Автор: Иванов С.А. Щукин Г.А.
Теги: электротехника испытания материалов товароведение силовые станции общая энергетика другие отрасли радиоэлектроники медицина практическая медицина энергоатомиздат рентгенология рентгенодиагностика
ISBN: 5-283-04435-1
Год: 1989
Текст
С.А.ИВАНОВ
Г. А. ЩУКИН
РЕНТГЕНОВСКИЕ
ТРУБКИ
ТЕХНИЧЕСКОГО
НАЗНАЧЕНИЯ
Из '
Ленинград
ЭНЕРГОАТОМИЗДАТ
Ленинградское отделение
1989
ББК 32.995
И20
УДК 621.386.2:620.179.152
Рецензент В. А. Гущин
Редактор Ю. В. Долгополова
Иванов С. А., Щукин Г. А.
И20 Рентгеновские трубки технического назначения. — Л.:
Энергоатомиздат. Ленингр. отд-'ние, 1989. — 200 с.: ил.
ISBN 5-283-04435-1
Рассмотрены особенности конструкции, параметры и характери-
стики, методы расчета основных параметров рентгеновских трубок
для просвечивания материалов, рентгеноспектрального, рептгенострук-
турного анализа, технологических целей. На основе анализа особен-
ностей применения трубок в различных областях науки п техники
изложены основные требования к трубкам и пути к выполнению
этих требований.
Для инженеров и техников, занимающихся разработкой рентге-
новских трубок, аппаратуры и высоковольтных вакуумных приборов,
а также для студентов вузов.
,, 2302050000—127
И 051(01)—89 75—89
ББК 32.995
ISBN 5-283-04435-1
(g) Энергоатомиздат, 1989
ПРЕДИСЛОВИЕ
Непрерывное совершенствование сущест-
вующих и создание новых рентгеновских методов исследования
свойств вещества и контроля качества промышленной продук-
ции привело в последние годы к существенному развитию раз-
личных классов рентгеновских трубок, появлению приборов
принципиально новых конструкций. Разработаны металлокера-
мические трубки для промышленного просвечивания, позво-
лившие резко сократить массогабаритные показатели излуча-
телей дефектоскопических рентгеновских аппаратов; созданы
трубки для дифракционной и абсорбционной микроскопии и
интроскопии, в которых используется сканирование электрон-
ного пучка по поверхности мишени; предложены специальные
трубки для рентгенолюминесцентной сепарации минералов,
в частности алмазов, и многие другие приборы. Существенный
прогресс, основанный на широком применении ЭВМ, достигнут
в области конструирования трубок. Применение новых, про-
грессивных методов производства позволило существенно повы-
сить параметры большинства серийных рентгеновских трубок
промышленного назначения. Однако эти достижения в система-
тизированном и обобщенном виде пока не нашли своего отра-
жения в монографической литературе. Выпущенные за послед-
ние годы различными издательствами книги по 'рентгеновским
трубкам либо посвящены приборам только медицинского назна-
чения, либо являются учебниками и в силу своей специфики
не могут полностью отвечать по содержанию и объему мате-
риала интересам специалистов, занимающихся разработкой и
применением рентгеновских трубок в различных областях тех-
ники и научных исследований.
Авторы поставили своей целью хотя бы в какой-то мере
устранить имеющийся пробел в литературе по рентгеновским
трубкам технического назначения. Настоящая книга в значи-
тельной мере построена на результатах собственных работ авто-
ров в области расчета и конструирования рентгеновских трубок.
В силу ограниченного объема книги некоторые вопросы,
ранее подробно освещенные в монографиях других авторов,
здесь рассматриваются кратко, в той мере, в какой это необхо-
I*
3
димо для целостного восприятия соответствующего материала.
Дополнительные сведения о конструкциях и методах расчета
рентгеновских трубок и подробную библиографию по соответ-
ствующим вопросам можно найти в обзорах [28, 29, 30].
С. А. Ивановым написаны введение, § 1.1, 1.2, 1.6, 1.8, 3.7,
3.8 и главы 2 (за исключением § 2.1), 4 и 5. Остальные разделы
книги написаны Г. А. Щукиным. Им же составлено приложение.
Отдельные разделы рукописи книги были просмотрены д-ром
техн, наук Ф. Р. Сосниным, канд. техн, наук И. А. Назаровым
и канд. техн, наук С. В. Кириенко, которым авторы выражают
глубокую благодарность за полезные советы и замечания.
Отзывы о книге, замечания и пожелания просьба присылать
по адресу: 191065 Ленинград, Д-65, Марсово поле, д. 1, Ленин-
градское отделение Элергоатомиздата.
Авторы
ВВЕДЕНИЕ
Рентгеновская аппаратура занимает
одно из ведущих мест в ряду средств, применяемых для изу-
чения строения вещества, неразрушающего контроля качества
изделий, радиационной технологии, исследования быстропроте-
кающих процессов и решения других научных и технических
задач [15, 19, 20, 70, 81, 86]. Функциональные возможности и
технический уровень рентгеновской аппаратуры в значительной
мере определяются параметрами используемых в ней источни-
ков излучения — рентгеновских трубок.
Трубки представляют собой обширный, динамически разви-
вающийся класс электронных приборов [5, 22, 28, 68, 95, 99].
Постоянными стимулами его развития являются непрерывное
повышение требований к параметрам рентгеновской аппаратуры
и расширение сферы применения рентгеновского излучения.
Исторически первыми областями практического использо-
вания рентгеновского излучения явились медицинская диагно-
стика и просвечивание материалов. Для получения теневых
картин исследуемых объектов на начальном этапе развития
рентгенотехники применялись ионные рентгеновские трубки.
Работы Лилиенфельда и особенно Кулиджа (1912—1913 гг.)
привели к созданию электронных трубок с термокатодом,
получивших в дальнейшем исключительно большое развитие
[80].
Открытие дифракции рентгеновского излучения в кристаллах
(1912 т.) послужило основой для развития двух важнейших
областей современной техники — рентгеноструктурного и рент-
геноспектрального анализов. Появились методы, позволяющие
исследовать структуру кристаллических веществ на атомном
уровне и определять элементный состав различных материа-
лов. Для их практической реализации были разработаны трубки
с различными мишенями и выпускными окнами, слабо погло-
щающими длинноволновое излучение.
В последующие два десятилетия благодаря успехам вакуум-
ной техники и технологии рентгеновские трубки были значи-
тельно усовершенствованы [77, 97].
5
На рубеже 30—40-х годов родилась новая область примене-
ния рентгеновского излучения—рентгенография быстропроте-
кающих процессов с помощью мощных вспышек рентгеновского
излучения (Штеенбек, Оостеркампф, Слэк, Эрке, В. А. Цукер-
ман и др. [80, 99, 105]). В 50-х годах в аппаратуре микро-
секундного диапазона, предназначенной для исследования явле-
ний взрыва, детонации, внешней и внутренней баллистики,
динамического уплотнения материалов и других процессов,
начали применять трубки с автоэмиссионными катодами [80,
105].
Создание приборов с фокусным пятном диаметром 0,5—1 мкм
привело к широкому применению в промышленности и научных
исследованиях метода проекционной рентгеновской микроско-
пии, с помощью которого изучают фазовый и элементный состав
сплавов, процессы коррозии и диффузии металлов; осущест-
вляют неразрушающий контроль качества изделий микроэлек-
троники и полупроводниковой техники и т. д. Эффективным
средством неразрушающего контроля изделий электронной про-
мышленности стали рентгенотелевизионные микроскопы, раз-
работанные в 60-х годах [81].
В последние годы новые успехи достигнуты в технике гене-
рирования импульсного рентгеновского излучения. Созданы
рентгеновские трубки со взрывоэмиссионными катодами для
сильноточной аппаратуры наносекундного диапазона [13, 22,
46, 62, 99, 105]. Основные области ее применения — физика
быстропротекающих процессов, радиационная химия, физика
плазмы, дефектоскопия в нестационарных условиях. Важное
значение для развития этого класса рентгеновских приборов
имели работы по исследованию взрывной электронной эмиссии
и инициирующих ее автоэмиссионных процессов, выполненные
в СССР (Г. А. Месяц, Г. Н. Фурсей и др.).
Новой областью применения импульсного излучения
является рентгеновская локация [20]. Рентгенолокационные
системы обеспечивают высокую точность измерения малых рас-
стояний, что недоступно традиционно используемым радиолока-
ционным средствам; точность измерений практически не зави-
сит от погодных условий. Рентгенолокационная аппаратура
малочувствительна к искусственно создаваемым помехам.
Характерный для наших дней бурный прогресс таких обла-
стей, как электроника, молекулярная биология, кристаллогра-
фия, стимулировал дальнейшее развитие дифракционных мето-
дов, основанных на использовании высокоинтенсивных рентге-
новских пучков. Для их получения разработаны мощные гене-
раторы излучения на базе трубок с вращающимся анодом,
охлаждаемым проточной жидкостью [104, 107]. Мощные гене-
раторы излучения позволили создать радиоэлектронные системы
визуализации дифракционных изображений кристаллов. Появи-'
лась возможность быстро выявить пространственную картину
6
распределения дефектов в кристаллических пластинах. Этот
неразрушающий метод контроля имеет первостепенное значе-
ние для микроэлектроники, лазерной техники, оптоэлектроники
и других областей техники, где широко используют кристаллы.
С помощью мощных генераторов осуществлены уникальные
эксперименты по исследованию структуры биополимеров
(белков, нуклеиновых кислот, вирусов и т. п.).
Важное экономическое и социальное значение имеет широкое
внедрение в горно-обогатительную промышленность рентгено-
люминесцентного метода сепарации минералов, в частности
алмазов. Применение рентгенолюминесцентных сепараторов
не только обеспечивает более высокий, чем классические (фло-
тационный, жировой, гравитационный) методы, процент извле-
чения алмазов из породы, но и способствует резкому улучше-
нию условий труда персонала обогатительных фабрик, повы-
шению культуры производства. Для работы в сепараторах
требуются специальные мощные мягколучевые рентгеновские
трубки.
Одним из крупнейших достижений современной электроники
явилось создание рентгеновских вычислительных томографов —
диагностических комплексов, обеспечивающих быстрое получе-
ние на экране дисплея высококачественных послойных изобра-
жений исследуемого объекта, в частности тела человека [81].
Развитие вычислительной томографии стимулировало разра-
ботку новых диагностических трубок с вращающимся анодом
с повышенной номинальной мощностью.
В последние годы родилось и успешно развивается перспек-
тивное направление в электронике, связанное с применением
рентгеновского излучения для технологических целей, —рент-
генолитография [49, 93]. Рентгенолитографический процесс
обеспечивает получение микроструктур с субмикронными раз-
мерами, что имеет исключительно важное значение для даль-
нейшего развития микроэлектроники. Для экспонирования
в рентгенолитографии необходимо использовать мощные источ-
ники длинноволнового излучения. Практическое применение
получили источники синхротронного излучения, а также рент-
геновские трубки специальной конструкции. Особое внимание
в настоящее время уделяется созданию более дешевых и доступ-
ных рентгенолитографических установок на базе традиционных
источников излучения—рентгеновских трубок.
Успешно ведутся ра'боты по созданию высокочастотных рент-
геновских трубок [67].
Таким образом, развитие рентгеновских трубок идет как
по пути непрерывного совершенствования их конструкции и
улучшения параметров, так и по пути создания новых конструк-
ций, позволяющих решать разнообразные технические задачи
на принципиально новой основе. Большой вклад в разработку
трубок для научной, технической и медицинской рентгеновской
7
аппаратуры внесли советские специалисты Н. А. Дронь,
В. Г. Лютцау, Г. М. Николаенко, И. П. Оке, В. И. Раков,
М. И. Теумин, Ф. Н. Хараджа, В. А. Цукерман и др.
Важно отметить, что в настоящее время практически не
существует каких-либо источников проникающего фотонного
излучения, альтернативных рентгеновским трубкам. Таким
образом, непрерывное совершенствование рентгеновских трубок
продолжает оставаться актуальной технической задачей.
ГЛАВА
ПЕРВАЯ
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
В РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБКАХ
1.1. СПЕКТРЫ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Проникающее излучение, открытое
в 1895 г. немецким физиком Рентгеном (1845—1923) и назван-
ное в его честь рентгеновским, представляет собой электромаг-
нитные волны с длиной приблизительно от 1 до 1СН нм.
Для возбуждения рентгеновского излучения необходимо
получить свободные электроны, сообщить им достаточно высо-
кую энергию и затормозить с помощью поставленной на их пути
мишени. Реализация процессов получения, ускорения и резкого
торможения электронов осуществляется в специальных электро-
вакуумных приборах — рентгеновских трубках, а также в уско-
ряющих трубках и камерах электронных ускорителей. В подав-
ляющем большинстве рентгеновских трубок энергия бомбарди-
рующих мишень электронов не превышает 400 кэВ и лишь
в отдельных типах приборов достигает 1—2 МэВ.
В результате взаимодействия с атомами мишени электроны
отклоняются от первоначального направления движения и
теряют свою энергию. Полные потери энергии являются суммой
ионизационных и радиационных потерь.
Ионизационные потери обусловлены неупругими соударе-
ниями электронов с атомами мишени, в которых энергия элек-
тронов затрачивается на возбуждение и ионизацию атомов.
Среднее значение потерь, приходящихся на единицу длины
пути электронов (в МэВ/см) в веществе, характеризуемом
плотностью р (г/см3), атомным номером Z и атомной массой А,
определяется формулой Бете — Блоха
z г. т(т + 1) 1
- Ш = 0,154р л Н !п---------Д7Т-- 4 Д(?) - 8 .
\ /ион L J
Здесь
2-г — 1 1 /7 — IV
Л(?)==1 _Р2__1_1П2 + Т(^;
р = v/c— отношение скорости электронов и скорости света;
У = (1 — ₽2)~|/2— коэффициент релятивистского преобразования;
6 — поправка, учитывающая эффект плотности; J — средняя
энергия ионизации атомов мишени.
9
Ш1
А- серия '
Рис. 1.1. Схема уровней энергии атома
Для веществ с Z> 12 (что всегда справедливо в отноше-
нии мишеней рентгеновских трубок) величина J (в эВ) может
быть вычислена по эмпирической формуле [82]
J/Z = 9,76 + 58,8Z-’’19.
При увеличении энергии электронов ионизационные потери
вначале уменьшаются, при некотором значении энергии дости-
гают минимума, а затем медленно возрастают. В частности, для
вольфрамовых мишеней, широко применяемых в рентгеновских
трубках, минимум ионизационных потерь наблюдается при
энергии около 1 МэВ.
В каждом из множества столкновений с атомами мишени
электрон теряет незначительную энергию — в среднем несколько
электрон-вольт. Однако в тех случаях, когда электроны иони-
зуют атомы во внутренних оболочках, потери энергии в отдель-
ном акте могут составлять единицы и десятки килоэлектрон-
вольт. Атом, у которого образована вакансия в одной из внут-
ренних оболочек, возвращается в нормальное состояние либо
путем испускания фотона так называемого характеристического
рентгеновского излучения, либо безрадиационным путем. Испус-
кание фотона происходит в результате перехода на вакантное
место электрона из внешней оболочки атома; энергия фотона
равна разности энергии атома в начальном и конечном состоя-
10
ниях. При безрадиационном процессе избыток энергии, осво-
бождающейся при таком же переходе, затрачивается на удале-
ние одного из внешних электронов атома. Это явление известно
как эффект Оже, а удаленный электрон называется оже-элек-
троном.
На рис. 1.1 показана схема возможных переходов электро-
нов между уровнями энергии атома, в результате которых воз-
никают фотоны характеристического излучения. Переходы
электронов с уровней оболочек L-, Л4-, ... на уровень ближай-
шей к ядру К-оболочки приводят к испусканию характеристи-
ческого излучения Д-серии. Соответственно при заполнении
вакансий на уровнях L-оболочки (Д,..., £щ) возникает излу-
чение L-серии и т. д.
При бомбардировке мишени электронным пучком эмиссия
фотонов характеристического излучения происходит из боль-
шого числа атомов. Поэтому в результате показанных на
рисунке переходов статистически возникают линии различных
серий. В спектрах мишеней с большим атомным номером уста-
новлено пять серий линий: К, L, М, N и О. Энергии линий
каждой серии близки по величине. Однако энергии линий раз-
ных серий одного и того же элемента существенно различны.
При переходе от К- к О-серии энергия характеристических
линий постепенно убывает. Таким образом, наиболее коротко-
волновым является излучение Д-серии. Оно обычно и исполь-
зуется на практике.
Вероятность переходов между различными парами уровней
энергии неодинакова; для некоторых переходов она равна нулю.
Вследствие этого неодинакова и интенсивность линий. Она тем
выше, чем больше вероятность соответствующего перехода.
Например, в К-серии мишеней со средним и большим атомными
номерами отчетливо наблюдаются четыре линии: он, аг, Рь р2-
перечисленные в порядке убывания их интенсивности; при этом
отношение интенсивностей линий /О, и для разных мишеней
приблизительно постоянно и равно двум.
Излучение жаждой серин возникает тогда, когда приложен-
ное к рентгеновской трубке ускоряющее напряжение U дости-
гает определенного значения, называемого потенциалом воз-
буждения. Например, потенциалы возбуждения К-, L- и ЛГ-серий
вольфрама (Z = 74) равны приблизительно 70, 12 и 3 кВ. Для
более легкоатомного элемента — молибдена (Z = 42) они соот-
ветственно равны 20, 3 и 0,5 кВ.
Длина волны и соответственно энергия фотонов характери-
стического излучения являются однозначными функциями атом-
ного номера химического элемента. Это позволяет по длине
волны (энергии фотонов) линий определять, атомы какого
элемента их испустили.
В табл. 1.1 приведены значения длин волн трех наиболее
ярких линий и потенциалов возбуждения К-серии ряда элемен-
11
Таблица 1.1. Длины волн линий и потенциалы возбужденит /С-серии
ряда элементов
Элемент Атомный Потенциал Длина волны, нм
номер возбуждения, кВ «2 3.
W 74 69,3 0,0209 0,0213 0,0184
Ag 47 25,5 0,0558 0,0563 0,0495
Мо 42 20,0 0,0708 0,0712 0,0631
Си 29 8,86 0,1537 0,1541 0,1389 .
№ 28 8,29 0,1651 0,1658 0,1497
Со 27 7,71 0,1785 0,1789 0,1617
Fe 26 7,10 0,1932 0,1936 0,1753
Сг 24 5,98 0,2285 0,2289 0,2081
тов, используемых в качестве материала мишеней рентгенов-
ских трубок.
Видно, что при увеличении атомного номера элементов
длина волны характеристического излучения уменьшается
(излучение становится более жестким).
Радиационные потери энергии обусловлены торможением
электронов в кулоновском поле атомных ядер мишени. Дви-
жение электронов в поле центральных сил ядра происходит
с ускорением, а ускоренно движущиеся заряженные частицы,
как известно из электродинамики, излучают электромагнитные
волны. Так возникает тормозное рентгеновское излучение.
Среднее значение радиационных потерь энергии на единицу
длины пути определяется выражением
ldW\
dX урад = N ^г, Фрад,
где N — число атомов в 1 см3; WIt = W+inoc2-, тос2 = 511 кэВ —
энергия покоя электрона; фрад— сечение радиационных
потерь, см2.
Величина Фрад зависит от степени экранирования кулонов-
ского поля ядра атомными электронами. При торможении пере-
лятивистских электронов (W mt)c2) в чисто кулоновском поле
Фрад = ДТ,
где <р = 5,79- 10~28Z2, см2. В этом случае средние радиационные
потери (в см2) при изменении энергии электронов остаются
практически постоянными. В релятивистском случае при
/п0с2 < IFn < 137т0с2/21/з, когда экранирование отсутствует,
Фрад = 5,79 • IO"28 Z(Z+l)f41n^-|'|
гад ’ ' \ тос2 3 /
и радиационные потери при увеличении энергии электронов
существенно растут. Например, средние радиационные потери
электронов в вольфрамовой мишени при изменении их началь-
ной кинетической энергии от 2 до 10 МэВ возрастают при-
мерно в 4 раза.
При некоторой энергии электронов Ц7кр, определяемой
(в МэВ) соотношением 1FKP ~ 800/Z, радиационные и иониза-
ционные потери энергии равны; в области W < Ц7кр преобла-
дают потери на ионизацию, а при W > IFKP— на тормозное
излучение.
Тормозное излучение имеет непрерывный спектр, содержа-
щий фотоны всевозможных энергий вплоть до некоторой мак-
симальной Стах = /iVmax. Здесь h = 6,62 • 10-34 Дж • С — ПОСТОЯН-
ная Планка; vmax— максимальная частота в спектре. Образо-
вание фотона с энергией /ivmax соответствует таким условиям
торможения, при которых вся кинетическая энергия электрона
eU полностью переходит в энергию одного фотона, т. е. eU —
= ftvmax или йсДты = eU, где Атщ— минимальная (гранич-
ная) длина волны в непрерывном спектре, соответствующая
частоте vmax! е = 1,6-10-19 Кл — заряд электрона. При тормо-
жении электроны могут терять в виде излучения любую часть
своей энергии, поэтому спектр тормозного излучения является
непрерывным.
Из полученного выше соотношения следует, что граничная
длина волны зависит только от ускоряющего напряжения
Amin ~ /lC/ (вП) .
Подставив в эту формулу численные значения констант Л,
с и е и выразив U в кВ, получим Amin (в нм):
Amin = 1,24/ U.
Возбуждение излучения происходит в некотором поверхност-
ном слое мишени, по выходе из которого оно ослабляется мате-
риалом мишени (так называемый эффект самопоглощения).
Ослабление в материале мишени оказывает существенное влия-
ние на интенсивность длинноволновых составляющих непре-
рывного спектра. Теоретически учесть этот эффект достаточно
сложно.
Для идеализированной мишени (т. е. без учета явления
самопоглощения) спектр тормозного излучения при относи-
тельно низких напряжениях описывается выражением
лт1п
где />.— спектральная интенсивность; а — коэффициент пропор-
циональности; i — ток электронов на мишень.
Из этого выражения следует, что спектральная интенсив-
ность зависит от тока, атомного номера материала мишени и
(в неявном виде) ускоряющего напряжения. Максимум 1\
наблюдается при длине волны Ao = 3Mmin. Формула получена
в предположении, что для массивной идеализированной мишени
12
13
Рис. 1.2. Спектр тормозного из-
лучения при разных напряжениях
на трубке
Рпе. 1.3. Диаграмма пространст-
венного распределения интенсив-
ности тормозного излучения мас-
сивной мишени
угловое распределение спектральной интенсивности практи-
чески не изменяется при вариации ускоряющего напряжения
в некоторых пределах.
При изменении напряжения изменяется спектральный состав
излучения. Та'К, при увеличении напряжения длины воли /.„щ,
и Хо уменьшаются, спектр смещается в сторону малых длин
волн (рис. 1.2).
Спектральный состав тормозного излучения не зависит
от тока и рода материала мишени трубки. Изменение тока (при
неизменных U и Z), так же как и изменение Z (при постоян-
ных U и I), приводит к пропорциональному изменению интен-
сивности всех составляющих спектра; длины волн Xmin и Хо
при этом остаются одними и теми же.
Интенсивность тормозного излучения прямо пропорцио-
нальна току, порядковому номеру материала мишени и квад-
рату ускоряющего напряжения:
1= Т hd%~kiZU\
Ст) i п
где k— коэффициент пропорциональности. Аналогичным обра-
зом зависит от параметров i, Z и U и полный поток энергии
излучения
Ро = $ IdS = koiZlP.
s
В этом выражении S — площадь поверхности, сквозь кото-
рую проходит поток; k0 — коэффициент, который при напряже-
ниях до 150—200 кВ равен (0,8±0,2) • 10-9 В-1.
Отношение полного потока энергии Ро к мощности Р элек-
тронного пучка, бомбардирующего мишень, есть КПД возбуж-
дения тормозного излучения. При работе трубки на постоянном
напряжении Рэ = iU и КПД определяется соотношением
•q = Ро/Р = k0UZ при U < 150—200 кВ.
Из этого соотношения следует, что величина ц имеет очень
малые значения. Например, при U = 100 кВ для трубки с воль-
фрамовой мишенью г) ~ 1 % - Таким образом, практически вся
мощность, выделяемая на мишени электронным пучком, пре-
образуется в теплоту. Поэтому рентгеновские трубки отно-
сятся к числу электронных приборов, номинальная мощность
которых лимитируется, как правило, нагревом их мишени и
анодного узла в целом.
Важнейшей характеристикой тормозного излучения является
диаграмма пространственного распределения его интенсивности.
В трубках, предназначенных для получения тормозного излу-
чения, обычно применяют массивные, срезанные под некото-
рым углом тяжелоатомные мишени. Возбужденное в такой
мишени излучение при напряжениях до 150—200 кВ распре-
делено по углам выхода достаточно равномерно. Однако, лучи,
выходящие из мишени по разным
направлениям, вследствие ослабле-
ния в ней имеют неодинаковую ин-
тенсивность (рис. 1.3). Наиболее
сильно ослабляются лучи, выходя-
щие под малыми углами к поверх-
ности мишени. Излучение, направ-
Электроны
Рис. 1.5. Спектр рентгеновского из-
лучения при различных ускоряющих
напряжениях
Рис. 1.4. Диаграмма прост-
ранственного распределения
интенсивности тормозного
излучения прострельной ми-
шени
14
15
ленное в сторону массивной мишени, поглощается ею практи-
чески полностью.
При увеличении напряжения свыше 200 кВ все отчетливее
начинает проявляться направленность тормозного излучения и
при U > 300—500 кВ практически весь поток излучения направ-
лен в сторону мишени. Поэтому в трубках, рассчитанных
на высокие напряжения, используют мишени (аноды) неболь-
шой толщины и рабочий пучок, направленный вперед, «на про-
свет» мишени (рис. 1.4). Такие мишени и аноды называют про-
стрельными. Прострельные аноды используют также в мало-
мощных низковольтных трубках.
Таким образом, бомбардировка мишени ускоренными элек-
тронами приводит к возбуждению рентгеновского излучения,
состоящего из характеристического и тормозного компонентов.
Характеристическое излучение испускают ионизированные
электронным пучком во внутренних оболочках атомы мишени
при переходе в нормальное состояние; источником тормозного
излучения являются сами бомбардирующие мишень электроны.
Оба компонента возникают одновременно (рис. 1.5). При отно-
сительно небольшом напряжении U появляется слабый непре-
рывный спектр тормозного излучения. При более высоком
напряжении (7г на фоне непрерывного спектра наблюдаются
острые пики характеристического излучения. Дальнейшее уве-
личение напряжения приводит к росту интенсивности характе-
ристического излучения, а длина волны его линий, естественно,
остается неизменной.
1.2. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ
При прохождении рентгеновских лучей
через вещество их интенсивность уменьшается. Закон ослаб-
ления для узкого параллельного пучка лучей имеет вид
Л = 10е-^х,
где /о и /х— соответственно интенсивности излучения, падаю-
щего на слой вещества толщиной х и прошедшего через него;
ц— линейный коэффициент ослабления, характеризующий отно-
сительное уменьшение интенсивности на единице пути пучка
излучения в веществе.
Ослабление происходит в результате поглощения и рассея-
ния излучения в веществе. При поглощении энергия рентгенов-
ского излучения преобразуется в другие виды энергии. В резуль-
тате рассеяния, носящего диффузный характер, частично изме-
няется направление распространения излучения. Рассеяние
может быть когерентным, когда длина волны излучения оста-
ется неизменной, и некогерентным, при котором происходит
увеличение длины волны.
16
Поглощение излучения с энергией фотонов до 2 МэВ
(именно этот диапазон энергий, как отмечалось выше, характе-
рен для излучения рентгеновских трубок) происходит в ряде
физических процессов, важнейшими из которых являются:
фотоэлектрический эффект, Комптон-эффект и эффект образо-
вания электронно-позитронных пар в поле атомных ядер.
Фотоэлектрический эффект. При фотоэлектрическом поглощении энергия
фотона е затрачивается на вырывание электрона из какой-либо оболочки
атома и сообщение ему кинетической энергии
Wq = е-£„
где Eq — энергия связи электрона в q-i’i оболочке. Если е > Ек, то атомы
облучаемого вещества будут испускать фотоэлектроны с энергиями:
WK = г—Ек\ ITL = е—El; Wm = е—Ем и т. д.
В результате эмиссии фотоэлектронов атом оказывается ионизованным.
Его переход в нормальное состояние сопровождается испусканием фотонов
характеристического излучения или оже-электронов. Это характеристическое
излучение называется флюоресцентным. Оно, естественно, имеет точно
такой же спектральный состав, как и характеристическое излучение, возбуж-
денное электронной бомбардировкой. Название лишь подчеркивает, что
флюоресцентное излучение возникло при фотонном облучении вещества.
Количественно выход флюоресцентного излучения (/-серии характери-
зуется параметром <щ, называемым отдачей флюоресценции:
(О, = ngf/Пд,
где —число атомов, испустивших флюоресцентное излучение (/-серии;
Пд — число атомов, ионизованных в (/-оболочке.
Отдача флюоресценции для К-оболочки определяется формулой
«к = Z4/(10e+Z4),
из которой следует, что с увеличением атомного номера облучаемого
вещества возрастает; при Z > 70 отдача близка к единице.
Длина волны флюоресцентного излучения зависит только от рода
испустивших его атомов — их порядкового номера Z. Поэтому, возбудив
у неизвестного вещества флюоресцентный спектр, можно по длинам волн
флюоресцентных линий определить, какие атомы входят в состав вещества,
т. е. решить задачу химического анализа.
Комптон-эффект. В этом процессе ярко проявляется корпускулярная
природа рентгеновского излучения: фотон с энергией 8 претерпевает соуда-
рение с покоящимся свободным электроном, передает ему часть своей
энергии W, а сам движется в новом направлении, т. е. рассеивается, имея
меньшую энергию es. В силу закона сохранения энергии 8 = IT-j-Bs, откуда
8s < 8 или Xs > X: в результате рассеяния произошло увеличение длины
волны излучения. Электрон, получивший кинетическую энергию W, назы-
вается электроном отдачи. Таким образом, в описанном явлении происходит
одновременно и поглощение излучения (его энергия частично передается
электронам отдачи), и некогерентное рассеяние.
Образование электронно-позитронных пар. Если энергия фотона е >
> 2тос = 1,022 МэВ, в кулоновском поле атомных ядер вещества может
произойти преобразование фотона в пару частиц — электрон и позитрон.
При этом ядро, являющееся тяжелой частицей, практически не приобретает
кинетической энергии. Поэтому закон сохранения энергии для процесса
рождения пар можно записать в виде
е « Wc-\-2moc2,
где Ч7С суммарная кинетическая энергия электрона п позитрона; 2пгос2 —
их суммарная энергия покоя. Очевидно, что в пределе Wc = 0. Отсюда
2 Заказ 86
17
непосредственно находим пороговое значение энергии фотона е — 2тос::,
начиная с которого эффект рождения пар становится возможным.
Завершая краткую характеристику процессов, обусловливающих ослаб-
ление рентгеновского излучения веществом, остановимся на явлении коге-
рентного рассеяния. Оно наблюдается при прохождении через вещество
длинноволнового излучения. Природа когерентного рассеяния может быть
объяснена с позиций классической (волновой) теории.
Согласно классическим представлениям электроны атома под действием
переменного электрического поля электромагнитного излучения совершают
гармонические колебания с частотой поля и сами становятся источниками
электромагнитных волн этой же частоты. Эти распространяющиеся во всех
направлениях волны и представляют собой рассеянное излучение.
В общем случае оба вида рассеяния — некогереитное и когерентное —
наблюдаются одновременно, однако в определенных условиях один из видов
преобладает над другим. Рассеяние коротковолнового излучения на легких
атомах является преимущественно некогерентным, а длинноволнового излу-
чения на тяжелых атомах — когерентным.
Когерентное рассеяние рентгеновского излучения кристаллическими
веществами играет важную роль при изучении их структуры. При взаимо-
действии излучения с электронами атомов кристаллической решетки возни-
кают волны рассеянного излучения, которые интерферируют между собой.
Распространяющиеся в определенных направлениях рассеянные лучи взаимно
усиливают друг друга, образуя дифракционные максимумы. Характер
дифракционной картины и позволяет судить об атомно-кристаллической
структуре объекта.
Пространственную кристаллическую решетку можно интерпретировать
как совокупность параллельных равноотстоящих атомных плоскостей, а
процесс когерентного рассеяния условно рассматривать как результат отра-
жения лучей от этих плоскостей. Если лучи с длиной волны X падают под
углом О на атомные плоскости, расстояние между которыми равно d. то
после отражения под тем же углом они образуют дифракционный макси-
мум только в том случае, если параметры X, •0' и d связаны между собой
соотношением
«X = 2d sin •0',
называемым уравнением Вульфа — Брегга. Здесь п = 1, 2, 3,. . . — порядок
отражения.
Уравнение Вульфа — Брегга имеет важное значение при решении ряда
прикладных задач. Измерив угол дифракции •0', с помощью уравнения можно
определить межплоскостное расстояние кристалла d при известной длине
волны X используемого излучения либо найти длину волны излучения X
при использовании кристалла с известным d. В таких аспектах уравнение
используется соответственно в рентгеноструктурном н рентгеноспектраль-
ном анализах.
Поскольку ослабление излучения обусловлено главным
образом рассмотренными выше тремя процессами поглощения,
линейный коэффициент ослабления ц можно представить сум-
мой трех составляющих — линейных коэффициентов фото-
электрического поглощения т, комптоновского рассеяния о и
поглощения для эффекта образования пар л:
ц — т 4- о 4* л,
каждый из которых различным образом зависит от энергии
фотонов и порядкового номера атомов вещества.
На рис. 1.6 представлена зависимость линейного коэффици-
ента поглощения за счет фотоэффекта от энергии фотонов.
18
Рис. 1.6. Зависимость линейного ко-
эффициента фотоэлектрического по-
глощения от энергии фотонов
Рис. 1.7. Зависимость линейного
коэффициента ослабления и его
составляющих от энергии фото-
нов для свинца
При определенных значениях энергии фотонов .. .егш,.. .егш, zK
наблюдаются скачки коэффициента т, называемые краями
поглощения. В промежутках между краями величина т плавно
нарастает при уменьшении энергии фотонов. Такой характер
зависимости т от е имеет следующее объяснение. Пока энергия
фотонов превышает значение ед, происходит вырывание фото-
электронов из любой оболочки атомов, причем фотоэффект
в /(-оболочке наиболее вероятен. Как только энергия фотонов
становится несколько меньше ек, она оказывается недостаточ-
ной для вырывания электронов из /(-оболочки. Поглощение
фотонов в /(-оболочке прекращается, величина т скачком умень-
шается. При последующем уменьшении е поочередно прекра-
щается вырывание электронов с Ьг.. .Ьщ-уровней L-оболочки
и т. д.
Коэффициент т для спектральных участков, заключенных
между краями поглощения и при е > е«, определяется прибли-
женной формулой
т ~ bpZme. п,
где b — коэффициент пропорциональности, который изменяется
при переходе от одного участка к другому; m « 3; м ~ 2,34-3.
Линейный коэффициент комптоновского взаимодействия при
е< 150 кэВ может быть вычислен с помощью соотношения
0 и0с3 2s ’
в котором а0 = 0,2р — классический линейный коэффициент
рассеяния, см-1. При 2е <С тпс2 имеем о ~ о0-
Для линейного коэффициента поглощения за счет эффекта
образования пар найдено следующее эмпирическое выражение
2* 19
л = kaNZ2(&—2m0c2),
где k„ — коэффициент пропорциональности; 7V=(A0/A)p —
число атомов в 1 см3 вещества; Ао— число Авогадро.
На рис. 1.7 приведены кривые, показывающие зависимость
коэффициентов т, о, л и ц от энергии фотонов для свинца
(Z = 82)—материала, широко применяемого для конструиро-
вания средств защиты от рентгеновского излучения. Рассматри-
вается область высоких энергий фотонов, лежащая за /(-краем
поглощения свинца (ек~88кэВ). При энергиях, меньших
примерно 0,5 МэВ, доминирующую роль в ослаблении, как
следует из сопоставления коэффициентов, играет фотоэффект
(т > о, л = 0), в диапазоне 0,5—5 МэВ — комптоновское рас-
сеяние и при е>5 МэВ — процесс образования пар (т, а<л).
Для фотонов с энергией около 3 МэВ свинец обладает макси-
мальной «прозрачностью».
Каждый из коэффициентов т, а, л, а следовательно, и ц
пропорционален плотности вещества. Поделив их на плотность
р, получим соответствующие массовые коэффициенты
Тт — т/р, От~Ст/р; Лт = л/р, Цт~ц/р — Tm А СТт 4“ Л,..,.
Массовые коэффициенты не зависят от агрегатного состоя-
ния вещества (твердое, жидкое или газообразное, кристалли-
ческое или аморфное), поэтому именно они обычно приводятся
в справочной литературе.
1.3. КАТОДЫ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
В качестве источников электронов
в современных рентгеновских трубках, 'как правило, приме-
няются термо- 'и ненакаливаемые катоды.
К термокатодам трубок наряду с общими требованиями
к катодам электровакуумных приборов (обеспечивать необхо-
димый и устойчивый ток эмиссии в процессе всего срока
службы, хорошо О'безгаживаться и не ухудшать вакуум в при-
боре в рабочих режимах, иметь достаточный срок службы и
т. д.) [40, 98] предъявляется и ряд специальных требований:
стабильности работы при большой напряженности поля на
поверхности катода и возможности регулировки температуры
катода (тока эмиссии) в широких пределах. Учитывая, что
мощность рентгеновских трубок в основном ограничена тепло-
вым режимом анода, а не плотностью тока с катода, обычно
в качестве источников электронов используют термокатоды из
чистого или карбидированного торированного вольфрама.
Рабочие температуры вольфрамового катода лежат в пре-
делах 2300—2650 К, при этом плотность тока эмиссии может
составлять 0,3—0,7 А/см2 при эффективности 2—10 мА/Вт.
В ряде рентгеновских трубок (например, в трубках для
структурного анализа, где важно исключить попадание мате-
20
Рис. 1.8. Конструкции прямонакальных катодов: а — цилиндрическая спираль;
б—цилиндрическая спираль с внутренней траверсой; в—архимедова спи-
раль; г — петлевой V-образный катод; 0 — петлевой Й-образный катод; е —
петлевой Й-образный катод большого диаметра
1 — токоведущие стойки; 2 — катод; 3 — поддерживающие стойки
риала катода на м'ишень в результате термоиспарения) необ-
ходимо использовать катоды с более низкой рабочей темпера-
турой. В этом случае применяются карбидированные тариро-
ванные вольфрамовые катоды. Рабочая температура таких
катодов составляет 1900—2000 К, плотность тока 1—3 А/см2,
эффективность 50—70 мА/Вт.
От формы и размеров катода в значительной степени зави-
сит один из важнейших параметров рентгеновской трубки — раз-
меры и форма действительного фокусного пятна, под которым
понимается участок поверхности мишени, бомбардируемый
электронным пучком.
На рис. 1.8 приведены конфигурации прямонакальных като-
дов рентгеновских трубок для формирования электронных пуч-
ков различного' профиля.
Катод в виде цилиндрической спирали (а) применяется
в электронно-оптических системах (ЭОС), формирующих лен-
точные электронные пучки. Спираль аналогичной конфигура-
ции (б) применяется также для формирования радиального
пучка в трубках коаксиальной конструкции.
Катод в виде плоской архимедовой спирали (в) исполь-
зуется в системах формирования осесимметричных электрон-
ных пучков. Разновидностью такого катода является спираль,
витки которой расположены по конической поверхности.
V-образный катод (г) используется в ЭОС, формирующих
пучки малого диаметра. Благодаря тому что концы такого
катода имеют низкую температуру, эмиссия электронов проис-
ходит главным образом с вершины катода. Таким образом
Удается получить источник электронов малых -размеров, что
необходимо для создания пучков малого диаметра.
21
Q-образный катод применяется в некоторых рентгеновских
трубках для получения фокусных пятен кольцевой формы
малого (д) и большого (е) диаметра.
Расчет прямонакального катода может быть проведен по
известным методикам расчета катодов электровакуумных при-
боров.
В табл. 1.2 приведены результаты расчета идеализирован-
ного вольфрамового катода в виде нити длиной 1 см при раз-
личном сроке службы t.
Таблица 1.2. Параметры прямонакального вольфрамового катода
t = 2000 ч t = 800 ч t = 400 ч
Диаметр 7, Ток Ток ЭМИС- Т, Ток
проволоки, сии катода сии катода Т, Ток
мм К ы- А длиной 1 см к А длиной 1 СМ 1), мА/см к накала tH. А ДЛИНОЙ 1 СМ I,,
мА/см мА/см
0,15 2490 2,6 12 2550 2,8 19 2600 2.9 29
0,20 2500 4,4 18 2570 4,5 31 2620 4,7 48
0,25 2530 6,0 26 2590 6,3 44 2630 6,5 68
0,30 2540 8,0 34 2600 8,3 59 2650 8,6 91
Приведенные данные позволяют оценить влияние на пара-
метры катода его рабочей температуры. При расчете спираль-
ных катодов необходимо учитывать взаимное экранирование
витков друг другом, влияние на токоотбор с катода формы и
потенциала электродов ЭОС и другие факторы.
Процесс изготовления рассмотренных выше катодов состоит
в следующем. Катоды в виде цилиндрической спирали
(рис. 1.8, а, б) изготовляются на специальных машинах (или
приспособлениях) путем навивки на цилиндрический керн
с заданным шагом. Для изготовления спиралей обычно исполь-
зуется вольфрамовая проволока диаметром 0,1—0,3 мм. При
навивке проволоку (а иногда керн) нагревают до температуры
около 600 К с целью увеличения пластичности и снятия меха-
нических напряжений. В ряде случаев концы спиралей изги-
баются в виде крючка для удобства крепления их в молибде-
но-вых стойках 2 (рис. 1.9). Крепление может быть осуществлено
либо методом сварки, либо механически — путем зажима
в крючке стойки. Одна из стоек (иногда обе) опрессовываются
керамическим изолятором 3. Стойки с предварительно закреп-
ленной спиралью устанавливаются -в держателе 5 и закреп-
ляются стопорными винтами 4. Затем собранный узел поступает
на операцию формовки спирали, которая производится с целью
придания ей устойчивой формы. Процесс формовки заклю-
чается в нагреве спирали в атмосфере сухого водорода. Нагрев
осуществляется пропусканием тока через спираль. После крат-
ковременного нагрева источник тока отключается и произво-
дится исправление деформаций, возникших в спирали. Затем
нагрев повторяется, вновь исправляются деформации и т. д.
Формовка заканчивается, когда катод приобретает устойчивую
форму, после чего он поступает на сборку катодного узла.
На практике режимы формовки (ток и время выдержки в водо-
роде) для различных катодов подбирают опытным путем
с условием обеспечения так называемой стапельной структуры
зерен [85], повышающей пластичность и формоустойчивость
катода. Образование стапельной структуры вольфрама проис-
ходит в интервале температур 2900—3100 К и зависит от кон-
струкции катода.
Для изготовления катода в виде плоской спирали (рис.
1.8, в) вольфрамовую проволоку обматывают тонкой молибде-
новой проволокой (диаметр 0,04—0,07 мм). Затем между двумя
плоскостями специальной оправки плотно, виток к витку нама-
тывают плоскую спираль. После намотки спираль вместе
с оправкой отжигают в атмосфере водорода. После отжига
спираль вынимают из оправки и методом травления удаляют
молибденовую проволоку. Остальные этапы изготовления
катода аналогичны описанному выше.
Подобную технологию изготовления имеют катоды и других
типов (рис. 1.8); она отличается лишь конфигурацией исполь-
зуемых оправок и приспособлений.
При изготовлении катодов из тарированного карбидирован-
ного вольфрама необходимо при формовке ограничиваться более
низкими температурами (до 2400 К), так как при больших тем-
пературах происходит интенсивное испарение тория и обра-
зование мелкозернистой струк-
туры вольфрама, приводящее
-к снижению долговечности и
механической прочности като-
да. В технологии сборки ка-
тодного узла с этим типом
Рис. 1.9. Способ крепления спираль-
ного цилиндрического катода
I — катод; 2 — вывод; 3 — изолятор; 4 —
стопорные винты; 5 — держатель
Рис. 1.10. Зависимость сопротивле-
ния нити накала от степени карби-
дирования
До — сопротивление при температуре 293 К;
R. — сопротивление при температуре: 1 —
1400 К; 2 — 1600 К; 3 — 1800 К: 4 — 2000 К;
5 — 2200 К
23
22
Рис. 1.11. Зависимость тока
анода от напряжения на рент-
геновской трубке при различ-
ной мощности накала
катода присутствует до-
полнительная операция —
активирование катода,
которая заключается
в получении тонкой плен-
ки тория на поверхности
предварительно науглеро-
женной вольфрамовой проволоки, имеющей в своем составе
окись тория. Для науглероживания поверхности тарированного
вольфрама его прогревают в среде углеводорода (бензол, аце-
тилен и т. д.). Так как от ‘количества образовавшегося карбида-
вольфрама (W2C) зависит сопротивление нити накала (рис.
1.10), то по изменению сопротивления судят о -степени карбиди-
рования. Под степенью карбидирования понимают часть пло-
щади сечения нити катода, которую занимает карбид воль-
фрама. Обычно нормальной считается степень карбидирования
примерно 30 %, при этом содержание углерода составляет
0,25 0,5 % массы нити накала. Наличие углерода -в вольфраме
-облегчает восстановление тория на поверхности катода и
уменьшает скорость испарения тория, т. е. повышает долговеч-
ность катода.
Анодный ток трубки зависит от тока эмиссии катода и уско-
ряющего напряжения. На рис. 1.11 представлена зависимость
анодного тока от напряжения для одной из трубок с прямо-
накальным катодом -из вольфрама. Из рисунка видно, что при
постоянной мощности накала анодный ток с ростом напряжения
вначале резко возрастает, а затем остается практически посто-
янным: трубка находится в режиме насыщения. При повышении
мощности накала соответствующая кривая идет аналогично,
а ее участок насыщения расположен выше. При работе рент-
геновской трубки мощность накала устанавливают такой, чтобы
при изменении напряжения вблизи рабочей точки анодный ток
практически не менялся. В этом случае при регулировке анод-
ного тока анодное напряжение не меняется, а это означает, что
при таком выборе рабочей точки имеется возможность регу-
лировать интенсивность тормозного излучения, оставляя неиз-
менным его спектр. Поскольку мощность трубки определяется
нагревом анода, каждому значению анодного напряжения соот-
ветствует вполне определенное максимальное допустимое зна-
чение анодного тока. Штриховая кривая на семействе электри-
ческих характеристик (рис. 1.11) соответствует этим значениям
тока при различных напряжениях. На практике электрические
характеристики трубок конкретного типа определяются при
разработке и приводятся в справочной и эксплуатационной
документации на прибор.
В трехэлектродных управляемых импульсных рентгенов-
ских трубках применяются, как правило, оксидные подогрев-
ные катоды торцевой конструкции. Эти катоды позволяют
получить в импульсном режиме плотность тока эмиссии 8—
10 А/см2. Нанесение оксидного покрытия при изготовлении этих
катодов производится с помощью плазмотрона [64].
Для получения больших импульсных токов в импульсных
рентгеновских трубках микро- и наносекундного диапазона при-
меняются ненакали-ваемые катоды из тантала ил-и вольфрама,
работающие в режиме автоэлектронной или взрывной электрон-
ной эмиссии [62, 65]. Конструкция этих катодов рассмотрена
при описании рентгеновских трубок для исследования быстро-
протекающих процессов (см. § 3.8).
Автоэлектронная эмиссия (АЭЭ) происходит под действием
сильного электрического поля с напряженностью Е у поверх-
ности катода 107 В/см и более [62, 65]. В соответствии с тео-
рией автоэлектронной эмиссии Фаулера и Нордгейма с увели-
чением Е плотность тока автоэлектронной эмиссии резко возра-
стает и для металлических острий может достигать 107 А/см2 и
даже несколько больше. Для получения больших автоэмиссион-
ных токов в импульсе (103—104 А) необходимо использовать
катоды с большим числом эмиттеров, имеющих малый радиус
кривизны.
Взрывная электронная эмиссия (ВЭЭ) возникает при
сильном разогреве и взрыве микроострий на поверхности катода
под действием тока АЭЭ. Процесс возникновения ВЭЭ заклю-
чается в интенсивном испускании электронов при переходе
материала эмиттера из конденсированной фазы в плотную
плазму в результате разогрева локальных областей катода.
ВЭЭ имеет большую плотность плазмы в зоне эмиссии (не
менее 1020 см-3); сильную ее неоднородность в малом объеме;
малую длительность процессов (10-10—10-8 с) и большую плот-
ность тока (107—108 А/см2).
Для расчета параметров излучения рентгеновской трубки
с катодом, работающим в режиме ВЭЭ, необходимо знать ее
вольт-амперную характеристику. Получить точное решение
задачи в режиме ограничения тока объемным зарядом при
произвольной конфигурации электродов и плазменных сгуст-
ков невозможно. Поэтому обычно используют приближенные
методы. Для трубки с плоским анодом и плоским катодом,
имеющим большое число эмиттеров, вольт-а-мперная характе-
ристика имеет вид
z = 2,33-10 HAAS/Ш -vty,
где U — напряжение на аноде, кВ; S — площадь рабочей поверх-
ности катода; d — длина промежутка катод — анод; v — ско-
рость разлета плазмы (1—3-106 см/с).
25
24
В этом выражении учтено, что при движении плазмы со ско-
ростью v расстояние между катодом и анодом сокращается.
Для трубок с другими конфигурациями электродов выражения,
описывающие вольт-амперные характеристики, приведены
в [62].
1.4. ФОКУСНОЕ ПЯТНО ТРУБКИ.
СТРУКТУРА ПЯТНА
Большинство рентгеновских трубок (для
промышленного просвечивания, проекционной микроскопии,
медицинской диагностики и др.) используется для получения
теневых картин просвечиваемых объектов. Из оптики известно.
что теневая картина просвечивания имеет резкие границы
в том случае, когда источник излучения является точечным.
Это означает, что рентгеновские трубки для исследования мето-
дом просвечивания должны иметь малые размеры фокусного
пятна. Как правило, это требование предъявляется к трубкам
и других типов, например для структурного анализа, но по
иным причинам. В реальных условиях источник рентгеновского
излучения имеет конечные размеры, поэтому теневое изобра-
жение характеризуется той или иной степенью геометрической
нерезкостп. Она определяется размерами эффективного фокус-
ного пятна, под которым понимают проекцию действительного
фокусного пятна рентгеновской трубки в направлении оси рабо-
чего пучка на плоскость, перпендикулярную этой оси. Несложно
видеть (рис. 1.12), что длина эффективного фокусного пятна
L' зависит от направления рабочего пучка излучения (опреде-
ляемого углом а, который отсчитывается от рабочей поверх-
ности анода в плоскости симметрии трубки: L' = Lsina; здесь
L — длина действительного фокусного пятна), а ширина эффек-
тивного пятна F равна ширине действительного фокусного
пятна. Для трубок с линейным фокусным пятном угол накло-
на анода обычно выбирают таким, чтобы для рабочего пучка,
идущего перпендикулярно оси трубки, эффективное фокусное
пятно имело форму квад-
рата. Если просвечивание
ведется широким пучком,
то в случае линейного
фокусного пятна резкость
границ по полю теневой
картины будет неодина-
кова. Лучи, идущие под
малыми углами, будут
Рис. 1.12. Зависимость длины
эффективного фокусного пятна
от угла наклона оси рабочего
пучка к поверхности мишени
Рис. 1.13. Схематическое изоб-
ражение ЭОС рентгеновской
трубки
/ — держатель катода,- 2 — фокуси-
рующий электрод; 3 — цилиндри-
ческая спираль (катод)
создавать более резкое
изображение, чем под
большими. В случае круг-
лого фокусного пятна эф-
фективное пятно для раз-
личных углов будет иметь
форму эллипса, длина
большой оси которого не
зависит от угла а, а
длина малой оси также пропорциональна sin а. Так как макси-
мальный раз-мер эффективного фокусного пятна для разных
углов выхода одинаков, то при просвечивании широким пучком
максимальная нерезкость по полю теневой картины в этом
случае будет приблизительно одинакова.
Преимущество линейного фокусного пятна по сравнению
с круглым заключается в том, что при одинаковых площадях
эффективных пятен круглой и прямоугольной формы площадь
действительного линейного фокусного пятна может быть зна-
чительно больше. Известно, что при прочих равных условиях
мощность трубки тем больше, чем больше площадь ее дейст-
вительного фокусного пятна. Таким образом, при одинаковых
площадях эффективных фокусных пятен и прочих одинаковых
параметрах трубок приборы с линейным фокусным пятном
могут иметь большую мощность, чем с круглым. Поэтому сов-
ременные рентгеновские трубки, как правило, имеют линейные
фокусные пятна. Круглое фокусное пятно применяется только
в тех случаях, когда конструкция трубки не позволяет доста-
точно просто сформировать ленточный электронный поток,
либо в тех, когда круглая форма пятна продиктована приме-
няемым методом (например, проекционная микроскопия).
Для формирования ленточных и осесимметричных электрон-
ных пучков, необходимых для получения линейного и круглого
фокусных пятен, применяют электростатические или комбини-
рованные ЭОС. Комбинированная система состоит из электро-
статической системы формирования пучка и одной или несколь-
ких магнитных линз.
Простейшая электростатическая ЭОС, широко применяемая
в рентгеновских трубках, показана на рис. 1.13 в двух проек-
циях. Винтовая спираль 3 укреплена в держателе катода 1,
на который надет фокусирующий электрод (катодная головка)
2. В ряде случаев фокусирующий электрод изолируется от
26
27
Рис. 1.14. Конструкция комбинированной ЭОС
/ — катод; 2— фокусирующий электрод; 3 — анод; 4 — пролетная труба; 5 —фокуси-
рующая магнитная линза; 6 ~ мишень
Рис. 1.15. Конструкция катодного узла
трубка; 2 — молибденовая стойка; 3 — стеклянный изолятор; 4 —стойка;
катода; 6—фокусирующий электрод; 7 — катод; 8 — катодный экран;
9—коваровое кольцо
/ — стеклянная
5 — держатель
катода и на него подается определенный потенциал. На рис. 1.14
схематически показана конструкция комбинированной ЭОС.
Она состоит из электронной пушки и короткой магнитной
линзы. Пушка образована катодом 1, фокусирующим электро-
дом 2 и анодом 3, который соединен с пролетной трубой 4.
В конце пролетной трубы установлена мишень трубки 6. Маг-
нитная линза 5 надета на пролетную трубу. Такая система
позволяет получить на мишени трубки круглое фокусное пятно
регулируемых размеров. Регулировка осуществляется измене-
нием потенциала на фокусирующем электроде и тока магнит-
ной линзы. В качестве магнитной линзы могут быть также
использованы постоянные магниты.
Обычно катод и фокусирующий электрод монтируются на
катодной ножке, которая в процессе изготовления трубки сое-
диняется с ее вакуумной оболочкой. На рис. 1.15 показана
конструкция собранного катодного узла одной из современных
рентгеновских трубок. Вольфрамовый катод 7, закрепленный
в молибденовых стойках, имеющих керамические изоляторы,
устанавливается в держателе катода 5. К последнему приварен
фокусирующий электрод 6. Собранный узел крепится посредст-
вом несущей стойки 4 к катодной ножке, состоящей из стек-
лянной трубочки 1 с развернутой тарелочкой и коварового
кольца 9. К коваровому кольцу вакуумплотно приварен арми-
рованный стеклянный изолятор 3, содержащий два ввода 2.
Вводы электрически соединены с молибденовыми стойками
катода и служат для подключения источника накала. Для экра-
нирования деталей малого радиуса используется тонкостенный!
металлический цилиндр (катодный экран) 8.
ЭОС обеспечивает определенное распределение плотности
тока по площади действительного фокусного пятна. Распреде-
ление плотности тока по радиусу круглого или по ширине
линейного действительного фокусного пятна называется струк-
турой фокусного пятна. В ряде случаев, например в трубках
для структурного анализа, стремятся ‘иметь равномерную струк-
туру фокусного пятна. Для некоторых применений рентгенов-
ского излучения, в частности для терапии, структура пятна
существенной роли не играет.
У подавляющего большинства серийных рентгеновских тру-
бок производится при их испытании в заводских условиях
съемка на рентгеновскую пленку и измерение размеров эффек-
тивного фокусного пятна. В зависимости от размеров пятна
для этой цели применяется несколько методов. Фокусные пятна
до 0,1 мм измеряются путем фотографирования специального
тест-объекта — измерительной сетки. Пятна размером 0,1—5 мм
фотографируют на пленку с помощью камеры с малым отвер-
стием (лохкамеры). Снимки фокусных пятен размером более
5 мм получают с помощью щелевого коллиматора.
Измерительная сетка должна иметь определенный шаг и
диаметр нитей d, превышающий размер фокусного пятна
не менее чем в 3 раза. Чтобы прозрачность сетки к рентгенов-
ским лучам была небольшой, ее изготовляют из тяжелоатом-
ного материала, с порядковым номером обычно не менее 42,
а снимок получают при малых анодных напряжениях. Для
получения снимка сетки ее, как правило, размещают на выход-
ном окне рентгеновской трубки, а на некотором расстоянии Д
размещают кассету с рентгеновской пленкой. Экспозицию
выбирают таким образом, чтобы плотность почернения снимка
и плотность вуали не превышали соответственно 2,0 и 0,4.
Размер фокусного пятна определяется по следующей
формуле:
, fi — Md
J \и— 1 ’ „
29
28
где М = (L2 + Li)/Li — коэффициент увеличения; Li— расстоя-
ние от фокусного пятна до сетки; fi— ширина изображения
нити сетки на снимке.
На практике коэффициент увеличения определяют по фор-
муле M = b\/b, где b и Ь\ — соответственно шаг сетки и шаг
изображения сетки на снимке. Принято обычно величину М
выбирать не менее 5, а при фотографировании фокусного пятна
размером менее 10 мкм — не менее 30.
Лохкамера, предназначенная для фотографирования фокус-
ных пятен средних размеров, состоит из металлического кор-
пуса, в одной из стенок которого установлена диафрагма
с малым отверстием. Материал и толщина корпуса выбирается
из условий практически полного поглощения неиспользован-
ного рентгеновского излучения. У противоположной стенки
корпуса устанавливается кассета с рентгеновской пленкой.
Размер фокусного пятна определяется по его снимку, получен-
ному с помощью лохкамеры по следующей формуле:
. Д-ЩМ + 1)
где fi — размер изображения фокусного пятна на пленке; М -
коэффициент увеличения, М = L2/Lt, Li — расстояние от фокус-
ного пятна до диафрагмы; Л2— расстояние от диафрагмы до
кассеты с пленкой; d — диаметр отверстия в диафрагме.
Диаметр отверстия в диафрагме и коэффициент увеличения
зависят от размеров фокусных пятен. Рекомендуемые значе-
ния d и М для пятен разных размеров приведены в табл. 1.3.
Изготовляют диафрагму из материала с атомным номером
не менее 42. Ее толщина для анодных напряжений 10—30;
30—70; 70—100 кВ должна составлять соответственно 0,5; 1,0.
1,5 мм.
Для съемки фокусного пятна лохкамеру располагают таким
образом, чтобы ось камеры совпадала с осью рабочего пучка
излучения рентгеновской трубки. Расстояние от диафрагмы
до фокусного пятна Li устанавливается минимальным возмож
Размер
фокусного
пятна, мм
0,1-0,4
0,4—1,0
0,1—5,0
Таблица 1.3. Зависимость
диаметра диафрагмы
и коэффициента увеличения
при съемке фокусных пятен
от их размера
Диаметр
диафрагмы.
Коэффици-
ент увели-
чения
0,01-0,03
0,03-0,1
0,10—0,30
3
2
1
ным, но обеспечивающим необходимый коэффициент увеличе-
ния при заданном расстоянии L2. Режим съемки выбирается
таким, при котором максимальная плотность почернения снимка
не превышала 1,5.
Щелевой коллиматор состоит из набора прямоугольных пла-
стин (рис. 1.16). Размеры коллиматора (в мм) рекомендуется
выбирать в следующих диапазонах: А Зг 50 С; В = (0,2-н0,5)Л;
С= (2-4-3)D; D = 0,2—0,4; / 4г 20 мм. При съемке фокусного
пятна коллиматор вплотную приставляют к окну рентгеновской
трубки. С другой стороны коллиматора вплотную устанавли-
вают кассету с рентгеновской пленкой. Размер фокусного пятна
определяется по числу полос на снимке, крайние из которых
должны иметь плотность почернения 0,5—0,6 максимальной.
Для оперативной оценки размеров фокусного пятна более
0,3 мм иногда применяют телевизионный метод. Используется
при этом рентгенотелевизионная установка с передающей труб-
кой типа рентгенвидикона. На мишень рентгенвидикона проеци-
руют изображение измерительной сетки либо изображение
фокусного пятна, полученное с помощью лохкамеры. Этот метод
Удобно использовать при настройке ЭОС рентгеновских трубок,
В которых настройка осуществляется путем взаимного переме-
щения элементов ЭОС.
В некоторых случаях для измерения фокусных пятен может
быть использован метод измерительного ножа [58], в котором
для регистрации излучения используется не рентгеновская
пленка, а другой детектор излучения, например счетчик фотонов.
Схема метода показана на рис. 1.17. Рентгеновское излучение
через диафрагму 3 попадает в детектор 4. Нож 1 с помощью
микроперемещателя 2 перекрывает рентгеновский пучок и
меняет его интенсивность. Регистрируется зависимость интенсив-
ности излучения от положения ножа (рис. 1.18). Размер фокус-
ЗО
31
кого пятна определяется по полученной кривой с учетом нор-
мированных уровней интенсивности Ц и /2- Измерительный
нож должен быть выполнен из тяжелоатомного материала,
например тантала.
Изображения фокусных пятен, полученные на рентгеновской
пленке, прикладывают к паспортам многих типов рентгеновских
трубок. Номинальные размеры пягпа всегда указаны в паспорте
на трубку.
1.5. АНОДЫ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
И МЕТОДЫ ИХ ОХЛАЖДЕНИЯ
Анодом рентгеновской трубки называется
электрод, выполняющий функции мишени или несущий мишень
трубки. Часть рентгеновского излучения, возникающего при
торможении электронов на мишени, предназначенная для полет-
ного использования и заключенная в телесном угле, вершина
которого лежит в центре действительного фокусного пятна,
называется рабочим пучком излучения трубки. Геометрические
характеристики рабочего пучка излучения (его направление
и телесный угол) зависят от конструкции рентгеновской трубки
и ее анода.
Конструктивно аноды могут быть выполнены массивными
пли прострельными (рис. 1.19). С помощью массивного анода
(рис. 1.19, а) рабочий пучок трубки может быть сформирован
в пределах ср = 0ч-87°. Такой анод состоит, как правило, из тела
анода 4 и мишени 3 (составной анод). Материал тела анода
должен обладать высокой теплопроводностью, так как через
тело анода отводится теплота к охлаждающему устройству.
Чаще всего тело анода изготовляется из меди, обладающей
достаточно высокой температурой плавления (1360 К), хоро-
шими вакуумными свойствами, высокой теплоемкостью и тепло-
проводностью. Применяют бескислородную медь.
К мишени предъявляются требования высокой температуры
плавления и низкой упругости паров при высокой температуре.
В трубках, предназначенных для получения тормозного излу-
чения, мишени изготовляют из вольфрама (температура плав-
ления 3650 К, давление пара при температуре 2300 К состав-
ляет 10 6 Па). Для получения характеристического излучения
определенной жесткости (трубки для рентгеноструктурного
анализа и рентгеноспектрального анализа) мишени изготовля-
ют из различных материалов (хром, железо, медь, молибден,
серебро и др.). В ряде случаев мишень как конструктивный
элемент в трубке отсутствует, а ее функции выполняет поверх-
ность тела анода (однородный анод).
Основное требование при изготовлении массивного анода
с мишенью — хороший тепловой контакт между мишенью а
телом анода. Это требование обеспечивается различными тех-
нологическими приемами: вакуумной плавкой, диффузионно!1
32
Рис. 1.19. Конструкции анода: а — массивный; б — прострельный
1 — электронный пучок; 2 — рентгеновское излучение; 3 — мишень; 4 — тело анода
(подложка)
сваркой, электрохимическим или плазменным нанесением.
Вакуумная плавка применяется для изготовления анодов
с массивными тугоплавкими мишенями из вольфрама, молиб-
дена или родия. Для плавки используют разборный графито-
вый тигель в виде стакана, на дно которого устанавливают
под необходимым углом мишень. Затем в тигель вкладывают
медную, предварительно очищенную от загрязнений цилиндри-
ческую заготовку. Плавку меди в тигле производят в вакуум-
ной печи с электрическим нагревом или посредством токов
высокой частоты под кварцевым колпаком при давлении
порядка 10-3Па [19]. В зависимости от массы анодов подби-
рают режимы плавки таким образом, чтобы медное тело анода
имело крупнокристаллическую структуру. После плавки заго-
товку анода обрабатывают механически, придавая ей необхо-
димую конфигурацию.
Для изготовления массивных составных анодов с мише-
нями из ванадия, а иногда и родия применяется диффузионная
сварка. Процесс сварки производится при температуре 950—
1050 К в вакууме (10-1 — 10-3Па).
Мишень накладывается на торец предварительно изготов-
ленного тела анода. Эта сборка помещается в термосжимае-
мую оправ'ку либо в камеру с гидроприводом, 'к 'которому при-
кладывается механическое давление 60—180 кге/ом2. Заготовки
анода в дальнейшем также подвергаются механической обра-
ботке.
Мишени из железа, хрома, кобальта, серебра и рения обычно
наносятся на массивное тело анода электрохимическим осаж-
дением. Толщина наносимых материалов должна быть не менее
глубины проникновения электронов в мишень при номиналь-
ном напряжении трубки. Для электрохимического осаждения
приготовляются специальные солевые растворы; при пропуска-
3 Заказ 86 ДД
нии тока через них на аноде происходит восстановление чистого
металла. Для нанесения мишеней из ванадия и титана может
быть использован метод плазменного напыления.
После механической обработки анодов с мишенями они под-
вергаются тщательной очистке, которая включает в себя меха-
ническую полировку, обезжиривание в ультразвуковых ваннах
с применением различных растворителей (водные растворы
щелочей и поверхностно-активных веществ, органических рас-
творителей и т. д.), электрохимическое полирование, вакуумный
отжиг.
Прострельный анод применяется в рентгеновских трубках,
как правило, в тех случаях, когда необходимо иметь рабочий
пучок, ось и направление которого совпадают с осью и направ-
лением электронного пучка электронов (рис. 1.19,6). Про-
стрельные аноды также могут быть составными или однород-
ными.
Составной анод включает в себя достаточно тонкую под-
ложку и мишень. Подложка должна пропускать рабочий пучок
излучения с малым ослаблением. Во многих случаях она одно-
временно может выполнять роль выпускного окна трубки. При
этом подложка должна быть вакуумно-плотной. Как правило,
подложки составных прострельных анодов изготовляются из
бериллия.
Нанесение мишеней на бериллиевую подложку осуществ-
ляется методами электрохимического осаждения (мишени из
никеля, меди, серебра, рения) или плазменного напыления
(мишени из титана, ванадия, германия, вольфрама). Для обес-
печения хорошей адгезии подложек их подвергают предвари-
тельной обработке, основным этапом которой является электро-
химическое обезжиривание в щелочных растворах.
Мишени прострельных анодов должны иметь определенную
толщину. При очень малых толщинах мишени электроны про-
ходят через нее и тормозятся в подложке. Интенсивность излу-
чения при этом мала. При относительно большой толщине
мишени электроны тормозятся только в поверхностном слое
мишени, остальная часть мишени при этом вызывает дополни-
тельное ослабление излучения. Максимальная интенсивность
излучения (и тормозного, и характеристического) при данном
номинальном напряжении достигается, когда толщина мишени
несколько меньше глубины проникновения электронов.
Однородные прострельные аноды выполняются в виде
фольги или пластинки из соответствующего материала. Если
такая мишень одновременно является выпускным окном трубки,
то она должна быть вакуумно-плотной.
Конструкция охлаждающего анод устройства зависит от
режима работы, мощности трубки и некоторых других фак-
торов.
В рентгеновских трубках, работающих в режиме повторно
Рис. 1.20. Конструкция анодного узла с радиаторным охлаждением
/ — анодный чехол; 2 — мишень; 3 — выпускное окно; 4— тело анода; 5 — фланец;
6 — радиатор
кратковременного включения средней мощности (несколько
сотен ватт), применяют, как правило, радиаторное охлаждение.
На рис. 1.20 представлена конструкция такого анодного узла.
К медному телу анода 4 с мишенью 2 крепится сваркой фла-
нец 5, посредством которого производится подсоединение анод-
ного узла к баллону трубки. Радиатор 6, как правило, закреп-
ляется на хвостовике анода по горячей посадке после откачки
трубки. С целью надежного теплового контакта сопрягаемые
поверхности тела анода и радиатора тщательно обрабаты-
ваются. Для увеличения поверхности теплообмена радиатор
выполняется многореберным. В качестве охлаждающей среды
могут применяться масло, элегаз или воздух. В зависимости
от конструкции излучателей и режимов работы охлаждение
бывает принудительным (посредством насосов) или естествен-
ным. В трубках большой (до 4 кВт) мощности, работающих
в длительном непрерывном режиме, применяются системы про-
точного жидкостного охлаждения, показанные на рис. 1.21.
В качестве хладагента используется вода или трансформатор-
ное масло.
В обеих системах охлаждения жидкость поступает в полость
анода по трубке 6 (8), расположенной на его оси, омывает
внутреннюю стенку полости непосредственно (рис. 1.21, а)
либо растекаясь по каналам специальной бифилярной спирали
(рис. 1.21,6), припаянной к торцевой части охлаждаемой
поверхности. Спираль, называемая улиткой, способствует луч-
шему омыванию жидкостью наиболее горячей, торцевой части
охлаждаемой поверхности, а также увеличивает поверхность
теплообмена. Поэтому система охлаждения с улиткой способна
отводить более высокую мощность, чем показанная на рис.
1.21, а.
34
35
Рис. 1.21. Конструкция анод-
ного узла с проточной систе-
мой охлаждения: а — с плос-
кой охлаждаемой поверх-
ностью
/--мишень; 2— тело анода; 3 —
фланец; 4 — полость для выхода
хладагента; 5 — труба; 6'— по-
лость для входа хладагента; 7 —
фиксатор
б— с развитой охлаждаемой
поверхностью
/ — анодный чехол; 2 — мишень;
3 — выпускное окно; 4 — тело ано-
да; 5 —улитка; 6 — полость для
выхода хладагента; 7 —фланец;
8 — полость для входа хладагента
В системах охлаждения с улиткой (рис. 1.21,6) в качестве
хладагента обычно используется трансформаторное масло,
которое одновременно служит изоляцией рентгеновской трубки
от заземленного кожуха или бака с трансформаторным маслом,
в котором размещается трубка.
В системе, показанной на рис. 1.21, а, для охлаждения
обычно используется вода, непосредственно от водопровода.
Поэтому анодный узел соответствующих трубок заземляется.
В рентгеновских трубках с линейным фокусным пятном
трубка, по которой подается хладагент в полость анода, часто
имеет щелевое окончание, при этом щель имеет ту же ориен-
тацию, что и фокусное пятно.
В некоторых приборах трубка, по которой поступает
жидкость, заканчивается системой трубок малого диаметра,
что обеспечивает повышенную эффективность системы охлаж-
дения (рис. 1.22).
Обычно расход жидкости в системах конвективного проточ-
ного охлаждения составляет 3—6 л/мин.
Прострельные аноды, как правило, не имеют специальных
охлаждающих устройств. Отвод теплоты от них осуществляется
36
Рис. 1.22. Конструкция анодного
узла с охлаждающим устройст-
вом в виде системы трубок
/ — мишень; 2 — тело анода; 3 —
трубки; 4 — полость для выхода хлад-
агента; 5 — полость для входа хлад-
агента
за счет естественной кон-
векции в воздухе, а также
за счет теплопроводности
элементов конструкции кожуха или моноблока.
В трубках различного назначения массивные и прострель-
ные аноды могут иметь различную конфигурацию.
1.6. ЗАГРЯЗНЕНИЕ
СПЕКТРА ИЗЛУЧЕНИЯ ТРУБОК
ЛИНИЯМИ ПОСТОРОННИХ ЭЛЕМЕНТОВ
При некоторых физических исследова-
ниях, например при анализе структуры кристаллических
веществ, рентгеновская трубка используется как источник
характеристического излучения точно известного спектрального
состава. Последний определяется атомным номером материала
мишени. Однако в процессе работы трубки в спектре ее харак-
теристического излучения могут появиться линии посторонних
элементов. Происходит, как принято говорить, загрязнение
спектра трубки. Это явление ограничивает гарантийную нара-
ботку приборов для рентгеноструктурного анализа. Наличие
в спектре линий посторонних элементов усложняет расшифровку
рентгено- и дифрактограмм и может приводить к ошибкам при
интерпретации результатов рентгеноструктурного эксперимента.
Линии посторонних элементов в спектре о6ъясняеотся попа-
данием на мишень атомов этих элементов в процессе изготов-
ления и работы трубки. Для количественной характеристики
этого эффекта введен специальный параметр, называемый
относительной загрязненностью спектра излучения (в %)
V. = -/'-•100,
к
где Г,— интенсивность наиболее яркой (в данный момент)
линии побочного характеристического излучения; —интен-
сивность Л^-линий материала мишени.
Величину щ- принято измерять при напряжении 40 кВ.
На рис. 1.23 в качестве примера показан спектр излучения
трубки для структурного анализа типа БСВ8 с медной мишенью
перед началом эксплуатации и после 250 и 750 ч работы
в неизменном режиме. Спектры получены на рентгеновском
37
Рис. 1.23. Спектр излучения
рентгеновской трубки для
структурного анализа с мед-
ной мишенью: а — перед нача-
лом эксплуатации; б—после
250 ч работы; в — после 750 ч
работы
Си К,
0,20
0,15
0,10 нм
FeK.
Си К.
0,10 нм
0,15
0,20
дифрактометре ДРОН-1.
В спектре трубки, прора-
ботавшей 250 ч, уже от-
четливо видны 'побочные
линии железа и никеля,
а относительная загряз-
ненность достигает вели-
чины T]Fe Кг, = 0,8%. К КОН-
ЦУ срока испытаний ин-
тенсивность побочных
ЛИНИЙ возросла И Т]Ге К
стала равной 3 %.
Перенос вещества
между конструктивными
элементами электрова-
куумного прибора может
происходить в результате
различных физических
процессов [65, 72, 88].
Более детально рассмот-
рим те из них, которые
могут приводить к попа-
данию посторонних веществ на мишень рентгеновской трубки.
Априорно такими процессами можно считать:
1) термическое испарение материала нити накала;
2) термическое испарение материалов фокусирующего уст-
ройства и некоторых элементов катодной арматуры в резуль-
тате их нагрева под действием лучистого потока от нити накала;
3) ионную бомбардировку катодного узла при недостаточно
высоком вакууме, приводящую к распылению материалов
катодной арматуры;
4) взрыв ммкроострий (на поверхности фокусирующего уст-
ройства и других элементов катодного узла) при их нагреве
автоэмиссионным током;
5) разрядные явления и случайные пробои (в том числе
разряды как технологический прием улучшения вакуума
в отпаянной трубке при ее тренировке), сопровождающиеся
интенсивной ионной бомбардировкой катодного узла, при кото-
рых возможен отрыв с поверхности элементов катодной арма-
туры микрочастиц.
38
Исследование физических процессов в трубках для струк-
турного анализа, выполненные в последние годы, позволили
выявить вклад каждого из перечисленных процессов в общий
процесс массопереноса.
При проведении исследований, некоторые результаты которых изложены
в работах [28, 35], использованы методы спектрометрии, растровой электрон-
ной микроскопии, рентгеновского электронно-зондового микроанализа и опти-
ческой металлографии.
Регистрация спектра излучения трубок осуществлялась с помощью
дифрактометров общего назначения ДРОН-1 и ДРОН-2. В качестве
кристалла-анализатора использовали пластины кварца (1011), d = 0,334 нм.
Элементный анализ веществ на поверхности мишени, топография рас-
пределения элементов, а также структура поверхностного слоя мишени
нескольких трубок с различной наработкой исследовались с помощью раст-
рового электронного микроскопа «Стереоскан», укомплектованного пристав-
ками для электронно-зондового микроаиализатора.
Анализ поверхности мишеней в области фокусного пятна осуществлялся
в режиме 25 кВ, 10~8 А. Для исследования мишени трубку вскрывали,
отрезали баллон и на анод надевали прочный защитный колпачок из поли-
этилена. После этого осторожно отрезали мишень от анодного блока.
Для изучения процесса ионной бомбардировки катода трубок исследо-
вались его микрошлифы с помощью металлографического микроскопа.
Объектом исследования являлись трубки на напряжение
50 кВ серии БСВ8 — БСВ10 с максимальной допустимой отно-
сительной загрязненностью спектра к концу гарантийной нара-
ботки (500 ч), равной 2%.
В рентгеновских трубках для структурного анализа, выпу-
скаемых за рубежом, применяют проволочные катоды из чистого
вольфрама, а для уменьшения его испарения приборы реко-
мендуется эксплуатировать при пониженной мощности накала.
В трубках отечественного производства в начале 70-х годов
начали использовать катоды из торированного карбидирован-
ного вольфрама, имеющие меньшую, чем катоды из чистого
вольфрама, рабочую температуру, а следовательно, и меньшую
испаряемость. Однако опыт эксплуатации приборов с тариро-
ванными карбидированными катодами показал, что вопреки
ожиданиям в спектре их излучения довольно часто наблюдались
характеристические линии Д-серии вольфрама. На рис. 1.24
показаны кривые измене-
ния относительной за-
грязненности спектра
трубки БСВ8 с медной
мишенью в процессе
работы. Наряду с линия-
ми железа и никеля из-
лучение трубки содержит
Рис. 1.24. Изменение относи-
тельной загрязненности спект-
ра излучения в процессе ра-
боты трубки
39
побочные линии WL«, интенсивность которых с течением вре-
мени возрастает. Причиной этого могут быть процессы, пере-
численные выше, в пи. 1, 3 и 5.
Для оценки рол'и процесса термического испарения в загряз-
ненности спектра были испытаны две партии по 15 трубок
с медной мишенью каждая в двух режимах:
1) анодное напряжение равно нулю, мощность накала
катода равна 120 % номинальной, водяное охлаждение анода
отсутствует;
2) анодное напряжение равно нулю, мощность накала
катода равна 120 % номинальной, анод охлаждается проточ-
ной водой, расход воды 3 дм3/мин, температура воды на входе
охлаждающего устройства 12—15 °C.
Длительность испытания 24 трубок составляла 600 ч; 6 тру-
бок (по 3 из каждой партии) испытывались в течение 1000 ч.
В первом из указанных режимов конденсация испаряю-
щихся материалов происходила на поверхность мишени, нагре-
тую за счет теплового излучения с катода до температуры 60—
70°C, а во втором — до температуры 15—20°C. Измерения
параметра щ- трубок, испытанных в обоих режимах, показали,
что даже после 1000 ч непрерывной работы загрязненность их
спектра осталась практически равной первоначальной. Это
обстоятельство указывает на то, что роль процесса термиче-
ского испарения несущественна.
Динамику изменения загрязненности спектра партии трубок
(23 шт.) с различными мишенями характеризуют данные, пред-
ставленные в табл. 1.4. Трубки испытывались в схеме с посто-
янным напряжением 50 кВ при токах 30 мА (мишени из хрома,
меди и серебра) и 15 мА (мишени из железа, кобальта, никеля).
Исследованиями установлено, что наиболе'е часто в спектре
трубок наблюдаются побочные линии железа, никеля и меди.
Поэтому в каждой строке таблицы, т. е. для одной и той же
трубки, приведены численные значения гр для каждого из этих
элементов соответственно.
Большая часть испытанных трубок к концу гарантийной
наработки имела относительную загрязненность меньше пре-
дельной допустимой. У трех из 23 испытанных приборов пара-
метр гр имел значение, близкое к предельному допустимому,
или превосходил его уже после 300 ч работы, хотя начальный
спектр излучения был достаточно чистым (трубки № 3, 13, 22).
Рабочее напряжение этих трубок удалось повысить до номи-
нального только после тщательной тренировки. Во время испы-
таний возникла необходимость процесс тренировки периоди-
чески повторять, так как в трубках наблюдались газовые
вспышки и разряды, св!идетельствовавшие о недостаточно высо-
ком вакууме. У ряда приборов исходный спектр сохранился
чистым даже в течение двойной гарантийной наработки, т. е.
1000 ч. Тренировка этих трубок, как правило, начиналась
40
Таблица 1.4. Изменение относительной загрязненности спектра трубок в процессе работы
Номер Материал _______________________________________________ Время, J ________________________________________________
трубки мишени 0 | 300 I 500 I 700 I 1000
-Г ю OOC'i СО СО CM СМ o' о* о о* СО со. о о'о
ООО О ПО со со. о' о о' о* ООО
^’to О о* со Nil о о см”
о см О* О СМ о -г см -+ о' о' о* о* со см О 0*0*
ООО о* о* о о* ООО
L.O СМ о о о* со* 1111 0 0 2,2
-+ о 0*0 СМ со-t — см о" о о* о СМ см о о о*
ООО о со -+ СО о о* о* о* ООО
О СМ НО о* о* о Г 1111 0 0 1,0
-г о о' о см* со -t — о о* о' о СО СМ О 0*0*
ООО О. со -г см о* o’ о* о* ООО
| 0,6 0,3 1 2,2 1111 о о —*
см 0*0 о о* о' о о* ООО
ООО о см см о о о о* ООО
ООО 1 I 1 0 0 0,4
о4Сг и 27Со
— -1 ст -h l-О СО N* X О О
а | о о" INN 1,0 1,4 5,0 0,4 Си
1 1 1 1 о о о о о* о О О О 2
СО . “t" СМ о* 1 —*о* 0 0,3 0,2 0,2 0,4 о о' Ч-* о г»
о о о о 1 1 1 1 1 о_-+ О.-+ —* —* о* Си
1 1 1 О О О О О* о о о о 2
со Ю О со о* О* * о* со см со со о о' о* o' о* СО СО О СО О* О* -Г* о* V
о о о о 1 1 1 1 1 О -г О со ~ о* 3 и
1 1 1 о о о о о* о о о о 2
см ю о' о —* о со —СМ-СМ о о* о* о* о' со со о см О О* со' с* Ее
о о о о N 1 N о — со —Г ’-* —• о* Си i
1 1 I 1 о о о о о* о о о о 2
см см о о* о* —* о 0 0,3 0,1 0,1 0,2 о* о* —' о' Ее
о о о о 1 1 1 1 1 -С Ь- ио см О* о* о’ о* Си
1111 О О О О О* о о о о 2
о о о о о о о о о* о о о о*
2 ,3 Зу1’ i Побочные ЛИНИИ
и 12 13 14 15 16 17 1S 19 О — СМ со CM CM СМ <^1
Примечание. Нули относительной загрязненности спектра означают, что она менее 0,1 %
41
Рис. 1.25. Изображение участка фокусного пятна трубки с никелевой мп
шеныо в Си К^-нзлученин (а) и во вторичных электронах (б)
с достаточно высоких напряжений, и номинальное напряжение
достигалось быстро, при малом числе разрядов (трубки № 8.
15).
У большинства приборов относительная загрязненность
спектра с течением времени возрастает, хотя и не всегда моно-
тонно. Как правило, возрастание щ обусловлено попаданием на
мишень атомов железа, значительно реже никеля, т. е. мате-
риалов фокусирующего устройства и экранов. Исходный уровень
засорения спектра линиями меди (он обусловлен технологиче-
ским браком) в течение испытаний практически не меняется
за исключением трубок с мишенями из серебра и нескольких
приборов с мишенями из кобальта (№ 9, 10) и хрома (№ 3).
Для этих трубок увеличение интенсивности линий меди обус-
ловлено, по всей видимости, локальными нарушениями покры-
тия мишени и диффузией атомов тела анода в.покрытие при
нагреве фокусного пятна. Пять трубок из этой группы (№ 3,
4, 20, 21, 22) после испытаний были вскрыты, и поверхность
их мишеней была исследована под микроскопом. У одной
трубки (№ 22) на периферии фокусного пятна было обнару-
жено нарушение слоя мишени в виде небольшого (примерно
0,5 мм2) продолговатого кратера.
У 'части трубок (№ 3, 5, 10, 22, 23) на спектрограммах
наблюдались также побочные линии вольфрама; соответствую-
щие значения параметра < 0,3 % (за исключением трубки
№ 22, для которой г]иг£7 = 1,5%). Присутствие в спектре линий
вольфрама является следствием ионной бомбардировки катода.
Рентгеновское изображение участка фокусного пятна трубки
№ 14 (рис. 1.25, а), полученное в Си/(а-излучении, показывает
присутствие незначительного количества меди, имеются области
ее локализации. Одна из них — в верхней части снимка —
Рис. 1.26. Изображение участка фокусного пятна трубки с кобальтовой
мишенью: а—но вторичных электронах; б— в Ре Ка -излучении
является, как можно было судить по вторично-эмиссионному
изображению того же участка мишени (рис. 1,25,6), областью
нарушения сплошного никелевого покрытия (микрократер).
Микрозондовые исследования поверхности мишеней трубок
показали, что в области фокусного пятна часто наблюдаются
достаточно крупные частицы железа (размеры несколько мик-
рометров). Например, на мишени трубки № 3 в области фокус-
ного пятна обнаружено несколько таких частиц. Для их иденти-
фикации вторично-эмиссионное изображение участка фокусного
пятна сопоставлялось с осциллограммами распределения Fe7%-
излучения вдоль направлений, проходящих через обнаружен-
ные микрочастицы.
Так как исходный спектр излучения этой трубки был чистым,
следует предположить, что частицы железа попали на мишень
в результате отрыва их с поверхности фокусирующего устрой-
ства при разрядах, которые, как отмечалось выше, наблюдались
в трубке в процессе испытаний.
На рис. 1.26, а, где представлено вторично-эмиссионное изо-
бражение участка фокусного пятна одной из трубок с кобаль-
товой мишенью, отчетливо видна посторонняя частица —
частица железа, как показал анализ (рис. 1.26,6).
В области фокусного пятна трубки № 3 и других приборов
были обнаружены также атомы Са и Si, наличие которых
с помощью спектрометрического устройства дифрактометра
установить нельзя. Их попадание на мишень происходит,
по-видимому, при нагреве стекла, в состав которого входят
оксиды СаО и SiO2.
Отмечено, что локализация посторонних веществ на поверх-
ности мишени обычно происходит в области кратеров, трещин,
Углублений. С относительно гладких участков поверхности
42
43
Рис. 1.27. Гистограмма распределе-
ния трубок в партии из 40 приборов
по значению параметра гц поел-:
500 ч работы
часть посторонних веществ
может удаляться вследствие
'нагрева мишени.
Выше отмечалось, что наблю
дается определенная взаимосвязь
между относительной загрязнен
ностью спектра, с одной стороны, и
напряжением, с которого начинается
тренировка трубки (а также длительностью тренировки), — с другой. Рас-
смотрим это явление подробнее.
На рис. 1.27 представлена гистограмма, характеризующая распределенье
трубок в партии из 40 приборов по значению параметра тц после 500 ч
работы. Рассматривались приборы, для которых т),- > 0,2 %. Партия трубок
была отобрана по результатам испытаний большой серии приборов в про
мышленных условиях. Для каждой из трубок фиксировалось также значе
нпе напряжения, с которого начиналась тренировка, и ее длительность.
Чистота обработки рабочих поверхностей катодного и анодного узлов
приборов соответствовала примерно 7-му классу шероховатости поверхности
(ГОСТ 2789—73) за исключением 12 трубок, у которых чистота обработки
была ниже и соответствовала 5-му классу.
Анализ особенностей тренировки трубок позволяет условно выделит!,
на гистограмме три группы приборов. При тренировке трубок, составляю
щих I группу (т)/= 0,2-5-0,5 %), номинальное напряжение достигалось
быстро и при относительно небольшом числе разрядов. Тренировка прибо-
ров III группы (щ > 1,5 %) начиналась со сравнительно небольшого напря
жения, 15—25 кВ. Необходимое рабочее напряжение этих трубок удавалось
достичь только после длительной тренировки. Десять из 12 приборов с низ
кой чистотой обработки фокусирующего устройства попали в эту группу.
Процесс тренировки трубок промежуточной II группы (тц = 0,5-ъ 1,5 %)
начинался, как правило, с меньших напряжений, чем I группы, и проходил
значительно быстрее, чем трубок Ш группы. У нескольких трубок, отно-
сящихся к III группе, были исследованы мпкрошлифы катодов п обнарх
жепо существенное разрушение слоя карбида.
Приведенные данные показывают, что в трубках имеет место доста
точно интенсивная бомбардировка катодного узла ионами. Она вызываш
разрушение поверхностного активного слоя катода, снижение его эмиссии
и декарбндизацию, а также напыление материала катодного узла па
мишень трубки.
Таким образом, основными факторами загрязнения спектра
излучения трубок линиями посторонних элементов являются
катодное распыление и разряды в приборе. Более интенсивен
процесс загрязнения в трубках с относительно невысокой чисто-
той обработки поверхности электродов. Для уменьшения массо-
переноса в трубках необходимо повышать вакуум и чистоту
обработки поверхности электродов. Стабильный и высокий
вакуум в приборе может быть достигнут применением эффек-
тивных газопоглотителей, более тщательным предварительным
обезгаживанием деталей и сокращением времени их межопера-
ционного хранения. Целесообразно вместо стеклянного исполь-
зовать металлический штенгель, обеспечивающий холодный
отпай трубки от откачной системы. Нежелательно применение
для нагрева электродов трубки в процессе откачки ионной
бомбардировки.
1.7. ВАКУУМНАЯ ОБОЛОЧКА ТРУБКИ.
ВЫПУСКНЫЕ ОКНА
Вакуумная оболочка рентгеновской
трубки предназначена для отделения вакуумного объема при-
бора от внешней среды, закрепления электродов в определен-
ном положении и изоляции их друг от друга.
По конструктивному исполнению оболочки можно разделить
на стеклянные (рис. 1.28, а), металлостеклянные (рис. 1.28,6)
и металлокерамические (рис. 1.28, в). Изоляционная часть обо-
лочки называется баллоном.
Обычно оболочки (баллоны) первого типа изготавливаются
из стекла молибденовой группы (С52-1, С47-1), имеющего
хорошие вакуумные, термические и диэлектрические свойства
(табл. 1.5). Коэффициент термического расширения этих сте-
кол позволяет производить согласованные спаи с молибденом
и коваром (сплав 29НК).
Таблица 1.5. Физические свойства стекол
Параметр Марка стекла
C47-I C52-I
Температурный коэффициент линейного расши- 40—48 48-52
рения (Х107, К1) при Т = 20-ь 300 °C Предел прочности, мПа на разрыв 905 300
на сжатие 1090 850
Теплопроводность, Вт/(м-К) 0,88 0,79
Температура размягчения, °C 590 580
Термостойкость, °C 200 180
Температурные пределы отжига, °C нижний 410 410
верхний 565 510
Удельное объемное сопротивление, Ом-м, при температуре (°C) 20 7-Ю12 3- 1О’>
100 МО» 110’1
200 6 - Ю6 1- 10s
300 8-10* 6-10’
Плотность, г/см3 1 2,33 2,29
Баллоны изготавливают методом выдувания в специальные
Формы, позволяющие формировать необходимую конфигурацию
баллона с достаточной точностью. Соединение электродов
с баллоном осуществляется пайкой. При этом собранные на
стеклянных ножках катодный и анодный узлы герметично сое-
диняются с баллоном на специальных заварочных станках.
44
45
баллоны, армированные коваровыми кольцами (рис. 1.28,6).
В этом случае катодные и анодные узлы собирают на металли-
ческих ножках, которые вакуумплотно соединяют с коваровыми
кольцами аргонодуговой или лазерной сваркой.
Комбинированные металлостеклянные и металлокерамиче-
ские оболочки (рис. 1.28, в) состоят из стеклянного или кера-
мического баллона и металлического корпуса. Они применяются
в тех случаях, когда из трубки необходимо выпустить рабочий
пучок с низким ослаблением. В этом случае в корпусе трубки
предусматривают вакуумплотное выпускное окно 3 из берил-
лия, имеющего низкий коэффициент ослабления для длинновол-
нового излучения. Обычно корпус изготавливают из меди,
ковара или нержавеющей стали.
1.8. ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
В ТРУБКАХ
Рис. 1.28. Конструкция вакуумной оболочки рентгеновской трубки: а — стек
лянной; б — металлостеклянной; в—металлокерамической
/ — баллон; 2 — кольцо (корпус); 3 — выпускное окно
Существенное влияние на работу рентгеновской
трубки оказывает явление вторичной электронной эмиссии, возникающее
при бомбардировке ее мпшепи электронным пучком с катода н, таким обра-
зом, сопутствующее процессу генерирования излучения. Количественно его
характеризуют коэффициентом вторичной эмиссии б, под которым понимают
отношение общего числа вторичных электронов, испускаемых бомбардирус
мым телом, к числу падающих на него электронов. Величина б зависит
от материала мишени и состояния ее поверхности, энергии первичных
электронов W и угла их падения на мишень. При постепенном увеличении
энергии первичных электронов коэффициент б возрастает, при некоторой
энергии 1Етах достигает максимального значения бтах, а затем медленно
уменьшается. Для металлов, используемых в качестве материала мишеней
трубок, бтах И 1Fт з х GJOT О <7Т G ДУ JE) ШДI ЗНЭЧОНЭДЯв
Fe Со
бтах.................1,3 1,2
IFmax, кэВ .... 0,35 0,7
Ni Си Mo W Pt
1,3 1,3 1,25 1,4 1,8
0,55 0,6 0,38 0,7 0,8
Конфигурация баллона определяется назначением трубки
и зависит от ее мощности и рабочего напряжения. В трубках
на относительно большие напряжения баллон имеет расширен-
ную среднюю часть. Такие баллоны имеют более высокую элек-
трическую прочность по сравнению с цилиндрическими. Бал-
лоны такого типа применяются также в трубках большой мощ-
ности. При этом расширение средней части способствует умень-
шению удельной тепловой нагрузки на поверхность стекла
за счет теплового излучения с катода и анода. Длину баллона
выбирают с учетом рабочего, напряжения трубки и среды,
в которой она будет эксплуатироваться (см. § 1.9).
Если выпуск излучения осуществляется непосредственно
через стенку баллона, то стекло в соответствующем месте иногда
утончают путем шлифовки — создают специфическое выпускное
окно.
В целях повышения точности сборки трубки для соединения
с катодным и анодным узлами часто применяют стеклянные
При высоких энергиях первичных электронов б < 1. Например, при
энергии 100 кэВ б для мишеней из железа и вольфрама соответственно
равна 0,3 и 0,6. Приведенные значения бтах и б отвечают ортогональному
падению первичного пучка электронов на мишень. При уменьшении угла
между пучком и поверхностью мишени коэффициент вторичной электрон-
ной эмиссии возрастает. Для углов 65—70°, характерных для большинства
рентгеновских трубок, увеличение б составляет 10—15 %.
Поток вторичных электронов состоит из нескольких групп частиц:
освобожденных из мишени медленных, истинно вторичных электронов;
упруго отраженных первичных электронов с энергией, близкой к энергии
еЕ бомбардирующих мишень частиц;
нсупруго отраженных первичных электронов, имеющих широкий спектр
значений энергии;
оже-электроиов, энергия которых относительно невелика и зависит
°т рода атомов мишени (эта группа электронов возникает в тех случаях
когда энергия первичных электронов достаточна для ионизации атомов
мишени в одной из внутренних оболочек).
Полный спектр вторичных электронов содержит частицы с энергиями W
°т 0 и практически до eU. В нем отчетливо выражены два максимума, одни
Из ^которых находится в области малых энергий, а другой — в области, близ-
кой к eU. Эти максимумы обусловлены соответственно электронами первых
Двух групп. В промежутке между максимумами распределение вторичных
46
47
электронов но энергиям весьма близко к равномерному. Этот yqacroi
спектра занимают главным образом неупруго отраженные электроны
Наконец, определенным для данной мишени значениям W на кривой энер
готического спектра соответствуют небольшие пики, обусловленные ожс
электронами.
Распределение вторичных электронов по углам вылета приблизительно
пропорционально косинусу угла вылета (угол отсчитывается от нормали
к поверхности мишени). Характер распределения практически не меняется
при изменении угла между первичным электронным пучком и поверхностью
мишени, по крайней мере, в диапазоне 65—90°.
Вылетевшие из фокусного пятна трубки вторичные электроны движутся
в тормозящем электрическом поле между анодом и катодом. Так как энер
гпя и угол вылета электронов различны, то движение их происходит по
разным траекториям. При этом часть электронов попадает на баллон трубки,
создавая заряд на его стенке. В результате распределение потенциала вдоль
баллона становится неравномерным.
Стеклянный баллон трубки может иметь достаточно высокую темпера
ТУРУ (150—200 °C). Под действием вторично-эмиссионной бомбардировки
происходит электролиз находящегося в электрическом поле нагретого стекла
Он сопровождается выделением газа в объем трубки, что увеличивает веро
ятность пробоев между ее электродами.
Часть вторичных электронов возвращается обратно на анод и тормо
зится на его поверхности вне фокусного пятна. При их торможении возни
кает рентгеновское излучение, называемое афокальным. Очевидно, что
спектральный состав афокального тормозного излучения, возбужденного
самыми быстрыми (т. е. упруго отраженными) электронами, близок к спект
ральному составу первичного тормозного излучения, исходящего из фокус
пого пятна. Афокальное излучение приводит к снижению резкости теневых
изображений, получаемых с помощью трубки.
Траектории вторичных электронов имеют значительную длину, а энергия
большой группы частиц невелика. Этими особенностями обусловлена доста-
точно большая вероятность ионизации вторичными электронами молекул
остаточного газа в приборе. Поэтому вторичные электроны могут ииицииро
вать разряды в трубке и интенсифицируют процесс ионной бомбардировки
катодного узла, приводящий к переносу атомов материалов катодной арма-
туры на мишень.
Таким образом, вторичные электроны стимулируют ряд эффектов,
отрицательно сказывающихся на нормальной работе рентгеновских приборов.
Поэтому при проектировании приборов по возможности принимаются меры,
направленные на предупреждение или уменьшение последствий, вызванных
вторичной электронной эмиссией. Поскольку вторичную эмиссию невозможно
исключить принципиально, эти меры состоят в основном в локализации вто-
ричных электронов. Локализация может быть достигнута, в частности, при-
менением анодов, установленных в пролетной трубе (см. рис. 3.4), а также
анодных чехлов (см. рис. 1.20), препятствующих разлету вторичных электро-
нов и ослабляющих неиспользуемое рентгеновское излучение.
1.9. ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПРОЧНОСТЬ
РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
Электрическая прочность рентгеновских
трубок — это способность приборов обеспечивать номинальные
режимы работы при приложении к электродам заданного высо-
кого напряжения. В зависимости от назначения рентгеновских
трубок критериями их годности по этому параметру могут быть:
определенное число разрядов в единицу времени, не превы-
шающих по амплитуде и длительности заданные значения этих
48
величин in не приводящих к 'разрушению вакуумной оболочки
прибора;
отсутствие разрядов; при этом может задаваться численное
значение тока утечки при «холодных» электродах.
Электрическая прочность является одним из важнейших
параметров рентгеновских трубок, а обеспечение ее — это слож-
ная конструкторско-технологическая задача при разработке
прибора.
Изучению электрической прочности вакуумных промежут-
ков и электроизоляционных материалов при приложении к ним
высокого напряжения посвящено много работ. Среди них можно
выделить работы И. Н. Сливкова [88], Р. Латама [51], Г. А. Ме-
сяца и Д. И. Проскуровского [57] и др. [4, 37]. В них приво-
дится обширный -материал исследований разрядных явлений
в вакууме и по поверхности твердых диэлектриков в различных
условиях. Однако известные результаты исследований электри-
ческой прочности вакуумного промежутка не всегда могут быть
распространены на промежутки рентгеновских трубок, так как
содержащиеся в них данные получены, как правило, для усло-
вий и промежутков, существенно отличающихся от тех, кото-
рые характерны для рентгеновских трубок. Достаточно отме-
тить лишь такие особенности рентгеновских трубок, как слож-
ная конфигурация электродов (особенно катодного узла), нали-
чие накаленного катода, высокая температура отдельных участ-
ков анода, широкий ассортимент материалов внутренней арма-
туры и мишеней, близость диэлектрического баллона к меж-
электродному промежутку и др.
При изучении электрической прочности рентгеновских тру-
бок рассмотрим прежде всего влияние на нее конструктивных
параметров приборов, технологии их изготовления, параметров
схем питания и свойств среды, в которой эксплуатируется
прибор.
К конструктивным параметрам отнесем следующие: меж-
электродное расстояние; площадь поверхности; взаимное рас-
положение, конфигурацию электродов и расстояние -их от
диэлектрической оболочки; способы и конфигурацию соединения
электродов с оболочкой; размеры и конструкцию вакуумной
оболочки.
Одной из наиболее важных характеристик межэлектродной
электрической прочности является зависимость пробивного
напряжения (Ппр) от длины вакуумного промежутка (d).
Однако для вакуумной изоляции аналитическое определение
такой характеристики практически невозможно, так как она
зависит от ряда трудно учитываемых факторов. Результаты
экспериментальных исследований показывают, что зависимость
пробивного напряжения вакуумного промежутка от его длины
в общем случае имеет вид [88]:
Unp = Cdk, (1.1)
4 Заказ 86 - 49
Рис. 1,29. Конструкции меть электродных промежутков
рис. 1.30. Распределение потен-
циала вдоль баллона трубки (?)
и в межэлектродном пространст-
ве (2)
трубки
от их назна-
могут работать на
переменном
ними не больше диаметра
любого из этих цилиндров.
В этом случае С =
= 47'кВ/мм*, k = 0,6 (при
постоянном напряжении на
электродах).
Рентгеновские
в зависимости
чения
постоянном,
(промышленной или повы-
шенной частоты) и импульс-
ном (разной длительности)
напряжении. Исследования некоторых типов трубок при напря-
жении 'различной формы показывают, что более высокую элек-
трическую прочность они имеют при работе на импульсном на-
пряжении, а наименьшую — при постоянном напряжении. Так,
для трубок первой конструктивной группы (рис. 1.29,а) при
переменном или пульсирующем напряжении коэффициенты
в формуле (1.1) имеют значения С = 55 кВ/мм*, k = 0,6 (при
d = 5-е30 мм); при импульсном напряжении (т < 3 мкс) С =
= 55 кВ/мм*, k = 1,0-5-1,2. Увеличение электрической прочно-
сти вакуумных промежутков при импульсном напряжении свя-
зано с временем запаздывания развития разряда при приложе-
нии импульсов высокого напряжения к электродам.
Расстояние от электродов до баллона (гэ-б на рис. 1.29)
должно выбираться из условий обеспечения безопасной раз-
ности потенциалов C70i и U02 (рис. 1.30) между электродом
и баллоном:
где С и k — коэффициенты, зависящие от конфигурации элек-
тродов, формы кривой напряжения и некоторых других фак-
торов.
Для рентгеновских трубок значения коэффициентов С и k
установлены на основе исследований приборов различной конст-
рукции и различной формы кривой напряжения.
По конструкциям межэлектродных промежутков рентгенов-
ские трубки могут быть разделены на три группы (рис. 1.29).
К первой группе относятся приборы с чехлом на аноде (рис.
1.29,а). Электрическое поле в межэлектродном зазоре этих
приборов приблизительно соответствует полю между торцами
двух цилиндров, имеющих общую ось, при расстоянии между
гэ-б 0,1 В(/о|;
гэ-б ОДВСфг,
(1-2)
где В = 1,25-ь 2 мм/кВ — коэффициент, зависящий от конфигу-
рации электродов, кривой приложенного напряжения, режима
работы и других факторов.
Ко второй группе приборов относятся рентгеновские трубки
коаксиальной конструкции (рис. 1.29,5), которые имеют два
межэлектродных промежутка: один образован торцевыми
поверхностями катодной головки и анода (характер поля, как
У приборов первой группы); второй — боковой поверхностью
катодного узла и внутренней поверхностью анодного узла (поле
аналогично полю между двумя коаксиальными цилиндрами).
4* 51
50
Напряженность электрического поля в этом промежутке опре-
деляется соотношением
Е = ~D., Т\’>
- : Т111 о"2
где U — приложенное напряжение, кВ; D, — внутренний диа-
метр анодного узла, мм; Dz— диаметр катодного узла, мм.
Из формулы видно, что минимальная напряженность элек-
трического поля при этом будет обеспечиваться при отношении
Dx/D2 = е (основание натурального логарифма).
Пробивное напряжение первого из этих промежутков может
быть определено, как и для приборов первой группы, по фор-
муле (1.1). Опытным путем было установлено, что при напря-
жениях выше 70 кВ коэффициенты при определении пробивного
напряжения имеют следующие значения: С = 28ч-33 кВ/мм*,
k = 0,6.
К третьей группе приборов относятся рентгеновские трубки
с открытым пролетным пространством (рис. 1.29, в). Эта группа
трубок характеризуется тем, что на баллоне трубки, как пра-
вило, происходит скопление зарядов в результате попадания
на баллон вторичных и рассеянных электронов. Установлено
[18, 37], что такие заряды на баллоне трубки в локальных
точках (особенно в области высокой напряженности поля)
могут быть значительными (до 10"6Кл/см2) и приводить
к сквозному пробою баллона. Появление зарядов на оболочке,
особенно в области пролетного пространства, может ухудшать
токораспределение в приборе. Для уменьшения влияния этих
процессов на эксплуатационные параметры трубки обычно при-
меняют следующие меры: оболочку выполняют в металлостек-
лянном оформлении (средняя часть баллона — из металла);
диэлектрический материал оболочки выбирают с меньшим
удельным сопротивлением (например, стекло С-47 вместо С-52);
на внутреннюю поверхность баллона наносят полупроводящис
покрытия из окиси хрома, бора, циркония или кремния в виде
поликристаллической массы с удельным поверхностным сопро-
тивлением р= 1010—Ю|4Ом-см [18, 37, 51]. В последнем слу-
чае толщина покрытия должна соответствовать длине пробега
электронов, бомбардирующих оболочку. На практике, как пра-
вило, пробои в этих конструкциях происходят между электро-
дами и баллоном. Поэтому особенно важна дополнительная
экспериментальная проверка значений пробивного напряжения,
а для предварительных оценок может быть использована фор-
мула (1.1).
Из формулы (1.1) видно, что в общем случае увеличение
межэлектродного расстояния приводит к увеличению электри-
ческой прочности. Однако при этом для уменьшения локальной
неоднородности поля вблизи поверхностей электродов малого
Рис. 1.31. Конструкции спаев стеклянной оболочки трубки с коваровым
кольцом
радиуса последний приходится увеличивать. Увеличение же
радиусов в свою очередь вызывает увеличение поверхности
электродов (соответственно этому и увеличение количества воз-
можных инициаторов разрядов) и общих габаритов прибора.
При оценке радиусов закругления электродов может быть
использовано следующее равенство:
£/£пр == 0,8(r/d)-I/3, (1.4)
где £/£пр — отношение напряженности поля вблизи искомого
участка электрода к средней напряженности поля промежутка;
г — радиус закругления электрода; d — расстояние между
электродами.
Эта формула справедлива для дисковых электродов при
r/d «С 0,1 и толщине электрода h^>r. Как правило, увеличение
поля на краях электродов не должно превышать £/£пр
< 2,54-3.
В производстве рентгеновских трубок чаще всего применяют следую-
щие материалы: стекло, керамику, сталь (обычно марки Сталь 10), нержа-
веющую сталь, титан, медь, никель, ковар, молибден, вольфрам, бериллий,
а также некоторые другие металлы, которые используются главным обра-
зом для изготовления мишеней. Рабочая температура элементов трубок
должна выбираться из условий обеспечения их длительной эксплуатации.
При этом должен сохраняться необходимый вакуум и обеспечена мини-
мальная скорость процессов массопереноса. Отмечена общая тенденция
уменьшения электрической прочности с увеличением температуры электро-
дов и оболочки трубки [97].
Конструкция спаев стеклянной или керамической оболочки с электро-
дами должна быть такой, чтобы напряженность электрического поля в месте
спая была по возможности небольшой. С этой точки зрения предпочти-
тельны торцевые, а не ножевые спаи, широко применяемые в производстве
электровакуумных приборов. Эффективным средством снижения напряжен-
ности поля являются специальные экраны вблизи спаев (рис. 1.31).
Важнейшим фактором, влияющим на электрическую прочность рентге-
новской трубки, является технология ее изготовления (предварительная
обработка элементов конструкции перед сборкой, режимы откачки и трени-
ровки трубки).
Механическая обработка металлических деталей внутренней арматуры
трубки, как правило, должна обеспечивать 6—7-й класс шероховатости
поверхности. Поверхности, определяющие электрическую прочность, должны
52
53
I
иметь существенно более высокую чистоту. Достигается это электрополиро
ванном соответствующих поверхностей, которое, кроме того, вызывает их
пассивирование. Перед сборкой прибора все внутренние детали тщательно
обезжириваются и подвергаются предварительному отжигу в вакууме или
водороде с целью обезгаживания. Эта процедура является важным факте
ром обеспечения устойчивого вакуума в трубке.
При откачке собранного прибора применяется ряд термических опера-
ций, направленных на эффективное обезгаживание оболочки и всей внут-
ренней арматуры: общий длительный прогрев в печах при температуре
450—500 °C с одновременным обезгаживапием (прогревом за счет тока
накала) катода, местный прогрев металлических массивных деталей, элек-
тронная бомбардировка, обработка электродов тлеющим разрядом. В резуль
тате такой обработки при снятии прибора с откачки в нем получают давлс
ние порядка 10~4 Па. Газоотделение деталей в процессе эксплуатации при
этом сводится к минимуму, что стабилизирует вакуум в приборе и его
параметры.
С целью повышения электрической прочности откачанного и отпаянного,
т. с. практически готового к использованию, прибора производится его
тренировка. Она состоит в том, что высокое напряжение на трубке посте-
пенно повышается до появления в ней разрядов. После этого трубку выдер-
живают при этом напряжении до момента исчезновения разрядов. Затем
напряжение вновь поднимают, и при появлении разрядов трубку вновь
выдерживают при этом напряжении и т. д. Процесс повторяется до тех
пор, пока прибор ие будет выдерживать напряжение, на 10—20 % большее
номинального. При тренировке разрядами может быть использовано посто-
янное пли импульсное напряжение с ограничением энергии в разряде зна-
чениями 8—15 Дж [51, 71, 88]. Энергия в разряде выше критической может
вызывать разрушение не только мпкроиеровностей и различных оксидных
пленок и загрязнений, но и значительную эрозию электродов, что приведет
к ухудшению состояния поверхности и снижению электрической прочности
прибора. Поэтому режим тренировки, как правило, подбирается индиви-
дуально для каждой группы приборов, а энергетические параметры регули-
руются значениями выходного (балластного) сопротивления, выходной
емкости и мощности испытательной схемы.
Необходимо отметить, что схемы с низкими энергетическими парамет-
рами также недопустимы, поскольку нс позволяют эффективно осуществ-
лять процесс тренировки и могут приводить к ошибочным выводам
о качестве электрической прочности испытуемого прибора. Эффективность
тренировки рентгеновской трубки может контролироваться по амплитуде п
длительности микроразрядов, темновым токам или фоновому рентгеновскому
излучению.
В некоторых типах приборов, имеющих большой вакуумный объем и
значительные поверхности внутривакуумной арматуры, применяют в про-
цессе тренировки (а иногда и в процессе эксплуатации) накаливаемые гет-
теры или геттерирующие покрытия.
Тренировке должны также подвергаться все рентгеновские трубки,
которые хранились достаточно долгое время перед началом эксплуатации
в аппарате. Такую тренировку осуществляет сам потребитель на аппарате,
который он эксплуатирует. Необходимо отметить, что даже в тщательно
изготовленном приборе в процессе эксплуатации могут происходить случай-
ные пробои. В зависимости от удельной энергии, выделившейся в разряде,
пробои могут вызывать заметное разрушение электродов или оболочки.
Исследования показывают [71, 88], что эта энергия не должна превышать
2,6-104 Дж/м3 и зависит от параметров внешней цепи.
Опыт эксплуатации рентгеновских трубок и результаты исследований
электрической прочности вакуумных промежутков [88] показывают, что
величина С/Пр зависит также от выходных параметров высоковольтных
питающих устройств — балластного сопротивления и выходной емкости.
Особенно важен этот фактор для кабельной аппаратуры, когда высокое
напряжение подводится к излучателю по длинному кабелю (5 и более м),
54
Рис. 1.32. Зависимость относительно-
го изменения электрической прочно-
сти трансформаторного масла от со-
держания в нем влаги
имеющему значительную погонную
емкость, В таких случаях при про-
ектировании рентгеновских трубок
необходимо учитывать, что увеличе-
ние емкости, как правило, приводит
к снижению [/пр.
Рентгеновские трубки на
напряжения до 60 кВ обычно
работают на воздухе. Приборы
на более .высокие напряжения
в целях сокращения их габа-
ритов и повышения электриче-
ской прочности системы труб-
ка— кожух (трубка — моноблок) помещают в высокопрочную
среду, в качестве которой применяют трансформаторное масло
или газ под давлением.
Трансформаторное масло используется в рентгеновских
высоковольтных аппаратах как изолирующая среда и охлаж-
дающая жидкость. Электрическая прочность масла зависит от
наличия в нем влаги, механических примесей и других факто-
ров. Поэтому перед применением его подвергают фильтрации и
сушке, а заливку в блоки, как правило, производят в вакууме
[53]. На рис. 1.32 приведена зависимость относительного изме-
нения электрической прочности трансформаторного масла от
содержания в нем влаги (в процентах по массе). Из рисунка
видно, что увеличение содержания влаги в масле от 0,1 %
до 0,7 % может приводить к снижению электрической проч-
ности на 70 %.
Для контроля электрической прочности масла используют
стандартный разрядник с медными плоскими электродами,
имеющими закругленные края. Расстояние между электродами
2,5 мм. К использованию рекомендуется масло, пробивное
напряжение которого в этом разряднике составляет не менее
35 кВ.
В однородных и слабонеоднородных полях скорость разви-
тия разрядного стримера в масляной изоляции почти на порядок
меньше, чем в воздухе. Однако неоднородность в распределе-
нии электрического поля (острые кромки электродов, резкие
геометрические переходы и т. д.) приводит к существенному
снижению электрической прочности промежутков. Допустимая
средняя напряженность поля в таких промежутках не должна
превышать 1—2 кВ/мм [4].
Пробивное напряжение в аксиально-симметричной конструк-
ции трубка — кожух в предположении, что образующие ее эле-
55
менты имеют идеальную цилиндрическую форму, можно оценить
по известной формуле
t/np = Епрг 1пу ,
где г—радиус внутреннего цилиндра; 7? — внутренний радиус
внешнего цилиндра; Епр выражается эмпирической формулой
(в кВ/см)
£ПР = ю(1 + Ж
\ У г/
Для промежутков стержень — плоскость длиной d в транс-
форматорном масле пробивное напряжение промышленной
частоты может быть определено по эмпирической формуле [25]
Unp = 28d0'7,
где Епр — в кВ/ем0’7, d — в см.
В реальных условиях пробивное напряжение промежутков,
как правило, в 1,5—2 раза ниже, чем это следует из приведен-
ных формул.
При создании системы трубка — кожух или трубка — моно-
блок, обладающей высокой электрической прочностью, как
показывает опыт, используется комплекс конструкторско-тех-
нологических мероприятий, направленных на повышение элек-
трической прочности. Так, например, фирма «Тракис» (Вен-
грия) при изготовлении 'моноблоков аппаратов серии MXR
осуществляет следующие операции:
тщательную многочасовую очистку и сушку трансформа-
торного масла (24 ч при температуре 100 °C и давлении не
более 130 Па) перед заливкой моноблока; при этом электри-
ческая прочность масла должна быть не ниже 250 кВ/см;
внутренние изоляционные покрытия барьерной и бумажной
изоляцией всех «опасных» элементов системы;
бандажирование всей оболочки рентгеновской трубки бумаж-
ной изоляцией до толщины 3—7 мм:
вакуумную заливку системы в течение 1 ч и выдержку под
вакуумом не менее 1 ч;
принудительное циркулирование масла с дополнительной
очисткой внутри моноблока в процессе эксплуатации;
контроль температуры и влажности масла в процессе экс-
плуатации с соответствующими блокировками.
При использовании масляной изоляции в высоковольтных
установках необходимо учитывать старение масла, в результате
которого появляется осадок. Установлено, что при наличии
электрического поля напряженностью 10 кВ/см количество
образовавшегося осадка при окислении на 18—20% больше,
чем без поля [53]. Длительные температурные воздействия,
взаимодействие элементов конструкции с маслом [25, 53],
перенапряжение при частичных разрядах также вызывают
постепенное старение и снижение электрической прочности всей
системы. Так, при повышении температуры масла с 20°C до
100 °C электрическая прочность масла падает в среднем на 10 %
и резко снижается при достижении температуры 135 °C (темпе-
ратура вспышки). Этот факт особенно важно учитывать, когда
трансформаторное масло одновременно используется для
охлаждения анода рентгеновской трубки и как изоляционная
среда кожуха или моноблока.
При импульсном режиме работы электрическая прочность
масляной изоляции возрастает. Так, при импульсах 2—3 мкс
амплитуда пробивного напряжения возрастает в 2—3 раза по
сравнению с постоянно действующим напряжением.
В качестве эффективной изоляционной среды используются
также газы под давлением. Газовая изоляция в большей мере,
чем масло, дает возможность сократить массу и габариты аппа-
ратуры в целом. Газы, как правило, дешевле масла, обладают
меньшей проводимостью и крайне малыми диэлектрическими
потерями. Газовая изоляция быстро и полностью восстанавли-
вает свою электрическую прочность после частичных разрядов.
В качестве газа для изоляции чаще всего используют элегаз,
азот, смесь азота или углекислого газа с фреоном-12 или эле-
газом, азота с углекислотой [73, 81].
Для обоснованного выбора размеров стеклянной оболочки
рентгеновской трубки в среде газовой изоляции необходимо
иметь сведения о влиянии различных факторов на напряжение
перекрытия оболочки трубки. Для получения этих сведений
были выполнены исследования поверхностной электрической
прочности стеклянных оболочек в различных газах [26, 73].
Известно, что поверхностное перекрытие твердого диэлект-
рика в газовой среде представляет собой пробой газа, проте-
кающий в усложненных условиях, вызванных наличием диэлек-
трика [4, 48]. Из-за различия в проводимости и диэлектриче-
ской проницаемости газа и диэлектрика, а также по другим
причинам поле между электродами при помещении в него
диэлектрика искажается. В силу этого напряжение поверхност-
ного перекрытия, как правило, заметно отличается от напря-
жения пробоя соответствующего газового промежутка.
В табл. 1.6 для примера приведено сравнение разрядных
напряжений в промежутке между дисковыми электродами со
Таблица 1.6. Разрядное напряжение между
дисковыми электродами
Р, Па Амплитуда ния пробоя промежх напряжс- га зового тка, кВ Амплитуда напряже- ния поверхностного перекрытия, кВ
15 мм 25 мм 15 мм 25 мм
3-1 О'' 73 125 60 95
5 10' 100 165 78 130
7-10'1 122 — 100 153
56
57
стеклом и без стекла в среде азота при переменном напряжении
промышленной частоты [26].
Из таблицы видно, что присутствие в разрядном промежутке
стекла приводит к снижению разрядного напряжения на 20—
25 % по сравнению со случаем, когда стекло в разрядном про-
межутке отсутствует.
В экспериментах, выполненных рядом исследователей [26.
73], изучалось влияние разрядных параметров изолирующей
среды на напряжение поверхностного перекрытия твердых
диэлектриков. Основные результаты этих работ позволяют
сделать следующие выводы:
1. При работе приборов на воздухе с влажностью более
40—50 % начинается снижение напряжения перекрытия (Ппер).
а при влажности 90 % {7пеР уменьшается примерно в 2 раза.
2. При увеличении температуры стеклянной оболочки трубки,
работающей на воздухе или в атмосфере сжатого газа, происхо-
дит снижение напряжения поверхностного перекрытия; так,
например, при повышении температуры от 20 до 200°C умень-
шение Нпер составляет примерно 30%.
3. Наиболее высокой электрической прочностью обладают
электроотрицательные газы: элегаз, фреон, четырехфтористый
углерод и некоторые другие. Электрическая прочность элегаза
при нормальном давлении в 1,4 раза больше, чем прочность
воздуха. С ростом давления она возрастает, а при 3 атм на
20 % превосходит электрическую прочность трансформаторного
масла.
4. При работе трубки на импульсном напряжении Unep
выше, чем при постоянном. Наименьшее напряжение перекрытия
наблюдается при работе прибора на переменном напряжении
(при 50 и 150 Гц). Испытание образцов на воздухе при нор-
мальном давлении показало, что при частоте переменного
напряжения 200 кГц напряжение перекрытия имеет примерно
ту же величину, что и на импульсах 0,1/1.
5. Напряжение перекрытия оболочек, изготовленных из
стекла С49-1, ниже, чем из других стекол молибденовой группы
(С47-1, С52-1).
6. Оболочки, изготовленные с ножевой конфигурацией спая
коварового кольца со стеклом, в среднем на 10—15 % имеют
меньшее напряжение перекрытия по сравнению с оболочками
с торцевым спаем.
Для повышения электрической прочности высоковольтных
систем с масляной и газовой изоляцией иногда применяют
искровую тренировку, в результате которой электрическая проч-
ность системы может быть увеличена на 40—50 % [48, 69].
ГЛАВА
ВТОРАЯ
РАСЧЕТ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
2.1. О МЕТОДАХ РАСЧЕТА
ЭЛЕКТРОННО-ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ ТРУБОК
Электронно-оптические системы (ЭОС)
рентгеновских трубок предназначены для формирования элек-
тронного потока, обеспечивающего на мишени фокусное пятно
заданных размеров и структуры.
ЭОС рентгеновских трубок по сравнению с системами фоку-
сировки, применяемыми в других электровакуумных приборах,
присущ ряд особенностей:
в качестве источника электронов в трубках чаще всего
используются прямонакальпые катоды достаточно сложной кон-
фигурации;
анодный ток в большинстве типов трубок регулируется за
счет изменения мощности накала, т. е. температуры катода;
эмитирующая поверхность катода, как правило, работает
в различных режимах: центральный участок — в режиме насы-
щения, периферийная поверхность—в режиме ограничения
тока пространственным зарядом электронов; площадь участков,
работающих в различных режимах, зависит от температуры
катода и конфигурации электрического поля вблизи его поверх-
ности;
электронный поток в большинстве случаев имеет достаточно
большую относительную длину Lq = 1/s, где I — длина пучка,
s — его поперечный размер; Lo для трубок разной конструкции
лежит в пределах от 10 до 10 000;
сечение электронного пучка на поверхности мишени может
иметь разнообразную форму: круглую, кольцевую, штриховую
и др.;
распределение плотности тока по поверхности фокусного
пятна в большинстве случаев должно быть вполне определен-
ным.
Для расчета ЭОС рентгеновских трубок применяются чис-
ленные и аналоговые методы. Наименее трудоемким, дающим
хорошие результаты, является метод численного моделирования
на ЭВМ.
В настоящее время разработано большое число программ
Для расчета ЭОС различных электровакуумных приборов [36,
42, 60 и др.]. Однако, как правило, модели, положенные
В основу этих программ, не отражают отмеченных выше особен-
ностей ЭОС рентгеновских трубок и поэтому не могут быть
применены для расчета -их -конструкций непосредственно.
59
В работе [33] предложена программа траекторного анализа
осесимметричных и ленточных электронных пучков, которая
приближенно учитывает важнейшие особенности ЭОС трубок.
В общем случае программа позволяет рассчитывать траектории
электронов в комбинированных ЭОС и как частный случай —
в электростатических. Программа содержит три основные части:
1. Расчет траекторий в прикатодном пространстве. Модели-
рование этого участка производится в увеличенном масштабе,
что позволяет повысить точность расчета.
2. Расчет движения электронов в пространстве катод —
анод.
3. Расчет и оптимизацию магнитной линзы (в случае рас-
чета комбинированных ЭОС).
Программа базируется на дискретной модели электронного
потока и использует алгоритм, основанный на последователь-
ном вычислении траекторий электронов в поле электродов
с учетом объемного заряда, создаваемого электронным потоком
(самосогласованная задача). Для расчета электростатического
поля используется интегральный метод и табличная функция
Грина [60]. Траектории и ток пучка вычисляются путем реше-
ния уравнения движения методом Рунге — Кутта четвертого
порядка с фиксированным шагом по времени. Электронный
поток с катода разбивается на определенное число слоев (тру-
бок тока), обычно 10—20. Ток в трубке тока на каждом шаге
интегрирования представлен в виде большого заряда Q = /ASA/,
где /— плотность тока, AS — сечение трубки тока, А/ — шаг
интегрирования по времени. Большой заряд объединяет элек-
троны с разными скоростями. Распределение по скоростям
электронов, эмитированных катодом, подчиняется закону
Максвелла. При движении большого заряда в тормозящем
поле он разделяется на две части: медленные электроны отра-
жаются полем, более быстрые проходят дальше, образуя анод-
ный ток. По координатам пересечения трубки тока с поверх-
ностью анода и известному значению тока на последнем шаге
интегрирования в каждой трубке производится приближенная
оценка распределения плотности электронного тока по фокус-
ному пятну.
При расчете электростатических ЭОС трубок с фокусным
пятном больших и средних размеров описанный метод дает
хорошую точность: расхождение результатов расчета и экспе-
римента не превышает 20%. На рис. 2.1 приведена конфигу-
рация ЭОС разборной рентгеновской трубки для структурного
анализа, расчет которой проводился на ЭВМ с помощью опи-
санной программы. При расчете была исследована зависимость
ширины фокусного пятна от размеров фокусирующей системы.
Результаты расчетов частично представлены на рис. 2.2,
где показана зависимость полуширины фокусного пятна F/2
от размера щели катодной головки а при различных значениях
Рис. 2.1. ЭОС разборной рентге-
новской трубки
Рис. 2.2. Зависимость полуширины фо-
кусного пятна (F/2) от ширины щели
катодной головки а (6 = 0; с = 0,2 мм;
b = 1 мм; I = 3,25 мм; h = 2 мм)
1 — диаметр катода <ГК = 0,1 мм; /1 = 2 мм;
2 — диаметр катода 0,15 мм; h — 2 мм; 3-
диаметр катода 0,1 мм; /1 = 1,8 мм
диаметра катода dK и ширины щели катодного экрана h. Рас-
четы показали, что размер фокусного пятна в большей степени
зависит от изменения размеров катодной головки и щели катод-
ного экрана и в меньшей — от диаметра катода. Наименьшее
фокусное пятно получено при углублении катода в щель катод-
ной головки.
Для расчета ЭОС, имеющих катод существенно меньших
размеров по сравнению с другими элементами ЭОС (особенно
при расчете ЭОС с автоэмиссионными катодами), может быть
применена программа [87], использующая ортогональную сис-
тему координат (Г1, 01, ф1), связанных со сферическими коор-
динатами (г, 0, ф) следующими соотношениями: г = поег', 0 =
= 01, ф = ф1 («о — масштабный коэффициент). Постоянному
приращению величины /3 соответствует переменное прираще-
ние координаты г, экспоненциально возрастающее с увеличе-
нием Г]. Это позволяет производить расчет ЭОС, катод кото-
рой может иметь радиус закругления, на 3—6 порядков мень-
ший размеров других ее электродов. При этом реальный шаг
Расчетной сетки быстро меняется от микрон вблизи катода
До нескольких сантиметров на периферии.
На рис. 2.3 в качестве примера приведены результаты рас-
чета траекторий электронов, полученные по описанной про-
грамме. Радиус катода в рассчитываемой ЭОС отличается от
Расстояния катод —мишень в 40 раз. Сравнение результатов
60
61
Рис. 2.3. Траектории электронов в рентгеновской трубке с линейным фо-
кусным пятном
расчета с результатами измерения фокусного пятна показало,
что они расходятся примерно на 15%.
В случае острофокусных трубок, имеющих плоский катод
и осесимметричный электронный пучок, достаточно высокую
точность расчета дает программа, описанная в работе [11].
По этой программе расчет электрического поля электродов про-
изводится методом интегральных уравнений [60]. При расчете
объемного заряда электронного потока в прикатодной области
используется метод конечных разностей. Определение токоот-
бора с катода ведется с учетом начальных скоростей электронов.
Тем не менее в настоящее время не существует специально разработан-
ного программного обеспечения, позволяющего с необходимой точностью
выполнять расчет многообразных по конструкции ЭОС рентгеновских тру-
бок. Поэтому при анализе ЭОС иногда используют аналоговый метод,
в частности метод электролитической ванны. Этот метод при соответствую-
щей комбинации с вычислительным устройством, обеспечивающим построение
траекторий электронов в автоматическом режиме, имеет погрешность 10—
20 % [42]. Однако он требует большого числа моделей и довольно сложных
мер по снижению влияния внешних факторов на процесс моделирования.
Поэтому окончательный выбор ЭОС осуществляется после предварительных
расчетов экспериментальным путем. Для экспериментального исследования
рентгеновских трубок чаще всего используются специальные разборные
макеты, позволяющие моделировать реальные условия фокусировки элек-
тронов.
Обычно разборные макеты имеют устройство для взаимного переме-
щения электронов в трубке непосредственно в процессе испытаний. В таких
макетах обычно предусмотрено плавное изменение глубины посадки катода
в паз фокусирующего электрода, осуществляемое без разборки макета.
При разборке могут быть выполнены смена фокусирующего электрода и
изменение расстояния фокусирующий электрод — анод.
На рис. 2.4 приведена серия снимков фокусных пятен, полученных
с помощью разборного макета при различной глубине посадки катода в паз
фокусирующей катодной головки ЭОС, а также результаты фотометриро-
вания этих снимков. Съемка фокусных пятен производилась при фиксиро-
ванных значениях ускоряющего напряжения и анодного тока. По результа-
там эксперимента устанавливался допустимый диапазон изменения глубины
посадки катода, при которой обеспечивались заданные размеры фокусного
пятна и его оптимальная структура.
62
a)
Рис. 2.4. Фокусные пятна разборной трубки при различной глубине посадки
катода: а — снимки фокусных пятен; б — кривые фотометрироваппя
i i
Результаты исследования, полученные с помощью разборного макета
рентгеновской трубки для структурного анализа с фокусирующим электро-
дом, имеющим пазы прямоугольного сечения и катод в виде винтовой спи-
рали диаметром 1 мм, были использованы для построения регрессионной
математической модели ЭОС. С помощью этой модели может быть рассчи-
тана ширина линейного фокусного пятна трубки при различных значениях
геометрических параметров ЭОС (рис. 2.5). Поскольку размеры фокусного
пятна относительно слабо зависят от электрических режимов работы трубки,
в формулу для определения ширины фокусного пятна соответствующие пара-
метры не входят. Полученная формула имеет вид
F = —0,469+0,231xi+3,08x2—l,194x3+0,073x4+l,443x5-0,9985xix5—
— 0,03х1х4+0,1275х1х4х5—6,82х2х5—0,567х2х4+1,069х2х4х5+2,87х3х5—
—0,255x4xs+0,2175x3x4—0,47х3х4х5—0,0435х2Х42х5+0,027х2х42—
—0,089х3х42+0,015х3х42.
Формула
оценочных ]
фокусного пятна,
допусков
размеры рассмотренной
приведенной конфигурации при
*1 = 4,5:7,5 мм, х2 = 1,2-ь
~е2 мм, х3 = 4ч-6 мм, х4 =
== 7-ь 15 мм, х3 ——0,6-ь0 мм.
х5.
пригодна для
расчетов ширины
а также
на геометрические
ЭОС
Рис. 2.5. ЭОС рентгеновской
трубки с линейным фокусным
пятном
1Л. МЕТОДЫ РАСЧЕТА ТЕПЛОВЫХ ПРОЦЕССОВ
В АНОДАХ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
Возбуждение рентгеновского излучения
методом торможения пучка ускоренных электронов о мишень —
процесс, с энергетической точки зрения чрезвычайно малоэф-
фективный. Только несколько процентов или даже долей про-
цента мощности пучка (в зависимости от ускоряющего напря-
жения, ’материала мишени) преобразуется в мощность излуче-
ния. Остальная ее часть практически полностью затрачивается
на нагрев анода.
Поэтому для определения важнейшего параметра трубок —
номинальной мощности необходимо исследовать тепловой режим
их анодов.
Температура Т в любой точке анода, являющаяся в общем
случае функцией координат точки и времени t, может быть
найдена из решения краевой задачи теплопроводности, описан-
вающей его температурное поле. Поскольку глубина проникно-
вения электронов в мишень рентгеновских трубок, как правило,
невелика, приближенно можно считать, что выделение теплоты
при электронной бомбардировке происходит строго на поверх-
ности мишени. Тогда в предположении постоянства теплофизи-
ческих характеристик материалов, из которых изготовлен анод,
его температурное поле отвечает дифференциальному уравнению
теплопроводности
ai = ^T, (2.1)
где а — температуропроводность материала.
В случае стационарного температурного поля, когда вели-
чина Т не зависит от времени, это уравнение преобразуется
в уравнение Лапласа
V2T = 0. (2.2)
Для определения температурного поля анода в общем слу-
чае необходимо решить уравнение теплопроводности при соот-
ветствующих краевых условиях, включающих в себя началь-
ное и граничные условия.
Начальное условие, определяющее закон распределения тем-
пературы в исследуемом теле в начальный момент времени,
задается в виде
Т(М, 0) = (2.3)
где f(M)—известная функция координат М.
В простейшем случае, когда температура анода во всех
точках в начальный момент одинакова, это условие имеет вид
Т(М, 0) = const.
Граничные условия могут быть заданы следующими спо-
собами:
64
" Граничное условие I рода характеризует распреде-
ление температуры на поверхности S анода в любой момент
времени
Т = Т(М, О, М eS.
(2.4)
Граничное условие II рода описывает распределе-
ние плотности теплового потока q по поверхности S анода
в зависимости от времени
= Mt=S, (2.5)
где X— теплопроводность материала анода; п — нормаль к по-
верхности S.
Это условие при расчете нагревания анодов рентгеновских
приборов обычно задается на поверхностях, находящихся
в вакуумном объеме. Для области фокусного пятна задается
неоднородное, а для остальной части поверхности — однородное
условие II рода
°. = 0. (2.6)
дп ' '
Граничное условие III рода выражает закон, по
которому происходит теплообмен между поверхностью S анода
и окружающей средой. Применительно к анодам рентгеновских
трубок обычно рассматривается конвективный теплообмен.
В этом случае условие имеет вид
(2.7)
Здесь а — коэффициент теплоотдачи: Гж— температура тепло-
носителя (хладагента) в изотермической области, т. е. в доста-
точном удалении от поверхности S.
При решении тепловой задачи для составных анодов их рас-
сматривают обычно как систему двух тел (собственно тела
анода и мишени), находящихся в идеальном тепловом контакте.
Граничные условия для контактной поверхности S имеют вид
, д1\ (М, t)_. dT2(M,t)_
1 дп '2 дп ’
(2.8)
Г1(М, 0 = Т2(М, 0, M^S,
где х2 — теплопроводность материалов мишени и тела анода,
а Т2 — соответственно их температуры.
Очевидно, что при интегрировании уравнения (2.2) началь-
ное условие не задается, а граничные условия не содержат
времени.
При расчете рентгеновских трубок обычно приходится
Решать краевые задачи, связанные с определением двухмер-
5 За1;аз 80 65
L
ного или трехмерного температурного поля в телах, обладаю-
щих осевой симметрией (аноды приборов с круглыми и коль-
цевыми или, соответственно, линейными фокусными пятнами).
Они сводятся к решению уравнения (2.1) с краевыми усло-
виями (2.3), (2.5) —(2.8); (2.3) —(2.6), (2.8); (2.3), (2.5) —(2.7)
либо уравнения (2.2) с граничными условиями (2.5) — (2.7) и
некоторыми другими условиями.
Решение краевых задач теплопроводности может быть полу-
чено аналитическими, численными и аналоговыми методами.
Аналитические и численные методы подробно освещены в учеб-
никах и пособиях по математической физике и вычислительной
математике, например [7, 14]. Аналоговые методы, среди кото-
рых наиболее известны методы /?-сеток и электролитической
ванны [21], для решения краевых задач теплопроводности
в рентгеновском приборостроении в настоящее время приме-
няются ограниченно. Это обусловлено тем, что многие задачи
быстрее и точнее могут быть решены численными методами
на ЭВМ либо аналитическими методами с последующей реали-
зацией вычислений на ЭВМ. Однако в тех случаях, когда ука-
занные методы из-за сложности граничных условий оказы-
ваются малоприемлемыми, моделирование становится наибо-
лее эффективным средством исследования температурных полей.
Например, стационарное температурное поле в цилиндрическом
аноде рентгеновской трубки классической конструкции с линей-
ным фокусным пятном достаточно просто может быть исследо-
вано с помощью аналога анода — его электролитической модели.
Метод моделирования в электролитической ванне основан
на аналогии уравнений, описывающих процессы теплопровод-
ности в твердом теле и электропроводности в электролите. Ста-
ционарное температурное поле в твердом теле описывается
уравнением (2.2). Тому же уравнению V2H = О удовлетворяет
потенциал U электролита. Плотность теплового потока q в твер-
дом теле теплопроводностью \ и плотность тока j в электролите
с удельной электрической проводимостью о описываются соот-
ветственно законами Фурье q = —% grad Т и Ома j — —a grad U,
имеющими одинаковую математическую форму. Таким обра-
зом, плотности теплового потока q, температуре Т и теплопро-
водности А. твердого тела соответствуют плотность тока j, потен-
циал U и удельная электрическая проводимость ц электролита.
Поэтому, если граничные условия для исследуемого анода
и его электролитической модели будут подобны, то распределе-
ние потенциала в электролите, которое легко может быть изме-
рено с помощью зонда относительным или абсолютным мето-
дом, будет подобным распределению температуры в аноде.
Относительные измерения потенциала выполняют с помощью
электрического моста, абсолютные — вольтметром с высоким
внутренним сопротивлением.
Электролитическая модель анода должна быть геометриче-
66
Рис. 2.6. Анод с массивной мишенью и проточным охлаждением: а — конст-
рукция анода; б — модель анода
/ — диэлектрический корпус полуцилиндрической волны; 2 — перегородка; 3 — метал-
лическая пластина; 4 — губчатая резина; 5 — перфорированный диэлектрический слой;
6 — электрод
ски подобна оригиналу и обычно изготовляется в увеличенном
масштабе. Как правило, коэффициент увеличения составляет
10-20.
Описание общих принципов построения электролитической модели можно
найти в [21, 30] и других работах. Способы их конкретной реализации рас-
смотрим на примере модели анода с массивной мишенью и проточным
охлаждением, конструкция которого показана на рис. 2.6, а.
Считаем, что рентгеновская трубка имеет изотермическое линейное
фокусное пятно. Следовательно, согласно аналогии соответствующий участок
поверхности модели должен быть однопотенциальным.
Отводом теплоты лучеиспусканием через наружную (вне фокусного
пятна), находящуюся в вакууме поверхность анода можно пренебречь. Это
означает, что нормальная к этой поверхности составляющая плотности теп-
лового потока равна нулю. В модели на соответствующем участке поверх-
ности должна быть равна нулю нормальная составляющая плотности тока.
Поэтому указанный участок поверхности должен быть выполнен из
Диэлектрика. Таким образом, в области фокусного пятна задано граничное
Условие I рода, а на остальной части наружной поверхности анода—одно-
родное граничное условие II рода.
На охлаждаемой поверхности анода, находящейся в условиях конвек-
тивного теплообмена, выполняется граничное условие III рода.
При этом перепаду температуры АТ в пограничном слое хладагента
в модели должен отвечать соответствующий перепад потенциала Д(7.
и*
67
Для моделирования пограничного слоя могут быть использованы различ-
ные методы. В частности, он может быть отображен тонким слоем диэлект-
рика с большим числом равномерно распределенных отверстий малого диа-
метра, заполненных электролитом [30, 111]. Слой, на котором происходит
падение потенциала &U, должен плотно прилегать к металлическому элек-
троду, имеющему конфигурацию охлаждаемой поверхности анода. Пара-
метры слоя (его толщина, диаметр отверстий и число их на единице поверх-
ности) зависят от коэффициента теплоотдачи а.
При моделировании массивной мишени анода необходимо выполнить
условие Oi/ff2 = где Щ и о2 — соответственно удельные электрические
проводимости материала, моделирующего мишень, и электролита. Теплопро-
водность металлов, обычно применяемых для изготовления массивных мише-
ней (74W, 42М0 и др.), ниже теплопроводности меди, т. е. < Х2. Следова-
тельно, материал, моделирующий мишень, должен иметь меньшую, чем
у электролита, удельную электрическую проводимость (ей < о2). Поэтому
в качестве аналога мишени могут быть применены пропитанные электроли-
том блоки пористых изоляционных материалов (поролон, резиновая губка),
для которых очевидно, что о, < а2. Требуемое соотношение между этими
величинами может быть обеспечено подбором материала надлежащей
пористости. Такой способ моделирования мишени является не единствен-
ным [21], но наиболее простым при практической реализации.
Конструкция электролитической модели анода показана на рис. 2.6, б.
Опа состоит из полуцилиндрической ванны, в которой установлена косая
перегородка, моделирующая торцевую часть наружной поверхности анода.
Стенки ванны и перегородка выполнены из диэлектрика, например органи-
ческого стекла. На перегородке укреплена прямоугольная металлическая
пластина, имитирующая фокусное пятно. Перемещая косую перегородку,
можно исследовать температурные поля анодов разной толщины. Пропитан-
ный электролитом блок губчатой резины является аналогом мишени. Полу-
цилиндрический электрод покрыт перфорированным слоем диэлектрика,
моделирующим пограничный слой хладагента. Для питания модели исполь-
зуется генератор звуковой частоты, который подключается к выводам пла-
стины и электрода. Рабочая частота генератора выбирается в диапазоне
200—500 Гц. Электролитом обычно служит специально обработанная с целью
стабилизации ее электрической проводимости водопроводная вода.
С помощью зонда с измерительным устройством на модели получают
картину распределения потенциала (обычно в виде экспоненциальных
линий), адекватную картине распределения температуры в плоскости сим-
метрии анода. Нанесение температурной сетки на картину эквипотенциаль-
ных линий осуществляется с помощью масштабных коэффициентов модели-
рования [21].
Конечной целью теплового расчета, 'как правило, является
определение допустимой (номинальной) мощности трубки Рд.
Оно может быть выполнено на основе следующих соображений.
Обозначим температуру наиболее нагретых точек фокусного
пятна, места соединения мишени с телом анода и охлаждаемой
поверхности анода соответственно Тф, Тн, и Тн. Тогда для сос-
тавных анодов, включающих в себя медное тело и массивную
мишень, за величину Рл следует принять такое значение Р,
при котором одна, две или все три величины Тф, Тн, и Ти дости-
гают соответствующих предельных допустимых значений (Тф.д,
Тн,к, Тня), но ни одна из них эти значения не превосходит.
Для анодов с мишенями в виде тонких слоев с большой точ-
ностью можно считать, что в стационарном режиме температура
любой точки мишени равна температуре соответствующей точки
поверхности тела, на которую нанесена пленка, т. е. Тф~Тн,-
68
Поэтому для таких анодов определяющими являются величины
7'ф и Тн.
Температура Тф.д зависит от материала мишени, ее толщины
и длительности приложения нагрузки [44]. Например, для мас-
сивной вольфрамовой мишени в режиме длительной непрерыв-
ной нагрузки Тф.д = 2200ч-2500 К; 'Кратковременно же допу-
скается Тф.д = 2800 К [101] (отметим, что столь высокие темпе-
ратуры допускаются лишь для малого участка поверхности
мишени—фокусного пятна). Для мишеней в виде тонких слоев
величина Тф.д существенно ниже, чем для массивных мишеней
из того же материала.
При переменных тепловых нагрузках выбор температуры
производят с учетом эффекта механического разрушения поверх-
ностного слоя мишени, обусловленного термическими напря-
жениями и явлением рекристаллизации металла.
Для составных анодов с массивными тугоплавкими мише-
нями температура 7\1Д лимитируется свойствами меди и, напри-
мер, при длительной нагрузке равна приблизительно 700 °C.
Температура ТНд. зависит от рода охлаждающей жидкости,
режима ее движения и некоторых других факторов. При охлаж-
дении турбулентным потоком проточной воды (без кипения)
Гид =110 °C [77, 97], при аналогичном способе охлаждения
трансформаторным маслом она равна примерно 160°C [53]
и т. д.
2.3. НАГРЕВ АНОДОВ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
С КРУГЛЫМ И КОЛЬЦЕВЫМ ФОКУСНЫМИ
ПЯТНАМИ
Большая группа приборов, к числу кото-
рых относятся трубки с вынесенным полым анодом для просве-
чивания материалов, с прострельным анодом для спектраль-
ного анализа, с массивным анодом для толщинометрии и ряд
других, имеет фокусные пятна круглой формы.
Нагрев анодов рентгеновских трубок с круглыми фокусными
пятнами исследовался неоднократно [38, 47, 74, 77, 97, НО].
В большинстве работ рассмотрен стационарный тепловой режим
составных анодов в виде прямого кругового цилиндра, одно
из оснований которого бомбардируется ортогональным осесим-
метричным электронным пучком (рис. 2.7). Решения получены
в виде бесконечных рядов, что требует для расчетов ЭВМ.
Решения, приводимые разными авторами, отличаются тем, что
получены для различных граничных условий на бомбардируе-
мом электронами и на охлаждаемом основаниях анода, для
боковой поверхности которого во всех перечисленных работах
принято однородное граничное условие II рода.
В [38] рассматривается анод, охлаждаемое основание кото-
рого z = H поддерживается при постоянной температуре (гра-
ничное условие I рода). При этом распределение плотности теп-
69
Рис. 2.8. Графики вспомогательных
функций /ф и
лового потока в фокусном пятне в [38] принято в виде
Я (г) = -g-2 е
(7?0 — условный радиус фокусного пятна), а в [77] оно счи-
тается равномерным. В [77] рассмотрен также случай ступенча-
того распределения нагрузки, однако он представляет ограни-
ченный практический интерес.
Из общего решения уравнения Лапласа в работе [38] полу-
чены достаточно простые соотношения, позволяющие вычислить
температуру характерных точек анода: центра фокусного пятна
и центра спая мишени с телом при заданной мощности элек-
тронной бомбардировки Р. Они имеют следующий вид:
Т»- Г(О,в)-Г. + ^(£ + £) + ;^ЛГф;
pf-f р
Здесь То — температура охлаждаемого основания; Мф и
Nf/t— функции, значения которых приведены в табл. 2.1.
Формулы для расчета температуры в тех же точках анода,
полученные в [77] для равномерного распределения нагрузки
в фокусном 'пятне q — P/\nRs?), имеют вид
т, - Т. + Т„, = 7- + (2.9)
где [ф, fHl — вспомогательные функции, полученные в резуль-
тате суммирования рядов. Они зависят от параметров анода.
70
Таблица 2.1. Значения функций ^ф и 7VH1 при различных
/?0/7? 0,1 0,2 0,3 0,4
7,310 3,280 1,828 1,118
1,722 1,187 0,805 0,541
В частности, для медного анода с вольфрамовой мишенью,
имеющего толщину Но = 2R, вспомогательные функции приве-
дены на рис. 2.8 в виде графиков. Если толщина анода больше
2R, а его основание имеет температуру То', то температура
в сечении z = Но = 2R
г „ , . P(H-2R)
‘o-loi
Вычислив температуру То по этой формуле, дальнейший
расчет необходимо проводить с помощью выражений (2.9) и
графиков на рис. 2.8.
Если толщина анода Н < (1,5—2)R, его охлаждаемое осно-
вание не всегда 'можно считать изотермическим. При опреде-
ленном сочетании параметров анода температура основания
изменяется вдоль координаты г. Это изменение тем сильнее,
чем меньше отношения H/R и Ro/R. Поэтому вместо гранич-
ного условия I рода на поверхности z = Н должно быть задано
граничное условие III рода, выражающее закон конвективного
теплообмена между поверхностью и хладагентом и справедли-
вое для анодов любой толщины. Задача о нагреве анода при
таком граничном условии на его охлаждаемом основании рас-
смотрена в ряде работ [19, 74]. Здесь получены выражения
для расчета стационарного температурного поля однородных
и составных анодов при различном распределении плотности
теплового потока в фокусном пятне.
Для однородного анода при гауссовом распределении плот-
ности теплового потока в фокусном пятне
где b — параметр распределения, соответствующее выражение
имеет вид
T(r,z) = Тж + ^(н-г + -\+ ;
v ' ж 1 Mt/?2 I ' а I
(2.И)
71
здесь
M (z) = (^ + М)Л(/У
} (^ + М)^«ад+(^-М)^ад
(2.12)
В этих соотношениях /0^пдг) и /0 (₽«) — функции Бесселя
первого рода нулевого порядка; р„ — корни функции Бесселя
первого рода первого порядка, определяемые из уравнения
Л(Р) = 0.
В тех случаях, когда распределение удельной нагрузки
в фокусном пятне задано в виде (2.10), под радиусом пятна R,,
следует понимать радиус такого круга, в пределах которого
сосредоточена заданная доля теплового потока. Например, если
сквозь площадь фокусного пятна проходит 75 % потока, то
параметр b и радиус Ro связаны соотношением b = (In 4)//?02.
На рис. 2.9 приведены рассчитанные по формуле (2.11)
зависимости температур 7’ф = Т(0, 0) и Тн = Т(0, Н) характер-
ных точек однородного медного анода трубки мощностью Р =
= 600 Вт от радиуса фокусного пятна. Размеры анода: R =
= 12,5 мм; /7 = 3 мм. Температура охлаждающей жидкости
7’ж = 20°С; коэффициент теплоотдачи охлаждаемого основания
а = 3-104 Вт/(м2-К). Увеличение радиуса фокусного пятна
при неизменной мощности трубки приводит, как это следует
из рисунка, к уменьшению и Тф, и Тн. Однако, если темпера-
тура центра фокусного пятна падает резко (при изменении R$
от 1 до 5 мм она уменьшается с 1000 до примерно 230°C), то
температура центра охлаждаемого основания снижается незна-
чительно.
В ряде трубок применяют цилиндрические аноды небольшой
толщины, которые соединены по боковой поверхности методом
пайки с достаточно массивным корпусом или вынесенной анод-
ной трубой. Примером могут служить прострельные аноды,
выполненные в виде тонких пластин или из фольги. Температуру
боковой поверхности таких анодов с достаточной точностью
можно считать постоянной, т. е.
T(R, z) = То. (2.13)
Для расчета температурного
поля однородного анода, на боко-
вой поверхности которого задано
граничное условие I рода (2.13),
а на основаниях — граничное ус-
ловие II и III рода, причем рас-
Рис. 2.9. Зависимость температуры ха-
рактерных точек анода от радиуса фо-
кусного пятна
пределение плотности теплового потока принято в виде (2.10),
получено [19] следующее выражение:
Т {г, z) — То + 2а/? (Гж — То) 2 Л R ) ТлЛ2(‘(л) Sn
И=-1
здесь
т2
Мп'(г) •
7лЛ2(Ъ)’
(2.14)
Ln (z) = e
Sn = («/? + V) + (a/? - ъ/.) e^^-
Mn(z) определяется соотношением (2.12) при замене на
уп, где уп— корни уравнения /о(у) = 0.
Соотношения (2.11) и (2.14) могут быть использованы для
расчета не только однородных анодов, но и анодов с мишенями
в виде тонких слоев. Приближенно (это подчеркнем) можно
считать, что из-за малой толщины мишени ее температура
изменяется только вдоль координаты г и при каждом значении
г она равна температуре Т(г, 0) основания, на которое мишень
нанесена. В частности, температуру центра фокусного пятна
однородного анода и анода с тонкослойной мишенью считаем
практически одинаковой. Определение же номинальной мощ-
ности в последнем случае выполняем исходя из предельной
допустимой температуры тонкослойной мишени.
Кратко рассмотрим нестационарные тепловые процессы
в анодах трубок с круглым фокусным пятном.
Исследование нестационарного теплового режима анода,
изображенного на рис. 2.7, выполнено в работе [47]. Решение
уравнения теплопроводности получено для нагрузки с произ-
вольным распределением по координате г и периодически изме-
няющейся во времени. Для охлаждаемого основания анода
принято граничное условие I рода. В работе приведены таблицы
и графики, которые могут быть использованы при расчете неко-
торых частных случаев нагрева анода.
Для некоторых рентгеновских трубок (например, импульс-
ных трубок с ненакаливаемым катодом) характерен режим
генерирования коротких одиночных вспышек излучения.
При импульсной нагрузке теплота за время импульса не
успевает распространиться на значительное расстояние в глубь
анода. Поэтому при расчете нагревания анода трубок, рабо-
тающих в режиме генерирования одиночных импульсов излу-
чения, анод можно рассматривать как полубесконечное тело.
При подаче на однородный анод, начальная температура кото-
рого равна нулю, равномерно распределенной по поверхности
фокусного пятна удельной нагрузки q максимальная темпера-
тура пятна достигает значения [75, 80]
72
73
Рис. 2.10. Графики функции, входя-
щей в формулу (2.16), рассчитанные
для разных материалов
Рис. 2.11. Схема полого цилин-
дрического анода
Vl/p ' ' (2.15)
где т— длительность приложения нагрузки; а = %/(ср)—тем-
пературопроводность материала анода; с — его удельная тепло-
емкость.
Формула пригодна для расчета трубок с круглыми и линей-
ными фокусными пятнами, наименьший из размеров которых F
удовлетворяет условию F]\' ах > 6.
Если учесть глубину проникновения электронов в анод,
импульсная температура бомбардируемой ими поверхности
может быть рассчитана, как показано в [75], с помощью соот-
ношения
7ф.э = 7Ф[ (-М, (2.16)
\2 V ти/
где 7’ф — импульсная температура, вычисленная по формуле
(2.15); /[до/(2]/то)]—функция, зависящая от глубины про-
никновения электронов и длительности приложения нагрузки
, о s 1 /. 1 (1,265-0,0954 Ig U).
(рис. 2.10): To = ат; бо = у|1— — j U ’ p —
плотность, г/см3; U — ускоряющее электроны напряжение, MB;
m — коэффициент, зависящий от материала анода, и, напри-
мер, для вольфрама, меди и алюминия равный соответственно
1,12; 1,7 и 1,9.
Трубки с кольцевыми фокусными пятнами применяются
главным образом в рентгеноспектральной аппаратуре. Они
имеют коаксиальную или плоскую (определение условное) кон-
74
струкцию и торцевой выход излучения (см. § 4.2). Приборы
работают в режиме длительного непрерывного включения.
Анод трубок коаксиальной конструкции при расчете нагре-
вания можно рассматривать как однородный и изотропный
полый цилиндр высотой 2h (рис. 2.11), внутренняя поверхность
радиуса Ri которого бомбардируется радиально расходящимся
от оси электронным пучком. Распределение плотности тепло-
вого потока в пределах кольцевого фокусного пятна шириной
2z0 задано некоторой функцией <?(z). Наружная поверхность
цилиндра радиуса R% охлаждается проточной жидкостью. Тепло-
отводом с внутренней (вне фокусного пятна) и с торцевых
поверхностей анода можно пренебречь.
В случае равномерного распределения удельной нагрузки
по поверхности фокусного пятна
q (2) = q =
стационарное температурное поле рассматриваемого анода
определяется выражением
гм- ?'« + -етг(ж + '„г) +
т (2.17)
Здесь обозначены
Nn (И = т [Л (®Z) ^nRR -10 (?„/?•>) л; (®„Г)] -
- ?„1ШГ) + Л(СР,1^2) А'о (?,/)];
Ц < (?,ЛА -~R('?nR>) —
* - т [Л (?„/?)) /<0 A) + 4 (?„/?.) Al (?„/?,)];
= /iTi h\ R и Ko, Kt — модифицированные функции Бес-
селя первого и второго рода нулевого и первого порядков.
Множитель 1/п2, стоящий под знаком суммы, указывает на то,
что ряд в выражении (2.17) хорошо сходится.
Особенности теплового режима исследуемого анода иллюстрируют
табл. 2.2 и 2.3. Рассматривался однородный медный анод трубки БХВ7,
Размеры которого (в мм) Ri = 12; Т?2 = 15; h = 15; полуширина фокусного
пятна Zo — 3 мм. Коэффициент теплоотдачи варьировался. Температура
Таблица 2.2. Распределение температуры иа внутренней и наружной
поверхностях полого цилиндрического анода
г, мм 0 3 6 9 12 15
Т (Ri, г), °C 142 123 97 83 75 73
T(R2, г), °C 120 110 93 80 73 71
75
охлаждающей жидкости (вода) принята равной 20 °C. Приведенные в таб-
лицах температуры соответствуют мощности Р = 2 кВт.
В табл. 2.2 представлены распределения температуры на внутренней
z при а = 104 Вт/(м2-К),
Видно, что температура на
бомбардируемой электро-
нами поверхности умень-
и охлаждаемой поверхностях анода вдоль оси
Таблица 2.3. Зависимость температуры
характерных точек анода от коэффициента
теплоотдачи
шается практически в 2
10 Вт/(м2«К) Г(/?„ 0), °C Г (/?,. 0), °C раза при переходе от цент- ра фокусного пятна к пери- ферии поверхности. На охлаждаемой стенке соот-
ветствующее изменение
1,0 142 120 является менее резким:
1,5 115 93 температура уменьшается
2,0 103 80 в 1,7 раза. Номинальная
2,5 95 71 мощность трубки в рас-
3,0 88 65 сматриваемом режиме ли-
митируется нагревом охлаж-
даемой стенки, максимальная температура которой достигает 120 °C. Это
на 10°C выше предельного допустимого значения при охлаждении водой.
Поэтому, строго говоря, предельная допустимая мощность трубки при а =
= 104 Вт/(м2-К) должна быть меньше принятого в расчете значения 2 кВт.
Эта величина РЛ — 1,8 кВт. Однако, учитывая, что перегретой является
очень узкая кольцевая зона охлаждаемой стенки, можно допустить РЛ =
~ 2 кВт,
С увеличением коэффициента теплоотдачи температуры Тф = T(Ri, 0) и
Th=T(R2, 0) характерных точек анода уменьшаются (табл. 2.3), причем
значения Тн уменьшаются в большей степени. Отметим, что максимальная
температура фокусного пятна Тф во всех случаях остается относительно
низкой.
Предельная допустимая мощность трубки с увеличением а, естественно,
возрастает п, например, при а = 3-Ю4 Вт/(м2-К) составляет 4 кВт. Увели-
чение мощности Рд может быть достигнуто также за счет некоторого уве-
личения толщины анода Н = R2—Ri при Ri = const. При утолщении анода
на 2 мм значения Тф и особенно Тн уменьшаются. Поэтому при Н = 5 мм
и а = 3 • 104 Вт/(м2-К) имеем Рл « 5 кВт.
Анод трубки плоской конструкции с кольцевым фокусным
пятном упрощенно можно представить в виде короткого двух-
слойного цилиндра (рис. 2.12), состоящего из массивной
мишени 1 и медного тела 2. Поверхность мишени бомбарди-
руется электронным пучком мощностью Р. Радиальное распре-
деление плотности теплового потока в кольцевом фокусном
пятне шириной 2Р0 описывается функцией Гаусса
q (г) = qoe-bP-R^,
где q0— амплитуда распределения; Rt—средний радиус кольца.
Представив q (г) в нормированном виде, граничное условие на
поверхности мишени можно записать следующим образом:
дз 1-=о
рУь
2АА,/Р ’
Нижнее основание анода охлаждается проточной жидкостью;,
теплоотводом через его боковую поверхность пренебрегаем. )
76
Рис. 2.12. Схема составного анода трубки с кольцевым фокусным пятном
1 — мишень; 2 — тело анода
Решение уравнения Лапласа при сделанных допущениях
может быть представлено [34] в виде следующего ряда Фурье—
Бесселя:
fl—
где дп — корни уравнения В (б) = 0.
Коэффициенты ряда определяются следующими выраже-
ниями:
У , . f В (z——Н\—(Кг^Яг,
°(Z | B^z/^-Ml+BO/a], Hi < z < Я.
Здесь
В = --fo/WnW?iKn);
/1 I -W -b (R-R,у]
Го “ АР2 я — в
+ [erf \Vb (/? - /?,)] + erf Vb} V
V bR2
Bi = аЯ/%2 — критерий Био;
Vn(z) ~ >! (1 + Q) [Л (г~2/У< e^v] + Ml - Q)
При 0<zC Я1;
^(г)
' 2;/У')(1 -Q) + X1(l-e 2т"‘) (I +<?)
1 + Q,^^________
>-ад) (1 - Q) + Xi (1 (1 + Q)
при Я1 <: z С Я;
Р = Vbi (2к/?, /к); Q = Q,M2^;
а \
>27/
77
L
Рис. 2.13. Кривые радиального изменения
величины 01 в различных плоскостях анода
В качестве примера рассмотрим резуль-
таты расчета температурного поля анода
с родиевой мишенью одной из трубок.
Исследовался случай, когда фокусное
пятно трубки является сильно локализо-
О Lf- 8 мм ванным, поэтому параметр Гауссова рас-
пределения был принят Ь = 4,6/?о-2- При
этом условии через фокусное пятно шири-
ной 2/?о проходит 99 % теплового потока. Расчет выполнен для следующих
значений параметров: R = 7; = 1; Н2 = 5; = 4; 2Ra = 3 (все размеры
в мм); а = var; Т'ж = 20°С. Результаты расчета для а = 104 Вт/(м2-К)
представлены на рис. 2.13.
По вертикальной осн отложена величина ©i (г, z)=[T(r, г)—Тж]/Р,
зная которую, легко определить температуру T(r, z) при любом значении
мощности Р. Приведенные кривые характеризуют радиальное распределение
температуры на бомбардируемой электронами поверхности мишени, в пло-
скости контакта мишени и тела анода и на охлаждаемом основании. Если
распределение температуры па поверхности мишени имеет ярко выраженный
максимум, то охлаждаемая стенка является практически изотермической,
что выгодно с точки зрения отвода большой мощности. Близким к равно-
мерному является также распределение температуры в плоскости спая
мишени п тела анода.
С увеличением коэффициента теплоотдачи от 104 до 3-104 Вт/(м2-К)
происходит резкое уменьшение температуры T(r, г), при этом в наиболь-
шей степени (в три с лишним раза) снижается температура охлаждаемой
стенки. Характер радиального распределения температуры в каждой из трех
плоскостей практически не изменяется.
2.4. НАГРЕВ АНОДОВ ТРУБОК
С ЛИНЕЙНЫМ ФОКУСНЫМ ПЯТНОМ
Аноды, применяемые в трубках с линей-
ным фокусным пятном, имеют разнообразную конструкцию.
Однако в большинстве приборов используют торцевой цилин-
дрический анод «классического» типа (см. рис. 2.6, а). Расчет
температурного поля таких анодов в случае линейного фокус-
ного пятна вызывает, как отмечалось выше, большие трудности.
С целью их преодоления некоторые авторы [77, 97] предла-
гают заменять линейное пятно равным ему по площади круг-
лым и использовать для расчета соотношения (2.9), (2.11) и
другие, справедливые для осесимметричных температурных
полей. Между тем замена линейного фокусного пятна длиной
L и шириной F круглым с радиусом 7?0 = [(АТ.)/л]°-5 не вносит
большой ошибки в расчет температурного поля лишь в том
случае, когда коэффициент формы линейного пятна kf = L/F
близок к единице. Обычно же kf = 5я-10. Для таких сильно
вытянутых пятен замена линейного фокусного пятна равновели-
ким круглым уже недопустима. Г. А. Сулыкин рекомендует [92]
78
для составных анодов при равномерной удельной нагрузке
заменять линейное пятно эквивалентным круглым, но с радиу-
сом Ro = 0,3 (L+F).
Эквивалентные математические модели анода при расчете
трубок с линейным фокусным пятном обеспечивают во многих
случаях, как показывает опыт, определение номинальной мощ-
ности в стационарном режиме с приемлемой точностью.
Напомним, что при однократной импульсной нагрузке тем-
пература анода трубки с линейным фокусным пятном может
быть вычислена по формуле (2.15).
В последние годы начали разрабатывать рентгеновскую
аппаратуру, в которой в качестве источника излучения исполь-
зуют трубки с однострочным сканированием фокусного пятна.
Приборы этого типа выполняют с массивными или прострель-
ными анодами.
При расчете нагревания однородного анода трубки со скани-
рованием фокусного пятна будем рассматривать анод как беско-
нечную пластину шириной h и толщиной Н, по поверхности
z = 0 которой вдоль оси х, совпадающей с осью симметрии этой
поверхности, с постоянной скоростью v периодически переме-
щается круглое пятно радиуса Таким образом, «действую-
щее» линейное фокусное пятно трубки образуется в результате
периодического перемещения мгновенного круглого пятна.
Полагаем, что на поверхности z = Н пластины задано усло-
вие конвективного теплообмена и принято Тж = 0. Грани пла-
стины поддерживаются при нулевой температуре.
Выражение для плотности теплового потока имеет вид
jp ~ - й(У2+ ftO'-’i
‘ k=-°°
где I = ито’, то — период сканирования.
Решение уравнения теплопроводности для рассматриваемого
случая удобно представить в безразмерных координатах
£+_£z; у . Л’; Z 0<Х, Г, Z<1.
Тогда имеем [32]:
Т(Х Y Z)-^
1 {Л, Л)- ш £La[nm
fl=—оо ,п—v
Хе Fnm(z)cos^_g—rcyj, (2.18)
где
р ______ (\‘пт ch ?пт + Bi sh Зчт) ch (PnnX) _ /о 7\.
?„msh₽4m + Bichft„m
о г,Г4^п2 . (2т + 1 )2 . . 2ля]0.5 .
+ J ; В1 = аЯД;
а — температуропроводность.
79
Приведенное соотношение описывает температурное поле
анода в периодическом режиме, устанавливающемся в аноде
после переходного процесса, следующего за включением нагруз-
ки. Оно справедливо для случая, когда на гранях анода у =
= + hj2 поддерживается нулевая температура. В реальных
условиях эта температура То отлична от нуля и, следовательно,
в расчет температуры анода должна быть введена поправка.
Таблица 2.4. Значения поправки гДК, Z)
Bi h 2H Поправка т, при значениях Г
0,00 0.25 0,50 0,75 0,00 0,25 0,50 0,75
5 0,97 0,97 0,98 0,99 0,97 0,97 0,97 0,98
10 z 10 0,89 0,90 0,92 0,95 0,88 0,89 0,91 0,95
5 0,77 0,79 0.83 0,90 0,73 0,75 0,79 0,87
10 1 10 0,41 0,44 0,54 0,72 0,39 0,42 0,52 0,69
2,5 0,68 0,70 0,77 0,87 0,45 0,47 0,53 0,66
1 5 0,26 0,29 0,42 0,65 0,17 0,19 0,28 0,43
10 0,03 0,05 0,13 0,38 0,02 0,03 0,09 0,25
2,5 0,41 0,15 0,56 0,75 0,06 0,07 0,10 0,18
10 Г) 0,07 0,10 0,22 0,49 0,01 0,01 0,03 0,09
ib 0,00 0,01 0,01 0,21 0,00 0,00 0,01 0,03
z 0 1
Эта поправка ц(У, Z) рассчитана в [32], и ее значения приве-
дены в табл. 2.4. С ее учетом температура анода определяется
выражением
Та(Х, Y,Z) = Т(Х, Y,Z)+r](Y,Z)T0,
где T(X,Y,Z)—температура, рассчитанная по (2.18).
При малых значениях критерия Bi и й/(2Я) <3 поправка
равна единице. При Bi > 10 и h/(2Н) > 12 поправка практи-
чески равна нулю.
С целью получения высокоинтенсивных пучков излучения
в рентгеновских трубках применяют вращающиеся, конвек-
тивно охлаждаемые аноды, способные рассеивать в режиме
длительного непрерывного включения очень большие (до десят-
ков киловатт) мощности. Схематически такой анод можно пред-
ставить в виде однородного полого вращающегося цилиндра
(рис. 2.14), внутренняя поверхность которого охлаждается про-
точной водой, а наружная бомбардируется ленточным электрон-
ным пучком. Большая ось линейного фокусного пятна совпа-
дает с образующей цилиндра. При плавном, без боя вращении
анода фокусное пятно трубки остается в пространстве непо-
движным, а мощность электронного пучка последовательно
80
рис. 2.14. Схема вращающегося анода
мощной рентгеновской трубки
выделяется на кольцевой фокус-
ной дорожке существенно боль-
шей площади nDL, чем площадь
фокусного пятна FL. Каж-
дый элемент фокусной дорожки
подвергается кратковременному
нагреву при прохождении под
электронным пучком, а затем
относительно длительному осты-
ванию. Благодаря этим особен-
ностям к вращающемуся аноду
и удается подвести большую
мощность, что обеспечивает высокую интенсивность рентгенов-
ского излучения.
Тепловому расчету вращающихся анодов с проточным
охлаждением посвящен ряд работ, подробный анализ которых
дан в обзоре [29]. Наиболее полно реальные физические усло-
вия функционирования таких анодов учтены в расчете, приве-
денном в [29]. Как и в других работах, решение уравнения
теплопроводности здесь получено в декартовых координатах,
т. е. использована плоская математическая модель анода.
Плоская модель при эквивалентных граничных условиях прак-
тически не вносит погрешности в расчет, поскольку отношение
толщины анода к его диаметру H/D имеет малую (порядка
10-2) величину. Полученное же при этом решение реализовать
на стадии программирования проще, чем решение, найденное
в цилиндрических координатах.
Начало системы координат выбираем в центре охлаждае-
мого основания, ось х совмещаем с осью этого основания, иду-
щей вдоль фокусной дорожки, а ось z направляем внутрь пла-
стины. В силу периодичности температурного поля, обусловлен-
ной вращением анода, на торцах пластины х = ±1 задано
Условие
Т (—/, у, z, t) = Т (I, у, z, t).
Теплоотводом сквозь боковые грани анода у = ±h прене-
брегаем, следовательно,
д/\ =о-
Считаем, что распределение плотности теплового потока
в мгновенном фокусном пятне по обеим координатам х и у
вписывается функцией Гаусса.
Выражение, описывающее температурное поле в аноде
в Установившемся периодическом режиме, имеет вид
В Заказ 8S 81
Г (jc —<?, у, г) = 7Ж + ^[фоо(1 + +
+ Bi У У — cos mitf епт X
?пт \ п J
(п _ OV/n • 0)
V f 1 + ^пт - -Bi) \ |
\ ₽лт + В1-(Зят-В1)е J JJ
где <p = irA7)/; 7о = Л(^); ₽пт = *Ц—J + (хг) “уГрБ | >
Fo = «/(Л7/2)—критерий Фурье; N — частота вращения анода;
, 1 , .FL -7г!|«Т7(2/)]2+(т4,'(2Л)]2}
ф«т= 2P^lh е '
причем р(0) =0,5 и p(m) = 1 при остальных т.
Таблица 2.5. Результаты исследования температурного режима
вращающегося медного анода
Л, мм Д’, с-’ -н, ”С °с р кВт А
100 50 130 13 3,9
200 50 89 7 5,9
500 50 58 3 8,8
100 160 80 13 5,2
100 500 50 13 5,2
В табл. 2.5 приведены результаты расчета температурного поля вра-
щающегося медного анода при следующих значениях параметров: Н = 2;
2h = 40; Л = 0,3; L = 3 (все размеры в мм); а = 1,5-104 Вт/(м2-К). Здесь,
обозначены Q„ = TH—Тж; QB = TB—Тж, где Т„ и Тв— максимальные темпе-
ратуры наружной и внутренней (охлаждаемой) поверхностей анода при
мощности Р = 1 кВт; Ра— номинальная мощность трубки в режиме одно-
фазного охлаждения при Т’ж = 40°С. Предельная допустимая температура
для меди выбрана с учетом эффекта разрушения поверхностного слоя анода
при переменных тепловых нагрузках равной Тв Си =“ 550 °C.
Увеличение диаметра анода при постоянной частоте вращения приводит
к снижению значений 0Н и 0„. Повышение же частоты при D = const
вызывает уменьшение 0Н и практически (по крайней мере, в области N >
> 50 с-1) не влияет на величину 0В. При больших частотах происходит
выравнивание температурного рельефа на охлаждаемой стенке. Поэтому
в тех случаях, когда в режиме однофазного теплообмена номинальная мощ-
ность ограничена перегревом охлаждаемой стенки, увеличить ее можно
лишь за счет увеличения диаметра анода. Из таблицы видно, что увеличе-
ние частоты от 160 до 500 с-1 не приводит к росту номинальной мощности:
в этих режимах ее значение лимитировано температурой охлаждаемой
поверхности анода.
В режиме двухфазного (с кипением) водяного охлаждения номиналь-
ная мощность существенно возрастает. При D = 100 мм; У = 50 с-1; FXL
= 1X10 мм она превышает 23 кВт, в то время как при однофазном охлая<-
82
дении она равна 6,8 кВт. Для трубки с фокусным пятном FXL = 0,5X5 мм
мощность в этих режимах соответственно равна 8,9 и 5,7 кВт.
Подробные результаты исследования тепловых процессов во вращаю-
щихся анодах мощных генераторов излучения можно найти в [29].
2.5. РАСЧЕТ СИСТЕМ ОХЛАЖДЕНИЯ АНОДОВ
Система охлаждения рентгеновской
трубки, предназначенная обеспечивать эффективный отвод теп-
лоты от анода, должна иметь простую, надежную и экономич-
ную конструкцию. Как отмечалось ранее (см. § 1.5), в рент-
геновском приборостроении нашли широкое применение два
типа анодных охлаждающих устройств: системы проточного
охлаждения, в которых в качестве хладагента используются
вода или трансформаторное масло, и радиаторы различной кон-
струкции, работающие в газовой среде или в трансформатор-
ном масле [19, 63, 97].
Процесс переноса теплоты между поверхностью твердого
тела и жидкостью или газом называется конвективным тепло-
обменом или теплоотдачей. В основе расчета систем, работаю-
щих по принципу конвективного теплообмена, лежит закон
Ньютона, согласно которому отводимая мощность пропорцио-
нальна площади охлаждаемой поверхности dS и разности тем-
ператур поверхности (стенки) Тс и хладагента Тж:
dP = a(Tc—TiK)dS. (2.19)
Входящий в это уравнение коэффициент теплоотдачи зави-
сит от большого числа факторов (теплофизические свойства
хладагента, режим его движения, форма и размеры охлаждае-
мой поверхности и др.) и поддается теоретическому определе-
нию лишь в немногих частных случаях. Таким образом, задача
расчета систем охлаждения с помощью уравнения (2.19) сво-
дится, по существу, к задаче определения коэффициента тепло-
отдачи для этих систем.
Для определения коэффициента ос обычно используют кри-
териальные уравнения, полученные путем обобщения большого
числа экспериментальных данных методами теории подобия
[56, 61, 75]. Критериальные уравнения представляют собой
эмпирические зависимости, связывающие между собой некото-
рые безразмерные комплексы (критерии), составленные из
величин, характеризующих процесс теплоотдачи.
При описании стационарного конвективного теплообмена
используются следующие критерии подобия:
1. Nu = ocd/2. — критерий Нуссельта, содержащий искомый
коэффициент а и характеризующий интенсивность теплоотдачи.
2. Pr = v/a — критерий Прандтля, являющийся характери-
стикой теплофизических свойств хладагента. . .
6*
83
3. Re = vd/y — критерий Рейнольдса, описывающий гидро-
динамический режим потока теплоносителя, который может
быть ламинарным, переходным или развитым турбулентным.
4. Gr = g$ATd3/y2—критерий Грасгофа, характеризующий
интенсивность естественной конвекции.
В этих выражениях d — определяющий линейный размер
системы; X, а, у, р— теплофизические параметры хладагента,
соответственно теплопроводность, температуропроводность,
кинематическая вязкость, температурный коэффициент объем-
ного расширения; v—характерная скорость потока хладаген-
та; g— ускорение силы тяжести; АТ1— разность температур
охлаждаемой поверхности и хладагента.
В качестве определяющего размера системы d выбирают
тот, который в наибольшей степени влияет на процесс и удобен
при выполнении расчетов. Так, при расчете теплоотдачи в глад-
ких круглых трубах в качестве определяющего размера выби-
рают их внутренний диаметр. Если труба (канал) имеет иной
профиль сечения (прямоугольный, эллиптический и т. д.), за
определяющий размер принимают ее эквивалентный диаметр
d3, который находят по формуле
d3 = 4S/L,
где S — площадь поперечного сечения канала: L — периметр
стенки в поперечном сечении. Например, для канала квадрат-
ного сечения со стороной F имеем d3 = 4F2/ (4J7) = F.
Таблица 2.6. Физические свойства сухого воздуха при нормальном давлении
т, °C р’ кг/м3 Вт/(м-К) v.W', м2/с Рг
0 1,293 2,44 13,28 0,707
10 1,247 2,51 14,16 0,705
20 1,205 2,59 15,06 0,703
30 1,165 2,67 16,00 0,701
40 1,128 2,76 16,96 0,699
50 1,093 2,83 17,95 0,698
60 1,060 2,90 18,97 0,696
70 1,029 2,96 20,02 0,694
80 1,000 3,05 21,09 0,692
90 0,972 3,13 22,10 0,690
Теплофизические параметры хладагента зависят от его тем-
пературы (табл. 2.6, 2.7 и 2.8); параметр р для воздуха опре-
деляется формулой
р = 1/(273 + 7’), К1.
Поэтому при решении критериальных уравнений важно
обратить внимание на так называемую определяющую темпе-
ратуру, т. е. температуру, при которой следует выбирать зна-
84
Таблица 2.7. Физические свойства воды
Г, °C X, Вт/(м* К) V. ю,;, м2/с Рг ₽-10‘, к-1
0 0,560 1,789 13,5
10 0,580 1,306 9,45 0,7
20 0,597 1,006 7,03 1,82
30 0,612 0,805 5,45 3,21
40 ' 0,627 0,659 4,36 3,87
50 0,640 0,556 3,59 ' 4,49
60 0,650 0,478 3,03 5,11
Таблица 2.8. Физические свойства масла
т, °C Р> о кг/м3 X, Вт/(м- К) V-10”, м3/с Рг £•10*, к-1
0 892,5 0,1123 70,5 866 6,80
20 880,3 0,1106 22,5 298 6,90
40 868 2 0,1090 10,3 145 7,00
60 856,0 0,1072 5,78 87,8 7,10
80 843,9 0,1056 3,66 59,3 7,20
100 831,8 0,1038 2,56 43,9 7,30
120 819,6 0 1022 1,92 34,9 7,40
чения теплофизических параметров для данного уравнения.
Во многих случаях в качестве определяющей выступает средняя
температура хладагента, которую вычисляют как среднее ариф-
метическое его температуры на входе и выходе области тепло-
обмена. Иногда за определяющую принимают среднюю темпе-
ратуру охлаждаемой стенки или среднюю температуру погра-
ничного слоя.
К числу систем, теплоотдача в которых хорошо изучена,
относятся прямые трубы. Для расчета коэффициента тепло-
отдачи в прямых трубах (напомним, что он входит в критерий
Нуссельта) получено следующее критериальное уравнение [75]:
Nu = 0,021 Re®;8 Рг®;43 (Ргж/Ргс)° '25гД (2.20)
которое может быть использовано при расчете и некоторых
охлаждающих устройств рентгеновских трубок. В этом урав-
нении ez — коэффициент, зависящий от длины I трубы. Его зна-
чения приведены в табл. 2.9. Поправочный множитель k учи-
тывает уменьшение коэффициента теплоотдачи при переходном
Режиме движения жидкости по сравнению с развитым турбу-
лентным, для которого k= 1. Переходный режим наблюдается
при Реж = 2- 103ч-104, турбулентный — при Кеж > 104. При чис-
лах Рейнольдса, равных 6000, 3000 и 2200, поправочный множи-
тель k равен соответственно 0,89; 0,55 и 0,27.
85
Таблица 2.9. Значения коэффициента
lid
2 5 10 15 20 50
1-10* 1,50 1,34 1,23 1,17 1,13 1
2-10‘ 1,40 1,27 1,18 1,13 1,10 1
5-lQi 1,27 1,18 1,13 1,10 1,08 1
110» 1,22 1,15 1,10 1,08 1,08 1
Индексы при критериях в уравнении (2.20) означают, что
теплофизические параметры при вычислении критериев берутся
для средней температуры жидкости (ж) и средней температуры
стенки (с).
Для воздуха и любых двухатомных газов при турбулентном
режиме движения уравнение (2.20) приобретает существенно
более простой вид
Nu>k = 0,018Re^8ez&, (2.20а)
поскольку в этом случае Рг я* 0,7 и Ргж/Ргс = 1.
При расчете коэффициентов теплоотдачи охлаждающих устройств,
работающих в режиме естественной конвекции, могут быть полезны сле-
дующие критериальные уравнения [61]:
NudJK = 0,50 (Gr Аж Ргж)о-25(Ргж/Ргс)« при 10:! < Ог(/Ж Ргж < 10s;
(2.21)
Nu/W = 0,76 (Сгйж Ргж)^ (Ргж/Ргс)°-К при 103 < СгАж Ргж< 10”;
(2.22)
Nu/;;K = 0,15 (ОгАж Ргж)0'33 (Ргж/Ргс)0’25 при СгйжРгж> 10”. (2.23)
Эти соотношения позволяют вычислить средние значения коэффициен-
тов теплоотдачи при естественной конвекции в неограниченном пространстве:
(2.21)—для горизонтальных труб, (2.22) и (2.23)—для вертикальных
поверхностей (пластин, труб). Определяющей температурой здесь является
температура окружающей среды, определяющим размером — диаметр d для
горизонтальных труб и высота h — для вертикальных поверхностей. Для
газов приведенные критериальные уравнения упрощаются, поскольку кри-
терий Прандтля для них имеет постоянное значение и Ргж/Ргс = 1.
Соотношения (2.21) — (2.23) могут быть использованы, в частности,
в расчетах теплоотдачи при естественной конвекции некоторых типов радиа-
торов. Так, коэффициент теплоотдачи боковой поверхности гладкого цилин-
дрического радиатора, работающего в горизонтальном положении, может
быть вычислен по формуле (2.21), а его торцевых поверхностей — по фор-
муле (2.22) или (2.23).
Для увеличения теплоотдачи радиаторов часто используют обдув их
потоком воздуха. Средний коэффициент теплоотдачи боковой поверхности
гладкого цилиндрического радиатора, обдуваемого поперечным потоком
воздуха, может быть определен с помощью уравнений
NurflK = 0,49 Re°4 при RerilK < 10:1; (2.24)
NudH( = 0,245 Re°£ при RedlK>10\ (2.25)
86
Рис. 2.15. Схема ребристого радиатора
Как использовать критериальные уравнения в практических расчетах,
рассмотрим на следующем простом примере.
Пусть требуется определить теплоотдачу боковой поверхности цилиндри-
ческого радиатора диаметром d = 60 мм и высотой h = 80 мм, обдувае-
мого поперечным потоком воздуха со скоростью 5 м/с, если температура
поверхности радиатора 7с=150°С, а температура воздуха 7ж = 20°С.
Из табл. 2.6 для воздуха при 7ж = 20°С находим: Хж = 2,59Х
5-0,06
ХЮ-2 Вт/(м-К); Уж = 15,06-Ю-6 м2/с. Вычисляем Rc(/>K = . г „7, . 6' =
10) ОЬ-Ю "
= 2104. Следовательно, используем формулу (2.25):
Nurf)K = 0,245 Re°-6 = 0,245 (2 = 93,3;
отсюда
) 9 r»Q. 10~2
а:-= 93,3--’''^ — 40,3.
На основании закона Ньютона имеем
Р = and/г(Т’с—Т’ж) = 40,3-3,14-0,06-0,08- (150—20) « 80 Вт.
Достаточно распространенным типом анодного охлаждаю-
щего устройства является ребристый радиатор, в частности
с радиально расположенными ребрами (рис. 2.15). Вычислим
приближенно теплоотдачу такого устройства. Пусть радиатор
содержит п ребер, каждое из которых представляет собой пря-
моугольную пластину толщиной б, шириной I и высотой h. Тем-
пература у основания ребер Тс, коэффициент теплоотдачи а.
Теплоотдачей с торцевой поверхности ребер пренебрегаем.
Тогда, согласно [61], теплоотдача одного ребра Р, может быть
вычислена по формуле
Pi = kmS(Tc—Тж) th ml,
где m = [aL/ (XS) ]0<5; X — теплопроводность материала ребра;
L = 2/iy-26—'периметр сечения ребра; S = bh— площадь сече-
ния. Если принять б h (что на практике обычно выполняется),
т« m = [2а/(Хб)]°-5.
Теплоотдача цилиндрической стенки радиатора, не занятой
Ребрами,
87
Рц = a(ni/c—п6)Л(Гс—Тж),
где dc — диаметр стержня радиатора.
Общая теплоотдача радиатора определяется выражением
Р — nPi + Рц = h[Kmbn th ml + a(ndc—nd)] (7\—Тж).
Величина а зависит от характера движения хладагента
у поверхности радиатора и может быть рассчитана с помощью
соответствующего критериального уравнения. Так, при обдуве
радиатора воздухом, поток которого направлен между ребрами
вдоль оси радиатора, для определения а может быть использо-
вано уравнение (2.20а). При этом каждый из каналов, по кото-
рым движется воздух, упрощенно можно рассматривать как
трубу прямоугольного сечения с эквивалентным диаметром
d3 2(ndc—nd)/n.
Одна из наиболее распространенных систем охлаждения
анодов проточной жидкостью показана на рис. 1.21, а и 2.6, а
и кратко описана в § 1.5. Характерная особенность этой системы
состоит в том, что поток жидкости, поступающей в полость
анода по центральной трубке, непосредственно попадает на
наиболее нагретую торцевую часть охлаждаемой поверхности,
а затем резко (на 180°) изменяет свое направление и покидает
полость анода через кольцевой зазор между центральной труб-
кой и цилиндрической частью охлаждаемой поверхности. Впер-
вые теплоотдача в описанных системах была подробно иссле-
дована П. В. Пошехоновым и Ф. Н. Хараджой [75, 97], кото-
рые получили следующие критериальные уравнения для опре-
деления коэффициентов теплоотдачи торцевой и цилиндриче-
ской стенок охлаждаемой поверхности соответственно:
. Nu = 1,68 Re^46 Рг°:‘; (2.25)
Nu - 0,22 Re^fi Рг«:4. (2.25а)
Приведенные уравнения справедливы при ReH< = 3 • 103 ч-
-уЗ-104; в качестве определяющей принята средняя темпера-
тура жидкости. Определяющим размером в уравнении (2.25)
является внутренний диаметр di центральной трубки (рис.
2.6, а), в уравнении (2.25а)—эквивалентный диаметр кольце-
вого зазора
где бз — ширина зазора.
С учетом оказанного из уравнения (2.25) и (2.25а) полу-
чаем следующие выражения для расчета коэффициентов тепло-
отдачи торцевой (ат) и цилиндрической (ац) стенок охлаж-
даемой поверхности:
88
otT — iW^Y^Pr0-4^;
\ ''ж / А d.
Скорость жидкости (м/с) в центральной трубке vs и
в кольцевом зазоре и2 при ее расходе w (л/мин) определяется
соотношениями
_ 10-3w 10-3®,
V' ~~ 60S, ’ ~ 60Su ’
где Si и So — площадь отверстия в центральной трубке и пло-
щадь поперечного сечения кольцевого зазора, м2.
Мощность, отводимая системой охлаждения, рассчитывается
по формуле
Р= (Гс—Г») (aTST + A2S2m thт/).
Здесь Т’с — температура торцевой охлаждаемой стенки;
ST = л£>12/4 — ее площадь; /.2— теплопроводность тела анода;
52 = л(Ь22—Z>i2)/4 — площадь поперечного сечения трубчатой
части тела анода; т = [ацЛ2/(X2S2)]0’5; Л2 = л/Д—внутренний
периметр сечения трубчатой части; I— длина трубчатой части.
Расчеты показывают [97], что в рассмотренной системе зна-
чительная часть мощности (несколько десятков процентов)
может отводиться через цилиндрическую охлаждаемую стенку
полости анода.
Изложенная методика может быть использована также для
расчета системы охлаждения, изображенной на рис. 1.21, а. При
этом площадь торцевой охлаждаемой поверхности вычисляется
как площадь эллипса ST = nDiDi'/4, где Di и £>/ — длины
малой и большой осей эллипса; за длину трубчатой части тела
анода может быть взята ее минимальная длина. Если фикса-
торы положения центральной трубки существенно не умень-
шают площади кольцевого зазора, по которому движется
жидкость, их можно не учитывать.
Увеличение теплоотдачи системы проточного охлаждения
может быть достигнуто при прочих неизменных условиях путем
повышения в приемлемых пределах расхода хладагента, т. е.
за счет увеличения числа Рейнольдса.
Достаточно высокие коэффициенты теплоотдачи могут быть
обеспечены при охлаждении нагретых поверхностей водой
в режиме пузырькового кипения [30, 61]. Однако охлаждение
анодов рентгеновских трубок в режиме кипения воды приме-
няется крайне редко. Охлаждение в этом режиме может быстро
привести к образованию на охлаждаемой поверхности слоя
накипи, обладающего низкой теплопроводностью и потому
снижающего интенсивность теплоотвода. Слой накипи затруд-
няет движение жидкости в узких каналах, может происходить
«зарастание» узких щелей в щелевых охладителях. Для ста-
89
бильного режима теплоотдачи требуется усложнение системы
охлаждения. В силу указанных причин режим кипения в насто-
ящее время иногда применяют лишь при охлаждении вращаю-
щихся анодов мощных разборных рентгеновских трубок (см
§ 5.6).
2.6. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
Целесообразность использования той или
иной трубки для конкретного исследования определяется ее
параметрами, и прежде всего количественными и качественными
характеристиками генерируемого излучения.
Тормозное излучение рентгеновских трубок описывается
рядом интегральных и дифференциальных характеристик.
Интегральными характеристиками поля излучения являются
поток Р, интенсивность I, мощность экспозиционной дозы PD;
дифференциальными — спектральное распределение потока
Р» = dP/dv = f(v), интенсивности Р, = dl/dv = Ф(v) и мощно-
сти экспозиционной дозы PD, = dPD/dv = Р (у), где v — частота
излучения.
Для представления спектральных характеристик используют
обычно шкалу длин волн X или шкалу энергии фотонов е.
В качестве исходной при расчете характеристик тормозного
излучения трубок с массивной мишенью в инженерной прак-
тике часто используют формулу Крамерса [2, 82], описываю-
щую спектральное распределение потока излучения идеализи-
рованной трубки (т. е. без учета ослабления излучения в мише-
ни и рассеяния в ней электронного пучка) в Вт/эВ:
A = ^-Z>0ZZ(e,„ax-e),
где /г0 = 2,2-10 I — ток электронного пучка, A; Z — атомный
номер материала мишени трубки; emax = eU = W— максималь-
ная энергия фотонов в спектре, эВ.
Предполагая, что пространственное распределение возбуж-
денного в мишени тормозного излучения сферически симмет-
рично (что вполне справедливо при напряжениях до 200 кВ для
массивных мишеней со средним и большим Z), получим следую-
щее выражение для расчета спектральной интенсивности идеа-
лизированной трубки на расстоянии г от ее фокусного пятна:
= (2-26)
где k = 1,7-10-10.
При определении спектральной интенсивности реальной рент-
геновской трубки наиболее сложно учесть ослабление (само-
поглощение) излучения в мишени. При исследовании спектров
тормозного излучения различных мишеней Куленкампф [80]
90
приближенно находил поправку на эффект самопоглощения,
анализируя угловую зависимость спектральной интенсивности
в диапазоне от 2°30' до 8°15'. Однако соответствующие экспери-
менты были выполнены лишь для очень низких напряжений.
Какого-либо обобщающего правила для учета самопоглощения
излучения установлено не было. Некоторые авторы [112] пред-
лагают приближенно учитывать этот эффект, вводя в рассмот-
рение слой %3kb(IF) определенного материала (обычно алю-
миния), при прохождении сквозь который интенсивность излу-
чения уменьшается в той же мере, что и в веществе мишени.
Тогда поправка на ослабление излучения имеет вид е ~!J-ai(e)xai5
где цл1(е)—линейный коэффициент ослабления алюминия.
В упомянутой работе показано, в частности, что ослабление
излучения в вольфрамовой мишени и стенке стеклянного бал-
лона диагностических трубок при напряжении 100 кВ эквива-
лентно ослаблению в слое алюминия толщиной 3 мм.
Метод эквивалентного ослабляющего слоя имеет очевидные
недостатки: во-первых, требует расчетно-экспериментального
определения величины Xai(IF) в каждом конкретном случае,
что само является сложной задачей; во-вторых, вследствие
несовпадения спектрального хода коэффициентов ослабления
алюминия |iAi(e) и материала мишени рм(е) вычисленный
спектр будет качественно отличаться от реального: он будет
содержать края ослабления алюминия, а не материала реаль-
ной мишени.
От этих недостатков свободен другой приближенный метод,
в котором самопоглощение излучения учитывается введением
эффективного ослабляющего слоя мишени Хом(р, 2, %). Экспе-
риментальные измерения показывают, что его толщина опреде-
ленным образом меняется вдоль спектра, однако в приближен-
ных расчетах характеристик излучения большинства трубок
(за исключением главным образом рентгеноспектральных)
можно принять
хОм(р, 2, 7.) =» хОм(р, 2, W) ~ рхэ(р, Z, W),
где /9 = 0,15ч-0,2; %э(р, 2, IF)—пробег в веществе мишени
электронов с энергией IF, вычисленный по их средним энерге-
тическим потерям [10]. Формула справедлива для тяжелоатом-
ных 'мишеней при 20 < IF < 80 кэВ и ортогональном падении
электронного пучка на мишень.
Тогда энергетический спектр вышедшего из мишени излуче-
ния может быть представлен приближенным выражением
4 = k (emax - s) W , (2.27)
а интенсивность — соотношением
егпах
/= [ 4 <4; (2.28)
о
91
Здесь цм(е)—коэффициент ослабления материала мишени;
ф и <р — измеренные относительно нормали к поверхности
мишени угол падения электронного пучка и угол выхода рент-
геновского излучения.
Обозначив массовый коэффициент передачи энергии для
воздуха [2, 97] как ут(е) и приняв во внимание взаимосвязь
интенсивности и мощности экспозиционной дозы, получим сле-
дующие выражения для расчета спектрального распределения
мощности экспозиционной дозы и самой величины Pd-
emax
= Pd= f Лтт(®)^е.
'о
На рис. 2.16 в качестве примера приведены рассчитанные
по формулам (2.26) и (2.27) в относительных единицах спектры
излучения трубки 1БПВ1-60. Сравнение кривых позволяет
судить, насколько существенно ослабление излучения в мишени
трубки, особенно в низкоэнергетической части спектра (е <
<20 кэВ). Скачкообразное изменение величины Л в диапа-
зоне е~ 10-е 12 кэВ обусловлено L-краями поглощения воль-
фрама, из которого изготовлена мишень. Максимум зависимости
Л от е лежит при е ~ 22 кэВ. Максимум же спектрального рас-
пределения мощности экспозиционной дозы, как показал расчет,
соответствует s ~ 8 кэВ, что объясняется сильной зависимостью
коэффициента ут от энергии фотонов: он приблизительно про-
порционален г3.
Для трубок, применяемых в рентгеноспектральном анализе,
во многих случаях важно знать точные количественные харак-
теристики спектра в низкоэнергетичеокой области. Необходимую
точность описанный выше метод расчета не обеспечивает.
Здесь могут быть использованы соотношения, приведенные
в [8]. Они получены путем уточнения формулы Крамерса
(учтены эффекты рассеяния электронного пучка и ослабления
излучения в веществе мишени). При этом абсорбционная
Рис. 2.16. Спектральное распределение интенсивности излучения трубки
1БПВ1-60
/ — без учета ослабления в мишеии; 2 —с учетом ослабления
92
поправка принята в форме, предложенной Филибером [82].
С помощью одного из этих соотношений рассчитан приведен-
ный на рис. 2.17 спектр тормозного излучения для массивной
алюминиевой мишени при энергии электронов 20 кэВ и <р =
= 72° [8]. Для представления спектра использована шкала
длин волн. Значения спектральной интенсивности в относитель-
ных единицах вычислены вплоть до К-края поглощения алюми-
ния (Хл ~ 0,8 нм).
Используя формулы (2.27) и (2.28), можно получить соот-
ношение для расчета другой важной характеристики тормоз-
ного излучения — диаграммы направленности излучения, или
углового распределения интенсивности 7(ф)/7(0) в плоскости
симметрии анода. К сожалению, интегралы, определяющие / (ср)
и 7(0), не могут быть выражены через элементарные функции,
вследствие чего расчет получается достаточно сложным. Поэ-
тому на практике широко используют упрощенный метод опре-
деления 7 (<р) /7 (0).
При упрощенном расчете диаграмм ослабление в мишени
немоноэнергетического тормозного излучения учитывается
путем замены его моноэнергетическим излучением с эффектив-
ным коэффициентом ослабления цэфф [2], которому соответст-
вует эффективная энергия фотонов еЭфф. Тогда согласно [97]
угловая зависимость интенсивности тормозного излучения может
быть выражена соотношением
/(ср) Цэ 4" Цэфф ф
7(0) , cos
Р-э “г Р-эфф-
COS?
гДе цэ — коэффициент ослабления электронного потока; для
электронов с энергией W (эВ) он определяется формулой
и, = 1,4-1010pIF_|'5; (2.29)
3Десь р — плотность вещества мишени, г/см3.
По мере прохождения тормозного излучения через вещество
спектральный состав излучения изменяется, так как низкоэнер-
Гетические составляющие испытывают существенно большее
93
ослабление, чем более высокоэнергетические. При этом изме-
няются величины р'эфф и еЭфф. Поэтому значения их для разных
углов 'выхода излучения из мишени неодинаковы. Теоретически
определить цэфф и еЭфф достаточно сложно. Но, как показывает
опыт, для диапазона IF = 20ч-100 кэВ условно можно принять
еэфф ~ (0,44-0,5) Стах и для этой энергии фотонов по таблицам
найти Цэфф. Например, для вольфрамовой мишени при eU =
= IF = 60 кэВ имеем еЭфф — 30 кэВ, чему соответствует рэфф ~
— 525 см"1; величина цэ согласно (2.29) равна 18 000 см1.
При ф = 0 и углах выхода <р, равных 87; 84 и 75°, отношение
/(ф)//(0) равно 0,66; 0,80 и 0,92. Видно, что при уменьшении
угла ф от 87° до 84 и 75° происходит увеличение интенсивности
соответственно в 1,2 и 1,4 раза, что хорошо согласуется
с результатами измерений, выполненных на рентгеноструктур-
ных трубках.
Основным параметром характеристического излучения, оце-
нивающим его с количественной стороны, является интенсив-
ность линий спектра. Поскольку массовый коэффициент пере-
дачи энергии для моноэнсргетического излучения является вели-
чиной ПОСТОЯННОЙ, ТО МОЩНОСТЬ ЭКСПОЗИЦИОННОЙ ДОЗЫ 7'Й линии
характеристического спектра прямо пропорциональна интенсив-
ности линии
РDq = Ут (Sq) Iq
и, таким образом, вычисляется элементарно, если известна
величина Iq.
При использовании рентгеновских трубок чаще всего инте-
ресуются интенсивностью их K-спектра. Величина 1К слагается
из двух компонентов: интенсивности первичного излучения,
возбужденного электронным пучком, и интенсивности флюорес-
центного излучения, возбужденного в мишени непрерывным
спектром. В работе [29] путем обобщения известных теорети-
ческих представлений о механизме генерации характеристиче-
ского излучения в массивной мишени получено соотношение
для расчета интенсивности /(-спектра, учитывающее ослабление
в мишени обоих его компонентов. Это соотношение затем было
аппроксимировано следующим простым выражением;
at (у — 1)14,5
г2 (1 + by1’65 cosec а)
(2.30)
где а = 4-10-5Z5/(Z4+106); I — ток электронов, мА; y=U/UK-"
отношение ускоряющего потенциала к потенциалу возбуждения
К-серии; & = 3-10 '6 ; um— массовый коэффициент ослаб-
ления /(-спектра материала мишени, ом2/г; а = 90°—ер — изме-
ренный относительно поверхности мишени угол выхода пучка
излучения; величины г и U« выражены соответственно в ММ
и кВ.
94
Рис. 2.18. Зависимость интенсивности К-спектра мишеней из меди и молибде-
на от ускоряющего напряжения
Вычислив величину несложно оценить интенсивность
каждой из линий K-спектра, поскольку соотношение этих интен-
сивностей хорошо известно [82]. Основная доля интенсивности
приходится на /О-компонент. Например, для меди IkJIk ~ 0,88.
Соотношение же интенсивностей /<«,- и -линий для различных
элементов практически постоянно и равно двум.
На рис. 2.18 приведены результаты расчета интенсивности
/(-спектра мишеней из меди и молибдена в виде зависимостей
1к от ускоряющего напряжения при а = 6°. На начальном
участке кривых (UK < U 3Uk) интенсивность растет пропор-
ционально величине (U—(7 k)1’7, что хорошо согласуется с ре-
зультатами исследований других авторов.
Из формулы (2.30) следует, что угловая зависимость интен-
сивности характеристического /(-излучения при ортогональном
падении электронного пучка на поверхность мишени выра-
жается соотношением
Mr) cosy (1 -у /цу1-1’5)
Л<(0) COS у -у
Как уже отмечалось, наряду с массивными анодами в рентгеновских
трубках применяют аноды прострельного типа, главным образом в виде
Двухслойных структур, состоящих из слоя мишени и бериллиевой подложки.
Последняя обычно выполняет функции выпускного окна трубки.
В приближенном расчете характеристик тормозного излучения трубок
с прострельными анодами может быть использован принцип суперпозиции.
Слой мишени рассматривается как совокупность т тонких мишеней (ТМ)
одинаковой толщины Ах. Спектр излучения от n-й ТМ в заданной точке,
лежащей на оси рентгеновского пучка, рассчитывается по формуле Кра-
Мерса для тонких мишеней. При этом учитываются потерн энергии электро-
нов при прохождении предшествующих п—1 ТМ, рассеяние электронного
пУчка на этом пути и ослабление выходящего излучения в остальных т—п
мишенях и бериллиевой подложке. Спектр тормозного излучения трубки
Рассматривается как результат наложения спектров всех т тонких мишеней.
Для расчета энергетических потерь электронов может быть использо-
вана формула Бете — Блоха, а для диапазона малых энергий (единицы
Дилоэлектрон-вольт), где эта формула неприменима, могут быть взяты
95
IT
Рис. 2.19. Спектральное распределение мощности экспозиционной дозы тор-
мозного излучения трубки с прострельным анодом
интерполированные значения потерь. Ослабление же электронного пучка
можно рассчитать по закону Ленарда [82].
Описанный приближенный метод позволяет также рассчитать спектраль-
ное распределение мощности экспозиционной дозы, интенсивность и мощ-
ность экспозиционной дозы тормозного излучения. В качестве примера на
рнс. 2.19 показано спектральное распределение мощности экспозиционной
дозы = Р[)=1Р[)е* Для трубки с анодом А1—Be при напряжении 20 кВ,
рассчитанное описанным методом. Массовая толщина алюминиевой мишени
равна 1 мг/см2, толщина бериллиевой подложки 0,3 мм. Видно, что рас-
пределение практически не содержит фотонов с энергией в < 2 кэВ. Мак-
симум распределения соответствует энергии фотонов около 4 кэВ.
В [52] приведены соотношения, позволяющие вычислить в относительных
единицах спектральную интенсивность для трубок с прострельным анодом,
толщина мишени которого равна экстраполированному пробегу электронов
в материале мишени или близка к нему.
Интенсивность и мощность экспозиционной дозы тормозного излучения
трубок с прострельным анодом зависят при прочих неизменных условиях
от толщины мишени и при некотором ее значении (рх, и рхр для интенсив-
ности и мощности дозы соответственно) достигают максимума. В частности,
как показывают расчеты н экспериментальные исследования, рхР = (0,3-ь
-нО,6)хЭт(1Г), где x3m(W)—массовый средний пробег электронов в веществе
мишени при энергии W. Формула справедлива в диапазоне 20 si U7 si
si 80 кэВ при толщине бериллиевой подложки 0,2—0,5 мм.
Электроны с энергией eU, двигаясь в мишени, возбуждают характери-
стическое излучение q-й серии до тех пор, пока нх энергия не уменьшится
до величины е[/?. Зная закон торможения электронов, можно найти толщину
слоя мишени, в котором происходит генерация лучей (/-серии. В частности,
для /(-серии эта величина оценивается как рхк = —Up3), где £ =
= 2,1-106 г/(см2-кВ2) [16].
Интенсивность характеристического излучения трубок с прострельными
анодами часто оценивают не в энергетических единицах (Вт/мм2), а числом
фотонов в секунду, испущенных в заданном телесном угле (/ф. Для доста-
точно узкого пучка /(-излучения, идущего вдоль оси трубки, и мишеней,
толщина которых не менее рхк, справедлива формула Грина — Косслета [82]
со г-/? !Ч>(£
dNK = 1,58-10W-Д— (у In у —у l 1)<? v к’ <
Она получена без учета ослабления излучения в материале мишспй-
В этой формуле i — ток, мА; R — фактор обратного рассеяния, характери-
зующий уменьшение интенсивности излучения за счет обратного рассеяния
электронов в мишени; Цо(8к)—линейный коэффициент ослабления мате-
риала подложки (окна) для /(-излучения мишени; х0 — толщина подложки
(окна).
96
Значения фактора обратного рассеяния для разных элементов в широ-
ком диапазоне изменения энергии электронов табулированы. В частности,
для медной мишени при нормальном падении электронов с энергией 20,
40 и 60 кэВ они равны соответственно 0,881, 0,838 и 0,823.
2.7. РАСЧЕТ ВЫПУСКНЫХ ОКОН
Выпускные окна рентгеновских трубок
обычно выполняют из бериллия в виде круглых пластин диамет-
ром 7—30 мм и толщиной 0,1 — 1 мм. Сравнительно редко
используются пластины прямоугольной формы, а также куполо-
образные окна.
При прохождении через выпускное окно тормозного компо-
нента излучения происходит его фильтрация. Влияние окна
на характеристики тормозного излучения легко учесть путем
введения в выражение (2.27) абсорбционной поправки
где цо (б)—линейный коэффициент ослабления материала
окна; х0— толщина окна. Тогда для расчета спектра, интенсив-
ности и мощности экспозиционной дозы тормозного излучения
трубки получим следующие соотношения:
/Е1. =
Д и PDx= [ Дут (е) e-i'oW-1'" dz.
b b
Интегралы в двух последних выражениях могут быть вычис-
лены графическим или численным методом.
Интенсивность характеристического излучения Д-серии
трубки может быть рассчитана с помощью формулы
7/<т = IKe v ,
в которой интенсивность Д определяется соотношением (2.30).
Ослабление моноэнергетического излучения выпускным
окном удобно характеризовать пропусканием (в процентах),
Таблица 2.10. Пропускание характеристического излучения
некоторых элементов бериллиевыми окнами
Характери- стическая линия Длина волны, им Значения пропускания (%) при юлщипе окна (мм)
0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,8 1,0
СгДа 0,229 88,0 82,5 77,4 72,6 68,1 59,9 52,7
РеДа 0,194 92,5 88,9 85,5 82,2 79,0 73,1 67,6
Со 0,179 93,9 91,1 88,2 85,5 82,9 77,9 73,2
Си 0,154 95,9 93,9 92,0 90,1 88,2 84,6 81,1
Мо К ' а 0,071 99,0 98,5 98,1 97,6 97,1 96,2 95,2
0,056 99,2 98,8 98,5 98,1 97,7 97,0 96,2
7 Заказ 8S
97
под которым понимают отношение интенсивности излучения,
прошедшего сквозь окно, к интенсивности падающего на него
излучения. Значения пропускания бериллиевых окон разной
толщины для характеристического /(-излучения основных мате-
риалов, применяемых в качестве мишени трубок, приведены
в табл. 2.10.
Действие на выпускное окно трубки атмосферного давления
вызывает в окне напряженное состояние. Для окна в виде
круглой тонкой пластины, защемленной по контуру и равно-
мерно нагруженной атмосферным давлением, максимальные
напряжения возникают на контуре и равны
где р — атмосферное давление, кгс/см2; R/H — отношение
радиуса окна к его толщине.
Для обеспечения механической прочности окна необходимо
отношение R/H выбрать таким, чтобы величина о,П1ах [ст],
где [о]—допустимые напряжения. Значения [о] выбирают,
исходя из предела прочности материала ст„ и принятого коэф-
фициента запаса прочности k3
[о] = Оп/^з-
В большинстве конструкций рентгеновских трубок берилли-
евые окна имеют одинаковый потенциал с анодом, вследствие
чего они подвержены бомбардировке вторичными электронами,
выбитыми из мишени. Под действием бомбардировки происхо-
дит нагрев окна и его температура может превзойти допусти-
мую по условиям эксплуатации трубки. Для оценки темпера-
туры окна в рабочих режимах трубки необходимо выполнить
его тепловой расчет. Рассмотрим окно в виде круглого диска.
При расчете нагрева окна будем иметь в виду, что обычно оно
впаивается в массивный медный (реже стальной) корпус трубки,
имеющий высокую теплоемкость. Это позволяет при решении
краевой задачи теплопроводности температуру боковой поверх-
ности диска считать постоянной и равной Тй. Учитывая низкие
коэффициенты теплоотдачи при естественной конвекции в воз-
духе (около 10 2 Вт/(см2 - К), отводом теплоты сквозь осно-
вание диска, соприкасающееся с воздушной средой, можно пре-
небречь по сравнению с теплоотводом сквозь боковую поверх-
ность. Если предположить, что мощность вторичного электрон-
ного облучения равномерно распределена по бомбардируемой
поверхности окна, то максимальная температура будет в центре
этой поверхности.
Расчет максимальной температуры окна может быть выпол-
нен с помощью соотношения
93 - •:<
1
/0 (~nRR/)
Обычно H/R <1/5. Следовательно, min (nitR/H) ~ 15,7, a
l//0 (15,7) ~ 0. Это условие выполняется тем точнее, чем больше
аргумент модифицированной функции Бесселя /0. Тогда, учи-
тывая, что ДГ-тй I <0,03, получим простое асимптотиче-
*'\1' I >/<1/5
ское соотношение для расчета максимальной температуры:
Ттах ~ 7’0 + Ро/(4лХЯ).
Метод определения мощности Ро, затрачиваемой на нагрев
окна, описан в [27]. Он учитывает реальный энергетический
спектр вторичных электронов, зависимость коэффициента вто-
ричной электронной эмиссии от энергии электронов первич-
ного пучка и от угла его падения на мишень, а также другие
факторы, влияющие на величину Pq.
ГЛАВА
ТРЕТЬЯ
ТРУБКИ ДЛЯ ПРОСВЕЧИВАНИЯ
МАТЕРИАЛОВ
3.1. ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА КАЧЕСТВО
ТЕНЕВОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗОБРАЖЕНИЯ
Промышленное просвечивание (рентге-
новская дефектоскопия) является одним из наиболее эффектив-
ных методов неразрушающего контроля материалов и конст-
рукций [3, 43, 84, 102]. Этот метод основан на анализе рентге-
новского теневого изображения исследуемого объекта. Для
получения теневого изображения объекта последний помещают
между источником и приемником излучения, который служит
Для регистрации теневой картины. В производственной прак-
тике наиболее распространенным приемником излучения
является рентгеновская пленка. Соответственно этому метод
Дефектоскопии называется рентгенографией. При массовом
контроле изделий широко применяется метод рентгеноскопии,
в котором в качестве приемника излучения используется
флюоресцирующий экран, рентгенотелевизионная система или
иные средства визуализации рентгеновского изображения. Для
простоты при анализе факторов, влияющих на качество тене-
вого изображения, будем считать, что приемником излучения
является рентгеновская пленка.
Основными техническими характеристиками метода дефекто-
скопии являются пространственная разрешающая способность,
О. 99
контрастная чувствительность, просвечивающая способность,
размер поля облучения и увеличение.
Как известно [84], пространственная разрешающая способ-
ность зависит от размера фокусного пятна рентгеновской трубки
и геометрии просвечивания. Для увеличения пространственной
разрешающей способности необходимо использовать трубки
с фокусным пятном малого размера. Увеличение расстояния
фокусное пятно — объект и уменьшение расстояния объект —
пленка также улучшает эту характеристику теневого изображе-
ния. Однако уменьшение фокусного пятна требует уменьшения
мощности трубки [19], а увеличение расстояния от фокусного
пятна до пленки приводит к снижению интенсивности излуче-
ния, прошедшего через объект, приблизительно обратно про-
порционально квадрату расстояния. Это в свою очередь вызы-
вает необходимость увеличения времени экспозиции съемки.
Поэтому на практике соотношения размера фокусного пятна,
мощности трубки, геометрии съемки и времени экспозиции
выбирают исходя из конкретных условий просвечивания объ-
екта: материала, размеров объекта и дефектов в нем, типа
пленки, наличия и типа усиливающих экранов и т. д.
Основной характеристикой метода является контрастная
чувствительность, которая характеризует минимальную разницу
в толщине или плотности составных частей исследуемого объ-
екта, различимую при просвечивании в конкретных условиях.
Она зависит от многих факторов: спектрального состава рент-
геновского излучения, геометрии просвечивания, характеристик
приемников излучения, толщины и плотности объекта и др.
Рассчитать контрастную чувствительность в общем случае
весьма сложно, поэтому обычно ее определяют эксперимен-
тально с помощью специальных эталонов [84]. Например,
в качестве эталонов могут быть использованы однородные пла-
стины, в которых выполнены канавки прямоугольного сечения
одинаковой ширины и разной глубины; набор закрепленных
в специальные рамки проволочек разного диаметра из одного
и того же материала и др. Контрастную чувствительность
(обычно в процентах) выражают соотношением
k = А.юо,
где h — минимальный перепад по толщине эталона, зарегистри-
рованный на изображении; Н — общая толщина объекта и
эталона.
Зависимость контрастной чувствительности от толщины
стального образца при различных условиях просвечивания
показана на рис. 3.1. Приведенные кривые получены с помощью
проволочного эталона при различном напряжении на трубке,
т. е. с различным спектральным составом излучения. Условия
эксперимента: рентгеновская трубка 0,ЗБПВ6-150 в аппарате
100
Рис. 3.1. Зависимость контрастной чув-
ствительности от толщины просвечивав-
мой стали при различном напряжении $
на трубке
1 — 80 кВ; 2 — 100 кВ; 3 — 120 кВ; 4 — 140 кВ
4
РУП150-10 расположена на рас-
стоянии фокусное пятно — плен-
ка, равном 75 ом; рентгеновская
пленка РТ-1 без усиливающих
экранов. Из рисунка видно, что
с увеличением напряжения чув-
ствительность уменьшается. На-
пример, при толщине стали
8 мм чувствительность падает с 1,5 до 2,5 % при увеличении
напряжения с 80 до 140 кВ. Можно сделать заключение, что
наиболее выгодно для улучшения чувствительности использо-
вать более мягкое излучение. Однако это приведет к значитель-
ному увеличению экспозиции. Так, например [97], при просве-
чивании алюминиевого объекта толщиной 40 мм (пленка РТ-1
без усиливающих экранов, ток трубки 4 мА, расстояние фокус-
ное пятно — пленка 50 см) улучшение контрастной чувствитель-
ности с 3 до 1,2 % было достигнуто в результате снижения
напряжения на трубке со 170 до 50 кВ. При этом, однако,
время экспозиции возросло с 10 до 720 с.
Следует отметить, что выявляемость мелких дефектов в об-
разцах из тяжелых, сильно ослабляющих рентгеновское излу-
чение материалов выше, чем из легких.
Просвечивающая способность метода определяется наиболь-
шей толщиной объекта в направлении просвечивания, дефекты
которого могут быть зарегистрированы с определенной чувст-
вительностью. Этот параметр определяется проникающей спо-
собностью используемого излучения, т. е. фактически ускоряю-
щим напряжением на аноде рентгеновской трубки. Например,
из рис. 3.1 видно, что при напряжении 140 кВ и чувствительно-
сти 1,9 % максимальная толщина просвечиваемой стали состав-
ляет 20 мм.
Под размером поля облучения понимают наибольший раз-
мер поверхности объекта, наблюдаемый на изображении объ-
екта (d) без его дополнительного перемещения. Размер поля
облучения, расстояние фокусное пятно — пленка (/) и угол
расходимости (а) связаны соотношением
d/2 = /tga.
Экспериментально установлено, что, например, рентгено-
граммы равномерных по толщине пластин можно получить при
отношении плотности почернения пленки в центре и на пери-
ферии поля облучения, не превышающем 2: 1 при l,5d [84].
101
Рис. 3.2. Конструкция рентгс
/ — мишень; 2 — диафрагма; 3 — катод; -/—медный корпус; 5 — фланец; 6 —
!0 — цоколь; // — фокусирующая головка;
При I = 1,5d угол 2а должен составлять 37°, при этом диаметр
поля облучения будет d 2/з/. Таким образом, из приведен-
ных соотношений следует, что угол наклона мишени в рентге-
новских трубках для дефектоскопии делать больше а + 3° не
имеет смысла. При этом следует отметить, что уменьшение
угла наклона мишени позволяет увеличить длину действитель-
ного фокусного пятна (т. е. увеличить мощность трубки) без
увеличения эффективного фокусного пятна (без ухудшения раз-
решающей способности). Увеличение диаметра поля облучения
может быть достигнуто за счет увеличения I, однако при этом
падает интенсивность регистрируемого излучения, и соответст-
венно этому должно быть увеличено время экспозиции съемки.
Увеличение изображения зависит от геометрических парамет-
ров съемки — отношения расстояний фокусное пятно — пленка
и пятно — объект. Оно может быть близко к единице или
существенно превышать единицу при малых размерах фокус-
ного пятна. Последнее соотношение в основном используется
в проекционной теневой микроскопии (см. §3.7).
Изложенное позволяет сформулировать ряд требований
к рентгеновским трубкам для просвечивания материалов. Эти
трубки должны иметь малый размер фокусного пятна, большую
мощность и широкий диапазон изменения анодного напряже-
ния. Чтобы удовлетворить этим требованиям при дефектоско-
пии самых разнообразных объектов (от миниатюрных изделий
микроэлектроники до крупногабаритных судостроительных й
102
иовской трубки 1БПВ15-100
кольцо; 7 — стеклянная оболочка; 8 — геттер; 9 — катодная металлическая ножка;
12— бериллиевое выпускное окно
т. д.), приходится создавать серии приборов с различными
номинальными напряжениями, мощностями и фокусными пят-
нами.
3.2. ТРУБКИ С ВЫНЕСЕННЫМ АНОДОМ
Одной из разновидностей трубок, приме-
няемых в аппаратуре для дефектоскопии, являются приборы
с вынесенным анодом. Отличительной особенностью этих тру-
бок является то, что их анодный узел выступает за пределы
защитного кожуха (или моноблока) рентгеновского аппарата
на 2—3 диаметра анодного узла, что позволяет использовать
соответствующую аппаратуру для просвечивания полых изде-
лий, а также объектов, расположенных в труднодоступных
местах. Как правило, рабочее напряжение приборов этого типа
не превышает 160 кВ. Выпуск рабочего пучка излучения осу-
ществляется через бериллиевое окно. Эти трубки применяются
для просвечивания изделий из легкоатомных материалов и слу-
жат чаще всего источниками излучения в малогабаритной
кабельной аппаратуре.
На рис. 3.2 представлена конструкция рентгеновской трубки
1БПВ15-100 с вынесенным анодом для промышленного просве-
чивания.
Катод 3 трубки имеет форму винтовой спирали и изготов-
лен из вольфрамовой проволоки диаметром 0,2 мм. С помощью
103
ЭОС на вольфрамовой мишени формируется линейное фокусное
пятно шириной 1,1 мм и длиной 3,0 мм. Угол наклона мишени
составляет 70°, что позволяет получить в направлении, перпен-
дикулярном к оси трубки, эффективное фокусное пятно квад-
ратной формы. Бериллиевое окно 12 имеет толщину 1 мм, бла-
годаря чему нижняя граница диапазона рабочих напряжений
составляет 10 кВ. Охлаждение анода осуществляется проточ-
ной водой при расходе не менее 3 дм3/мин. Медный корпус 4
соединен со стальным экраном, предназначенным для умень-
шения напряженности электрического поля в области спая
коварового кольца 6 со стеклянной оболочкой 7. Толщина мед-
ного корпуса выбирается такой, чтобы обеспечивать значитель-
ное ослабление неиспользуемого излучения. Благодаря этому
удается уменьшить массу защитного кожуха или моноблока
аппарата. Длина стеклянной оболочки составляет 100 мм, что
обеспечивает номинальное напряжение 100 кВ с необходимым
запасом электрической прочности при эксплуатации трубки
в среде трансформаторного масла. Фокусирующая головка 11
крепится посредством стальной трубы на металлической катод-
ной ножке 9. Металлическая катодная ножка позволяет исполь-
зовать металлический штенгель и обеспечивает заданную соос-
ность электродов. Для повышения вакуума в приборе приме-
няется титановый ленточный геттер 8, периодически включае-
мый в процессе технологической тренировки. Трубка работает
в схеме с постоянным напряжением и заземленным анодом.
Высокий отрицательный потенциал подается на катод через
цоколь 10. В анодной гильзе установлена специальная диа-
фрагма 2, препятствующая разлету вторичных электронов
в направлении стеклянной оболочки трубки. Это способствует .
повышению электрической прочности трубки. При помещении
трубки в кожух с масляной изоляцией уплотнение системы
производится с помощью фланца 5. ;
Подобную конструкцию имеют и другие трубки с вынесен-
ным анодом. Их основные параметры приведены в табл. 3.1. j
Таблица 3.1. Основные параметры рентгеновских трубок
с вынесенным анодом для промышленного просвечивания
Тип трубки Диапазон рабочих напряжений, кВ Мощность трубки, кВт Толщина окна, мм Размер фокусного пятна, мм
1БПВ15-100 10—100 1,0 1,0 1,1
1БПВ17-100 10—100 1,0 2,0 1,0
1БПВ18-150 20—150 1,0 1,0 1,0
1БПВ19-150 20—150 1,0 2,0 1,0
0,6-1,8БПВ20-160 20—150 0,6/1,8 1,0 о,4/2,0
1.1БПВ14-160 80—150 1,1 1,0 1,8
104
Рис. 3.3. Металлическая катодная ножка с мембранным юстировочным
устройством
^—мембрана; 2 — втулка; 3 — вывод; 4 — стеклянный вакуумплотный изолятор; 5 —
Фланец; 5 —диск; 7 — регулировочный стопорный вннт; 8 — металлический штенгель;
9—коваровая трубка; 10—стеклянная трубка
Для панорамного просвечивания анодный узел соответствую-
щих трубок ‘изготавливают с конусной мишенью, а бериллиевое
выходное окно — в виде кольца с толщиной стенки 0,8—2,0 мм.
Для точной юстировки трубки, т. е. совмещения центра
фокусного пятна трубки с вершиной конической мишени, пре-
дусматривается в катодной ножке специальное мембранное
^тройство. На рис. 3.3 представлена его конструкция. Катод-
ная втулка 2 спаяна со стальным диском 6, имеющим шесть
105
и
резьбовых отверстий для регулировочных и стопорных винтов 7.
Катодная втулка соединяется с фланцем 5 через стальную
(толщиной 0,5—0,8 мм) мембрану 1. При тренировке трубки
для выведения электронного пучка на ось трубки производят
регистрацию интенсивности излучения тремя детекторами, рас-
положенными под углом 120° в плоскости, перпендикулярной
оси трубки и проходящей через вершину конусной мишени.
Тремя регулировочными винтами добиваются одинаковой интен-
сивности в указанных трех направлениях. После этого произво-
дят съемку фокусных пятен в тех же направлениях. При этом
размеры пятен должны быть одинаковы.
В табл. 3.1 приведены основные параметры рентгеновских
металлостеклянных трубок, которыми комплектуются рентге-
новские аппараты РАП100-10Н, РАП150-ЭН, РАП150/300 и др.
В настоящее время выпускаются, например фирмой «Филипс»,
рентгеновские трубки с вынесенным анодом на 100—160 кВ
в металлокерамическом исполнении (см. § 3.9). Все приборы,
приведенные в таблице, имеют направленный выход излучения.
Исключение составляют трубки 1БПВ19-150 и 1БПВ17-100,
имеющие панорамную диаграмму направленности (угол выхода
излучения 360°Х30°).
3.3. ТРУБКИ С ВЫНЕСЕННЫМ ПОЛЫМ АНОДОМ
В области промышленного просвечива-
ния существует ряд задач, связанных с исследованием объек-
тов, имеющих труднодоступные полости малого размера. При-
мером может служить дефектоскопия сварных швов малого
диаметра, корпусов многих промышленных изделий и т. д. Для
получения теневых изображений таких объектов выгодно источ-
ник излучения (фокусное пятно трубки) располагать внутри
исследуемого объекта, а рентгеновскую пленку снаружи.
В подобных целях созданы трубки с вынесенным полым анодом.
Полый анод представляет собой длинную трубу, выполнен-
ную из меди или нержавеющей стали и расположенную по оси
прибора. Мишень, а следовательно, фокусное пятно, распола-
гается в конце анодной трубы, которая значительно выступает
за пределы защитного кожуха или моноблока. Толщина стенки
анодной трубы выбирается такой, чтобы обеспечивалась ее
механическая прочность, вакуумная плотность, а также защит-
ные свойства рентгеновской трубки. Фокусировка электронного
пучка на мишень осуществляется с помощью электромагнитной
катушки или кольцевых постоянных магнитов, надеваемых
снаружи на анодную трубу. Особенностью этих приборов
является регулировка размеров фокусного пятна, которая осу-
ществляется путем изменения тока в электромагнитной катушке
или положения ее на анодной трубе. Для совмещения электрон-
ного пучка с осью трубки иногда используют юстировочное
устройство в катодном узле аналогично описанному в § 3.2.
106
Рис. 3.4. Конструкция окончания анодной трубы: а — массивный анод с па-
норамным выходом излучения; б—массивный анод: с боковым направлен-
ным выходом излучения; в, г — аноды прострельного типа
В зависимости от назначения трубок их рассчитывают на
рабочий пучок излучения различной конфигурации (направлен-
ный, панорамный и др.). Пучок необходимой конфигурации
получают за счет различной конструкции окончания анодной
трубы (рис. 3.4). На рис. 3.4, а, б показана конструкция окон-
чаний анодной трубы 7 с массивными анодами и с панорамным
и направленным боковым выходом излучения 2 соответственно,
возбуждаемого электронным пучком 1. Вольфрамовая мишень
4 впаяна в медное тело анода 5, в котором предусмотрена
полость 6 для охлаждения его проточной водой. Для выпуска
излучения в первом случае применяются бериллиевые или алю-
миниевые окна в виде колец; во втором случае применяются,
как правило, бериллиевые окна в виде дисков.
При использовании прострельных анодов (рис. 3.4, в, г)
мишень наносится на выпускное окно 3, выполненное в виде
колпачка или плоского диска из бериллия, титана, ковара или
Другого металла с небольшим атомным номером. Иногда про-
стрельный анод изготовляют в виде однородной пластины, кото-
рая одновременно является и выпускным окном. Как правило,
Для этого используются толстые вакуумплотные фольги из
молибдена, титана и других материалов.
107
Как видно из рисунка, различная конструкция прострель-
ного анода позволяет получить рабочий пучок различной
направленности. Анод в форме 'колпачка позволяет получить
рабочий пучок в телесном угле более 2л стерадиан.
Для трубок с вынесенным полым анодом характерна высо-
кая степень нейтрализации вредного воздействия вторичных
электронов, которые улавливаются анодной трубой.
Вынесенный полый анод применяется в двухполюсных труб-
ках, а также в секционированных приборах на сверхвысокие
напряжения.
Вакуумная оболочка трубок с вынесенным полым анодом
имеет цилиндрическую или расширенную в средней части кон-
фигурацию в зависимости от рабочего напряжения и габаритов
излучателя.
На рис. 3.5 приведена конструкция трубки 0,ЗБПВ6-150
с вынесенным анодом. Система охлаждения в трубке выполнена
в виде полых соосных цилиндров, разделяющих входящий и
выходящий поток хладагента. В этом случае анодное окончание
освобождается от подводящих охлаждающую жидкость шлан-
гов, что создает определенные удобства при эксплуатации и
расширяет возможности внутриполостной дефектоскопии.
Для более мощных трубок (1,0—1,5 кВт) используются
системы охлаждения такой же конструкции, как у трубок
с вынесенным анодом, т. е. охладитель присоединяется непо-
средственно к анодному окончанию. Такая система обеспечи-
вает несколько более высокую эффективность охлаждения, так
как хладагент непосредственно попадает на наиболее горячий
участок охлаждаемой стенки анода.
Для микродефектоскопии могут быть использованы также
рентгеновские трубки типа БС1 и БС5, непосредственно предна-
значенные для рентгеноструктурного анализа и описанные
в § 3.7, а также медицинская трубка для дентальных исследо-
108
ваппй 0,055БД23-60 и некоторые другие серийно выпускаемые
приборы.
В табл. 3.2 приведены основные параметры рассмотренных
выше рентгеновских трубок с вынесенным полым анодом.
Таблица 3.2. Основные параметры рентгеновских трубок
с вынесенным полым анодом
Тип трубки Рабочее напряже- ние, кВ Мощность, кВт Размер фокусного пятна, мм Длина вынесенного анода, мм Аппарат, в котором используется трубка
0.3БПВ6-150 40—150 0,3 0,3—1,0 . 200 РУП 150/300
1.5БПВ7/8-150 100-150 1,5 4,5 280 РУ П150/300
1.1БПВ16-160 80—160 1,1 4,0 900 —
1.5БПВ2/3-400 400 1,5 5,0 520 РУП400-5
0.055БД23-60 60 0.055 0,1 100* —
БС1 24—45 0,0045 0,1/0,04 25 РЕЙС
БС5 10-30 0,0006 0,003 20 МИР-3
Панорамное излучение.
3.4. ТРУБКИ С ЧЕХЛОМ НА АНОДЕ
В стационарной и передвижной аппара-
туре для дефектоскопии чаще всего используют рентгеновские
трубки торцевой конструкции с чехлом на аноде. Они, как пра-
вило, работают в диапазоне напряжений 160—320 кВ и харак-
теризуются высокой мощностью, достигающей 4 кВт. Конструк-
тивной особенностью этих приборов является 'массивный мед-
ный чехол на аноде (/ на рис. 1.20). Чехол служит для умень-
шения интенсивности неиспользуемого рентгеновского излуче-
ния и препятствует попаданию вторичных электронов, выбитых
из мишени, на стеклянную оболочку прибора, способствуя уве-
личению электрической прочности и надежности трубки. Иногда
для усиления защитных свойств чехла его изготавливают из
материала с присадками тяжелых элементов, например воль-
Рис, 3.6. Конструкция трубки 4БПМ8-250
109
Рис. 3.7. Внешний вид трубки 4БПМ8-250
фрама, либо снабжают внутрен-
ними экранами в -виде цилиндров
из молибдена или тантала. Направ-
ленный рабочий пучок рентгенов-
ского излучения выпускается через
специальное отверстие в чехле,
которое закрывается бериллиевым
или титановым диском, и далее
проходит сквозь баллон трубки.
Для выпуска панорамного рабочего
пучка излучения чехол чаще всего
целиком изготовляется из меди, а
часть стенки, сквозь которую дол-
жен проходить пучок, утоньшается.
В этих трубках обычно 'Приме-
няют баллоны с расширенной сред-
ней частью.
Аноды мощных рентгеновских
трубок данного типа для стацио-
нарной аппаратуры, как правило,
имеют принудительное масляное
охлаждение. Используемая в них
система охлаждения подробно опи-
сана -в § 1.5.
В переносной аппаратуре обычно применяются трубки мощ-
ностью до 1 кВт. Охлаждение анодов этих приборов осущест-
вляется с помощью радиаторов, расположенных в среде транс-
Таблица 3.3. Основные параметры рентгеновских трубок
с чехлом на аноде
Тип трубки Рабочее напряжен не, К В Мощное ГБ, кВ г Раамер фокусного пятна, м.м Аппарат, в котором используется трубка
4БПМ8-250 60—250 4 3,8 РУП 150/300
1,2-ЗБПМ5-300 100—300 3,0/1,2 4,0/1,5 РУП 150/300
1БПК12-300 60—300 1,0 2,5 РУП 150/300
0,4БПМ2-120 50—120 0,42 1,9 РУП-120
0,7БПК2-160* 50—160 0.7 2,7 0,9 РАП160-6П
0.5БПМ9-160 40—160 0,5 1,2 РАП150-ДФ
0.7БПМ 3-200 70—200 0,7 2 РУП200-5
0.8БПК5-220 80—220 0.8 1,6 РАП220-5Н
О.8БПК6-220* 80 - -220 0,8 4/ 0,4 РАП220-5П
* С 11 a stop а м иы м итл пышем
119
форматорного масла или непосредственно на воздухе и работа-
ющих в режиме вынужденной конвекции.
На рис. 3.6 представлена конструкция мощной рентгенов-
ской трубки с чехлом на аноде 4БПМ8-250, а на рис. 3.7 —ее
внешний вид. Эта трубка выпускается в двух конструктивных
вариантах, которые отличаются исполнением контактной части,
а также устройства для подключения системы охлаждения.
Основные параметры отечественных рентгеновских трубок
с чехлом на аноде приведены в табл. 3.3.
Трубка с чехлом на аноде — один из наиболее, распростра-
ненных типов приборов для дефектоскопии. Он выпускается
всеми ведущими рентгеноприборостроительными фирмами.
В последние годы появились трубки с чехлом на аноде в метал-
локерамическом исполнении.
Чаще всего для питания трубок с чехлом на аноде исполь-
зуются источники питания, собранные по симметричной схеме.
При этом в моноблочной аппаратуре трубки работают обычно
на переменном напряжении.
3.5. СЕКЦИОНИРОВАННЫЕ ТРУБКИ
Верхняя граница рабочих напряжений
двухэлектродпых конструкций нс превышает 320 кВ. Дальней-
шее повышение напряжения таких трубок связано со значи-
тельными техническими трудностями, так как при сверхвысо-
ких напряжениях практически невозможно обеспечить доста-
точно равномерное распределение потенциала вдоль трубки.
Поэтому приборы на 400 кВ и выше имеют секционированную
конструкцию.
В зазоре между катодом и анодом устанавливается ряд про-
межуточных электродов, соединенных с коваровыми кольцами,
'впаянными в баллон. Таким образом достигается секциониро-
вание вакуумного зазора и оболочки трубки между катодом и
анодом. Подавая на промежуточные электроды определенные
потенциалы, удается обеспечить достаточно равномерное рас-
пределение потенциала вдоль всего прибора.
Устройство секционированного прибора рассмотрим на при-
мере трубки 1.5БПВ2-400, рассчитанной на напряжение
400 кВ. Ее конструкция показана на рис. 3.8, а внешний вид —
На рис. 3.9. Трубка состоит из шести секций и имеет вынесен-
ный полый анод 7, охлаждаемый проточной водой.
Секционирование баллона осуществляется с помощью кова-
Ровых колец 3, на которых укреплены промежуточные элек-
троды 2. Их крепление осуществляется специальными гайками
Промежуточные электроды изготовлены из нержавеющей
стали в виде тонкостенных цилиндров с закругленными тор-
Нами. Каждая пара ускоряющих электродов образует электро-
статическую линзу | 19], фокусирующую электронный пучок.
111
Рис. 3.8. Конструкция
/ — катодный узел; 2 — промежуточный электрод; 3 — коваровос кольцо; 4 — гайка;
вающсс
Поэтому электроны катодного пучка практически по попадают
на промежуточные электроды и секции стеклянной оболочки.
Чтобы уменьшить вероятность попадания рассеянных электро-
нов на стекло, зазор между электродами устанавливается мини-
мальным возможным, но таким, чтобы надежно обеспечивалась
его электрическая прочность. В целях повышения электрической
прочности электроды тщательно полируются, проходят электро-
химическую обработку и предварительно обезгаживаются.
Снаружи к коваровым кольцам крепятся алюминиевые вырав-
нивающие кольца 8, которые способствуют выравниванию элек-
трического поля вдоль баллона снаружи, т. е. повышению
поверхностной электрической прочности. Для обеспечения
поверхностной электрической прочности трубка помещается
в общий бак с высоковольтным источником питания, запол-
ненный трансформаторным маслом. Из бака выступает только
вынесенный полый анод, на который надета электромагнитная
Рис. 3.9. Внешний вид трубки 1,55ПВ2-400
112
б 7
- ----------------------------——----------------------
трубки 1.5БПВ2-400:
5 — стеклянная оболочка; 6 — фланец; 7 — полый вынесенный анод; 8— выравнн-
кольцо
фокусирующая катушка. Мощность трубки составляет 1,5 кВт.
Диаметр фокусного пятна 5 мм (регулируется с помощью маг-
нитной катушки). Трубка имеет направленный рабочий пучок,
который выпускается через боковое бериллиевое окно в анод-
ной трубе.
Аналогичную конструкцию имеет трубка 1,5БПВЗ-400, пред-
назначенная для панорамного просвечивания.
Секционирование трубки на более высокие напряжения
содержат, как правило, больше секций и работают в атмос-
фере сжатого газа. Применение газовой изоляции под давле-
нием предъявляет дополнительные требования к механической
прочности прибора. Поэтому секционирование баллона в этом
случае осуществляется с помощью плоских коваровых колец,
соединенных со стеклянными секциями оболочки торцевыми
спаями. Примером может служить секционированная трубка
1БПВ9-1000 на 1000 кВ. Трубка имеет одиннадцать секций и
предназначена для"работы в среде азота при давлении 10 атм.
Таблица 3.4. Основные параметры секционированных рентгеновских трубок
Тми трубки Рабочее напряжение, кВ Мощность трубки, кВт Размер фокусного пятна, мм Число секций Длина выне- сенного анода, мм
1.5БПВ2-400 400 1,5 5 6 520
5БПВЗ-400 ‘БПВЭ-ЮОО 400 1,5 5 6 520
500—1000 1,0 4 11 310
В табл. 3.4 приведены основные параметры трех секциони-
рованных рентгеновских трубок.
8 Заказ 86 Из
Принцип секционирования используется также при создании
ускоряющих трубок с выпуском электронного пучка. Эти при-
боры отличаются от рентгеновских трубок тем, что вместо
мишени в них устанавливается выпускное устройство в виде
специальных окон, закрытых вакуумплотной фольгой, обычно
из титана.
3.6. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ДЛЯ ТОЛЩИНОМЕРОВ
Ослабление узкого пучка монохромати-
ческого рентгеновского излучения веществом зависит при про-
чих неизменных условиях от толщины ослабляющего слоя:
-^ = 6"^ = /(*),
где /о — интенсивность пучка излучения перед ослабляющим
слоем; 1Х — интенсивность излучения за слоем; х — толщина
слоя; ц — линейный коэффициент ослабения рентгеновских
лучей.
Таким образом, при использовании узкого пучка монохрома-
тического излучения появляется возможность непосредственно
определять или контролировать толщину ослабляющего слоя
р
Одна'ко на практике при использовании в качестве источника
излучения рентгеновской трубки необходимо учитывать, что по
мере прохождения через вещество тормозного излучения линей-
ный коэффициент ослабления р, не остается постоянным. Это
обстоятельство не позволяет провести достаточно точное опреде-
ление величины непосредственно указанным способом. Чтобы
такое измерение стало возможным, применяют несколько раз-
личных методов, в частности нулевой, компенсационный и т. Д.
Наиболее распространенным является компенсационный метод
[81, 91]. Он основан на использовании двух систем детектиро-
вания, одна из которых постоянно регистрирует излучение,
прошедшее сквозь градуировочную пластину (эталон), другая—
сквозь контролируемый слой вещества.
Рентгеновские системы, предназначенные для автоматиче-
ского определения толщины материалов по ослаблению рент-
геновского излучения, получили название толщиномеров.
В качестве источников излучения в этих устройствах исполь-
зуются рентгеновские трубки для просвечивания, имеющие спе-
циальные конструкции. При этом, как правило, применяются
две разновидности компенсационного метода: в одном из них
используются две идентичные рентгеновские трубки, во второй
одна трубка, имеющая два пучка излучения. На рис. 3.10,й
представлена принципиальная схема толщиномера с двух’51
111
Рис. 3.10. Принципиальные схемы рентгеновских толщиномеров: а — с двумя
рентгеновскими трубками; б — с одной двухлучевой рентгеновской трубкой
1 — стабилизированный источник высокого напряжения; 2 —рабочий пучок излучения;
3 — компенсирующий пучок излучения; 4 — контролируемый объект; 5 — клип коррек-
ции нуля; 6 — подстроечная пластина; 7 — компенсирующий клин; 8 — блок детекти-
рования; 9 — блок рассогласования; /0 — двигатель; // — следящая система
рентгеновскими трубками [81]. Трубки питаются от стабили-
зированного источника высокого напряжения 1. Излучение пер-
вой трубки (рабочий пучок 2) проходит сквозь контролируемый
объект 4, так называемый клин коррекции нуля 5 и регистри-
руется блоком детектирования 8. Излучение второй трубки
(компенсирующий пучок 3) проходит сквозь компенсирующий
клин 7, подстроечные пластины 6 и также регистрируется бло-
ком детектирования. Если сигнал от рабочего пучка отличается
от сигнала компенсирующего пучка из-за изменения толщины
объекта, то в блоке рассогласования 9 формируется разност-
ный сигнал, который передается на двигатель 10, перемещаю-
щий клин 7 в положение, при котором сигналы выравниваются.
По положению компенсирующего клина определяют толщину
проката, и соответствующий сигнал передают в следящую сис-
тему 11, которая управляет устройством автоматического регу-
лирования толщины. На таком принципе основана работа оте-
чественных толщиномеров ИТХ-5736, ИТХ-6170, ИТГ-5688 и др.
[81], предназначенных для контроля толщины проката в про-
изводстве. С их помощью удается контролировать толщину
Стального листа до 12 мм с погрешностью порядка 1%.
Аналогичным является принцип действия толщиномеров,
® которых применяется один источник излучения — трубка
с Двумя пучками излучения. Функциональная схема контроля
этого толщиномера показана на рис. 3.10, б. Один пучок трубки
115
Рис. 3.11. Конструкция двухлучевой рентгеновской трубки 0,5БПМ6-150
1— выпускные окна; 2 — радиатор; 3—анодный чехол; 4 — стеклянный баллон; 5 —
катодный узел
является рабочим (2), второй — компенсирующим (3).
По указанному принципу созданы толщиномеры фирмы
«Дженерал Электрик» (США) 610 и 150, а также отечественный
толщиномер ТРГ-7138 [89]. Фирма «Тошиба» (Япония) создала
серию толщиномеров типа Т-500 с одним источником излучения
и одним детектором. Измерение толщины проката производится
в сравнении с градуировочной кривой, введенной ранее в обслу-
живающий всю систему компьютер. Однако приборы этой серии
предъявляют высокие требования к стабильности во времени
источника излучения и систем питания, что требует специаль-
ных технических мер: стабилизации, компенсации и т. д.
Толщиномер ТРГ-7138 с двухлучевой трубкой 0,5БПМ6-150
позволяет контролировать стальной прокат толщиной до 16 мм
с более высокой точностью (погрешность 0,3—0,5%). Конструк-
ция трубки, имеющая круглое фокусное пятно, схематически
показана на рис. 3.11. Она имеет чехол на аноде 3 с двумя
выпускными отверстиями для пучков излучения, закрытыми
бериллиевыми дисками 1 толщиной 1 мм. Отверстия располо-
жены симметрично относительно рабочей поверхности мишени,
а следовательно, и фокусного пятна. Благодаря этому обеспе-
чивается высокая идентичность обоих пучков. Угол между
осями пучков 90°, угол раствора каждого пучка 10°. Трубка
имеет стеклянный баллон 4 и работает в моноблоке с масля-
ной изоляцией на переменном напряжении в схеме с заземлен-
ной средней точкой. Для охлаждения анода используется радиа-
тор 2 с развитой поверхностью теплообмена.
Для формирования двух идентичных пучков излучения может
быть использована также трубка 0.25БТВ21 -120, предназначен-
ная для панорамного просвечивания. Особенностью трубки
является то, что выпуск излучения осуществляется через
цилиндрическое бериллиевое окно. Поэтому ее можно использо-
вать для контроля толщины легкоатомных и фольговых матс-
116
риалов (например, сталь или цветной металл от 0,05 до 6 мм),
формирование двух пучков при этом осуществляется с помощью
внешних диафрагм. Трубка работает в схеме постоянного
напряжения с заземленным, охлаждаемым водой анодом.
Для толщиномеров с двумя источниками излучения (ом.
рис. 3.10, а) предназначена трубка 0,5БПМ13-160 с чехлом на
аноде, отличающаяся от описанной выше трубки (0,5БПМ6-150)
тем, что имеет один пучок излучения. В толщиномерах этого
типа могут быть использованы также трубки для просвечива-
ния 0,4БПМ2-120, медицинские диагностические трубки
ЗБДМ2-100 и некоторые другие приборы.
Основные параметры ряда перечисленных рентгеновских
трубок для толщинометрии приведены в табл. 3.5.
Таблица 3.5. Основные параметры рентгеновских трубок
для толщинометрии
Гии трубки Число рабочих пучков Диапазон рабочих напряже- ний, кВ Мощность трубки, кВт Толщина просвечивае- мой стали, мм Габариты трубки (диа метр, длина) мм
0.5БПМ6-150 2 60- 150 0,5 До 20 70x260
0.5БПМ13-160 1 60 -1С0 0,5 До 20 70x260
0.2БПВ21-120 Панорамный выход (Be 2 мм) 10 120 0,25 0,05—6 50x230
Широкое применение рентгеновских толщиномеров позво-
ляет повысить точность листового проката, обеспечивает значи-
тельную экономию материалов и способствует улучшению усло-
вий труда обслуживающего персонала прокатных станов.
3.7. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ДЛЯ ПРОЕКЦИОННОЙ МИКРОСКОПИИ
Эффективным физическим методом ис-
следования строения непрозрачных для видимого света объек-
тов на микроуровне является проекционная рентгеновская
микроскопия.
Проекционные микроскопы используются в качестве средства
неразрушающего контроля полупроводниковых приборов,
микроэлектронных схем, деталей миниатюрных механизмов и
Других объектов. С их помощью исследуют процессы диффузии
и коррозии металлов, фазовый состав сплавов, строение мине-
ралогических срезов, морфологию энтомологических и ботани-
ческих объектов и т. д.
В основу работы проекционных микроскопов (рис. 3.12,а)
положен принцип получения теневого изображения исследуе-
мого объекта 2 в расходящемся из точечного источника 1 пучке
117
Рис. 3.12. Принцип работы проекционных микроскопов: а — схема получения
теневого изображения; б—ограничение резкости изображения явлением
дифракции; в — ограничение резкости изображения из-за конечных размеров
фокусного пятна
1 — источник излучения; 2 — исследуемый объект; 3 — фотопленка
рентгеновских лучей. Увеличенное в М раз теневое изображение
объекта фиксируется на мелкозернистой фотопленке 3 и далее
может быть увеличено дополнительно в тОПт раз оптическим
путем. Общее увеличение микроскопа
•^общ =
может достигать 1000 и более. Прямое увеличение определяется
отношением М = 1/10, где / — расстояние от источника излуче-
ния, т. е. фокусного пятна рентгеновской трубки, до фотопленки;
/о — расстояние от фокусного пятна до исследуемого объекта.
Разрешение проекционного микроскопа определяется двумя
факторами: френелевской дифракцией излучения на фрагментах
структуры просвечиваемого объекта; размером фокусного
пятна рентгеновской трубки.
Положение максимумов в распределении интенсивности фре-
нелевской дифракционной картины в плоскости изображения
(рис. 3.12, б) описывается согласно [80] выражением
где k — множитель, для первого максимума равный приблизи-
тельно У"2; X — длина волны излучения; Ц — расстояние от
объекта до фотопленки.
Из этого выражения можно найти координату первого мак-
симума S/. Положив М 1, получим
Sflf ~ /<Д.
Если принять, что разрешение лимитировано величиной £/•
то предельное расстояние между фрагментами объекта, которые
118
Va его изображении могут быть восприняты раздельно, опреде-
лится соотношением
z/д = £д /М ~ У 1$к.
Фрагменты, расстояние между которыми в плоскости объ-
екта меньше z/д', на фотопленке не будут различимы из-за раз-
мытия границ. Видно, что для уменьшения влияния на разре-
шение френелевской дифракции необходимо уменьшать рассто-
яние фокусное пятно — объект. К такому же эффекту приводит
и уменьшение длины волны излучения, однако практически его
не всегда удается реализовать, поскольку с уменьшением X
падает контрастность изображения.
Конечный размер фокусного пятна трубки йф также вызы-
вает размытие границ изображения из-за полутеней (рис.
3.12, в). Ширина полутени на изображении
5ф — d-ф (Л1 1) ~ с1фА4^ уф — ~ z/ф.
Таким образом, фрагменты, расстояние между которыми
в плоскости объекта меньше размера фокусного пятна рентге-
новской трубки, на пленке будут неразличимы.
Следовательно, рентгеновские трубки, применяемые в ка-
честве источника излучения в проекционных микроскопах,
должны удовлетворять ряду специфических требований:
1. Иметь очень малое фокусное пятно (диаметр 1—5 мкм и
менее).
2. Генерировать достаточно мягкое рентгеновское излуче-
ние.
3. Иметь малое фокусное расстояние.
Выполнение первого и третьего требований необходимо для
достижения высокого разрешения, второго — для получения
достаточной контрастности изображения тонких объектов.
В проекционных микроскопах, разработанных Косслетом и
Никсоном, применены разборные трубки на 10 кВ с прострель-
ным анодом в виде тонкой фольги (1—2 мкм) из золота, сереб-
ра пли меди. Для получения фокусного пятна диаметром 1 мкм
и менее в этих трубках использована ЭОС, состоящая из трех-
электродной электронной пушки и двух магнитных линз.
В отдельных случаях в таких микроскопах удавалось достиг-
нуть разрешения около 0,1 мкм. Основной недостаток микро-
скопов— высокая стоимость и сложность в эксплуатации, свя-
занная с необходимостью непрерывной откачки трубки и ее
периодической юстировки. Кроме того, из-за конструктивных
особенностей держателя фольги и ее малого диаметра большое
прямое увеличение связано с резким сокращением поля зрения
микроскопа.
Более удобными в работе являются микроскопы с отпаянной
тРубкой, в которой для получения фокусного пятна размером
около 1 мкм используется игольчатый анод. На рис. 3.13 схе-
119
трубки с игольчатым анодом.
Рис. 3.13. Конструкция элект-
родов микрофокусной рентге-
повской трубки с игольчатым
анодом
/ — держатель; 2 — игла; 3,5-,
диафрагмы; 4 — катод; 6 — выпуск,
ное бериллиевое окно
магически показана кон-
струкция электродов мик-
рофокусной отпаянной
Острозаточенная методом
электролитического травления игла 2 из вольфрамовой про-
волоки укреплена в держателе 1. Радиус закругления вершины
иглы 0,2—0,5 мкм. Источником электронов служит прямо-
накальный вольфрамовый катод 4 в виде петли. Для фокуси-
ровки электронов на вершину иглы служат однопотенциальные
с катодом диафрагмы 3 и 5 с малыми осевыми отверстиями.
Выпускное бериллиевое окно 6 находится на расстоянии около
2 мм от вершины иглы.
Трубка БС2, применяемая в отечественных проекционных
микроскопах МИР-2, имеет следующие параметры: диаметр
фокусного пятна 1 мкм; фокусное расстояние 2 мм; толщина
окна 0,2 мм; номинальное напряжение 10 кВ; предельная про-
должительная мощность 0,02 Вт. Аналогичную конструкцию и
параметры имеет трубка БС7 на 15 кВ, предназначенная для
работы в том же микроскопе.
Благодаря использованию отпаянных трубок с игольчатыми
анодами отечественные микроскопы типа МИР-2 выгодно отли-
чаются от установок зарубежных фирм, например JMX-6M и
PXM-S, в которых применены разборные трубки с прострель-
ным анодом. При равном с зарубежными приборами разреше-
нии (около 1 мкм) микроскопы типа МИР-2 имеют значительно
меньшие габариты и массу и отличаются простотой обслужи-
вания.
Основные недостатки трубок с игольчатым анодом — малая
мощность (0,02 Вт) и относительно большое фокусное расстоя-
ние (2 мм). Кроме того, они критичны к нагрузке на анод.
Известно, что форма нагретого металлического острия, нахо-
дящегося в сильном электрическом поле, подвержена измене-
ниям, характер и скорость которых зависят от температуры
острия и напряженности электрического поля у его поверхно-
сти. Изменения обусловлены поверхностной миграцией атомов,
которая начинается при температурах, значительно меныпи*
температуры плавления вещества иглы. Поэтому перегрев анода
может привести к увеличению размера фокусного пятна,
а также повышению неравномерности разрешения по полю
снимков. С другой стороны, воздействием двух факторов — тем-
120
Рис. 3.14. Внешний вид рентгеновской трубки БС5
пературы и напряженности поля —можно целенаправленно
влиять на форму острия анода, что используется при тренировке
гмикрофокусных трубок этого типа.
Отпаянная рентгеновская трубка БС5 (рис. 3.14) для про-
екционной микроскопии имеет двухслойный прострельный анод,
состоящий из бериллиевой подложки толщиной 0,15 мм и слоя
мишени из вольфрама или меди. Нанесение мишеней на под-
ложку осуществляется ионно-плазменным методом. Тонкая
бериллиевая подложка обеспечивает малое фокусное расстоя-
ние трубки и высокую контрастность изображения тонких объ-
ектов при просвечивании очень мягким излучением. Прострель-
ный анод установлен в торцевой части длинной анодной трубы.
Для получения электронного пучка малого диаметра — зонда —
используется система формирования, состоящая из трехэлек-
тродной электронной пушки и короткой магнитной линзы, кото-
рая надевается на анодную трубу [9].
Трубка предназначена для работы в проекционном микро-
скопе МИР-3.
Сравнительно большая мощность трубки (0,6 Вт) обеспечи-
вает малое время экспозиции при рентгенографировании объек-
тов. Более высокое, чем у рассмотренных выше приборов, номи-
нальное напряжение трубки (30 кВ) позволяет исследовать
строение объектов достаточно большой толщины при разреше-
нии несколько микрометров. Трубка обеспечивает большое поле
зрения. Ее фокусное расстояние 0,15 мм, масса 500 г.
Параметры накала катода трубки: ток 3,9 А, напряжение
не более 2 В. Максимальный анодный ток 50 мкА. Его регу-
лировка осуществляется изменением напряжения смещения на
фокусирующем электроде, которое не превышает 200 В. В диа-
пазоне 20—30 кВ при номинальной мощности трубки фокусное
пятно имеет размер 3 мкм. Благодаря тщательной обработке
внутренней арматуры трубок ток утечки в них сведен до уров-
ня 0,5 мкА.
На рис. 3.15 показано полученное с помощью трубки БС5
в микроскопе МИР-3 увеличенное изображение фрагмента ком-
позиционного материала (вольфрамовые волокна диаметром
5 мкм в алюминиевой матрице). На снимке отчетливо виден
Разрыв одного из волокон и промежуточные слои, окружающие
в°локна.
121
Рис. 3.15. Фрагмент изображения
композиционного материала (вольф.
рамовые волокна диаметром 5 мкм
в алюминиевой матрице)
Среди объектов практиче-
ской микроскопии довольно
часто встречаются такие, для
исследования которых вполне
допустимо разрешение в не-
сколько десятков микрометров.
В этих случаях для получения
увеличенных теневых изобра-
жений могут быть использо-
ваны острофокусные рентгено-
структурные трубки с вынесен-
ным прострельным анодом
(БС1 и др.), описанные в гл. 5. Например, малогабаритный
рентгеновский аппарат РЕЙС с трубкой БС1 с успехом исполь-
зуется в области микроскопии для диагностики качества семян
зерновых культур [70].
Таким образом, для исследования строения объектов мето-
дом проекционной! микроскопии необходимы специальные мик-
рофокусные трубки. Два других метода просвечивающей микро-
скопии— контактный и рентгенотелевизионный — могут быть
осуществлены с помощью острофокусных трубок (размер пятна
около 0,1—0,3 мм), непосредственно предназначенных для дру-
гих областей применения, например для структурного анализа
или промышленного просвечивания.
В методе контактной микрорентгенографии исследуют объ-
екты в виде пластин толщиной 0,1—0,2 мм. Объект располага-
ют в непосредственном контакте с фотопленкой и получают его
'изображение в натуральную величину. Затем изображение уве-
личивают оптическим путем в топт раз. Итак, здесь М = 1 и
Л/общ = «опт. Просвечивание ведут тормозным или характери-
стическим излучением. Для этой цели удобны рентгеноструктур-
ные трубки широкого назначения (см. § 5.2). Обычно напряже-
ние на трубке выбирают в пределах 15—25 кВ. Используя для
регистрации теневого изображения особомелкозернистые
пленки, можно достигнуть увеличений 200—250.
Метод рентгенотелевизионной микроскопии позволяет иссле-
довать микроструктуру объекта в реальном времени. В этом
методе теневое рентгеновское изображение преобразуется
в видимое с помощью телевизионной системы, в качестве вхоД'
ного элемента (детектора) которой используется, как правило,
передающая телевизионная трубка типа рентгеновидикона-
Увеличение рентгенотелевизионного микроскопа определяется
соотношением
122
Л4общ = Мт тел
где /Птел — телевизионное увеличение. Оно равно отношению
размеров растров на экране кинескопа, на котором наблюдают
изображение объекта, и на мишени рентгеновидикона. Обычно
/Ител ~ 15~ 20.
Чаще всего исследуемый объект располагают вплотную
к мишени рентгеновидикона. Тогда М~ 1, МОбЩ ~ тТел и уве-
личение обеспечивается только телевизионной системой. Если
в качестве источника излучения использовать трубку с очень
малым фокусным пятном, то объект может быть удален от
рентгеновидикона и прямое рентгеновское увеличение М может
быть примерно на порядок больше. В результате достигается
большое (до 500) общее увеличение. С помощью рентгенотеле-
визионных микроскопов исследуют достаточно массивные объ-
екты (например, различные полупроводниковые приборы).
Поэтому здесь используют трубки на относительно высокое
напряжение — до 60—150 кВ [31].
3.8. ИМПУЛЬСНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
Трубки, применяемые в современной
импульсной аппаратуре, можно разделить на два основных
класса: с холодным катодом, работающим в режиме автоэлек-
тронной либо взрывной электронной эмиссии (это наиболее
обширный класс трубок), и с термокатодом. Приборы с холод-
ным катодом используются в аппаратуре большой и средней
мощности микро- и наносекундного диапазонов; трубки с термо-
катодом— преимущественно в аппаратуре относительно неболь-
шой мощности, но с повышенной длительностью импульсов
(до десятков и сотен микросекунд) и большой частотой.
Основное назначение импульсной рентгеновской аппара-
туры— исследование процессов, протекающих с большой ско-
ростью в оптически непрозрачных объектах. Исследуемый
объект просвечивается очень короткими вспышками излучения,
благодаря чему удается избежать «размазывания» снимка.
Таким методом исследуются взрывные и детонационные явле-
ния; процессы электрического пробоя диэлектриков и динами-
ческого уплотнения материалов; особенности распространения
Ударных волн в жидкостях и газах; изменения в структуре кри-
сталлов при динамических воздействиях различных внешних
факторов и т. д.
Импульсы рентгеновского излучения применяются для изме-
рения малых высот и расстояний [20, 62].
Импульсная аппаратура имеет малые габариты и массу.
Поэтому она широко применяется также в тех случаях, когда
Импульсный режим генерации излучения не является принци-
пиально необходимым, например при дефектоскопии в песта-
123
Рис. 3.16. Схемы электродных систем импульсных рентгеновских трубок с
многоострийными н лезвийными катодами: а - с многоострийным катодом
в виде четырех симметрично расположенных гребенок; б — с пятисекцнои-
ным многоострийным катодом; в — с лезвийным катодом в виде четырех
пластин; <- - - с лезвийным катодом в виде шайб
/ — излучение; 2— катод; 3 — анод
ционарных условиях (просвечивание сварных швов газо- и
нефтепроводов, корпусов судов, мостовых сооружений и т. д.).
Переносная импульсная аппаратура для медицинской диагно-
стики используется на автомашинах и вертолетах скорой
помощи. На базе маломощных импульсных трубок созданы
системы контроля багажа в аэропортах и таможнях [62].
Серийные импульсные трубки с холодным катодом работают
при токах от десятков до тысяч ампер. Они имеют коаксиаль-
ную или плоскую электродную систему.
На рис. 3.16 показаны наиболее распространенные типы
коаксиальной электродной системы, в которых используются
многоострийные и лезвийные катоды [28]. Анод трубок изго-
тавливается из вольфрамового прутка диаметром 3—7 мм.
Рабочая часть анода имеет коническую форму. Угол при вер-
шине конуса обычно равен 10—30°; радиус закругления вер-
шины составляет 0,5—1,5 мм. Электроны, эмитированные иголь-
чатым или лезвийным катодом, тормозятся на конической
поверхности анода. Благодаря этому эффективное фокусное
пятно трубок имеет небольшой диаметр — от 0,5 до 5 мм. Рабо-
чий пучок излучения выходит из трубки в осевом направлении.
Выпуск пучка осуществляется через окна из стекла или металла
('ковар, бериллий, нержавеющая сталь и др.). В трубках с на-
правленным пучком обычно используются плоские окна, а в при-
борах с панорамным пучком — окна полусферической формы.
Электронная система, изображенная на рис. 3.16,а, приме-
124
/яется в ряде трубок (модель 5290 и др.) фирмы «Хьюлетт
Паккард» (СШД). Здесь используется автоэмиссионный много-
острийный катод в виде четырех симметрично расположенных
гребенок. В приборах французской фирмы CSF (рис. 3.16, б)
используется пятисекционный многоострийный катод; каждая
секция состоит из двухмерного массива острий. При создании
М'ногоострийных автоэмиссионных катодов встречается ряд
серьезных проблем. Наиболее сложно обеспечить эмиссию элек-
тронов одновременно со всех или с большей части острий. Для
этого необходимо, чтобы эмиттеры с радиусом кривизны поряд-
ка 10-3мм геометрически были строго идентичны. Унификация
острий обеспечивается специальными технологическими прие-
мами, к числу которых относятся термическое выравнивание,
электролитическое травление, десорбция в сильном электриче-
ском поле и др. [65]. Для исключения взаимного экранирова-
ния расстояние между остриями должно не менее чем в 5 раз
превышать диаметр их основания.
Французская фирма CGR выпускает серию трубок «Эклер»
на напряжение 200—2000 кВ с лезвийным катодом в виде
нескольких пластинок (например, четырех — рис. 3.16, в), острая
эмитирующая кромка которых имеет радиус закругления около
5 мкм. В зависимости от междуэлектродного зазора и числа
эмиттеров импеданс трубок изменяется в диапазоне от 30 до
2000 Ом, что позволяет их использовать в различных высоко-
вольтных генераторах.
В промышленных трубках отечественного производства
широко применяются лезвийные взрывоэмиссионные катоды
в виде одной или нескольких шайб (рис. 3.16,г), внутренняя
заостренная кромка которых является эмитирующей. Примером
могут служить трубки типа ИМА6Д (на напряжение амплиту-
дой 100 кВ); ИМА5-320Д (320 кВ); ИА6 (1000 кВ) и другие
[22, 62, 99]. В частности, в трубке ИМА5-320Д, применяемой
в импульсном аппарате МИРА-ЗД, лезвийный катод выполнен
в виде шайбы из вольфрамовой фольги толщиной 20 мкм. Рас-
стояние между эмитирующей кромкой катода и конической
поверхностью анода равно 2,7 мм. Гарантийная наработка
трубки в указанном аппарате составляет 2,5-105 включений.
На рис. 3.17 показана конструкция трубки ИМА6Д, исполь-
зуемая в портативных аппаратах для медицинской диагностики
типа ДИНА. Анод 6 этой трубки изготовлен из вольфрамового
стержня диаметром 4 мм; угол при вершине конической части
составляет 14°. Катодом служит шайба 5 из вольфрамовой
фольги. Диаметр эффективного фокусного пятна трубки равен
2 мм. Штенгель 8 (тонкостенная трубочка из меди) расположен
в цокольной части прибора. Плоское выпускное окно 1 выпол-
нено из бериллиевой пластины диаметром 20 и толщиной 1 мм.
Такое окно вызывает незначительную фильтрацию низкоэнер-
гетической части генерируемого излучения: например, спект-
125
Рис. 3.17. Конструкция трубки ИМА6Д
/ — выпускное окно; 2 — коваровый колпачок; 3 — фланец; 4 — экран; 5 — катод; б —
анод; 7 — стеклянный баллон; 8 — штенгелъ
ральная составляющая с энергией фотонов 5 кэВ ослабляется
примерно в 2 раза. Неиспользуемое же излучение, идущее
в радиальном направлении, в сильной степени ослабляется
коваровым колпачком 2, в который впаяно окно, фланцем 3,
экраном 4 и стеклянным изолятором (баллоном) трубки 7.
При работе трубки происходит испарение материала катода
вследствие взрыва микроострий. Эрозия катода, воздействие
сильных электрического и магнитного полей и некоторые дру-
гие причины приводят к возникновению на его поверхности
новых центров эмиссии. Поэтому, несмотря на изменение микро-
рельефа кромки катода, условия его стабильной работы сохра-
няются в продолжение очень большого числа включений. Ресурс
трубки при эксплуатации в аппаратах ДИНА составляет 5-10’
включений.
В общем случае масса металла т{, уносимая со взрывоэмис-
сионного катода за одно включение, зависит от его конструк-
ции, материала, режима работы и других факторов. С увели-
чением числа включений Ш\ уменьшается вначале быстро, а
затем, после нескольких десятков включений, незначительно
[62]. Обычно первые десятки включений трубки осуществля-
ются в процессе ее откачки и тренировки. Поэтому в готовом
приборе теряемая за одно включение масса катода достаточно
стабильна.
Испарение металла происходит и с поверхности анода
в результате его нагрева импульсным электронным пучком. Д;|й
того чтобы пары металла катода и анода не конденсировались
на изоляторе трубки, и служит экран 4. Средства экранирова-
ния изолятора применяются во всех отпаянных импульсных
трубках.
126
рис. 3.18. Конструкция труб-
ки ИМА2-150Д
/ — прострельный анод; 2 — катод;
j — экранирующий электрод; 4 —
штенгель
0 30
Для кристаллографи-
ческих исследований
обычно используется ха-
рактеристическое длинно-
волновое излучение (под-
робно об этом см. главу 5).
Поэтому в соответствую-
щих импульсных трубках
анод обычно выполняется
в виде иглы из меди или
молибдена. Для получе-
ния лауэграмм исполь-
зуют мягкое тормозное
излучение. Для этих ис-
следований применяют
трубки с вольфрамовым
анодом. Выпуск излуче-
ния осуществляется через
тонкие окна из бериллия,
а в разборных трубках также из майлара.
В импульсных приборах плоской конструкции используются
катоды в виде одной или нескольких соосно расположенных
трубочек; спирали, свитой из ленты металлической фольги;
матрицы острий и т. п. и плоские прострельные аноды. Так,
в трубке ИМА2-150Д (рис. 3.18), применяемой в аппарате
МИРА-2Д, катод 2 изготовлен из тонкостенной вольфрамовой
трубочки диаметром 2 мм с заостренной кромкой. Прострель-
ный вольфрамовый анод 1 толщиной 0,02 мм приварен непо-
средственно к торцевому окну из ковара, толщина которого
0,2 мм. Экранирующий электрод 3 выполнен массивным, что
'повышает защитные свойства трубки: неиспользуемое излуче-
ние, натравленное в сторону катода, существенно ослабляется
экраном. Металлический штенгель 4 трубки одновременно
является выводом катода.
Импульсная трубка ИА7 на 170 кВ (рис. 3.19) представляет
собой модернизированный вариант трубки ИМА2-150Д, в кото-
рой плоское окно с тормозной мишенью заменено тонкостен-
ным окном куполообразной формы из ковара. На внутреннюю
поверхность этого окна нанесена в виде покрытия мишень из
вольфрама или рения. Трубка предназначена для панорам-
ного просвечивания сварных швов трубопроводов. Она исполь-
зуется в аппарате, устанавливаемом на приводной, а-втомати-
127
8
Z
s
с
Таблица 3.6. Параметры импульсных рентгеновских трубок
128
Рис. 3.19. Конструкция трубки
ИА7
азо
взрывоэмиссион-
катодами
приве-
выпу-
«Хью-
фПрМОЙ
конструкции,
прострельный
чески управляемой те-
лежке (кроулере), кото-
рая перемещается внутри
контролируемого трубо-
провода.
Параметры отечест-
венных импульсных тру-
бок со
ными
дены 'в табл. 3.6.
В аппаратуре,
скаемой ’
летт Паккард», широко
применяются ускоряющие
трубки на 300—2300 кВ
плоской
в которых
рентгеновский анод заме-
щен окном для вывода
электронного пучка. Для
получения рентгеновского
излучения в этом случае
используется наружная
тормозная мишень, фоку-
сировка электронов на
которую при необходимо-
сти осуществляется магнитными линзами. Направляя электрон-
ный пучок на кристаллические мишени из CdS, ZnS и других
веществ, с помощью таких устройств получают мощные корот-
кие вспышки светового излучения. Кроме того, электронные
пучки непосредственно используются для дефектоскопии, им-
пульсного радиолиза и других разнообразных исследований.
Например, установка типа 43705А на напряжение 2,3 МВ позво.
ляет получать импульсы электронов длительностью 50 нс, све-
товые импульсы длительностью 27 нс (при использовании трубки
с выводом электронного пучка) и рентгеновские импульсы дли-
тельностью 20 нс (при использовании рентгеновской трубки
с внутренней тормозной мишенью) [28, 65].
Ряд трубок с выводом электронного пучка используется
в серийной отечественной аппаратуре [46]. Трубка ИМА8 на
600 кВ имеет взрывоэмиссионный катод в виде двух соосных
трубочек из вольфрамовой фольги. Окно для выпуска пучка
состоит из двух дисков — бериллиевого и титанового, разделен-
ных промежутком 3 мм. Внутренний титановый диск осущест-
9 Заказ 89
129
вляет фильтрацию низкоэнергетического компонента электрон-
ного пучка. Параметры ряда трубок с выводом электронного
пучка рассмотрены в главе 6.
В качестве материала выводных окон в ускоряющих
импульсных трубках используются фольги и тонкие пластины
из алюминия, титана, нержавеющей стали, бериллия и некото-
рых других металлов. Окна из бериллия применяют при энер-
гии электронов не более 1,5 МэВ, поскольку в области энергий
больше 1,63 МэВ в результате фоторасщепления ядер 49Ве
окно становится источником нейтронов, появление которых обу-
словлено реакцией 49Ве(у, п) 48Ве. В табл. 3.7 приведены зна-
чения коэффициента прохождения электронов разной энергии
W сквозь фольгу из бериллия, алюминия и титана различной
толщины [ИЗ], позволяющие сравнить эффективность этих
выводных устройств.
Таблица 3.7. Коэффициент прохождения электронов сквозь фольгу
из разных металлов
Материал Толщина фольги, мкм Энергия электронов, кэВ
100 150 200 300 400
Ве 50,8 0,730 0,980 0,992 1,005 1,005
76,2 0,205 0,902 0,978 1,003 1,006
12,7 0,910 0,987 0,992 1,002 1,003
А1 25,4 0,602 0,918 0,968 0,997 1,004
50,8 0,046 0,601 0,845 0,979 0,996
12,7 0,599 0.887 0,949 0,995 1,000
Ti 25,4 0,105 0,597 0,808 0.957 0,985
50,8 0,000 0,095 0,403 0,796 0,918
В ряде случаев при достаточно большой энергии 1F -коэффи-
циент прохождения несколько превышает единицу, что обус-
ловлено вкладом частиц, выбитых пучком из фольги в общее
число выведенных электронов.
При движении внутри фольги электроны испытывают много-
кратное рассеяние и затрачивают энергию на ионизацию и воз-
буждение атомов. В результате прошедший сквозь фольгу
пучок перестает быть моноэнергетическим и мононаправленным.
Выведенные электроны характеризуются определенным распре-
делением по энергиям Е и углам вылета &. Вид энергетических
спектров п(£) электронов с начальной энергией W = 200 кэВ
после прохождения титановой фольги разной толщины показан
на рис. 3.20. С увеличением толщины фольги происходит рас-
ширение энергетического спектра, увеличение в нем доли мед-
ленных и уменьшение доли быстрых частиц. Средняя энергия
130
рис. 3.20. Энергетический спектр
электронов, прошедших титано-
вую фольгу разной толщины
электронов в выведенном
пучке может быть опреде-
лена по формуле
f=liz[l - 1,2 —+ 0,15(—Y],
L \-^э/ J
где Хо/хэ — отношение тол-
щины фольги к пробегу
электронов при энергии W.
Формула справедлива для фольги из любых материалов при
Хо = (0-г0,7)хэ и W = 0,2ч-5 МэВ. Для удобства пользования
формулой в табл. 3.8 приведены значения пробега электронов
разной энергии в бериллии, алюминии и титане.
Таблица 3.8. Пробег электронов разной энергии в материалах
выводных окон
Пробег, г/см2
1Г, МэВ
Be А1 Т1
® 0,05 5,21 -10—3 5,71-10“3 6,52-10“3
t 0,10 1,73-10“3 1,86-10-2 2,10-10“2
Ж : 0,15 3,42-10“2 3,64-10-2 4,09-10-2
Ж о,2о 5,45-10“2 5,77 -10“2 6,46-10-2
Й 0,30 1,02-10“1 1,08-10-1 1,20-Ю-1
II 0,40 1,57-10-1 1,64-10-1 1,82-IO-1
Ц °’50 2,15-Ю-1 2,24-10-1 2,48-10-1
II 0,60 2,77 • 10“1 2,87- IO-1 3,17-10“1 .
II 0,80 4,05-101 4,17-10-1 4,59-10”1
1,00 5,37-101 5,51 -Ю"1 6,04-10“1
Распределение выведенных электронов по углам вылета
зависит в общем случае от величины IF, материала фольги, ес
толщины и некоторых других факторов [10]. Для достаточно
толстой фольги (х0/хэ> 0,3-е0,4) угловое распределение элек-
тронов описывается функцией cos2-ft (угол -ft отсчитывается от
нормали к наружной поверхности окна).
В некоторых импульсных аппаратах (в основном несерий-
ных) применяются трехэлектродные трубки с холодным като-
дом. Дополнительный поджигающий электрод в трубке, распо-
ложенный на малом расстоянии от катода [62, 97], позволяет
Управлять моментом появления рентгеновского импульса и син-
хронизировать его с соответствующей фазой исследуемого про-
Чесса; повышает стабильность параметров вспышки (интенсив-
9* 131
Рис. 3.21. Принципиальная конструкция высокочастотной рентгеновской
трубки
ности, длительности, спектрального состава), дает возможность
уменьшить анодное напряжение и т. д. К недостаткам трубок
на современном этапе их развития относятся: малый ресурс
системы поджига; недостаточная эффективность извлечения
электронов из плазмы вспомогательного разряда к аноду и др.
Импульсные трубки с термокатодом обычно имеют сеточное управление
[6, 20] и выполняются с прострельным пли массивным анодом. Приборы
применяются в аппаратуре для флюориметрии, скоростной фотографии,
таможенного досмотра и т. д. Например, в установке таможенного досмотра
фирмы CGR используется трубка с термокатодом, работающая в диапазоне
50—200 кВ при длительности импульса 0,01 с [28]. Совместно с импульсным
излучателем применяется рентгенотелевнзионная система визуализации тене-
вой картины просвечивания. Аналогичные установки с трубками на 150 кВ
генерирующими импульсы длительностью 500 мкс, выпускает фирма «Хай-
манн» (ФРГ) и другие фирмы.
В качестве генератора импульсного излучения в рентгенотехнике нахо-
дят применение также двухэлектродные высокочастотные трубки с термо-
катодом. Разработано несколько видов высокочастотных аппаратов (пока
в основном лабораторного типа), в которых использованы трубки различных
конструкций [67, 68]. Принципиальная схема одной из них показана на рис. 3.21.
Основным элементом конструкции является четвертьволновый спиральный
резонатор, обладающий достаточно высокой добротностью. Благодаря этому
при подаче на катушку связи 1, расположенную у наружного кольца спи-
рального электрода 2, относительно небольшого напряжения высокую раз-
ность потенциалов получают непосредственно на промежутке анод 3 — катод
4 трубки. Для питания такого прибора используется компактный генератор
с выходным напряжением несколько киловольт и рабочей частотой несколько
мегагерц. В отличие от кабельных аппаратов, работающих на постоянном
и переменном напряжении промышленной частоты, где излучатель с гене-
раторным устройством соединен тяжелым высоковольтным кабелем длиной,
как правило, не более 15 м, излучатель с высокочастотной трубкой подклю-
чается к генератору радиочастотным кабелем, длина которого при необхо-
мости может быть выбрана существенно большей.
Малые масса и габариты излучателя высокочастотных аппаратов делают
их удобными источниками излучения для дефектоскопии различных объек-
тов в труднодоступных условиях. Они могут быть использованы также для
исследований, требующих импульсного рентгеновского излучения с высокой
частотой повторения импульсов.
3.9. МЕТАЛЛОКЕРАМИЧЕСКИЕ
РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
В 40-е годы в производстве электро-
вакуумных приборов в качестве конструкционного диэлектри-
ческого материала начала применяться керамика. Первона-
132
чально ее использовали главным образом для изготовления
изоляторов внутренней арматуры приборов. Совершенствование
технологии изготовления этого материала, и прежде всего тех-
нологии его спаев с металлом, вскоре позволило применить
керамику для изготовления оболочек вакуумных приборов [12].
Целесообразность замены стеклянных баллонов в электро-
вакуумных приборах на керамические следует из сравнения
электрических, механических и термических характеристик этих
двух диэлектриков, приведенных в табл. 3.9 для разных темпе-
ратур [103].
Таблица 3.9. Основные характеристики стекла и керамики
Характеристика материалов Лдюмосили- катная керамика Стекло
Удельное объемное сопротивление, Ом/см, при температуре, °C 25 1О1‘> 10'5
250 10*4 10*
350 10«а 101’’
Пробивное напряжение, кВ/см, 1 при температуре, °C 25 90 135
200 90 30
Максимальная рабочая температура, °C 1700 230—260
Температурный коэффициент линейного расши- рения, 10~6 К-1 7,7 4,7
Теплопроводность, Вт/(м-К) 13,4 0,88
Предел прочности на разрыв, 103 кгс/см2 1,8—1,9 0,4—0,7
Предел прочности на сжатие, 103 кгс/см2 3,2—3,5 1,0—1,7
Из таблицы видно, что керамика по сравнению со стеклом
обладает рядом преимуществ: значительно большей механиче-
ской прочностью; более высокой теплопроводностью; постоян-
ством пробивного напряжения в относительно широком темпе-
ратурном диапазоне; существенно большей рабочей температу-
рой.
Кроме того, допуски на размеры металлокерамических кон-
струкций (керамика, армированная металлом) могут быть уста-
новлены более жесткими, чем на размеры стеклянных элемен-
тов (баллона, катодной и анодной ножек) обычных приборов.
Поэтому разброс параметров от экземпляра к экземпляру для
Металлокерамических конструкций меньше, чем для приборов
со стеклянным баллоном.
Впервые керамика была применена для изготовления бал-
лона рентгеновской трубки в 1965 г. [109]. Конструкция этой
трубки, рассчитанной на напряжение 100 кВ, схематически
Представлена на рис. 3.22. В трубке использован керамический
баллон 5 с гофрированной наружной поверхностью, который
вместе с цилиндрическим медным корпусом анода 4 образует
133
Рис. 3.22. Конструкция металлокерамической рентгеновской трубки с гофри-
рованной наружной поверхностью баллона
1 — штенгель; 2 — мишень; 3 — выпускное окно; 4 — медиый корпус; 5 — керамический
баллон; 6 — фокусирующий электрод; 7 — катод
вакуумную оболочку прибора. Гофрированная внешняя поверх-
ность баллона позволяет по сравнению с баллоном цилиндриче-
ской формы значительно сократить длину без опасности поверх-
ностного перекрытия. С одной стороны в вакуумную оболочку
впаивается 'катодный узел с фокусирующим электродом 6 и
катодом 7. С другой стороны в медный корпус 4 впаяно берил-
лиевое окно 3 и анод с мишенью 2 и штенгелем для откачки 1.
Анод трубки заземлен. Его охлаждение осуществляется про-
точной водой. Для этого в теле анода предусмотрены специаль-
ные каналы.
Металлокерамическая оболочка позволила существенно
повысить температуру прогрева трубки на откачке, что обеспе-
чило получение в приборе высокого устойчивого вакуума. Бла-
годаря сокращению габаритов баллона и масляной изоляции
излучатель рентгеновского аппарата, в котором используется
трубка, получился компактным. Это дало возможность широко
использовать аппарат для дефектоскопии в нестационарных
условиях, в частности, в авиационной промышленности.
В последующие годы развитие трубок с керамическими гоф-
рированными баллонами шло в направлении повышения рабо-
чих напряжений и создания серии приборов с различными раз-
мерами фокусных пятен [102, 103]. В результате была создана
серия трубок с заземленным охлаждаемым анодом на напряже-
ния от 60 до 300 кВ, предназначенных для кабельных и моно-
блочных аппаратов. Трубки имеют линейные фокусные пятна
от 0,05 до 3 мм и направленный или панорамный выход излу-
чения. С целью дальнейшего уменьшения массы и габаритов
моноблочных излучателей в некоторых из них в качестве изоли-
рующей среды применен сжатый газ и воздушное принудитель-
ное охлаждение анода.
131
Рис. 3.23. Конструкция излучателя с металлокерамической трубкой
/ — система охлаждения; 2 — рентгеновская трубка; 3 — корпус излучателя; 4 — изо-
ляционный кабельный стакан
На рис. 3.23 приведена конструкция кабельного излучателя
на напряжение 160 кВ с рентгеновской трубкой КВ160/1 фирмы
«Телефункен». Принципиально конструкция не отличается от
конструкции излучателя со стеклянными трубками. Она вклю-
чает в себя рентгеновскую трубку 2, корпус излучателя 3,
систему охлаждения 1 и изоляционный кабельный стакан 4.
В качестве изолирующей среды использовано трансформатор-
ное масло.
Дальнейшее уменьшение габаритов и упрощение конструк-
ции излучателя были достигнуты в результате создания рент-
геновских трубок с керамическими конусными изоляторами.
Упрощенная конструкция излучателя с такой трубкой пока-
зана на рис. 3.24. Керамический изолятор конусной формы 4
в качестве основы катодного узла позволил создать конструк-
цию излучателя, в котором не требуется масляной или газовой
изоляции. Высокое напряжение с помощью кабельного наконеч-
ника подается на катодный узел 7 через двухслойную переход-
ную втулку 3, состоящую из слоев резины и твердого диэлект-
рика. Для плотного поджима кабельного наконечника и пере-
ходной втулки к керамическому изолятору используется
рычажный замок 1.
Оболочка трубки 5 выполнена в виде тонкостенной стальной
трубы, в которую впаян медный анод 8 с вольфрамовой
мишенью. Охлаждение анода осуществляется проточной водой,
которая поступает в полость анода по каналам 2. Для защиты
от неиспользуемого рентгеновского излучения трубка покрыта
слоем свинца, на который сверху надевается декоративный
чехол 6. Наиболее ответственным узлом излучателя является
высоковольтный ввод. При его изготовлении важно обеспечить
плотное сочленение всех элементов. Воздушные поры, инород-
135
Рис. 3.24. Конструкция металлокерамической трубки с изолятором конической формы
рычажный замок; 2 — каналы системы охлаждения; 3 — переходная втулка; 4 — конусный керамический изолятор; 5 — металлическая
оболочка трубки; 6 — декоративный чехол излучатели; 7 — катодный узел; 8 — анод
136
рис. 3.25. Внешний вид металлокера-
мической трубки па 160 кВ
ные включения могут приве-
сти к резкому снижению элек-
трической прочности этого уз-
ла. В табл. 3.10 в качестве
примера приведены основные
параметры излучателей фир-
мы «Филипс», в которых ис-
пользуются трубки с кониче-
ским керамическим изолято-
ром.
На рис. 3.25 приведен внеш-
ний вид отечественной метал-
локерамической рентгеновской
трубки с коническим изолято-
ром на 160 кВ.
Трубки на напряжение
300—450 кВ выполняются с
двумя коническими изолято-
рами. Схема конструкции из-
лучателя с металлокерамиче-
ской трубкой MCN421 фирмы
«Филипс» на 420 кВ приведе-
на на рис. 3.26. Катодный
узел 1, использованный в
этой трубке, конструктивно не отличается от катодного узла
вышерассмотренных трубок. Анодный узел 2 крепится в
анодном изоляторе 3. Конфигурация анодного изолятора
выбирается из условий распределения электрического поля
в приборе, обеспечивающего минимальное скопление заряда
Таблица 3.10. Основные параметры трубок фирмы «Филипс»
Тип трубки Размеры эф- фективного фокусного пятна, мм Номинальное напряжение, кВ Ток, мА Габариты излучателя (без замка), мм Масса излучателя,
МС 101 0,4 X 0,4 1,5 X 1,5 100 6 15 70 X 214 3,5
МС 166 0,4 X 0,4 1,5 X 1,5 160 4 10 100 х 290 8,0
МС 160 3,0 X 1.0 160 10 .00 X 405 9,0
МС 225 0,6 X 0,6 2,0 X 2,0 225 3 10 120 X 350 15,0
137
Рис. 3.26. Конструкция высоковольтной трубки с керамическими изолятора-
ми конической формы
1 — катодный узел; 2 — анодный узел; 3— анодный пюлятор; 4—переходный изоля-
тор; 5 — корпус излучателя
на изоляторе за счет вторичных и рассеянных электронов. Это
способствует повышению электрической прочности внутрива-
куумного объема. Защитный кожух 5 обеспечивает практически
полное поглощение неиспользуемого рентгеновского излучения.
Подача высокого напряжения к аноду осуществляется через
переходный изолятор 4 достаточно сложной конструкции. В нем
имеются каналы для подвода охлаждающей жидкости (транс-
форматорное масло), расход которой составляет 14 л/мин.
Трубки этого типа имеют линейные фокусные пятна от 0,8 до
5,0 мм. Одним из наиболее существенных недостатков излуча-
теля является сложная конструкция переходного изолятора.
Разновидностью трубок с двумя керамическими изоляторами
является трубка, конструкция которой представлена на рис.
3.27, Здесь вместо конических использованы два плоских диско-
Рис. 3.27. Конструкция высоковольтной трубки с дисковыми керамическим11
изоляторами
1 — катодный дисковый изолятор; 2,6— экраны; 3 — катодный узел; 4 — обо.Ю''Ка
трубки; 5—анодный узел; 7 — анодный дисковый изолятор
138
вых изолятора из керамики. Такие изоляторы позволяют
несколько уменьшить длину излучателя. Оболочка трубки
состоит из тонкостенной металлической трубы 4 и двух диско-
вых изоляторов 1 и 7, имеющих специальные вакуумплотные
вводы для крепления катодного 3 и анодного 5 узлов. Для
защиты поверхности керамических изоляторов от вторичных
и рассеянных электронов служат экраны 2 и 6.
Тиолица 3.11. Основные параметры рентгеновских металлокерамических
трубок на 320—420 кВ с фоническими и дисковыми изоляторами
Тип излуча- теля, фирма Форма п юлятора Размер эффек- тивного фокус- ного пятна. мм Номиналь- ное на- при жеппе. кВ Ток, мА Габариты излучателя, мм Масса излучателя,
MCN321 „Филипс" Конический 1,2 X 1,2 4,5 X 4,5 320 3,0 13,0 188 X 514 32
MCN421 „Филипс" Конический 1,5 X 1,5 4,5 X 4,5 420 3,0 10,0 300 X 850 100
„Изовольт 300", „Зайферт" Дисковый. 1.5 X 1,5 1,0 X 4,0 320 5,0 13,0 180 X 580 35
„Изовольт 400", „Зайферт" Дисковый 1,8 X 1,8 4,5 X 4,5 420 4,0 10,0 350 X 560 72
В табл. 3.11 приведены для сравнения основные параметры
излучателей на высокие напряжения с трубками, имеющими
изоляторы разной формы. Из таблицы видно, что излучатели
с рентгеновскими трубками, имеющими дисковые изоляторы,
характеризуются несколько лучшими габаритно-массовыми
характеристиками.
Металлокерамические трубки имеют более высокую стои-
мость, чем трубки со стеклянными баллонами. Технология их
изготовления также достаточно сложна. Однако существенно
более высокие характеристики этих приборов позволяют считать
их одним из наиболее перспективных классов трубок.
3.10. ТРУБКИ СО СКАНИРОВАНИЕМ
ЭЛЕКТРОННОГО ПУЧКА
В последние годы в области промышленного
просвечивания начала применяться рентгеновская аппаратура на базе
трубок со сканированием электронного пучка [54, 86 и др.].
Особенность этой аппаратуры заключается в том, что вместо пленки
Или флюоресцирующего экрана в качестве приемников излучения чаще всего
139
Рис. 3.28. Конструкция рентгеновской трубки с растровой разверткой элект-
ронного пучка и массивным анодом
1— цоколь; 2— баллон; 3 — фланец; 4 — магнитная линза; ,5— пролетная труба; 6 —
электромагнитная отклоняющая система; 7 — выпускное окно; 8 — анод; .9 — патрубки;
10— система каналов; И — мишень; !2— корпус
используются системы точечных детекторов [54]. Они позволяют получать
картину просвечивания в виде цифровой информации, которая может обра-
батываться и сохраняться с помощью ЭВ1М.
Для работы в сканирующих нитроскопах применяются трубки с одно-
строчной или растровой разверткой электронного пучка, имеющие массив-
ные или прострельные аноды.
На рис. 3.28 показана конструкция трубки с растровой разверткой
электронного пучка. Для формирования пучка здесь использована комбини-
рованная ЭОС, состоящая из трехэлектродной электронной пушки с прямо-
канальным катодом (он может быть выполнен в виде V-образной или корот-
кой винтовой спирали) и короткой магнитной линзы 4, располагаемой на
анодной пролетной трубе 5. Массивный рентгеновский анод охлаждается
проточной водой. Для этого в теле анода 8 предусмотрена система каналов
10 круглого или прямоугольного сечения. Подключение системы охлаждения
анода к водопроводу осуществляется через патрубки 9. Анод методом
аргонодуговой сварки соединен с корпусом 12, изготовленным из листовой
нержавеющей стали. На поверхность тела анода нанесена мишень 11 в виде
покрытия. При работе рентгеновской трубки анод заземляется. Заземляется
Рис. 3.29. Внешний вид рентгеновской трубки с разверткой электронного пуч-
ка 0.2БПК7-100
140
также анод электронной пушки, а высокий ускоряющий отрицательный потен-
циал подается на ее катод через цоколь 1. Крепление трубки в масляном
моноблоке производится с помощью уплотнительного фланца 3. Для выпуска
рабочего пучка излучения используется прямоугольное бериллиевое окно 7.
Растровая развертка электронного пучка по поверхности мишени осущест-
вляется с помощью электромагнитной отклоняющей системы 6.
Трубки с прострельными анодами имеют аналогичную конструкцию.
Основное отличие от трубок с массивными анодами заключается в конст-
рукции рентгеновского анода. Он представляет собой прямоугольную
(иногда круглую) пластину из бериллия толщиной 0,5—4 мм, на которую
нанесена тяжелоатомная мишень в виде покрытия. Такой анод обычно имеет
систему принудительного воздушного охлаждения или охлаждается путем
естественной конвекции. Примером приборов описанного типа может слу-
жить трубка с однострочной разверткой электронного пучка 0.2БПК7-100.
Она имеет следующие параметры: ускоряющее напряжение 100 кВ, мощность
0,2 кВт, диаметр фокусного пятна 0,8 мм, длину строки 500 мм, частоту
развертки 200 Гц; охлаждение воздушное принудительное. Трубка (рис. 3.29)
применяется в сканирующем интроскопе [54].
В будущем трубки со сканированием электронного пучка будут нахо-
дить в аппаратуре для дефектоскопии все более широкое применение.
ГЛАВА
ЧЕТВЕРТАЯ
ТРУБКИ
ДЛЯ РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНОГО
АНАЛИЗА
4.1. ОСОБЕННОСТИ АППАРАТУРЫ И ТРУБОК
ДЛЯ СПЕКТРАЛЬНОГО АНАЛИЗА
Качественный и количественный рент-
геноспектральный анализ широко применяется для определения
элементного состава различных веществ в промышленности
(металлургия, химия, добыча полезных ископаемых и т. д.)
и научных исследованиях. Наиболее распространенным является
флюоресцентный метод рентгеноспектрального анализа [81].
Он отличается большой производительностью, неразрушающим
характером, экспрессностью, достаточно высокой чувствитель-
ностью. Рентгеноспектральную аппаратуру часто используют
'в 'качестве датчиков химического состава в автоматизированных
системах управления различными технологическими процессами,
например процессами обогащения минерального сырья.
Техника анализа основана на возбугвдении линий флюорес-
центного излучения элементов, содержащихся в исследуемом
веществе (пробе), и последующем измерении длин волн и ин-
тенсивности этих линий. Измерение интенсивности производится
°тноситсльным методом с использованием эталонов известного
Химического состава. По длинам волн аналитических линий
141
Рис. 4.1. Принцип действия спектрометра по схеме Соллера
1 — рентгеновская трубка; 2 — анализируемая проба; 3 — многопластинчатый коллима-
тор; 4 — кристалл-анализатор; 5 —детектор; 6 — усилительный блок; 7 — электронно-
вычислительное устройство
осуществляется идентификация, а по их интенсивности — коли-
чественное определение элементов.
Для реализации флюоресцентного метода созданы и вы-
пускаются серийно кристалл-дифракционные и бескристальные
спектрометры с различными аналитическими возможностями
[45, 81].
В кристалл-дифракционных спектрометрах разложение эле-
ментов пробы в спектр флюоресцентного излучения и выделе-
ние их аналитических линий осуществляется с помощью пло-
ских или изогнутых кристаллов. Наиболее распространены
спектрометры с плоским кристаллом-анализатором, выполнен-
ные по схеме Соллера. Принцип действия такого спектрометра
поясняет рис. 4.1. Флюоресцентное характеристическое излуче-
ние атомов пробы 2, возбужденное излучением рентгеновской
трубки 1, проходит через многопластинчатый коллиматор 3,
называемый коллиматором Соллера, и падает параллельным
пучком на поверхность кристалла-анализатора 4 с межплоско-
стным расстоянием d. Угол -ft между пучком и поверхностью
кристалла выбирают таким, чтобы для спектральной линии,
характеризуемой длиной волны?., выполнялось условие дифрак-
ционного отражения Вульфа—Брегга n7 = 2d sin -th Отраженные
от кристалла лучи с длиной волны А регистрируются детекто-
ром 5, в качестве которого обычно используют сцинтилляцион-
ный или газовый пропорциональный счетчик фотонов. Ампли-
туда электрического импульса, возникающего на выходе счет-
чика при регистрации фотона, пропорциональна энергии послед-
него. Пройдя через усилительный блок 6, импульсы от счетчика
попадают в электронно-вычислительное устройство 7, где осу-
ществляется их амплитудная селекция и счет. По скорости
счета находят концентрацию соответствующего элемента в
пробе.
С помощью современных флюоресцентных кристалл-ди-
фракционных спектрометров можно определять содержание в
веществе практически всех химических элементов, начиная со
фтора (Z = 9), при их концентрации от 10~2— 10~4 % до 100 10'
142
J
Погрешность анализа во многих случаях не превышает 0,5—
1 %.
Практическое применение получили два типа кристалл-ди-
фракционных спектрометров: сканирующие и многоканальные
(квантометры). В сканирующих спектрометрах используется,
как правило, один ’спектрометрический канал, путем перестрой-
ки которого последовательно регистрируют все линии флюорес-
центного излучения пробы. Для этого, постепенно поворачивая
кристалл, изменяют угол падения пучка флюоресцентного из-
лучения на его поверхность. В результате от кристалла после-
довательно отражаются лучи с различной длиной волны. Син-
хронно с поворотом кристалла на угол осуществляется
необходимое угловое перемещение детектора на угол 2#.
В многоканальных спектрометрах используют несколько
спектрометрических каналов с фиксированной настройкой на
определенные аналитические линии. Поэтому число одновре-
менно определяемых элементов здесь равно числу каналов.
Наиболее распространены установки с 8—24 каналами. В неко-
торых многоканальных установках отечественного производст-
ва в целях расширения их аналитических возможностей ис-
пользованы перестраиваемые (сканирующие) каналы.
Различием в принципе построения и функционирования
сканирующих и многоканальных спектрометров обусловлено
различие в конструктивном исполнении рентгеновских трубок,
предназначенных для работы в этих установках. В сканирую-
щих спектрометрах обычно используют трубки с боковым выхо-
дом рабочего пучка излучения. Для квантометров наиболее
рациональна конструкция трубок с торцевым выходом, так как
именно в этом случае вокруг трубки и пробы удается разме-
стить большое число спектрометрических каналов.
Поскольку светосила кристалл-дифракционной аппаратуры
относительно невысока, используемые в ней трубки должны
иметь большую, достигающую нескольких киловатт номиналь-
ную мощность. Работа трубок при столь большой мощности
требует эффективного охлаждения анода проточной жидкостью.
Лучшие современные кристалл-дифракционные спектромет-
ры— это сложные и дорогостоящие аналитические комплексы
с высокой степенью автоматизации всего процесса элементооп-
Ределения, включая этап подготовки пробы 'к анализу.
Существенно более простую конструкцию имеют спектро-
метры, в которых вместо кристалла использованы анализаторы
Других типов, например дифференциальный детектор, сбаланси-
рованные дифференциальные фильтры. Хотя по энергетическо-
му разрешению и некоторым другим параметрам бсскристаль-
ные спектрометры уступают кристалл-дифракционным, они
являются незаменимыми при многих исследованиях, в частности
При экспрессном анализе химического состава сырья и мате-
риалов в производственных и нолевых условиях.
143
Большое развитие в последние годы получили бескристаль-
ные полупроводниковые спектрометры на основе главным
образом Si (Li)-детекторов. Поскольку амплитуда импульса на
выходе таких детекторов пропорциональна энергии фотона, то,
используя амплитудный анализатор импульсов, можно сразу
выделить аналитические линии определяемых элементов. С по-
мощью полупроводниковых спектрометров в пробе можно од-
новременно определять содержание более восьмидесяти эле-
ментов— от 9F до 92U. Они особенно удобны для качественного
элементного анализа.
Светосила бескристальных спектрометров, как правило, зна-
чительно выше, чем кристалл-дифракционных. Это позволяет
для возбуждения флюоресценции атомов пробы использовать
трубки, мощность которых на 2—3 порядка ниже мощности тру-
бок, работающих в кристалл-дифракционной аппаратуре. При-
меняют малогабаритные трубки с прострельными анодами,
работающими в режиме естественного охлаждения. В некото-
рых спектрометрах возбуждение осуществляют также с по-
мощью радиоактивных изотопов, например 55Fe.
4.2. МОЩНЫЕ ТРУБКИ
ДЛЯ КРИСТАЛЛ-ДИФРАКЦИОННОЙ
АППАРАТУРЫ
Возбуждение спектров флюоресценции
производится, как правило, тормозным или смешанным излуче-
нием рентгеновских трубок. Потоки флюоресцентного излучения
элементов пробы зависят при прочих равных условиях от
режима работы и конструкции трубок и могут быть рассчитаны
по методике, изложенной в работе [81].
Выпуск излучения из трубок осуществляется через берил-
лиевые окна диаметром 10—15 мм (приборы с боковым выхо-
дом) или 15—25 мм (приборы с торцевым выходом). Толщина
окон в трубках разной конструкции лежит в диапазоне 0,125—
1 мм. В некоторых приборах с боковым выходом (например,
в отечественных трубках типа БХВ-6) используются окна пря-
моугольной формы.
Толщина окна существенно влияет на поток флюоресцент-
ного излучения легких элементов. Это влияние можно оценить
по приведенным ниже значениям удельных (отнесенных к мощ-
ности трубки) потоков флюоресценции Ф, от двух чистых
элементов цЫа и 2оСа при возбуждении тормозным излучением
трубки с различной толщиной бериллиевого окна:
Толщина окна, мм.............. 0 0,05 0,20
Значение Ф/, 10 s фот/с-ср Вт
от i,Na..................... 0,64 0,021 0,012
от 2иСа....................3,2 1,3 1,25
144
Рис. 4.2. Эффективность возбуждения
флюоресцентного излучения трубками с
различными мишенями и бериллиевыми
окнами разной толщины
/ — вольфрамовая мишень, толщина окна
0,8 мм; 2, 3 и 4 — соответственно мишени из
W, Pd и Сг, окно толщиной 0,2 мм
Приведенные значения отве-
чают следующим условиям: на-
пряжение на рентгеновской труб-
ке 50 кВ; материал мишени
трубки — золото; отношение пло-
щади облучаемой поверхности
образца к квадрату расстояния
от фокусного пятна до этой поверхности ц = 1; угол между
пучком падающего излучения и поверхностью образца 90°; из-
меренный относительно поверхности образца угол выхода
флюоресцентного излучения 30°. Видно, что при увеличении
толщины окна от 0,05 до 0,2 мм снижение удельного потока
флюоресценции атомов кальция составляет всего 4%; для бо-
лее легкоатомного натрия оно превышает 40%.
Как правило, трубки рассчитывают на номинальное напря-
жение 50—70 кВ, что дает возможность возбудить флюорес-
центное излучение К- или L-серии всех элементов. Обычно
определение элементов с атомными номерами от 9 до 55 ведется
по A-серии, а начиная с 56 — по L-серии флюоресцентного
спектра. Однако в ряде сканирующих спектрометров применены
приборы на более высокие напряжения. Например, фирма
«Филипс» выпускает трубки серии PW 218/00 в защитном мас-
ляном кожухе на напряжение 100 кВ. Серия объединяет шесть
однотипных по конструкции приборов с мишенями из разных
материалов и бериллиевыми окнами разной толщины. В СССР
разработана секционированная трубка для анализа тяжело-
атомных элементов по их A-серии на напряжение 350 кВ. Пи-
тание трубки осуществляется от промышленного дефектоскопи-
ческого аппарата РУП-400.
Мощность трубок лежит в диапазоне 1—5 кВт и зависит в
основном от формы и размеров фокусного пятна и материала
мишени. Чаще всего в трубках используются мишени из 24Сг,
гэСи, 42М0, 4бРН (или 4sRh,47Ag), 74W (75Кб), 7gAu (7sPt). Широкий
ассортимент материалов мишени позволяет путем выбора со-
ответствующей трубки обеспечить необходимую эффективность
возбуждения флюоресценции анализируемых элементов. На-
пример, для возбуждения спектров флюоресценции легкоатом-
Ных элементов выгодно использовать трубки с мишенями, име-
ющими в длинноволновой области интенсивные характеристи-
ческие линии А- или L-серии.
10 Заказ 86
145
Рис. 4.3. Внешний вид трубки с вынесенным анодом
Кривые, представленные на рис. 4.2, характеризуют эффек-
тивность Ф возбуждения флюоресцентного излучения трубками
с различными мишенями и бериллиевыми окнами разной тол-
щины. За единицу принята эффективность для трубки с вольф-
рамовой мишенью п окном толщиной 0,8 мм.
Анод трубок с боковым выходом вынесен за пределы защит-
ного кожуха, в котором располагается изоляционная часть
прибора. Часто кожух, заполненный трансформаторным маслом,
является неотъемлемой частью трубки. Мишень в трубках уста-
навливается наклонно. Обычно угол наклона составляет 65—
70°. Охлаждение анода осуществляется проточной водой не-
посредственно от водопровода. Фокусное расстояние трубок
равно 12—15 мм. На рис. 4.3 схематически показан внешний
вид одной из трубок серии А60 с вынесенным анодом и боко-
вым выходом излучения производства фирмы «Телефунксн».
Серия включает в себя четыре трубки мощностью по 2 кВт с
мишенями из вольфрама, хрома, золота и серебра. Номиналь-
ное напряжение трубок 60 кВ; угол раствора рабочего пучка
излучения 40°; фокусное расстояние 14,5 мм. Мощность 2 кВт
обеспечивается в диапазоне анодного напряжения 50—60 кВ.
При меньших напряжениях достижимые мощности ниже. На-
пример, при напряжении 20 кВ мощность составляет 500 Вт.
Рис. 4.4. Схема электродов мощных трубок с торцевым выходом излучения:
а, б—трубки коаксиальной конструкции; в—трубка плоской конструкции
1 — аиод; 2 — катод; 3 — выпускное бериллиевое окно
116
Рис, 4.5. Внешний вид трубки коаксиальной
конструкции
Рис. 4.6. Внешний вид трубки типа РХВ-1
Мощные трубки с торцевым выхо-
дом излучения [9] имеют коаксиаль-
ную 'или плоскую конструкцию. Схема
электродов приборов коаксиального
типа показана на рис. 4.4, а, б. Анод
трубок 1 выполнен из бескислородной
меди в виде массивного полого цилиндра, в котором имеются
каналы для охлаждающей воды. К торцевой части анода,
который заземляется, припаяно бериллиевое окно 3. Катод 2
в виде винтовой спирали расположен на оси трубки и нахо-
дится под высоким отрицательным потенциалом. На бомбарди-
руемую электронами поверхность анода, которая имеет цилин-
дрическую (рис. 4.4, а) или коническую (рис. 4.4.6) форму,
наносится мишень из соответствующего материала. Трубки
со вторым вариантом анода имеют (при прочих равных усло-
виях) более высокую интенсивность рентгеновского пучка, что
объясняется меньшим самопоглощением в мишени лучей, иду-
щих в сторону выпускного окна. Примером приборов коаксиаль-
ной конструкции могут служить трубки отечественного произ-
водства типов БХВ7—БХВ9, БХВ12, БХВ13. В трубках БХВ9
и БХВ13 рабочая поверхность анода имеет коническую форму,
в остальных — цилиндрическую [5, 28].
На рис. 4.5 показан внешний вид одной из трубок коакси-
альной конструкции. К кожуху квантометра трубка крепится с
помощью массивного фланца диаметром 80 мм, в котором име-
ются каналы для подачи и вывода охлаждающей анод воды.
Баллон представляет собой стеклянный цилиндр диаметром
35 и длиной 60 мм. В приборе применена металлическая катод-
ная ножка, соединение которой с баллоном осуществлено через
коваровое кольцо. Контактная часть выполнена в виде гибких
выводов.
10*
147
Приборы коаксиального типа просты по конструкции, имеют
большое и достаточно равномерное поле облучения. Однако им
присущ и ряд недостатков. Анод и выпускное окно в этих труб-
ках однопотенциальны. Поэтому окно подвержено значительно-
му нагреву вследствие бомбардировки вторичными электрона-
ми, выбитыми из мишени катодным пучком. Совместное дейст-
вие нагрева и атмосферного давления вызывает в бериллиевом
диске значительные термомеханические напряжения. Для обеспе-
чения механической прочности окон при заданном их диаметре
приходится' использовать диски достаточно большой толщины,
что снижает эффективность возбуждения флюоресцентного
излучения в длинноволновой области. Недостатком трубок яв-
ляется также сравнительно большое (17—21 мм) фокусное
расстояние.
В трубках плоской конструкции (рис. 4.4, в) анод /, распо-
ложенный на оси прибора, находится под высоким положитель-
ным потенциалом, а кольцевой катод 2 и выпускное окно 3
заземлены. Эмитированные катодом электроны тормозятся па
мишени, нанесенной на торцевую поверхность анода, в преде-
лах круга или кольца относительно небольшого диаметра t/ф.
В такой трубке вторичные электроны, выбитые из мишени, не
могут попасть на окно, так как электрическое поле в промежут-
ке мишень — окно для них является тормозящим. Существенно,
что поле достаточно равномерно, поэтому без опасности пробоя
трубки длину L этого промежутка (а следовательно, и фокусное
расстояние) можно сделать равным 11—12 мм при напряжении
60—75 кВ. Благодаря относительно небольшим значениям d$
и L большое и равномерное поле облучения удается получить
при меньшем, чем в трубках коаксиального типа, диаметре ок-
на. Это обстоятельство, а также незначительный нагрев окна
позволяет снизить толщину бериллиевых дисков до 0,125—
0,2 мм. Механические напряжения, возникающие в диске, обус-
ловлены в этом случае практически лишь атмосферным давле-
нием.
Охлаждение анода, который находится под высоким потен-
циалом, осуществляется по замкнутому циклу деионизованной
водой, имеющей большое объемное сопротивление. Циркуляция
воды, расход которой составляет обычно не менее 3 л/мин,
осуществляется чго тоста точно длинному диэлектрическому
змеевику. Необходимость в усложненной системе охлаждения
является известным недостатком трубок. Трубка и змеевик рас-
полагаются в тонкостенном стальном кожухе, заполненном
трансформаторным маслом. Змеевик изготовляют из эластич-
ной трубки (длина около 1 м, внутренний диаметр 4—5 мм),
поэтому положение его витков фиксируют с помощью специ-
ального диэлектрического бандажа. Мощность накала катода
трубки составляет примерно 70 Вт. Для уменьшения нагрева
корпуса трубки и се выпускного окна за счет теплового излу-
148
чсния катода часть кожуха, находящегося в тепловом контакте
с корпусом, охлаждается проточной водой от водопровода.
В СССР выпускаются трубки плоской конструкции с обра-
щенной полярностью типа РХВ-1 (рис. 4.6). В зарубежных
многоканальных спектрометрах широко применяются трехкило-
ваттные трубки с родиевым анодом PW2582 (толщина окна
0,15 мм), OEG-75 (0,125 мм) и др.
Таблица 4.1. Параметры мощных трубок для флюоресцентного анализа
Характеристика Тип трубки
БХВ-8 БХВ-9 | РХВ-1
Схема электродов (см. рис. 4.4) а б в
Номинальное напряжение, кВ 70 25 75
Материал мишени (мощность, кВт) Ag, Re, Pd (3.5); Си (5,0) Сг, Pd (2,5) Rh, Re (3,0); Cr (2,5)
Раймеры фокусного пятна Кольцевое, ширина 6 мм Кольцевое, ширина 6 мм Диаметр 10 мм
Толщина окна нз Be, мм 0,5 0,3 0,2
Диаметр окна, мм 26 26 15
Фокусное расстояние (не более), мм 21 17 12
В табл. 4.1 в качестве примера приведены параметры мощ-
ных отечественных трубок для квантометров трех рассмотрен-
ных выше типов.
4.3. ТРУБКИ ДЛЯ БЕСКРИСТАЛЬНОЙ
РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНОЙ АППАРАТУРЫ
Выше было отмечено, что в качестве
источника первичного излучения в бескристальной аппаратуре
широкое применение нашли малогабаритные трубки с прост-
рельными анодами. Такими приборами укомплектованы, напри-
мер, аппараты для бескристального анализа БАРС-3 и БАРС-5
отечественного производства, спектрометры с энергетической
дисперсией ТЕРА-6100 фирмы «Ортек» (США) и др.
Мощность рентгеноспектральных трубок с прострельными
анодами обычно составляет 0,5—10 Вт, номинальное напряже-
ние 10—50 кВ.
Устройство миниатюрной трубки с прострельным анодом для
флюоресцентного анализа показано на рис. 4.7. Прострельный
анод 1 представляет собой бериллиевый диск диаметром 10—15
и толщиной 0,2—0,3 мм, на поверхность которого со стороны
вакуума нанесена тонкопленочная мишень из 22Т1, zeFe, 29CU,
згОе, 42Мо, 47Ag или 79Аи. Катод 3, выполненный в виде короткой
(от 2 до 7 витков) винтовой спирали, размещен внутри фокуси-
149
Рис. 4.7. Конструкция миниатюрной трубки для флюоресцентного анализа
1 — прострельный анод; 2 — фокусирующий электрод; 3 — катод
рующего электрода 2. Фокусное пятно на мишени имеет форму,
близкую к эллипсу. К размерам фокусного пятна жестких
требований, как правило, не предъявляют. Наиболее типичные
размеры пятна 2Х(2у-4) мм.
Разработаны отпаянные трубки (рис. 4.8), в которых можно
произвести смену мишени. Прострельные аноды 4 с мишенями
из разных материалов установлены в дисковом держателе, сво-
бодно вращающемся на валу корпуса 2. Поворотом держателя
с помощью внешнего магнита любой из анодов может быть
установлен против выпускного бериллиевого окна 3 и катода /.
Последний представляет собой плоскую спираль из вольфрамо-
Рис. 4.8. Конструкция отпаянной рентгеновской трубки со сменными
мишенями
1 — катод; 2 — корпус; 3— выпускное бериллиевое окно; 4 — прострельный анод;
указатель; 6 — стеклянный баллон
150
рис. 4.9. Энергетический спектр
трубки с анодом из молибде-
новой фольги
вой 'проволоки, располо-
женную в цилиндриче-
ском отверстии массив-
ного фокусирующего уст-
ройства.
Для установки выб-
ранного анода служит
указатель 5 в виде стер-
женька. При установке
указатель должен быть
расположен против соот-
ветствующей визирной линии, нанесенной на корпус прибора
вблизи места соединения его со стеклянным баллоном 6. При-
бором описанного типа является трубка БХ-1, имеющая пять
сменных анодов.
Трубки, в которых используются двухслойные прострельные
аноды (бериллиевая подложка — среднеатомная тонкопленоч-
ная мишень), характеризуются относительно высокой интенсив-
ностью «фонового» тормозного ‘излучения. Для решения ряда
задач (например, прицельного возбуждения в пробе флюорес-
центного излучения определенных элементов) необходимо иметь
интенсивное характеристическое излучение мишени, практически
свободное от тормозного компонента. Достигнуть указанной
цели можно заменой двухслойных анодов металлической фоль-
гой толщиной 100—200 мкм [94]. Вследствие сильного фильт-
рующего действия фольги рабочий пучок трубок с такими
анодами содержит фактически только лучи К-серии соответст-
вующего материала. Подтверждением может служить пред-
ставленный на рис. 4.9 энергетический спектр трубки с анодом
из молибденовой фольги толщиной 100 мкм, полученный при
напряжении 54,5 кВ. Видно, что трубка с фольговыми прост-
рельными анодами позволяет осуществить монохроматическое
возбуждение флюоресценции атомов.
Прострельные аноды из фольги допускают более высокие,
чем двухслойные аноды, тепловые нагрузки. Поэтому потеря
в интенсивности характеристических пиков из-за фильтрации их
фольгой может быть частично скомпенсирована повышением
мощности трубки.
Серийная трубка БХ-5 со сменными фольговыми анодами
[79] предназначена для бескристального флюоресцентного ана-
лиза тяжелоатомных элементов по L-серии. Конструктивно она
подобна трубке БХ-1 и отличается от последней конструкцией
катодной ножки и указателя. Применение вместо стеклянной
ножки металлостеклянной повысило точность сборки прибора,
151
а замена проволочного указателя легким цилиндрическим эк-
раном-указателем уменьшила вероятность пробоев между фо-
кусирующим устройством и этим элементом конструкции. В ка-
честве анодов использована фольга из серебра (100, 160 и
200 мкм) и молибдена (150 мкм). Один из анодов является
двухслойным: пленка серебра (2,8 мг/см2) нанесена на берил-
лиевый диск толщиной 0,1 мм. Выпускное окно имеет толщину
0,2 мм. Параметры этой и некоторых других трубок для бес-
кристального анализа отечественного производства представ-
лены в табл. 4.2.
Таблица 4.2. Параметры трубок для бескристального
рентгеноспектрального анализа
Характеристики Тип трубки
БХ-1 (сменные аноды) ВХ-2 БХ-3 БХ-4 БХ-5 (сменные аноды)
Номинальное напряже- ние, кВ 50 10 25 . 50 50
Материал мишени Fe, Си, Се, Ti, Ag, Си, Ge, Ge, Ag, Mo, Ag,
Mo, Ag Au Mo Ан Fe, Си,
Мощность, кВт 0,005 0,005 0,0015 0,01 Ge 0,01
Толщина выпускного ок- на, мм 0,3 0,2 0,3 0,2 0,2
Размеры фокусного пят- на, мм Диаметр 2 2x2 2x2 2X4 Диаметр 2
Фокусное расстояние, мм 3 0,2 0,3 0,2 3
ГЛАВА
ПЯТАЯ
ТРУБКИ
ДЛЯ РЕНТГЕНОСТРУКТУРНОГО
АНАЛИЗА
5.1. ОСОБЕННОСТИ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
ДЛЯ СТРУКТУРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ
Рентгеноструктурный анализ является
наиболее распространенным экспериментальным методом иссле-
дования атомного строения кристаллических тел. Он основан
на изучении дифракционной картины, возникающей при коге-
152
г
рентном рассеянии рентгеновского излучения на исследуемом
объекте. Для получения дифракционной картины необходимо
•мягкое излучение с длинами волн порядка характерного раз-
мера деталей атомной структуры кристаллов.
В зависимости от типа исследуемого объекта и целей анализа применя-
ются следующие основные методы получения дифракционной картины.
Метод Лауз. Объектом исследования в этом случае является монокрис-
талл. Для получения дифракционной картины его облучают узким пучком
рентгеновского излучения с непрерывным спектром. Дифракционные макси-
мумы возникают вследствие того, что в излучении с непрерывным спектром
всегда найдутся составляющие с длинами волн, удовлетворяющими уравне-
нию Вульфа — Брегга для некоторых атомных плоскостей монокристалла,
ориентированных к пучку под соответствующими углами. Метод применяется
для выявления симметрии монокристалла, его ориентации, сингонии и неко-
торых других характеристик.
Метод вращения. Объектом исследования, как н в вышерассмотренном
методе, является монокристалл, который медленно (со скоростью 0,5--
2 об/мин) вращается вокруг оси, совпадающей с определенной кристалло-
графической осью. Монокристалл облучают узким пучком монохроматиче-
ского излучения, направленным перпендикулярно оси вращения. В качестве
монохроматического излучения обычно используют -компонент характери-
стического спектра рентгеновской трубки. Благодаря вращению угол между
пучком п атомными плоскостями монокристалла непрерывно меняется.
Поэтому в последовательные моменты времени плоскости будут занимать
положения, удовлетворяющие уравнению Вульфа — Брегга, т. е. условие
возникновения дифракционных максимумов будет выполняться. Метод
широко используют для определения формы н размеров элементарной ячейки
монокристаллов.
Метод порошков. Этим методом исследуют структуру поликристалли-
ческих веществ. Для анализа используют образцы в виде миниатюрных
цилиндриков либо пластин с гладкой шлифованной поверхностью. Цилиндри-
ческие образцы обычно изготовляют из порошка путем склеивания, прессо-
вания, набивки в специальные тонкостенные капилляры или напыления на
покрытое клеящим составом стеклянное волокно. Образец освещают узким
монохроматическим пучком. Дифракционная картина обусловлена тем, что
среди хаотично ориентированных кристаллов, составляющих образец, всегда
найдутся такие, атомные плоскости которых образуют с пучком брегговскне
углы. Методом порошков исследуют фазовый состав поликристаллических
материалов и структурные изменения, возникающие при их термической
обработке, определяют параметры элементарных ячеек и другие характери-
стики поликристаллов.
Метод широкорасходящегося пучка (ШРП). Используется для преци-
зионного измерения периодов решетки (погрешность около 3- 10“4 %) и ис-
следования структурного несовершенства монокристаллов. Неподвижный
монокристалл облучают исходящим из точечного источника шнрокорасходя-
Щимся монохроматическим пучком, угол раствора которого близок к 180°.
При такой схеме облучения угол между пучком и атомными плоскостями
монокристалла изменяется в широких пределах, н при некоторых его значе-
ниях выполняется условие существования дифракционного максимума. Метод
может быть реализован в двух вариантах: а) источник излучения находится
на поверхности исследуемого монокристалла (метод Косселя) и б) источник
расположен вне монокристалла па небольшом расстоянии от его поверхности
(метод псевдокосселевских линий). Значительное практическое применение
получил именно второй вариант метода ШРП, поскольку для его реализа-
ции требуется несложная аппаратура.
Для регистрации дифракционной картины применяют фотопленку, спе-
циальные рентгеновские камеры или детекторы (точечные; линейные коорди-
153
ватные либо двумерные). Последние представляют собой мозаичные струк.
туры, состоящие из миниатюрных счетчиков (газоразрядных, сцинтилляциоц.
ных, полупроводниковых).
В методе Лауэ используют плоскую рентгеновскую фотопленку, которую
устанавливают перпендикулярно первичному пучку излучения позади моно-
кристалла (по ходу пучка). В методах вращения и порошков картина ди.
фракции регистрируется на пленке, изогнутой по цилиндрической поверхности
ось которой совпадает соответственно с осью вращения монокристалла или
осью поликристаллического образца. Наконец, в методе ШРП плоскую плен-
ку располагают перпендикулярно пучку излучения перед монокристаллом
(схема обратной съемки) или позади него (схема прямой съемки).
Рентгеноструктурные аппараты, в которых регистрация осуществляется
с помощью счетчиков, получили название дифрактометров. Заметим, что в
дифрактометрах с точечными детекторами (в отличие от аппаратов с фото-
регистрацией и дифрактометров с двухмерными детекторами) регистрация
рефлексов дифракционной картины осуществляется последовательно, путем
пространственного перемещения детектора, которое обеспечивается гониомет-
ром дифрактометра.
Дифракционная картина, как отмечалось выше, возникает
при рассеянии в кристаллах лишь длинноволнового излучения.
Поэтому рентгеновские трубки для кристаллографических ис-
следований должны создавать достаточно интенсивные пучки
мягкого тормозного (анализ по методу Лауэ) или характери-
стического (анализ по методам вращения, порошков и ШРП)
излучения.
Мягкое тормозное излучение может быть получено с по-
мощью трубок, работающих при относительно невысоких на-
пряжениях. В целях повышения интенсивности пучка в этих
приборах целесообразно использовать тяжслоатомные мишени.
Длинноволновое характеристическое излучение может быть по
лучено при изготовлении мишеней из материалов с небольшими
и средними атомными номерами, потенциалы возбуждения К-
спектра которых не превышают примерно 25 кВ. Поэтому но-
минальное напряжение рентгеноструктурных трубок обычно
равно 50—60 кВ.
Укажем на принципиальную особенность конструкции тру-
бок, предназначенных для исследования монокристаллов мето-
дом псевдокосселевских линий. Эти приборы должны, во-пер-
вых, иметь малое (не более 3—4 мм) фокусное расстояние и,
во-вторых, допускать получение крупномасштабных рентгено-
грамм по схеме обратной съемки. Оба требования могут быть
удовлетворены при использовании трубки с вынесенным про-
стрельным анодом, на анодной трубе которой может быть
установлена кассета обратной съемки, имеющая специальное
отверстие в центре.
Для анализа иными методами оптимальной является клас-
сическая конструкция трубок с бериллиевыми окнами и мас-
сивными анодами, охлаждаемыми проточной водой. Такие
трубки характеризуются достаточно высокими номинальной
мощностью и удельными нагрузками, что позволяет достигнуть
приемлемой интенсивности рабочих пучков излучения.
154
Ж
Таблица 5.1. Краткая характеристика методов топографического исследования монокристаллов [81]
Ланга t । гак —• со- о) я > с да g а 5 О 9; в Й - m S О - П- О О LO к s н см cn Jx дат < Д дау Ч < s: S дат
Бормана Дислокации, (дефекты упа- ковки, примеси, напряжения 10 БСВ21, БСВ28, БСВ29 мк, МР 1 ч
Берга — Баррета СП S ® л w ~ -г х а Ч ю g ё S " да К 1 £ ед о еч ~ л о s сД р, о ( ) Ф S ~ V е( < LQ
ШРП (псевдо- косселевских линий) 1 s’ S Д ? и« £ ь § .О LO „ 5 3 й 2 от , £^1 " 73 л о [JU р. со С - Л гР е чЗ
1 Фудживара 1 =f га J н - Р 2 о да g К сз —1 Ф £ —”ю *7 5 §.£ дада да с§ о 3 дат да Р s
Шульца, Вадевица Ф _г 3 ю XX Р4 Ё ё дат w S3 ю v уи да& 2 да да да«? ~ g Ч да да да да о, сх
Характеристика Выявляемые структурные неоднородности Линейное разрешение, мкм Угловое разрешение (дез- ориентация) Рентгеновская трубка Фотоматериал Время съемки
155
В связи с непрерывно расширяющимся использованием
монокристаллических материалов в различных областях совре-
менной науки и техники (оптика, микроэлектроника, лазерная
техника, оптоэлектроника и др.) в последние годы резко возрос
интерес к рентгенотопографическим методам анализа, позволя-
ющим выявить пространственную картину распределения струк-
турных дефектов в образце без его разрушения. Контрастность
дифракционной топографической картины обусловлена разли-
чием интенсивностей или направлений рентгеновских лучей,
дифрагированных на различных участках монокристалла. Ин-
тенсивность этих лучей зависит от степени совершенства, а на-
правление— от ориентации соответствующего участка кристал-
лической решетки.
Группа методов дифракционной топографии довольно
обширна [81]. Краткая характеристика наиболее распростра-
ненных методов дана в табл. 5.1. Здесь же указаны некоторые
типы рентгеновских трубок, которые могут быть использованы
при исследованиях. Конструкция и параметры этих приборов
описаны далее. Не останавливаясь подробно на дальнейшей
характеристике топографических методов, отметим, что для их
реализации необходимы трубки с различными по форме и раз-
мерам фокусными пятнами, разными фокусными расстояниями
и спектральным составом генерируемого излучения.
Обычно дифракционное изображение монокристаллов полу-
чают на мелкозернистой пленке в натуральную величину и уве-
личивают оптическим путем. В большинстве случаев для полу-
чения топограмм пригодны упомянутые выше трубки на напря-
жение 50—60 кВ с массивными и прострельными анодами.
Однако при фоторегистрации дифракционных изображений
производительность топографических методов оказывается
чрезвычайно низкой. Это не позволяет их применить для массо-
вого контроля качества монокристаллов в условиях производ-
ства, при исследовании в реальном времени динамики зарожде-
ния и развития дефектов в монокристаллах и для решения
других актуальных задач.
Резкое увеличение производительности топографических
методов может быть достигнуто при использовании систем
визуализации дифракционных изображений, в которых фото-
пленка заменена детектором другого типа: передающей теле-
визионной трубкой, чувствительной к рентгеновскому излуче-
нию, усилителем яркости рентгеновского изображения или иным
электронным устройством. При использовании таких систем
топографическое изображение исследуемого монокристалла на-
блюдают на экране электронно-лучевой трубки или выходном
экране усилителя яркости. Для работы системы необходимо,
чтобы подлежащее визуализации дифракционное изображение
было достаточно интенсивным. Этого можно достигнуть, приме-
няя в качестве источника первичного излучения очень мощные
156
3
Рис. 5.1. Функциональная схема метода рентгеновской топографии с теле-
визионным каналом
/ — рентгеновская трубка; 2 — матрица капилляров; 3 — монокристалл; 4 — детектор;
5— кинескоп; 6 — блок развертки
рентгеновские трубки. Обычно в аппаратах, укомплектованных
радиоэлектронными системами визуализации, используются
трубки с вращающимся, конвективно охлаждаемым анодом.
Эффективная система визуализации, на базе которой создан
дифракционный микроскоп для массового контроля монокри-
сталлов, разработана в СССР fl 14]. В качестве источника из-
лучения здесь используется растровая рентгеновская трубка с
прострельным анодом в сочетании с многокапиллярным колли-
матором рентгеновского пучка. Детектором излучения является
точечный счетчик фотонов. Упрощенная функциональная схема
этой системы приведена на рис. 5.1.
Излучение, возникающее в рентгеновской трубке 1 при ска-
нировании электронным пучком поверхности мишени анода,
проходит по капиллярам двухмерной матрицы 2 и попадает на
различные участки монокристалла 3, находящегося в отражаю-
щем положении. Дифрагированное на монокристалле излучение
регистрируется детектором 4, сигнал с которого поступает на
кинескоп 5. Блок развертки 6 обеспечивает синхронное скани-
рование электронных лучей в рентгеновской трубке и кинеско-
пе. Поскольку интенсивность дифрагированного излучения от
совершенных и несовершенных участков исследуемого моно-
кристалла различна, на экране кинескопа можно наблюдать
его топографическое дифракционное изображение.
Коллиматором излучения в описанной системе служит
микроканальиая пластина, выполненная из стекла с большим
содержанием тяжелоатомных элементов. Такой коллиматор
свободно пропускает длинноволновое излучение, идущее вдоль
оси капилляров, и сильно ослабляет лучи, распространяющиеся
в других направлениях f23].
Таким образом, класс рентгеновских трубок для структур-
ного анализа включает в себя приборы широкого назначения
на напряжение 50—60 кВ и группу специализированных прибо-
ров (с вынесенным прострельным анодом, с растровой разверт-
кой электронного пучка, с вращающимся анодом н др.).
157
5.2. ТРУБКИ ШИРОКОГО НАЗНАЧЕНИЯ
НА НАПРЯЖЕНИЕ 50—60 кВ
Эти приборы —основной тип источников
излучения, -применяемых в дифрактометрах и аппаратах с фото-
регистрацией дифракционной картины [28, 81, 106].
Вакуумная оболочка трубок является комбинированной. Она
состоит из цилиндрического стеклянного или керамического
баллона и металлического корпуса, в который впаяны окна для
выпуска рабочих пучков излучения. Обычно трубки имеют 2—
4 окна из бериллия диаметром 10—15 и толщиной 0,3—0,5 мм.
Сравнительно редко используются слюдяные окна. Ось рабо-
чих пучков составляет угол 3—8° с 'поверхностью мишени.
В трубках типов PW 2253/11 и PW 2263/11 фирмы «Филипс»,
предназначенных для работы с камерами малоуглового рассея-
ния Кратки, применены окна диаметром 20 мм, что позволяет
использовать пучки, идущие под углом 15—16° к поверхности
мишени. Благодаря этому достигнут существенный (по сравне-
нию с трубками, имеющими окна малого диаметра) выигрыш
в интенсивности пучков за счет снижения самопоглощения
излучения в мишени.
Фокусное пятно трубок — линейное. Это даст возможность
при четырех выпускных окнах иметь две точечные и две штри-
ховые его проекции.
В качестве материала мишеней используются следующие
элементы: 2тСг; 2sFe; 27С0; 29CU; 42Мо, а также 74W. Иногда при-
меняют 4?Ag, а в трубках отечественного производства — еще
2зV и 28Ni.
Трубки работают с заземлением анода, что позволяет для
их охлаждения использовать проточную воду непосредственно
от водопроводной сети. Для увеличения эффективности системы
охлаждения применяется щелевой охладитель, направляющий
струю воды в виде ленты по нормали к охлаждаемой поверхно-
сти анода на наиболее нагретый ее участок. В некоторых слу-
чаях перед щелью охладителя устанавливают сетчатый фильтр,
препятствующий попаданию в щель мелких механических ча-
стиц, содержащихся в воде. В приборах французской фирмы
CGR используется охладитель иной конструкции: в полости
анода ортогонально охлаждаемой поверхности установлена
перегородка и вода пропускается через узкую щель между
этой поверхностью и перегородкой.
В трубках на 60 кВ (серия PW) фирмы «Филипс» охлаж-
даемая стенка анода выполнена профилированной. Благодаря
этому увеличилась поверхность теплообмена и турбулентность
охлаждающего водяного потока. Улучшенная система охлаж-
дения и анод в виде тонкой серебряной пластинки позволили
существенно повысить мощность и удельные нагрузки этих
трубок по сравнению с ранее выпускавшимися фирмой прибо-
158
рами серии PD на 50 кВ. О выигрыше в мощности позволяют судить данные, приве- денные в табл. 5.2. Повышение мощно- сти достигнуто также за счет материалов для изготовления ано- да с улучшенными тер- мическими и механиче- скими характеристика- ми и новой технологии, разработанной специа- листами фирмы. Таблица 5 PD 2. Параметры трубок серии и PW фирмы «Филипс»
Размеры фо- Материал мишени Мощность, кВт
куспого пятна, мм Серия PD Серия PW
0,4 X S W, Мо Си Fe 1,2 1,2 0,5 2,0 1,5 0,9
1 X Ю W, Мо Си Fe 1.5 1,5 0,6 2,4 2,0 1,5
Крупнейшие фирмы, занимающиеся производством рентге-
поструктурных трубок, обычно выпускают их сериями, вклю-
чающими в себя несколько типов приборов. Различные типы
отличаются друг от друга в основном размерами фокусных
пятен, а следовательно, и мощностью. Наиболее характерными
являются следующие размеры действительных фокусных пятен:
(0,154-0,2) Х8; 0,4X8; 1X10; (2,64-2) X (104-12) мм. Этому ря-
ду значении отвечают п размеры фокусных пятен трубок оте-
чественного производства новой серии БСВ (модели приборов
21, 25, 27- 29),
Как правило, трубки выпускаются с внутренним цоколем и
присоединение их к источникам высокого напряжения и накала
катода осуществляется с помощью высоковольтного кабеля.
Новые отечественные трубки выпускаются с контактной частью,
имеющей различное конструктивное выполнение (наружный
или внутренний цоколь, гибкие выводы), что позволяет исполь-
Рис. 5.3. Общий вид трубок серии БСВ
зовать эти приборы как в ранее выпущенной, так и во вновь
разрабатываемой аппаратуре [5]. С той же целью в двух кон-
структивных вариантах выполнен съемный охладитель трубок.
Конструкция одной из трубок новой серии БСВ показана
схематически на рис. 5.2. Катод 3 в виде винтовой спирали раз-
мещен в пазу массивной фокусирующей головки. Медный, анод
/ охлаждается проточной водой, которая вводится в его полость
через щелевой охладитель. Для выпуска рабочих пучков излу-
чения служат бериллиевые окна 2 (толщина 0,5 мм), впаян-
ные в массивный цилиндрический корпус. Баллон трубки 7
выполнен из стекла С-52. Экран 5 предназначен для повышения
электрической прочности трубки. Для улучшения рабочего ва-
куума в приборе используется геттер 4. Подача на катод высо-
кого отрицательного потенциала осуществляется с помощью
кабеля через внутренний цоколь 6. Трубки выполняются с ми-
шенями из V, Сг, Fe, Со, Ni, Си, Mo, Ag и W, т. е. имеют более
широкий ассортимент материалов мишени, чем приборы зару-
бежных фирм. Это позволяет использовать их для решения
широкого круга задач кристаллографического анализа.
Параметры трубок серии БСВ приведены в табл. 5.3, общий
вид представлен на рис. 5.3.
160
Таблица 5,3. Параметры трубок серии БСВ
Тин трубки Размеры фокусного пятна, мм Материал мишени Мощность, кВт
БСВ21 0,2 X 8 Си, Mo, Ag, W 0,8
Сг, Fe, Со, Ni 0,48
БСВ25 0,075 X 2 Си, Mo, Ag, W 0,3
Cr, Fe, Со, Ni 0,15
БСВ27 1,6 X ю Сг, Си, Mo, W 2,5
Со, Ni, Ag 2,0
Fe 1,6
V 1,2
БСВ28 1,0 X Ю Mo, W 2,4
Си, Ag 2,0
Cr, Co 1,8
Fe, Ni 1,5
V 1,0
БСВ29 0,4 X 8 Mo, W 2,1
Си, Ag 1,5
Cr, Co, Ni 1,3
V, Fe 0,9
При разработке и производстве трубок для структурного
анализа предусматривается ряд конструкторских и технологи-
ческих приемов, направленных на уменьшение загрязненности
спектра излучения линиями посторонних элементов, обуслов-
ленной попаданием на мишень атомов этих элементов в процес-
се изготовления и работы трубки.
Для снижения интенсивности процессов, приводящих к пере-
носу посторонних веществ на поверхность мишени, необходимо,
как было отмечено ранее, обеспечивать высокий устойчивый
вакуум в трубке, повышать качество обработки поверхностей
внутренней арматуры и снижать рабочую температуру катода.
Высокий устойчивый вакуум в трубках в процессе работы
достигается, в частности, с помощью эффективных газопоглоти-
телей. В целях уменьшения термоиспарения катоды из вольфра-
ма рекомендуется эксплуатировать при пониженной мощности
накала. В приборах отечественного производства в тех же це-
лях используются катоды из торированного карбидированного
вольфрама, рабочая температура которых (1800—2000 К) су-
щественно ниже, чем вольфрамовых нитей накала (2400—
2700 К).
Питание трубок в большинстве случаев осуществляется от
стабилизированных источников высокого напряжения. При ра-
боте трубок в дифрактометрах, где регистрация дифракционной
картины осуществляется последовательно, их анодный ток и
анодное напряжение стабилизируют очень жестко. Благодаря
этому достигается требуемая стабильность интенсивности ра-
бочего пучка.
11 Зака.) 80
161
5.3. ВЫСОКОВОЛЬТНЫЕ ТРУБКИ
ДЛЯ ДИФРАКЦИОННОМ ТОПОГРАФИИ
Если при голографировании 'монокри-
сталлов в качестве источника излучения используют трубки
широкого назначения на напряжение 50—60 кВ, то для регист-
рации дифракционного изображения на фотопленке необходимо,
как было отмечено выше, длительное время. Например, топо-
грамму монокристаллической пластины кремния, используемой
в качестве основы больших интегральных схем, этим методом
в схеме Ланга удается получить лишь за 15—30 ч. Для повы-
шения экспрессное™ исследования необходимо увеличить интен-
сивность характеристического излучения рентгеновских трубок.
Известно, что интенсивность характеристических линий
К-серии Д связана с параметрами, определяющими режим
генерирования излучения (анодным напряжением трубки U и
током /), следующим соотношением
Iк = i(U — Uк Д7 • const при Uк < U 4UK,
где UK — потенциал возбуждения Д-серии, а мощность трубки
равна Р = IU.
Из этих выражений следует, что для увеличения интенсив-
ности 1К при заданной мощности выгодно повышать (в опре-
деленных пределах) анодное напряжение трубки, а не ее ток.
Хотя с увеличением напряжения растет (приблизительно про-
порционально U-) интенсивность фонового тормозного излуче-
ния, для ряда топографических методик это обстоятельство не
имеет существенного значения. Поэтому целесообразно созда-
ние трубок на повышенное напряжение.
Увеличение напряжения рентгеноструктурных трубок до
100 кВ позволяет получить достаточно интенсивное ^излучение
тяжелоатомных мишеней, в частности вольфрамовых. В резуль-
тате появляется возможность исследовать относительно толстые
монокристаллы германия и других веществ, имеющих более
высокий атомный номер. Действительно, в трансэмиссионной
схеме Ланга (одной из наиболее универсальных и широко при-
меняемых схем топографирования) могут быть исследованы
монокристаллы, толщина которых d0 удовлетворяет соотноше-
нию
do С 1/ц (р, X, ?.),
где |i(p, Z, /.) — линейный коэффициент ослабления, зависящий
от атомного номера Z и плотности р материала монокристалла
и длины волны Z используемого излучения;
ц =« ap7.3Z3.
Здесь а — коэффициент пропорциональности. Расчеты показы-
вают, что топограмма пластины германия (Z = 32) при исполь-
162
Рис. 5.4. Трубка на 100 кВ для структурного
анализа
зовании излучения Ag/G (Л =
= 0,056 нм) может быть получена в
том случае, если толщина пластины
do 0,055 мм. Если для голографиро-
вания применить более коротковолно-
вое излучение WK^t (?. = 0,021 нм),
то do 1 мм, т. е. могут быть иссле-
дованы значительно более толстые
монокристаллы.
Важнейшей проблемой, которую
приходится решать при разработке
трубок на повышенное напряжение
для структурного анализа, является
обеспечение электрической прочности
приборов при габаритных размерах
(особенно радиальных), характерных
для трубок на 60 кВ. Это требование
вытекает из необходимости иметь воз-
можно меньшее фокусное расстояние
трубки, а также достаточно компакт-____j__ д
ный защитный кожух.
Промышленные образцы приборов на 100 кВ созданы в
СССР. Это трубки типов БСВ20 и БСВ26 [5].
Для обеспечения поверхностной электрической прочности
баллона трубок они эксплуатируются в защитном кожухе, за-
полненном трансформаторным маслом (в отличие от рентгено-
структурных трубок на 60 кВ, работающих на воздухе). Повы-
шение электрической прочности вакуумных промежутков достиг-
нуто практически без увеличения их длины за счет улучшения
конфигурации электродов и качества обработки поверхностей
внутренней арматуры.
В трубках на 100 кВ использован медный корпус квадрат-
ного сечения (60X60 мм) с цилиндрической полостью, по оси
которой расположен катодный узел. Минимальная толщина
стенки корпуса составляет 6 мм, что обеспечивает высокие
защитные свойства трубки. В корпус впаяны четыре 'выпускны.х
окна из бериллия толщиной 0,5 мм и анод.
В трубке применен щелевой охладитель, направляющий
струю воды в виде ленты по нормали к квазиизотермической
охлаждаемой поверхности анода на наиболее нагретый ее уча-
сток. Щель охладителя ориентирована параллельно большой
оси линейного фокусного пятна трубки. Вода поступает в охла-
дитель через входной патрубок и канал в стенке корпуса, омы-
вает полость анода н выводится наружу через выходной канал
11*
163
Рис. 5.5. Зависимость интенсивности дифраги-
рованной на монокристалле кремния AgA^-ли-
нии от анодного напряжения трубки
и патрубок. Такая система каналов
способствует хорошему охлаждению
корпуса трубки и снижению темпера-
туры анода.
Катод трубок — прямоканальный,
из торированного карбидированного вольфрама — представляет
собой винтовую спираль диаметром 1,3 и длиной 14 мм. Мас-
сивный фокусирующий электрод имеет два паза прямоугольно-
го сечения. Монтаж катодного узла выполнен на металлической
катодной ножке, что обеспечивает надежную юстировку ЭОС
трубок. Откачка приборов осуществляется через металлический
штенгель в ножке. Контактная часть выполнена в виде наруж-
ного цоколя.
Основные параметры трубок приведены в табл. 5.4, а внеш-
ний вид показан на рис. 5.4.
Таблица 5.4. Основные параметры трубок
БСВ20 и БСВ26
Тип трубки Размеры фокусного пятна, мм Материал мишени Мощность, кВт
БСВ20 1 X 10 Си, Мо, Ag, W 1,5
БСВ26 1,6 X ю 2,5
На рис. 5.5 показана зависимость интенсивности дифрагиро-
ванной на монокристалле кремния (220) Ag/G-линии характе-
ристического излучения трубки BCB20-Ag от анодного напря-
жения при постоянной мощности. Из рисунка видно, что
повышение напряжения от 50 до 90 кВ приводит к почти
двукратному выигрышу в интенсивности для этой мишени,
а следовательно, к соответствующему сокращению времени
топографирования по сравнению с трубками широкого назна-
чения.
5.4. РАСТРОВЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ДЛЯ ТОПОГРАФИИ
Одна из первых рентгеновских трубок
с растровым сканированием фокусного пятна описана в 1953 г.
X. Пэттом [80], 'предложившим использовать ее в теневом
рентгеновском микроскопе с визуализацией изображения.
Однако практического применения тогда эти приборы не нашли.
В настоящее время растровые трубки начинают применять
164
Рис. 5.6. Конструкция разборной рентгеновской трубки с растровым скани-
рованием фокусного пятна
/ _ катод; 2фокусирующий электрод; 3—анод; 4 — электромагнитная линза; 5 —
отклоняющая система; 6 — подложка; 7 — мишень; 8 — катодная стойка; 9 — микро-
метрический винт; 10 — фланец
для дифракционной топографии, интроскопии и других целей
[24, 86].
Рассмотрим устройство растровых приборов для топографи-
ческой системы с много1капнллярным >коллимато>ром. Как сле-
дует «з анализа особенностей получения топограммы, для повы-
165
тения разрешающей способности метода необходимо уменьшать
(при прочих неизменных условиях) диаметр капилляров мат-
рицы. А это требует, в свою очередь, уменьшения диаметра
«мгновенного» фокусного пятна растровой трубки и увеличения
ее мощности. Выгодно, чтобы диаметр фокусного пятна не пре-
восходил диаметра капилляров. Исследования показывают, что
при диаметре пятна и капилляров 20 мкм мощность трубки
должна быть не менее 15—20 Вт.
Разработаны два типа растровых трубок для топографии:
разборные и отпаянные.
На рис. 5.6 показана упрощенная схема разборной рентге-
новской трубки с растровым сканированием фокусного пятна
[78], предназначенной для работы в дифракционном микроско-
пе БЕЛУР-20. Для получения остросфокусированного электрон-
ного луча в этой трубке используется электронно-оптическая
система, состоящая из трехэлектродного прожектора (катод /,
фокусирующий электрод 2, ускоряющий электрод (анод) 3
с анодной и апертурной диафрагмами) и электромагнитной
линзы 4, магнитопровод которой является частью вакуумной
оболочки прибора. Двухслойный прострельный анод состоит из
медной или серебряной мишени 7 и бериллиевого окна — под-
ложки 6. Электромагнитная линза создает в плоскости мишени
уменьшенное изображение кроссовера электронного луча, сфор-
мированного прожектором.
Бериллиевое окно имеет диаметр 30 и толщину 0,3 мм. Мас-
совая толщина мишени в соответствии с расчетами для диапа-
зона напряжений 25—40 кВ выбрана равной 1,8 мг/см2. Скани-
рование электронного луча по поверхности мишени осуществ-
ляется магнитной отклоняющей системой 5. Корпус 10 трубки
диаметром 90 мм выполнен из металла (нержавеющая сталь),
а катодный узел собран на керамическом изоляторе, рассчи-
танном на номинальное напряжение 50 кВ с необходимым за-
пасом электрической прочности.
Для юстировки электронно-оптической системы трубки слу-
жат установочные винты 9. Анодная и апертурная диафрагмы
соединены электрически между собой, но изолированы от кор-
пуса прибора. Поэтому юстировка осуществляется перемеще-
нием катодного узла в положение, при котором ток на диаф-
рагме минимален.
Диаметр фокусного пятна трубки (в статическом режиме)
20 мкм; номинальная мощность (при частоте кадровой раз-
вертки 0,02—0,25 Гц и 'размерах растра, регулируемых в пре-
делах от 5X5 до 20X20 мм) равна 15 Вт.
Аналогичную конструкцию имеет разборная растровая
трубка на 60 кВ. При ее разработке учтен опыт эксплуатации
описанного выше прибора на 50 кВ. Здесь использована более
совершенная система юстировки (допускается осевое смещение
фокусирующего электрода относительно катода в пределах
166
Рис. 5.7. Отпаянная рентгеновская трубка с растровым сканированием фо-
кусного пятна
/-—металлическая катодная ножка; 2— ускоряющий электрод; 3 — коваровое кольцо;
4 — баллон; 5 — прострельный анод
1 мм); отклоняющая система выполняется в виде отдельного
неразборного узла и может быть повернута вокруг своей оси;
прострельный анод по периметру охлаждается проточной водой.
Мощность нового прибора выше и составляет 20 Вт. Модифи-
кация узла прострельного анода позволяет превратить этот
прибор в трубку с линейным (однострочным) сканированием
фокусного пятна.
Отпаянная растровая трубка на напряжение 60 кВ содержит
те же функциональные узлы, что и рассмотренные выше при-
боры. Катодный узел собран на плоской металлической ножке
1 с металлическим штенгелем (рис. 5.7). Основными элемента-
ми катодного узла являются V-образный прямонакальный
катод из вольфрамовой проволоки диаметром 0,17 мм марки
ВА-1 и фокусирующий электрод, имеющий регулируемый отри-
цательный потенциал. Эти два электрода вместе с ускоряющим
электродом 2, выполненным в виде плоской диафрагмы, обра-
зуют прожектор. Выводом ускоряющего электрода является
коваровое кольцо 3, впаянное в стеклянный баллон прибора
приблизительно в средней части его (ближе к катодному
концу).
В торцевой части трубки расположен прострельный анод
5 (бериллиевый диск диаметром 60 мм и толщиной 0,5 мм с
медной мишенью). Внутренняя поверхность баллона 4 между
коваровым кольцом — выводом ускоряющего электрода и про-
стрельным анодом покрыта металлическим слоем во избежание
накопления на ней статического заряда. Эта часть баллона
представляет собой пролетный канал трубки.
На пролетный канал снаружи надевается короткая магнит-
ная линза и отклоняющая система.
Растр на мишени трубки имеет размеры 40X40 мм; диаметр
фокусного пятна (в статическом режиме) 50 мкм; мощность
18 Вт.
Как видим, по параметрам отпаянная трубка несколько
уступает разборным образцам. Основные трудности здесь свя-
167
заиы, в частности, с созданием долговечных мишеней, работа-
ющих в режиме высоких удельных нагрузок, а также с необхо-
димостью жесткой юстировки прибора.
5.5. ТРУБКИ ДЛЯ СТРУКТУРНОГО АНАЛИЗА
МЕТОДОМ ШИРОКОРАСХОДЯЩЕГОСЯ ПУЧКА
Дифракционная картина «а рентгено-
граммах, полученных по методу ШРП, достаточно сложна для
анализа. При ее расшифровке обычно рассматривают лишь
небольшое число рефлексов, расположенных вокруг центра
картины. Это обстоятельство является весьма существенным
при выборе конструкции трубки для реализации метода ШРП,
и прежде всего конструкции узл>а, несущего прострельный
анод.
Устройство анодного узла должно быть таким, чтобы в
схеме обратной съемки, когда кассета с фотопленкой надета на
анодную трубу, могли быть надежно зарегистрированы интере-
сующие исследователя центральные рефлексы дифракционной
картины. Другими словами, анод не должен экранировать плен-
ку от соответствующих дифрагированных пучков излучения.
В качестве генератора рентгеновского излучения в схемах
ШРП используются электронно-зондовые установки и аппараты
с разборными трубками различных конструкций. В мировой
практике широкое применение получили разборные установки
типа «Микрофлекс» японской фирмы «Ригаку Корпорейшн».
Одна из моделей «Микрофлекс» комплектуется трубкой с про-
стрельным анодом, установленным в конце конической анодной
трубы. Трубка рассчитана на напряжение 50 кВ; диаметр фо-
кусного пятна регулируется в пределах 10—50 мкм. Установка
обеспечивает высококачественные рентгенограммы по схемам
прямой и обратной съемки. Однако непрерывная откачка де-
лает установку п ее обслуживание достаточно сложными. Весьма
велики ее масса (500 кг) и габариты: ЮООхОЮх 1100 мм [28].
Отечественной промышленностью выпускается отпаянная
трубка БС1 с вынесенным прострельным анодом, предназна-
ченная для исследования несовершенства структуры монокрис-
таллов методами Шульца, Фудживара и псевдокосселевских
линий (по схеме прямой съемки) [5], а также диагностики
качества миниатюрных объектов: микросхем, полупроводнико-
вых приборов, семян растений и других — методом просвечива-
ния. Она имеет анодную трубу длиной 30 и диаметром 8 мм.
Трубка может использоваться в двух вариантах: с электроста-
тической или со смешанной (электростатической н магнитной)
фокусировкой. Диаметр фокусного пятна в первом варианте
0,1—0,2 мм, во втором 0,035—0,07 мм.
К сожалению, трубка не рассчитана на рентгенограммы в
широкорасходящемся пучке по схеме обратной съемки. Обрат-
168
Рис, 5.8. Рентгеновским трубка БС4
ную съемку можно производить в режи-
ме электростатической фокусировки,
когда с анодной трубы удалены фокуси-
рующие постоянные магниты, на месте
которых устанавливается кассета обрат-
ной съемки. Однако в этом режиме
трубка имеет большое фокусное пятно, (
что сказывается на разрешающей спо-
собности метода. Кроме того, из-за ' L
малой длины анодной трубы практике- ли»
ски исключена регулировка масштаба
рентгенограмм.
Специально для кристаллографиче- | Щ
ских исследований методом ШРП разра- ' Н (
ботана отпаянная трубка БС4, показан- : It
ная на рис. 5.8. s
Катодный узел трубки состоит из V- 11Яц
образной нити накала (вольфрамовая
проволока диаметром 0,17 мм), изолиро-
ванного от нее фокусирующего элек- )
трода, металлической стойки и плоской ,. . 1
керамической ножки с металлическим
штенгелем. Конфигурация фокусирующего электрода, напряже-
ние смещения на нем, а также глубина посадки нити накала
выбирались на основе траекторного анализа ЭОС трубки.
Керамическая ножка и металлическая стойка в качестве не-
сущего фокусирующий электрод элемента обеспечивают высо-
кую точность сборки и соосность деталей катодного узла.
Основными элементами анодного узла являются: массивный
медный фланец, так называемая капиллярная анодная труба
(диаметр 10/6 мм, длина 180 мм) с коническим окончанием,
несущим двухслойный прострельный анод. Последний состоит
из бериллиевого диска диаметром 4 и толщиной 0,2 мм и ми-
шени из титана, меди или рения. Соединение анодной трубы
с фланцем осуществляется аргонодуговой сваркой.
Баллон трубки выполнен из стекла С-52. В целях надежно-
сти юстировки трубки на этапе сборки ее баллон предвари-
тельно армируется коваровыми кольцами на установке высоко-
частотной пайки. Затем армированный баллон соединяют
аргонодуговой сваркой с катодным и анодным узлами.
Металлическая арматура катодного и внутренняя поверх-
ность анодного узлов тщательно полируются, что необходимо
для снижения токов утечки. Основные методы полировки —
.механический и электрохимический.
169
Трубка рассчитана на напряжение 60 кВ и мощность при
непрерывной продолжительной работе 1 Вт. Для получения
фокусного пятна диаметром 30—40 мкм применяется короткая
магнитная линза, которую надевают на анодную трубу. Кон-
тактная часть прибора выполнена в виде трехштырькового
пластмассового цоколя.
С помощью трубки достаточно быстро могут быть получены
крупномасштабные рентгенограммы монокристаллов по схемам
прямой и обратной съемки. Например, для высококачественной
рентгенограммы монокристалла LiF в схеме обратной съемки
на излучении медной мишени необходимо около 6—7 мин. Труб-
ка может быть использована также для увеличенных теневых
изображений объектов из легкоатомных материалов.
Исследования монокристаллов методом псевдокосселевских
линий могут быть выполнены также с помощью микрофокусной
трубки БС5, непосредственно предназначенной для проекцион-
ной микроскопии. Конструкция этого прибора описана ранее
(см. §3.7).
5.6. МОЩНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
С ВРАЩАЮЩИМСЯ АНОДОМ
Среди источников излучения, применяе-
мых для структурного анализа, наибольшей интенсивностью
пучка характеризуются мощные острофокусные разборные
трубки с вращающимся анодом, охлаждаемым проточной водой
(в данном случае не рассматриваются источники синхротронного
излучения — электронные синхротроны и накопительные кольца
[93], являющиеся уникальными и дорогостоящими установ-
ками). Трубки с вращающимся анодом позволяют увеличить
экспреосность анализа и, что 'особенно существенно, дают воз-
можность исследовать структуру короткоживущих и слаборас-
сеивающих объектов (например, биополимеров); на основе
этих трубок созданы системы визуализации топографических
изображений. Поэтому, несмотря на сложность этих приборов,
их разработке и совершенствованию уделяется большое вни-
мание [29, 81].
Основными элементами конструкции трубок являются ка-
тодный и анодный узлы и вакуумная оболочка (корпус) с вы-
пускными окнами. Оба узла крепятся к корпусу с помощью
фланцев; уплотнениями служат прокладки из термостойкой
резины. Трубку устанавливают на столешнице оперативного
стола рентгеновского аппарата, внутри которого располагается
вакуумная система для откачки прибора, источник питания,
блоки управления -вакуумной системой и источником питания и
некоторые другие устройства.
Важнейшими элементами катодного узла являются прямо-
накальный катод, фокусирующий электрод и высоковольтный
изолятор. Катод изготавливают из вольфрамовой проволоки
170
диаметром 0,2—0,3 мм в виде винтовой спирали. Фокусирую-
щий электрод, предназначенный для формирования узкого и
достаточно мощного ленточного электронного пучка, обычно
имеет две фокусирующие щели. Катод и фокусирующий элект-
род устанавливаются на полом коническом изоляторе из кера-
мики, к которому прикладывается полное рабочее напряжение
трубки.
Как правило, трубки изготавливают в двух конструктивных
вариантах: с вертикальным или горизонтальным катодным уз-
лом. В первом случае они имеют четыре рабочих пучка излу-
чения (две точечные и две штриховые проекции действительного
фокусного пятна); во втором — два пучка (две точечные либо
две вертикальные штриховые проекции). Обычно угол отбора
излучения выбирают таким, чтобы точечные эффективные фо-
кусные пятна имели форму квадрата.
Во всех современных серийно выпускаемых трубках с вра-
щающимся анодом предусмотрена либо дискретная, либо плав-
ная регулировка размеров действительного фокусного пятна.
Дискретная регулировка осуществляется при помощи смен-
ных элементов электронно-оптической системы. Поскольку
смена последних может быть выполнена лишь после разгерме-
тизации прибора, указанный метод не позволяет осуществить
регулировку размеров пятна непосредственно в процессе рабо-
ты трубки. В этом состоит принципиальный недостаток метода.
Плавная регулировка может быть осуществлена в работаю-
щей трубке. Катодный узел соответствующих приборов имеет
более сложную конструкцию. Он дополнительно содержит
механизмы для взаимного перемещения элементов ЭОС и уст-
ройства для измерения этих перемещений. Например, в трубках
отечественных аппаратов АРТВА-5,0 и АРТВА-2,0 можно
плавно регулировать как глубину посадки катода в щели фоку-
сирующего электрода, так и расстояние между фокусирую-
щим электродом и вращающимся анодом при неизменной глу-
бине посадки катода.
Следует отметить, что при плавной регулировке соотношение
между сторонами действительного фокусного пятна (а следова-
тельно, и сторонами его проекций при фиксированном поло-
жении рабочих пучков излучения) может меняться. Поскольку
при некоторых кристаллографических экспериментах требуется
приблизительно квадратная форма точечных проекций, возни-
кают определенные ограничения диапазона плавной регулиров-
ки. Поэтому в ряде приборов сочетают дискретную и плавную
регулировку. В частности, трубка аппарата АРТВА-2,0 ком-
плектуется двумя наборами элементов ЭОС (катодов и фоку-
сирующих электродов). При использовании одного из них
достигается плавная регулировка размеров действительного
фокусного пятна в пределах от 0,1X1 до 0,2X1,5 мм, при ис-
пользовании другого —от 0,3X4 до 0,5x5 мм. Для угла выхода
171
Рис. 5.9, Конструкция анодного узла разборной трубки с вращающимся
анодом
/ — сепаратор; 2 — шарикоподшипники; 3 —вал анода; 4 —хвостовик; 5 — распредели-
тель теплоносителя; 6 — вал под шкив; 7 — фланец; 8 — рсзииоармированные манжеты;
9 — мишень; 10 — анод
рабочих пучков излучения 6° размеры точечных проекций при
этом изменяются в пределах от 0,1 Х0,1 до 0,2x0,15 мм и от
0,3X0,4 до 0,5X0,5 мм.
Конструкция анодного узла показана на рис. 5.9. Боковая
стенка 9 вращающейся полой цилиндрической камеры выпол-
няет функцию мишени. В полости 'камеры установлен 'сепаратор
1, управляющий движением потока охлаждающей воды. Через
распределитель теплоносителя 5 вода поступает в зазор между
хвостовиком 4 сепаратора и валом 3 анода, омывает внутрен-
нюю поверхность камеры и через центральный канал в хвосто-
вике и распределитель выводится из анода. Монтаж анода
выполнен на массивном фланце 7.
172
Вал анода приводится во вращение от электродвигателя
с помощью кл’иноременной передачи и шкива 6, находящегося
в надежном фрикционном контакте с валом. Вращение осущест-
вляется ’посредством двух особо точных подшипников 2. Вакуум-
ным уплотнением вращающегося вала являются резиноармиро-
ванные манжеты (например, на основе фторкаучука) 8
с антифрикционными добавками. При сборке анодного узла на
рабочую кромку манжет наносится небольшое количество
вакуумного масла. В процессе работы трубки возобновление
жидкой смазки не требуется. Для улучшения скольжения ман-
жет по поверхности вала соответствующий его участок покры-
вают тонким слоем хрома. Стенка анодной камеры, выполняю-
щая функцию мишени, изготавливается из меди, содержащей
небольшие добавки некоторых металлов, способствующие повы-
шению термостойкости мишени. На наружную поверхность
стенки могут быть нанесены в виде покрытий мишени из сереб-
ра, кобальта и хрома. В некоторых трубках применяют также
мишени из молибдена и железа. В этом случае, как правило,
анодная чаша 10 целиком изготавливается из этих металлов.
В целях обеспечения стабильности положения фокусного
пятна трубки в пространстве анодный узел после сборки под-
вергается тщательной балансировке.
Корпус трубки изготавливают из металла, обычно нержаве-
ющей стали. Для выпуска рабочих пучков излучения использу-
ются четыре бериллиевых окна толщиной 0,2—0,3 мм. Кроме
того, в корпусе обычно имеется окно из свинцового стекла,
предназначенное для визуального контроля состояния рабочей
поверхности мишени. В процессе работы трубки происходит
нагрев корпуса в результате вторичной электронной бомбарди-
ровки, а также за счет теплового излучения катода. Поэтому
в соответствующей области корпуса предусмотрены каналы для
проточного водяного охлаждения. Выпускные окна снабжены
затворами с электромагнитным управлением, что позволяет при
необходимости дистанционно перекрыть тот или иной рабочий
пучок.
В сопоставимых условиях мощность и удельные нагрузки
(удельная мощность) трубок с вращающимся анодом в 5—25
раз больше, чем у трубок с неподвижным анодом [29].
В табл. 5.5 приведены параметры серийных рентгеновских
аппаратов, в качестве источника излучения в которых исполь-
зованы трубки с вращающимся анодом. В классе аппаратов с
Малым диаметром анода (100 мм и менее) следует выделить
аппарат АРТВА-2,0, номинальная мощность трубки которого
при фокусном пятне 0,1X1 мм составляет 1,5 кВт на медной
Мишени, чему соответствует удельная мощность 15 кВт/мм2.
В течение ряда лет в области создания мощных генераторов
излучения работает японская фирма «Ригаку корпорейшн».
В настоящее время она выпускает несколько моделей аппара-
173
Таблица 5.5. Параметры аппаратов с рентгеновскими разборными трубками
с вращающимся анодом
Характеристика «Буревестник» «Маркони-Эллнот Авионике» «Рнгаку корпорейшн» «Сименс»
АРТВА-5,0 АРТВА-2,0 GX-20 [ ОХ-13 j GX-2I RU-200 [ RU-500 RU-1000 RU-1500 RA-20
Материал мишени Си, Ag, Сг Си, Ag, Со, Мо Си, Ag, Сг, Мо, Fe Си Си, Ag, Сг, Мо Си, Ag, Сг, Мо, Fe, Со, №, Аи Си, Ag, Сг, Мо, Fe, Со, N1, Аи Си, Ag, Сг, Мо, Fe, Со, Ni, Аи Си, Ag, Мо Си, Мо
Номинальное анодное напряжение, кВ 50 60 50 50 60 60 60 60 60 55
Номинальная мощность на медной мишени, кВт, при размерах фокусного пятна, мм: -
: 0,1X1 — 1,5 1,2 2,7 1,2 1,2 — — 3.5 —
0,2X2 — 3,8 3,0 4,0 3,0 3,0 2,7* 3,9* — —
: 0,3X3 — 5,0 4,0 4,0 4,5 5,4 — — — —
0,5X5 5,0 5,0 — — 10,0 — — — — —
0,5ХЮ — - — 15,0 12,0 30,0 — — 20,0
1,0ХЮ — — __ — — 60,0 90,0 20,0
Наибольшая удельная нагрузка, кВт/мм2 2,0 15,0 12,0 27,0 12,0 12,0 9,0 13,0 35,0 6,7
Наибольший анодный ток, мА 200 200 80 80 300 200 500 1000 1500 j 400
Продолжение таблицы 5.5
Характеристика «Буревестник» «Маркони-Эллиот Авионике» «Ригаку корпорейшн» «Сименс»
АРТВА-5,0 АРТВА-2,0 GX-20 ОХ-13 ОХ-21 RU-200 RU-500 RU-1000 RU-1500 RA-20
Анодное напряжение, при котором сохра- няется номинальная мощность, кВ 25-50 25-60 50 50 50—60 60 60 60 60 55
Плавная регулировка размеров фокусного пятна Есть Есть Нет Нет Есть Нет Нет Нет Нет Нет
Размеры мишени, мм:
диаметр 100 100 89 457 89 99 400 400 250 99
толщина 4 2 — — — — 4 4 — —
ширина 40 40 — — — — — — — —
Частота вращения анода, об/мин 2500 4000 3000, 6000 3000, 4500 3000, 6000 — 1000 2000 10 000 4000
Расход воды для охлаж- дения, дм3/мин 6 6 — — — 10 — 80 80 __
* Для размеров фокусного пятна 0,15X2 мм.
тов типа RU. Высокими нагрузочными характеристиками об-
ладает трубка, использованная в аппарате RU-1500. При фо-
кусном пятне 0,1X1 мм мощность и удельная нагрузка этой
трубки составляют -соответственно 3,5 кВт и 35 ikBt/mm2.
Однако достигнуты они прежде всего за счет анода относи-
тельно большого диаметра (250 мм) и очень высокой частоты
его вращения (10000 об/мин). При фокусном пятне 1,0Х10мм
номинальная мощность трубки равна 90 кВт. Установки этого
типа имеют высокую стоимость, достаточно сложны в эксплуа-
тации. Поэтому в практике рентгеноструктурного анализа зна-
чительно шире используются аппараты с трубками средней
мощности, в частности RU-200.
ГЛАВА
ШЕСТАЯ
РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ДЛЯ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ ЦЕЛЕЙ
6.1. ТРУБКИ ДЛЯ РЕНТГЕНОЛИТОГРАФИИ
Одной из основных технологических опе-
раций при производстве изделий микроэлектроники в настоящее
рремя является фотолитография, позволяющая получать изде-
лия с размерами элементов до единиц микрометров. Важней-
шей задачей современной микроэлектроники является дальней-
шее повышение плотности элементов на единице площади
кристалла.
Физическим фактором, ограничивающим дальнейшее умень-
шение размеров элементов при фотолитографическом методе,
является соизмеримость размеров элемента с длиной волны из-
лучения, применяемого для экспонирования. Следствием этого
являются дифракционные искажения, приводящие к размытию
границ наносимого рисунка. Чтобы исключить дифракционные
искажения при создании микроструктур с субмикронными раз-
мерами элементов, необходимо использовать для экспонирова-
ния излучение с более -короткой полной. Это привело к зарож-
дению новой области в технологии производства микроэлектрон-
ных приборов—рентгеновской литографии. Работы в этом
направлении были начаты в 70-е годы в ряде стран [41, 49
и др.].
Рентгеновская литография позволяет получать рисунок раз-
мером до 0,1 мкм; она характеризуется однородностью экспози-
ции резиста на большой глубине, относительной простотой и
небольшой стоимостью оборудования, нечувствительностью
экспонирования к пыля и мелким загрязнениям. .-
176
Схема рентгеновской литографии аналогична схеме фото-
литографии. Рентгеновское излучение проходит сквозь шаблон,
на котором воспроизведен соответствующий рисунок, проеци-
руя его теневое изображение на фоторезист. Так как при экс-
понировании используется неконтактный метод (шаблон уста-
навливается на конечном расстоянии s от поверхности резиста),
появляется геометрическая нерезкость на границах элементов,
обусловленная рентгенооптической схемой метода. Геометриче-
ское разрешение р при этом выражается в следующем виде:
Р ~~ d 2 + 2/’
где d<—расстояние фокусное пятно — шаблон; D$ — размер
эффективного фокусного пятна источника рентгеновского
излучения; D — диаметр пластины с фоторезистом (поле облу-
чения).
Из формулы видно, что для уменьшения геометрического
разрешения необходимо увеличить d и уменьшить D$. При этом
следует учитывать, что уменьшение Оф приводит к снижению
мощности источника излучения, обусловленному нагревом его
мишени, а интенсивность излучения на образце уменьшается
пропорционально d2.
Создание резиста, чувствительного к рентгеновскому излу-
чению и обеспечивающего другие требования микроэлектронной
технологии, является одной из важных проблем рентгенолито-
графии. Исследования различных авторов показывают, что в
рентгенолитографии наиболее предпочтительно использовать
следующие характеристические линии рентгеновского излуче-
ния: Си Га (длина волны 1,334 нм), А1 (0,834 нм), Si/G
(0,713 нм), MoG (0,541 нм),£ЬГа (0,46 нм), Pd L* (0,437 нм)
[28, 41, 49, 93]. В рентгенолитографии используются резисты,
применяемые в электронной литографии и специально раз-
работанные. Характеристики некоторых из них приведены
в [93].
Для повышения чувствительности резистов и уменьшения
времени экспозиции в них добавляют хлор, бор и некоторые
другие элементы с достаточно высоким атомным номером.
Для экспонирования в рентгеновской литографии применя-
ются разборные или отпаянные рентгеновские трубки [41, 49,
50], источники синхротронного излучения [17 и др.] и плазмен-
ные источники [39, 55 и др.].
Разборные рентгеновские трубки обычно имеют вращающий-
ся анод, охлаждаемый проточной водой. Конструкция анода
аналогична описанной в § 5.6. Основное отличие трубки — в
очень тонком выпускном окне, через которое рабочий пучок
излучения проходит в камеру экспонирования, заполненную ге-
лием при пониженном давлении. Различные трубки с вращаю-
12 Заказ 86
177
щимся анодом имеют сходное конструктивное исполнение. В них
используются аноды диаметром 100—300 мм с мишенями, обес.
печивающими получение перечисленных выше характеристиче-
ских линий. Частота вращения анода 3000—6000 об/мин; мощ.
ность — от единиц до 20—25 кВт.
В настоящее время установки с разборными рентгеновскими
трубками начинают применяться для промышленного произ-
водства изделий микроэлектроники методом непосредственного
пошагового репродуцирования (НПР) [96]. НПР имеет опреде-
ленные преимущества. В современном производстве сверхболь-
ших интегральных схем (СБИС) применяют пластины 125 —
150 мм. Для рентгенолитографических систем с одновременным
экспонированием всего поля размер пластины составляет мак-
симально 100 мм, так как за этим пределом резко возрастают
трудности изготовления рентгеновских шаблонов из-за их хруп-
кости. Кроме того, на шаблонах меньших размеров легче обес-
печить точность рисунка, а путем приближения источника (т. е.
сокращения о!) без ущерба для разрешения увеличивается ин-
тенсивность излучения на резисте.
Фирма «Микромекс» (США) разработала первую промыш-
ленную рентгенолитографическую установку (МХ-1600) для
метода НПР [96]. В качестве источника излучения в указанной
установке используется разборная трубка с вращающимся, ох-
лаждаемым проточной водой анодом. Мишень анода изготов-
лена из палладия. Фокусное пятно составляет 3,5 мм. При рас-
стоянии от фокусного пятна до шаблона 250 мм и зазоре между
шаблоном и пластинкой 30 мкм размер полутени составляет
0,35 мкм, а разрешающая способность — примерно 0,5 мкм.
Производительность такой установки составляет 13 пластин
(100 мм) в час. При этом авторы отмечают, что скорость экс-
понирования зависит от формата репродуцирования (может ме-
няться от 20X20 до 50x50 мм) и чувствительности резиста.
Приведенная чувствительность была получена на резисте
ДСОРА с чувствительностью 20 мДж/см2.
Основными недостатками рентгенолитографических устано-
вок, в которых применены рентгеновские трубки с вращающим-
ся анодом, являются сложность конструкции и обслуживания,
вибрации. Поэтому непрерывно ведутся работы по созданию
трубок для рентгеновской литографии со стационарным анодом.
Такие приборы имеют меньшую мощность по сравнению с труб-
ками с вращающимся анодом и не обеспечивают малое время
экспозиции. Однако они представляют большой интерес для
лабораторных исследований в области рентгеновской литогра-
фии, а также реализации НПР, которое начинает использовать-
ся в промышленном производстве [96].
Фирма «Кевекс» (США) в 1982 г. предложила первый ком-
мерческий источник излучения со стационарным анодом [95].
Мощность рентгеновской трубки составляет 4,5 кВт при фокус-
178
ном пятне 3 мм. Катод трубки заземлен, а анод находится под
высоким положительным потенциалом 20 кВ. Охлаждение ано-
да производится деионизированной водой под высоким давле-
нием, циркулирующей по замкнутой системе. Рентгеновское из-
лучение выпускается сквозь тонкое бериллиевое окно диаметром
14 мм, обеспечивающее угол раствора рабочего пучка 12°. При
полной нагрузке гарантируется 100 ч непрерывной работы, при
пониженной мощности 500—1000 ч. Габариты трубки составля-
ют: диаметр 102 мм, длина 280 мм.
Для экспериментальных работ по рентгенолитографии мето-
дом НПР была разработана специальная отпаянная рентгенов-
ская трубка с палладиевой мишенью. Конструкция трубки
аналогична приборам серии БСВ (см. § 5.2). Основной особен-
ностью является конструкция выходного окна в виде вакуумного
канала длиной 25 мм, диаметром 18 мм, закрытого бериллие-
вым диском толщиной 100 мкм.
Специальная конструкция и технология соединения, а также
удаленность тонкого бериллиевого диска от мишени (вторичные
электроны 'Практически не достигают выпускного окна) позво-
лили обеспечить надежную работу трубки в течение 100 ч
непрерывной работы при мощности 3,2 кВт и эффективном
фокусном пятне 2,0X2,0 мм. Вакуумный канал позволяет так-
же уменьшить поглощение мягкого рентгеновского излучения
в воздухе благодаря приближению выпускного окна трубки
к экспонируемой поверхности. Время одного экспонирования на
электронном резисте при площади образца 40X40 мм состав-
ляло 30—60 с.
Совершенствование рентгеночувствительных резистов, систем
совмещения, источников излучения в отношении увеличения
мощности и уменьшения фильтрации излучения позволит шире
применять отпаянные рентгеновские трубки для рентгенолито-
графии.
6.2. ТРУБКИ ДЛЯ ЛЮМИНЕСЦЕНТНОЙ
СЕПАРАЦИИ МИНЕРАЛОВ
Среди методов, применяемых в настоя-
щее время для обогащения минерального сырья, важное место
занимают методы, использующие различного вида ионизирую-
щие излучения, в частности рентгеновское. Значение этих мето-
дов особенно возросло в последние годы, когда стоят задачи
все более полного использования различных полезных ископае-
мых и переработки бедных руд.
В 30-е годы в Советском Союзе впервые для изучения алма-
зосодержащих руд начал применяться рентгенолюминесцентный
метод, который вскоре нашел применение на обогатительных
фабриках. Этот метод и аппаратура для него были разработаны
М. Е. Богословским [66]. В дальнейшем развитие рентгенолю.-
минесцентного и других радиометрических методов обогащения
i 12* 179
Рис. 6.1. Схема рентгенолюминесцент-
/ч. ной сепарации минералов
1 — транспортирующее устройство; 2 — сортн-
ую \ / / руемая руда; 3 — излучатель с рентгеновской
X / / трубкой; 4 — блок детектирования
\ X Ах г~ 4-----------------------------------------------
у у\А/ / позволило создать рентгеновскую
X. аппаратуру, предназначенную
Для обогащения и других видов
сырья (марганцевые руды, мед-
нон'Икелевые, ниобиевые, молибденовые, флюоритовые и др.).
В зависимости от того, какое явление, возникающее при
взаимодействии рентгеновского излучения с веществом, поло-
жено в основу принципа обогащения, различают [59]:
рентгеноабсорбционный метод, основанный на регистрации
различий в ослаблении рентгеновского излучения выделяемыми
объектами исследуемых руд;
рентгенофлюоресцентный метод, основанный на регистрации
различий в интенсивности характеристического флюоресцент-
ного излучения, возбуждаемого первичным пучком рентгенов-
ского излучения в изучаемой руде;
рентгеноотражательный метод, основанный на регистрации
различий в интенсивности отраженного рентгеновского излуче-
ния от различных компонентов изучаемой руды;
рентгенолюминесцентный метод, основанный на регистрации
оптического излучения (в видимой, ультрафиолетовой или
инфракрасной области спектра), возникающего в изучаемой
руде под действием первичного рентгеновского излучения [59].
Наиболее распространенными методами, использующими
рентгеновские трубки в качестве источников излучения,
являются рентгеноа'бсор'бционный, рентгенофлюоресцентный и
рентгенолюминесцентный. Рассмотрим основные особенности
рентгенолюминесцентного метода и вытекающие из этих осо-
бенностей требования к рентгеновским трубкам.
На рис. 6.1 изображена схема этого метода. На транспорти-
рующем устройстве / сортируемая руда 2 подастся в зону об-
мера, где подвергается воздействию рентгеновского излучения,
генерируемого трубкой 3. Возникающее в результате облучения
люминесцентное излучение регистрируется блоком детектирова-
ния 4, в качестве чувствительного элемента которого использу-
ется электронный умножитель. Сигнал с блока детектирования
управляет работой сортирующего устройства, которое отделяет
алмазосодержащую породу от пустой.
Производительность рассмотренного метода существенно
зависит от интенсивности флюоресцентного излучения извле-
каемой породы. Для обеспечения высокой интенсивности этого
излучения необходимы мощные рентгеновские трубки. Досто-
верность обогащения в значительной степени зависит от равно-
180
мерности распределения мощности дозы рентгеновского излу-
чения по ширине лотка транспортирующего устройства (250—
300 мм). Номинальное напряжение рентгеновской трубки и ма-
териал ее мишени зависят от исследуемой породы и ее состава
,[66]. Анализ показывает, что для решения разнообразных за-
дач обогащения минерального сырья рентгенолюминесцент-
‘ным методом должны использоваться трубки мощностью 1 —
5 кВт, работающие в диапазоне напряжений 20—100 кВ. В ка-
честве материала мишени в этих трубках целесообразно исполь-
зовать медь, молибден, серебро (или палладий), рений. Трубка
должна обеспечить равномерное освещение породы по ширине
лотка при фокусном расстоянии примерно 250—300 мм. Жела-
тельно, чтобы мощность и напряжение в указанных диапазонах
могли регулироваться. Для работы в рентгенолюминесцентных
аппаратах используются некоторые типы трубок, предназначен-
ные для рентгеноспектрального анализа, а также специально
разработанные трубки. Параметры некоторых из них приведе-
ны в табл. 6.1.
Таблица 6.1. Параметры трубок для рентгенолюминесцентной сепарации
Тип трубки Параметр
Рабочее напряжение, кВ (Мощность, кВт Размер фокусного пятна, мм Материал мншени анода
БХВ6 10—50 5 10 X 28 Си, Мо
3 Ag
БХВ8 35—70 5 6 X 24 (кольцо) Си
3,5 Ag, Re, Pd
БХВ15 20-40 4(16*) 10 X 100 Re
* Мощность в импульсном режиме.
На рис. 6.2 представлена конструкция рентгеновской трубки
БХВ15. Характерной особенностью является протяженное фо-
кусное пятно (100—130 мм). Для его получения в трубке ис-
пользован спиральный катод 5, состоящий из нескольких сек-
ций. Секции закреплены в держателе 3 с помощью керамиче-
ских изоляторов 2. Между мишенью 4 и катодом 5 расположена
плоская управляющая сетка 7. Мишень 4 из рения нанесена на
внутреннюю поверхность корпуса трубки гальваническим мето-
дом.
Для выпуска рабочего пучка излучения в трубке предус-
мотрено протяженное окно из бериллия 6 толщиной 1 мм.
Трубка работает с заземленным анодом. Высокий отрицатель-
ный
потенциал
подается на катодный фланец 10, изоляция ко-
181
Рис. 6.2L Конструкция рентгеновской трубки БХВ15
/ — канал для охлаждающей воды; 2 — керамический изолятор; 3 — держатель катода;
4 — мишень; 5 — катод; 6 — выпускное окно; 7 — управляющая сетка; 8 — анодный
узел; 9— баллон; 10 — катодный фланец
торого от анодного узла 8 осуществляется с помощью цилинд-
рического баллона 9 и специального защитного кожуха с мас-
ляной изоляцией. В анодном узле 8 предусмотрены каналы 1
для охлаждения его проточной водой. Трубка может эксплуа-
тироваться в статическом и импульсном режиме. В импульсном
режиме, который позволяет повысить чувствительность аппара-
туры, трубка имеет следующие параметры: анодный ток 400 мА;
длительность импульса 100—1000 мкс; частоту импульсов не бо-
лее 250 Гц; отрицательный потенциал запирания (js£5mA) 1 кВ.
На рис. 6.3 представлены экспериментальные кривые рас-
пределения мощности экспозиционной дозы излучения по шири-
не лотка для трубок БХВ6 и описанной трубки БХВ15 при
фокусном расстоянии 300 мм. Из рисунка видно, что трубка
6ХВ15 обеспечивает существенно более высокую равномерность
облучения породы.
В настоящее время оте-
чественной промышлен-
ностью выпускается и экс-
плуатируется ряд рентгено-
люминесцентных аппаратов
для извлечения алмазов
(ЛС-20, ЛС-50 и др.) и дру-
гих минералов.
Рис. 6.3. Распределение мощности
дозы (в относительных единицах)
по ширине лотка при использова-
нии различных трубок
/ — трубка БХВ15; 2 — трубка БХВ6
182
6.3. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ДЛЯ РАДИАЦИОННОЙ химии
Одним из современных эффективных
средств получения новых свойств материалов является радиа-
ционная технология. Радиационная технология основана на
процессах, возникающих в веществах под воздействием 'ионизи-
рующих излучений, , и позволяет не только получать материалы
с новым'и эксплуатационными свойствами, но и решать эколо-
гические проблемы, вопросы экономии энергетических и топлив-
ных ресурсов. Основными направлениями использования радиа-
ционной технологии в настоящее время являются: модифициро-
вание полимеров, полимеризация, обработка пищевых продук-
тов, очистка газов, стерилизация, обработка древесины и т. д.
[1, 76, 83, 100]. В качестве источников ионизирующих излуче-
ний, как правило, применяют мощные ускорители электронов
и радионуклоидные источники у-лзлучения [1, 100]. Однако для
лабораторных исследований, а также для промышленной обра-
ботки тонких слоев некоторых органических материалов при-
меняют рентгеновские трубки и созданные на их основе ускори-
тельные трубки с выпуском электронного пучка. Как правило,
эти приборы работают в диапазоне напряжений от 80 до 1000 кВ.
Таблица 6.2. Основные параметры трубок для радиационной химии
Тип трубки Параметр
Рабочее напря- жение, кВ Средняя энергия в пучке за импульс, Дж Диаметр выходного окна, мм Длительность импульса, нс
11BXB3-W 80—90 — 26 Непрерывный
ИМАЗ-150Э 150 о,1 16 2
ИМА8 600 6 26 20
ИМА9 1000 5-10 40 30
ИА9 1000 2,5-5 50 20
В табл. 6.2 приведены основные характеристики малогаба-
ритных источников ионизирующих излучений, которые применя-
ются в радиационной химии и технологии.
Рентгеновская трубка НБХВЗ-W является мощным источ-
ником мягкого рентгеновского излучения. Выпуск рабочего пуч-
ка производится сквозь бериллиевое окно толщиной около 1 мм.
Трубка предназначена для работы с заземленным анодом в
длительном непрерывном режиме. Охлаждение анода осуществ-
ляется проточной водой. Номинальная мощность трубки 11 кВт.
Импульсные трубки с выпуском электронного пучка
ИМАЗ-150Э, ИМА8, ИМА9, ИА9 являются приборами многоце-
левого назначения и используются, в частности, в аппаратуре
для радиационно-химических исследований [46].
183
1
Рис, 6.4. Конструкция рентгеновской трубки ИА9
I — поддерживающая решетка; 2 — выпускное окно; 3 — катод; 4 — металлический
корпус; 5 — стеклянный изолятор; 6 — штенгель; 7 — защитно-декоративное покрытие
На рис. 6.4 приведена конструкция трубки ИА9. Ее катод 3
состоит из восьми параллельно расположенных лезвий, выпол-
ненных из вольфрамовой фольги толщиной 40 мкм. Выпуск
электронного пучка производится через выпускное окно из ти-
тана 2, 'выполняющее одновре-
менно функции анода трубки.
Для механической прочности
окна используется поддержи-
вающая решетка 1 большой
оптической прозрачности. Ва-
куумная оболочка трубки со-
стоит из металлического кор-
пуса 4 и стеклянного изоля-
тора конической формы 5.
Штенгель трубки б служит
также катодным выводом.
Рис. 6.5. Зависимость энергии фильт-
рованного электронного пучка от
толщины фильтра
184
На рис. 6.5 приведена зависимость энергии электронного
мучка, прошедшего сквозь алюминиевые фильтры различной
Толщины, от толщины фильтра (6ai), полученная с помощью
термолюминесцентного дозиметра. Из кривой видно, что при
толщине фольги 800 мкм происходит практически полное по-
глощение электронного пучка.
Необходимость в высоких дозах облучения для увеличения
производительности процессов радиационной химии требует
дальнейшего повышения энергий в импульсе. Однако увели-
чение энергий в 10 раз приводит к снижению долговечности от-
паянной трубки на два порядка вследствие разрушения элект-
родов (катода и анода) и ухудшения электрической прочности
(продукты распыления попадают на изолятор вакуумной обо-
лочки). В основном эти факторы сдерживают более широкое
применение указанных источников в промышленности.
ПРИЛОЖЕНИЕ
МАРКИРОВКА РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК
И ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРИМЕНЯЕМЫХ
ДЛЯ НИХ МАТЕРИАЛОВ
Маркировка трубок. Условное обозначение рент-
геновских приборов (маркировка) определено в ОСТ 11.,073.807—82 «При-
боры электровакуумные. Система условных обозначений» и отражает назна-
чение, а иногда и основные параметры приборов. В соответствии с ОСТ ус-
ловное обозначение включает в себя комбинацию цифр и букв.
Для рентгеновских трубок промышленного просвечивания и структур-
ного и спектрального анализов первая цифра означает предельную допусти-
мую мощность при длительном включении в киловаттах. Далее следует бук-
ва, обозначающая способ защиты от излучения: Р — обеспечивается полная
защита; Б — требуется дополнительная защита элементами кожуха или мо-
ноблока аппарата. Следующая буква обозначает область применения: П —
просвечивание материалов; С — структурный анализ; X — спектральный ана-
лиз. Третья буква обозначает характер (способ) принудительного охлажде-
ния: В — водяное; К — воздушное; М — масляное. Отсутствие третьей буквы
означает охлаждение естественной конвекцией или лучеиспусканием. Сле-
дующая за буквами цифра обозначает порядковый номер прибора в данной
группе.
Для трубок промышленного просвечивания следующая цифра (пишется
через дефис) указывает предельное допустимое анодное напряжение в кило-
вольтах. Для трубок структурного и спектрального анализов последним
элементом условного обозначения (пишется через дефис) является символ
материала мишени анода.
Иногда после стандартного обозначения трубки добавляется римская
цифра в скобках, указывающая на внешнее конструктивное оформление
прибора (если этого требуют различные конструкции защитных кожухов
аппаратуры старых и новых модификаций). Информация о различии в кон-
структивном исполнении приводится в паспорте на прибор и в рекламных
сообщениях.
Примеры обозначений. Маркировка трубки 1.5БПВ7-150 озна-
чает: трубка с предельной допустимой мощностью 1,5 кВт; требует дополни-
тельной защиты от излучения; предназначена для промышленного просвечи-
вания; с водяным принудительным охлаждением; порядковый номер в дан-
ной группе изделий — 7; предельное допустимое анодное напряжение 150 кВ.
Маркировка трубки 2,5BCB27-\V (III) означает: трубка с предельной
допустимой мощностью 2,5 кВт; требует дополнительной защиты; для струк-
турного анализа; с водяным принудительным охлаждением; имеет 27-й по-
рядковый номер в группе приборов; мишень анода — вольфрам; третье кон-
структивное исполнение.
Обозначение марки импульсных трубок с ненакаливаемым катодом со-
держит буквы ИА. После букв следует цифра, обозначающая порядковый
номер типа прибора в группе. Например: ИА8 — импульсная трубка с иена-
каливаемым катодом; порядковый номер в группе — 8.
Управляемые рентгеновские трубки непрерывного действия с термо-
катодом обозначаются буквами РТ; импульсные — РТИ. Следующая за
буквами цифра (через дефис) означает предельное допустимое анодное
напряжение в мегавольтах. Например, РТИ1-0,15; рентгеновская трубка
с термокатодом; импульсная; первая в группе; предельное допустимое
анодное напряжение 150 кВ.
186
Таблица 11.1. Основные характеристики металлов, применяемых в рентгеновских тр;
1 Металл | Си 29 63,540 1356 N.-t-S' 00 ' £2 -rF СО 383,5; 467 (1273 К) с£ Ь. СО СЧ • СЧ Ь- -т О) 0,017; 0,053 (773 К) 48,5 48,5
Z 28 58,710 1726 82,9; 62 (773 К) , 458,6; 617 (1073 К) со со ю о о со о ю О со со — 0,095 44 43,6
| Со 27 58,933 1765 96 427 СОООСОГ"- ф ’•г — ю О СО со«— 0,097 345 39,8
I V | Сг | Fe о S 3 lQ 72.8; 30 (873 К) 448; 628 (973 К) •— © сч — © К- 04 I—, »—< «— 0,096; 1,06 (1073 К) 312 36
24 51,966 j 2163 67 460 СО^-ОЮ СО CM GO L.O 04 о f-Н Т—( <-~ 0,13—0,17 245 28,7
23 50,942 2003 31,6 498 I 2426 I 2004 1598 1408 1 222 25,5
f— Q CO см о ю сч о о 17,2 528- 540 -TO’+GO СО со QC сч со ’+ ОД 04 — — — 0,52 195 22,7
13 26,9815 931 238 896 LQ — СО Ф 04 — со со О о: 0,028 41,6 5,75
<У 93 4 9,0122 1553 161,2 । 1800— 2177 Ь* СЧ ’f 'ф 1-0 Г— Ф со со со о о г-м 3 о 1,55 0,298
Характеристика Атомный номер Атомная масса Температура плавле- ния, К Теплопроводность при 293 К, Вт/(м-К) Удельная теплоемкость при 293 К, Дж/(кг-К) | Температура (К) при давлении насыщенных паров, мм рт. ст.: ю-1 ю-3 10-6 ю-8 Удельное электрическое сопротивление при 20 °C, Ом-мм2/м Коэффициент ослабления Си Кд-ЛИИИЙ Мо -линий
187
П родолжение табл. П.1
Характеристика Be Металл
AI | Ti 1 V 1 Сг | Fe | Со | Ni | Си
Длина волны характе- ристического излуче- ния /(-серии, 1О-10М' 113 8,338 8,337 8,339 7,981 2,750 2,748 2,752 2,514 2,505 2,503 2,507 2,284 2,291 2,290 2,294 2,085 1,937 1,936 1,940 1,756 1,790 1,789 1,793 1,621 1,659 1,658 1,662 1,500 1,542 1,540 1,544 1,392
Длина волны /(-края поглощения Плотность, г/см3 107,2 1,85 7,951 2,70 2,497 4,51 2,269 6,09 2,070 7,19 1,743 7,87 1,608 8,81 1,488 8,91 1,380 8,93
Характеристика Мет алл
Ge Nb Мо Rh Pd Ag In Sn Та
Атомный номер Атомная масса Температура плавления, К 32 72,590 1210 41 92,906 2773 42 95,940 2903 45 102,905 2239 46 106,400 1828 47 107,870 1233 49 114,82 429 50 118,69 505 73 180,948 3319
Теплопроводность при 293 К, Вт/(м-К) 56 53,6; 65,3 (823 К) 159; 67 (2173 К) 87,9 70; 76 (373 К) 423; 356 (723 К) 23,9 73,2 54,4; 100,5 (2000 К)
Характеристика Металл
Ge | Nb | Мо | Rh | Pd | Ag | In | Sn j Та
Удельная теплоемкость при 293 К, Дж/(кг-К) 310 267 258; 334 (1673 К) 247 247 238; 275 (873 К) 238,6 226 142,4; 184 (2243 К)
Температура (К) при давлении насы- щенных паров, мм рт. ст.: ю-1 io-3 io-6 ю-8 1827 1523 1218 1086 3425 2819 2246 1979 3144 2601 2073 1827 2576 2126 1695 1493 1914 1586 1264 1114 1446 1192 951 837 1332 1096 866 760 1686 1383 1089 954 3674 3034 2419 2131
Удельное электрическое сопротивление при 20°С, Ом-мм2/м — 0,16; 0,39 (823 К) 0,053 0,045 0,108; 0,314 (873 К) 0,015; 0,033 (573 К) 0,084 0,13 0,126; 0,71 (1773 К)
Коэффициент ослабления Си Кц-линий Мо Ка-линий 63 63,5 127 17,8 136 19 170 22,6 183 24,1 196 25,8 222 29,3 236 31,1 166 99,0
Длина волны характери- стического излучения К-серии, 10-10 м: «а 1,256 1,254 1,258 1,129 0,7476 0,7462 0,7504 0,6657 0,7107 0,7093 0,7135 0,6322 0,6147 0,6132 0,6176 0,5456 0,5869 0,5854 0,5898 0,5205 0,5608 0,5594 0,5638 0,4970 0,5136 0,5121 0,5165 0,4545 0,4920 0,4906 0,4950 0,4352 0,2171 0,2155 0,2203 0,1901
Продолжение табл. П.1
Характеристика Металл
Ge Nb Mo Rh Pd Ag hi Sn Ta
Длина волны К-края поглощения Плотность, г/см3 1,116 5,32 0,6529 8,58 0,6198 10,2 0,5338 12,4 0,5092 12,0 0,4858 10,5 0,4439 7,29 0,4247 7,28 0,1839 16,7
Металл
Характеристика W Re Pt Au РЬ Сплав 29НК Нержавею- щая сталь Сталь „армко"
Атомный номер Атомная масса Температура плавления, К 74 183,85 3683 75 186,2 3450 78 195,09 2046 79 196,967 1336 82 207,19 600 1723 1698 1812
Теплопроводность при 293 К, Вт/(м-К) 130; 100,5 (2000 К) 47,6 70; 90 (1293 К) 297 35 19,3 15,9 72,8
Удельная теплоемкость при 293 К, Дж/(кг-К) 142; 180 (1673 К) 138 136,5; 163 (1173 К) 129,8 130 670 502 448
Температура (К) при давлении насыщенных паров, мм рт. ст.: ю-! ю-3 К)-6 io-8 3921 3246 2588 2280 3694 3058 2438 2148 2680 2206 1753 1544 1868 1537 1219 1074 1097 903 713 626 II 1 1 п п —
Продолжение табл. П.1
Характеристика Металл
W Re Р1 А и РЬ Сплав 29НК Нержавею- щая сталь Сталь „армко"
Удельное электрическое сопротивление при 293 К, Ом-мм2/м 0,055; 0,57 (2000 К) 0,21; 0,56 (1273 К) 0,108; 0,49 (1473 К) 0,0235; 0,141 (1173 К) 0,22 0,5 0,71 0,1
Коэффициент ослабления Си -линий Мо -линий 172 103,0 184 106 208 117 217 122 242 135 — — —
Длина волны характери- стического излучения К-серии, 16“1°м: 0,2106 0,2044 0,1871 0,1818 0,1670 — — —
0,2090 0,2028 0,1855 0,1802 0,1654 — — —
0,2138 0,2076 0,1904 0,1851 0,1703 — — —
i ; 0,1844 0,1789 0,1637 0,1590 0,1460 — — —
Длина волны К-края поглощения, 10~10 м Плотность, г/см3 0,1784 19,3 0,1731 21 0,1582 21,4 0,1534 19,3 0,1408 11,3 8,3 7.9 7,86
Таблица П.2. Массовые коэффициенты ослабления (см2/г) рентгеновского излучения разной энергии
| Энергия, кэВ
I 200 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 Н 11 1 Ifc 1 сГ
150 11 и । 11 । 11 11 । 111 ।
о М-ЮЮ’Ф’+ОЛЮ Г—^ОО—"ФООСО©СО‘,Ф •—‘t—t—CMOOOOCDOO^—ФФ1_П — СМ^СЧ.со^со^ СО С^^СОСО^ФФСЧ^ФФ—«ф^- Ф Ф О Ф ф О О ф О~ ~ тф «fLQ'LQ j/f о
о — ФЮ--СО СП SS1S22299 — °1лЙ1ч5‘£ооСТ5Оо«^- — 1" — •* со <о S Г-_Г^ОТОООТ СО -*СО СЛО.СО со — 00— СО — о о о о о’ о" о о о — — от м м м те t'." t4 со со о Г о i о"
р О 00 Tt* о 2Q Ф •“* “Т Г-» ф ф Г— ф СО Г-- Q Q сф CM QC СО —- Ф ЛО QO . Сч1’*и^О^0{'~;’^00с01101Ю<000с0<-0©»— О Ф О Ф •—• — — СМ rf ©“ ио lq ф" ф СО СО СО ’З* ••& -ф ф"
00 го ф — LO — — Г-. ф ^~-<1Ч^^^^.<^><£Ф'?+;оо>’+соь-фф.--ф(>1ф(>1 ф — »-м — СМ СМ СМ СО ф" Ф зо“ О ф‘ ф* © lq ф“ ф" (< t-J'©”
о см ФСОГ-ООСОЬ-ОО’*— -Ь Ю СМ -^00 ф.ф ©. Ф.СМ.СМ ОО . СМ~ Ь- -±ф ф О СМ см о см см см со со ^ф"см* см* юГф [-Гобо о о'-- см’ см* -+ ф* •"•" W~> w~> w~« ——
с? — Ф СО СО Ф см —L °- °® Г-- ь- Ю ф Tf 00 —_ со. см © со ~ СМ © •—< Tf © © оо 00 О ф СО Ф* 00 со" Г-Г о” — —г СМ* со Ф* О-~ Ф* °Ч. — -СМСМсОСОСОФМ'СМСМСМСМСМСМФ
а О) О> те СО © СМ Ф Ф СО. СО Ф 00 Ф Го 00 — со Ф Ф ф ф ОС СМ Г-'-. СО © Г—’ ф LQ ’ со — О> СО © ф оо"ф .—Г —Г Ь-“ Г-" L.-ScГ •—СМСЧСОСО-^Г'-Х»— —• СЧСЧФФФГ^-Ь-оО
о ФФ ОО СМ СО.© —“-СМ Го со X О О> Ю О ф ф —< ф ф ф оо S 92 С1’El !? Ег"'5'5 ю' ” —"тКоГоГобсч ю — of00, мо — соь-оо — мсоооооо — о)те-±сос5о — мте-± С1 —
Материал | >т = = Р ~ =© 5 <H>QxozoC2:SQ£cu<~cnH^c£ci«<Q. 3 со
Таблица П.З. Массовые коэффициенты ослабления (см3/г)
рентгеновского излучения для четырех ярких линий К- и L-серий
(^х,» Дх,»
1 Маге- 1 риал A’c, A'P,
в, кэВ i>-/? e, кэВ w'P £, КЭВ tu'p £, КЭВ n/p
В 1,5 400 1,6 355 — — — —
4,5 109 4,9 85,5 — — — —
в 4,9 95,1 5,4 74,0 | — — —
В Сг 5,4 86,8 5,9 67,1 —- __ — —
6,4 70,7 7,1 54,1 — — —
г Со 6,9 62,8 7,6 47,9 — — —
Ni 7,5 59,3 8,3 45,1 — — —
Си 8,0 51,6 8,9 39,1 — — — —
А Се 9,9 51,6 8,9 39,1 1,19 1331 1,22 1250
Nb 16,6 20,0 18,6 14,6 2,17 720 2,26 650
f Mo 17,5 18,6 19,6 13,6 2,29 687 2,40 617
Rh 20,2 15,4 22,7 11,2 2,70 593 2,83 527
Pd 21,2 14,4 23,8 10,4 2,84 541 2,99 474
Ag 22,2 13,7 24,9 9,9 2,98 533 3,15 467
In 24,2 11,9 27,3 8,6 3,29 496 3,49 428
Sn 25,3 11,2 28,5 8,1 3,44 451 3,66 386
Ta 57,5 3,93 65,2 2,83 8,15 156 9,34 110
W 59.3 3,78 67,2 2,73 8,40 153 9,67 107
Re 61,1 3,66 | 69,3 2,63 8,65 148 10,0 102
Pt 66,8 3,25 75,7 2,35 9,44 134 11,1 89,5
Au 68,8 3,15 77,9 2,28 9,71 132 11,4 [ 85,5
Pb 75,0 2,80 | 85,0 2,09 10,6 116 12,6 73,7
192
13 Заказ 86
193
CN
об
о
о
“8S
Ьою оо со
Потенциалы возбуждения (кВ) К-, Ll — £.(((-уровней различных атомов [80]
О Ю
С/)
N
S
Sb;
S
s
04
194
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Абрамян Е. А. Промышленные ускорители электронов. М.: Эиерго-
атомпздат, 1986.
2. Аглинцев К. К. Дозиметрия ионизирующих излучений. М.: Гостехиз-
дат, 1957.
3. Адаменко А. А. Современные методы радиационной дефектоскопии.
Киев: Наукова думка, 1984,
4. Александров Г. Н., Иванов В. Л. Изоляция электрических аппаратов
высокого напряжения. Л.: Энергоатомиздат, 1984.
5. Андрущенко Л. Г., Иванов С. А., Щукин Г. А. Реитгеиовские трубки //
Электронная промышленность. 1983. Вып. 7. С. И—14.
6. Андрущенко Л. Г., Герчиков Ф. Л., Петров Г. Н. Модуляция интен-
сивности управляемых рентгеновских трубок наносекундиымн импульсами//
Электронная техника. Сер. 4. Вып. 3. 1977. С. 32—34.
7. Арсенин В. Я. Методы математической физики и специальные функ-
ции. М.: Наука, 1974.
8. Афонин В. П., Гуничева Т. Н. Рентгеиоспектральиый флюоресцентный
анализ горных пород и минералов. Новосибирск: Наука, 1977.
9. Баженова О. Б., Иванов С. А., Щукин Г. А. Отпаянная рентгеновская
трубка для проекционной микроскопии//Электронная техника. Сер. 4. 1985.
Вып. 4. С. 23—25.
10. Баранов В. Ф. Дозиметрия электронного излучения. М.: Атомиздат,
1974.
11. Барбарич И. И., Иванов А. Н., Титов А. А. Комплекс программ для
расчета параметров аксиально-симметричных электроиио-оптических систем
с учетом начальных скоростей термоэлектронов и объемного заряда // Но-
вые методы расчета электронно-оптических систем. М.: Наука, 1983. С. 28—31.
12. Батыгин В. Н., Метелкин И. И., Решетников А. М. Вакуумплотиая
керамика и ее спаи с металлами. М.: Энергия, 1973.
13. Белкин Н. В., Дронь Н. А., Слоева Г. Н. Малогабаритная импульсная
рентгеновская трубка//ПТЭ. 1974. № 5. С. 189—190.
14. Березин И. С., Жидков Н. П. Методы вычислений. М.: Физматгиз,
1962.
15. Блинов Н. Н. Рентгеновские питающие устройства. М.: Энергия, 1980.
16. Блохин М. А., Демехин В. Ф., Швейцер И. Г. К вопросу об исправ-
лении рентгеновского спектра испускания на самопоглощение//Изв. АН
СССР. Сер. физ. 1962. Т. 26. № 5. С. 419—422.
17. Боков Ю. С., Великов Л. В. Реитгенолитография с примеиеиием син-
хронного излучения // Проблемы литографии в микроэлектронике. М.: Наука,
1987. С. 61—69 (Труды ИОФАН; Т. 8).
18. Бочков В. Д. Электропрочность вакуумного высоковольтного проме-
жутка с диэлектриком//Электронная техника. Сер. 4. 1981. Вып. 2. С. 11—13.
19. Быстров Ю. А., Иванов С. А. Ускорительная техника и рентгенов-
ские приборы: Учебник для вузов. М.: Высшая школа, 1983.
20. Герчиков Ф. Л. Управляемое импульсное рентгеновское излучение в
приборостроении. М.: Энергоатомиздат, 1987.
13* “ 195
21. Денискин Ю. Д., Некрасова И. Ф, Применение метода моделирова-
ния для решения задач теплопроводности в электронных приборах. М,-
Энергия, 1969.
22. Дронь Н. А. Рентгеновские импульсные трубки//Сильноточные им-
пульсные электронные пучки а технологии. Новосибирск: Наука, 1983
С. 135—139.
23. Ефанов В. П. Коллимационная система для рентгеновских топогра-
фических исследований монокристаллов//Аппаратура и методы рентгенов-
ского анализа. Л.: Машиностроение, 1974. Вып. 15. С. 70—74.
24. Ефанов В. П., Комяк Н. И., Лютцау В. Г. Рентгеновская абсорбци-
онная дефектоскопия с использованием растрового широкофокусного источ-
ника излучения и блока мнкроканальных капилляров//ПТЭ. 1975 № 1
С. 217—21'9.
25. Залесский А. М., Бачурин Н. И. Изоляция аппаратов высокого на-
пряжения. М.: Госэнергонздат, 1961.
26. Иванов С. А. Исследование электрической прочности рентгеновских
трубок на сверхвысокие напряжения // Аппаратура и методы рентгеновского
анализа. Л.: Машиностроение, 1979. Вып. 22. С. 80—85.
27. Иванов С. А. Расчет нагревания выпускного окна рентгеновской
трубки вторичными электронами // Электронная техника. Сер. 4. 1984.
Вып. 6. С. 51—52.
28. Иванов С. А. Рентгеновские трубки для научных исследований, про-
мышленного контроля и технологии//Обзоры по электронной технике.
Сер. 4. 1982. Вып. 1.
29. Иванов С. А., Кириенко С. В. Мощные генераторы рентгеновского
излучения с вращающимся анодом // Обзоры по электронной технике. Сер. 4.
1982. Вын. 1.
30. Иванов С. А., Кириенко С. В., Щукин Г. А. Расчет тепловых процес-
сов в анодах рентгеновских трубок//Обзоры по электронной технике. Сер. 4.
1986. Вып .2.
31. Иванов С. А., Комяк Н. И., Мазуров А. И. Рентгенотелевнзнонные
методы исследования микроструктур. Л.: Машиностроение, 1983.
32. Иванов С. А., Назаров И. А. Расчет нагревания массивного анода
рентгеновской трубки, работающей в режиме однострочного сканирования //
Электронная техника. Сер. 4. 1985. Вып. 1. С. 28—30.
33. Иванов С. А., Трегубов В. Ф., Щукин Г. А. Численное моделирование
и экспериментальное исследование ЭОС острофокусных рентгеновских трубок
с магнитной фокусировкой//Новые методы расчета электронно-оптических
систем. М.: Наука, 1983. С. 112—114,
34. Иванов С. А., Чистяков В. М. Тепловой режим анода мощной рент-
геновской трубки с кольцевым фокусным пятном//Электронная техника.
Сер. 4. 1984. Вып. 1. С. 47—49.
35. Иванов С. А., Щукин Г. А. Динамика загрязнения спектра излучения
рентгеновских трубок для структурного анализа // Электронная техника.
Сер. 4. 1977. Вып. 4. С. 3—6,
36. Ильин В. А. Численные методы решения задач электрооптики. Ново-
сибирск: Наука, 1974.
37. Исследование влияния диэлектрических покрытий оболочки на
электропрочность рентгеновских трубок / В. Д. Бочков, Г. Н. Петров,
М. М. Погорельский, П. В. Пошехонов//Электронная техника. Сер. 4. 1981.
Вып. 2. С. 26—28.
38. Каган В. Г. Распределение температур в аноде рентгеновской труб-
ки при продолжительной работе//Успехи рентгенотехники. 1938. Вып. 1.
С. 41—45.
39. Касьянов Ю. С., Леонов Ю. С., Мимачев В. И. Наносекундная экс-
позиция в рентгенолитографии // Проблемы литографии в микроэлектронике.
М.: Наука, 1987. С. 70—76. (Тр. ИОФАН; Т. 8).
40. Кацман Ю. А. Электронные лампы для высоких и низких частот
(теория и основы расчета). М.: Госэнергонздат, 1961.
41. Кириленко А. Г., Кривоспицкий А. Д., Семин Ю. Ф. Рентгенолнто-
196
Ьрафня в микроэлектронике//Зарубежная радиоэлектроника. 1980 № 1
С. 36-57.
I 42. Кирштейн П. Т., Кайно Г. С., Уотерс У. Е. Формирование электрон-
ных пучков. М.: Мир, 1970.
43. Клюев В. В., Леонов Б. И., Гусев Е. А. Промышленная радиацион-
ная интроскопия. М.: Энергоатомиздат, 1985.
44. Коваленко В. Ф. Теплофнзнческне процессы н электровакуумные при-
боры. М.: Сов. радио, 1975.
45. Комяк Н. И. Перспективы развития приборов для рентгеновского
анализа//Заводская лаборатория. 1987. Т. 53. № 12. С. 31—34.
46. Конструкция и параметры импульсной трубки с выпуском электрон-
ного пучка на напряжение 600 кВ/Н. А . Дронь, Э. И. Подольская, Г. Н. Слое-
на. Г. В. Трушина//Электронная техника. Сер. 4, 1979. Вып. 4. С. 4—6.
47. К теории теплового расчета анодов мощных рентгеновских трубок,
работающих в импульсном режиме / Г. А. Гринберг, Н. Н. Лебедев,
Э. Д. Пергаменцева и др.//ЖТФ. 1950. Т. 20. Вып. 12. С. 1452—1462.
48. Кучинский Г. С. Частичные разряды в высоковольтных конструк-
циях. Л.: Энергия, 1979.
49. Лаймен Д. Рентгенолитографии — претендент па ведущую роль в
производстве ИС с элементами субмикронного размера//Электроника. 1985.
№ 25. С. 55—59.
50. Лаймен Д. Работы по созданию производственной установки рент-
геновской литографии//Электроника. 1986. № 4. С. 45—52.
51. Латам Р. Вакуумная изоляция установок высокого напряжения. М.:
Энергоатомиздат, 1985.
52. Лебедев В. И., Афоиин В. П. Расчет спектральной интенсивности
рентгеновских трубок с анодами прострельного типа // Заводская лаборато-
рия. 1983. Т. 49. № 2. С. 26—29.
53. Липштейн Р. А., Шахнович М. И. Трансформаторное масло. М.:
Энергия, 1968.
54. Лозаков В. Н., Виноградов И. В. Сканирующий рентгенотелевизиои-
ный интроскон // Дефектоскопия. 1984. № 1. С. 91—93.
55. Лоу Л. Газоплазменный источник для рентгенолитографии Ц Элект-
роника. 1982. № 2. С. 5-6.
56. Лыков А. В. Теория теплопроводности. М.: Высшая школа, 1967.
57. Месяц Г. А., Проскуровский Д. И. Импульсный электрический разряд
в вакууме. Новосибирск: Наука, 1984,
58. Метод измерения размеров фокусных пятен рентгеновских трубок /
Б. Ф. Беляев, В. А. Г\щин, С. А. Иванов, А. А. Тарасов//Электронная тех-
ника. Сер. 4. 1979. Вын. 6. С. 56—58.
59. Мокроусов В. А., Лилеев В. А. Радиометрическое обогащение не-
радиоактивных руд. М/. Недра, 1979.
60. Молоковский С. И., Сушков А. Д. Интенсивные электронные н ион-
ные пучки. Л.: Энергия, 1972.
61. Михеев М. А., Михеева И. М. Основы теплопередачи. М.: Энергия,
1973.
62. Мощные наносекундные импульсы рентгеновского излучения /
Г. А. Месяц, С. А. Иванов, Н. И. Комяк, Е. А. Пеликс//М.: Энергоатомиз-
дат, 1983.
63. Набойщиков В. Д., Твердохлебов В. Н. Поверочный расчет нагрева
анода в рентгеновских трубках, охлаждаемых ограниченным объемом тепло-
носителя / Труды НИКИПМ. М„ 1980. С. 43—48.
64. Нанесение эмиссионных покрытий катодов плазменным методом [
Л. Н. Зубов, Ю. А. Потапов, В. А. Смирнов, В. А. Шугаев // Электронная
промышленность. 1972. № 1. С. 102—104.
65. Ненакаливаемые катоды / Под ред. М. И. Елинсона. М.: Сов. радио,
1974.
66. Обогащение алмазосодержащих коренных пород н песков /
М. И. Маланьин, А. П. Крупенина, М. И. Черкашина и др. М.: Госгеолтех-
нздат, 1961. . ,
197
67. Отпаянная резонаторная рентгеновская трубка на напряжение
300 кВ / Ю. А. Акимов, А. М. Овчаров, В. Ф. Романовский, Б. М. Степанов //
Дефектоскопия. 1980. № 9. С. 100—101. '
68. Панасюк В. С., Самошенков Ю. К., Симановский М. Ф. Малогабарит-
ный импульсный высокочастотный однорезонаторный ускоритель электронов //
ПТЭ. 1983. № 4. С. 31—33. '
69. Перлин А. С. Исследование разрядных характеристик газовых про-
межутков с диэлектрическими покрытиями на электродах прн повышенном
давлении//Электричество. 1974. № 6. С. 31—35.
70. Перспективы рентгенографии в диагностике качества семян /
В. А. Зайцев, 3. В. Редькина, Л. Б. Грун и др.//Селекция н семеноводство
1981. № 7. С. 37—38.
71. Петров Г. Н. Вакуумные условия в импульсном высоковольтном
приборе при электронной десорбции//Электронная техника. Сер. 4. 1983
Вып. 1. С. 36—39.
72. Плешивцев Н. В. Катодное распыление. М.: Атомнздат, 1968.
73. Поверхностная электрическая прочность стеклянных оболочек высо-
ковольтных вакуумных приборов, работающих в сжатых газах / С. А. Иванов,
М. И. Староверов, Ф. Н. Хараджа, А. В. Цветков//Электричество 1964
№ 7. С. 29—31.
74. Пошехонов П. В. Расчет температуры фокуса анодов мощных тру-
бок и полых анодов//Труды РРТИ. 1953. Т. 1. С. 70—83.
75. Пошехонов П. В., Соколовский Э. И. Тепловой расчет электронных
приборов. М.: Высшая школа, 1977.
76. Радиационная химия. Сб. статей. М.: Атомиздат, 1972. Т. 2.
77. Раков В. И. Электронные рентгеновские трубки. М.: Госэнергоиздат
1952.
78. Растровая рентгеновская трубка с мишенью «прострельного» типа/
В. А. Гущин, В. П. Ефанов, С. А. Иванов, В. Г. Лютцау//ПТЭ. 1978. № 6.
С. 152—153.
79. Рентгеновская трубка для бескристального флюоресцентного анализа/
С. А. Иванов, Г. М. Николаенко, Л. Ю. Ходоров, Г. А. Щукин//Заводская
лаборатория. 1980. № 6. С. 521—522.
80. Рентгеновские лучи: Пер. с англ, и нем. / Под ред. М. А. Блохина.
М.: Иностр, лит., 1960.
81. Рентгенотехника: Справочник / Под ред. В. В. Клюева. М.: Машино-
строение, 1980. Кн. 1, 2.
82. Рид С. Электронно-зондовый микроанализ, М.: Мир, 1979.
83. Рудой В. А., Путилов А. В. Радиационная технология за рубежом/
Сер. «Радиационно-химическая технология». М.: Энергоатомиздат, 1983.
Вып. 16.
84. Румянцев С. В. Радиационная дефектоскопия. М.: Атомиздат, 1974.
85. Свойства и применение металлов и сплавов для электровакуумных
приборов: Справочное пособие / Под ред. Р. А. Нилендера. М.: Энергия, 1973.
86. Сканирующие средства радиационного контроля / Б. М. Кантер,
В. В. Клюев, Б. И. Леонов, Ф. Р. Соснин//Дефектоскопия. 1985. № 5.
С. 69—74.
87. Славянский В. В. Численный анализ формирующих систем с метал-
лическим автоэмиссионным катодом в двумерном приближении / Деп.//
Известия вузов. Радиоэлектроника. Киев. 1979.
88. Сливков И. Н. Процессы при высоком напряжении в вакууме//М.:
Энергоатомиздат, 1986.
89. Соколов И. В., Егоров И. В., Коломенский Ю. С. Рентгеновский
толщиномер горячего проката типа ТрГ-7138//Черная металлургия. Бюлле-
тень ГТИ. 1978. № 21. С. 49—50.
90. Соснин Ф. Р. Существующие и потенциальные возможности промыш-
ленной радиационной интроскопии//Дефектоскопия. 1985. № 4. С. 37—47.
91. Состояние и перспективы развития рентгеновской толшинометрии
листового проката / В. Г. Фирстов, Л. А. Портнов, В. А. Соколов, И. В. Его-
ров//Дефектоскопия. 1987. № 12. С. 45—51.
198
92. Сулькин Г. А. Расчет тепловых режимов рентгеновских трубок с ох-
лаждением анода проточной жидкостью//Электронная техника. Сер. 4. 1981
Вып. 6. С. 48—51.
93. Технология СБИС/Под ред. С. Зи. М.: Мир, 1986. Кн. 1.
94. Трансмиссионная маломощная рентгеновская трубка для возбуждения
рентгеновской флюоресценции / В. В. Бердиков, О. И. Григорьев, Б. С, Иохии,
Г. М. Николаенко//ПТЭ. 1978. № 1. С. 207—209.
95. Уоллер Л. Новый источник излучения для рентгеполитографии //
Электроника. 1982. № 7. С. 10—11.
96. Фей Б., Новак Т. Рентгенолитографическая система непосредствен-
ного пошагового мультиплицирования для серийного производства СБИС //
Электроника. 1986. № 4. С. 39—45.
97. Хараджа Ф. Н. Общий курс рентгенотехники//М.: Энергия, 1966,
98. Царев Б. М. Расчет и конструирование электронных ламп. М.: Энер-
гия, 1967.
99. Цукерман В. А. Развитие импульсной рентгенотехники в СССР//
Аппаратура и методы рентгеновского анализа. Л.: Машиностроение, 1980.
Вып. 24.' С. 22—33.
100. Чепель Л. В. Применение ускорителей электронов в радиационной
химии. М.: Атомиздат, 1975.
101. Эспе В. Технология электровакуумных материалов. М.; Л.: Гос-
энергоиздат, 1962. Т. 1.
102. Berger G. Е., S. Reiprich. Familie neuer Keramik-Rontgen-Rohren//
AEG-Tellfunken. Techn. Mitt. 1975. Vol. 65. № 7. P. 274-276.
103. Flaherty J. J. Ceramic-Metal X-Ray Tubes-Past, Present and Future //
10 World Conference on Non-Destructive Testing. 1982. Vol. 1B-1. P. 60—68,
104. Gamer U. Nonsteady temperature field in the rotating anode of an
X-Ray tube//Acta Tech. Acad. Sci. fluhng. 1976. Vol. 82. N Ь2. P. 47—52.
105. Jamet F., Thomer G. Flash radiography. Amsterdam—Oxford—New
York: Elsevier. 1976.
106. Lewis D., Wheeler E. J. Crystallography X-ray tubes//J. Phys.
E. Sci Instrum. 1976. Vol. 9. № 12. P. 1036-1039.
107. Longley W., Miller R. A simple rotating anode X-ray generator //
Rev. Sci. Instrum. 1975. Vol. 46. № 1. P. 30—32.
108. Mobile X-Ray System Philips (Holland)//J. Matetials Evaluation.
1982. Vol. 40. № 6. P. 12A.
109. New 100 kV constant-potential X-Ray Tube//J. Materials Evaluation.
1968. Vol. 26. № 2. P. 19A.
110. Oosterkamp W. I. The heat dissipation in the anode of an X-Ray
tube.—Philips Res. 1848. Vol. 3. P. 49—59, 161—173, 303-317.
111. Reiniger F. The study of thermal conductivity problems by means
of the electrolitic tank//Phil. Tech. Rev. 1956. Vol. 18. № 2. P. 52—61.
112. Scott O. Die Zahl der Quanten in der diagnostischen Rontgenstrah-
lung И Rontgen Blatt. 1957. H. 9. P. 257—270.
113. Seltzer S. M., Berger M. T. Transmission and reflection of electrons
by foils//Nucl. Instrum. a. Meth. 1974. № 119. P. 157—179.
114. Verfahren zur Rontgendiffractionstopografierung von Ein kr is tai 1 en
und Eiurichtung zur Durchfiihrug desselben / V. P. Efanov, N. 1. Komjak,
V. G. Liitsau, N. V. RabodzeJ // Offlegungschrift. № 2304119. 1973.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие . . . •............., ................. 3
Введение ........................................................ 5
ГЛАВА ПЕРВАЯ. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБКАХ 9
1.1. Спектры рентгеновского излучения......................... —
1.2. Взаимодействие рентгеновского излучения с веществом 16
1.3. Катоды рентгеновских трубок............................. 20
1.4. Фокусное пятно трубки. Структура пятна.................. 26
1.5. Аноды рентгеновских трубок и методы их охлаждения 32
1.6. Загрязнение спектра излучения трубок линиями посторон-
них элементов................................................ 37
1.7. Вакуумная оболочка трубки. Выпускные окна .... 4.’
1.8. Вторичная электронная эмиссия в трубках................. 17
1.9. Электрическая прочность рентгеновских трубок . . . 48
ГЛАВА ВТОРАЯ. РАСЧЕТ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК......................... 59
2.1. О методах расчета электронно-оптических систем трубок —
2.2. Методы расчета тепловых процессов в анодах рентгенов-
ских трубок........................................... 64
2.3. Нагрев анодов рентгеновских трубок с круглым и кольце-
вым фокусными пятнами................................. 69
2.4. Нагрев анодов трубок с линейным фокусным пятном . . 78
2.5. Расчет систем охлаждения анодов.................. 63
2.6. Характеристики излучения рентгеновских трубок ... 90
2.7. Расчет выпускных окон............................. 97
ГЛАВА ТРЕТЬЯ. ТРУБКИ ДЛЯ ПРОСВЕЧИВАНИЯ МАТЕРИАЛОВ .... 99
3.1. Факторы, влияющие на качество теневого рентгеновского
изображения............................................... '—
3.2. Трубки с вынесенным анодом.........................103
3.3. Трубки с вынесенным полым анодом...................106
3.4. Трубки с чехлом на аноде........................... 109
3.5. Секционированные трубки.............................Ш
3.6. Рентгеновские трубки для толщиномеров..............114
3.7. Рентгеновские трубки для проекционной микроскопии . . 117
3.8. Импульсные рентгеновские трубки....................123
3.9. Металлокерамические рентгеновские трубки . ... 132
3.10. Трубки со сканированием электронного пучка .... 139
ГЛАВА ЧЕТВЕРТАЯ. ТРУБКИ ДЛЯ РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНОГО АНАЛИЗА 141
4.1. Особенности аппаратуры и трубок для спектрального
анализа ...................................................... —
200
4.2. Мощные трубки для кристалл-дифракционной аппаратуры 144
4.3. Трубки для бескристальной рентгеноспектральной аппа-
ратуры ..................................................149
ГЛАВА ПЯТАЯ. ТРУБКИ ДЛЯ РЕНТГЕНОСТРУКТУРНОГО АНАЛИЗА 152
5.1. Особенности рентгеновских трубок для структурных иссле-
дований .................................................—
5.2. Трубки широкого назначения на напряжение 50-60 кВ....158
5.3. Высоковольтные трубки для дифракционной топографии 162
5.4. Растровые рентгеновские трубки для топографии........164
5.5. Трубки для структурного анализа методом широкорасходя-
щегося пучка.............................................168
5.6. Мощные рентгеновские трубки с вращающимся анодом.....170
ГЛАВА ШЕСТАЯ. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ ДЛЯ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ
ЦЕЛЕЙ...........................................................176
6.1. Трубки для рентгенолитографии.......................-
6.2. Трубки для люминесцентной сепарации минералов........179
6.3. Рентгеновские трубки для радиационной химии..........183
Приложение. Маркировка рентгеновских трубок и характеристики при-
меняемых для них материалов ..............................186
Список литературы...............................................195
Производственное издание
ИВАНОВ СТАНИСЛАВ АЛЕКСЕЕВИЧ
ЩУКИН ГЕННАДИЙ АНАТОЛЬЕВИЧ
РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ
ТЕХНИЧЕСКОГО НАЗНАЧЕНИЯ
Редактор Ю. В. Долгополова
Художник переплета В. В Беляков
Художественный редактор Т. Ю. Теплицкая
Технический редактор А. Г. Рябкина
Корректор Н. Б. Чухутина
ИБ № 2407
Сдано в набор 28.02.89. Подписано в печать 14.06.89. М-32786. Формат 60 X Эб'/н-
Бумага типографская N* 2. Гарнитура литературная. Высокая печать. Услл. печ.
л. 14,15. Усл. кр.-отт. 12,75. Уч-изд. л. 14,15. Тираж 2500 экз. Заказ N* 86. Цена 70 к.
Энергоатомиздат, Ленинградское отделение. 191065 Ленинград, Д-65, Марсово поле, 1.
• Типография ВНИИГ им. Б. Е. Веденеева. 195220 Ленинград, К-220, Гжатская ул., 21.