CC BY
18
ИЗВЕСТИЯ
ТОМСКОГО ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ПОЛИТЕХНИЧЕСКОГО Том 87 ИНСТИТУТА имени С. М. КИРОВА 1957 г.
ПРОСТРАНСТВЕННОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ
10 МЭВ БЕТАТРОНА
В. А. МОСКАЛЕВ (Представлено научным семинаром физико-технического факультета)
Электроны, ускоренные в индукционном ускорителе, в конце рабочего никла смещаются с равновесной орбиты и направляются на металлическую пластинку, называемую мишенью. В материале мишени электроны испытывают интенсивное торможение. Часть энергии электронного пучка расходуется на ионизацию атомов мишени и на нагревание ее, другая часть идет на образование электромагнитных колебаний очень короткой длины волны—сверхжестких лучей торможения.
Так как интенсивность тормозного излучения пропорциональна квадрату заряда Z2 ядра атома материала мишени, мишени изготовляются из тяжелого элемента—вольфрама.
Пространственное распределение излучения торможения в тонких мишенях было теоретически рассмотрено Шиффом [1], Лоусоном [2] и рядом других авторов. Все они дают приблизительно одинаковые результаты. При энергии электронов в несколько Мэв излучение распространяется преимущественно в направлении, совпадающем с направлением движения электронного пучка в момент его „падения" на мишень. Теория предсказывает симметрию распределения излучения относительно оси пучка-и обратную пропорциональность угла 50% интенсивности и первичной энергии электронов.
Степень направленности излучения принято оценивать углом между направлением оси пучка излучения и направлением, на котором интенсивность пучка лучей составляет 50% от максимальной. Центр этого угла лежит в точке образования излучения, т. е. на фокальном пятне мишени. Этот угол для простоты и краткости будем в дальнейшем называть углом „половинной интенсивности" излучения.
На рис. 1 приведены теоретические графики распределения излучения для различных толщин мишеней. Из графиков видим, что эти кривые имеют резко выражен-
10 0Я
%Че
о ' *
сь
у
\ ±•0,0?
л
-300 -200 -ЮС
О 100 200 300
мэ8 * град. Рис. 1
ный максимум, соответствующий распространению гамма-излучения прей мущественно в направлении „вперед14 при достаточно высоких энергиях: ускоренных электронов.
Пространственное распределение жесткого излучения
бетатрона
В настоящей работе было проведено экспериментальное определение картины пространственного распределения излучения бетатрона па 10 Мэв. В качестве измерительных приборов использовались дозиметр с наперст-ковой графитовой ионизационной камерой с толщиной стенки от 3 до 33 мм и рабочим объемом I см:\ изготовленный нами в лаборатории Томского политехнического института, и стандартный прибор типа УСДДб с алюминиевой ионизационной камерой объемом 1000 смл. Последняя камера служила для непрерывного контроля выхода излучения. Наперстковая камера располагалась на расстоянии 1 м от источника излучения и могла плавно перемещаться по окружности, центр которой лежит в точке расположении мишени. Процедура перемещения камеры-индикатора и все измерения производились из контрольного помещения с помощью специальных приспособлений. Схема проведения опыта проведена на рис. 2, а резулк^ггы.
ромагшгга бетатрона.
измерений представлены в виде графика рис. 3 (1). Из графика види»*, -по излучение бетатрона на 10 Мэв имеет весьма резко выраженный максимум интенсивности. Направление максимальной интенсивности совпадает с направлением движения пучка ускоренных электронов в момент соударения его с вольфрамовой мишенью. При отклонении от оси пучка интенсивность излучения резко понижается и достигает половины максимального значения при отклонении на угол 10 влево и на ]4,5° вправо. Даль* пейший ход кривой распределения излучения обусловлен поглощением квантов и рассеиванием их б различных деталях конструкции ускорите-яг
и поэтому имеет неопределенную форму. При отсутствии таких деталей излучение, очевидно, будет плавно изменяться от максимальной величины до некоторого минимума (пунктир, рис. 3).
I
з
3 *
о»
I
1 | ✓ 1
1 г ч
/к
. и " В
1 1
— !
1 1
>
V ч —1 \ 1
_13Яы Г с \--
/б го г4 гг зг ¿6 **
о,? 64 66
3*0 360 о го но во ос 'оо и с т /60 гоо 220 £40 гео гзс зоп ¿"О
градус
Рис. 3
На рис. 4 представлено распределение излучения в основном пучке. Кривая 2 построена по расчетным, а кривая 1 по экспериментальным данным. Достаточно хорошее совпадение теоретического и опытного графиков подтверждает правильность теории Лоусона о распределении излучения от тонкой мишени бетатрона. Существующее отклонение экспериментальной кривой от теоретической в правой части графика объясняется следующим образом. При теоретическом рассмотрении вопроса предполагается, что пучок гпадает" в центр тонкой пластинки, строго одинаковой толщины. В действительности электронный пучок под действием смещающего импульса приближается к мишени по спиральному пути с очень малым шагом (порядка (5-^-2)* 105см). Поэтому электроны испытывают торможение только на внешнем краю м ишени.
При достаточно толстой мишени это обусловливает появление асимметрии в распределении излучения, так как электроны, отклонившиеся после первых столкновений в сторону края мишени, покинут мишень, пройдя меньший путь в материале мишени, чем электроны, отклонившиеся
■25 -20 -/5
го /5 го 25 градусы
Рис. 4
в противоположном направлении. Таким образом, в одну сторону будп возникать излучения меньше, чем в другую. Это означает, что асимметрия в угловом распределении излучения ускорителей типа бетатрон и синхротрон всегда должна иметь место. Результаты некоторых авторов, работавших с ускорителями на большие энергии, подтверждают это положение [3].
Распределение интенсивности излучения в вертикальной плоскости оказалось симметричным, „угол половинной интенсивности" составляет 17 \ что хорошо согласуется со значением, предсказываемым теорией.
Наличие второго максимума в пространственном распределении излучения бетатрона
В процессе исследования пространственного распределения излучения бетатрона в 1950 г. нами было обнаружено наличие второго максимума излучения, сдвинутого относительно основного пучка на 15—20° рис. 3(2). Это излучение обнаруживается только при измерениях ионизационной камерой с тонкими стенками. Энергия излучения здесь не превышает 1 Мае и полностью поглощается толщиной материала 1,65 г/смЭто мягкое излучение распространяется около бетатрона широким веером с тупой, нерезко выраженной вершиной.
Наличие большого количества мягкого излучения, направление максимума которого не совпадает с направлением максимума жесткого излучения наблюдалось для пяти бетатронов и является, очевидно, свойственным всем бетатронам подобной конструкции.
Было проведено много опытов по определению природы второго максимума излучения и нам представляется возможным объяснить возникновение интенсивного мягкого излучения следующим образом.
Длина пробега электронов с энергией 10 Мэв в вольфраме составляет около 2—3 мм. Толщина мишени, практически применяемой в нашем бетатроне, равна 0^2-7-0,4 мм. Следовательно, ускоренные электроны имеют возможность при ударе о мишень „пронзить" ее насквозь, потеряв при: этом значительную часть кинетической энергии. Такие электроны будут магнитным полем круто заворачиваться к центру системы и „упадут" на внутреннюю стенку ускорительной камеры. Наиболее вероятный азимут, на котором прошедшие через мишень электроны ударятся о стенку ускорительной камеры, можно ориентировочно определить из уравнения, связывающего период радиальных колебаний Ткол электрона с периодом обращения Т(Уг>Р электрона по равновесной орбите [5].
Т,:оа ~ 7 обр ( У [ -- //) \
где п = 0,75—показатель степени в законе спадания магнитной индукция.
Из уравнения следует, что электрон совершает полное колебание за два оборота вокруг центра системы. Следовательно, электроны, прошедшие через мишень, могут удариться о стенку ускорительной камеры, совершив один оборот по орбите, т. е. на азимуте, близком к азимуту расположения электронной пушки. В этом случае электроны при торможении в материале стенок камеры и серебряном слое, покрывающем камеру изнутри, дадут обильное мягкое излучение, совпадающее или несколько отклоняющееся от направления распространения основного, жесткого пучка.
Рассмотрение движения электронов с разными скоростями (имеющими разные значения постоянной С) [6] показывает, что электроны должны „падать" на внутреннюю стенку камеры тем раньше, чем меньше их скорость (электроны с меньшей скоростью колеблются в потенциальных ямах с более низким внутренним барьером, чем электроны с большей
ЗУ0
скоростью) [7). Таким образом, чем больше потеря энергии электрона при торможении в мишени, тем раньше произойдет столкновение электронов со стенкой камеры, что вызовет сближение максимумов „жесткого" и „мягкого" пучков лучей. Эти положения подтверждаются экспериментом, описанным ниже.
Для изучения характера пространственного распределения жесткого и мягкого излучений и взаиморасположения их максимумов в зависимости от толщины и конфигурации мишени был сконструирован и изготовлен механизм, позволяющий смену нескольких мишеней и их регулировку без нарушения вакуума, во время работы бетатрона [3]. Механизм устанавливался на азимуте, противоположном азимуту расположения пушки, и производились измерения пространственного распределения излучения от мишеней различной толщины.
На рис. 5 а, о, в представлены результаты измерений распределения излучения от трех вольфрамовых мишеней различной толщины и конфигурации, показывающие второй (правый на рисунке) максимум в расг.р
Рис. 7) б
делении излучения, смещенный от основного, жесткого пучка на 10 — 15° к иентру системы. Интересно, что для всех трех мишеней, имеющих тол-
шину 0,1 мм и 0,5 мм цилиндрической формы, получена картина пространственного распределения излучения с двумя ясно выраженными максимумами. Положение левого максимума совпадает с направлением касательной к орбите в точке расположения мишени. Второй максимум для мишеней толщиной 0,5 мм смещен относительно первого на 25°. Для мишени тол-
щшюл ОД мм этот угол составляет 35 . Увеличение угла между максимумами при уменьшении толщины мишени подтверждает правильность высказанного суждения относительно происхождения второго максимума в пространственном распределении излучения. При меньшей толщине мишени прошедшие сквозь нее электроны могут потерять меньшую часть кинетической энергии, чем в случае более толстой мишени.
Обладая большей кинетической энергией, электроны будут прнбли■ жаться к внутренней стенке камеры по менее крутой спирали и ударятся о стенку позднее (т. е. на большем азимуте), чем электроны, прошедшие через более толстую мишень и потерявшие сравнительно большую часть кинетической энергии. Это вызовет перемещение максимума мягкого излучения в сторону больших углов.
ПТКРЛТУРА
!- L. .). Shin. J41 vs. Rev. 70, 87 194S.
S- (Л 1 -;">\vson. The angular distribution of synchrotron target radiation. Pr->c. Phvs. S-)C Л
63, 653, 1950.
3. M <> с ч а л e в В. Л. Разработка к исследования бетптрокд лля w г ци^инг --> и лигнчс! :«;: j применений. Диссертация, г. Томск, 1953.
4. D. .!. Lees. L. li. Metcalfe. Measurement oí polar diagram of synchrotron target rjdi.'dioa Proc. Phyt Soc. Л. 63> (>*î, P 50.
f> 'i* с p л e ц к h i i Я. П. Об хттоичивости движения электронов в им .и'кц^з^о^м у''^"-рпгеле nm;j бетатрон. Journ. of. Phys. USSR, 9, .3, 1945.
t>. P о л и м о в Б. И. О механизме закпата элетстпонок к ускорение в бстз^ччже. IÎ ü : >? ТЛИ, т. 87. L957.
/. Re!c!i:;¡i'i.' Л. A., and Cherry W. H. Journ. nk. Jnst, 24% _ol 2-1Ó, '!¡¡l.
