Сравнительная оценка способов трансмиссионного гаммаeконтроля покрытий Текст научной статьи по специальности «Электротехника, электронная техника, информационные технологии»

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Данилин Б.С., Сырчин В.К. Магнетронные распылительные системы. - М.: Радио и связь, 1982. - 72 с.

2. Гвоздев В.В., Курзанов М.А., Марахтанов А.М. Ионный токо-перенос в магнетронных распылительных системах // Физика плазмы. - 1999. - Т. 25. - № 5. - С. 488-492.

3. Kuwahara K., Fujiyama H. Applications of the Chaild-Langmuir law to magnetron discharge plasma // IEEE Transaction on Plasma Science. - 1994. - V. 22. - № 4. - P. 442-448.

4. Методы исследования плазмы / Под ред. В. Лохте-Хольтгреве-на. - М.: Мир, 1971. - 482 с.

5. Yanin S.N., Zhukov V.V., Krivobokov V.P., Patsevich V.V. Phenomenological model of DC magnetron discharge // 7th Intern. Conf. on Modification of Materials with Particle Beams and Plasma Flows. -Tomsk. - 2000. - P. 332-335.

6. Fiala A., Pitchfora L.C., Bocul J.P Two-dimensional, hybrid model of low-pressure glow discharges // Phys. Rev. E. - 1994. - V. 49. -№ 6. - P. 5607-5622.

7. Miura T., Asamaki T.A. A theory on planar magnetron discharge // Thin Solid Films. - 1996. - V. 281-282. - № 1. - P. 190-193.

8. Sigmund P. Theory of sputtering. I. Sputtering yield of amorphous and polycrystalline targets // Physical Review. - 1969. - V. 184. -№2. - P. 383-415.

УДК 620.179.15

СРАВНИТЕЛЬНАЯ ОЦЕНКА СПОСОБОВ ТРАНСМИССИОННОГО ГАММА-КОНТРОЛЯ ПОКРЫТИЙ

В.А. Забродский, И.О. Недавний, О.А. Сидуленко

ФГНУ «НИИ интроскопии». г. Томск E-mail: [email protected]

Выполнено математическое описание алгоритмов обработки информации при трансмиссионном гамме-контроле покрытий для случаев измерения потоков первичного излучения источника и рентгенофлуоресцентного излучения покрытия. Определены условия, при которых изменения параметров основы не влияют на результат измерения толщины покрытия.

В простейшем случае, когда толщина основы известна из технической документации на изделие, может быть использован способ измерения потока прошедшего через изделие излучения источника. Для случая моноэнергетического источника уравнение переноса излучения имеет вид

К = N = ехР(^А + (*)

где N и N - поток гамма-квантов на входе в детектор при наличии и отсутствии контролируемого изделия; дп и д - линейный коэффициент ослабления излучения источника для материалов покрытия и основы; кп и к0 - толщина покрытия и основы.

В соответствии с общепринятыми допущениями, например [1]:

ДГ ДГ ДГ/Г Ах ДГ/Г

К ~----, Дх = - = Г"Т , =--------г-;—,

Дх Г /Г х хГх/Г

где Г - измеряемая функция; ДГ, ДГ/Д Дх, Дх/х -абсолютная и относительная погрешность измерения и соответствующие изменения значений определяемой физической величины .

Введем обозначения:

К/Е = Щд, ХК/К = Щ,

где щД, щ - чувствительность измеряемой функции Г к абсолютному и относительному изменению определяемой физической величины .

В нашем случае согласно (*)

Кд=Уд„1Уд о = Дп/ Д>>

КдВ = Уд„/У,о = Д./ До К , К = У5п/ У о ,

где УДп, У5п, УД0, У50 - чувствительность измеряемой функции Г к абсолютному и относительному изменению значения Нп и к0; КД, Км, К - отношение функций чувствительности.

Для свинцового покрытия на алюминии при энергии фотонов Е=122 кэВ (радионуклид 57Со) КД=93,4, а при Е=60 кэВ (радионуклид 241Ат) КД=76,9. Для свинцового покрытия на углероде КД= 120,4 и КД= 142,8 (значения рассчитаны с использованием линейных коэффициентов ослабления гамма-излучения [2]). Значения Км=30 и К могут быть определены по соотношениям:

Кдё= КдК -о1, К8= КдИ„И -1.

Например, если КД=93,4, а отношение к0/кп=30 при кп=100 мкм свинца и к0=30 мм алюминия Км=31,1 и К5=3,11.

Таким образом, данный способ приемлем для случаев малых случайных отклонений абсолютных значений к0.

Однако, если возможны значительные случайные отклонения толщины основы, необходима реализация других способов контроля, менее чувствительных к этим отклонениям.

В основу предлагаемого способа положен принцип разрешения относительно кп уравнений, аналогичных уравнению (*), полученных при использовании источника излучения, обеспечивающего две различные энергии гамма-квантов [3].

Тогда

N

К = тт = ехР<ХА + мА)>

N

F3 = N~ = еХР(^" 2 hn + Mo2 К\

где Noj, N0l; Nj, N2 - потоки гамма-квантов с первой и второй энергией при отсутствии и наличии контролируемого изделия; /jnJ, /j01; m„2, ¡л01 - линейные коэффициенты ослабления излучения материалов покрытия и основы для двух энергий гамма-квантов.

В отличие от реализованного в [3] способа, нами предложен следующий алгоритм обработки информации. В структуру измерителя вводят блок возведения в степень, что обеспечивает

F4 = = exp f ^ Mn1hn + Mo2ho

V Moi

Mo1

либо F = = exp

В этом случае

Mn2hn + M0ih0

M02

F Fa

F6 = у=exp

F f5

F7 = у = eXP

Mo

Mo:

-Mnl -Mn

Mn2 - Mnl I h,

Таким образом, Д и Дявляются функциями, зависящими лишь от Н„. Эти функции легко разрешаются относительно определяемого параметра, причем функцию Д или Д выбирают, исходя из значений коэффициентов /лпЪ /л„2, 4 4чг-Соответственно

¥х =—$*- = МгМл -М,2

¥г =-

(F7),

F

Moi

. Moi

Moi

Mnl MnJ.

F =

= Nрфп =

= C[exp(-M„ônhn) - eXP(-Mn hn )]eXP(-Moho)-

No

Соответственно

F9 = F8Fi = C{exp[( Mn - Мфп )hn ] - 1} (F9)h„ (Mn - Môn.)exp[(M„ - Mô„)К]

exp[(Mn -MPtn)h„] -1

В случае, когда атомный номер покрытия существенно больше атомного номера основы, может быть использован принцип разрешения относительно Н„ двух уравнений, одно из которых характеризует измеренное значение потока первичного излучения источника, а второе - измеренное значение [4] рентгенофлуоресцентного излучения покрытия. При этом возможны две модификации способа, реализующего этот принцип. Первая модификация предполагает просвечивание изделия со стороны основы, вторая - со стороны покрытия.

Введем обозначение:

С = Р ,

4П - 4рфп

где т- вероятность возбуждения в покрытии потока рентгенофлуоресцентного излучения, регистрируемого детектором; р, - плотность материала покрытия; 4рфП - линейный коэффициент ослабления рентгенофлуоресцентного излучения в покрытии.

При просвечивании изделия со стороны основы имеем Д и

При просвечивании изделия со стороны покрытия алгоритм обработки информации, исключающий влияние параметров основы, имеет более сложный вид. В структуре измерителя нами предложено использовать блок возведения в степень 4оф/4 или 4о/40ф, где 4„ф - линейный коэффициент ослабления рентгенофлуоресцентного излучения покрытия в основе.

Тогда, если использован блок возведения в степень 4„ф/4о и в эту степень возводят сигнал, соответствующий первичному излучению источника:

N

= C[exp(-MрфпК„ ) - exp(-Mnhn )] exp(-Mîô h0) =

F1 1 = (F1) M0 = eXp(MMît Mnhn + Moôho)>

F' 2 = ( F' o F' i) = C

exp[(Mn -Mpôn ) hn ] -

Mo

- exp[^-TTô - d Mnh„] A*o

Введем обозначения:

MOÔ 1 s MOÔ л 4

a = —Mn - M рфп ; b = (—-1) Mn

no Mo

Тогда:

(Рп)к = a exp(ahn) - b exp(bhn)

F'2 exp(ahn ) - exp(bhn ) '

В случае, если в степень 4/4^ возводится сигнал, соответствующий потоку рентгенофлуоресцентного излучения, имеем

F = F^oô =

1 13 1 io

= {C[exp(-Mpônhn) - exp(-Mnhn)]} Мофexp(-Moho) •

Соответственно

Mo

F = FF Moô =

-*14 1 1 1o

Mo

= {C[exp(-Mpônhn ) - exp(-Mn hn )] } exp( Mn К )

F

Mo [Mn exp(-Mnhn ) - Mpôn exp(-Mpôn hn )]

Moô [exp(-Mpôn hn ) - exp(-Mn hn )]

-++n •

рфп n

и

o

и

и

О целесообразности возведения в степень той или иной функции может свидетельствовать следующее. Пусть контролируется свинцовое покрытие на алюминиевой основе, а в качестве источника использован составной радионуклидный излучатель 241Ат+57Со. В случае, если в степень возводится функция, соответствующая излучению 241Ат, значение |Т|=6,7. Если в степень возводится функция, соответствующая излучению 57Со, значение |Т|=11,9.

Выводы

Надежность результатов трансмиссионного гамма-контроля покрытий на основах со случайно изме-

няющейся толщиной может быть обеспечена лишь путем измерения прошедших через композит двух потоков излучения с различными энергиями гамма-квантов, при этом могут быть измерены поток первичного излучения моноэнергетического источника и поток рентгенофлуресцентного излучения покрытия. Установлена целесообразность возведения значения одного из сигналов в степень, равную отношению коэффициентов ослабления излучения этих энергий для материала основы. Дальнейшее сопоставление неискаженного сигнала и трансформированного таким образом второго сигнала обеспечивает однозначную информацию о толщине покрытия вне зависимости от случайных изменений толщины основы.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Забродский В.А. Применение обратно-рассеянного рентгеновского излучения в промышленности. - М.: Энергоатомиз-дат, 1989. - 120 с.

2. Сторм Э., Исраэль Х. Сечения взаимодействия гамма-излучения (для энергий 0,001-100 МэВ и элементов с 1 по 100). Справочник. Перевод с англ. - М.: Атомиздат, 1973. - 256 с.

3. Недавний О.И., Осипов С.П., Сидуленко О.А. Оценка возможностей гамма-абсорбционного способа измерения толщины слоев многослойных изделий // Дефектоскопия. - 1995. -№11. - С. 74-81.

4. Мамиконян С.В. Аппаратура и методы флуоресцентного рентгенорадиометрического анализа. - М.: Атомиздат, 1976. - 324 с.

УДК 539.1.074

ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ПЛОТНОСТИ ЭНЕРГИИ СИЛЬНОТОЧНОГО ИМПУЛЬСНОГО ЭЛЕКТРОННОГО ПУЧКА

Д.В. Гончаров, В.В. Ежов, А.И. Пушкарев, Г.Е. Ремнев

ФГНУ НИИ ВН. г. Томск E-mail: [email protected]

Выполнены исследования неоднородности плотности энергии импульсного электронного пучка, формируемого планарным диодом с взрывоэмиссионным катодом. Представлена методика измерения распределения плотности энергии пучка в поперечном сечении с помощью дозиметрической пленки ПОР (5...50 кГр). Показано, что в диапазоне поглощенной дозы 5.120 кГр оптическая плотность пленки линейно увеличивается с ростом поглощенной дозы. Получена двумерная матрица значений плотности энергии, соответствующей автографу электронного пучка на дозиметрической пленке. Разработанная методика позволяет измерять неоднородность плотности энергии импульсного электронного пучка с пространственным разрешением лучше 1 мм при измерении абсолютных значений плотности энергии.

Введение

Широкое применение импульсных электронных пучков для накачки газовых лазеров, инициирования неравновесных плазмохимических процессов требует формирования электронных пучков большой площади (более 10 см2) с высокой однородностью плотности энергии по сечению. Для измерения распределения энергии пучка в поперечном сечении обычно используют секционированный калориметр [1]. Для обеспечения пространственного разрешения профиля энергии электронного пучка около 1 мм при площади пучка более 20 см2 требуется сложная конструкция калориметра, и процесс измерения занимает много времени. В работах [2, 3] для измерения распределения энергии импульсного электронного пучка в поперечном сечении предложена радиационно-акустиче-

ская диагностика. Она основана на регистрации акустических волн, возникающих в стержне при диссипации энергии электронного пучка. Выполненные исследования показали, что разрешающая способность такой диагностики при исследовании распределения энергии импульсного электронного пучка (450 кэВ, 6 кА, 50 нс) в поперечном сечении хуже 5 мм [4]. В работе [5] для анализа структуры импульсного электронного пучка в поперечном сечении предложено использовать люминесценцию природных минералов. Большое время послесвечения (более 10 мин) позволяет зарегистрировать профиль электронного пучка.

Для измерения поглощенной дозы при облучении непрерывными и импульсными электронными пучками широко используется дозиметрическая радиационно-чувствительная пленка (сополимер с фе-