранированными ка¬
белями через соответствующие
отростки кожуха, как показано
на рис. 6-63.
т-амперные характеристики ва-
* Характеристики вакуумных камер (рис. 6-64, 6-65, 6-66 и 6-69) были по¬
лучены в 1959 г. ст. преподавателем А. Н. Ивановым (ЛЭТИ).
482
Йз рис. 6-64 видно, что в обла-сти насыщений тбк камеры
пропорционален току рентгеновской трубки и что насыщение
наступает при 15—20 в. Асимметрия кривых объясняется разли¬
чием материалов электродов камеры (Be и AI).
Дальнейшие исследования показали, что пропорциональность
между током камеры и мощностью дозы излучения сохраняется
пплоть до I07 р/мин (рис. 6-65) и что камера имеет небольшой
«ход с жесткостью» (рис. 6-66).
Камера ВК-1 в комплекте с электрометрической частью уста¬
новки «Кактус» представляет собою прямопоказывающий рент-
Рис. 6:67. Фотография вакуумной камеры на-
персткового типа для жесткого рентгеновского
излучения типа ВХ-2.
генометр, позволяющий измерять мощности дозы от 40 до
4 • 107 р/мин, при этом выход электронов составляет, при алюми¬
ниевом измерительном электроде,* околоQ = 3,6-10"13
или ——.
смгр} сек
2. Вакуумная камера наперсткового типаВК-2
для измерения жесткого излучения высокой интенсивности пред¬
ставляет собою также трехэлектродный стеклянный прибор
с постоянным вакуумом (рис. 6-67 и 6-68), но конструктивно
отличается от вышеописанной камеры для мягких рентгеновских
лучей.
* В работе Тейлора [Л. 166] приводятся соответствующие данные для
фильтрованного 1 мм меди излучения «трубки, работавшей при 100 кв% в слу¬
чае камеры, внутренний электрод которой имеет поверхность около 60 см2
(рис. 6-61) и сделан из бакелита, выход электронов
_ 5.1610.^. = 0,85- КГ13. Для алюминия <?= -6'3'10- = 2,72 • 10“13
60 60
и бронзы Q ^55'2’10~1г =9,2-10--3 Г-Sf-l.
60 |_ см*р J
Вакуумная оболочка камеры /-/ (рис, 6-68) разделена на
•три части двумя впаянными ковароными кольцами 2 и 3. Коль¬
цо 2 служит охранным кольцом для отвода токов утечки, а дру-
Рис. 6-68. Схема устройства вакуумной камеры наперст-
кового типа для жесткого рентгеновского излучения '
типа ВК-2.
'0L44-W в
гое кольцо 3— для крепления алюминиевого колпачка 4, являю¬
щегося внешним электродом вакуумной камеры, а также для
сообщения ему положительного потенциа¬
ла от (стабилизованного) источника посто¬
янного напряжения. Измерительный элект¬
род 5 имеет форму алюминиевого колпачка
и укреплен на молибденовом стержне 9.
Алюминиевая втулка', укрепленная в ко-
варовом кольце 2, ограничивает рабочие
поверхности электродов камеры 4 и 5, так
как электроны, попадающие на нее, отво¬
дятся к «земле» через винты 7.
Экранирование вакуумной камеры от
воздействия внешних электрических полей
достигается помещением ее в заземленный
металлический кожух. Алюминиевый ста¬
кан 8 является дополнительным фильтром
и может быть снят или заменен другим
необходимым фильтром.
На рис. 6-69 приведена вольт-ампер-
ная характеристика, из которой видно, что
насыщение наступает при напряжении на
камере около 15 м. Асимметрия характе¬
ристики объясняется различием величин внешнего и внутрен¬
него электродов камеры. В комплекте с электрометрической ча¬
стью установки «Кактус» камера ВК-2 позволяет измерять мощ¬
ности дозы от 0,4 до 4 • 103 р)мин.
!?
uL
1
Ж
-1(L:
J0L.
/5$.
-I
ht
г
J
:±
j
- _L
Рис. 6-69. Вольт-ам-
леркая характеристи¬
ка вакуумной камеры
ВК-2, снятая при ра¬
боте рентгеновской
трубки Т-200 (95 кв,
5 ма).
ГЛАВА СЕДЬМАЯ
ПРИМЕНЕНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ
Из многочисленных областей использования рентгеновских
лучей в медицине и промышленности мы рассмотрим лишь при-
менение их для пел ей обнаружения скрытых дефектов в мате;
риале или живом организме и для исследования структуры
кристаллических тел. При этом мы ограничимся рассмотрением
лишь принципов тех методов, которые применяются при ука¬
занных исследованиях.
7-1. Исследование методом поглощения
(Рентгенодефектоскопия)
Рентгеновское исследование методом поглощения приме¬
няется для обнаружения в исследуемом теле без его разруше¬
ния внутренних дефектов или отклонений от нормы (пустоты,
усадочные раковины, трещины и т. п.) и заключается в получе¬
нии и рассматривании теневых картин просвечиваемого тела на
флюоресцирующем экране или на рентгеновском снимке. Эти
теневые картины появляются вследствие того, что интенсив¬
ность рентгеновских лучей при прохождении через различные
участки просвечиваемого неоднородного тела, уменьшается не¬
одинаково и, следовательно, яркость свечения экрана или плот¬
ность почернения фотопленки в различных участках также бу¬
дут различными. Исследование при помощи флюоресцирующего
экрана называется рентгеноскопией; исследование при
помощи фотопленки называется рентгенографией. Рент¬
геноскопия и рентгенография широко используются в медицине;
в технике более широко применяется рентгенография. Здесь мы
рассмотрим основы рентгенографии. Пусть на металлическую
пластинку (рис. 7-1) толщиной D сантиметров, заключающую
в себе воздушный пузырек толщиной d сантиметров, падает пу¬
чок монохроматических рентгеновских лучей интенсивностью /0.
Тогда интенсивность рентгеновских лучей, падающих нл фото¬
пластинку в точке А, будет больше, чем в точке В, так как
465
толщина поглощаемого слоя в первом случае меньше на тол*
шину df чем во втором. Фотопластинка в точке А почернеет
сильнее, чем в точке В; следовательно, рассматривая проявлен¬
ную фотопластинку, можно обнаружить наличие пузырька.
Для обнаружения небольших дефектов необходимо иметь
возможно большую разницу почернений соседних участков фо¬
топленки, т. с, иметь возможно более контрастную теневую
картину.
Основными факторами, определяющими качество рентгенов¬
ского снимка, являются:
1) жесткость рентгеновского излучения;
2) вторичное (рассеянное) излучение ис¬
следуемого тела и окружающей среды;
3) величина фокуса трубки и фокусное
расстояние;
4) фотографическая техника.
Жесткость рентгеновского из¬
лучения. Контрастность фотографического
снимка зависит от отношения почернений
пленки на различных участках, т. е. от отно¬
шения интенсивностей рентгеновских лучей,
падающих на фотопленку в этих участ¬
ках.
Интенсивность 1А рентгеновских лучей, падающих на фото¬
пластинку в точке А (рис. 7-1), если пренебречь поглощением
в слое d% будет:
lA = If-*'0-4' (7-1)
и в точке В:
= (7-2)
Отсюда отношение:
~ = f*- (7-3)
Чем больше это отношение, т. е. чем больше е** отличается
от единицы, тем более контрастным будет снимок. Величина
для данного рода тела (т. е. его Z) и толщины порока d зави¬
сит только от длины волны рентгеновских лучей, так как
р
и тем больше, чем больше А.
Отсюда вытекает, что для получения большей контрастности
следовало бы при всех исследованиях пользоваться только мяг¬
кими (длинноволновыми) рентгеновскими лучами. Это иллю¬
стрируется опытными данными, приведенными ниже, где пока¬
зано влияние напряжения (жесткости излучения) на видимость
JS
Рис. 7-1. В выводу
формулы для кон¬
трастности снимка.
пустот в литом алюминии толщиной 40 мм. Снимки производи¬
лись с усиливающим экраном при токе через трубку 4 ма и фо¬
кусном расстоянии F— 50 см.
Напряжение, кв 50 80 100 130 170
Толщина наименьшего порока, мм . ,0,5 0,6 0,7 0,9 1,2
Время экспозиции, сек 720 210 60 30 Ю
Как видно из этой таблицы, при просвечивании толстых,
сильно поглощающих рентгеновские лучи тел, работа с мяг¬
кими лучами требует чрезмерно больших выдержек. Поэтому
Рис. 7-2. Экспозиции в мил-
лиамперсекундах при про¬
свечивании алюминия; фо¬
кусное расстояние 40 см;
плотность почернения 5=
=*0,5, без усиливающего
экрана.
Рис. 7-3. Экспозиции в
мнллиамперсекундах при
просвечивании железа.
Фокусное расстояние—
40 см; плотность почер¬
нения 5«=0,5, без усили¬
вающего экрана.
на практике для каждого материала и каждой толщины его
установлена наиболее выгодная жесткость излучения, при кото¬
рой возможно обнаружить мелкие пороки на снимках, получен¬
ных при сравнительно небольших выдержках.
Практически оказалось наиболее выгодным производить
снимки при следующих напряжениях на трубке:
при просвечивании алюминия толщиною 4 см 80 не
в > » 10» ПО»
» » железа » 6 » 200 »
» » латуни » 6 1 230 »
На рис. 7-2 и 7-3 даны кривые, показывающие зависимость
экспозиции п миллиамперсекунлах от толщины просвечивае¬
мого образца при различных напряжениях. Получаемые по
этим кривым экспозиции отвечают плотности почернения фото¬
пленки 0,5 н относятся к фокусному расстоянию 40 см. При
487
другом фокусном расстоянии F полученное по этим кривым
число миллиамперсекунд нужно умножить на -
Вторичное, или рассеянное, излучение возни¬
кает при прохождении рентгеновских лучен через всякое тело.
Центром рассеяния лучей являются электроны атомов тела;
поэтому каждый мельчайший элемент просвечиваемого тела
рассеивает во все -стороны часть первичного излучения, иду¬
щего из фокуса трубки к фотопленке. Рассеянное излучение
вызывает равномерное почернение фотопленки (вуалирует ее),
и в этой вуали теряются небольшие различия почернений
пленки, вызванные прямыми рентгенов¬
скими лучами, идущими из фокуса
трубки. Очевидно, что действие рас¬
сеянного излучения тем сильнее, чем
толще просвечиваемый объект и чем
больше его объем.
С целью устранения вредного дей¬
ствия рассеянного излучения приме¬
няются специальные диафрагмы, поме¬
щаемые между просвечиваемым телом к
фотопластинкой (рис. 7-4). Диафрагма
представляет собою решетку, состоящую
из полосок сильно поглощающего веще¬
ства (например, свинца, цинка), высота
и толщина которых соответственно
равны 20 и 1— 2 мм, расположенных так,
что лучи, падающие из фокуса трубки, могут свободно проходить
между ними, в то время как косые рассеянные лучи поглоща¬
ются ими и не достигают фотопластинки. Если такая диафрагма
будет оставаться неподвижной во время снимка, то на фотопла¬
стинке получится ее изображение. Для устранения этого диаф¬
рагме дают поступательное, поступательно-возвратное или вра¬
щательное движение, рассчитанное таким образом, чтобы по¬
лосы диафрагмы покрывали все части фотопленки одинаковое
время. При применении диафрагм выдержка снимка будет
больше, чем при снимках без нее, так как часть фотопластинки
всегда будет покрыта свинцовыми полосками.
Действие такой диафрагмы весьма значительно. Так, в ли¬
том алюминиевом бруске толщиной 10 см при напряжении
125 кв, токе 5 ма и фокусном расстоянии F—50 см удается об¬
наружить воздушный пузырек диаметром 0,3 мм, в то время
как при снимке без диафрагмы при тех же условиях будет едва
заметен пузырек диаметром 1,2 мм. Таким образом, применение
диафрагмы дает возможность обнаружить в алюминиевом
бруске толщиною 10 см дефекты в 4 раза меньшие, чем без
диафрагмы.
Рис. 7-4. Схема диафраг¬
мы для поглощения рас¬
сеянного излучения.
488
Кроме устранения влияния рассеянного излучения исследуе¬
мого образца необходимо предохранить фотопленку от рассеян¬
ного излучения окружающих предметов (полг стены, стол и пр.).
Для этого пленка должна быть покрыта со всех сторон оболоч¬
кой, непроницаемой для рассеянных от окружающих предметов
лучей.
Значение величины фокуса и фокусного рас¬
стояния (расстояния фокуса трубки от фотопленки). Значе¬
ние величины фокуса было рассмотрено в § 2-4. Влияние фо¬
кусного расстояния на резкость рисунка и на обнаружение наи¬
меньших дефектов в алюминиевом образце толщиной в 4 см
видно из следующих данных:
Фокусное расстояние Ft см 30 50 70 100
Наименьший заметный дефект d, мм . . . .0,9 0,7 0,6 0,5
Следует, однако, помнить, что длительность экспозиции уве¬
личивается пропорционально квадрату расстояния.
Наконец, последний фактор —фотографическая тех¬
ник а — имеет очень большое значение в отношении повыше¬
ния чувствительности и экономичности исследования. Укороче¬
ние экспозиций достигается обычно применением усиливаю¬
щих экранов, т. е. листов картона, покрытых с одной стороны
флюоресцирующим под действием рентгеновских лучей веще¬
ством (вольфрамовокислый кальций или кадмий).
Применение такого экрана может сократить время экспози¬
ции в 4-—10 раз. При применении пленок с светочувствительным
слоем, нанесенным с двух сторон (двусторонних пленок),можно
пользоваться двумя усиливающими экранами, которые прижи¬
маются флюоресцирующими слоями к двусторонней пленке
с обеих сторон.
Весьма существенным является вопрос о том, до какой сте¬
пени почернения необходимо доводить пленку, чтобы различие
почернений двух соседних участков пленки воспринималось гла¬
зом наиболее отчетливо. Была исследована чувствительность
глаза к постоянной разности плотностей почернения и к по¬
стоянному отношению почернений. Результаты этих исследова¬
ний даны на рис. 7-5, где по оси абсцисс отложены абсолютные
почернения более светлого участка пленки S2, а по оси орди¬
нат— чувствительность глаза при постоянной разнице в почер¬
нении/равной $1-52-0,02 (кривая /), и при постоянном отно¬
шении почернений двух соседних участков пленки, равном
о
-7- =1,03, т. е. если дна почернения отличаются друг от друга
«I
на 3% (кривая //).
Из этих кривых видно, что с увеличением почернения пленки
чувствительность глаза возрастает до $2—1,2 (кривая /) и до
$2=2 (кривая //), а затем уменьшается. Из этих же кривых
видно, что для глаза заметно различие обоих почернений лишь
с определенного почернения (52=0,3).
При степени почернения пленки 52 = 0,3 граница различи¬
мости лежит при разнице почернений, приблизительно равном
3%; при большей степени общего почернения пленки граница
различимости становится меньшей.
На рис. 7-6 дана зависимость границы различимости от сте¬
пени общего почернения пленки. На ори ординат отложено раз¬
личие двух почернений соседних участков пленки в процентах,
которые представляются глазу, как различные при данном по¬
чернении, отложенном по оси абсцисс. Из кривой видно, что
Рнс. 7-5. Восприятие
глазом контрастности
почернения.
Рис. 7-6. Граница вос¬
приятия глазом разли¬
чий почернений.
при общем почернении пленки 5—0,3 заметна разница почерне¬
ний в 3%. Если общее почернение пленки довести до 5=0,7,
то глазом воспринимается различие в почернении в 0,5%.
Таким образом, для рентгеновских снимков наиболее выгод¬
ное почернение равно 0,7-0,9. Эта область почернения благо¬
даря особой чувствительности глаза к восприятию контраст¬
ности дает возможность наблюдать наиболее мелкие дефекты
в испытуемом теле.
Кроме того, необходимо учитывать, что наличие вуали на
пленке сильно понижает точность исследований.
Из всего сказанного вытекает, что для обнаружения наибо¬
лее мелких дефектов исследуемых образцов необходимо:
1) для каждого материала и толщины выбрать наиболее
выгодную жесткость излучения (напряжение на трубке);
2) применять диафрагмы для устранения влияния рассеян¬
ных в исследуемом теле лучей;
3) защищать фотопленку от рассеянного окружающими
предметами излучения;
4) выбирать трубку с возможно малым фокусом;
5) фокусное расстояние выбирать 40—50 см;
6) плотность почернения фотопленки доводить до 0,7—0.9;
7) проявление фотопленки производить таким образом,
чтобы почернение за счет вуали было возможно слабее;
490
8) при просвечивании образцов неправильной формы во
избежание передержки фотопленки в местах, лежащих под тон¬
кими частями образца, рекомендуется образцы засыпать по¬
рошком или заливать жидкостью, обладающими приблизительно
таким же коэффициентом поглощения рентгеновских лучей,
как и вещество исследуемого образца (для стали и железа
можно применять 75%-ный раствор метилиодида в бензине, на¬
ходящийся в целлулоидном сосуде, или раствор в 100 смг воды
150 г-йодистого бария; может быть также применен мелкий по¬
рошок барита BaSfV, пользоваться порош¬
ками свинцового глета или свинцового су¬
рика не рекомендуется, так как эти окислы
вредны для здоровья экспериментатора);
9) для определения глубины залегания
порока в исследуемом теле проще всего
произвести второй, боковой, снимок. Если
это невозможно, производят второй сни¬
мок на одной и той же пластинке при не¬
изменном положении объекта, переместив
предварительно рентгеновскую трубку о
каком-либо направлении параллельно плен¬
ке на расстояние 10 см (рис. 7-7). На
пластинке получаются два отпечатка по¬
рока, сдвинутых один относительно дру¬
гого на расстояние Ь сантиметров (изме¬
ряется на фотопленке). Расстояние х порока от фотопленки
находится по формуле:
alb = (F~x)lx.
откуда
где F — фокусное расстояние.
7-2. Специальные методы рентгенографии в медицине
При просвечивании сложных участков человеческого тела,
например грудной клетки или черепа, теневые картины полу¬
чаются очень сложными, анализ их представляет большие труд¬
ности и требует не только знания анатомии, но и большого
опыта.
При снимках подвижных органов тела человека (сердце,
желудок) теневые картины получаются нерезкими — размы¬
тыми. Для увеличения резкости картин снимки подвижных ор¬
ганов стремятся производить при очень коротких выдержках.
Однако и при этом обычная рентгенограмма не может пол¬
ностью удовлетворить требованиям медицинской рентгенодиа¬
гностики, так как мгновенный снимок, например сердца, не дает
Рис. 7-7. Определение
глубины залегания
порока в исследуе¬
мом теле.
возможности определить размеры сердца и степень его расши¬
рения.
Для того чтобы обойти эти трудности, применяют специаль¬
ные методы рентгенографии. К ним относятся стереография,
кимография и томография.
1. Стереография. Стереограммы придают снимку рель¬
ефность и облегчают определение местоположения инородных
тел или взаимного расположения отдельных органов. Для полу¬
чения стереограмм производят два
снимка исследуемой части тела не¬
подвижно лежащего больного на двух
пленках при двух положениях фоку¬
са трубки, смещенных относительно
Ж
/
1
*
Рис. 7-9. Схема действия
кимографа.
/ — свинцом я пластина со
щелями; 2 — неподвижная
друг друга на величину нормального кассе™ с фотопленкой:
межглазного расстояния человека демпфер.
(6,5 см). Проявленные пленки, осве¬
щенные сзади рассеянным светом, устанавливаются на двух ка¬
ретках, перемещающихся по направляющей, и рассматриваются
с помощью двух зеркал, установленных под углом 90° друг
к другу на третьей каретке (рис. 7-8). Каретка с зеркалами пере¬
мещается в направлении, перпендикулярном направляющей ка¬
реток с фотопленками.
Перемещая пленки и зеркала, можно найти такое положение,
когда появляется рельефная картина.
2. Кимография. Кимография позволяет определить раз¬
меры сердца в сжатом и расширенном состояниях и представ¬
ляет собой последовательные снимки узких горизонтальных по¬
лосок движущегося во время снимка сердца. Принцип действия
кимографа легко уяснить из рис. 7-9.
Перед кассетой с фотопленкой медленно с постоянной скоро¬
стью смещается (на 12 мм) свинцовая пластинка с узкими гори¬
зонтальными щелями. Лучи, проходящие через сердце, задержи-
492
ваются свинцовой пластинкой и могут попасть на фотопленку
только через щели. Вследствие этого на фотопленке получаются
полоски теней сердца, появляющиеся па соседних участках фо¬
топленки через определенные промежутки времени, отвечающие
различным состояниям сердца. В результате на фотопленке по¬
лучается ряд узких полосок разной длины. Плавная линия, очер¬
ченная по концам наиболее длинных полосок, отвечает конту¬
рам сердца в расширенном состоянии, а концы наиболее корот¬
ких полосок — контурам сердца в сжатом состоянии.
3. Томография. Томограмма представляет собой теневое
изображение слоя определенной (небольшой) толщины иссле¬
дуемого тела, располо-
но выбранного слоя,
чтобы тени точек, заключенных в этом слое, оставались все
время на одних и тех же точках фотопленки, а тени всех точек,
лежащих вне слоя, перемещались по фотопленке. Тогда на фо¬
топленке получится резкая тень только тех точек просвечивае¬
мого тела, которые заключены в рассматриваемом слое.
Пусть (рис. 7-10) движение трубки и пленки выполняется
при помощи рычага, вращающегося вокруг оси S, лежащей
в плоскости изучаемого слоя; тогда трубка будет смещаться
влево, пленка вправо, оставаясь горизонтальными. Просвечи¬
ваемое тело неподвижно. Когда фокус трубки смещается влево
на Ь сантиметров, пленка смещается вправо на а сантиметров.
При положении фокуса трубки Л произвольно выбранные
точки А и В слоя ZZ дают тени в точках А\ и В\. После смеще¬
ния фокуса трубки в положение F2 теин точек Л и В будут по¬
падать в точки УЬ и В2, смещенные от точки А и В на отрезки
а{ и а2. Для того чтобы точки Ах и А2 (Вх и В2) находились
в одной и той же точке пленки, необходимо выполнение усло¬
вия равенства смещения пленки а н точек А\—А2, В{—В2 н г. д.,
т. е.
женного на определен¬
ной глубине, причем
тени других частей те¬
ла, расположенных вы¬
ше и ниже этого слоя,
на фотопленке не про¬
являются. Для получе¬
ния томограммы, т. е.
проекции разречза по
заданной плоскости,
необходимо пленке и
трубке сообщить такие
движения относитель-
Рис. 7-10. Схема действия томографа.
€L ~ flj = Of “ • . .
Из рис. 7-10 можно видеть, что это условие выполняется
только для точек, лежащих в слое 11. Действительно, треуголь¬
ники AFXF2 и АА}А2 подобны, точно так же подобны треуголь¬
ники BFXF2 и ВВ\В<2 и треугольники SF\F2 и SP\P2. Из подобия
этих трех пар треугольников можно написать ряд пропорций:
_____ AAj _ ^ BBi в л
Т~ Jf\ * “б РГ’
С другой стороны, легко показать, что
ААг __ вв1 __
Д IS SR
как отношения отрезков секущих трех параллельных прямых,
откуда и следует равенство a=at=a2=...
7-3. Специальные методы рентгенографии в технике
Специальные методы рентгенографии применяются при ре¬
шении некоторых задач промышленности, например, для опре¬
деления толщины стенок изделия, недоступных для измерения
обычными способами. В некоторых случаях встречается необ¬
ходимость выявления микродефектов или микростроения кри¬
сталлических зерен сплавов и т. п.
Определение толщины стенки. Для определения
толщины стенок, недоступных для непосредственных измерений,
разработан фотографический метод, основанный на сравнении
плотности почернения мелкозернистой пленки, экспонированной
при вполне определенных условиях, с плотностью почернения
такой же пленки, экспонированной через листы такого же ма¬
териала известной толщины при тех же условиях.
В литературе (Л. 80] описан пример применения этого ме¬
тода для измерения толщины стенок лопасти полого стального
пропеллера. Мелкозернистая пленка, завернутая в конверт из
черной бумаги, прижимается к внутренней поверхности стенки
лопасти с помощью резинового шара, надутого воздухом.
Трубка располагается на расстоянии 90 см и работает при
130 кв; экспозиция 1350 ма*сек. После проявления пленки из¬
меряется плотность почернения микрофотометром и сравни¬
вается с плотностью почернения контрольной пленки, экспони¬
рованной при тех же условиях через стальные листы известной
толщины. Этим методом толщина стенок может быть опреде¬
лена с максимальной ошибкой около 4%.
Рентгеновские лучи были применены для измерения тол¬
щины добела накаленных стальных листов, движущихся со ско¬
ростью 10 м)сек между роликами прокатного стана. При этом
для измерения интенсивности проходящего пучка лучей исполь¬
зовались счетчики фотонов.
Микрорентгенография. Для выявления микродефек¬
тов (микротрещин, микровключений и т. п.) и микроструктуры
сплавов разработаны методы микрорентгенографии, аналогич¬
ные микрофотографии.
В настоящее время дл5( получения увеличенных изображе¬
ний на фотопленке — микрорентгенограмм — применяются два
метода:
Один из них заключается в получении непосредственно уве¬
личенного изображения на фотопленке, расположенной на
достаточно большом расстоянии от исследуемого образца при
малом расстоянии последнего от фокуса. Для получения удов¬
летворительных результатов необходимы трубки с очень ма¬
лыми фокусами. Если линейные размеры дефектов меньше раз¬
меров фокуса, то увеличенные рентгенограммы не дают хоро¬
ших результатов (см. § 2-35).
Второй метод» имеющий более широкое применение, заклю¬
чается в получении обычной неувеличенной рентгенограммы
с последующим ее оптическим увеличением. Для получения
таких рентгенограмм приготовляется образец в виде тонкой
пластинки толщиною 0,1—0,15 мм, который помещается над
кусочком мелкозернистой фотопленки, завернутым в черную
бумагу (которая должна быть однородной) в специальной ка¬
мере. Пучок рентгеновских лучей, проходя через исследуе¬
мый образец, дает иа фотопленке теневое изображение его
структуры.
Полученные снимки увеличиваются с помощью микроскопа
с фотокамерой в большее или меньшее число раз, в зависи¬
мости от сорта примененной фотопленки. Обычные двусто¬
ронние пленки для этой цели совершенно непригодны. Мелко¬
зернистые односторонние пленки допускают увеличение в 15—
20 раз, но они обладают малой чувствительностью и требуют
значительно больших экспозиций (в 5—10 раз), чем обычные
двусторонние пленки. Имеются пленки (специально разрабо¬
танные), которые допускают увеличение в 200—300 раз, но тре¬
буют еще больших экспозиций (в 20—25 раз).
При рентгенографировании пользуются либо тормозным
(неоднородным), либо характеристическим излучением. В пер¬
вом случае используется различие в поглощении различно
ориентированными кристалликами и отдельными элементами
структуры образца (тонкой пластинки). Для увеличения конт¬
раста применяют мягкое излучение. Опытом установлено, что
наиболее контрастные снимки получаются при напряжении на
трубке, равном 15—25 кв, в зависимости от рода материала
исследуемого образца. В этом случае используются трубки
495
С вольфрамовым зеркалом анода, прозрачными для мягких рент¬
геновских лучей окнами и относительно острым фокусом.
Во втором случае, применяя характеристическое излучение,
можно подобрать такой монохроматический пучок, чтобы длина
его волны была немного меньше К-границы поглощения какого-
либо элемента в образце. Тогда коэффициент поглощения этого
элемента будет гораздо больше, чем других, и таким образом
резко увеличится контрастность теневой картины, благодаря
чему удается выявить очень малые включения, которые не мо¬
гут быть обнаружены другими* способами.
Контрастность теневой картины, как известно, определяется
отношением интенсивности лучен, прошедших через соседние
участки образца. Если обозначить через \ху и р2 коэффициенты
ослабления для различных элементов образца и через х их
толщину, то интенсивности лучей, прошедших* через образец
в этих точках, будут:
и
и их отношение
7,
т. е. чем больше разность коэффициентов ослабления, тем
больше контрастность снимка. Значение коэффициентов ослаб¬
ления очень сильно зависит от длины волны рентгеновских лу¬
чей, поэтому для каждого материала необходимо подбирать из¬
лучение такой длины волны, чтобы эта разность была наи¬
большей.
В табл. 7-1 даны линейные коэффициенты поглощения
К-излучений меди, железа и молибдена для различных техни¬
чески важных металлов.
Таблица показывает, что никель может быть легко выявлен
на фоне железа в никелевой стали К-излучением меди (pFe =2578
и р^=427) и значительно труднее К-излучением железа (pFe =
=560, nNi = 797) или молибдена (j.iFe =303, pN, =427), в то
время как хром и железо в нержавеющей стали легче разде¬
ляются К-излучением железа (pFe = 560, рСг =2460), чем К-нз-
лучением меди (pFo=2578, рСг = 1659) или молибдена (pFe =
=303, рСг =221).
Опыт показывает, что хорошие микрорентгенограммы можно
получить при следующих толщинах образцов разных металлов:
для стали — около 0,075 мм\ для медных сплавов — 0,125 мм\
для магниевых сплавов — 0,25 мм.
Образцы доводятся до рекомендованных толщин шлифов¬
кой, производимой достаточно медленно и осторожно, чтобы
избежать перегрева и изменения структуры, или травлением,
Таблица 7-7
Линейные коэффициенты поглощения К-излучения Си. Ре и Мо
в различных * металлах
Медь
- I.S4A
Железо > к
- 1.93 A
t
Молибден -0.71 A
элемент
1&.
элемент
ji. f.ti*”1
элемент
Ц. c.»c '*
Be
2.96
Be 1
1 5.64
Be
0,58
Mg
71,4
Mg
135
Mg
7,53
Al
132
Al !
' 252
Al
14.1
Si
144
Si !
I 266
Si
15,2
S
182
•s I
I 346
S
19,8
Zn
418
Fe I
I 560
Ti
109
Ni
427
Zn
785
Mo
203
Cu
* 454
Ni
797
Cr
221
Ti
958
Cu
868
Sn
248
Cr
1659
Ti
1777
Ag
289
Sn
1798
Cr
2460
Fe
303
Mn
2124
V
2612
Co
383
Ag
2340
Sn
3422
Zn
421
Fe
2578
Ag
4258
Ni
427
Pb
2609
Pb
4854
Cu
455
Co
3186
W
5790
Pb
1537
W
3397
W
2007
причем окончательная полировка должка быть произведена
мелкой наждачной бумагой, слегка смоченной маслом.
/ г $
Рис. 7-И. Эскиз камеры дли снятия микро-
рентгенограмм.
/ — мелкозернистая пленка; 2 -- образец; 3 — черная
бумага.
В качестве источника характеристического излучения исполь¬
зуются обычные трубки для структурного анализа. Расстояние
фокуса пленки должно быть около 120—150 мм; время экспо¬
зиции изменяется от нескольких минут для магниевых сплавов
до нескольких часов в случае менее прозрачных металлов и
сплавов. На рис. 7-П изображен эскиз камеры, применяемой
1? ф. и. Хариджа
497
для съемки микрорентгенограмм.* Образец и пленки должны
быть таких размеров чтобы могли пойти в камеру. Напряже¬
ние на трубке выбирается обычно приблизительно в три раза
больше потенциала возбуждения К-излучения материала зер¬
кала анода.
На рис. 7-12 приведена микрорентгенограмма, полученная
этим методом с образца кремнистой стали при 23-кратном уве¬
личении (рис. 7-12, а) и микрофотография шлифа того же об¬
разца (рис. 7-12,6) (Л. 121].
Рис. 7-12. Микрорентгенограмма (а) и микрофотогра¬
фия (б) образца кремнистой стали при 23-кратном
увеличении.
7-4. Исследование структуры кристаллических тел
рентгеновскими лучами
Рассмотренный в предыдущем параграфе метод исследова¬
ния материалов, основанный на способности рентгеновских лу¬
чей проникать через тела, имел целью определение дефектов
в исследуемом образце. Совершенно на иных принципах осно¬
ван и иные цели преследует структурный анализ. Структурный
анализ кристаллических тел основывается на дифракции рент¬
геновских лучей при прохождении через кристаллические тела
и служит:
1) для исследования кристаллической структуры, т. е. внут¬
реннего строения кристаллов;
2) для определения величины и относительного расположе¬
ния кристалликов, образующих исследуемое тело;
3) для обнаружения внутренних напряжений в кристаллах.
Рентгеновские исследования показали, что большинство
встречающихся в природе веществ, в том числе все металлы
и сплавы, в твердом состоянии имеют кристаллическое строе¬
ние. Поэтому исследование структуры твердых тел имеет очень
498
большое научное и практическое значение. Для уяснения прин¬
ципов рентгеноструктурного анализа необходимо познакомиться
.• некоторыми основными сведениями нч структурной кристал¬
лографии.
7-5. Некоторые сведения из структурной кристаллографии
Металлический кристалл
В процессе охлаждения расплавленного металла при неко¬
торой вполне определенной температуре начинается его затвер¬
девание. При этом расположение атомов из хаотического
переходит в организованное, т. е. начинается образование кри¬
сталлической структуры. Обычно при сравнительно быстром ох¬
лаждении затвердезание расплавленного металла начинается
одновременно во многих различных участках — центрах кри¬
сталлизации, из которых происходит рост кристаллов.
В результате получается слиток металла в виде сросшихся
многочисленных зерен неправильной внешней формы, которые
представляют собой сросшиеся мелкие кристаллики, называе¬
мые. кристаллитами. Если же подобрать условия затвер¬
девания такими, что возникает только один центр кристаллиза¬
ции, то можно получить один крупный кристалл — монокри¬
сталл.
Разница между кристаллическими и некристаллическими
(аморфными) телами заключается не только в красивой пра¬
вильной внешней форме, но, главным образом, в неравенстве
физических и химических свойств кристаллов в различных на¬
правлениях. Так, лучепреломление, теплопроводность, проч¬
ность, упругость и т. д. сильно различаются в зависимости от
того, в каком направлении внутри кристалла они измеряются.
Правильность внешнего вида и зависимость физических и
химических свойств от направления объясняются, как показы¬
вает рентгенографическое исследование, правильным построе¬
нием кристалла из отдельных атомов (ионов или молекул).
Модель кристалла может быть представлена, если плотно
приложить друг к другу совершенно одинаковые ячейки, имею¬
щие форму параллелепипеда, в углах которого помешено по
одному атому. Углы и ребра такой ячейки, которая называется
элементарной, различны и зависят от рода кристалла.
Правильное пространственное ^расположение атомов в кри¬
сталле называется пространственной решеткой. Эле¬
ментарная ячейка является наименьшим возможным объемом
пространственной решетки, который вполне отображает все
особенности ее структуры. Поэтому для выяснения структуры
кристалла достаточно знать форму и размеры эле«ментарной
ячейки и расположение в ней отдельных частиц, составляющих
кристалл.
17*
499
Кристаллографические определения и обозначения
Элементарная ячейка, как указывалось, имеет форму парал¬
лелепипеда с ребрами af Ь и с, образующими между собою
углы а, р и у. Для описания строения решетки кристалла поль¬
зуются пространственной координатной системой (н, Ь9 с), при¬
чем оси координат располагают так, чтобы они совпадали
с тремя ребрами ячейки, сходящимися в одной точке. Обычно
Рис. 7*13. Формы простых кристаллических ячеек: а — кубическая;
б — тетрагональная; в — ромбическая; г — гексагональная;
д — моноклинная; е — триклинная.
ось а направляется па себя; ось Ь — направо и ось с — вверх.
В зависимости от величины углов а, р, у и соотношения
длин ребер ячейки о, Ь, с все кристаллы могут быть распре¬
делены между следующими шестью системами:
Кубическая а -=Ъ — с\ а — ? — у = 90°
Тетрагональная . а~Ъ ф с\ а ~ — у =90°
Ромбическая . а ф Ь Ф с\ а =- £ — 7 — 90°
Гексагональная а Ь Ф с\ а — р — 90-; 7 “ 120’
Моноклинная афЬ Фс\ л — •# = 90й; 3 Ф 90
Триклинная . . ... а Ф Ь ф с\ &Ф ? Ф=£90°
Формы соответствующих элементарных ячеек показаны на
рис. 7-13.
Пространственные решетки, построенные из таких ячеек, на¬
зываются простыми решетками.
500
Если же атомы, образующие решетку, лежат не только
в вершинах, но и внутри ячейки или на ее гранях, то такие ре-
шетки называются сложными р е ш е т к а м и. Большинство
кристаллических тел образуют сложные решетки. Сложную
решетку можно рассматривать как совокупность нескольких
простых решеток, вставленных одна в другую.
Особенно часто встречаются два типа сложных решеток:
объемноцентрированная (рис. Т-14, а) и гранецентрированная
(рис. 7-14,6) кубические решетки. Первую решетку можно счи¬
тать состоящей из двух проникающих друг в друга простых
кубических решеток, так что вершины кубов одной решетки ле¬
жат в центрах кубов дру¬
гой. Вторая решетка по¬
лучается, если вставить
одну в другую четыре
простые кубические ре¬
шетки таким образом,
чтобы вершины кубов
второй, третьей и четвер¬
той решеток находились
в центрах граней кубов
первой решетки.
Заметим, что в про¬
стой решетке на долю
каждой ячейки приходит¬
ся всего один атом, так
как каждый атом у вер¬
шины куба принадлежит восьми соседним ячейкам. В решетке
объемноцентрированной на долю ячейки приходится два атома,
а в гранецентрированной — четыре атома.
Для описания сложной решетки необходимо указать поло¬
жение (координаты) одного из атомов каждой из простых ре¬
шеток в первой элементарной ячейке. Совокупность координат
атомов, образующих начало всех простых решет ок, называется
базисом сложной решетки. Например, для объемноцентриро¬
ванной решетки (рис. 7-14, а) координаты в долях сторон ячейки
базисных атомов: атом /: 000; атом //:1/2 1/2 1/2
центрированная.
Атомные плоскости
В каждой пространственной решетке можно рассмотреть
множество различных семейств параллельных равноотстоящих
плоскостей, проходящих через отдельные группы атомов —
атомных плоскостей. На рис. 7-15 показаны различные
атомные плоскости в пространственной решетке кристалла ку¬
бической системы. На рис. 7-Hi показана кристаллическая ре¬
шетка, ось С которой выбрана для простоты перпендикулярной
50 \
к плоскости рисунка. Каждая линия на этой фигуре представ¬
ляет собою проекцию плоскости, перпендикулярной к плоскости
чертежа. Из этого чертежа видно, что чем меньше расстояние
между плоскостями, тем больше расстояние между соседними
атомами, на пей расположенными.
Осевые отрезки. Положение любой из таких плоско¬
стей в кристаллической решетке определяется осевыми отрез¬
ками я, Ьу с, которые она отсекает на осях координат, совпа¬
дающих с ребрами ячейки. Так как в кристаллографическом
(но) (т)
Рис. 7-15. Различные атомные плоскости в пространствен
ной решетке кристалла кубической системы.
отношении все параллельные плоскости равнозначны> то .для
определения положения плоскости достаточно знать не абсо¬
лютные значения отрезков а, Ь, с, а их отношение а: Ь \ с.
Оказывается, что отношение отрезков а:Ь:с, отсекаемых
любой атомной плоскостью на тех же осях координат, может
быть выражено следующим образом;
а:b:с — та0:nb0:рсс,
где
а<ь с0- длины ребер элементарной ячейки, а числа
m, Пу р— простые целые числа, одно или два из которых
могут быть равны бесконечности.
Таким образом, для задания любой атомной плоскости до¬
статочно указать значения чисел т, и, pt если известно отно¬
шение осевых отрезков о0: Ь0: с0 для основной плоскости АВС
длин ребер ячейки ag:b0:c0() (рпс. 7-17).
502
Индексы. Обычно при определении положения атомных
плоскостей пользуются нс величинами отрезков, отсекаемых
лампой плоскостью ил осях координат, и простыми целыми
числами, получающимися из обратных значений чисел ш, пир
путем приведения их к общему знаменателю, который затем
отбрасывается. Эти числа называются индексами плоскости
и обозначаются буквами (hkl)% заключенными в круглые скобки,
без разделения их запятыми.
j 1л я прим ера р а сс мотр и м
рис. 7-17. Здесь для пло¬
скости A\BiC\ т = 3, н = 4,
р = 2. Обратные величины
будут:
±:±.±^±.±.±
гп л п р 3*4*2
»4:3:6.
Следовательно, эта пло¬
скость имеет индексы (436).
Обозначение плоскостей
индексами имеет большие
удобства:
а) индексы — всегда про¬
стые целые числа или нули
и их величина не зависит от
внешних влияний (напри¬
мер, температуры), что не
имеет места для отношения
осевых отрезков;
б) с их помощью весьма
просто определяется поло¬
жение атомных плоскостей
в пространственной ре¬
шетке. Если длину осевых
отрезков измерять в разных
масштабах, пропорциональных длинам ребер ячейки во, b0t с0,
то индексы (hkl) вполне определяют положение данной пло¬
скости, так как величины, обратные индексам, равны отрезкам,
которые эта плоскость отсекает на, ребрах ячейки, а именно:
Приведем несколько примеров инфицирования некоторых
плоскостей© решетке кубического кристалла (рис. 7-18).
Плоскость BCFG отсекает на оси b отрезок OG—б0=^1 и
параллельна двум другим осям а и с\ следовательно, отрезки на
этих осях равны бесконечности. Поэтому эта плоскость должна
%
if
r-J
rr^
f
a
m
г—1
ft
J. л
3
г
tt
%
к
Jl
JL
T-*
n
J-
Ц
ИН
i, 4
п
а
Й
7Г
/-Н
ft
"7
2
cl
►-/
L
2
u,
z
Jji
/
U
*—!
✓
¢1,
Чг
£
5
L
✓
vl
¢-4
7
( 1
* i
1 1
из
Ш/л
V*
/ ,
7
л
✓
тшттштт»
5L
Ш7СаЛ7ГТТ1
Ш/ЯОМП1
Рис. 7-16. Семейство плоскостей, при¬
надлежащих одной зоне, ось с кото¬
рой перпендикулярна плоскости
чертежа.
503
'иметь индексы (010). Плоскость AGE отсекает на осях отрезки
ОА — а0= 1, OG = b0— 1 и ОЕ—с0= 1. Поэтому положение этой
плоскости определяется индексами (111).
Точно так же по заданным индексам легко найти положе¬
ние плоскости. Найдем для примера положение плоскостей
(001) п (123). Первая плоскость, очевидно, параллельна осям
а и Ь и отсекает на оси с отрезок, равный единице. Следова¬
тельно, индексы (001) имеет плоскость EFCD. Вторая плос¬
кость (123) отсекает на оси а отрезок, равный единице, на оси
Ь — равный у и на оси с —равный -у. Такими отрезками опре¬
деляется плоскость АКН.
Рис. 7-17. Осевые отрезки, от- Рис. 7-18. Индексы неко-
секаемые на осях. координат торых плоскостей в ре-
атомнымк плоскостями. шетке кубического кри¬
сталла.
в) Наконец с помощью индексов можно производить неко¬
торые вычисления кристаллов. Для примера приведем без вы¬
вода формулу, позволяющую вычислять расстояния между
двумя соседними параллельными атомными плоскостями (hkl)
в пространственной решетке кристалла кубической системы:
*W>—
(7-4)
где Оо — длина ребра элементарной ячейки.
Зона. Все плоскости, параллельные заданной прямой ли¬
нии, образуют зону, а эта прямая является осью зоны.
Перейдем теперь к краткому рассмотрению методов рент¬
геноструктурного анализа.
7-6. Метод неподвижного Кристала. Метод Лауз
На рис. 7-19 дана принципиальная схема установки для по¬
лучения лауэграмм. Узкий пучок неоднородного рентгенов¬
ского излучения, выделенный двумя свинцовыми экранами 2
504
с узкими отверстиями (d = 0,5—1 лел), проходит через кри¬
сталл 3 и попадает на фотопластинку 4, помещенную перпенди¬
кулярно пучку лучей на расстоянии около 40 мм от кристалла.
На фотопластинке получается дифракционная картина,
состоящая из интенсивного центрального нитка, окруженного
симметрично расположенными менее интенсивными пятнами.
Строго симметричное расположение этих пятен возникает
только тогда, когда направление пучка лучей точно сов¬
падает с осью симметрии кристалла. Расположение этих пя¬
тен тесно связано с симметрией структуры кристалла и его
ориентировки относительно первичного лучка лучей.
Рис. 7-19. Схема получения рентгено-.
граммы Лауэ.
/ — рентгеновские трубки; 2 —две свинцо¬
вые диафрагмы для выделения узкого
пучка лучей; 3 — кристалл; А — фото¬
пластинка.
Рис. 7-20. Отражение рентгенов¬
ских лучей от серии плоскостей,
относящихся к одной зоне, ось
которой совпадает с осью с.
Для выяснения происхождения этих пятен рассмотрим
рис. 7-20. Когда пучок неоднородных лучей проходит сквозь
кристалл, то каждая внутренняя атомная плоскость будет отра¬
жать лучи той длины волны, которая удовлетворяет уравне¬
нию Вульфа—Брэгга:
nX = 2dsinO. (1-1)
Так как пучок лучей неоднороден и в кристалле имеется
большое число атомных плоскостей, наклоненных под различ¬
ными углами, то для некоторых из них условие (1-1) выполня¬
ется, и эти плоскости будут отражать рентгеновские лучи вполне
определенной длины волны. Таким образом, каждое пятно на
лауэграмме вызвано отражением лучей вполне определенной
длины волны от вполне определенных плоскостей.
Из фигуры видно, что не может быть отражения от пло¬
скостей (100), (010), (001), так как эти плоскости или перпенди¬
кулярны, или параллельны первичному пучку.
Серия плоскостей, начерченных в кристалле, относится к
одной зоне, ось которой совпадает с осью с. На плоскостях
(140), (120), (340) и т. д. может происходить отражение, если
в первичном пучке содержатся лучи соответствующей длины
505
волны. Из рис. 7-20 видно, что угол отклонения равен двой¬
ному углу, образуемому отражающей плоскостью с первич¬
ным пучком. Следовательно, на пластинке Р (рис. 7-21) полу¬
чится ряд точек, расположенных на прямой OG.
Так как данный кристалл кубической формы, т. е. имеет
симметрию четвертого порядка, то и другие серии плоскостей
дадут точно такие же отклонения, но вверх по линии OG',
вправо по линии OG" и вниз по линии OG'".
В действительности пятна интерференции на диаграммах
Лауэ располагаются нс на прямых линиях, а на эллипсах, ко¬
торые проходят через центральное пятно первичного пучка
лучей. Объяснение получения таких эллипсов следующее.
Пусть направление падающего луча AD (рис. 7-22). Вообра¬
зим плоскость ££, расположенную параллельно первичному
пучку; на ней отражение не происходит, и первичный пучок по¬
падает на пластинку в точке D.
Если теперь эту плоскость повернуть вокруг оси ZZ% накло¬
ненной под углом Ф к направлению падающего луча, на 90° в
положение £'£', то она станет отражать падающий луч в на¬
правлении R, образующем тот же угол О с осью ZZ. Во всех
положениях между ЕЕ и £'£', которые эта плоскость во вре¬
мя ее вращения занимает, она будет отражать первичный луч
в различных направлениях, лежащих на поверхности круглого
конуса с углом при вершине 2Ф, осью которого служит ли¬
ния ZZ. Направление падающего луча также лежит на этом
конусе, отраженные же пятна располагаются на эллипсе, обра¬
зованном пересечением конуса с фотопластинкой.
Совокупность всех плоскостей пространственной решетки
кристалла, с которыми совпадает плоскость ЕЕ при вращении
вокруг оси 22, принадлежит, как указывалось выше (§ 7-5),
зоне направления 22.
Рис. 7-21. То же, что и на
рис. 7-20, но в пространстве.
Рис. 7-22. Схема возникновения
зональных эллипсов.
506
Следовательно, плоскости, принадлежащие одной опреде-
ленной зоне, отражают рентгеновские лучи на один эллипс,
который проходит через центральное пятно.
Пятна интерференции лежат в точках пересечения эллип¬
сов, соответствующих различным зонам. Таким образом, про¬
водя систему эллипсов, отвечающих различным зонам, можно
определить положение всех пятен на рентгенограмме Лауэ.
Такое построение расположения пятен сложно и неудобно.
Поэтому применяют более простой и удобный способ построе¬
ния диаграмм Лауэ, сущность которого заключается в следу¬
ющем.
Рис. 7-24. Пятна интерференции
на рентгенограмме каменкой соли.
Если вокруг кристалла, как центра, описать сферу, которая
касается фотопластинки (рис. 7-23), то конус, на котором лежат
отраженные одной зоной лучи, пересечет поверхность этой
сферы по кругу CF. Этот круг можно стереографически спроек¬
тировать на фотопласлшку. Для этого проведем через все
точки, лежащие на этом круге, прямые линии из точки S, про¬
должив их до пересечения с фотопластинкой. Точки пересечения
этих прямых с фотопластинкой образуют также круг, который
проходит через первичное пятно и центр которого совпадает
с точкой О пересечения оси ZZ с фотопластинкой. Таким обра¬
зом, все эллипсы заменяются кругами.
Искажения в расположении пятен при такой замене эллип¬
сов кругами очень незначительны за исключением пятен, да¬
леко отстоящих or центра.
Чтобы получить полную картину диаграммы Лауэ, нужно
найти точки пересечения главнейших осей зон кристалла с
фотопластинкой. Вокруг этих точек, как центров, описываются
круги, радиусы которых выбираются так, чтобы круги проходили
507
через первичное пятно D (рис. 7-22). Таким путем получается
система кругов, как на рис. 7-24. Пятна интерференции ле¬
жат в точках пересечения этих кругов.
Этот метод в настоящее время применяется главным обра¬
зом для определения симметрии кристаллов, нахождения
ориентировки главных осей плохо ограненных кристаллов, а
также для обнаружения внутренних напряжений в исследуемых
образцах.
7-7. Метод вращающегося кристалла
Рентгенограмма Лауэ получается при просвечивании непо¬
движного монокристалла неоднородным излучением. Угол
падения пучка лучей остается неизменным, и условия отраже¬
ния выполняются благодаря нали¬
чию в пучке различных длин волн.
Вследствие этого длина волны лу¬
чей, давших то или иное пятно ла-
уэграммы, неизвестна, и определе¬
ние ее представляет значительные
трудности. В других методах поль¬
зуются монохроматическим излу¬
чением известной длины волны
(характеристическое излучение ато¬
мов металла анода трубки), а ус¬
ловия отражения достигаются из¬
менением угла падения пучка лучей
на кристалл.
Действительно, при освещении
монокристалла рентгеновскими лу¬
чами определенной длины волны в большинстве случаев ника¬
кого отражения не получается, так как очень мала вероятность
того, что какая-либо из кристаллических плоскостей в точности
находится под углом ft, удовлетворяющим уравнению Вульфа-
Брэгга. Если же кристалл заставить медленно вращаться около
некоторой неподвижной оси (рис. 7-25), то большое количество
плоскостей последовательно одна за другой будут приходить
в положение, при котором наступает отражение. В эти моменты
отраженные лучи будут вспыхивать и затем потухать, и в ре¬
зультате множества оборотов кристалла на фотографической
пластинке получится ряд пятен, образующих так называемую
рентгенограмму вращения. Такая рентгенограмма по¬
казана на рис. 7-26.
Для получения рентгенограммы вращения берут небольшой
кристаллик, обычно в виде иголочки толщиной в 0,2-0,5 мм
и длиной в 2—3 мм. Этот кристаллик прикрепляют к стер¬
женьку, вращающемуся с равномерной скоростью (Ю-*-15 об/нас),
Рис. 7-25. Получение рентгено¬
граммы. по методу вращения
кристалла.
508
Например с помощью часового механизма, так, чтобы ось вра¬
щения стерженька совпадала с одной из главных осей кри¬
сталла.
Отраженные от вращающегося кристалла лучи восприни¬
маются или на плоскую фотопленку, расположенную перпен¬
дикулярно первичному лучу, или на фотопленку, изогнутую
в виде цилиндра, ось которого совпадает с осью вращения кри¬
сталла. В первом случае пятна располагаются по кривым ли¬
ниям'(гиперболам), во втором случае —по прямым.
Возникновение этих пятен может быть представлено на¬
глядно следующим образом. Положим, что кристалл монтиро¬
ван так, что главная ось его с параллельна оси вращения, к
Рис. 7-26. Рентгенограмма вращения кварца вокруг гексагональ¬
ной оси.
которой падающий луч перпендикулярен, и будем рассматри¬
вать картину, возникающую на фотопленке. Все плоскости
(рис. 7-25), параллельные оси вращения, дадут пятна, распо¬
лагающиеся на горизонтальной линии (называемой* нулевой
линией, или экватором), проходящей через пятно неотклонен-
ного первичного пучка лучей. Плоскости, наклоненные к оси
вращения, дают пятна на линиях, расположенных рядом с эква¬
тором (сверху и снизу), в случае плоской фотопленки — на ги¬
перболах и в случае цилиндрической пленки — на параллельных
прямых (рис, 7-26).
Не вдаваясь в исследование связи между геометрическими
соотношениями в расположении пятен на рентгенограмме с раз¬
мерами элементарной ячейки, укажем только, что на основании
измерения расстояний между этими линиями легко определя¬
ются размены элементарной ячейки решетки кристалла в на¬
правлении оси вращения. Если сделать три отдельные рент¬
генограммы с данного образца при вращении его вокруг трех
главных осей, то легко определить все три размера элементар¬
ной ячейки, ввиду чего этот метод является во многих случаях
незаменимым, но он может применяться только для исследова¬
ний монокристаллов.
509
7-8. Метод порошков — метод Дебая
Большинство твердых тел кристаллизуется в виде скопле¬
ния очень большого количества мелких кристалликов (кристал¬
литов), одинаковых по строению и ориентированных совершенно
хаотично. Очевидно, что для изучения структуры таких тел не¬
применим ни метод Лауэ, ни метод вращения
кристалла. Для исследования структуры кри¬
сталлического строения таких тел'был пред¬
ложен так называемый м е т о д п орошко в.
В этом случае пользуются монохроматиче¬
ским рентгеновским излучением известной
длины волны. Исследуемый образец приго¬
товляется в виде проволочки диаметром около
1 мм или в виде пластинки толщиной порядка
десятых долей миллиметра, или же, наконец,
в виде мелкого порошка, спрессованного в ци¬
линдрик диаметром 0,5—1 мм, и помешается
в центре камеры (рис. 7-27),
Узкий пучок монохроматических лучей,
ограниченный диафрагмой с узким цилиндри¬
ческим или щелевидным отверстием, попадает на исследуемое
вещество в точке О и вызывает на фотопленке характерную
для данного вещества и дифракционную картину— рентгено¬
грамму Дебая (рис. 7-28).
Рис. 7-27. Схема
получения рентге¬
нограммы дебая.
Рис. 7-28. Рентгенограмма Дебая алюминия (Кд-излучение
меди с никелевым фильтром).
Основой для расшифровки рентгенограмм порошков яв¬
ляется уравнение Вульфа — Брэгга.
Возникновение рентгенограмм порошков объясняется тем,
что часть беспорядочно расположенных мелких кристалликов
тела ориентирована таким образом, что некоторая группа их
плоскостей с индексами (Ш) наклонена к направлению падаю¬
щих лучей под углом, удовлетворяющим уравнению Вульфа —
Брэгга. Следовательно, всякий кристаллик, рассматриваемые
плоскости которого образуют угол б с падающим лучом, дает
отражение. Поскольку все виды ориентации кристалликов одн-
510
наново вероятны, отраженные лучи дают конус с углом раствора
40, ось которого совпадает с направлением падающих лучен.
Для каждого семейства плоскостей (Л/г/) существует свой
такой конус отраженных лучей. Пересечение этих конусов с фо¬
тографической пластинкой, помещенной перпендикулярно к па¬
дающему лучу, дает систему концентрических кругов, называе¬
мых кольцами Дебая, из радиусов которых можно определить
угол 0, а затем по уравнению Вульфа—Брэгга— и расстояние
между плоскостями.'
Вместо фотографической пластинки обычно применяется
узкая (20—30 мм) полоска фотопленки, которая располагается
по внутренней поверхности цилиндрической камеры (камеры
Дебая), по оси которой установлен исследуемый образец
(рис. 7-27). В местах пересечения конусов отраженных лучен
с цилиндрической фотопленкой получается ряд линий, каждая-
из которых соответствует определенному значению угла 0, а
следовательно, и определенному расстоянию между плоскос¬
тями d в кристалле.
Таким образом, вычисляется угол 0 и расстояние d. В слу¬
чае простой кубической решетки расстояния между главней¬
шими плоскостями относятся (рис. 7-15) {см. формулу (7-4)]:
И А ■ А -1 . 1 ■ 1
100) * “(110) • “(ill) — у2 ’ Уз ’
что легко получить из простых геометрических расчетов.
Так как падающий на исследуемое тело пучок рентгенов¬
ских лучей обладает одной определенной длиной волны, то
каждая группа плоскостей {(100), (ПО)', (111) и др] дает от¬
ражения под соответствующим углом.
Пусть теперь какая-нибудь группа плоскостей (например,
(100)] одного кристаллика наклонена к падающему лучу пол
углом 0 (положение К), удовлетворяющим уравнению Вульфа-
Брэгга; тогда отраженный луч попадет на фотопленку в точку
5 (рис. 7-27), лежащую под углом 20 к первичному лучу. Крис¬
таллик, те же плоскости которого ориентированы симметрично
первому (положение /С1), даст отражение в симметричную
точку S1. Расстояние S51, измеряемое на проявленной фото¬
пленке, называется диаметром дебаевского кольца 2г.
Обозначая через /? радиус цилиндрической пленки (ка¬
меры), можно вычислить угол отражения по формуле:
в = 360 —. (7-5)
Определив угол 0, легко найти расстояние между отражаю¬
щими плоскостями по уравнению Вульфа—Брэгга. Находя
511
последовательно расстояния d для различных дебаевских колеи
можно в некоторых случаях судить о структуре кристалличе¬
ского тела.
Метод порошков имеет большое значение при исследова¬
нии структур простых кристаллов, в особенности тех, которые
относятся к кубической системе, дебаевские рентгенограммы
которых получаются простыми и сравнительно легко рас¬
шифровываются. В некоторых случаях рентгенограмма' по¬
рошков дает исчерпывающий ответ без расшифровки на во¬
просы:
1) является ли данное тело аморфным или кристалличе¬
ским? Наличие линий на рентгенограмме указывает на то, что
данное вещество кристаллическое;
2) имеют ли два вещества сходного химического состава
одинаковую кристаллическую структуру? Если рентгенограммы,
полученные в одной и той же камере с лучами одной и той
же длины волны, совпадают, то это указывает, что структура
этих двух тел одинакова;
3} изменилась ли структура твердого тела при термической
его обработке? Одно и то же тело в зависимости от термиче¬
ской обработки может иметь различную структуру и, следо¬
вательно, давать различные рентгенограммы.
Заканчивая рассмотрение практических приложений рентге¬
новских лучей, отметим, что при снятии рентгенограмм Лауэ
обычно пользуются рентгеновскими трубками с вольфрамовым
или платиновым анодом; при исследованиях методом вращаю¬
щегося кристалла или методом порошков пользуются труб¬
ками, в зависимости от рода исследуемого вещества, с молиб¬
деновым, медным, кобальтовым, железным, никелевым или хро¬
мовым анодом.
В первом методе (т. е. при пользовании вольфрамовым или
платиновым анодом) используются лучи непрерывного спектра;
поэтому выгодно с точки зрения к.п.д. излучения иметь анод
из материала высокого атомного номера. Кроме того, аноды
из тяжелых металлов дают характеристическое излучение при
высоких напряжениях; поэтому, работая при напряжениях
ниже возбуждающего, можно получить достаточно интенсив¬
ное излучение без характеристических линий, часто услож¬
няющих расшифровку рентгенограмм Лауэ. В других двух ме¬
тодах пользуются характеристическим излучением, причем в
зависимости от рода исследуемого объекта приходится выби¬
рать наиболее подходящую длину волны, т. е. выбирать рент¬
геновскую трубку с соответствующим анодом, исходя из сле¬
дующих соображений:
1. Из уравнения Вульфа—Брэгга
ш. — 2d sin ft
512
(i-i)
видно, что чем меньше тем меньше будет угол отражения О,
т. е. тем больше будет погрешность при определениях угла Ф;
поэтому при исследованиях кристаллических тел с большим d
выгодно выбирать трубку с анодом из более легкого металла.
С другой стороны, слишком длинноволновые лучи сильно погло¬
щаются в воздухе и стенками трубки н поэтому также невы¬
годны.
2. Вторичное характеристическое излучение в атомах иссле¬
дуемого тела, вызываемое первичным, покрывает пленку рав¬
номерной густой вуалью, на фоне которой теряются линии
рентгенограммы. Поэтому в зависимости от рода исследуемого
вещества необходимо выбирать трубку с таким излучением,
которое не вызывает характеристического излучения исследуе¬
мого препарата. Например, характеристические лучи меди при
исследовании железа будут вызывать в нем вторичное харак¬
теристическое излучение, в то время как излучение трубок
с железным и кобальтовым анодами не вызывает в железе вто¬
ричного характеристического излучения, и рентгенограмма по¬
лучается менее завуалированной.
Затем большое значение* имеет чистота излучения, т. е.
отсутствие в его составе излучения от посторонних веществ,
входящих в аноД в форме примесей или налета тонкого слоя
металла катода (вольфрамовой нити или материала фокусирую¬
щего устройства).
7-9. Применение жесткого рентгеновского излучения
в медицине
В последние годы жесткое и сверхжесткое рентгеновское
излучение с энергиями квантов в миллионы и десятки мил¬
лионов электронвольт, создаваемое высоковольтными рентге¬
новскими трубками и ускорителями электронов (бетатронами,
синхротронами и др.) начинает все более широко применяться
для решения ряда научных и практических задач:
1) в медицине — для лечения злокачественных (раковых)
опухолей;
2) в промышленности — для просвечивания металлических
изделий большой толщины, с целью дефектоскопии;
3) для исследований в области ядерной физики.
Ценность применения очень жесткого излучения в меди¬
цине очевидна (даже если предположить,а что биологический
эффект не зависит от длины волны), так как мощность излу¬
чения при фильтрации, обычной в современной терапии, уве¬
личивается при возрастании напряжения в высокой степени
(по крайней мере третьей), а повышение мощности излучения
позволяет сильно сократить время облучения.
513
Помимо сокращения времени облучения тенденция к исполь¬
зованию сверхжесткого излучения для лечебных целей обу¬
словлена и другими ценными его свойствами по сравнению
с излучением, используемым в обычной рентгенотерапии
(150—250 кв).
Как известно, целью рентгенотерапии является разрушить
клетки раковой опухоли и основывается на наблюденном факте,
что всякая ионизирующая радиация убивает живые клетки,
подвергнутые облучению.
Наблюдения показывают, что во время роста чувствитель¬
ность клеток к радиации больше, чем когда они находятся во
вполне развитом состоянии. Например, клетки раковых тканей
находятся в состоянии быстрого роста, поэтому они более чув¬
ствительны к радиации и прн правильной дозировке излучения
существует возможность разрушить эти клетки без серьезного
повреждения клеток нормальной ткани.
Поэтому практически задача рентгенотерапии заключается
в том, чтобы подвести дозу радиации определенной величины
к опухоли, подлежащей лечению и лежащей на определенной
глубине в ткани, с минимальным повреждением окружающей
нормальной ткани.
Механизм действия радиации на нормальные и раковые
клетки еще далеко не изучен и поэтому рентгенотерапия до
сих пор сохраняет эмпирический характер.
Многочисленные исследования показывают, что эффектив¬
ность воздействия радиации на живые клетки растет пропор¬
ционально поглощенной энергии радиации в 1 см* ткани, т. е.
пропорционально числу пар ионов, образующихся в единице
объема опухоли.
Для характеристики излучений с биологической точки зре¬
ния вводят следующие понятия:
1. Линейная ионная плотность, т. е. плотность,
с которой ионы располагаются в ткани вдоль траектории иони¬
зирующей частицы.
2. Процентная глубинная доза, под которой пони¬
мают отношение дозы в глубине к дозе на поверхности кожи,
т. е. геометрическое распределение ионизации в тканях.
Зависимость линейной ионной плотности от рода излучения
показана в табл. 7-2. Ионная плотность здесь выражена как
число ионов, создаваемых ионизирующей частицей на 1 микрон
пути в средних тканях человеческого тела.
Данные этой таблицы показывают, что при переходе от
рентгеновского излучения, получаемого при 200 кв, к более
жесткому излучению, линейная ионная плотность изменяется
сравнительно мало (of 80 до 8,5 иона на 1 мк ткани).
Поэтому не следует ожидать каких-либо особых качествен¬
ен
действиях очень жесткого рент¬
ных отличий в биологических
геновского излучения.
Однако клинические наблюдения показывают, что реакция
кожи иа одну и ту же лозу меньше при жестком излучении.
Это различие реакции
кожи обусловливается
второй характеристикой
излучения, а именно, за¬
коном распределения
процентной глубинной
дозы, т. е. характером
распределения ионизации
в объеме тела. На рис.
7-29 приведены кривые,
дающие зависимость
ионизации от глубины в
воде (которая по своим
физическим свойствам
близка к тканям челове¬
ческого тела), освещае¬
мой рентгеновским излу¬
чением с энергиями кван¬
тов в 400 кэв, 5, 10, 15 и
20 Мэе. По оси ординат _ _
птлпжрйй птигштрни» ВР. Рис- 7-29- Распределение ионизации в воде
отложено отношение ве- вдоль лучка рентгеновского излучения
ЛИЧИНЫ ДОЗЫ на данной При энергиях 400 кэв 5, 10, 15 и 20 Мэе.
Таблица 7-2
Удельная ионизация я ткани, образуемая ионизирующими излучениями
Иэл учение
Излучатель
Ионизирующая
частица
ЧИСЛО ИОНОВ
на 1 мы
ткани
—
Минимальное теоретиче¬
ское значение
—
6.3
Рентгеновские
лучи и электроны
Бетатрон 20—30 Мэе
Электрон
8,5
. 7*лучн
Естественные и искусств
венные радиоактивные
элементы
1
11
Рентгеновские
лучи
Высоковольтные рентге¬
новские установки 1 Me
»
15
То же
Рентгеновская установка
для глубокой терапии
-при напряжении 200 ке
ъ
80
Нейтроны
Циклотрон
Протон
300—1000
в- частицы
Радон, полоний
г-частнцы
3700—4500
Атомные лучи
Распад урана
Ядерные
осколки
130000
515
глубине к величине дозы на поверхности, а по оси абсцисс —
толщина слои воды.
Такой закон распределения ионизации в воде вдоль цент¬
ральной оси пучка рентгеновских лучей объясняется следую¬
щим образом.
Так как дальность полета в тканях электронов отдачи, соз¬
даваемых 400-киловольтным рентгеновским излучением, равна
приблизительно > мм, то ионизация, производимая им на раз¬
личных глубинах в тканях, зависит только от распределения
квантов рентгеновских лучей на различных глубинах. Для
20-мегавольтового пучка рентгеновских лучей, генерируемых
бетатроном, дальность полета электронов отдачи достигает
10 см, поэтому они будут производить ионизацию на значитель¬
ных расстояниях от места их возникновения.
Поэтому при низких напряжениях максимум ионизации на¬
ходится на глубиие десятых долей миллиметра под поверх¬
ностью, и его значение лишь на несколько процентов выше, чем
по самой поверхности. При повышении энергии фотонов рентге¬
новских лучей максимум ионизации оказывается на большей
глубине под поверхностью, н его значение растет. Например,
при 20 Мэе максимум ионизации находится на глубине 3—4 см,
и значение его превосходит ионизацию на поверхности более
чем в 3 раза.
Это свойство высоковольтной радиации является весьма
ценным для глубокой терапии,- так как позволяет подводить
большую дозу к глубоко сидящей опухоли без чрезмерного
повреждения окружающей ткани.
Следует, однако, отметить, что, как видно' из рис. 7-29,
доза (ионизация) на выходе из облучаемого тела может ока¬
заться очень большой и имеется опасность передозировки и
повреждения кожи иа противоположной стороне тела.
7-10. Промышленное применение жесткого излучения
В промышленной дефектоскопии очень жесткое рентгенов¬
ское излучение также приобретает все более широкое приме¬
нение. Большая проницаемость и слабое рассеяние сверхжест¬
кого излучения дает возможность производить исследования
металлических деталей большой толщины и позволяет значи¬
тельно сократите длительность экспозиции. При этом чувстви¬
тельность исследования оказывается достаточно высокой. Так,
например, при просвечивании стальной плиты толщиною 200мм
и использовании рентгеновской трубки, работающей при на¬
пряжении 2 Мв и токе 0,3 ма, время экспозиции оказалось рав¬
ным 3 мин., а мри просвечивании стальной плиты толщиной
100 мм при тех же условиях время экспозиции оказалось рав-
516
пым 6 сек. Дефекты около 0,5% всей толщины плиты при этом
легко различались на фотопленке.
Зависимость экспозиции ог жесткости излучения хорошо
иллюстрируется следующим заимствованным из литературы
примером. Измеренное время экспозиции при просвечивании
стальной плиты толщиною 350 мм излучением рентгеновской
трубки» работающей при напряжении 2 Мв и гоке 0,4 ма, ока-
залось равным 4 часам. Повышение напряжения до 4 Мв со¬
гласно приближенным расчетам снизило бы время экспозиции
до 1 мин. (в 240 раз!). Напро¬
тив, снижение напряжения на
трубке до I Мв по расчетам,
основанным на опытных дан¬
ных, повысило бы выдержку до
12 недель.
Использование рентгенов¬
ского излучения бетатронов по¬
высило предельную толщину
рентгенографируемых сталь¬
ных деталей до 500 мм.
Теоретические соображения,
подтвержденные с помощью
бетатрона на опыте, показы¬
вают, что оптимальная энергия
квантов излучения бетатрона,
применяемого для дефектоско¬
пии, находится в области
20 Мэе. Это объясняется сле¬
дующими соображениями. Из¬
вестно, что ослабление пучка
рентгеновских лучей при про¬
хождении через какое-либо ве¬
щество обусловлено тремя следующими первичными физиче¬
скими процессами:
1) фотоэлектрическим эффектом; 2) комптоновским рассея¬
нием и 3) образованием пар (электрон-позитрон).
С увеличением жесткости лучей вероятность фотоэффекта
и комптонэффекта уменьшается. Наоборот, эффект образова¬
ния пар начинает играть доминирующую роль при поглощении
очень жесткого излучения (энергия фотонов больше 10 Мэе) и
в отличие от двух вышеуказанных увеличивается с увеличением
жесткости (рис. 7-30).
Поэтому коэффициент ослабления при увеличении жест¬
кости рентгеновских лучей сначала уменьшается и достигает
минимума при энергии фотонов около 5 А4эо, если просвечи¬
вается сталь или другие тяжелые металлы. Минимальное
значение коэффициента ослабления остается приблизительно
Рис. 7-30: Зависимость коэффициен¬
тов поглощения от жесткости излу¬
чения для свинца, меди и алюминии.
517
постоянным в области 5—10 Мэе и затем снова увеличи*
вается.
Исходя из изложенного следует, что если бы выбор жест¬
кости рентгеновских лучей определялся только данными о про¬
никающей способности излучения, то можно было бы ограни¬
читься 5—10 Мэе, Однако требование сокращения экспозиций
заставляет пользоваться более мощным бетатроном, так как
при этом сильно возрастает мощность излучения.
По литературным данным бетатрон на 4 Мэе создает мощ¬
ность дозы на расстоянии 1 мл равную 0,04 р/мин, бетатрон
на 20 Мэе может создать мощность лозы 50 р/мин% т. е. по¬
чти в 10э раз большую. Большой бетатрон при 100 Мэе соз¬
дает мощность дозы около 1250 р/мин.
С. другой стороны, при энергии фотонов, большей, чем
20 Мэвм возникающее в просвечиваемом металле вторичное рас¬
сеянное рентгеновское излучение оказывается более проникаю¬
щим, чем первичное, что ведет к ухудшению качества фото¬
снимков.
Весьма ценным для дефектоскопии свойством бетатрона
является то, что фокусное пятно на мишени получается очень
малых размеров. Это позволяет получать очень четкие, а также
увеличенные снимки, помещая исследуемый объект вблизи
мишени бетатрона, а кассету с пленкой на некотором удале¬
нии от объекта.
7-11. Применение жесткого рентгеновского излучения
в ядерной физике
Наконец очень жесткое рентгеновское излучение с энер¬
гиями фотонов в миллионы и десятки миллионов электрон-
вольт может быть использовано для исследований в различных
областях физики, в особенности ядерной физики для изучения
явлений, происходящих в ядрах атомов.
Так как детальное рассмотрение этих явлений выходит за
рамки этой книги, то мы лишь кратко рассмотрим явление
фоторасщепления ядер и использование его для определения
энергии связи частиц в ядрах.
Некоторые представления о характере ядерных сил можно
получить путем исследования взаимодействия фотонов боль¬
шой энергии с ядрами атомов. Опыт показывает, что, если
энергия фотонов превышает энергию связи протонов и ней¬
тронов в ядре атома, то может произойти расщепление ядра.
В большинстве случаев этот процесс фоторасщепления заклю¬
чается в испускании нейтрона ядром атома, поглотившего фо¬
тон, и образовании его изотопа. Такие ядерные реакции иногда
называют ядерным фотоэффектом или ф о т о ней¬
тронным эффектом.
518
В первых экспериментах использовались у-лучи естествен¬
ных радиоактивных веществ, а после создания бетатронов и
синхротронов для этих исследований используется жесткое тор¬
мозное рентгеновское излучение.
Впервые фоторасщепление ядра было открыто в 1934 г.,
когда наблюдали, что дейтой—самое легкое из сложных ядер —
расщепляется на протон и нейтрон при облучении газообраз¬
ного тяжелого водорода у-лучами радиоактивного тория (XhC')
с энергией фотонов в 2,62 Мэе. Ядерная реакция этого про¬
цесса обычно записывается в следующем виде:
,Я* + Ау-> (7-6)
Часто пользуются также сокращенной записью:
Я*(Т, л)//‘. (7-7)
Вначале указывается символ исходного изотопа, затем, в скоб¬
ках, символ бомбардирующей частицы и частиц, образующихся
при реакции; за скобками указывается символ изотопа, полу¬
чающегося в результате реакции.
Эта реакция может происходить, если A v превышает энер¬
гию связи дейтона. Разность между энергией фотона A v и энер¬
гией связи проявляется в виде кинетической энергии нейтрона
и протона. Так как их массы почти точно равны, то превыше¬
ние Av над энергией связи распределяется между ними приб¬
лизительно поровну. Энергию протона W\ можно определить,
измерив, например, длину пути его пробега. Тогда энергия
связи дейтона будет равна Av—2Wi. Измерения показали, что
полная кинетическая энергия протона и нейтрона 2W,=
=0,45 Мэе. Таким образом, энергия связи равна 2,62 — 0,45=
=2,17 Мэе.
Заметим, что так как массы протона (1,00813) и дейтона'
(2,01473) известны из измерений с масспектрографом с точ¬
ностью до 5—6 знака, то фоторасщепление дейтона позволило
определить массу нейтрона с наибольшей точностью.
Действительно, вводя в уравнение реакции фоторасщепле¬
ния дейтерия:
Я* + Ау = Н‘ + п + 2 Wx (7-6)
массы соответствующих частиц и, учитывая, что 1 Мэе экви¬
валентен—= 0,001074 атомных единиц массы (и, следовательно,
931
2,62 Мэе соответствует 2,62-0,001074 = 0,00281, а 0,45 Мэе со¬
ответствует 0,00048 атомных единиц массы), получаем:
^ И* — 2,01473 Hi = ).00813
1 Av - 2.62 Мм -- 0,00281 . 2Р, - 0.45 Мэе 0,00048
2,01754 ' 1,00861
519
Отсюда масса нейтрона:
* п - Я* + Av - (/Л + 2= 2,01754 - 1,00861 = 1,00893.
Как видно из изложенного, реакции типа (v, п) имеют «по¬
рог», т. е. наименьшее значение энергии фотонов /г v, при ко¬
торой еще может идти реакция фоторасщепления. Например,
реакция фоторасщепления бериллия, протекающая согласно
уравнению:
Ве» + Лу-Ве8 +Л + 2ЦГ,
или
Ве9(т, л) Be*
имеет порог 1,63 Мэе
Появление мощных источников фотонов больших энергий —
бетатронов и синхротронов — сильно расширило возможности
исследований; стало доступ¬
ным, например, вызывать
фоторасщепление более тя¬
желых ядер, имеющих более
высокий «порог». В табл. 7-3
приведены значения «поро¬
гов» фоторасщепления не¬
которых элементов.
Эти пороговые значения
получены с бетатроном на
20 Мэе; при этом был
использован тот факт, что
во многих случаях при фо¬
торасщеплении с испуска¬
нием нейтрона вновь обра¬
зованное ядро оказывается
р-радиоактивным и эта ра-
Рис. 7-31. Кривая возбуждения ядерного диоактивиость возрастает с
фотоэффекта с порогом 14.2 Мэе. увеличением энергии фо¬
тонов.
Поэтому, изменяя энергию рентгеновских фотонов, излучае¬
мых бетатроном, можно определить «порог» для фоторасщепле¬
ния, т. е. то минимальное значение энергии фотонов, при которой
начинается реакция фоторасщепления. При каждом значении
энергии фотонов измерялся ядерный фотоэффект по интен¬
сивности р-лучей, испущенных облучаемым образцом. На
рис. 7-31 приведена типичная кривая, полученная при облуче¬
нии железных пластин размером 10 смХ8 смХ 1 см в течение
10 мин при каждом значении энергии фотонов.
Из рис. 7-31 видно, что порог фоторасщепления для железа
Fc53 равен 14.2 Мэе.
Энергия ргктгеюбеких луяеи^мэб
Таблица 7-3
Пороговые значения анергии, необходимой для фоторасщепления
Изотоп
Пороговое
значение
энергии,
Мэе
Изотоп
Пороговое !
значение
энергии,
Мэе
|
Ичотоп
Пороговое
значение
энергии,
Л1эв
lH4
2,17
,0“
16,3
MSe5*
9,8
1,63
s«Fe“
14,2
:| 4.-МО*1
13,5
,Ве»
18.7—19,4
«Си*1
10,9
11 «Ag'«*
9,5
,С*>
,N1S
11,1
«Zn*1
И.6
«Ag,M
9,3
Дальнейшие исследования показали, что при фотонах очень
большой энергии отщепление нескольких частиц с относительно
небольшими энергиями более вероятно, чем отделение одной
частицы с большой энергией.
ГЛАВА ВОСЬМАЯ
АППАРАТЫ С РАДИОАКТИВНЫМИ ИЗОТОПАМИ
8*1. Применение радиоактивных изотопов
для у-терапии и ^дефектоскопии
Для просвечивания материалов и промышленных изделий
большой толщины с целью дефектоскопии и для глубокой те¬
рапии в настоящее время наряду с высоковольтными (1—2 Мв)
рентгеновскими аппаратами и бетатронами (5—30 Мэе) широ¬
кое применение получили установки с радиоактивными изо¬
топами.
Впервые искусственные радиоактивные изотопы, были по¬
лучены И. и Ф. Жолио-Кюри в 1934 году. В настоящее время
известно большое количество искусственно полученных изото¬
пов, отличающихся видом излучения, его энергией и периодом
полураспада. Таким образом, можно, в зависимости от усло¬
вий применения подобрать соответствующий изотоп. Для целей
промышленной у-дефект оскопи и и у-терапии могут быть исполь¬
зованы только изотопы, испускающие у-иэлучение.
По своей природе у-лучи сходны с рентгеновскими лучами.
Однако механизм возникновения их иной, и поэтому термин
«рентгеновские лучи» применяется для излучения возникающего
в результате торможения в веществе анода электронов, уско¬
ренных в вакуумных трубках (рентгеновских трубках, бетатро¬
нах, микротронах, синхротоках и т. п.). Термин «у-лучи» при¬
меняется для излучения, возникающего в результате самопроиз¬
вольных процессов в атомных ядрах радиоактивных изотопов.
8-2. Схемы радиоактивного распада
Для описания процесса распада пользуются энергетической
диаграммой — с х е м о й распада. Схемы распада некото¬
рых применяющихся в у-дефектосколии и у-тсрапии радиоак¬
тивных изотопов показаны на рисунке 8-1. Они показывают по¬
следовательность испускания частиц и фотонов, их энергии,
522
период полураспада и последовательные состояния атомного
ядра.
На диаграммах конечное состояние ядра отмечается гори-'
зонтальиой линией (со штриховкой) внизу рисунка. Другие со¬
стояния ядра с большей энергией изображаются горизонталь¬
ными линиями, расположенными выше на расстояниях, пропор¬
циональных количеству излучаемой энергии.
Переходы из одного состояния в другое изображаются стрел¬
ками между соответствующими уровнями. Наклонные стрелки
изображают распад с изменением атомного номера (т. е. с об¬
разованием нового элемента). Вертикальные стрелки соответ¬
ствуют испусканию у-фотонов.
8-3. Основные соотношения радиоактивного распада
Основной закон радиоактивного распада вы¬
ражается экспонентой
N = NjT™. (8-1)
где Nq — начальное число радиоактивных атомов в препарате;
X— постоянная распада; jowa измеряется в сек-1 (или
час-1, год’1 и т. п.) й показывает, какая часть всех
радиоактивных атомов распадается ежесекундно.
Период пол у р а сп ад а. Для характеристики скорости
распада обычно пользуются не постоянной распада X, а другой
величиной, называемой периодом полураспада 7\ Период полу¬
распада — это тот промежуток времени, в течение которого рас¬
падается половина радиоактивных атомов данного препарата.
523
Он связан с постоянной распада X соотношением (8-2), хоторое
получается так же, как и соотношение (5-41).
). = М (8-2)
Активность препарата. Активностью данного препа¬
рата радиоактивного вещества называют число атомов а, рас¬
падающихся в нем в секунду
а — — ■— = XN, (8-3)
где N — полное число радиоактивных атомов в препарате.
Из приведенного определения активности следует, что раз¬
личные количества одного и того же радиоактивного вещества
имеют различные активности.
6-4. Единицы активности
Кюри. В качестве практической единицы активности поль¬
зуются единицей, называемой «кюри». Кюри — это активность
препарата данного изотопа, в котором в одну секунду происхо¬
дит 3,7- 10'° актов распада.
По ГОСТ 8848-63, вступившему в силу 1 июля 1964 г., еди¬
ницей активности изотопа в радиоактивном источнике принят
распад в секунду (расп(сек). «Кюри» допускается как
внесистемная единица радиоактивности.
Грамм-эквивалент радия. При практическом исполь¬
зовании радиоактивных изотопов в промышленности и меди¬
цине важной характеристикой у-излучателя является его
гамма-активность, т. е. мощность его у-излучения.
Для оценки у-активности радиоактивных источников у-излу-
чения введена единица, называемая грамм-эквивален¬
том (г-зкв) радия. Под грамм-эквивалентом понимается такое
весовое количество радиоактивного вещества, у-излучение кото¬
рого создает такую же мощность дозы, какую давало бы в тех
же условиях у-излучение 1 г радия при платиновом фильтре
толщиной 0,5 мм.
Оказывается, что указание активности радиоактивного ве¬
щества в кюри не определяет его гамма-активности. Это объяс¬
няется тем, что при распаде различных радиоактивных веществ
испускается различное число у-фотонов и разной энергии.
Гамма-постоянная радиоактивных изотопов /т. Для
установления соотношения между единицами «кюри» и «грамм-
эквивалентом радия» радиоактивных изотопов необходимо
знать так называемую «гамма-постоянную» изотопа. Под
гамма-постоянной или ионизационной постоянной изотопа по-
521
ннмают мощность дозы в р/час, создаваемой препаратом с ак¬
тивностью в 1 милликюри на расстоянии 1 см от препарата.
Экспериментально установлено, что для радия, находяще¬
гося в равновесии с продуктами распада при фильтре 0,5 мм Pt,
гамма-постоянная равна 8,4 рЫас мкюри см или 0,84 рЫасХ
Хкюри>м. Для других радиоактивных изотопов гамма-постояи-
ная может быть вычислена, если известно среднее число и энер¬
гия у-фотонов, испускаемых при распаде одного ядра данного
изотопа, т. е. если дана схема его распада.
Щ Щ № Ц1 02 0,5
Энергии, Мэб
Рис. 8-2. Зависимость гамма-постоянной от энергии кван¬
тов электромагнитного излучения.
Если при распаде радиоактивного изотопа испускается не¬
сколько различных у-фотонов, то гамма-постоянная вычисля¬
ется по формуле
- *тЛ + *тА + • • • • (8*4)
где i , iu, ...— гамма постоянных отдельных у-фотонов,
а ри Рг, — числа фотонов данной энергии, приходящихся
в среднем на распад одного ядра.
Значения iJt, 1Ь, ... могут быть взяты из кривой (рис. 8-2),
а значения pi, рг, ...--из схемы распада.
Например, изотоп .кобальта 2гСо60 можно получить по ядер-
ной реакции С о59 (п,у) Со60 (см. § 7-11). Период полураспада
Т*=5,3 года. Из схемы распада (рис. 8-1) видно, что при рас¬
паде Со60 испускает р-частицу с максимальной энергией
0,318 Мэе и превращается в возбужденное ядро никеля ^Niw,
525
которое переходит в нормальное состояние, испуская два после¬
довательно вылетающих у-фотона с энергиями 1,17 и 1,33 Мэе.
Из кривой рис. 8-2 находим*,, 17 =6,5 и / 1|М =7 р/час мкюри
на расстоянии I см от препарата. Следовательно, у-по-
стоянная изотопа кобальта — 60 ./,=6,5+7,0=13,5 р/час-мкюри.
Сравнивая полученное значение ./, = 13,5 для кобальта с /, =
=8,4 для радия, видим, что мощность у-излучения одного мил¬
ликюри радиоактивного кобальта эквивалентна мощности излу¬
чения 13,5:8,4=1,6 мг радия. Таким образом у-излучение од¬
ного кюрй Со60 эквивалентно у-излучению 1,6 г радия.
Радиоактивный изотоп цезия ssCs137 получается в урановом
реакторе при делении изотопа урана U235 по реакции Сг35^*/)
(осколки). Период полураспада Т=33 года. Из схемы распада
(рис. 8-1) видно, что при распаде одного ядра Cs,sr в среднем
получается около 0,92 у-фотона с энергией 0,661 Мэе. Поль¬
зуясь кривой рис. 8-2, находим /у06в;=4 р/час • мкюри и гамма-
постоянная Cs137 Jj =0,92*4=3,68 p/час-мкюри. Следовательно,
1 кюри С&137 равно 3,64:8,4=0,45 г-экв радия.
Удельная активность. Весьма важной величиной,
характеризующей практическую ценность радиоактивного пре¬
парата, является удельная активность, т. е. активность, прихо¬
дящаяся на единицу массы (или объема). Чем больше удель¬
ная активность, тем меньше размеры излучающей поверхности
(фокуса) и тем более резкие изображения получаются на
снимке.
На практике, как правило, имеют дело с препаратами, со¬
стоящими из активных и неактивных изотопов. Очевидно, что
удельная активность препарата зависит от того, какая часть
атомов вещества активирована.
8-5. Методы получения радиоактивных изотопов
Накопление радиоактивного изотопа в препарате может
происходить:
1) при бомбардировке его быстрыми заряженными части¬
цами в циклотроне;
2) при нейтронном облучении в ядерном реакторе и
3) в результате деления ядер тяжелых атомов (урана)
в ядерном реакторе.
Число радиоактивных атомов при этом изменяется по двум
причинам: с одной стороны, оно растет вследствие взаимодей¬
ствия бомбардирующих частиц с ядрами атомов облучаемого
вещества; с другой стороны, уменьшается вследствие распада
образовавшихся радиоактивных изотопов, причем это уменьше¬
ние пропорционально числу накопившихся активных атомов.
526
Предполагая, что скорость образования радиоактивных ато¬
мов постоянна и равна g атомов в секунду, а скорость распада
равна можно представить результирующую скорость на¬
копления активных частиц в следующем виде'
AN . d# nl,
— = g — \N или \-\N *=gt
dt s dt ' •*
(8-5)
Интегрирование этого уравнения (с помощью интегрирую¬
щего множителя <?>-/) в пределах от 0 до / дает число накопив¬
шихся активных атомов за время (.
(8-6)
ЛГ = Х(1_^0.
а активность препарата
выразится формулой [см.
(8-2)]:
а
■«0-0-
/ —0.693 -=г)
'll —в Г).
>g\i~e -/-(8-7)
На рис. 8-3 приведена
кривая накопления радио¬
активных атомов.
Если время накопления
“О.вйЗ у
t > Т, то, разлагая е
в ряд и ограничиваясь двумя
первыми членами получим
вместо (8-7)
«- «[' —(>-0.693f)] -
jr- i&T)
Рис. 8-3. Кривые накопления радяоак-
Т
тивного вещества: а — для —.равного
от 0 до 1,0; б—для y • равного от О
до 5,0.
8-6. Накопление радиоактивных атомов изотопа «Cs187
в ядериом реакторе при делении 1Я*
Определим активность образовавшегося изотопа ssCs137 в ре¬
акторе с тепловой мощностью 1000 кет за время работы
в течение /«30 дней=2,592-10* сек.
Так как />Г=*33 год а =• 1,04-10* сек. то можно применить
формулу (8-77):
а = 0,693*-^.
Очевидно, что скорость образования активных атомов g про¬
порциональна мощности реактора Р, выраженной в ваттах и
527
среднему числу у атомов, возникающих при делении ядра од¬
ного атома урана (рис. 8-4). Для Cs137 ¢=0,065.
g — сРу атом!сек. (8-8)
где с — постоянная — число делений ядер урана в 1 сек на 1 вт
мощности реактора. Так как энергия деления ядра одного
атома урана U3*5 равна
w = 200 Мэе = 2-10®яа 2Г Ю8-1,602-10“12 = 3,20- Ю"4эрг/дел.
числе
Рис-8-4. Выход продуктов деления урана
и®* а зависимости от массового числа.
то число делений в секунду на 1 вт ( = 107 эрг/сек) равно
с = Ю7:3,20-10"*4 %3-10‘° дел/сек-вт. (8-9)
Таким образом
g = сРу = 3* 10*-103*0,065 = 1,95.10й атомов Cs137 в 1 сек.
а =0,693* 1,95- = 3,42* 101* расп1сек.
или
a as
1,04-109
3,42* 10**
3,7.10J9
— 92,5 кюри.
528
8-7. Накопление радиоактивных изотопов 2?Со®°
при облучении нейтронами препарата Со59
в ядериом реакторе
Очевидно скорость образования радиоактивных изотопов ко¬
бальта g пропорциональна: I) плотности потока нейтронов
в реакторе г нейтр1см* сек, 2) числу атомов в единице массы
активируемого вещества п атом/г и 3) вероятности ядерноЙ' ре¬
акции, т. е. эффективному поперечному сечению ядра, о, см*.
Поэтому для вычисления удельной активности препарата,
получаемого при облучении медленными нейтронами тонкой
пластинки активируемого вещества, можно пользоваться фор¬
мулой (8-7) или (8-70, положив
g=*Fno и
( -4.ЮЗ
а = Р/»а-\1 — е )
или
а *= Fna0,693 pacnleaC'C; (8-10)
В случае толстых пластин не¬
обходимо учитывать то,- что на¬
ружные слои пластинки экрани¬
руют внутренние слои. Для ко¬
бальта влияние экранировки бы¬
ло исследовано теоретически и
Представлено графиком (рис.
8-5), на -котором дана зависимость эффективности облучения
тепловыми нейтронами (в процентах) от толщины пластинки А
(в л*).
Величина F—плотность потока нейтронов зависит от
мощности источника нейтронов н может быть определена экспе¬
риментально для любой установки. По литературным данным
для циклотрона F«=107-<-l0®, а для ядерных реакторов F=
' =10^-^1014 нейтр/см* сек.
Число атомов п в 1 г любого вещества, как известно
4 N
~—, где Л/=6,023* I023— число Авогадро, А —атомный вес.
А
. Для кобальта
г 1 60
j I Эффективное поперечное сечен не о определяет
вероятность ядерной реакции. Так как размеры ядра прибли¬
зительно равны 1(Н* см9 то геометрическое поперечное сечение
: ядер должно быть около 1(Н4 см2. Этой величине присвоено
название «барн». Опыт показывает» что эффективное поперечное
529
Рис. 8-5. Зависимость эффектив¬
ности активации кобальта от тол¬
щины облучаемого препарата.
18 ф. н. Xtраджа
сечение ядер- не равно их геометрическому поперечному се¬
чению. Экспериментально определенные эффективные попереч¬
ные сечения ядер различных элементов для различных ядерных
реакций изменяются в широких пределах: от малых долей
барна до нескольких тысяч барнов. Для кобальта поперечное
сечение для тепловых нейтронов о—34,2 барна.
Для примера найдем удельную активность кобальтового
препарата, состоящего из 25 дисков толщиной 0,5 мм и диамет¬
ром 25,5 мм, который облучался в ядерном реакторе с плот¬
ностью потока нейтронов /«б • I013 нейтр/см2 сек в течение
0,53 года. Диски помещались в два слоя между алюминиевыми
пластинками так, что 66% всей поверхности дисков было от¬
крыто с обеих сторон и 34%—экранировалось вторым слоем.
Пользуясь кривой (рис. 8-5), можно найти среднюю эффек¬
тивность облучения
Еср = 0,66 - 0,78 + 3,34 - 0,65 = 0,74,
где 0,78 — эффективность облучения пластинки толщиной 0,5 лик
и 0,65 — толщиной 1 мм.
Итак имеем £¢^==0,74; £=6 • Ю13 нейтр/см2 сек; п=1(Й2 атом/г;
0=34,2-10-« сж2.
Подставляя эти величины в формулу (8-7'), получаем
EtpFcn t 0,74-610“-34,210-м10“ ч#
- ТтП5Г; о.в93т X
X 0,693~L _ 28.2 юори/г.
5,3
8*8. Самопоглощение у-излучения
В радиоактивных препаратах большой толщины необходимо
учитывать ослабление излучения в самом препарате. Предполо¬
жим, что препарат представляет собой пластинку толщиной
* d см и что активные атомы распределены
в нем равномерно. Рассмотрим слой тол¬
щиной dx, расположенный на расстоя¬
нии х от поверхности пластинки АВ
(рис. 8-6). Пусть мощность у-излучения,
испускаемого по направлению к этой
поверхности ядрами радиоактивных ато¬
мов всего препарата, равна Р0; тогда
мощность излучения, «спускаемого в том
же направлении ядрами атомов, заключенных в слое dx, будет
равна:
dx
Л
d
Рис, 8*6. К выводу фор¬
мулы (8-13).
Я,
а после прохождения через слой вещества препарата -толщи*
ной х выразится формулой
dPx = dPS** = Ц ё~** йх, (8-11)
а
где ц — линейный коэффициент ослабления у-излучения в ве¬
ществе препарата.
Полную мощность у-излучення, выходящего через поверх¬
ность АВ, получаем интегрированием уравнения (8-11) по х
в пределах от 0 до 4.
Р . i Г^ («-«];, Р. (±=£-\. <е.,2,
о
Пользуясь кривыми рисунка 5-27 и' формулами (5-53) и
(5-54) находим для кобальта (WJtp = 1,25 Мэе) а * 0,46 см-1;
х = 0,004 см~1 и и = х + о = 0,464 см1. Следовательно, попрарка
на самопоглощеиие в препарате толщиной 1,25 см
kt
Р_ I— с-*4
Р, ~ Pd
| _е-0,«$«1Д8
0,464-1,25
= 0,76.
(8*13)
8-9. Выбор радиоактивных изотопов
При выборе радиоактивных изотопов как источников у-нзлу-
чения основную роль играют: 1) энергия испускаемых v-фото-
иов; 2) период полураспада изотопа; 3) удельная активность
препарата и 4) дефицитность и стоимость препарата.
В медицине для глубокой терапии используются почти
исключительно препараты изотопа кобальта Со80, который ис¬
пускает два у-фотона с энергиями 1,17 и 1,33 Мэе.
Для целей промышленного просвечивания в зависимости от
рода и толщины исследуемого материала применяют различные
радиоактивные изотопы, испускающие у-излучение различной
жесткости с тем, чтобы достичь контрастных изображений на
снимках и наилучшей выявляемости мелких дефектов.
В качестве источника жесткого у-иэлучения для дефек¬
тоскопии применяют главным образом радиоактивный изотоп
кобальта (Соео, = 1,17 и 1,33Мэе; 7^5,3 года; <т=34,2барна).
Препараты кобальта приготовляются в виде дисков или цилин¬
дриков малого диаметра и высекой удельной активности. При¬
меняется для просвечивания стали толщиной до 250 мм.
Источниками у-рзлучений средней жесткости в большин¬
стве случаев служат изотопы цезия s»CsUT; 1^=0,661 Мэе;
Т»=33 года, продукт деления урана — выход у~6,5 % и иридия
ttIt1"; 4^=0,6 Мэе; Т-75 дней; Опророди.=388 барнов. При¬
меняются для просвечивания стали до 100 мм.
18*
631
Основные свойства некоторых радиоактивных изотопов
о
с
S
я
!
S
jif ?
2N|t
gsS-gJ?
its f
л * « o
VO ~
Vq w
8 Л
° 1 O si si • g
1 M * +1 g 5e3d» 1
:- I g 2 «3 у = -
Я ** =¾
СО
К чиогаэи
-edxooduocd
1 § 1 1 g Г ' § я*
Возможная
реакция
получения
*5® с; с; ^ ^
^ * d I I s * г s
1¾ § э э э П
Гамма
постоян¬
ная,
Р1м*.
нас. см
■ ' s ' i i 5- ' г 5
о8«3§а
^SSSS
1 — III8. ! s- 1
о о
ш
•»
я
1
S
S
I
4»
Я
О)
-
~ * аз
| -я. ! j i i ? s °s°
* x о 8 ° «cf<
о о
о в
£3$
«» « и* '** as 3S2
8 § в.-| I'Se^ea-®*'
° ° S® «2Й 88 08S
в"* о“© о“оо
§1
Ц
с
ь а ► s 5 s *s
о 2 ^ | | 2 2 4, 5
Р rt 55 «о £; «
Й из" ^ "-28
11
«I
i
S, S 3 3 Я I | s
4 4 3¾¾ 4 4;, 4
Sg
®s
IS
g S 1 ■g в S * £
р. ч g £ в с » §
Qi » * rf * « О Ч ав
е; о 2 в в* о. ^
*-• о '£• %^у К а и м
>» ь* <5 ** W S
532
Наконец в качестве источника мягкого у-излучения мо<
гут быть применены изотопы тулия в9Ти1ГО; И?т=84 кэв; Т=
= 127 дней; о=118 барнов и европия взЕи155; 1F;= 85-*-110 кэв;
Г= 1,7 года; продукт деления урана —выход у=0,03%.
В таблице 8-1 приведены основные свойства некоторых ра¬
диоактивных изотопов.
8-10. Конструкция аппаратов с радиоактивными изотопами
Конструкция аппарата с радиоактивными изотопами должна
обеспечивать образование направленного конического пучка
■у-излучения необходимой ширины, а также защиту обслужи-
ш
Рис. 8-7. Схематический разрез отечественного ко¬
бальтового терапевтического аппарата ГУТ-Со-400.
J — радкоактнпацй препарат a положения кратка; 2 — пре¬
парат а рабочей положении; 3 — электромеханическое устрой*
сгао дл* передпижеиня препарата.
i
вающего персонала от вредного действия излучения препарата.
В настоящее время используются установки у-излучения раз¬
личных типов, которые могут быть разделены по назначению на
аппараты для глубокой терапии и для промышленного просвечи¬
вания. Первые обычно снабжаются кобальтовыми препаратами
высокой активности, причем размеры препарата достигают
25 мм в диаметре и больше. Аппараты для дефектоскопии
снабжаются препаратами различных изотопов и различной
активности, но с высокой удельной активностью, что обеспечи-
Рис. 8-8. Внешний вид отечественного кобальтового
аппарата для промышленного просвечивания
ГУП-Со'50-1.
вает малые размеры источника у^излУчения — «фокуса аппа¬
рата».
На рис. 8-7 приведен разрез отечественного терапевтиче¬
ского аппарата ГУТ-400 с препаратом кобальта активностью
400 г-экб (250 кюри). Аппарат укреплен в вилке, подвешенной
на кронштейне. Перемещение препарата из положения хране-
534
ния в рабочее положение осуществляется электродвигателем,
смещающим цилиндрический держатель препарата вдоль оси
вращения защитного кожуха (контейнера); при этом препарат
переводится из середины кожуха к коническому отверстию для
выпуска пучка у-излучения.
Рас. 8-9. Схематический разрез аппарата
ГУПСо-501.
I — основной защитный кожух; 2 — рабочий кожух; 3 —
преларатопровод; 4 — ролик, подающий трос 5 с прела-
ратом 6 из основного кожуха н рабочий; 7 — наконеч¬
ник, присоединяемый к преларатопровод у вместо рабо¬
чего кожуха для кругового просвечивания в аппарате
ГУП-Со-5-1.
Для промышленной v-дефектоскопии отечественная промыш¬
ленность в настоящее время выпускает установки с кобальто¬
выми препаратами активностью 0,5; 5 и 50 г-же, или соответ¬
ственно 0,32; 3,2 и 32 кюри, под названиями ГУП-Со-0,5,
ГУП-Со-5 и ГУП-Со-50.
Аппарат ГУП-Со-50 снабжается мощным препаратом Со60
с активностью 50 г-экв радия и предназначен для просвечива¬
ния изделий большой толщины (до 250 мм стали). Аппарат со¬
стоит из двух защитных кожухов (рис. 8-8 и 8-9): кожуха
535
хранения / с большой толщиной стенок (350 закрепленного
на тележке и облегченного рабочего кожуха 2 (65кг), имеющего
коническое окно для выхода излучения, укрепленного на шта¬
тиве. Радиоактивный препарат перемещается из кожуха хране¬
ния в рабочий кожух по гибкому препаратолроводу посредст¬
вом электромеханического устройства 4-5-6, управление которым
производится с безопасного расстояния (около 15 .«). Время пе¬
ремещения препарата из положения хранения в рабочее положе ¬
ние или обратно равно 4—5 сек. На случай отключения элек-
Рис. 8-10. Схематический разрез аппарата
ГУП-Со-0,5-1.
/ — чугушт* корпус за кроткого кожуха; 1 — еиииец; 3 —
гибкий шланг; 4 — рукоятка управления шлангом; о, б,
а —три положении радиоактивного препарата.
трической цепи питания или порчи механизма перемещение
препарата предусмотрено специальное устройство, позволяющее
достаточно быстро убрать препарат в кожух хранения вручную.
Общий вес всего аппарата около 700 кг.
Недостатком его является почти полное отсутствие защиты
от излучения, испускаемого препаратом во время его переме¬
щения по препаратопроводу.
Аппарат ГУП-Со-5 по конструкции подобен аппарату
ГУП-Со-50 и отличается от него размерами и весом кожуха
хранения (около 210 кг).
Аппарат ГУП-Со-0,5 рассчитан на работу с препаратом ко¬
бальта активностью до 0,5 г-экв радия или с препаратом радио¬
активного иридия 1г192 или цезия Cs137 с активностью до 3 г-экв.
радия и предназначен для просвечивания изделий небольшой
толщины (сталь до 30—40 мм). Схематический разрез защит¬
ного кожуха показан на рис. 8-10. Наружная оболочка защит¬
ного кожуха грушевидной формы отлита из чугуна и залита
свинцом. Радиоактивный препарат перемещается вручную при
помощи гибкого металлического шланга длиною 3 ж и может
занимать три положения: а — положение хранения, б — рабочее
положение с выпуском направленного конического пучка не¬
рабочее положение для кругового просвечивания. Общий вес
аппарата со штативом 165 кг. Вес переносного защитного ко¬
жуха 15 кг.
8-11. Достоинства и недостатки радиоактивных
источников у-излучения
Радиоактивные изотопы, рентгеновские аппараты и бета¬
троны являются в настоящее время основными источниками
жесткого излучения, используемого для глубокой терапии и
промышленной дефектоскопии. Каждый из этих излучателей об¬
ладает своими достоинствами и недостатками, и только на осно¬
вании изучения технических и эксплуатационных показателей
можно определить в каждом отдельном случае, какой источ¬
ник излучения целесообразнее всего использовать.
Исходные данные для решения этого вопроса может дать
табл. 8-2, в которой приведены основные технические* характе¬
ристики различных источников жесткого излучения.
Применение аппаратов с кобальтовыми препаратами актив¬
ностью 400—1000 г-экв радия для глубокой терапии вполне эк¬
вивалентно применению высоковольтных рентгеновских аппара¬
тов (2 Мв), но требует значительно больших длительностей об¬
лучения (см. § 7-9).
Для промышленной дефектоскопии наряду с жесткостью и
мощностью излучения весьма большое значение имеет величина
излучающей поверхности (фокуса) установки. Как показывает
таблица 8-2, фокус бетатрона имеет размеры 0,3x0,1 мм2, раз¬
меры фокуса трубки рентгеновского аппарата (2 Мв\ 0,25 ма)
того же порядка величины (0,25 мм). Напротив, получаемые
в настоящее время радиоактивные изотопы имеют излучающую
поверхность значительно больших размеров (диаметром от 4
до 25 мм).
На рис. 8-11 даны кривые для ориентировочного определения
экспозиций при просвечивании стали, из которой видно, напри¬
мер, что для получения снимка стали толщийой 200 мм необхо-
днмы выдержки:
1) на рентгеновском аппарате (2 Me; 1,5 ха) —3,5 мин.;
2) на рентгеновском аппарате (1 Me; 3 ма) —350 мин.;
3) на бетатроне (31 Мэе)—6 мин.;
537
Основные характеристики некоторых источников жесткого нал у чеки я
538
4) на аппарате ГУГЬСо —50 около 160 г-экв • радия. час —
3,2 часа.
Таким образом применение аппаратов типа ГУП-Со-50 тре¬
бует значительно более длительных экспозиций с худшей выяв-
Тштшю сяим%ю
Рис. 8-11. Кривые для ориентировочного опре»
деления экспозиций при просвечивании стали,
/ — рентгеновский аппарат с резонанс-трансформатором
2 Me. 1,5 ма: расстояние фокус-плеикн 91S мм; фотопленка
«Кодак А» с двумя свинцовыми экранами толщиною
0,25 мм; плотность S—1.5; 2 ■— рентгеновский аппарат с ре*
зокакс-трансформатором 1 Me. 3 ма; условия те же; 9 —
рентгеновский аппарат с электростатическим генератором
2 Me. 0.25 ма; условия те же; 4 — бетатрон 31 Мэе: рас¬
стояние фокус—пленка 1 ж; мелкозернистая пленка «Ко¬
дак А» без усиливающих экранов; 5 — 1-излучение препа¬
рата Со*; расстояние фокус—пленка 1 л; пленка «рент¬
ген XX» с двумя усиливающими экранами, плотность по-
черненНя S—1.2. Экспозиции даны а г-же • час — шкала
справа: б — Т -излучение препарата nlrm: условия те же;
7 —f -излучение препарата uCs”7: условия те же, но с при¬
менением свинцовых фолы толщиною 0,2 мм вместо усили¬
вающих экранов.
ляемостью дефектов по сравнению с бетатроном или рентгенов*
ским аппаратом.
В эксплуатационном отношении рентгеновские аппараты и
бетатроны имеют также ряд несомненных преимуществ.
I. Они могут быть включены или выключены в любой мо¬
мент и используются только тогда, когда необходимо произ¬
вести облучение.
539
2. На этих установках можно изменять жесткость н интен¬
сивность излучения, что расширяет возможности применения
данного излучателя.
3. В выключенном состоянии они не представляют никакой
опасности для обслуживающего персонала.
4. Отсутствуют неудобства, связанные с необходимостью ча¬
стой смены изотопов, обладающих малым периодом полурас¬
пада (например, 1г,м — 75 дней, Ти170—127 дней), а также
из-за нарастания времени экспозиции вследствие уменьшения
активности препарата (например, активность Со60 уменьшается
за год на 13%).
С другой стороны, радиоактивные изотопы обладают рядом
преимуществ по сравнению с рентгеновскими аппаратами и бе¬
татронами.
1. Они много дешевле бетатронов и рентгеновских аппа¬
ратов.
2. Не требуют электроэнергии для питания и поэтому могут
быть использованы в любой обстановке—в цехе, на складе,
в полевых условиях и т. п.
3. Особенно удобны при просвечиваниях элементов конструк¬
ции мостов, трубопроводов и т. п.
Указанные преимущества и особенно экономичность исполь¬
зования радиоактивных изотопов обеспечили им широкое при¬
менение как в медицине для терапии, так и в промышленности
для у-дефектоскопии.
Однако современная рентгеновская аппаратура позволяет
получать излучения более широкого диапазона жесткости (от
2 кэа до 30 Мэе и выше) и большей интенсивности, чем излуче¬
ния радиоактивных изотопов и представляет исследователю
большие возможности. В силу этих причин и особенно благо¬
даря высокой удельной мощности излучения (острый фокус)
рентгеновские трубки и бетатроны не могут быть заменены изо¬
топами и с успехом используются при исследованиях ответ¬
ственных изделий. Для структурного и химического анализа и
в диагностике в настоящее время применяются исключительно
рентгеновские трубки.
ГЛАВА ДЕВЯТАЯ
КРАТКИЕ СВЕДЕНИЯ О МЕРАХ ЗАЩИТЫ ОТ ВРЕДНОГО
действия рентгеновских лучей
Как показывает опыт, работа с рентгеновскими лучами без
надлежащей защиты вредна для здоровья. Результатом про¬
должительного воздействия рентгеновских лучей на человечен
ское тело являются обнаруживаемые лишь впоследствии ожоги
кожи, изменения в составе крови и повреждения внутренних
органов. Поэтому каждый, работающий с рентгеновскими уста¬
новками, обязан защитить себя н своих сотрудников от прямого
и косвенного облучения рентгеновскими лучами.
Исходным пунктом при построении норм защиты является
установленная медицинской практикой так называемая пре-,
дельно-допустимая или условно-безвредная доза.
В настоящее время принято считать, что. при облучении
гамма- и рентгеновским излучением предельно-допустимая
доза равна 0,i рентгена в неделю. Это дает для 8-часового ра¬
бочего дня мощность дозы Рв= ■ . 10е =0,55 микрорент-
6-3600 8
гена в секунду (мкр/сек), для 6^ часового дня — 0,8 мкр/сек и
для 4-43008014)-1,2 мкр/сек.
Конечно, не следует рассматривать эту среднюю мощность
дозы, как какое-то критическое значение. Различные авторы
указывали различные значения для условно-безвредной мощ¬
ности дозы от 1,5 до >70 мкр/сек. Кроме того, биологическое
действие рентгеновского излучения зависит от того, какие уча¬
стки человеческого тела подвергаются облучению. При защите
органов человеческого тела, особо чувствительных к воздействию
рентгеновских лучей, указанное значение мощности дозы
(0,1 р/неделю) можно считать максимально допустимым и его
следует снизить. Напротив, при облучении небольших участков
кожного покрова оно является минимальным и может быть
даже несколько увеличено.
Защита от вредного действия рентгеновского излучения сво¬
дится к ослаблению, интенсивности излучения трубки до указан¬
ного значения путем увеличения расстояния от фокуса трубки,
541
а также помещением между трубкой и защищаемым объектом
поглощающих стенок. При этом всегда стремятся расположить
защитную стенку возможно ближе к трубке. Этим достигается
уменьшение расхода защитного материала, а также умень¬
шается возможность возникновения рассеянного излучения.
Однако, так как вторичное рассеянное излучение всегда не¬
избежно возникает при попадании первичного излучения на
облучаемый (исследуемый) объект и на окружающие- предметы,
то, кроме защиты от первичных лучей, необходима защита и от
рассеянного излучения.
Ослабление рентгеновского излучения веществом защитных
стенок, как известно, зависит от качества излучения (А,) и рода
материала защитного слоя (£эфф) и тем сильнее, чем больше
ли Z (p/q«£a3Z3).
Необходимая толщина Xq защитной стенки может быть опре¬
делена из следующей формулы
Рш-Р***'.
где
р — эффективный коэффициент ослабления защитного ма¬
териала;
Яо — значение мощности физической дозы в воздухе в рас¬
сматриваемой точке на заданном расстоянии I (м)
от фокуса трубки при отсутствии защитной стенки
(табл. 9-1).
Таблица 9-1
Приблизительные значения эффективности рентгеновских трубок
(мощность козы н воздухе на расстоянии 1 м от фокуса;
анодный ток 1 ii«a)
Напряжение.
£*
Мощность ДОЗЫ. PIMMH
Напряженке.
М0
Мощность ДОЗЫ, plMttH
без фи дьтра
фильтр
0,5 мм, Си
без фвльтра
фнльтр
0,5 мм, Си
40
0,3
200
8.7
1,12
60
0.7
300
22,0
2.7
80
1.2
400
35,0
5.4
100
2,0
600
—
10
120
3,0
0,40
800
—
20
140
4,1
0,55
1000
—
30
160
5,5
0,75
1200
50
180
7.0
0,80
1400
—
70
В качестве стандартного материала для защитных устройств
принят свинец (Z = 82, ¢=11,3 г/см3) как наиболее удобный
и доступный материал и все нормы защиты обычно даются
в толщинах свинца.
На рис. 9-1 приведены кривые зависимости толщины свинца
х0, обеспечивающие защиту (10 мкр/сек), от тока, расстояния
542
и напряжения на трубке в пределах от 200 до 1400 кв (см. так¬
же приложение 3). Кривая А *= 1 соответствует току I мл и рас¬
стоянию от фокуса трубки 1 м. Для других расстояний (/) и
токов (i) служат другие кривые, для которых К вычисляется
по формуле:
Кроме свинца, в ; качестве защитных материалов исполь¬
зуются свинцовое стекло, просвинцованная резина, железо
Рис. 9~]. Кривые для определения необходимой толщины
защитного слоя свинца в зависимости от расстояния, тока
и напряжения.
(сталь) и строительные материалы: кирпич, бетон, баритобе-
том, а иногда и вода.
Защитные свойства этих материалов принято характеризо¬
вать «свинцовым эквивалентом А», под которым понимается
«выраженная в миллиметрах толщина свинца, ослабляющая
мощность физической дозы в воздухе в той же мере, как и
данный образец защитного устройства» (ОСТ 7770).
Очевидно, из этого определения
откуда
РрИ-М, или А =
где и dx — эффективный коэффициент ослабления и толщина
выбранного защитного материала.
Часто защитные материалы характеризуются обратной
величиной «линейным эквивалентом миллиметра свинца»,
543
лито^и озирает выраженную в миллиметрах толщину защит*
иого слоя, действие которого эквивалентно слою свинца толщи*
ною в 1 мм (на это число следует умножить толщину необхо¬
димого свинцового слоя, чтобы получить толщину защитного
слоя из данного материала).
В табл. 9*2 и на рис. 9-2 приведены приблизительные зна¬
чения линейных эквивалентов миллиметра свинца для разных
материалов, используемых для
защитных устройств, в зависи¬
мости от жесткости излу¬
чения.
Табл. 9-2 и кривая рис. 9-2
показывают, что при увеличе¬
нии жесткости излучения ли¬
нейный эквивалент миллимет¬
ра свинца всех материалов
резко уменьшается. Это объ¬
ясняется тем, что при мягком
и средней жесткости излуче¬
нии ослабление обусловлива¬
ется главным образом фото¬
электрическим поглощением,
массовый коэффициент погло¬
щения которого пропорци¬
онален Z3 (§ 5-13). При
жестком излучении ослабле¬
ние определяется главным об¬
разом рассеянием, зависящим
в первом приближении только
от плотности вещества (р).
Таким образом, при жест¬
ком излучении (выше 500—
800 кв) преимущество свинца
резко снижается. *
Защитные свойства свинцового стекла и свинцовой резины
приблизительно пропорциональны содержанию свинца (плот¬
ности стекла).
Таблица 9-2
Рис. 9-2. Приблизительные значения
линейных эквивалентов Миллиметра
свинца для различных строительных
материалов.
Линейный аквивалемт некоторых материалов по свинцу
Защитный материал
Энергия квантов А*. Мэв
0.2
0Л
0.8
1.0
1Л
2,0
2.5
Свинец
1
1
1
1
1
1
1
Железо
8,8
2,88
1,96
1,74
1,49
1,43
1,47
Алюминий
38,5
7,6
5,1
4,6
4,2
4,24
4.4
Бетон
41,7
9.8
6,2
5,33
4,83
5,0
5,28
Вода
106,8
21,5
13,4
П.6
11.4
11,1
Н ,2
Так как рассеянное излучение значительно мягче первичного
и менее интенсивно, то достаточная защита от рассеянного из¬
лучения достигается слоями защитных материалов меньшей
толщины.
В таблице приложения 3 приведены ориентировочные дан¬
ные для защиты от излучения, возникающего при однократном
и многократном рассеянии, а также от прямого излучения.
В табл. 9-3 приведены значения толщины слоя бетона для
различных расстояний от фокуса трубки, необходимые для
обеспечения мощности физической дозы,, равной 1,5 мкр/сек,.
Таблица 9-3
Толщина защитного слоя бетона [сл]
Расстоя
1 Ма
2 Мё
ние от
фокуса
трубкк,
я
0.20 ма
0,5 ма
] ,0 ма
1.5 ма
0.25 .«<s
0.5 ма
i
| 1.0 ма
.1.5 ма
1,22
77,5
82.6
87,6
91,4
113,0
1
П9,4 |
1
1 —
1.52
74,9
80,0
85.1
87,6
109,2
115,6
121,9
125,7
1,53
71,1
71,2
82,6
85,1
106,7
113,0
119,4
123,2
2,44
67,3
72,4
77,5
81,3
100,3
106.7
113,0
116,8
3,05
63,5
68,6
74,9
77.5
96,5
102.9
109,2
113.0
4,57
58,4
63,5
68,6
71,1
88,9
95,3
101,6
105,4
6,10
53,3
58,4
63,5
67.3
83.8
90,2
96,5
100,3
9,14
47,0
52,1
57,2
61,0
76,2
82,6
88.9
92,7
12,19
43,2
48,3
53,3
55.9
71,1
77,5
83.8
87,6
15,24
39,4
44.4
49,5
53,3
66,0
72.4
78,7
82,6
22,85
34.3
39,4
44,4
47,0.
58.4
64,8
71.7
74,9
30,48
29.2
34,3
39,4
43,2
53,3
59,7
66,9
69,4
Защитные свойства различных материалов удобно характе¬
ризовать слоем десятикратного ослабления, т. е.
толщиною слоя вещества, после прохождения которого интен¬
сивность излучения ослабляется в 10 раз. Эта характеристика
значительно облегчает расчеты защиты. Например, для ослаб¬
ления излучения в 100 раз необходимо взять толщину защит¬
ного вещества, равную двум слоям десятикратного ослабления.
Очевидно, п слоев десятикратного ослабления снизит интенсив¬
ность излучения в 10п раз.
На рис. 9-3 приведены кривые зависимости толщин слоев
десятикратного ослабления для некоторых веществ от энергии
квантов излучения. ,
Защита от рентгеновского излучения в широко распростра¬
ненных (диагностических и структурных) установках, работаю¬
щих при напряжениях ниже ПО /се, легко достигается примене¬
нием защитных трубок. При этом необходимо следить за тем,
чтобы необходимый для исследования первичный лучок лучей
7*19 ф. н. Хараджа
545
после прохождения через исследуемое тело полностью погло¬
щался защитным материалом. В качестве защитного слоя до¬
статочно пластин металлического свинца толщиною 2 мм или
эквивалентного слоя какого-либо другого защитного вещества,
например свинцовой резины толщиною 6 мм, свинцового высо¬
копроцентного стекла (до 60—70% свинца) толщиною 8—10 жж
или баритового бетона толщиною около 30 мм (состава: 80%
по весу барита BaSO< и
20% цемента).
В установках, также
весьма распространенных
(терапевтических и для
просвечивания материа¬
лов), работающих при
напряжениях до *200—
220 кв, защита должна
быть более совершенной,
так как жесткие рентге¬
новские лучи, попадая на
другие тела, например на
пол, потолок, стены и
т. п., вызывают вторичное
рассеянное излучение, ко¬
торое также будет дей¬
ствовать на работающий
в этом помещении персо¬
нал. Поэтому работаю¬
щие с установками этого
типа должны быть защи¬
щены не только от непо¬
средственного попадания
лучей, исходящих из фо¬
куса трубки, но также
и от вторичных лучей,
распространяющихся по
всем направлениям.
Трубка должна быть заключена в защитный кожух, покры¬
тый металлическим свинцом толщиною 5 мм (безопасные или
защитные трубки). Одновременно должна быть предусмотрена
защита и от используемого для исследования лучка лучей. Пер¬
сонал должен находиться в соседнем помещении, отделенном
защитной стенкой достаточной толщины, или должна быть со¬
оружена защитная кабина, со всех сторон покрытая свинцом
толщиною 5 мм или слоем других материалов соответствую¬
щей толщины: свинцовой резины толщиною 15 мм, свинцового
стекла (около 70% свинца) толщиною 20—25 мм и баритового
бетона толщиною около 70 мм.
Рис. 9-3. Изменение толщины слоя деся¬
тикратного ослабления для различных
веществ в зависимости от энергии кван¬
тов излучения.
546
Установки на более высокие напряжения, как правило,
должны помещаться в специальном помещении, огражденном
со всех сторон защитными стенами, толщина которых подби¬
рается в соответствии с вышеприведенными нормами защиты.
Исследуемый объект также должен находиться в отдельном
специальном помещении. Наблюдение производится при по¬
мощи системы зеркал (типа перископа), раэмещеиных таким
образом, чтобы ни прямое, ни рассеянное излучение не могло
проникать в помещение для наблюдения.
Проверку защиты можно произвести, размещая чувствитель¬
ные фотопленки в конвертах из черной бумаги в различных
местах помещения на одну-две недели, а затем по почерне¬
нию пленки после проявления судить о рассеянных рентгенов¬
ских лучах в данном месте.
Более точен контроль защиты, с помощью рентгеиометров,
которые снабжаются специальными стеночными камерами боль¬
шого объема для измерения микродоз (см. рис. 6-42). При про¬
верке отсутствия щелей или повреждений в защитных слоях
стен, ширм и т. п. следует пользоваться камерами малого объ¬
ема, так как в противном случае интенсивный узкий пучок, про¬
никающий через щель, будет ионизовать только часть объема
воздуха в большей камере и, следовательно, показания прибора
будут неправильными (преуменьшенными).
Вторым важным моментом является защита от действия
тех вредных для организма человека газов (озон и азотные
соединения), которые образуются при работе рентгеновской
установки в искровых промежутках и на остриях высоковольт¬
ной проводки. Для удаления этих газов из помещения, где ра¬
ботают рентгеновские аппараты, устраивается хорошо действую¬
щая вентиляция; причем ввиду того, что эти газы тяжелее воз¬
духа, вытяжные каналы должны размещаться не под потолком,
а невысоко над уровнем пола.
Наконец работа с высоким напряжением должна отвечать
правилам безопасности для электротехнических установок.
Безопасность работы с радиоактивными веществами обеспе¬
чивается строгим соблюдением «Санитарных правил при ра¬
боте с радиоактивными изотопами», утвержденных Министер¬
ством Здравоохранения 4 апреля 1953 года № 129—53 (см., на¬
пример, Л. 57, стр. 114), а также «Правил безопасности при
работе с радиоактивным кобальтом в металлографии», утвер¬
жденных Министерством Здравоохранения 14 сентября 1950 года
(см., например, Л. 50, стр. 242) Г
ПРИЛОЖЕНИЕ /
НЕКОТОРЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПОСТОЯННЫЕ
1. Заряд электрона.
е«4,802- Ю“10 абс. электростатических единиц (CGSE);
в= 1,602 • 10-» абс. электромагнитных единиц (CGSM);
е«1,602‘ Ю-» кулон.
2. Масса электрона» медленно движущегося по сравнению со скоростью
света, /По=9,106 * И)-2* г.
3. Удельный заряд электрона
— =1,759- JO7 CGSM = 5,273- 10*т GGSE.
т
4. Условный радиус электрона г**10~13 см.
5. Скорость света в пустоте с=2,99776-10“10 см*сек-1.
6. Масса водородного атома Afa« 1,6733« 10~24 г.
7. Масса любого атома Af «MVA, где А — атомный вес этого
атома.
8. Масса протона: Мр —1,6724• 10~24 г.
9. Масса а-частицьгМ' -6,644- 1024 г.
10. Отношение =1836.5.
т„
11. Постоянная Планка; Л=6,624*ННТ эрг-сек.
12. Постоянная Фарадея: 96514 абс. кулон/г-эке. (физ).
13. Постоянная Авогадро, т. е. число молекул в граммоле лю¬
бого вещества: Af «6,023-I023 моль-1.
14. Постоянная Ридберга (для бесконечно большой массы):
Я» 109737,3 см-1; Я-с=3,29*10* сек-\
15. Он гетр ем: A = lb”10 10~* см.
16. Рентген: р«0,П4 эрг-е*-3.
17. Электрон-вольт: эе» 1,602-10“* эрг.
18. Температу ра плавления льда: 7=273,65°К
19. Атомная масса в Мэе — 931 Мэе.
20. Энергия, связанная с массой покоя электрона: о,511 Мэе.
546
ПРИЛОЖЕНИЕ 2
УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ ТИПОВ ЭЛЕКТРОННЫХ
РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
Система обозначений типов электронных рентгеновских трубок, принятая
в Советском Союзе согласно ГОСТ 8490-57, указывает основные области при¬
менения и основные конструктивные особенности трубок.
Условное обозначение в общем случае состоит из пяти знаков, располо¬
женных последовательно и имеющих следующие значения:
1. Число, стоящее в начале условного обозначения, означает предель¬
ную мощность, выраженную в киловаттах (для диагностических трубок
имеется в виду секундная мощность, для остальных — продолжительная).
2. Второй знак—буква Р или Б указывает род защиты, обеспечиваемой
трубкой, причем буква Р определяет трубку с защитой от рентгеновских
лучей, буква Б —трубку, предназначенную для работы в защитном безопас¬
ном кожухе. Отсутствие буквы указывает на отсутствие какой-либо защиты.
3. Третий знак — буквы Д, Т, П или С указывают основную область
применения данного типа трубки (диагностика, терапия, просвечивание мате-'
риалов, структурный анализ).
4. Четвертый знак — буквы В, К или М указывают род охлажде¬
ния, а именно: В — водяное охлаждение (проточное или непроточное). К —
воздушное радиаторное охлаждение (естественное и принудительное), Af —
масляное охлаждение (радиаторное и проточное); отсутствие буквы указы¬
вает на отсутствие специального охлаждающего приспособления.
5. Пятый знак — число, указывающее порядковый номер модели трубки.
6. Шестой знак — число, находящееся в конце условного обозначения,
означает предельное допустимое анодное напряжение в киловольтах.
В обозначениях трубок для структурного анализа вводится химический
символ элемента вещества зеркала анода (W, Mo. Ag и т. д ).
Примеры обозначений
4РДВ-100 — трубка диагностическая, с защитой, с водяным охлажде¬
нием анода, для работы в воздухе при напряжении до ^тах—ЮО кв н пре¬
дельной секундной мощности 4 кет.
ЗБ ДМ-100 — трехкнловаттная диагностическая трубка, работающая
в безопасном защитном кожухе, наполненном маслом, при напряжении до
^ max =5 МО
1-Т-200 — однокиловаттиая терапевтическая трубка, без защиты, без спе¬
циального охлаждающего устройства, работающая в воздухе при предельно*
допустимом напряжения Umajl=200 кв.
З-БПМ-200 — трехкнловаттная трубка для просвечивания материалов,
с охлаждением анода проточным маслом, для работы в масляном безопас¬
ном кожухе при анодном напряжении до ^ max —200 кв.
0,5-БСВ-Си-бО — трубка для структурного анализа с медным зеркалом,
работающая в безопасном кожухе, с охлаждением анода проточной водой
при напряженки до ^тах—бО кв и предельно-допустимой мощности 0,5 кет.
ПРИЛОЖЕНИЕ
ТОЛЩИНА ЗАЩИТНОГО СЛОЯ СВИНЦА ДЛЯ ОСЛАБЛЕНИЯ
ИЗЛУЧЕНИЯ ДО 10 мкр/сек НА РАССТОЯНИИ 1 м ОТ ФОКУСА ТРУБКИ
ПРИ АНОДНОМ ТОКЕ 1 ма
(по К. К. А г пьянев у— В. А. Петрову)
Напря¬
женки,
\**
Прямой
пучок
Одно¬
кратно*
рассеяна*
Много¬
кратное
рассеяние
Напря¬
жения,
кв
Прямой
пучок
Одно¬
кратное
рассеяние
Много -
кратное4:
рассеяние
50
(1)
0,25
_
400
20,0
5,5
1.75
75
1 ■
0,5
0,25
500
32,0
7,0
2,25
100
1.5
0,75
0,25
600
45,0
10,5
2,75
125
2,0
—
800
70,0
12,5
3.25
140
2,5
1,25
0,75
1000
90,0
15,0
3,75
150
2,5
—
1200
115,0
—
—
175
3,0
—
1400
140
15,0
4,25
200
4.0
2,0
1,0
1500
150
250
6,0
3,0
1.25
2000
17,5
sTo
300
10,0
4,0
1.5
ПРИЛОЖЕНИЕ 4
ЗНАЧЕНИЯ ТОЛЩИНЫ МАТЕРИАЛОВ В МИЛЛИМЕТРАХ,
ОСЛАБЛЯЮЩИХ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ В ТОН ЖЕ МЕРЕ,
КАК И 1 мм МЕТАЛЛИЧЕСКОГО СВИНЦА
Материал
Плотность
*1см*
Напряжение, ля
60
80
100
' 160
200
Свинец
11,3
1
1
1
1
1
Бариевый цемент . . .
3,5
10
—
4
7,5
9.0
> кирпич . . .
—
—
—
—
—
13,3/14,6^
Кирпич
2
—
—
—
—
80/1101
Бетон
—
—
—
—
—
47/601
Клинкер-цемент . . . .
1.5
135
—
100
105
80
Гранит-цемент
2,1
110
—
70
80
—
Дерево
—
—
1000
—
—
Сталь
7,8
И.5
—
6.5
9,5
11,5
1 Числитель — для малого поля, знаменатель — для большого поля.
ПРИЛОЖЕНИЕ 5
ПОСТОЯННЫЕ РЕШЕТОК d НЕКОТОРЫХ КРИСТАЛЛОВ ПРИ 18е
(по Зигбану)
Кристалл
Плоскость
</ 10»
ем
Каменная соль
Плоскость
спайности
2,81400
Известковый шпат ....
я
•
3,02904
Гипс
»
»
7,573
Слюда
>
э
9,927
Кварц
э
призмы
4,247
550
ПРИЛОЖЕНИЕ 6
ДЛИНА ВОЛНЫ В ОНГСТРЕМАХ И ПОТЕНЦИАЛ ВОЗБУЖДЕНИЯ
К-СЕРИИ НЕКОТОРЫХ ЭЛЕМЕНТОВ
Элемент
Потенциал
возбуждения
и
А.
не
Длина волим
ч
ч
хк*
\'i
ч
92U
215
0,126
0,131
0,112
0,108
82РЪ
87,6
0.165
0,170
0,146
0,141
78Pt
78,1
0.166
0,190
0.163
0,159
74W
69,3
0.209
0,213
0,184
0*179
73Та
67,4
0,215
0,220
0,190
0,184
56В а
37*4
0.384
0,389
0,340
0,332
47Ай
25,5
0,558
0,562
0,496
0,486
46РЗ
24,4
0,584
0,588
0.520
0,509
45Rh
23*2
0,612
0,616
0,545
0,534
42Мо
20,0
0,708
0,712
0.63J
0,620
29Си
8,86
1,537
1*542
1,389
1,378
28N1
8.29
1,654
1,658
1,497
1,485
27Со
7,71
1.785
1,789
1*617
1,605 *
26Fe
7,10
1,932
1.936
1,753
1,740
24Сг
5,98
2,285
2,289
2,080
2,067
13А!
1,55
' ’ 8,:
319
7,940
ПРИЛОЖЕНИЕ 7
ЗНАЧЕНИЯ МАССОВЫХ КОЭФФИЦИЕНТОВ ОСЛАБЛЕНИЯ
£ = — + —ОДНОРОДНЫХ РЕНТГЕНОВСКИХ лучей
р р р
Длина
волны
X,
А
Be
Z — 4;
Р - 1.85
р -2.3
А1.
Z - 13;
р-2,7
Ре,
Z -26;
рв-7,7—7,9
Си,
Z - 29;
р - 8.9
А*.
Z ~ 47;
р - 10,5
W,
г - 74;
р - 19.6
РЪ.
Z -82 ;
Р - 11.3
0,005
0.0385
4),038
0,038
0.0425
0,01
0,059
0,058
0,058
0,057
—
0,071
0,024
0.080
0,079
0,08
0,081
—
0,21
0,04
—
0,1)0
0,105
0,118
0,126
i
—
0,62
0,064
—
0.130
0,130
0,178
0,198
0,465
!
1,64
0,081
—
0,143
0,145
0,235
0,270
0,740
2,40
2,53
0,090
—
0,148
0,160
0,250
0,295
0,900
2,80
3,00
0,100
—
0,150
0*168
0,270
0,330
1,13
3,40
(3,4)
0,150
—
0,153
0,203
0,59
0,770
2,63
7,90
у
у
(2,37)
0,200
0,16
0,165
0*273
(0,07)
1,55
5,60
3,50
(4,64)
0,300
—
(0,.1М)
(0,545)
(3,30)
(4.50)
(17,9)
(8,6)
(«3.6)
0,400
0,185
(0,245)
0.11)
(7,25)
<И>.2)
(38,2)
у
(19,8)
(31.8)
0,500
0,21
(0,326)
1,94
—
19,3
10,0
(38,0)
(58)
0,600
—
—
—‘
1—
33,0
—
1 '
—
0,631
0,255
■(0,550)
(3,78)
—
(37,8)
(20,5)
| 75.0
(102)
551
Продолжение прилож. 7
Длина
волны
А,
А
Be
Z - 4;
? — 1.85
Графит
Z - 6:
р =■ 2.3
At,
Z - 13:
р - 2.7
Fe.
2-26
р- 7.7—7.9
Си.
Z - 29;
Р = 8.9
Ag.
Z <= 47:
р --- 10,5
W.
Z - 74:
? - 19.6
РЬ,
Z = 82;
р - 11.3
0,700
_
25.0
0,709
0,315
0,63
<5,35)
38,4
52,0
26,8
—
(140)
0,890
0,425
0,900
—
—
72,0
41,0
—
(147)
0,900
—
1,20
10,4
—=
98,0
55,0
—
1,000
0,55
1,50
14.2
102,0
133
73
Ь
77
1,090
—
2,0
18.5
128
165
—
—
98
1,175
—
2,4
22,5 ,
160
206
95
—
120
1,293
0,95
3,2
29,8
213
266
К
146
105
154
1,390
1,25
3,8
36,0
—
38,0
173
—
180
1,433
—
4,3
40,3
290
42,0.
192
130
202
1,540
1,6
4.9
48.5
330
50,0
225
—
230
1,655
—
6,4
61,5
430
К
64.0
280
—
290
1,752
7.3
73.2
56
76,0
325
—
335
1,933
3,05
9.2
94,0
71
99,0
410
300
420
2,29
—
15,0
150
115
153
550
—
—
2,50
6.1
17,8
193
147
197
710
—
—■
ПРИЛОЖЕНИЕ в
ЗНАЧЕНИЯ СЛОЯ ПОЛОВИННОГО ОСЛАБЛЕНИЯ А
ДЛЯ НЕКОТОРЫХ МАТЕРИАЛОВ ПО ЗИГБАНУ, мм
>.. А
0.1
0,2
0.4
0,6
0,8
1.0
1.5
2.0
Воздух
—
—
7230
3500
1950
690
327
(760 мм)
Вода
40
33
19,2
9,6
4.8
2.5
0,79
0,34
Графит
21
17,5
12,5
7,6
4,3
2,4
0,82
0,36
Алюминий
15
9,8
2,4
0,79
0,35
0,18
0,056 •
0,024
' Медь
—
0,51
0,078
0,025
0,011
0,0055
—
—
Серебро
0,66
0,11
0,017
0,034
0,015
0,0081
0,0026
0,0011
Свинец
0,37
0,15
0,018
0,005
—
—
—
—
552
ПРИЛОЖЕНИЕ 9
ЗАВИСИМОСТЬ ЭНЕРГИИ, ИМПУЛЬСА Hr И ИЗМЕНЕНИЯ МАССЫ
— ОТ ОТНОСИТЕЛЬНОЙ СКОРОСТИ ЭЛЕКТРОНА
<tU% кэн
Hr
т
р - —
eU> клв
Hr
т
с
<п»
ffigt
0.005
0,0064
8,5
1,00001
0,70
*'204^3
1670
1,400
0,01
0,0255
17,0
1,00005
0,75
261,4
1931
1,512
0.02
0,102
34,1
1,0002
0,80
340,4
2271
1,667
0,04
0,409
68,3
1,0008
0,85
458.7
2749
1,898
0.06
0,920
102,3
1,0018
0,90
660,9
3517
2,294
0,08
1,640
136,9
1,0032
0,9411
1000,0
4739
2,9577
0.10
2,573-
171,1
1,0050
0,95
U25
5182
3.203
0,12
3.7IJ,
205.9
1,0073
0,96
1313
5840
3,571
0.14
5,080
240,8
1.0100
0,97
1590
6797
4,113
0.1$
6,664
276,1
1,013!
0,98
2056
8389
5,025
0.18
8,447
311,7
1.0166
0.99
3109
11950
7,089
0.20
10,53
347,7
1,0206
0,996
4602
16970
10,01
0.2$
16,75
439,8
1,0326
0,996
5204
19060
11.19
0.30
24.66
535,7
1,0483
0.997
6087
21940
12,92
0,3$
34.48
631.4
1,0675
0,998
7568
26890
15,82
0.40
46,52
743.4
1.0910
0,999
10911
38060
22.37
0.45
61,17
858.3
1.120
0,9995
15630
53860
31,627
0,50
79,00
983,4
1,155
0.9999871
10*
334900
196,77
0,55
100,8
1122
1,197
0.9,-870
10«
3,33« 10»
1958,7
0,60
127,7
1278
1,250
0,9,—870
№
3,33 101
19587
0.65
161,3
1458
1.316
ПРИЛОЖЕНИЕ 10
ОПРЕДЕЛЕНИЕ МНОЖИТЕЛЯ * В ♦ОРМУЛЕ
ДЛЯ КОЭФФИЦИЕНТА ПОЛЕЗНОГО ДЕЙСТВИЯ
ч = kZU
Наблюдатель
Метод намеренна
Источник
напряжения
Пределы
напряжения
U К9
Л . ю*
Вян (1905)
Битти (1913)
Термостолбик
Ионизация
Индуктор
Выделение
(/max — 58,7
(/:=8-4- 40
0,83
0,44
газа
электронов .
одинаковой
скорости
магнитным
полем
U 48+ 96
0,62
Резерфорд и
Барнс (1915)'
То же
Постоянное
напряжение
l/max—30-*-106
0,75
Боуэрс (1924)
Болометр
Трансформа¬
Оре (1925)
Термостолбик
тор
Постоянное
8
Т
8
к
0,72
Н31Тр Я лКСНИб
Трансформа¬
</•♦♦=50-100
0,66
тор
20 ф. н. Хардом
563
Продолжение прилож. 10
Наблюдатель
Метод измерения
' Источник
напряжения
Пределы
напряжения
U кв
к • 10'
Куленкампф
Ионизация
Постоянное
и — 7 -1- 12
0,92
(1926)
Румп (1927)
газа
Калориметр
напряжение
То же
£/*43т 150
1.4
Петраускас
Ионизация
Эл. статич.
£/—908-7-2350
0.45
и др. (1943)
Керст (1942)
газа
То же
генератор
Бетатрон
V « 20 Мзв
0,45
ПРИЛОЖЕНИЕ Ц
ТАБЛИЦА ЗНАЧЕНИИ ПОКАЗАТЕЛЕЙ ФУНКЦИИ
X
X
1 -
0,02
0,9802
, 0.41
0,6636
3.1
0,0450
0,04
0,9608
0,42
0,6570
3.2
0.0408
0,06
0,9418
0.43
0,650$
3.3
0,0369
0,08
0,9231
0,44
0,6440
3,4
0,0334
0,10
0,9046
| 0,45
0,6376
3.5
0,0302
0,11
0,8958
0,46
0.6313
3,6
0.0273
0,12
0,8869
0,47
0,6250
3,7
0,0247
0,13
0,8781
1 0,48
0,6188
3,8
0,0224
0,14
0,8694.
0,49
0,6126
З.Э'
0,0202
0,15
0,8607
( 0.50
0,6065
4.0
0,0183
0.16
0,8521
0,6
0,5488
4.1
0,0166
0,17
0,8437
0,7
0,4966
4.2
0,0150
0,18
0.8353
! 0,8
0,4493
! 4,3
О.С136
0,19
0,8270 ,
i 0,9
0,4066
I 4,4
0,0123
0.20
0,8187
1 1,0
0,3679
1 4,5
0.01П
0,21
0,8106
1 J’1
0,3329
4,6
0,0100
0,22
0,8025
1.2
0,3012
4.7
0,00910
0,23
0,7945
1 1,3
0,2725
4,8
0,00823
0.24
0,7866
1 1.4ч,
0,2466
4,9
0,00745
0,25
0,7788
i 1,S<.
0,2231
5,0
0,00674
0.26
0,7711 1
1 1.6
0,2019
5,1
0,00610
0,27
0,7634 !
1,7
0,1827
5,2
0,00552
0,28
0,7558 1
1.6
0,1653
5.3
0,00499
0,29
0.7483
1.9
0,1496
5,4
0,00452
0.30
0,7408 )
2.0
0,1353
1 5,5
0,00409
0,31
0,7335 I
2,1
0;1225
5,6
0,00370
0,32
0,7261
2,2
0,1108
5,7
0,00335
0,33
0,7189
2,3
0,1003
5,8
0,00303
0,34
0,7118
j 2.4
0,0907
5,9
0,00274
0.35
0,7047
; 2,5
0,0821
6,0
0,00248
0,36
0,6977
! 2,6
0,0743
7,0
0,00091
0,37
0.6907 ;
2,7
0,0672
8,0
0,00033
0,38
0,6839 j
i 2,8
0,0608
9,0
0,00012
0,39
¢.6771 !
i 2,9
0,0550
10,0
0,00005
0,10
0,6703
3,0
0,0498
554
ПРИЛОЖЕНИЕ 12
ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МЕТАЛЛОВ
Металлы
Характеристика
Вольфрам
Тантал
Молибден
эе
5
2.
S
«г
X
S
X
о.
а
X
5
С
Хром
Палладий
2
V
1
Точка плавления СС . .
3370
3325
2600
2350
1950
1755
1630
1552
1520
Точка кипения *С . . .
5900
4100
3590
4400
3510
4300
2200
2210
3000
Атомный номер Z . . .
74
73
42
77
41
78
24
46
26
Атомный вес А ....
140
181,5
96» 0
193,1
93,1
195,2
52.01
106,7
55,84
Удельный вес
19,6
16,6
10,2
22,4
8.4
21.4
7
11.5
7,9
Удельная теплоемкость
Коэффициент линейного
0,034
0,036
0.072
0,032
0,062
0,032
0,014
0,054
0,133
расширения, а-10*. .
Коэффициент теплопро¬
водности, кал'СМ
Удельная электропро¬
0,044
0,065
0,053
0.065
0.072
0.089
0.123
0,117
0,119
0,35
0,13
0.346
0,141
—
0,166
—"
0,168
0,158
водимость ......
Магнитная восприимчи¬
31.2
11
33
25,9
13
61
14,8
15
вость (X 10-*)....
Удельное электрическое
сопротивление (ХИН*
+0,33
+0,93
+0.04
+0.14
+1.5
+U
+3.7
+5,8
Ф/слс*)
Временное сопротивле¬
5.6
15,5
5.3
6
20
10,9
2.6
11
8,8
ние разрыву (кг/см9).
Твердость по Бринеллю
34300
290
9100
125
18200
147
179
75
3710
64
91
2730
49
4200
77
Продолжение л рил. 12
'vs. Металлы
Характеристика
Кобальт
| Никель
Медь
Золото
Серебро
2
л
' а.
>s
О
Цинк
Свинец
£2
X
И
*
«0
*
I
О
Точка плавления ГС
1482
1452
1080
1070
960
630
420
327
320
232
Точка кипения °С .
2900
2900
2300
2600
1950
1380
908
1640
766
2265
Атомный номер Z
27
23
29
79
47
51
30
82
48
50
Атомный вес А . . .
58,97
58,69
63,57
197,2
107.88
121.8
65,4
207,2
112,4
118,7
Удельный вес ...
Удельная теплоем¬
8,9
8,8
8,95
19,3
10,5
6.7
7
11.4
8,7
7.3
кость
Коэффициент линей¬
0,103
0,086
0.091
0,031
0.056
0,048
0,091
0,029
0,055
0,055
ного расширения .
Коэффициент тепло¬
0,123
0,126
0.162
0,140
0.185
0,136
0,154
0,312
0,2
0,214
проводности . . .
Удельная электро¬
—
0,142
0,918
0,705
1.006
0,04
0,265
0,083
0,22
0,15
проводимость . . .
Магнитная восприим¬
13
23
100
70
114
4
30
8
23
15
чивость ( х 10—в) . j
( —
—
—0,09
—0,15
—0.19
-0,94
-0,15
—0,12
—0,17
+ 0.03
20*
555
Продолжение прил. 12
"Nw Металлы
Характеристика
Кобальт
Никель
Медь
Золото
Серебро
я
a
л
а,
>.
и
Цвнк
Я-
5>
я
л
О
е
я
2
?
*
| Олово
Удельное электри¬
ческое сопротивле¬
ние (X 10—6 QJcm*)
9,7
6,9
i 1.6.
2.4
1.5
41.7
5.8
22
7.5
13
Временное сопротив¬
ление разрыву
(кг/см*)
2380
6440
4350
1750
2940
910
350
Твердость по Бри-
неллю
124
МО
40
—
П4
—
48
—
24
14
ЛИТЕРАТУРА
t. К. К Аглинцев, Дозиметрия ионизирующих излучений, Гостех-
издат, 1957.
2. Л. М. Ананьев, А. А. Воробьев, В. М. Горбунов, Индук¬
ционный ускоритель электронов — бетатрон, Атомиздат. 1961.
3. А. В. Бибеграль и др., Защита от рентгеновских и гамма-лучей,
Медриз, 1955.
гОДж, Дж. В. Бирке, Стинцилляциоиные счетчики, Изд-do нностр.
литТТ955.
5« М. А. Блохин, Физика рентгейовских лучей, Гостехиздат, 1953.
6. Д. И. Б л о х и н ц е в, Н. А. Николаев, Первая атомная электро*
станция СССР и пути развития атомной энергетики, Доклады Советской деле¬
гации на международной конференции по мирному использованию атомной
энергии. Женева, 1955, вып. «Реакторостроение н теория реакторов», Изд-во АН
СССР. 1955.
7. И. В. Боровский, М. А. Блохин, Рентгенослёктралькый ана¬
лиз, ГОНТИ, 1939.
8. В. Бочкарев, И. Кеирим-Маркус, М. Львова Я. Прус-
л и н, Измерение активяостя источников бета- и гамма-излучений, Изд-во АН
СССР, 1953.
9. У. Л. Брэгг, Кристаллическое состояние, ОНТИ, т. 1, 1938.
10. Э. Брюхе, О. Шерцер, Геометрическая электронная оптика,
Ленинградское газ.^книжн. изд-во, 1943.
11. Е. А. Вайнриб, В. И. Милютин. Электронная оптика, Гостех¬
издат, 1951.
12. А. К- Вальтер и др., Электростатические ускорители заряжен¬
ных частиц, Атомиздат, 1963.
13. А. К. Вальтер, ред. Электростатические генераторы, Сборник ста¬
тей Атомиздат 1959
* 14. А. К. В а льтер, ред. Теория и расчет линейных ускорителей. Атом¬
издат, 1962.
15. В. Векслер, Л. Г р о ш е в, Б. Исаев, Ионизационные методы
исследования излучений, Гостехиздат, 1949.
16. В. А. Витка, Рентгеновские аппараты, издание Московского Рент¬
геновского завода, 1933.
17. А А. Воробьев, Ускорители заряженных частиц, Госэнергоиздат,
1949.
18. А. П. Гринберг, Методы ускорения заряженных частиц, Гостех¬
издат, 1950.
19. К. Гудмен, ред., Научные и технические основы ядерной энерге¬
тики, Изд-во иностр. лит., т. I, 1Й8, т. II. 1950.
20. В. В. Дм охо век ий, А. Г. Су ль кин, Новая рентгеновская
установка, Ред.-изд. отдел, ЦБТИ МЭП СССР, 1947.
21. В. В. Д м о х о в с к и й, А. И. Рудерман, Рентгенотехнический
справочник, изд. гдавн. орачсбио-сапит. упр. МПС, 1949.
557
> 22. Е. И, Долги рев, П. И. Малеев, В. В. Сидоренко, Детек¬
торы ядерных излучений, Судпромгиз, Л- 1961.
23. Р. Егер, Дозиметрия и защита от излучений. Атом из дат, 1961.
24. Г. С. Жданов, Я- С. У м а и с к и й, Рентгенография металлов,
ГОНТИ, т. I, 1941, т. И, 1938.
25. М. И. К о р с у н с к и й, Физика рентгеновских лучей, ОНТИ, 1936.
{ 3* А. Комптон, С. А л и с о н, Рентгеновские лучи, Гостехиздат,
27. С. Корф, Счетчики электронов и ядерных частиц, Изд-во иностр.
лит. 1947.
28. В. Косел ет, Введение в электронную оптику, Изд-во иностр. лит.
1950.
29. А. А. Лебедев, ред., Электронная микроскопия, Гостехиздат, 1954.
39. М. С. Ливингстон, Ускорители, Изд-во иностр. лит., 1956.
31. Л. Левин, Современная теория волноводов, Изд-во иностр. лит. 1954,
32. М. А. Михеев, Основы теплопередачи, Госэнергоиэдат, 1949.
33. Р. Мэр рей, Введение в ядерную технику, Изд-во иностр. лит. 1955.
34. А. Н. Мур ни, Введение в радиоактивность, ЛГУ, 1955.
35. С. Т. Назаров, ред., гамма-дефектоскопия металлов, Сборник
статей, Изд-во АН СССР, 1955.
36. А. Н. Несмеянов и др., Получение радиоактивных изотопов, Гос-
химнздят, 1954.
37. М. С. О в о щ н и к о в, Новые аппараты и методы рентгенологиче¬
ского исследования, Медгиэ УССР, Киев, 1962.
38. Б. Я. Пн нес, Острофокусные рентгеновские трубки н прикладной
рентгеноструктурны А анализ, Гостехиздат, 1955.
39. Э. И о л л а р д, В. Д э в и д с о н, Прикладная ядерная физика, Гос¬
техиздат, 1947.
40. П. В. П о л ь, Введение в оптику, Гостехиздат, 1947.
41. И. В. По ройков, Физические основы дозиметрии, СИР, 1934.
42. И. В. Поройков. Справочник по рентгенометрии. Стандарт¬
на, 1936.
43. И. В. П о р о й к о в. Рентгенометрия, Гостехиздат, I960.
44. И. В. Поройков, ред., Исследования в области рентгенотехники,
АМН СССР, 1951.
45. В. П р а А с. Регистрация я дер ноп> излучения. Изд-во иностр. лит., 1960.
46. Промышленная радиография» перевод с английского, Атомиздат, 1960.
47. В. И. Раков, Электронные рентгеновские трубки, Госэнергонэ-
дат, 1952.
(ОД^Реитгеиовские лучи, перевод под ред. М. А. Блохина, Изд-во иностр.
лиъГЙбО.
49. В. Риал ер, Введение в ядерную физику, Изд-во иностр. лит.. 1948.
50. С. В. «Румянцев, Ю. А. Григорович, Контроль качества метал¬
лов гамма-лучами, МеталЛургиздат, 1954.
51. С. В. Р у м я н и е в. Применение радиоактивных изотопов в дефек¬
тоскопии, Атомиздат» 1960.
52. А. Рустерхольц, Электронная оптика, Изд-во иностр. лит., 1952.
53. М. М. Рутковский, Производство рентгеновских трубок, Энерго-
издат, 1934.
54. Г. Сема т, Введение в атомную физику. Изд-во иностр. лит.. 1948.
55. Д. В. Скобельцын, Рентгеностереоскопня и стереометрия.
Гостехиздат, 1943.
56. В. И. Спнцын и др., Методы работы с применением радиоактивных
изотопов, Изд-во АН СССР, 1955.
57. Л. К Та точен ко.. С. Б. Медведев, Промышленная гамма-
дефектоскопия, Мета ллургнэ дат, 1955.
58. Токсикология бериллия, Сборник статей под редакцией А. А. Лета-
вега, Изд-во нкостр. лит.. 1953.
558
59. А. К. Трапезников, Рентгенодефектоскопня, Машгиз, 1948.
60. Ускорители, перевод с английского и немецкого под ред. Б. Н. Ябло¬
кова, Атомнздат, 1962.
61. Ф. Н. X а р а д ж а, Рентгенотехника, Оборонгиз, 1938.
» 62. Ф. R Хараджа, Общий курс рентгенотехники, Оборонгиз, 1940.
1 63. Ф. Н. X а р а д ж а. Общий курс рентгенотехники, Госэнергоиэдат,
г 1956.
64. Ф. Н. X а р а д ж а, Основы расчета охлаждения анодов рентгеновских
трубок, Иэд. Л ЭТИ, i960.
65. Л ж. Хайн и Г. Браунелл, ред., Радиационная дозиметрия,
Изд-во иностр. лит., 1958.
66. Химическое действие излучений большой энергии. Сборник статей,
Изд-во иностр. лит., 1949,
67. Я. Л. Шехтман, Рентгеновская дозиметрия, Мсдгиз, J941.
68. В. К. Шмелев, Рентгеновские аппараты, Госэнергоиэдат, 1957.
69. Э. В. Шпольский, Атомная физика, Гоаехиэдат, т. 1, 1949,
т. 11, 1950.
70. Энергетические ядерные реакторы и использование продуктов деле¬
ния, Сборник статей, Изд-во иностр. лит., 1955.
71. Bouwers A., Elektrische Hochstspannungen, Berlin, J. Sprin¬
ger, 1939.
72. C 1 а г k G. L. Applied X-rays, Me Craw Hill Book Ce, Nr Y.— Lon¬
don. 1955.
73. С о r k I. M., Radioactivity and Nuclear Physics. D. van Nostrand *
company, N. Y., 1950.
74. G г o s s m a n n G., Physlkalische und technische Grundlagen der Ront-
gentherapie, Berlin, 1925.
75. К о 11 a t h,‘ R. Teilchenbeschleuniger, Berlin, 1962.
76. Lovell B., Electronics and their application in industry and research.
Chapman Hall Limited, 1951.
77. P о h 1 R. Die Physik der R5ntgenstrahlen, Braunschweig, 1912.
78. Rontgenstrahlen, Handbuch der Physik, В. ХХШ, Berlin, 1933.
79. Siegbahn M., Die Spektroskopie der Rontgenstrahlen, Berlin, 1931.
80. Sproull W. T., X-rays in practice, Me Craw Hill Book C*, N. Y.—
London, 1946.
Отдельные статьи
81. К. К. А глянцев, Г. П. Остром ухова, Воспроизведение рент¬
гена в области v-излучения с энергией квантов 0,25—3 Мэе, Труды ВНИИМ,
вып. 55 (115), стр. 55-65, 1961.
82. А. И. А х и е з е р и Я. Б. Ф а Й н б е р г, Медленные электромагнит¬
ные волны, УФНХЬ1У, вып. 3, стр. 322—368, 1951.
83. В. Д. Безверхий, Б. Я. П и и с с, Острофокусные трубки для струк¬
турного анализа, ЖТФ, т. XVII, вып. II, 1947.
84. М. М. Б у т с у л о в, Электронно-оптические усилители яркости рент¬
геновского изображения, Известия АН СССР, Серия физическая, т. ХХШ,
№ 5, 552-557, 1959.
85. О. А. В а л ь д и е р и др., Линейный электронный ускоритель на 6 Мэе.
Известия ВУЗов — «Радиотехника», N* 2, 1958.
86. О. А. В а л ь д н е р, Линейные электронные ускорители МИФИ, Сбор¬
ник статей «Линейные ускорители», стр. 7—15, Атом из дат, 1959.
87. В. А. Витка, Новый рентгеновский аппарат для получения высо¬
кого напряжения, ЖЛФ, 1926, Ns 3—4.
88. А. А. В о р о бье в, В. А. М о с к в а л е в, Исследование н разработка
электронных циклических ускорителей в ТПИ, «Атомная энергия», т. 4, я. 3,
229-237, 1958.
89. А. ГГ. Гринберг, Микротрон, УФЫ, LXX, в. 3, 421—458, 1961.
559
90. А. П. Гринберг, Ускорение электронов с помощью электромагнит*
ной индукции, УФН, т. 22, стр. 31, 1945.
91. Г. Л. Гринберг и др., К теории теплового расчета анодов мощных
рентгеновских трубок, работающих в импульсном режиме, ЖТФ, 1950, т. XX,
в. 12. стр. 1452.
92. Б. М. Гохберг, Элегаз — электрическая газовая изоляция, «Элек¬
тричество», 1947» № 3.
93. В. В. Дм охо векий, Стабилизация напряжения в рентгенотехнике
(обзор). Достижения в области рентгенотехники, 1933, № 3, стр. 39.
94. И. В. Доманский, Р А. Золковер, Аномальное падение напря¬
жения на электронных вентилях, Достижения в области рентгенотехники,
1933, № 2, стр. 9.
95. А М. Ка бахчи и В. А. Гр а молин, Химические методы дози¬
метрии, ионизирующих излучений. Успехи химии, т. XXVII, вып. 4, стр.
459-480. 1958.
96. Б. Г. К а г а н, Распределение температур в аноде рентгеновской
трубки при продолжительной работе, Успехи рентгенотехники, 1938, вып. 1,
стр. 41.
97. В. С. Коган, Б. Я. Пинес, Острофокусная рентгеновская трубка
с регулируемым размером фокального пятна, Известия АН. СССР, Серии
физическая, т. XVI. 1952. № 3, стр. 339.
98. С. П. Капица, В. П. Быков, В. Н. Мелехкн, Эффективный силь¬
ноточный микротрон, ЖЭТФ, 41, 368—384,1962.
99. В. С. Л у х о ш к о в. Электролитический метод изучения электриче¬
ских полей, ИЭСТ, 1939, № 10»
100. В. С. Лукошков и др., Графоаналитические методы построения
траекторий электронов, ИЭСТ, 1940, № 1.
101. В. Мюллер, Т. Ц и м м е р, Рентгеновская трубка на 400 кв с внут¬
ренней защитой от рентгеновских лучей, Достижения в области рентгенотех¬
ники, 1933, № 1, стр. 30.
102. П. В. Пошехоное, Тепловой расчет мощных рентгеновских трубок
с охлаждением проточной жидкостью при длительных непрерывных нагруз¬
ках, Автореферат кандидатской диссертации, ЛЭТИ, 1954.
103. В. И. Раков, А. М. Близнюк, Т. А. Петрова, Расчет темпе¬
ратуры фокуса рентгеновской трубки при стационарном режиме работы, ЖТФ,
вып. 11, (940.
104. В. И. Раков, В. А. Антонов, Вторичная электронная эмиссии
вольфрама, меди и железа при высоких напряжениях, ЖТФ, т. IX, вып. 10,
стр. 870, 1939.
105. Г. Си м он, Изменение проводимости кристаллов CdS под действием
рентгеновских лучей. Сборник статей: «Действие излучений на полупровод¬
ники и изоляторы». Иэд-во иностр. лит., 1954.
106. Дж. К. Слетер, Конструкция линейных ускорителей, У. Ф. Н..
т. XXXVII, вып. 3, стр. 316—348 и вып. 4 стр. 459-499, 1949.
107. Ф. И. Солопьеп, Определение температуры фокуса рентгеновской
трубки при максимальных кратковременных нагрузках, ЖТФ, т. IX, выл. 15.
стр. 1425, 1939.
108. Я. П. Т е р л е ц к и й, Релятивистская задача о движении электрона
в переменном магнитном- поле с осевой симметрией, ЖЭТФ, 1941, т. II.
стр. 96.
109. Труды ВНИИМ, Исследования в области рентгенотехники, под ред.
И. В. Поройкова, вып. 8 (24), 1935, вып. 17 (33), вып. 25 (41), 1939, выл. 7
(62), 1941. . *
110. Труды ЦНИИРнР. Исследования в области рентгенотехники, под
ред. И. В. Поройкова, т. VIII, 195].
111. А И. Тхоржевский, Работа рентгеновских трубок и кенотронов
в их окружении, Успехи рентгенотехники, вып. 1, стр. 46. 1936.
112. В. И. Феоктистов, Теория томографий, Вестник рентгенологии
и радиологии, 1938, т. XXI, № 3.
560
113. Д. У. Фрай и В. Уолкнншоу, Линейные ускорители, УФН,
т. Х1Л1, вып. 3» стр. 362—408> I960.
114. Ф. Н. X а р а д ж а, Вакуумные камеры для измерении больших мощ¬
ностей дозы рентгеновского излучения, Известия ВУЗов — «Приборостроение»,
т. IV, выл. 1, стр. 99—104, 1961.
115. Ф. Н. X а р а д ж а. Вакуумные камеры для измерения больших мощ¬
ностей доз жесткого рентгеновского ну — излучений. Авторское свидетельство
№ 149155 от 3 октября 1962 г.
116. А. В. Ш а л ь н о в, Н. П. С о 6 е н е н, Диапазонные свойства круглого
диафрагмированного волновода. Известия ВУЗов — «Радиотехника» 5,
стр. 524-528, I960.
117. А. В. Ш а льнов, Е. Г. Пят нов, А. А. Г л а зков. Основы инже¬
нерного расчета линейного электронного ускорителя на бегущей волне, Сбор¬
ник статей «Линейные ускорители», стр. 16—31, Атомиэдат, 1959.
118. М. Ф. Юдин, Воспроизведение единицы рентген в области мягкого
рентгеновского излучения, Труды ВНИИМ, вып. 30 (90), 1957.
1)9. В. в. Ясинский, Ускорение электронов в переменном электромаг¬
нитном поле, ЖЭиТФ, 1935. т. V, вып. !0, стр. 983.
120. Агх, von А., Промышленное просвечивание иа бетатроне и с по¬
мощью радиоактивных изотопов, Brown-Boveri Mltteilungen, т. 40, № 8,
стр. 269—295, 1953.
121. A11 ее Z. I., Beryllium windows. G.E.R., IV v. 46, № 4, 233—236,
1943. *
122. At lee Z. 1., Industrial X-ray tubes, Electronics, Nov. 1945,
стр. 136.
123. Bareford C. F. and К e l U h e г, M. G.. The 15-million electronvolt
linear electron accelerator for Harwen. Philips tech. Rev., v. 15, № I, стр. 1,
July, 1953.
124. Bodten P. I., Combee B. and Hоutma n (., An experimental
X-ray apparatus with midget X-rav tube. Phil. tech. Rev., 14, № 6, 165,'Dec.
1952.
125. Bouwers A., Ober ein Temperaturverlauf an der Anode einer
R6ntgenrohre. ZS. f. t. Phys., 271, 1927.
126. Bouwers A., Convergence of electrons by means of magnetic
coils Physica, 4, 200, 1937.
127. Bouwers A. und К u n t k e, Ein Generator fur drei Millionen
Volt Gleichspannung. Zs. f. t. Phys., 18, 209. 1937.
128. Bragg W. H. und Bragg L., The reflection of X-rays
by cristals. Proc. roy. Soc., London, 88A, 428. 1913.
129. Busch H., Berechnung der Bahn von Kathodenstrahlen in axialsyxn-
metrischen electro-mognelischen Feide, Алл. Phys. 81, 1926; Arch. f. Electro-
techn., 18. 584, 1927.
130. Buechner W. W., Van de Graaff н др., Electrostatic accelerator
for electrons. Rev. Sei. Tnsfr., 18, 10, 754, 1947.
131. Charlton £. E. and Westendrop W. F., Mobil industrial X-ray.
unit. Electronics, Dec., 128, 1944.
132. Chodorov M. и др., Stanford high energy linear accelerator for
electrons (Mark 111). Rev. Sci. fnstr., 26, 134, 1955.
133. Chu E. L. and Hansen W. W. The Theory of disk loaded wave¬
guides. Jour. Appl.-Phys., V. 18. Afe 16, 996, 1947.
134. Combee B. and Bodten P., Special X-ray tubes, Phil. tech.
Rev. 13, N* 3, 71, Sept. (951.
135. Compton A., Aquantum theory of the Scattering of X-rays . by
light elements. Phys. Rev. 21, 483, 715, 1923.
136. С о о 1 i d g e W. D. A powertul Rontgen ray tube with a pure elec¬
tron discharge. Phys. Rev., 2, 409, 1913.
137. Coolidge W. D. and Charlton E. E., Roentgen-ray-tubes.
G. E. R.. 48. № 1J. 36. 1945.
138. Cosslett V. E., Nixon W. C., The X-ray shadow microscope/*
Jour. Appl. Physics, V. 24. № 5, 613—624. 1953.
139. Criscuolo E. L. and O'Connor D. T., The developement of *
a fine-focus flash X-ray lube. Rev. Se'i. Instr. 24, N* 10, 944. 1953.
140. Franke H-,’ lonometrische Beslimmung optimaler Belichlungszeiten.
Fort. a. d. Geb. d. Rontgenstr, Bd. 40, Kongressheft, 99, 1929.
141. Fran sen I., Ein Miniatur — Rontgengerat fur Zalinarzte Phil, teeh
Rundschau, 10, № 3, 69, 1948.
142. Frerichs R., The Photo — conducfivity of “Incomplete Phosphors”.
Phys. Rev., v. 72, № 7, 594—601. October 1, 1947.
143. Fry, D. W. и др., Travelling—wave linear accelerator for electrons.
Nature, 160, 351, 1947.
144. Fry D. W., The linear electron accelerator. Phil. tech. Rev. luly
1952, № 1, стр. I.
145. Fussange! W., Schott 0., und Ungerer K. Probleme der
Belichtungsautomatic in der Rontgen-Diagnostik, ETZ-B, Bd. И, H. 7, 290—
294, 1959.
146. F u n f e r E.. Zur Wirkungsweise von Rdntgen blilzrohren. Zs. f.
ang. Phys. II, B.. 1. 25. 1950.
147. Greening I, R., A contribution of the theory of ionisation cham¬
ber measurements at low pressures. Brit. I. Radiol. XXVII, Ns 315, 111 163—
170, 1954.
148. Harvie R. B., Travelling wave linear accelerators. Proc. Phys.
Soc., v. 61. 255. 1948.
149. H а г v i e R. B. and M u 11 e 11 L. B., A travelling wave linear acce¬
lerator with г. I. power feedback. Proc. Phys. Soc., 62B, 270, 1949.
150. Iona M., Zur Theorle der Gleichspannungs-Kondensatorrontgen
apparaten. Zs. f. t. Phys., 5, 405, 1924.
151. Kossel W., Bemerkungen zum Seriencharakter der Rok-tgenspekt-
ren. Verh. deutsch. phys. Ge$., 18, 339, 396, 1916.
152. Kramer s H., On the theory of X-ray absorption and of the conti¬
nuous X-ray spectrum. Phil. Mag.. 46, 8fc, 1923.
153. Kulenkampff H., Untersuchingen iiber die kontinuierliche Ront¬
genstr ahlung. Phys. Zs., 50, 513, 1929.
154. Lev! R. and Espersen G. A., Preparation of rhenium emitters
and measurements of their thermoionic properties. Phys. Rev. II, 78, v, I
1950.
155. L u t h у А., Контроль улУчами качества материалов без их разру¬
шения. Brown Boveri Mitteilungen, т. 40, Ne 8, 296—304, 1953.
156. Machlett R. R., An improved X-ray tube for diffraction analisis.
Jour Appl. Phys. 13. VI. 398, 1942.
157. Mills, B. Y., A million-volt resonant-cavity x-ray tube. Proc. I.E.E.,
97 425 1950
158. Moseley H., The highfrequency spectra of the elements, Phil. Mag,
(6)., 24, 1024, 1913; (6), 27, 703, 1914.
159. Mu! let t L. B. and Loach В. C., Experimental work on corru¬
gated waveguides and associated components for linear electron accelerators.
Proc. Phys. Soc., V. 61, 271, 1948.
160. M й ] l e r A., On the imput limit of an X-ray tube with circular focus.
Proc. roy. Soc., London, A, v. 117, 30. 1927.
161. Rogers T. H., A high-intensity source of long — wave — lengtn
X-rays. Proc. of the I. R. E., 35. № 3. 236, 1947.
162. Rump W., Energiemessungen an Rontgenstrahlen. Zs. I. Phys. 43,
254, 1927.
163. R и t h e г I о r d E. and Barns L, Efficiency of production of
X-ray from a Coolidge tube. Phil. Mag., 30, 361, 1915.
164. Slack С. M. and Ehrke L. F„ Field emission X-ray tube, Jour,
of Appl. Phys. 11, v. 12, N 2, 165, 1941.
562
165. Stive F. E., Uber die Domfnante im Rontgenhild. Fort. a. d. Geb.
d. R6ntgensti B. 87, H. 80-100,1957.
166. Taylor L. S., The measurement on X and gamma radiation over
a Wide energy range. Brit. I. Radiol. 1951, XXIV, II, 67—81.
167. Trump 1. G.. Electrostatic sourees of electric Power. El. Eng. 66.
Jh 6, 525, 1947.
168. Trump I. G., Electrostatic accelerator as a source of ionising energy.
El. Eng., 70, XI. 781, 1951.
169. Trump !. G. and Van de Graaff. R. 1., The insulating of high vol¬
tage in vacuum. Jour, of Appl. Phys.. 18, № 3, 327, 1947.
170. Trump 1. G. я j(p.t uenerattng voltmeter for pressure —insulating
high voltage sources. Rev. Sci. Jush. 11, № 2. 54, 1940.
171. Ulrey C. An experimental investigation of the energy in the con-
tinuons X-ray spectra o( certajneienients. Phys. Rev. II, 401, 1918.
172. W a 1 к i n s h a \v W., Theoretical design of linear accelerator for
electrons. Proc. Phys. Soc. V. 61, 246. 1948.
173. W a I к i $ h a w W., Notes on "Wave guides for slow waves". Jour,
of Appl. Phys. v. 20, № 6, 634, 1949.
1/4. W e n t г e l G., Zur Quantentheorie des Rdntgenbrems — spectrums.
Zs. L Phys. 27, 257, 1924.
175. Wiedemann L., Welche Voraussetiungen erfordet .das, Arbeiten
mit universal] verwendbaren Belichtungsautomat? Rontgen— Blatter 12, 68,
1959.
176. Z icier E., Der Amplimat, ein Belichtungsautomat fur allgemeine
Rontgenographie. Fort. a. d. Geb. d. Rontgenstr. B. 86. H. 3, 382—393, 1957.
ОГЛАВЛЕНИЕ .
Предисловие к третьему изданию 5
Из предисловий к первому и второму изданиям . 5
Глава первая. Рентгеновские лучи 7
1-1. Открытие рентгеновских лучей и их главнейшие свойства . . —
1-2. Природа рентгеновских лучей В
1-3. Уравнение Вульфа — Брэгга 10
1-4. Измерение длины волны рентгеновских лучей 12
1-5. Преломление рентгеновских лучей 16
1-6. Определение показателя преломления рентгеновских лучей . . 1В
17. Полное «внутреннее» отражение 20
1-8. Диффракция рентгеновских лучей от обыкновенной днффрак-
иконной решетки и непосредственное измерение длины волны
1-9. Возбуждение рентгеновских лучей
#М0. Импульсная теория тормозного излучения
1-11. Распределение интенсивности рентгеновского излучения в
пространстве
М2. Распределение энергии в спектре тормозного излучения . . .
1-13. Квантовая теория возбуждения тормозного излучения . . .
1-14. Сплошной спектр.тормозного излучения
»1-15. Развитие квантовой теории
Мб. Граница непрерывного спектра
1-17. Зависимость интенсивности тормозного рентгеновского излу¬
чения от напряжения 40
1-18. Влияние формы кривой напряжения 41
1-19. Зависимость интенсивности тормозного излучения от тока,
протекающего через трубку *. . . 43
1-20. Зависимость интенсивности тормозного излучения от рода
вещества анода трубки —<
1-21. Коэффициент полезного действия рентгеновской трубки . - . 45
1-22. Пространственное распределение интенсивности рентгенов¬
ского тормозного излучения 47
1-23. Зависимость спектрального распределения интенсивности от
направления (азимута) 51
1-24. Распределение плотности интенсивности в непрерывном спектре 52
1-25. Характеристическое рентгеновское излучение 57
1 >26. Экспериментальные исследования характеристического из¬
лучения —
1-27. Теории возникновения характеристического излучения ... 63
1-26. Закономерности в линейчатых спектрах рентгеновского излу¬
чения и их систематика 69
1- 29. Недиаграммные линии 73
Глава вторая. Рентгеновские трубки ... 74
2- 1. Классификация рентгеновских трубок . . —
2-2. Ионные трубки 78
564
2-3, Электрическая характеристика ионной трубки . 80
2-4, Фокус трубки .81
2-5. Конструкция и типы ионных трубок ... —
2-6. Разборная ионная трубка 82
2-7. Первые электронные рентгеновские трубки с накаленным
катодом 83.
2-3. Электрическая характеристика электронной трубки 85
2-9. Фокусировка пучка электронов 86
2-10. Теория и расчет фокусировки электронов 87
2-11. Экспериментальное изучение электростатического поля ме¬
тодом электролитической ванны 91
2-12. Графоаналитические методы построения траекторий электронов 94
2-13. Метод резиновой модели 98
2-14. Пример исследования фокусировки электронов в рентгенов
ской трубке 101
2-15. Определение величины фокусного пятна 104
2-16. Фокусировка электронов аксиально-симметричным магнитным
полем «короткой» катушки 107
2-17. Отраженные электроны и их влияние на работу рентгенов¬
ской трубки 115
2-18. Дальность полета отраженных электронов 120
2-19. Нагревание фокуса 122
2-20. Расчет нагревания фокуса при кратковременной нагрузке . . 123
2-2U Расчет нагревания фокуса трубки при длительной нагрузке 130
2-22. Охлаждение анода 138
2- 23. Расчет охлаждения анода проточной жидкостью . ... 142
2-24. Вакуумная оболочка трубки 149
2-25. Типы н конструкции электронных рентгеновских трубок . . .153
2-26. Трубки с защитой от неиспользуемого излучения (самоза-
щнтные трубки) 165
2-27. Безопасные трубки 171
2-28. Трубки с выносным полым анодом 182
2-29. Трубки с вращающимся анодом 185
2-30. Импульсные трубки для микросекундиой рентгенографии . . 192
2-31. Рентгеновская трубка для мягкого излучения высокой интен¬
сивности 197
2*32. Миниатюрная безопасная мягколучевая рентгеновская трубка 201
2-33. Рентгеновские трубки для очень высоких напряжений . . . 203
2-34. Высоковольтная рентгеновская трубка с магнетроном . . . 214
2-35. Рентгеновский теневой микроскоп . - 215
2-36. Разборные электронные рентгеновские трубки . . . 221
Глава третья. Ускорители заряженных частиц . 223
3- 1. Линейный ускоритель 224
3-2. Циклотрон 225
3-3. Физические принципы новых резонансных ускорителей («а в-
тофаэировка») 231
3-4. Фазотрон (синхроциклотрон) 234
3-5. Индукционный ускоритель электронов — бетатрон . . . 235
3-6, Синхротрон . 252
3-7. Микротрон . . 256
3- 8. Линейный ускоритель электронов . . 270
Глава четвертая. Рентгеновские аппараты ...... . 290
4- 1. Системы питания рентгеновских трубок . . —
4-2. Трансформаторные рентгеновские аппараты . 291
4-3. Трансформаторные аппараты без выпрямителя . —
4-4. Кенотроны . 296
565
4*5. Работа кенотрона, включенного последовательно с электрон*
ной рентгеновской трубкой 297 '
4-6. Конструкции рентгеновских кенотронов 298
4-7. Высоковольтный секционированный рентгеновский газотрон . 299
4-8. Полупроводниковый вентиль 302
4- 9. Одкокенотронный полуволновой рентгеновский аппарат . . . 307
4-10. Четырехкенотронный выпрямитель, собранный по мостовой
схеме 309 .
4-11. Шестикенотронний выпрямитель трехфазного тока 312
4-12. Конденсаторная схема ударного питания трубок ... . 313
4-13. Схема удвоения с пульсирующим напряжением 315
4-14. Схема удвоения с практически постоянным напряжением , . 318
4-15. Схема утроения . . . 320
4-16. Схема каскадного многократного умножения напряжения . . 321
4-17. Рентгеновские аппараты с резона нет раисформатором .... 323
4-18. Аппараты с электростатическим генератором 326
4-19. Регулирование напряжения трансформаторных рентгеновских
аппаратов 334
4-20. Стабилизация напряжения 337
4-21. Феррореэонансные стабилизаторы 338 ^
4-22. Компенсация падения напряжения 34* •
4-23. Сетевой корректор 344
4-24. Реле времени —
4-25. Работа электромагнитного рубильника 345
4-26. Типы реле времени 348
4-27. Автомат экспозиции 350
4-28. Измерение высокого напряжения, подводимого к трубке . . . 357
4- 29. Измерение тока, протекающего через трубку 366
Глаша пятая. Взаимодействие рентгеновских лучен с веществом . . 369
5- 1. Виды взаимодействия *. —
5-2. Фотоэлектрический эффект .... 370
5-3. Рассеяние рентгеновских лучей 373
5-4: Классическая теория рассеяния рентгеновских лучей .... 374
5-5. Коэффициенты рассеяния —
5-6. Зависимость интенсивности рассеянного излучения от на¬
правления 376
5-7. Квантовая теория рассеяния рентгеновских лучей (эффект
Комптона) 377
5-8. Элементарная теория эффекта Комптона 378
5- 9. Энергия и направление полета электрона отдачи . ... 381
5- 10. Рассеяние с неизменной длиной волны .... ... 383
5-11. Коэффициент рассеяния жестких лучей 384
5-12. Вторичные процессы при взаимодействии рентгеновских лу¬
чей с веществом 385
5-13. Ослабление интенсивности пучка однородных рентгеновских
лучей вследствие поглощения и рассеяния 388
5-14. Универсальная кривая Ионсона ЗЭД
5-15. Ослабление пучка неоднородных лучей. Эффективный коэф-
фициент поглощения и эффективная длина волны 397
5-16. Поглощение очень жестких рентгеновских лучей. Образова¬
ние пар
Глава шестая. Измерение энергии рентгеновского излучения . . 407
6- 1. Общие соображения об измерении рентгеновского излучения —
6-2. Основные понятия и величины, характеризующие излучение . 408
6-3. Определение энергии рентгеновских лучей, переходящей в
другие виды энергии 411
6-4. Тепловое действие рентгеновских лучей . ... 413
6-5. Воздушный термометр .... -** «
6-6. Плоский болометр ... —
6-7. Термоэлектрический столбик ... 416
6-8. Радиомикрометр 41?
6- 9. Калориметр —
6*10. Фотографическое дейстние рентгеновских лучей 420
6-11. Измерение энергии рентгеновского излучения фотографиче¬
ским методом 422
6-12. Фотометрирование почернения фотопленки 424
6-13. Радиометр 425
6-14. Световозбуждающее действие рентгеновских лучей . . . —
6-15. Рентгенофотомотр 427
6-16. Электрические действия рентгеновских лучей ... . . 428
6-17. Ионизационное действие рентгеновских лучей 431
6- 18. Измерение энергии рентгеновских лучей ионизационным ме¬
тодом 433
6-19. Ионизационные камеры 439
6-20. Измерение ионизационных токов в камерах 447
6-21. Единицы измерения рентгеновского излучения 450
6-22. Практические дозиметры (ректгенометры) 453
6-23. Счетчики заряженных частиц 457
6-24. Кристаллические счетчики 455
6-25. Сцинтилляционкые счетчики 457
6-26. Методы измерения очень больших мощностей дозы рентге¬
новского излучения 469
6- 27. Химические методы дозиметрии 472
6- 28. Вакуумные камеры для измерения больших мощностей дозы
рентгеновского и у-излучений . 479
Глава седьмая. Применение рентгеновских лучей . . 485
7- 1. Исследование методом поглощения
7-2. Специальный методы рентгенографии в медицине ..... 491
7- 3. Специальные методы рентгенографии в технике 494
7-4. Исследование структуры кристаллических тел рентгеновскими
лучами 498
7- 5.* Некоторые сведения из структурной кристаллографии .... 499
7-6. Метод неподвижного кристалла. Метод Лауэ 504
7- 7. Метод вращающегося кристалла . . . . 508
7-8. Метод порошков — метод Дебая 510
7- 9. Применение жесткого рентгеновского излучения в медицине 5|3
7-10. Промышленное применение жесткого излучения 515
7- 11. Применение жесткого рентгеновского излучения в ядерной
физике 518
Глава восьмая Аппараты с радиоактивными изотопами . . . 522
8- 1. Применение радиоактивных изотопов для у-терапии
и удефект0ск°пии —
8-2. Схемы радиоактивного .распада . . . . —
8-3. Основные соотношения радиоактивного распада ... . 523
8-4. Единицы активности . * 524
8-5. Методы получения радиоактивных изотопов 526
8- 6. Накопление радиоактивных атомов изотопа ssCs137 в я дерном
реакторе* при делении Vя35 527
8-7. Накопление радиоактивных изотопов 2;Coto при облучении
нейтронами препарата Со6а а ядерпом реакторе . . . . 529
8-8. Самопоглощение у-излучеиия . 530
8-9. Выбор радиоактивных изотопов . . .531
567
8-10. Конструкция аппаратов с радиоактивными изотопами . . . 533
8-11. Достоинства и недостатки радиоактивных источников унз-
л учения 537
Глава девятая, Краткие сведения о мерах защиты от вредного дей¬
ствия рентгеновских лучей .... 541
приложений
1. Некоторые физические постоянные 548
2. Условные обозначения типов электронных рентгеновских трубок . . . 549
3. Толщина защитного слоя свинца для ослабления излучения до
10 мкг/сек на расстоянии 1 м от-фокуса трубки при анодном токе 1 ма 550
4. Значение толщин материалов в миллиметрах, ослабляющих рентгенов¬
ское излучение в той же мере-, как и 1 мм металлического свинца . . —
5. Постоянные решеток d некоторых кристаллов при 18? (по Зигбану) —
6. Длина волны в онгстремэх и потенциал возбуждения К-серин не¬
которых элементов 551
и, - я
7. Значения массовых коэффициентов ослабления — — 1 одно-
9 9 9
родных рентгеновских лучей —
8. Значения слоя половинного ослабления Д для некоторых материа¬
лов по Зигбану, мм 552
9. Зависимость энергии, импульса Hr и изменения массы от отио-
nt-
снтельной скорости электрона 553
10. Определение множителя k в формуле для коэффициента полез¬
ного действия —
11. Таблица значений показателей функции е~? 554
12. Характеристики важнейших металлов . . —
Литература 557
Харадма
Феофан Нинолаевич
М.-Л., издательство «Энергия». 1966
368 стр. с рис.
Редактор Е. И. Кабалкин
Теха. редактор О. С. Жигншсова
Корректоры Е. С. Барбан. Э. Л. Любченко,
М. 9. Орешенкоба
Обложка Ю. Н. Давыдова
ОБЩИЙ КУРС
РЕНТГЕНОТЕХНИКИ
Сдано в производство 30/X 1963 г.
Подписано к печати 5/Ш 1966 г. М-16604.
Печ. л. 35.5. Уч.-кэд. л. 35. Бум. л. 17,7.
Типографская М 2. 60X90Vm. Тираж 7000.
Цена I р. 95 к. Заказ 2430.
Ленинградская типография М 4 Главполи-
графпрома Комитета по печати при Совете
Министров СССР. Социалистическая. 14.