Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Интенсивный пучок световых фотонов из лазера можно направить навстречу пучку релятивистских электронов. Рассеянные на быстрых электронах фотоны обладают большей энергией, чем падающие, при этом доля передаваемой фотонам энергии зависит от угла рассеяния и увеличивается с ростом энергии электронов. Макси-
87 мальная энергия рассеянного фотона
hv' = 4 hv [EJimtjC2)]2, (3.20)
где hv' и hv — энергии рассеянного и первичного фотона; Ee — энергия электрона. Для hv = 2 эв и Ee = IO9 эв энергия hv' равна 30 Мэв. Расчеты показывают, что при современных параметрах лазеров и ускорителей можно получить IO5 — IO7 фотон!сек с размытием по энергии около 5% и огромным интервалом возможных значений энергий фотонов, вплоть до единиц гигаэлектронвольт.
Единственный практически осуществленный метод создания источника монохроматических у-квантов переменной энергии основан на использовании процесса аннигиляции электрон-позитронных пар. В этом методе пучок ускоренных до энергии несколько десятков мегаэлектронвольт электронов направляется на мишень, в которой в результате каскадных процессов образуются позитроны.
Образование позитронов в мишени происходит следующим образом: сначала при торможении электронов возникают фотоны, которые образуют в поле ядер (для тяжелых ядер это основная ветвь процесса) электрон-позитронные пары. Вылетевшие из мишени позитроны (в основном в направлении движения первичных электронов) сортируются магнитным полем по энергии, и сформированный пучок позитронов с малым разбросом по энергии направляется на другую мишень, где и происходит их аннигиляция с атомными электронами. Изменяя энергию позитронного пучка, а это можно делать или меняя энергию первичных электронов, или ускоряя позитроны, можно варьировать энергию аннигиляционных у-квантов.
Первая мишень толщиной в несколько граммов на 1 см2, т. е. порядка радиационной длины, для увеличения вероятности рождения электрон-позитронных пар изготовляется из материала с большим атомным номером; вторая, аннигиляционная, мишень — из легкого материала (LiH или Be) для уменьшения образования тормозного излучения, создающего нежелательный фон. Эту мишень делают тонкой ( 0,1 г/см2)-, в ней происходит торможение позитронов и, следовательно, появляется разброс в энергиях аннигиляционных квантов. При энергии позитронов, равной 10 Мэв, отношение полной интенсивности тормозного излучения из мишени к ан-нигиляционному составляет около 0,3. Так как аннигиляционное излучение сосредоточено в узком энергетическом интервале, а тормозное — в интервале от нуля до максимальной энергии позитрона, то на ширине пика аннигиляционного излучения это отношение примерно равно 1,5 • IO-2. С увеличением энергии растет вклад тормозного излучения в полную интенсивность.
Экспериментально легко выделить эффекты, обусловленные только аннигиляционными у-квантами, если аннигиляционную мишень облучать попеременно пучком электронов и позитронов одной энергии. Так как тормозное излучение электронов нельзя отличить от тормозного излучения позитронов, то простым сравнением результатов, полученных с электронным и позитронным пучками, выделяется
88 •нужный эффект. В установках подобного типа удается получить IO-8— IO-9 квантов на один электрон. При средних токах в линейных электронных ускорителях порядка десятков микроампер можно создать источники интенсивностью IO5— 10й квант! сек с энергией фотонов в десятки мегаэлектронвольт и энергетическим разбросом около 3 • IO-2. Для углового распределения аннигиляци-онного излучения характерна сильная анизотропия, в телесном угле 10~3 стер в направлении движения позитронов излучается около 10% полного числа аннигиляционных квантов.
Список литературы
1. Мухии К. Н. Введение в ядерную физику. Изд. 3. Учебник для вузов. M., Атомиздат, 1974.
2. Комар Е. Г. Основы ускорительной техники. M., Атомиздат, 1975.
3. Бекурц К., Виртц К. Нейтронная физика. Пер. с англ. M., Атомиздат, 1968.
4. Физика быстрых нейтронов.Под ред. Дж. Мариона и Дж. Фаулера. Пер. с англ. Ч. I. M., Госатомиздат, 1963; ч. II. M., Атомиздат, 1966. ЧАСТЬ II
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫ ДЕТЕКТОРОВ ЯДЕРНЫХ ИЗЛУЧЕНИЙ
ГЛАВА 4
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ДЕТЕКТОРОВ § 4.1. ФУНКЦИЯ ОТКЛИКА ДЕТЕКТОРА
Чтобы рассмотреть основные характеристики детекторов, нет необходимости знать, какие процессы происходят в них. При этом детектор можно рассматривать как устройство, на вход которого поступают частицы, а на выходе появляются сигналы. В разных детекторах сигналы различны: это и вспышки света, и импульсы тока, и пузырьки пара, и капельки жидкости, и др. Методы регистрации и измерения сигналов также самые разнообразные. Тем не менее при таком общем подходе можно определить целый ряд важнейших свойств детекторов и обсудить требования, которым они должны удовлетворять.
Для описания свойств детектора введем функцию отклика G, кото-торая характеризует плотность вероятности возникновения в детекторе определенного сигнала при попадании в детектор частиц с данными свойствами. Явный вид функции отклика определяется свойствами излучения и теми процессами, которые происходят в детекторе. В общем случае функция отклика не имеет простого аналитического представления и дается в виде таблиц или матриц. С известными приближениями всегда можно вычислить значения функции отклика или получить их экспериментально. В последнем случае необходимо измерить распределения сигналов от детектора, регистрирующего частицы с определенными свойствами. Рассмотрим, каким образом, зная функцию G, можно определить свойства излучения по измеренным сигналам детектора.
