Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Спектральные свойства / - излучения электронов, движущихся вдоль основных кристаллографических направлений алмаза 14
1.1. Экспериментальное оборудование и аппаратура: 14
1.2. Энергетическая зависимость спектральных характеристик у- излучения электронов, движущихся вдоль оси <110> алмаза 31
1.3. Особенности спектров у- излучения электронов при каналировании в нлоскостях-(110) и (Ш) алмаза 33
1.4. Зависимость положения максимумов в спектрах излучения от начальной энергии электронов при плоскостном каналировании 37
1.5. Интенсивность у- излучения электронов с энергиями 900 и 600 МэВ при при каналировании в плоскости (00 L) алмаза 42
1.6. Обработка экспериментальных данных и обсуждение полученных результатов 46
Глава 2. Поляризация у- излучения электронов при плоскостном каналировании в алмазе 59
2.1. Поляризационные состояния фотонов 59
2.2. Поляризация/- излучения электронов при каналировании 59
2.3. Краткий обзор экспериментов по получению поляризованных фотонов высокой энергии. 61
2.4. Анализирующая способность процесса фоторасщепления ядер дейтерия поляризованными фотонами 62
2.5. Измерение поляризации у излучения электронов, движущихся вдоль плоскостей (001)и (ПО) алмаза 65-
Глава 3. Экспериментальное исследование спектров параметрического рентгеновского излучения в монокристаллах алмаза и кремния 70
3.1. Экспериментальное наблюдение эффекта параметрического рентгеновского излучения в алмазе 70
3.2. Исследование свойств параметрического рентгеновского излучения в алмазе 73
3.3. Экспериментальное исследование ПРИ электронов с энергией 4,5 ГэВ в алмазе 79
3.4. Спектральные распределения ПРИ в кристалле кремния 80
3.5. Энергетическая зависимость выхода фотонов параметрического рентгеновского излучения из монокристалла кремния 84
Глава 4. Угловые распределения параметрического рентгеновского излучения из монокристаллов алмаза, кремния и вольфрама . 87
4.1. Методика измерений 87
4.2. Результаты экспериментальных измерений угловых распределений при для кристалле в алмаза и кремния 89
4.3. Угловое распределение рентгеновского излучения электронов с энергией 500 МэВ из монокристалла вольфрама. 92
Глава 5. Экспериментальное обнаружение поляризации параметрического рентгеновского излучения 100
5.1. Методика измерения поляризации. Характеристики поляриметра 100
5.2. Экспериментальные результаты 100
Глава 6. Параметрическое рентгеновское излучение в области аномальной дисперсии 104
6.1. Геометрия эксперимента 104
6.2. Результаты измерений 104
Заключение , 114
Литература
- Энергетическая зависимость спектральных характеристик у- излучения электронов, движущихся вдоль оси <110> алмаза
- Поляризация/- излучения электронов при каналировании
- Исследование свойств параметрического рентгеновского излучения в алмазе
- Результаты экспериментальных измерений угловых распределений при для кристалле в алмаза и кремния
Введение к работе
Электромагнитное излучение, возникающее при торможении
ультрарелятивистских электронов и позитронов в периодическом поле монокристаллов, имеет ряд характерных особенностей, существенно отличающих его от тормозного излучения в поле отдельных ядер.
В пионерских работах Юбералла Г. [1,2], а также в ряде других экспериментальных и теоретических работ [3-6], при малом переданном ядру импульсе:
Щ~т2с%х/2Е0(\-х), (1)
(m, Е0 - масса и начальная энергия электрона, х ~ <у/Я0 , х - энергия фотона)
и определённом угле ориентации 9 импульса электрона относительно кристаллографической оси или плоскости монокристалла:
в~т2с*а/4хЕ0П, (2)
(а- период решётки)
происходит интерференция электромагнитных волн, когерентно излученных электроном на периодически расположенных узлах кристаллической решетки. При этом в спектре фотонов наблюдаются интерференционные максимумы, интенешшость и положение которых зависит от 0 и в, и фотоны с энергиями, соответствующими
максимумам; линейно-поляризованы. Эти выводы были справедливы для электронов с энергией десятки и сотни ГэВ, что было достаточно неожиданным, поскольку считалось, что кристаллическая структура может оказывать влияние на формирование излучения только для энергий в несколько МэВ. Энергия фотонов в интерференционных максимумах может достигать значений (У «0,5 Ео (Ео - энергия начального электрона). Впоследствии процесс тормозного излучения электронов в ориентированных кристаллах получил название когерентного тормозного излучения (КТИ), экспериментальные исследования которого, начатые в 1960-х годах, положили начало целому направлению в физике электромагнитных взаимодействии ультрарелятивистских электронов с конденсированными средами, в том числе с кристаллами.
Когерентное тормозное излучение (КТИ) к настоящему времени достаточно полно исследовано, сформулированы основные концепции теории, на основе которой созданы квазимонохроматические пучки линейно- поляризованных фотонов в ряде лабораторий мира.
В 1970 - 1980-х годах, в основном, в работах теоретиков бывшего СССР, были предсказаны такие эффекты в излучении релятивистских электронов в кристаллах, как излучение при каналировании (ИК) [7-9] и параметрическое рентгеновское излучение (ПРИ)[6, 10-13], природа которых не объяснялась традиционной теорией КТИ. а была связана с принципиально новой динамикой взаимодействия заряженных частиц- с периодическим полем [14]. Теория этих эффектов к началу работы над диссертацией была представлена в монографиях [15-21].
Однако экспериментального исследования свойств этих двух типов излучения, первый из которых обусловлен ускоренным движением релятивистских частиц Г! периодическом поле кристалла, а второй возникает при равномерном движении релятивистских частиц через кристалл за счет рассеяния собственного поля частицы, не проводилось (в особенности это относится к ПРИ). Детальное исследование этих эффектов весьма актуально для создания компактных источников монохрома і ического.
линейно-поляризованного рентгеновского и гамма-излучений (далее /-излучение) с перестраиваемой частотой. Необходимость в таких источниках для фундаментальных и прикладных целей в медицине, биологии, микроэлектронике и др. бесспорна. В настоящее время основными, наиболее интенсивными источниками излучения в рентгеновском диапазоне, являются электронные накопительные кольца с энергией около 1 ГэВ, генерирующие пучки синхротронного излучения. Эти установки дорогостоящи и громоздки, поэтому создание новых рентгеновских источников с использованием электронных ускорителей сравнительно низких энергий (-100 МэВ) весьма перспективно.
При плоскостном каналировании электронов в спектрах излучения появляются максимумы, положение которых зависит от начальной энергии электрона Ео как - Еої/2 [17] (в отличие от механизма КТИ, где энергия фотонов в максимуме подчиняется зависимости - Ео [19]) и фотоны с энергией, соответствующей максимуму, имеют почти 100 % линейную поляризацию, причем интенсивность и монохроматичность спектров существенно выше, чем спектров КТИ. Экспериментальное исследование свойств ИК с целью оптимизации его параметров для создания практических источников линейно-поляризованных у-кванте в является актуальной задачей. В первых экспериментах [23-26], выполненных практически одновременно на Стэнфорлском ускорителе (США), на ускорителях Харькова, Еревана, Томска (при активном участии автора диссертации) основное внимание уделялось исследованию спектральных характеристик ИК, тогда как поляризационные характеристики не изучхшеь.
Основные концепции явления канал ирования изложены в работе [27]. Каналирование возникает при углах падения частицы относительно кристаллографических осей или плоскостей монокристалла меньших некоторого критического угла #(, называемого углом каналипования :
Вк - ^J2ze2/aE0 - для оси, (3)
где ze - заряд ядра. Для плоскости дк в несколько раз меньше, чем для оси.
Теорій КТИ, развитая в первом борновском приближении теории возмущений [3], то есть когда мал эффективный параметр взаимодействия заряженной частицы с ядром (ze7fhc «1), согласуется с экспериментальными данными в области углов в » вк и в
диапазоне энергий о > 0,1Е0. При в -> 0 в зону формирования излучения / ~ |<у| попадает большое число узлов решетки - N и эффективным параметром взаимодействия становится величина Nze2jhc, которая может быть много больше единицы, т.е. условие применимости первого борцовского приближения нарушается. Первые утверждения о неприменимости теории возмещений в направлениях максимумов излучения, под малыми углами влёта частиц в кристалл и при достаточно больших энергиях, содержатся в работах [28-29].
Выход за рамки теории возмущений применением, например, использование квазиклассического приближения [30-31], позволяет расширить область применимости формул КТИ, но различие в интенсивностях излучения электрона и позитрона при углах 9~9к, наблюдаемое в экспериментах [32-33], в принципе не объясняется
теорией КТИ.
В первых экспериментальных работах по исследованию влияния кристаллической структуры мишени на тормозное излучение электронов с ,,=575 МэВ [34-36] проявились противоречия с теоретическими предсказаниями [1] в области малых углов ориентации в. В работе [35] было показано, что ориентационная зависимость
отношения выхода низкоэнергетических фотонов (й><30 МэВ) к полному выходу у -излучения имеет ярко выраженный максимум при в*0 относительно оси (НО)
кристалла кремния вместо провала, следующего из теории [1,3]. Это расхождение авторы [36] объяснили недостаточным угловым разрешением установки. Следует отметить, что применявшийся метод регистрации у - излучения с помощью тонкостенных ионизационных камер наиболее чувствителен к мягкой компоненте спектра у - излучения электронов, которая, в основном, обусловлена излучением при каналировании.
В работах [37,38] также наблюдались максимумы в ориеитационных зависимостях выхода мягкого у - излучения при движении электронов с Е0 =3,5 ГэВ вдоль осей и плоскостей алмаза.
Во всех экспериментальных работах по КТИ, выполненных до 70-х годов, за исключением работ [34-36], авторы не обращали внимания на резкий польём интенсивности излучения в мягкой части спектра, когда импульс излучающего электрона направлен вдоль оси: монокристалла или лежит в какой-либо кристаллографической плоскости, хотя этот эффект наблюдался в ряде рабо г [4,5,39]. Вероятно, это было связано с тем, что применявшаяся в большинстве работ по КТИ методика измерения спектров у - излучения парным магнитным спектрометром не позволяла регистрировать фотоны ниже некоторой пороговой энергии, которая была довольно высокой [5,40] и определялась нижней границей напряженности магнитного поля спектрометра. В работах [34-38], где излучение регистрировалось ионизационными камерами, эффект увеличения выхода мягкого /- излучения электронов на оси или плоскости наблюдался, но данная методика не позволяла измерить спектры.
Метод ориентации кристаллической мишени, предложенный в [37], впоследствии применялся во многих работах по исследованию излучения при каналировании.
Впервые различие в интенсивностях у- излучения электронов и позитронов при малых углах в наблюдалось экспериментально в работе [32] при прохождении этих частиц с, 0 =16-5-28 МэВ вдоль осей монокристалла кремния. В работе было отмечено, что различие в излучении связано с эффектами каналирования позитронов, дополняющих когерентные эффекты. Для электронов, движущихся вдоль оси (ПО)
кремния, наблюдался подъем интенсивности излучения в низкоэнергетической частіг тормозного спектра(<о< 1 МэВ).
В цикле работ, выполненных в Харьковском физико-техническом институте, было показано, что:
вблизи осей монокристаллов.кремния и ниобия ориентационные зависимости полного выхода существенно различны для электронов и позитронов [41];
эффект каналирования позитронов, наблюдавшийся в [32], имеет место при Е0 = 1 ГэВ;
в области углов в ~ 10"J рад наблюдается влияние эффектов каналирования на спектры когерентного тормозного излучения электронов и позитронов в кремнии II ниобии [33,41].
Интерпретация этих экспериментальных фактов выходила за рамки теории КТИ и требовала привлечения механизма каналирования.
В ряде теоретических работ был рассмотрен механизм излучения заряженных частиц, связанный с радиационными переходами между уровнями поперечного движения в потенциале кристалла. В обзоре [42] отмечалась возможность вынужденного излучения протонов при каналировании в инфракрасной области электромагнитного спектра.
В [43] рассматривалось излучение электронов в ориентированных кристаллах в церелятивистской области энергий, В работе [44] исследовалось влияние аксиального каналировании электронов на оптическую часть электромагнитного спектра излучения. В [45] исследован процесс излучения релятивистских электронов в периодическом внешнем электромагнитном поле (произвольном ондуляторе), предложен квазиклассический операторный метод, пригодный для расчета, излучения при каналировании, получены поляризационные спектральные и угловые характеристики излучения в классическом и квантовом случаях.
В цикле работ [7-9] впервые была подчеркнута возможность возникновения интенсивного спонтанного излучения при каналировании в рентгеновском и у--диапазонах, была предложена модель этого явления: в классическом и квантовом подходах. В этих работах было показано, что при энергиях электронов - 0,1 * 10 ГэВ, в результате эффекта Допплера, излучение наиболее интенсивно происходит и диапазоне энергий фотонов от ОД до нескольких десятков МэВ, причем при плоскостном каналировании излучение имеет 100 % линейную поляризацию, проведен анализ спектральной и полной интенсивностей излучения.
В работе [46] исследовался сложный и аномальный эффекты Допплера в излучении электронов и позитронов при каналировании с учетом взаимодействия излученного фотона с кристаллом. Квантовая теория излучения с учётом пространственной и частотной дисперсии электромагнитного ноля развита в работе [47], исследовано влияние межплоскостного потенциала на спектрально-угловое распределение рентгеновских фотонов. В работах [48-49] в рамках классической теории изучен процесс тормозного излучения каналируемых релятивистских частиц без привлечения модельных потенциалов, исследована зависимость интенсивности излучения от температуры кристалла и углового разброса частиц в пучке.
Следуя работам [7-9], проведем качественное рассмотрение механизма излучения электронов при плоскостном каналировании. В общем случае, при влете электрона в кристалл под углом в<в1. для реализации режима каиалирования его траектория в канале, образованном усредненным потенциалом плоскости, должна приобрести некоторую стабильность. Это возможно, если энергия поперечных колебании меньше эффективной высоты потенциального барьера.
Решение уравнений движения ультрарелятивистского электрона в потенциале гармонического типа [9]:
V(x) = V0x\ (4)
(ось ОХ перпендикулярна плоскости канала), дает известный результат:
x(t) = хт sin cot. (5)
В поперечном направлении электрон совершает гармонические колебания с частотой:
(о =—- 1--=- ,. (о)
т0\ с )
где v.' продольная составляющая скорости электрона.
Интенсивность дипольного излучения в этом случае вычисляется но известной формуле [50]:
(7) тс'
где R - радиус кривизны траектории.
Полная интенсивность излучения:
7 = хгп,е2ШАуА/Зс\ (8)
Спектральное распределение излучения имеет вид:
dJ ЪЗ со
d о>т в>я
(а>^
1-2^-+2
\.*»J
(О
(9)
где сот - максимальная частота излучения, следующая из формулы Допплера:
u7 = «/(l-(a/c)cos5). (10)
В направлении прямо- вперед (в ~ 0),
_ і У
сот = 2соу~ ~уп. (11)
В случае аксиального каналирования двумерный потенциал, управляющий движением частиц вдоль оси канала, берётся в виде [27]:
W = v{p)+L2jmy1 р\ (12)
где р = [х2 + у2 У2 расстояние до атомной цепочки, L - угловой момент электрона относительно цепочки, V{p)- непрерывный потенциал цепочки. Потенциал цепочки можно представить в виде:
V(p)=-zelfp + c, (13)
где z и с - варьируемые параметры.
Решение уравнений движения с этим потенциалом приводит к траектории, имеющей вид спирали, накручивающейся на атомную цепочку. Проекция траектории на плоскость, перпендикулярную цепочке, имеет вид эллипса. Полная интенсивность излучения определяется формулой:
- 2р2е2сд*у4 _ 1е2 ,.л.
Зс тр у
где р - средний радиус закручивания спирали.
В работах [7-9] был отмечен ряд особенностей излучения при каналировании, важных для практического применения: направленность (- 1/7), высокая спектральная плотность, квазимонохроматичность, высокая степень поляризации.
Эти факты подтверждают исключительную актуальность проблемы исследования излучения при каналкровании с точки зрения создания интенсивных источников направленного рентгеновского и у - излучений с высокой степенью поляризации. Кроме того, всесторонние экспериментальные и теоретические исследования излучения при каналировании существенно дополнят общую картину взаимодействия заряженных частиц с веществом. Вышеперечисленные работы стимулировали проведение дальнейших исследований. В работах [51-52], выполненных на Ереванском синхротроне, было показано, что энергетические потери электронов с Еа = 4.7 ГэВ на излучение резко возрастают при малых углах влета в кристалл алмаза, что приводит к
увеличению полного выхода у- излучения. На Томском синхротроне был измерен спектр у- излучения электронов с Ей =800 МэВ при аксиальном каналкровании в
алмазе [53] и обнаружено увеличение интенсивности в низкоэнергстической части спектра. В Харькове на линейном ускорителе электронов ЛУЭ-2 было зарегистрировано увеличение интенсивности у -излучения в низкоэиергетической части тормозного спектра (й)<1 МэВ) позитронов с Еа~\ ГэВ, движущихся в
условиях осевого каналирования в кристалле кремния [54].
В 1960-х годах М. Л. Тер-Микаелян [6], рассматривая излучение заряженной частицы, движущейся в периодической среде с периодом d и со средним значением диэлектрической постоянной 0, получил условие, резонанса:
rfj. ; = «Л., « - целое, (15)
COS^
гдер~ скорость частицы, в - угол вылета фотона относительно направления движения частицы, у/ - угол влёта в периодическую структуру, к - длина волны излучения, (здесь и далее используется система единиц h = т = с = I),
Формула (15) получена из общих законов сохранения с учетом интерференции в периодической структуре, поэтому она остаётся справедливой для любых углов излучения, в т.ч. для $»у'х{у - Лореіщ-фактор начшіьной частицы. /"' -характерный угол излучения релятивистской частицы).
В цитируемой монографии М. Л. Тер-Микаелян назвал подобный тип электромагнитного излучения резонансным.
В начале 70-х годов практически одновременно авторы работ [10-11] рассмотрели излучение в рентгеновском диапазоне ультрарелятивистских электронов а реальном кристалле. В цитируемых работах {а также в работах [12-13]) было показано, что в брэгговских направлениях относительно импульса начальной частицы излучается
монохроматическое излучение с шириной линии Да/іУ-^"1 . Энергия линии определяется следующим образом:
&„= , .*", -я, (16)
a sin UB
п - целое, d -межплоскостное расстояние, вв - угол ориентации (угол Брэгга).
Легко видеть, что выражение (16) совпадает с законом Брэгга для дифракции реальных фотонов, а также с формулой (15) (с точностью до членов порядка —у'-). В последнем можно убедиться после подстановки:
2 '
2(0 0 = 2ЄВ,
і// = 90-9№.
Здесь о>р - энергия плазмона материала мишени, со - энергия испущенного фотона.
В работе [10] максимумы в спектре были названы динамическими, а само излучение— каазичеренковскили тогда как в [II] - параметрический. Указанный тип излучения имеет много общих: черт с черенковским и переходным излучением (поскольку излучает не сама релятивистская частица, а среда, через которую она пролетает):
- фотоны излучаются под большими углами в » у~';
нет зависимости от массы заряженноіі частицы (могут излучать тяжёлые частицы);
излучение генерируется при равномерном и прямолинейном движении заряженной частицы.
В работе [55] была предпринята попытка экспериментального обнаружения данного типа излучения, которая не увенчалась успехом. Авторы работы исследовали спектр излучения под малыми углами 8~~у~] на пучке электронов Кормеллского синхротрона с энергией 2,7*11 ГэВ. Использов&тись поликристалл и чес к не мишени LiF. Отрицательный результат эксперимента объясняется тем, что выход переходного излучения-с неирерынным-спектром в направлении вперёд на два порядка превышал интенсивность искомого монохроматического излучения для используемых в детекторов с разрешением Д w/ш ~10%.
В эксперименте [56], проведенном на электронном синхротроне "Сириус" НИИ ЯФ ТПУ впервые. наблюдался описываемый тип излучения. Авторы цитируемой работы, следуя терминологии, введенной в статье [57], назвали наблюдаемый эффект параметрический рентгеновским излучением (ПРИ). В дальнейшем этот термин стал общеупотребительным (в английской транскрипции - parametric X-ray radiation, PXR).
После экспериментов на Томском синхротроне [58-62], в которых исследовались спектр, угловое распределение, зависимость выхода ПРИ от энергии электронов и типа кристалла, во многих ускорительных лабораториях бывшего СССР, CILIA. Японии, Канады, Германии были получены результаты, подтверждающие данные Томском группы (см., например. [63-69]).
Наглядно физическую природу ПРИ можно объяснить, следуя работе [70].Одним из наиболее общих процессов взаимодействия релятивистской заряженной частицы с атомами среды, через которую движется частица, является поляризация атомных оболочек кулоновским полем частицы. Поляризация среды, вызываемая полем движущегося заряда, является переменной величиной и, в силу законов электродинамики, становится источником электромагнитного излучения, которое было названо поляризационным [71]. ПРИ так же соотносится с поляризационным излучением, как когерентное тормозное излучение с обычным тормозным.
Другими словами, виртуальные фотоны кулоновского поля заряженной частицы рассеиваясь на кристаллографических плоскостях, превращаются в реальные, причем строгое дисперсионное соотношение, выведенное по квантовой теории [72]:
совпадает с формулой (15), полученной М. Л. Тер-Микаеляиом в рамках классической электродинамики. В (18) - вектор обратной решетки, п - единичный вектор в направлении вылета фотона.
К началу работ, составляющих основу данной диссертации, сложилась следующая экспериментальная ситуация: !. Имеющиеся, экспериментальные и теоретические данные подтверждали
неполноту традиционного описания излучения заряженных частиц в кристаллах и
принципиальное различие механизмов излучения при каиалироваиии и К'Ш. 2. Имеющиеся теоретические расчеты спектрального состава излучения при
плоскостном каналированин электронов были недостаточно подтверждены
экспериментально.
3. Совершенно отсутствовали данные об энергетической зависимости спектров
излучения со(Еа) как для аксиального, так и для плоскостного каналировиння.
Отсутствовали данные по спектрам излучения для различных атомных плоскостей.
Эксперименты по обнаружению и исследованию поляризации излучения при каналировании вообще не проводились.
Не было данных по спектральным свойствам ПРИ в совершенных монокристаллах.
Отсутствовали данные по угловым распределениям ПРИ и сравнению с теоретическими расчетами.
Отсутствовали экспериментальные данные- по полярмзашюнным характеристикам ПРИ.
Отсутствовали данные по влиянию динамических эффектов на характеристики ПРИ в области аномальной дисперсии (в области К-края поглощения).
Не был .исследован вклад дифракции реальных фотонов переходного и тормозного излучений-и его влияние на угловые распределения фотонов ПРИ для монокристаллических мишеней с большим атомным номером.
Целью диссертационной работы является экспериментальное изучение спектрально-угловых и поляризационных свойств электромагнитного излучения релятивистских электронов в ориентированных монокристаллах в рентгеновском и 7-Днапазонач спектра для определения возможности создания новых источников излучения, включающее:
Экспериментальное исследование спектральных свойств излучения при движении электронов вдоль основных кристаллографических плоскостей монокристалла алмаза и сравнение с существующими теоретическими моделями.
Измерение поляризации 7_излУчеиия ПРИ плоскостном каналировании электронов в алмазе с целью подтверждения теоретических выводов о высокой (-100 %) степени линейной поляризации.
Исследование спектральных свойств ПРИ в совершенных монокристаллах.
Измерения угловых распределений фотонов ПРИ и сравнение с теоретическими предсказаниям и.
Исследования линейной поляризации ПРИ.
Изучение влияния динамических эффектов на характеристики ПРИ в области аномальной дисперсии, то есть в близи К - края поглощения.
Исследование вклада дифракции реальных фотонов переходного и тормозного излучения и его влияния на угловые, распределения фотонов ПРИ для монокристаллической мишени с большим Z (вольфрам).
Основные положения, выносимые на защиту:
Оригинальная экспериментальная установка для измерения спектральных, угловых и поляризационных характеристик электромагнитного излучения релятивистских электронов в ориентированных кристаллах.
Результаты экспериментальных исследований спектрально - угловых характеристик излучения электронов при каналировании в алмазе и кремнии, стимулировавшие развитие адекватных теоретических моделей.
Обнаружение линейной поляризации излучения электронов при плоскостном каналировании.
Экспериментальные данные по исследованию спктралыю-угловых распределений параметрического рентгеновского излучения электронов в кристаллах кремния и алмаза.
Обнаружение линейной поляризации параметрического рентгеновского излучения.
Экспериментальные данные по исследованию параметрического рентгеновского излучения в области аномальной дисперсии, впервые показавшие несовершенство кинематической теории ПРИ.
Экспериментальные данные по исследованию угловых распределений фотонов параметрического рентгеновского излучения в монокристалле вольфрама, позволившие определить вклад в угловые, распределения от дифракции реальных фотонов и провести сравнение с моделью ПРИ в рамках динамической теории дифракции.
Материалы, вошедшие в диссертацию были представлены на сессиях Отделения ядерной физики Российской Академии наук (г.Москва, 1980, 1981гг.), Всесоюзном семинаре по электромагнитным взаимодействиям (г.Харъков, 1971г.), XT, ХП, XIV, XV, XVII, XVIII, XXXI, XXXII Всесоюзных совещаниях по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами (г.Москва, 1981, 1982, 1985, 1988, 19S9, 2001, 2002гг.), I Российско-Японском симпозиуме по взаимодействию ядерных частиц с монокристаллами (г.Новосибирск, 1981г.), XXX, XXXI Совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (гЛснинград, 1980г., Самарканд, 1981г.), II, III Конференциях по излучению релятивистских частиц в кристаллах (г.Нальчик, 19S3, 1988гг.), на IV Всесоюзном Совещании "Interaction of Radiation with Solids" (Moscow, 1990г.), на совещании по когерентному излучению с использованием электронных ускорителей, (Тохоку университет, Сендаи, Япония, 1993г.), Международном симпозиуме "Поляризационное тормозное излучение быстрых заряженных частиц в конденсированных средах" (Белгород, 2000г.), 5 Российско- Корейском симпозиуме КОРУС-2001 "Наука и технология" (Томск, 2001 г), 6 КОРУСе-2002 г., (Томск, 2002г.), V Международном симпозиуме RREPS, 2001, озеро Ая, Алтай, Россия), на научных семинарах НИИЯФ при ТПУ и кафедры ПФ ФТФ ТПУ и опубликованы в работах [26,58,60,61,74,83,86-97,134-137,139,141,145,154,156,159,162,163,165-168].
Диссертация состоит из введения, шеста глав, заключения и списка литературы
(178 наименований). Общий объём 123 страницы, включая 70 рисунков и 9 таблиц.
Во Введении дано краткое описание существовавших моделей и механизмов электромагнитного излучения релятивистских электронов в ориентированных кристаллах, которые составляют предмет исследования данной диссертационной работы, обоснована актуальность исследований, сформулированы цели и основные положения, выносимые на защиту, кратко изложено содержание диссертации.
В первой главе приведены результаты экспериментальных исследований спектральных свойств у'ИЗлу^иия электронов, движущихся вдоль основных кристаллографических направлений алмаза.
В разделе 1.1 первой главы дана информация об экспериментальной зоне Томского синхротрона «Сириус», приводится схема эксперимента по исследованию спектральных свойств ?-излучения ПРИ каналировании, электронная логика эксперимента, характеристики лучка электронов, метод мониторирования пучка, метод ориентации кристалла-мишени, характеристики спектрометра полного поглощения.
В разделе 1.2 приводятся результаты измерений энергетической зависимости спектров у-излучения электронов, движущихся вдоль оси <110> алмаза
В разделе 1,3 рассмотрены особенности спектров у-излучения электронов, движущихся вдоль плоскостей (110) и (111) алмаза.
В разделе 1.4 исследована зависимость положения максимумов щ в спектрах излучения і при плоскостном каналировании и степень монохроматичности До для энергий электронов Ео= 600,650,700,800,850,960 МэВ для кристалла алмаза.
В разделе 1.5 приведены абсолютные значения интенсивности гамма- излучения электронов с энергией Е=900 и 600 МэВ при каналировании в плоскости (001) алмаза толщиной 0,35 мм.
В разделе 1.6 приводятся результаты обработки экспериментальных данных и обсуждение полученных результатов. Излучение, канал нру ем ых электронов формируется на небольших глубинах кристалла (порядка одной или нескольких длин деканалирования) и для толстых кристаллов может быть выделено жесткой коллимацией у - пучка порядка угла какалирования.
В главе 2 приведены экспериментальные исследования поляризации у - излучения электронов при плоскостном каналировании в алмазе.
В разделе 2.1 главы рассмотрены поляризационные состояния фотонов.
В разделе 2.2 приводится модель, описывающая поляризацию -у-излучення электронов при каналировании. рассмотрены физические причины возникновения поляризации излучения, приводятся основные формулы для определения поляризации.
В разделе 2.3 дается краткий обзор экспериментов по получению поляризованных фотонов высокой энергии через механизм КТИ.
Экспериментальных измерений линейной поляризации у - излучения при каналировании до появления данной работы не было. В разделе 2.4 предложен метод измерения линейной поляризации фотонов по асимметрии выхода нейтронов при фоторасщеплении дейтерия, рассмотрена анализирующая способность процесса фоторасщепления ядер дейтерия поляризованными фотонами.
В разделе 2.5 приведена методика и результаты измерении линейной поляризации излучения электронов, движущихся вдоль плоскостей (001) и (ПО) алмаза. Экспериментально обнаруженная высокая степень линейной поляризации у -излучения в сочетании с высокой интенсивностью дает возможность создания квазимонохроматического линейно-поляризованного у - пучка.
В главе 3 приведены результаты экспериментального исследования спектральных распределений ПРИ в монокристаллах алмаза и кремния.
В разделе 3.1 приведены результаты первого экспериментального наблюдения эффекта параметрического рентгеновского излучения в алмазе, описаны методика измерений^ и созданная для этих целей аппаратура.
В разделе 3.2 приводятся результаты измерений спектральных распределении ПРИ в монокристалле атмаза, полученные на Томском синхротроне «Сириус» для электронов с энергией Е=900 МэВ. Полученные результаты экспериментально подтверждают существование нового механизма электромагнитного излучения релятивистских электронов- параметрического рентгеновского излучения.
В разделе 3.3 приведены экспериментальные исследования: свойств ПРИ для электронов с энергией 4,5 ГэВ в монокристалле алмаза.
В разделе 3.4 приведены результаты первых измерений выхода фотонов ПРИ для электронов с энергиями от 200 до 900 МэВ в монокристалле кремния.
В разделе 3.5 приведены энергетические зависимости выхода фотонов ПРИ из монокристалла кремния.
В главе 4 приведены экспериментальные данные по измерениям проекционных угловых распределении ПРИ для монокристаллов атмаза, кремния, вольфрама.
В разделе 4.1 изложена методика измерений угловых распределений. Измерения проводились методом сканирования рефлексов ПРИ с помощью коллимированного рентгеновского спектрометра в двух взаимно-перпендикулярных напраплениях.
В разделе 4.2 приведены результаты измерений угловых распределений ПРИ для рефлексов (400), (220) и (440), при пролете электронов с энергиями 900 и 500 МэВ через монокристаллы алмаза и кремния при дифракции виртуальных фотонов на плоскостях (100) и (110).
Из полученных результатов можно сделать важный вывод, что реальные угловые распределения ПРИ заметно больше угла у'1 = т^с21Е, который в ранних теоретических работах считался характерным определяющей для угловой расходимости ПРИ,' и определяются параметром 9Ph = J у'2 + со2 I со1.
В разделе 4.3 приведены результаты экспериментальных измерений угловых распределений рентгеновского излучения 500 МэВ-ных электронов из монокристалла вольфрама. Показано, что в кристаллах с большим атомным номером, где значителен эффект многократного рассеяния, существенный вклад в угловое распределение ПРИ вносит дифракция реальных фотонов переходного излучения.
В главе 5 приведены результаты экспериментального обнаружения поляризации ПРИ. В разделе 5.1 даны характеристики поляриметра, приведены оценки его анализирующей способности и методика измерения поляризации.
В разделе 5.2 приведены первые экспериментальные результаты, подтверждающие высокую степень линейной поляризации ПРИ.
В главе 6 приведены результаты исследования ПРИ в области аномальной дисперсии.
В разделе 6.1 обоснована геометрия и тип кристалла для подобных измерений. Здесь же приводится описание экспериментальной установки. Эксперимент проводился на внутреннем пучке электронов томского синхротрона с энергией Ео = 900 МэВ. В качестве мишени использовался монокристалл германия толщиной 0,17 мм, ориентированный таким образом, чтобы импульс электрона составлял угол Брэгга 6б = 9*30' с плоскостью (111). В этом случае энергия фотонов ПРИ была близка к энергии К-края германия.
В разделе 6.2 приведены результаты измерений и основные выводы.
В Заключении приведены основные результаты диссертации.
Энергетическая зависимость спектральных характеристик у- излучения электронов, движущихся вдоль оси <110> алмаза
На рисунке П.б приведены выходы фотонов различных энергий измеренные у-спектрометром, в зависимости от угла yVli между импульсом электрона и осью (110)(4 = 0, Е0 900 МэВ). Видно, что при движении электронов вдоль оси (і 10) (хв= 0, Уг= 0), наблюдается возрастание числа фотонов с энергиями л 50 МэВ. Полная ширина на полувысоте максимумов в ориенташюнных зависимостях Д# = 1,15-10 рад одинакова для всех измеренных энергий фотонов со и, с учетом расходимости- пучка электронов, находится в согласии с удвоенным значением критического угла каналирования вк « 0,47 10" рад.
Спектры интенсивности a -Nr\co) у- излучения электронов, движущихся вдоль оси (і 10} алмаза, приведены на рисунке 12 для Е0 = 600,750,900 МэВ. В спектрах интенсивности наблюдается максимум при энергиях со0, положение которого зависит от начальной энергии электрона Е0. Сравнивая, приведённые на рис. 12 спектры, со спектром Шиффа (рис. 13.») от аморфной танталовой мишени, можно получить максимальную энергию й П1И спектра -излучения при каналировании. В таблице 3 приведены характерные частоты фотонов для измеренных спектральных распределений, где AfiV есть ширина на половине высоты спектрального максимума.
Из таблицы видно, что сдвиг характерных частот спектра в сторону больших энергий происходит быстрее для более жёстких фотонов, то есть наблюдается уширение спектральных распределений с ростом EQ.
Спектральный состав /-излучения, возникающего при плоскостном каналировании ультрарелятивистских электронов, теоретически исследовался а работах [100-102]. Экспериментальных данных [85,98] было недостаточно для количественного сравнения с теорией.
В этом параграфе представлены результаты экспериментального исследования спектров у- излучения, возникающего при плоскостном каналировании электронов с энергией Ей= 900 МэВ в алмазе [88,89,92]. Эксперимент проводился по схеме, приведённой в 1.1. Энергетический эквивалент порога у- спектрометра составлял 1,5 МэВ. Пучок фотонов имел угловую расходимость 0,2 мрад.
На рис. 13-Й (1) приведен спектр интенсивности у- излучения o -Nr{(S) для ориентации алмаза 4 = 0, хг= 6, соответствующий движению электронов в плоскости (110). В спектре наблюдается пик в области энергий /- квантов щ =г 8 МэВ. Если этот пик обусловлен излучением при каналировании, то при изменении угла lFr (между импульсом электрона ри осью (И0 ) при неизменном угле хи- 0 (импульс электрона лежит в плоскости (ПО)) вид спектра не должен измениться. Для проверки этого предположения был измерен спектр для ориентации 4fB = 0, vf/. = 24,0 мрад, который приведен на этом же рисунке 13.дг (2). Форма спектра и выход фотонов в области й) й 60 МэВ не изменяются, тогда как по теории КТИ [4] при увеличении угла разориентации максимум в спектре должен сдвигаться почти линейно в сторону больших л». Этот факт говорит в пользу того, что в эксперименте наблюдается излучение, обусловленное движением электронов в плоскостном канале.
Форма спектра и положение максимума качественно совпадают с теоретическими, полученными в работе [101] для потенциала «перевернутая парабола». Подъём в жесткой части спектра интенсивности для ориентации 1РЛ= 0, Т, = 24 мрад рис. 13л (2) обусловлен КТИ. Первый пик в спектре КТИ для этой ориентации соответствует энергии or1 = 330 МэВ. Отсюда можно сделать вывод, что вклад КТИ в спектр излучения при каналировании в нашем случае пренебрежимо мал.
На рисунке 13.6 показаны спектры у- излучения (4) и интенсивности (3),
полученные при выводе импульса электрона из плоскости (110) на угол 1,1 мрад (4 г = 6 мрад). Видно, что при этом уменьшается выход фотонов в иизкоэнергетической области, и спектр интенсивности практически совпадает со спектром от аморфной танталовой мишени толщиной 0,4 мм (5), то есть при разориентации 1Р„ 4#Ж излучение при каналировании отсутствует.
На рисунке 14.6 приведён спектр интенсивности излучения электронов при каналировании в плоскости (Ш) (углы ориентации Тг= 6,0 мрад,ЛР„ =4,3 мрад). В спектре хорошо различаются два; отдельных максимума, что, по-видимому, обусловлено специфическим видом потенциала плоскостей (111) алмаза [103]. В этом случае эффективный потенциал является суперпозицией двух отдельных одноплоскостньк потенциалов, поэтому при каналировании могут реализоваться три основных типа устойчивых траекторий связанного движения: а) с отдельными атомными плоскостями; б) в эффективном квазимолекулярном потенциале двух плоскостей; в) надбарьерное квазисвязанное движение в двухплоскостном потенциале. Тогда первый максимум- в спектре интенсивности (рис.14.е) при энергии щ « 3+3,5 МэВ соответствует излучению в случае (б), второй максимум со Ю МэВ - случаю (а).
Траектория типа («) дают вклад в интенсивность излучения в диапазоне энергий 10 у 30 МэВ, как в случае каналирования в плоскости (110), когда ХИЯ 0. Обнаруженный эффект открывает новые возможности формирования более монохроматических у пучков в случае реализации квазимолекулярного режима каналирования, по сравнению с обычным плоскостным случаем.
Следует отметить, что даже в случае сравнительно «толстого» кристалла, когда существенную роль играют процессы деканалирования, в области низких энергий вклад излучения при каналировании является доминирующим по сравнению с КТИ, а их спектральные характеристики отчетливо разделяются для ультрарелятн висте ких электронов,
Впервые экспериментально исследована зависимость положения максимумов л 0 в спектрах излучения и степень монохроматичности Аы для энергий Еа = 600, 650, 700, 750,800,850,900 МэВ [88,89,96,97].
На рисунке 14.о,б приведены спектры фотонов (а) и спектры интенсивности (6) для 0= 900 МэВ и ориентации Ч?н= 0, 1ИГ= 6 мрад (1), при которой импульс электрона лежит в плоскости (110) и составляет угол 6 мрад с осью (ПО) алмаза, а также спектры, полученные при выводе импульса электрона из плоскости (ПО) на углы Тй= 0,45 мрад [рис. 14« (2)] и 4 = 1,1 мрад [рис.14.а (3)] при неизменном Т, = 6 мрад. На рисунке 14.6 (2, 3) приведены спектры интенсивности для тех же условий. Видна эволюция спектров, по мере разориентаннн от плоскости, в сторону уменьшения интенсивности вплоть до совпадения со спектром от аморфной танталовой мишени (рис.13.6 (5)). Критический угол каналирования для плоскости (110) составляет вк = 0,25 мрад. Из рис. \4.а,б спектр (2) видно, что для ориентации УУВ 26[., в спектрах наблюдается увеличение выхода фотонов, по сравнению с разориептированным кристаллом і (рис 14а,6, спектр 3), в области энергий со 30 МэВ без выраженного пика. Это увеличение, возможно, связано с надбарьерным излучением электронов. На рисунках 15, 16, 17 приведены спектры, излучаемых фотонов и интенсивности для электронов с 0= 600, 750, 650, 700, 800, 850 МэВ, каналируемых в плоскости (ПО).
Поляризация/- излучения электронов при каналировании
На рисунке 20 приводятся Sy{a) ), iVr(ft ) и приближенное решение S(,(A/) для К= 5; 20 при S = 2%, а также приведена (для нашего модельного примера) численно найденная зависимость а- т{д). Эти результаты показывают, что с помощью изложенного аігоритма можно устойчивым образом строить приближенное решение обратной задачи (1.14).
На рисунках. 21, 22, 23 сплошными кривыми показаны спектры, полученные применением данного алгоритма. Видно, что этот метод позволяет учесть тонкую структуру спектров {рис.21, 22). При восстановлении спектров учёт аппаратурной функции / -спектрометра не привел к существенному видоизменению экспериментальных данных. Вероятно, это связано с тем, что характерная ширина максимумов, в спектрах значительно больше собственного энергетического разрешения спектрометра. При обработке данным методом «гладких» спектров типа, приведенного на рисунке 23, восстановленный (истинный) спектр совпадает в рамкач погрешностей измерений с экспериментальным. Следует отметить, что во всех рассматриваемых случаях результаты были получены не более, чем за 5 итераций , этот факт иллюстрирует эффективность предлагаемого алгоритма.
Обсуждение у-излучения при каналировании ранее проводилось без учёта деканалирования и коллимации фотонного пучка [9,102] . В условиях нашего эксперимента, как и в большинстве экспериментов по излучению электронов при каналировании, использовались толстые кристаллы. Поэтому для сравнения теории с экспериментом нельзя непосредственно использовать результаты этих работ. Спектры излучения электронов при осевом и плоскостном каналировании в кремнии для Е0 = 1,2 ГэВ были измерены в работе [113]. В этом эксперименте отсутствовала коллимация у- излучения, расходимость пучка электронов была 10"4 рад, толщина кристатла кремния 240 мкм. Из сравнения результатов теории [114,115] и эксперимента авторы
[113] делают вывод, что по форме и абсолютной величине спектры у- излучения надбарьерных электронов удовлетворительно согласуются с данными эксперимента при средней расходимости пучка электронов в кристалле - 0,S#V для оси (і 10) н при - Ъвк для плоскости (100).
Однако из теоретических выводов работы [9] и наших экспериментальных данных следует, что угловая ширина ориентационных зависимостей выхода /- излучения канал ируемых электронов сравнима с критическими углами в,.. В параграфе 1.4 диссертации показано, что при разориентацни Тй » 2вк интенсивность излучения п максимуме резко падает (рис. 14 а,б). Естественно при этом предположит!., что у излучение каналируемых электронов формируется на небольших глубинах кристалла {порядка одной или нескольких длин деканалнроваиия ) и для толстых кристаллов может быть выделено жёсткой коллимацией пучка порядка угла вк. Далее, в результате многократного рассеяния электроны выбывают из режима каналнровання и сушественную роль начинают играть процессы надбарьерного излучения [114). При полном отсутствии коллимации процесс у излучения при каналировашш в толстых кристаллах, по-видимому, выделить невозможно, что и подтверждают данные [113], так как по оценкам, сделанным в работах [85,116], в интересующей нас области энергий электронов и толщин кристаллов, доля частиц, движущихся в условиях каналирования, весьма мала.. Авторы работы [117] провели машинное моделирование процесса у- излучения электронов в тонких монокристаллах ( /./) и сравнили расчёты с нашими экспериментальными данными.
На рисунке 24 приведены расчетные выходы фотонов (сплошные кривые) и экспериментальные (пунктир) для энергий 10 МэВ й) 50 МэВ. Наблюдается удовлетворительное согласие расчёта и эксперимента во всей области углов 0, за исключением 0«О. Расхождение с экспериментом в области 0 0, возможно, связано с неточным учётом многократного рассеяния электронов в кристалле, а также конечным энергетическим разрешением у -спектрометра. На рисунках 25-27 приведены расчетные спектры у- излучения электронов с 0= 600, 750, 900 МэВ вдоль осп (і Ю) в сравнении с экспериментальными.
Несмотря на то, что расчет проводился для тонких кристаллов (порядка 1 + 2/,,), наблюдается:удовлетворительное согласие с нашими экспериментальными данными. Возможно, это обусловлено жёсткой коллимацией у- пучка, которая позволяет при измерениях выделить процесс /-излучения при каналировании.
Процесс /-излучения1 электронов в толстых кристаллах при плоскостном каналировании рассматривался в работах [118,119]. Были вычислены спектральные характеристики излучения в заданный коллиматор и с учетом толщины кристалла, а также проведено сравнение теории с результатами нашего эксперимента [94]. В расчётах использован потенциал типа «перевернутая парабола», интенсивность излучения- рассчитывалась в дипольном приближении. Результаты расчёта спектральной интенсивности излучения.в сравнении с экспериментальными спектрами для 0= 600 и 900 МэВ приведены на рисунке 28 а,0 [\\% Для удобства сопоставления абсолютная величина экспериментальных значений увеличена в 2,1 раза на рис. 28а ив 1,9 раза на рис. 286, Форма спектров удовлетворительно описывается теорией, расхождение в нормировке, по мнению авторов [119], связано с приближённым характером описания деканалирования. Согласно [119]. при фиксированном угловом размере коллиматора в него попадает излучение электронов. имеющих ограниченные значения поперечной энергии eL, и спектр излучения практически не изменяется по мере прохождения электронов через кристалл. С увеличением угла коллимации в спектр излучения дают вклад электроны с большими е±, поскольку частота излучения растёт — угх , то вклад больших частот излучения увеличивается быстрее, чем вклад частот в области максимума. То есть при больших углах коллиматора и толщинах кристалла (l»ld) вклад в излучение дают, в основном, электроны, движущиеся высоко над барьером, а вклад в полную интенсивность каналируемьгх электронов или движущихся вблизи барьера мат. Излучение группы каналируемых электронов, что подтверждено нашими экспериментальными данными [88,89,92,94,96], может быть выделено коллимацией фотонного пучка в достаточно узком интервале углов.
Теория излучения при каналировании достаточно подробно изложена в последнем из опубликованных обзоров [22] ив настоящее время находит широкое применение в спектроскопии твердого тела. Развитие экспериментальных возможностей дало толчок к проведению большого объема экспериментальных исследований, которые в странах СНГ практически приостановлены, но интенсивно ведутся совместными усилиями физических центров в Германии (Дармштадт. Мюнхен и др.), Японии и США [101], Дальнейшие исследования спектров излучения частиц при каналировании дали возможность определить целый ряд характеристик кристаллов: амплитуды тепловых колебаний, формфакторы атомов решетки, плотность дефектов, изотопический состав и др. В заключение можно отметить, что несмотря на перспективность использования ИК, экспериментальные исследования затруднены влиянием конкурирующих процессов и в настоящее время ведутся интенсивные исследования в этой области, т.е. проблема не потеряла актуальности.
Исследование свойств параметрического рентгеновского излучения в алмазе
Таким образом, дейтериевый поляриметр обладает достаточно высокой анализирующей способностью в исследуемой области спектра. Чувствительность поляриметра пропорциональна объему дейтериевой мишени, но, с другой стороны, размеры мишени должны быть меньше длины свободного пробега Л нейтронов в дейтерии (Л 50+ 70 см для D:О), чтобы не учитывать упругое рассеяние нейтронов в мишени.
Измерение линсґіііоііі поляризации у-излучения электронен, движущихся вдоль плоскостей (001) и (110) алмаза.
Спектры /-излучения электронов (Ей= 900 МэВ), каналируемых в плоскостях (ПО) и (001) алмаза (рис.14, 18). имеют максимум в области энергий фотонов « 4 МэВ, поэтому для: измерения линейной поляризации ПК был выбран процесс фотодезинтеграции дейтона [132]. так как его анализирующая способность близка к единице в диапазоне 4 го 12 МэВ,
В эксперименте [93] (рис.30) использовалась дейтернй-содержащая мишень D}0, обогащенная дейтерием до 99,5/о. в стеклянной ампуле 010 мм и длиной 100 мм. Эффективная коллимация /-пучка определялась диаметром мишени и составила 0.3 мрад. Нейтроны регистрировались счётчиком медленных нейтронов типа СНМ-2. Выбор1 этого типа детектора был обусловлен высокой эффективностью регистрации нейтронов, которая соста&іяла для изотопа inCf (3 + 0,45)-10-1 и была практически постоянна в диапазоне энергий 10 кэВ - 5 МэВ, а также низкой чувствительностью к фону тормозного излучения,
Счётчик был помещён в парафиновый замедлитель, представляющий собой два коаксиальных цилиндра, разделённых защитным слоем В2Оъ. Во внутреннем цилиндре помещался счётчик, наполненный газом BF}, внешний цилиндр служил для защиты от фона рассеянных нейтронов. Угловой захват нейтронного детектора составлял 16. Сигнал с детектора постулат на эмиттерный повторитель, усиливался усилителем РАЧ841, дискриминировался по нижнему уровню амплитудным дикриминатором РВ4845, затем спектр импульсов набирался в анашзаторе импульсов Р4840 («Nokia»), работавшем в мультискалярном режиме с шириной канала 100 мкеек. При таком режиме нейтроны регистрировались равномерно в каждом из 100 временных канаїов в течение сброса электронов на мишень 10 мсек, затем импульсы в каждом канале суммировались. Выход нейтронов нормировался на единицу ускоренного тока.
Скорость счета шумовых импульсов нейтронным счетчиком не превышала 1 ими/мин. (без излучения).
Скорость счёта на /-пучке без мишени составляла 10% от скорости счета с мишенью - ВгО (5-Ю4 имп/мин). Ориентация кристалла (выход на плоскость) и измерение спектров /-излучения для плоскостей (НО) и (001) проводилось по методике, описанной в 1.1.
В эксперименте измерялась азимутальная асимметрия Лп выхода нейтронов из ядер дейтерия под полярным углом 0=90 в двух взаимно перпендикулярных плоскостях: здесь Ku(-L)= Yt(L)iW -Y HjO выход нейтронов из ОгО - мишени с учётом фона в плоскости, параллельной (рис. 31-тёмные точки) и перпендикулярной (рис.31 - тёмные треугольники) плоскости колебаний электронов. Фон определялся по выходу из НгО мишени с идентичными размерами. Вклад кислорода сильно подавлен, так как обусловлен у-квантами с энергией & I6 МэВ, кг тому же асимметрия выхода нейтронов из кислорода ожидается незначительной вследствие многочастпчности процесса [133].
Необходимо отметить, что при расчёте анализирующей способности R не учитывалось перерассеяние нейтронов в мишени, вероятность которого в нашем случае достигает величины 15% [93]. Было проведено четыре независимых измерения коэффициента Аи. Дія каждого положения детектора набиралось 600 событий. Аппаратурная асимметрия измерялась для следующих экспериментальных ситуаций:
В результате измерений было получено следующее значение усреднённой степени поляризации /-излучения электронов, каналируемых в плоскости (110): Iу = 0,S0 ± 0,15 (рис.32.б). В. полную ошибку включены: статистическая-ошибка, систематическая ошибка, связанная с неопределённостями в установке мишеней и детектора и ошибки в оценке анализирующей способности.
Было проведено измерение поляризации /-излучения при каналированнн электронов в. плоскости (001) (рис. З2.а). Эта плоскость развернута относительно плоскости (110) на 90, поэтому естественно ожидать поворота плоскости поляризации /-излучения. Результаты измерений подтвердили это предположение - направление преимущественного вылета нейтронов изменилось на 90. Степень поляризации для этой плоскости, вычисленная в тех же предположениях, что и ранее, составила Р =0,65 ±0,15. Расхождение в величинах усреднённой степени поляризации можно объяснить различием межплоскостных потенциалов плоскостей (ПО) и (001). от которых зависят эффективность захвата в канал и форма спектра /-излучения.
Таким образом, впервые экспериментально обнаружена высокая степень линейной поляризации /-излучения, что в сочетании с высокой интенсивностью даёт возможность создания эксплуатационного квазимонохроматического линейно-поляризованного /-пучка на основе эффекта каналировании электронов. Этот вывод был подтвержден в последующих работах , см. например [133], где для энергий электронов 62 МэВ наблюдались дискретные линии переходов как при плоскостном . так и при осевом каналировании и поляризация фотонов, а также в работе [155] для энергии электронов 1,2 ГэВ при каналировании в плоскости (НО) алмаза на Харьковском линейном ускорителе, где также экспериментально была подтверждена высокая степень линейной поляризации фотонов.
В этом разделе приведены результаты первого экспериментального наблюдения ПРИ в монокристалле алмаза, полученные на Томском синхротроне «Сириус» для электронов с энергией Е = 900 МэВ [56,145].
Как уже отмечалось, наиболее характерным свойством ПРИ, отличающим его от других видов излучения, ультрарелятивистскими заряженными- частицами, является существование квазимоиохроматнческого рентгеновского излучения, сосредоточенного под большими углами к направлению движения частицы.
Результаты экспериментальных измерений угловых распределений при для кристалле в алмаза и кремния
Важной характеристикой ПРИ, которая отличает его от других источников рентгеновского излучения является угловое распределение излучаемых фотонов. Согласно теории ПРИ [147], развитой без учета динамических эффектов , угловое распределение фотонов имеет асимметричную форму при больших углах наблюдения (например в геометрии измерений [56,61 ]), растепленную на два отдельных пика.
В дайной главе представлены экспериментальные результаты но угловым распределениям ПРИ в кристаллах алмаза под углом - 90 к направлению пучка электронов с энергиями 900 и 500 МэВ, кремния-для б = 19 и энергии 900 МэВ и вольфрама для 8 = 90 и энергии 500 МэВ.
В течение эксперимента ускоренный ток электронов в синхротроне задавали таким образом, чтобы загрузка спектрометрического тракта детекторов не превышала 2-Ю2 фотон/сброс, что соответствовало Arr 5-I0s электрон/сброс. При такой загрузке детектора вероятность наложения импульсов можно оценить по формуле: где р вероятность наложения импульсов, N0- средняя загрузка детектора за 1 с, г, хтительность сигнала детектора. В нашем случае r, 10"A с, Лг0-15-10 имп/с м уровень наложений регистрируемых сигналов составляет менее 3%.
Измерения угловых распределений фотонов проводились методом сканирования рефлексов ПРИ с помощью коллимированного рентгеновского спектрометра, перемещаемого в двух взаимно перпендикулярных направлениях. На рис. 48 показана геометрия эксперимента для случая падения пучка электронов под углом вн к плоскости (100) кристалла алмаза. Регистрация фотонов в данном случае проводилась под углом # = 2#д=90 к пучку электронов. Щелевой коллиматор, установленный перед пропорционачьным счетчиком, имел размеры 2,5x16 мм, что соответствует угловой апертуре Д0Г=±2,5 мрад и Дб +Іб мрад. Перемещение счётчика с коллиматором производилось с помощью шаговых двигателей вдоль двух взаимно перпендикулярных направлений X и Y. Измерение углового распределения заключалось в определении зависимости площади под пиками. рефлексов ПРИ от пространственного расположения детектора. Для определения площади под пиком сглаженный фоновый спектр, соответствующий разориентиро ванн ому кристаллу, подгонялся к спектру «эффект + фон» с помощью нормировочной константы, а затем вычитался. Погрешность в определении площади под пикой определялась статистикой набора спектра и не превышала 3 - 4%. Измеренные спектры нормировались на число прошедших электронов.
Таким образом были измерены угловые распределения ПРИ, генерируемого электронами с энергиями 500 и 900 МэВ в монокристаллах алмаза, кремния и вольфрама [59,156]. Все полученные результаты хорошо согласуются с предсказаниями теории (ПРИ). Так, в алмазе для угла детектирования 90 вертикхтьиая проекция рефлекса ПРИ расщепляется на два пика в отличие от горизонтальной проекции. В кремнии для меньшего угла детектирования обе проекции углового распределения практически симметричны.Ширина угловых распределений ПРИ значительно больше
Результаты экспериментальных измерении угловых распределении ПРИ дли кристаллов алмаза и кремния.
На рис. 49-51 приведены угловые распределения для рефлексов (400), (220), (440) рентгеновского излучения, генерированного электронами с энергией В = 900 МэВ її монокристалле алмаза. Частоты рефлексов равны соответственно u4r„, = 9.8 юВ. У:20 = 6,9 юВ, (ош =13,9 кэВ. Сплошными кривыми показаны результаты расчётов по теории ПРИ [147]. Согласно этой теории угловое распределение фотонов ПРИ в отдельном рефлексе описывается выражением где N0- некоторый множитель, характеризующий" абсолютный выход ПРИ, #м. = \ -кн jr ( /еон - проекционные углы вылета фотонов $2h = у 2 + в2 +of ,/fol. у лоренц-фактор электрона, 0; - среднеквадратичный угол многократного рассеяния в кристалле, в) - плазменная частота.
Влияние на форму углового распределения ПРИ размеров прямоугольного входного окна детектора и его положение относительно центра рефлекса учитывалось интегрированием выражения (4.1) по апертуре, детектора в подвижных пределах интегрирования (ниже а и h - линейные размеры щели коллиматора, R - расстояние от кристалла до детектора). Первое интегрирование по вх легко проводится аналитически, в результате ПОЛУЧИМ
Второе интегрирование по ву проводилось численно для выражения (4.2) в пределах [(#,, +b/R)+9}l\ методом трапеций.
Как видно из рис.49-51, имеет место довольно хорошее совпадение измеренных угловых распределений с расчётом по теории ПРИ [157]. Полная ширина на половине высоты углового распределения рефлекса (400) при сканировании детектором вдоль направления X равна A9f=9±0.5 мрад, для рефлекса (220) аналогичная величина равна Авя =12±0,5 мрад, а для рефлекса (440) Д0, = 7±0,5 мрад. Таким образом, увеличение частоты ПРИ приводит к заметному снижению ширины углового распределения для отдельного рефлекса в точном соответствии с теорией [147]. Затем щелевой коллиматор располагался горизонтально и симметрично относительно найденного максимума распределения рефлекса вдоль X, и детектор перемещали вдоль вертикального направления- Y. Как видно на рис.49-51, в этом случае угловое распределение рефлекса, состоит из двух отдельных пиков, разнесённых в пространстве. Расстояние между пиками ПРИ также уменьшается с увеличением частоты фотонов, как это видно из сравнения рис. 50 и 51. Расчётная кривая несколько уже экспериментальной, а глубина центрхтьного провала между пиками, полученная в эксперименте, меньше расчётной. Данные расхождения связаны с приближенным учётом угловой расходимости электронного пучка из-за многократного рассеяния [147]. Из выражения (4,1) следует, что уменьшение энергии электронов должно приводить к уширению углового распределения ПРИ (за счёт вклада -фактора и -30 10 0 ID ЗО 9д,мраЗ
