Рис. 5.1. Схема эксперимента по изучению ядерных реакций под действием тормозных фотонов : Р - радиатор, источник тормозного излучения, M0 - очищающий магнит, K1, К2 - коллиматоры, КВ - квантометр, М - исследуемая мишень , Д - детектор продуктов реакции , ЛЗ - ловушка электронов.

    Типичная схема эксперимента по измерению выходов фотоядерных реакций с помощью тормозного излучения представлена на рис. 5.1. Пучок электронов от ускорителя проходит через тормозную мишень, отклоняется магнитом и попадает в ловушку электронов.
    Излучение, образующееся вследствие торможения электронов в веществе, распространяется в направлении первичного пучка электронов с расходимостью, определяемой сечением многократного рассеяния и толщиной тормозной мишени. Поток энергии тормозного пучка, прошедшего через исследуемую мишень, определяется с помощью квантометра:

,

(5.1)

где r − постоянная квантометра, МэВ/Кл; q − заряд, возникающий в нем.
    Поток тормозного излучения принято выражать в числе эквивалентных фотонов n_Q, определяемом из соотношения

Выход фотоядерной реакции, отнесенный к одному эквивалентному фотону, имеет вид

(5.3)

или

,

(5.4)

При энергиях Е_е < 100 МэВ для измерения потока энергии гамма пучка вместо квантометров обычно применяются абсолютные толстостенные ионизационные камеры, использующиеся при нормировке и расчете абсолютных выходов.
    Сечение тормозного излучения из тонких мишеней, когда ионизационными потерями можно пренебречь, имеет вид (формула Шиффа):

,

( 5 . 5 )

где

E₀ = E_e - m_e;  
 

    Извлечение сечения фотоядерной реакции из данных о выходе является далеко не простой задачей. Необходимо экспериментально измерить зависимость выхода реакции от максимальной энергии тормозного спектра (энергии электрона), а затем решить уравнение (5.1), представляющее собой интегральное уравнение Фредгольма первого рода.
    Решение уравнения (5.1) сопряжено с принципиальными трудностями - некорректностью задачи. Некорректность обусловлена наличием ошибок в исходной информации (в экспериментально измеренном выходе) и, как следствие, бесконечным числом решений уравнения 5.1. Существует много методов вычисления сечений из данных о выходе. Наибольшее распространение при изучении фотоядерных реакций получили методы Пенфольда - Лейсса и Кука. С последней работы началось использование принципа регуляризации при отыскании сечений фотоядерных реакций.
    Несмотря на непрерывное совершенствование методов получения и обработки информации, точность экспериментальных данных при работе с пучком тормозного излучения остается низкой. В связи с этим во многих лабораториях большое внимание уделяется созданию пучков монохроматических фотонов.
    Рассмотрим основные методы получения таких пучков на некоторых действующих установках [5.1]. К ним относятся: аннигиляция ускоренных позитронов, мечение тормозных фотонов путем регистрации рассеянных в радиаторе электронов в совпадении с продуктами изучаемой реакции, когерентное излучение электронов в ориентированных кристаллах, обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах, а также различные комбинированные методы, в основном мечение фотонов в сочетании с лазерным или аннигиляционным методом.

5.1. Метод аннигиляции ускоренных позитронов на лету.

    Этот метод был предложен и активно развивался в Сакле (Франция) Поэтому рассмотрим его на примере установок, созданных на базе ЛУЭ-600 МэВ Сакле. Возможности систем такого рода определяются прежде всего параметрами пучков позитронов (рис. 5.2), которые получаются путем конверсии электронов на мишенях, располагаемых, как правило, на линейных ускорителях между ускоряющими секциями для возможности регулировки пучка по энергии в довольно широких пределах.

Рис.5.2. Схема установки по получению пучков квазимонохроматических аннигиляционных фотонов на ЛУЭ-600 МэВ Сакле в зале низких энергии 20—140 МэВ: V1-V3 - мониторы положения и профиля пучка; QM — квадрупольные линзы; Ml, М ' магнитная система “зигзаг”; МЗ — очищающий магнит; F1 — пластиковые детекторы для регистрации электронов; F2 — цилиндр Фарадея; F3 — аннигиляционная мишень; NaJ(Tl) — сцинтилляционные спектрометры для регистрации жестких и мягких фотонов; МНПК — многонитевые пропорциональные камеры; НД – нейтронный детектор, ПМ - приспособление для установки мишени внутри НД; ПФ — поглотитель пучка фотонов.

Рис. 5.3. Параметры пучков позитронов, энергия и интенсивность различных ускорителей: 1,8—Ливермор (США); 2— ИЯИ АН СССР (Mосква); 3.9.11 — Сакле (Франция); 4 – Гессен (ФРГ) ; 5 — Гент (Бельгия); 6 — Mайнц (ФРГ); 7 — НБС (США); 10 — Фраскати, Италия

    Коэффициент конверсии, т. е. отношение тока позитронов к току электронов, увеличивается с возрастанием энергии электронов и при Е_е ~ 100 МэВ на современных установках, использующих фокусирующие соленоиды и другие устройства формирования пучка (см.рис.5.3) , достигает значения примерно 10^-3.
    На ЛУЭ-600 МэВ Сакле имеются два вывода пучка: низких (Е_е+ = 20 ~ 140 МэВ) и высоких (Е_е+ = 120 ~ 530 МэВ) энергий. На установке по получению квазимонохроматических фотонов низких энергий (рис. 5.2) используется метод двухфотонной аннигиляции, когда регистрируется не только жесткий, но и мягкий квант, вылетающий под большим углом. Это позволяет получать пучок с хорошим качеством благодаря снижению тормозного фона методом совпадений (мечения аннигиляционных фотонов), что достигается ценой потери интенсивности гамма-пучка на два-три порядка.

Рис. 5.4. Спектры аннигиляционных и тормозных гамма-квантов от мишени LiH толщиной 3 мм (а), Cu 35 мкм (б) и их разность (в). Угол излучения = 2o, Энергия позитронов 80 МэВ. Справа показаны сечения аннигиляционного (1) и тормозного излучений на электроне (2) и ядре (3) в зависимости от угла вылета фотона при энергии электрона 100 МэВ, Z = 1.

    В области энергий Е ~ 300 МэВ (зал высоких энергий) интенсивность пучка аннигиляционных фотонов на ЛУЭ-бОО МэВ (без мечения) Сакле составила около 5^.10⁷ фотон/с (ΔE = 4 МэВ). Эта интенсивность достигнута с помощью жидководородной мишени, позволяющей добиться наилучшего соотношения между потоком монохроматических фотонов и полным потоком гамма-квантов от аннигиляционной мишени. Типичные спектры аннигиляционных и тормозных гамма-квантов от мишени LiH и Сu приведены на рис. 5.4.
    Оптимальные значения интенсивности гамма-излучения подбираются выбором толщины мишени, углов излучения и коллимации пучка.
    Из рис. 5.4 видно, что с увеличением угла интенсивность и энергия гамма-квантов уменьшаются (см. также рис. 5.5), но при этом возрастает коэффициент качества пучка. Вместо того, чтобы смещать исследуемую мишень (ось пучка квазимонохроматических фотонов) на заданный угол относительно оси пучка позитронов, обычно используют специальную магнитную систему, называемую “зигзаг”. С ее помощью можно задавать угол падения позитронов на конвертер.

Рис. 5.5. Зависимость энергии аннигиляционных фотонов от угла вылета при различных энергиях позитронов

    Поскольку, как видно из приведенных выше данных, вклад монохроматических аннигиляционных фотонов в полный выход гамма- излучения составляет не более нескольких процентов и его доля падает с увеличением энергии позитронов, характеристики любых фотоядерных реакции приходится определять методом вычитания. При этом, если раньше, как правило, проводилось вычитание двух выходов, измеренных соответственно на пучке позитронов и электронов одинаковой энергии, то теперь чаще пользуются вычитанием выходов, полученных на одном и том же позитронном пучке, но с разными аннигиляционными мишенями. Последний способ на практике более точен, так как не требует перестройки ускорителя в процессе эксперимента.
    В настоящее время эксперименты на пучках квазимонохроматических аннигиляционных фотонов практически прекращены. Это связано с тем, что с увеличением энергии фотонов фон от тормозного излучения становится слишком велик. Поэтому в области энергий выше 100 МэВ сейчас более распространен метод монохроматизации с помощью мечения фотонов.

5.2. Метод мечения фотонов по энергии

    В связи с запуском сильноточных электронных ускорителей с непрерывным во времени пучком в различных лабораториях мира стал успешно развиваться метод мечения фотонов. В этом методе энергия тормозного γ-кванта, вызвавшего ядерную реакцию, определяется по энергии рассеянного электрона, излучившего этот квант. Принципиальная схема установки по получению меченых фотонов довольно проста (рис.5.6), техническая реализация также не вызывает больших трудностей.

Рис. 5.6. Схема установки по получению тормозных меченых фотонов: 1,2 – тормозная и ядерная мишени, соответственно, 3- детектор вторичных частиц, 4 – анализирующий магнит.

     Как уже отмечалось, вместо тормозного может использоваться аннигиляционное излучение, индуцированное позитронами. В первом случае (на тормозном пучке) система мечения значительно проще, имеет выигрыш в интенсивности гамма-квантов и охватывает более широкий диапазон энергий, в котором измерения сечений можно проводить одновременно без перестройки энергии пучка ускорителя. Во втором существенно улучшается отношение полезной загрузки в заданном диапазоне энергий к низкоэнергетическому фону.
    Тормозные пучки меченых фотонов реализованы во многих лабораториях, включая Майнц (Германия) , Лабораторию Джеферсона (США) и др. Полная интенсивность пучка достигает значений порядка 10⁹ фотонов/c при токе электронов порядка 0.1 мкА. Разрешение по энергии, как правило, составляет несколько МэВ. В системах мечения рассеянные в радиаторе электроны обычно регистрируются пластиковыми счетчиками, расположенными в фокальной плоскости анализирующего магнита. Размер пластиков задается требуемым энергетическим разрешением. При этом, поскольку тормозной спектр резко спадает с увеличением энергии фотонов, ширина пластиковых счетчиков, расположенных ближе к оси пучка, уменьшается, чтобы число фотонов в каждом энергетическом интервале было примерно одинаковым. Системы мечения калибруются с помощью сцинтилляционных спектрометров полного поглощения Nal (T1), которые устанавливаются на оси гамма -пучка. На некоторых установках используется поляризация гамма-пучка от тонкой мишени, достигающая ~40 % при небольших углах рассеяния. В системах мечения удается использовать лишь часть интенсивности электронных пучков. Основное ограничение на интенсивность накладывается быстродействием системы регистрации частиц на совпадения. В настоящее время характерное разрешающее время схем совпадений составляет около 1 нс, что ограничивает полный поток меченых фотонов на уровне 10⁹ фотон/с. Поэтому все чаще используют комбинированные методы получения монохроматических фотонов для повышения качества пучка.

5.3. Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

    Методика работы с монохроматическими фотонами, получаемыми методом когерентного излучения из ориентированных кристаллов под действием электронов, в ядерной физике применялась реже, чем описанные выше методы, хотя широко апробировалась на различных электронных ускорителях. Спектр когерентного излучения из кристалла, облучаемого электронами, кроме тормозной компоненты содержит несколько пиков, один из которых (при меньшей энергии) имеет максимальную интенсивность (рис. 5.7). Количество фотонов в главном пике достаточно велико 10^9-10 фотон/с). Настройка по энергии осуществляется путем вращения кристалла относительно направления подающего пучка.

Рис. 5.7. Слева : спектр гамма-квантов, образующихся в результате когерентного рассеяния электронов с энергией 1 ГэВ в кристалле алмаза: 1,2 — экспериментальные данные; сплошные кривые получены методом наименьших квадратов; Справа: Расчетный спектр (а) и коэффициент поляризации (б) для фотонов, образующихся при когерентном излучении электронов в кристалле алмаза (Eγ = 6 ГэВ).

    Видно, что при энергии электронов 1 ГэВ диапазон энергий гамма -квантов составляет 100 — 550 МэВ. Поскольку спектр гамма-квантов существенно зависит от угла излучения, для повышения точности измерений, он постоянно мониторируется магнитным спектрометром. Следует отметить, что существенным достоинством работы с монокристаллами является возможность получения поляризованного гамма-пучка, (рис. 5.7). К сожалению, эта поляризация не может регулироваться в процессе эксперимента и ее величина далека от 100%.

Дополнительная литература:

1. В.Г.Недорезов, Ю.Н.Ранюк. Фотоделение ядер за гигантским резонансом. Наукова думка, Киев. 1989 ISBN 5-12-000869-0.

_24.04.2014