Генерация позитронов и квазимонохроматических фотонов от аннигиляции позитронов на лету для исследований гигантских резонансов в атомных ядрах Джилавян, Леонид Завенович

Диссертация - 480 руб., доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Автореферат - бесплатно, доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Джилавян, Леонид Завенович. Генерация позитронов и квазимонохроматических фотонов от аннигиляции позитронов на лету для исследований гигантских резонансов в атомных ядрах : диссертация ... кандидата физико-математических наук : 01.04.01 / Джилавян Леонид Завенович; [Место защиты: Ин-т ядер. исслед. РАН].- Москва, 2011.- 140 с.: ил. РГБ ОД, 61 12-1/45

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Прецизионные пучки позитронов 9

1.1. Основные характеристики ЛУЭ-100 9

1.2. Транспортировка, формирование и анализ пучков электронов и позитронов 15

1.2.1. Общая структура системы транспортировки, формирования и анализа 15

1.2.2. Ахроматическая поворотно-анализирующая система 21

1.2.3. Спектрометрия электронов и позитронов 31

1.3. Генерация позитронов 36

1.3.1. Характеристики (е — е+) конверсии в толстых конвертерах 36

1.3.2. Измерение в оптимальных конвертерах при 25 МэВ Е 60 МэВ дифференциального коэффициента е-— е+ конверсии К(Е+,Е 6+=9 =0) 42

1.3.3. Изучение динамики дополнительного ускорения позитронов в ЛУЭ-100 45

1.3.4. Получение прецизионных пучков позитронов на ЛУЭ-100 51

1.4. Выводы 72

Глава 2. Квазимонохроматические аннигиляционные фотоны 74

2.1. Сечения образования излучения от аннигиляции позитронов на лету 74

2.2. Коэффициенты конверсии позитронов в фотоны при аннигиляции на лету для типичных параметров пучка позитронов, аннигиляционной мишени и коллиматора фотонов 83

2.3. Получение фотонов от аннигиляции позитронов на лету на ЛУЭ-100 92

2.4. Выводы 103

Глава 3. Исследования гигантских резонансов в ядрах с помощью квазимонохроматических аннигиляционных фотонов 104

3.1. Измерение сечения реакции 63Cu(y,n) 104

3.2. Измерение сечения реакции 238U(y,F) 107

3.3. Выводы 110

Глава 4. Прикладные исследования 112

4.1. Исследования черенковских и сцинтилляционных детекторов частиц 112

4.2. Изучение фотоядерной наработки медицинских радиоизотопов 116

4.3. Выводы 121

Заключение 122

Литература 125

Ахроматическая поворотно-анализирующая система
Получение прецизионных пучков позитронов на ЛУЭ-100
Получение фотонов от аннигиляции позитронов на лету на ЛУЭ-100
Изучение фотоядерной наработки медицинских радиоизотопов

Введение к работе

Актуальность работы. Исследование фотоядерных реакций в области гигантских резонансов (ГР) - актуальная задача. Однако для наиболее освоенного источника фотонов от торможения ускоренных электронов (e^-) есть две проблемы, связанные с точным определением спектров фотонов и с решением обратной задачи – извлечением из измеренных с такими спектрами выходов информации о сечениях фотоядерных реакций. Эти проблемы затрудняют исследования структуры ГР. Возможный путь для частичной альтернативы исследованиям с тормозными фотонами и для проверки корректности решений указанных проблем при применении тормозных фотонов – использование квазимонохроматических фотонов («моно-g») от аннигиляции позитронов (e⁺) на лету в тонких мишенях с низким атомным номером Z. К сожалению, при этом улучшение качества фотоядерных исследований достается ценой снижения интенсивности используемых частиц на много порядков при конверсии и (e^-e⁺), и (e⁺«моно-g»), а также значительного обострения фоновой обстановки. Требуются тщательные изучение и оптимизация аспектов методики генерации e⁺ и «моно-g», а также использование достаточно сильноточных и высокоэнергичных доступных ускорителей e^- (прежде всего, импульсных). Сложность вовлеченных задач делает обязательными их экспериментальные исследования в условиях работающей установки, реализующей такую методику. Для проявления существенных возможностей применения этой методики нужен выбор адекватных экспериментов с такими пучками (с учётом параметров последних) и для изучения связанных с ГР проблем, и для прикладных исследований. Таким образом, создание установки получения прецизионных пучков e^-, e⁺ и «моно-g» при характерных для ГР энергиях, изучение на ней особенностей генерации этих пучков, а также выбор и освоение оптимальных адекватных исследований как ГР, так и прикладных представляет собой актуальное научное направление.

Цель диссертационной работы - экспериментальное изучение генерации пучков позитронов и квазимонохроматических аннигиляционных фотонов на импульсных ЛУЭ на бегущей волне (на базе ускорителя ЛУЭ-100 ИЯИ РАН с

энергией ускоренных электронов E^- до ~100 МэВ), выбор оптимальных адекватных и актуальных экспериментов на этих пучках для исследований фотоядерных реакций в области ГР, а также прикладных применений.

Научная новизна.

Впервые измерен для оптимальных конвертеров дифференциальный коэффициент (e^-e⁺) конверсии при энергии электронов E^-(2560) МэВ. Показано: для генерации интенсивного пучка позитронов оптимальная энергия электронов в пучке с фиксированной мощностью составляет (6090) МэВ.
Разработана модель динамики дополнительного ускорения позитронов в ЛУЭ, результаты которой хорошо согласуются с полученными нами данными экспериментов. Показано, что «доускорение» позитронов целесообразно при их конечной энергии (E⁺)_к>30 МэВ, а при более низких (E⁺)_к (практически соответствующих энергиям электрических дипольных (E1) и квадрупольных (E2) ГР) e⁺ выгоднее получать без их «доускорения».
Впервые на квазимонохроматических аннигиляционных фотонах на ЛУЭ-100 при энергии фотонов E_g @10 МэВ и её разбросе E_g @300 кэВ измерено с прямой регистрацией осколков деления в поликарбонатных плёнках при автоматическом счёте протравленных треков сечение реакции ²³⁸U(g,F).

Практическая значимость.

Разработана методика оптимальной генерации позитронов и квазимонохроматических аннигиляционных фотонов на ЛУЭ-100 ИЯИ РАН, которая может быть использована на других ускорителях электронов.
На пучках позитронов с энергиями E⁺ » (1060) МэВ на ЛУЭ-100 проведён цикл измерений функций отклика и эффективностей регистрации черенковских и сцинтилляционных детекторов частиц, включая использованный на искусственных спутниках Земли спектрометр СЭЗ-8МА.
Показана перспективность наработки в фотоядерных реакциях медицинских радиоизотопов для исследований, диагностики и терапии (включая однофотонную и позитронно-эмиссионную томографии и радиоиммунотерапию).

На защиту выносятся следующие основные результаты и положения:

Установка для генерации на импульсном линейном ускорителе электронов на бегущей волне ЛУЭ-100 прецизионных пучков позитронов и квазимонохроматических аннигиляционных фотонов («моно-g») для исследований ГР в ядрах, включающая в себя систему транспортировки, формирования и анализа пучков электронов и позитронов с её наиболее функционально нагруженной частью – поворотно-анализирующей системой.
Магнитный спектрометр позитронов.
Результаты измерений дифференциального коэффициента конверсии (e^-e⁺) для оптимальных конвертеров при e^- энергиях E^- » (2560) МэВ.
Полученные полные коэффициенты (e^-e⁺) конверсии (I⁺/I^- для средних токов для e⁺ и e^-) на созданной на ЛУЭ-100 системе генерации позитронов.
Результирующие потоки и спектры квазимонохроматических аннигиляционных фотонов, образуемых при конверсии (e⁺«моно-g») на ЛУЭ-100.
Измеренные на квазимонохроматических аннигиляционных фотонах сечения реакций ⁶³Cu(g,n) и ²³⁸U(g,F) с разработанной методикой прямой регистрации осколков деления в поликарбонатных плёнках при автоматическом счёте протравленных треков.
Разработанную методику и результаты измерений функций отклика и эффективностей регистрации черенковских и сцинтилляционных детекторов частиц с использованием для этого «одиночных» позитронов.
Расчёты наработки на ускорителях электронов радиоизотопов для медицины.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы были представлены на:

VIII итоговой конференции Центра ядерных исследований (Харьков, 1971).
Научной конференции МИФИ (М. 1971).
Всесоюзной конференции «Разработка и практическое применение электронных ускорителей» (Томск, 1972).

Международной конференции по физике электромагнитных взаимодействий (Германия, Майнц, 1979).
Трех совещаниях-конференциях по ускорителям заряженных частиц (Дубна, 1978; Дубна, 1980; Протвино, 1994).
Трех совещаниях-конференциях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра (Рига, 1979; Ленинград, 1980; Санкт-Петербург 2010).

Публикации. Основные результаты диссертации содержатся в 21 публикации.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав и заключения. Общее количество страниц составляет 140, включая 45 рисунков, 4 таблицы и список литературы из 168 наименований.

Личный вклад автора в выносимые на защиту результаты определяющий.

Ахроматическая поворотно-анализирующая система

Наиболее ответственные часть СТФА - поворотно-анализирующая система (ПАС). С одной стороны, для ослабления фонов у-квантов и нейтронов, возникающих как при ускорении и формировании первичных пучков электронов ЛУЭ, так и при генерации этими пучками пучков позитронов, существенную роль может играть изменение направления движения этих пучков с использованием также транспортировки пучков через узкие каналы в стенах радиационной защиты. С другой стороны, для проведения анализа таких пучков по энергии необходимо создать в месте расположения анализирующей щели (энергетического коллиматора) нужную линейную дисперсию (с учетом желательного разрешения по энергии, имеющегося эмиттанса анализируемого пучка, аберраций магнитооптических элементов и особенностей взаимодействия электронов или позитронов с веществом щели), а для лучшего разрешения по энергии необходимо, чтобы там же пучок был сфокусирован или щель должна быть близко к месту фокусировки. Обе эти задачи можно решить с помощью дипольного(ых) электромагнита(ов) с квадрупольными линзами. При этом сама анализирующая щель — источник фона, но его можно снизить путем добавочного поворота пучка. Кроме того, как правило, в месте потребления пучка необходимо линейную дисперсию убрать, поскольку из-за нее размеры пучка возрастают, что может вести к ухудшению возможностей проводимых экспериментов, а так как дисперсные пучки сложнее транспортировать и формировать, то для универсального использования пучков надо убрать на выходе из ПАС и линейную, и угловую дисперсии, т.е. сделать ПАС полностью ахроматической. Обе последние задачи можно решить, используя еще диполь-ный(ые) электромагнит(ы) с квадрупольными линзами, обеспечивая подходящее согласование элементов обеих частей ПАС. Для удобства проводки пучков можно также потребовать, чтобы ПАС так или иначе фокусировала входные пучки на свой выход.

Понятно желание оптимизировать выбор требуемой ПАС и минимизировать число её магнитных элементов. Из различных ПАС выделяются симметричные, так как для них при выдвигаемых требованиях к ПАС возможно уменьшение количества элементов, и условия для апертур и магнитных полей этих элементов, похоже, более выгодные, а жела 22 тельная унификация оборудования доступнее. "Геометрия" пучковых залов и иные обстоятельства могут влиять на выбор ПАС, приводя, в частности, к нужному полному углу поворота пучка в ПАС а,р 90. Не отвергая напрочь такие ПАС, надо, однако, указать, что наиболее интересны симметричные ПАС с а„=90, которые и рассматриваются ниже, используя матричное представление.

В сгустке пучка электронов (позитронов) резонансного ускорителя отдельную частицу можно (для каждого положения некоторой реперной частицы, движущейся по траектории, считающейся центральной) охарактеризовать с помощью точки в шестимерном фазовом пространстве {x,y,(z-z0),px.py,p7} (здесь используется криволинейная ортогональная система координат, в которой ось z направлена вдоль траектории реперной частицы, принимающей на оси z различные положения z0, оси х и у перпендикулярны оси z и друг другу, а рх, ру, pz - проекции импульса характеризуемой частицы на соответствующие оси. Чаще же для такого описания используют не фазовое пространство, а так называемое траектор-ное и координаты в нем {x,y,A(p,x ,y ,Ap/p0} (где х—dx/dz=6x, у —dy/dz=6y (6Х и 6У — углы между осью z и проекциями импульса характеризуемой частицы на плоскости xz и yz соответственно в месте нахождения реперной частицы), вместо величины (z-z0) часто используют фазовое смещение Acp=2jt(z-z0)/7c, вместо pz обычно используют величину (Ap/p0)=(pz-p0)/p0 (где р0 - модуль импульса реперной частицы)). В линейном приближении эти шестимерные координаты характеризуемой частицы в траекторном пространстве в начале и в конце некоего участка перемещения реперной частицы связываются друг с другом с помощью матрицы этого участка. Набор типовых элементов ПАС и вообще СТФА и описывающих их матриц [39] ограничен. Для обсуждаемых здесь СТФА, содержащих только дипольные и квадрупольные электромагниты и свободные промежутки между ними, можно считать: 1) вдоль СТФА энергии частиц практически не меняются; 2) магнитные поля всех дипольных электромагнитов, входящих в СТФА, параллельны друг другу и направлению этих полей (обычно вертикальному) можно сделать параллельной одну из осей выбранной системы координат (обычно ось "у"), при этом движение по этой оси не зависит от разброса импульсов частиц, и такая зависимость остается только для движения по оси "х"; 3) движение по осям "х" и "у" можно считать независимым; 4) при рассмотрениях СТФА не существенен разброс фаз из-за разностей хода частиц. При этом можно, по крайней мере, первоначально использовать линейное приближение.

Свойства симметричных ПАС в общем виде для симметрии разного типа были рассмотрены в [38], и при этом свойства систем в их полном составе, описываемые матрицами с коэффициентами Му„, были сопоставлены со свойствами, описываемыми матрицами с коэффициентами M,JU, для этих же систем, но только до их центров симметрии. Из различных ПАС с осп=90 выделяется простая обладающая зеркальной симметрией система, содержащая два дипольных секторных электромагнита (которые обладают близкими к однородным полями, раздвинуты вдоль центральной траектории на расстояние 2L, поворачивают пучок на угол а=45 каждый и имеют по отношению ко всей ПАС внутренние углы скоса полюсов 3 0 (что эквивалентно тонким квадрупольным линзам, фокусирующим пучок по оси у), а внешние — равные нулю) и в своем центре одну (полевую) квадрупольную линзу, фокусирующую пучок по оси "х". Свойства этой системы рассмотрены в [37], где показано, что при соблюдении ряда условий (L=2p, где р - радиус кривизны центральной траектории в дипольных электромагнитах этой ПАС; tgP=0,5; f=(2pV2)/(l+ /2), где f — фокусное расстояние полевой линзы (полагая ее тонкой)) такая ПАС: 1) дает двойную фокусировку параллельного монохроматического пучка на своем входе в точку в центральном сечении своей полевой линзы, т.е. Мпхи=Мпуц=0; 2) "зануля-ет" там же угловую дисперсию, т.е. М2зХц=0; 3) преобразует параллельный пучок на входе в параллельный же на выходе, т.е. М2іхи=М2іУп=0; 4) является полностью ахроматической, поскольку "зануляются" на выходе из ПАС и линейная, и угловая дисперсии, т.е. МізХи=0 и М23хп=0; 5) обладает сравнительно большой линейной дисперсией в своем центре (Мізхи=2р); 6) обладает высоким энергетическим разрешением, которое (при выполнении Мц,ц=0) имеет связь с максимальным угловым разбросом пучка на входе в систему (вхн)тах, а Именно: (Ap/p)min=(Ml2xU/Mi3xu)(0x.i)max=(V2)(eXH)max (в реЭЛЬНОСТИ ЖЄ ДЛЯ ДОСТИЖИМОГО (Др/ро)тт большую роль могут также играть аберрации в магнитооптических элементах до центра ПАС и длины, характеризующие взаимодействие электронов (позитронов) с веществом стенок энергетической щели [52]); 7) для оси "у" положение аналогично изложенному для оси "х". Отметим, что пункты "1)" и "2)" из настоящего перечня обуславливают, как это и следует из общих свойств зеркально симметричных систем [38], справедливость пунктов "3)", "4)"и "7)". Указанные свойства этой ПАС адекватны и параметрам пучков ЛУЭ, и требованиям задач, ставящимся при этом перед ПАС и всей СТФА В частности, это относится к свойствам "1)" и "3)", учитывая относительно малую расходимость пучков ЛУЭ, да и вообще близости этих пучков к параксиальным. Так как параксиальность может давать большие преимущества для расчетов и работы всей СТФА, а также для физических экспериментов, то хотелось бы сохранять и максимально использовать ее при прецизионных исследованиях на ЛУЭ. Согласно [37] эту систему предложил K.L.Brown, но близкая система была независимо предложена в [53]. Система [37] была осуществлена в Национальном бюро стандартов США [37].

Наряду с достоинствами ПАС [37] у неё, к сожалению, есть сложности для реализации, и настройки. С одной стороны, использование при фокусировке по оси "у" скосов полю 24 сов поворотных электромагнитов вносит трудности для корректного учета полей рассеяния и настройки системы. Возможный путь борьбы с ними, который хотелось бы рассмотреть, — замена скосов полюсов поворотных электромагнитов отдельными фокусирующими по оси "у" квадрупольными линзами (тогда для настройки ПАС нужны изменения токов питания линз, что обеспечить проще, чем изменения углов скоса полюсов электромагнитов с помощью сложных точных механических устройств). С другой стороны, в центре ПАС [37], где фокусируется параллельный монохроматический пучок, помещается полевая линза, затрудняя или делая невозможным размещение там щели по энергии. Возможный путь решения этой второй проблемы при работе с первичными пучком электронов ЛУЭ с относительно малыми расходимостью и эмиттансом — установка перед ПАС на некотором свободном пролетном промежутке узкого коллиматора, через который в обязательном порядке проводится анализируемый в ПАС пучок, и изображение которого магнитные элементы первой половины ПАС и остатка полевой линзы дают на соответствующем расстоянии по течению пучка ниже полевой линзы так, что в месте этого изображения уже можно поместить энергетическую щель. Хотелось, однако, рассмотреть более универсальный путь решения указанной второй проблемы, пригодный и для пучков позитронов, обладающих большими расходимостью и эмиттансом, и заключающийся в разделении полевой линзы на две разнесенные симметрично относительно центра ПАС и одинаково "запитанные" идентичные друг другу линзы. В дополнение, рассматривая оба указанные направления модификации этой ПАС (см. рис. 2), есть смысл также сопоставить разные варианты такой модификации между собой, включив в рассмотрение и применение для фокусировки пучка по оси "у" элементов, внешних по отношению к используемой паре поворотных электромагнитов (либо внешних скосов полюсов этих же электромагнитов, либо отдельных квадрупольных линз), и, кроме того, исследовать основные свойства ПАС в зависимости от положения линз, заменяющих внутренние скосы полюсов магнитов. Варианты модификации ПАС [37] были исследованы нами в [54-56], но укажем, что в итоге были проведены выбор и детальные расчеты конкретной ПАС, входящей в состав нашей СТФА на ЛУЭ-100 (ЛУЭ-50), поэтому учитывались требования к этой ПАС (разрешение (АЕ7(Е )0) до 0,1%, протяженность до 10 м, возможность пропускать пучки электронов (позитронов) с разбросом (АЕ/(Е)0) до нескольких % и/или эмиттансом до (KrVlCf ) м-рад). В [54-56] эти вопросы были рассмотрены в рамках линейного приближения в [55], и с учетом хроматических аберраций линз в [54,56] по программе "Фокус" [35]), а для выбранного варианта для нашей ПАС и с учетом других поправок второго порядка с помощью программы "Transport" [39].

Получение прецизионных пучков позитронов на ЛУЭ-100

Из различных прецизионных пучков позитронов на ЛУЭ-100 главный интерес представляют максимально интенсивные пучки позитронов с малыми поперечным эмиттансом, разбросом по энергии и фоном. Но нужны были и иных типов прецизионные пучки позитронов, например, пучки "одиночных" позитронов различных энергий, когда среднее число позитронов за импульс пучка настолько мало, что можно пренебречь наложениями. При получении прецизионных пучков позитронов и при изучении вовлечённых в это физических процессов есть специальные требования к системам ЛУЭ, к электронному пучку, ускоряемому в ЛУЭ, и к связанной с этим информации. Поэтому в дополнение к тому, что уже приведено выше в подразделе 1.1, опишем здесь две выполненные нами работы, которые связаны с измерением распределения по фазам СВЧ волны для пучка электронов, падающего на конверторную мишень, и с оптимальной фазовой настройкой этого пучка электронов и которые, как представляется, весьма важны при получении пучков позитронов.

Измерения распределения пучка электронов-по фазам можно проводить с помощью выбранного для этих целей настроенного на рабочую частоту ЛУЭ специального открытого СВЧ резонатора. Но на ЛУЭ, имеющих несколько ускоряющих секций, в качестве такого СВЧ резонатора можно использовать последнюю (по пучку) ускоряющую секцию ЛУЭ (учитывая, что фазовое движение в ЛУЭ практически заканчивается уже после инжекторной секции, когда энергии е- становятся больше (3- -3,5) МэВ). В этом случае на основании простой, но приемлемой модели фазовое распределение пучка электронов получается, например, из пересчета для электронов измеряемых распределений (Г)Щ{Е-}, где (Г)щ средний ток пучка электронов в анализирующую щель на участке «45» нашей СТФА (см. рис. 14), для следующих случаев: 1) включены и хорошо сфазированы все секции ЛУЭ, кроме последней выключенной, (при этом измеряется (E )oi — энергия электронов в максимуме их спектра); 2) включены и хорошо сфазированы все без исключения секции ЛУЭ (при этом измеряется (Е )о2) — соответствующая энергия электронов в максимуме их спектра); 3) включены и хорошо сфазированы все без последней секции ЛУЭ, а последняя секция ЛУЭ включена, но специально несфазирована (при этом находится гистограмма значений средних токов (Г)„ каждое для своего диапазона энергий электронов Е , удовлетворяющего условию ((Е_)1-є) Е ((Е ),+є), причем фаза последней секции ЛУЭ выбирается так, чтобы для всех значений (Е ); внутри получаемого спектра электронов выполняется ограничение (Е")оі (Е )і (Е")о2). И при этом, если какая-либо секция включена, то СВЧ мощность в ней для всех случаев одинаковая. В модели считаем, что (А(Г)/Дф1) от ф, можно рассчитать из гистограммы (Г), от (E )j, полагая, что ф, = arc cos [((Е-), — (Е )оіУ((Е )о2 — (Eloi)] и что (А(Г)./АфО = (ГУ {[arc cos (((Е"), - (Е")о1 - e)/((F%2 - (Е )0,))] - [arc cos (((Е"), - (Е )о1 + е)/((Е )02 - (E )0i))]}. Измеренные таким способом нами в [77] фазовые распределения пучка электронов на ЛУЭ-50 приведены на рис. 15).

Для сеансов с получением позитронов как при начальной установке режима работы ЛУЭ и отдельных его систем, так и при контроле этого режима в течение сеансов и при внесении поправок в этот режим при возникновении такой необходимости требуется оперативная методика оптимальной настройки ускоряемого пучка электронов по фазам СВЧ волны в ЛУЭ. Как показали опыт работы на ЛУЭ-100 (ЛУЭ-50) и анализ построенных моделей и отдельных систем, и ЛУЭ-целиком, настройку ЛУЭ можно оперативно вести, используя некоторые представляющие интерес приемы, из которых, прежде всего, укажем настройку ЛУЭ для получения пучков электронов с малыми поперечным эмиттансом и энергетическим разбросом по максимуму тока пучка в удаленный узкий коллиматор на прямом участке электронопровода нашей СТФА (участок «0») с периодической проверкой (и при необходимости с фазовой подстройкой) достижения минимума ширины спектра этого пучка по энергии (в нашей СТФА измеряемого на участке «45»). Такая возможность основана на том, что многопараметрические зависимости тока в такой коллиматор и ширины спектра по энергии пучка электронов имеют в этом смысле удачный характер, при котором отсутствуют локальные труднопреодолимые экстремумы, препятствующие проведению такой настройки. В качестве возможного развития такой методики настройки ЛУЭ (прежде всего, настройки секций ЛУЭ по фазам) мы предложили в [84] способ, в котором не требуются в процессе настройки ЛУЭ периодические включения анализирующего магнита, а все измерения ведутся только на участке «0». После вышеупомянутого удаленного узкого коллиматора на пути пучка электронов помещают ИД, а после него ЦФ, работающие в режиме регистрации полных зарядов от импульсов пучка. После некоторой серии импульсов пучка имеющаяся «электроника» [30] автоматически измеряет величину аз — отношение полного заряда, зарегистрированного электронной схемой в цепи ИД, к полному заряду, собранному в этом же случае ЦФ (выбираемому как постоянная величи 54 на). Электронный тракт ИД — линейный, но в него специально вводится некоторый порог (желательно в несколько десятков % от максимального (при наилучшем сфазировании) тока пучка в этих условиях). ЦФ специально изготавливается такой толщины, чтобы его эффективность была, скажем, 30% (как в случае на рис. 16) для максимальных энергий электронов в этих условиях и при этом в фазовых зависимостях ае{ф} наблюдаются довольно узкие максимумы (см. рис. 16), совпадающие по своему положению с положением минимумов для электронов относительной ширины спектров по энергии АЕ7(Е )0, измеренных с помощью магнитного анализатора. Такое поведение аг от фазы ф СВЧ волны в ускоряющей секции ЛУЭ весьма удовлетворительно количественно объясняется тем, что, с одной стороны, измеряемый ток пучка при наличии коррекции и коллимирования уменьшается при расфазировании секций из-за смещения и уширения спектра по энергии пучка, а порог в тракте ИД "подчеркивает" эти изменения тока, поскольку усилительный тракт ИД работает при этом, как усилитель-экспандер, а с другой стороны, уменьшение средней энергии электронов при расфазировании приводит к увеличению эффективности ЦФ и отсюда к добавочному уменьшению измеряемой аз.

Для измерения токов пучков позитронов используют в зависимости от уровня токов разнообразные приборы и методы, которые опишем по мере роста этого уровня.

Мониторирование интенсивности "одиночных" пучков позитронов, использованных нами для калибровки различных детекторов частиц [85-90], можно было проводить с помощью: А) ((1Е/ёх)-детекторов, которые либо изготовлены на основе органических сцин-тилляторов (толщиной до 1 г/см ), сочлененных с ФЭУ [86,87,90], либо есть полупроводниковый Si(Li) детектор (ППД) с толщиной чувствительного слоя 1 мм, присоединенный к относительно высокочувствительному и малошумящему тракту из зарядочувстви-тельного предусилителя, усилителя-формирователя и дифференциального дискриминатора [88-90]; В) более толстых (толщиной 15 мм [88-90] и 50 мм [86]) черенковских детекторов из оргстекла, просматриваемых ФЭУ; С) Е-детекторов (детекторов полного поглощения) из неорганических сцинтилляторов с ФЭУ (в том числе из Nal(Tl) (диаметром 150 мм и высотой 100 мм) [87,90] или из CsI(Tl) (диаметром 40 мм высотой 40 мм) [88-90]); D) телескопов детекторов (причем в состав таких телескопов, кроме некоторых из только что названных детекторов, входил и исследуемый детектор [86-90]).

Получение фотонов от аннигиляции позитронов на лету на ЛУЭ-100

Для прецизионных измерений сечений фотоядерных реакций с помощью квазимонохроматических фотонов от аннигиляции позитронов на лету необходимо создать условия, дающие возможность получения как достаточно высоких потоков таких фотонов с еще удовлетворяющими их спектрами по энергии, а также с приемлемыми уровнями фона, так и нужной точности данных об указанных потоках и спектрах.

В прецизионных экспериментах с квазимонохроматическими аннигиляционными фотонами поток и спектр фотонов, облучающих физическую мишень в принципе можно мо-ниторировать либо измеряя параметры падающего на известной толщины аннигиляцион-ную мишень пучка позитронов и находя затем расчетным путем эти поток и спектр, либо измеряя непосредственно искомые поток и спектр фотонов.

Исторически эксперименты первого этапа исследований ГР в атомных ядрах проводились на пучках тормозных фотонов от электронов на кольцевых ускорителях электронов (бетатронах и синхротронах). При этом пучок электронов с малым разбросом по энергии бомбардировал тонкий внутренний для ускорителя радиатор, роль очищающего магнита играло само ведущее магнитное поле ускорителя, роль ловушки пучка выполнял замкнутый и хорошо защищенный зал собственно ускорителя, а получаемый пучок фотонов через коллиматор в разделительной стене выводился в отдельный (физический) зал. Имеющиеся здесь трудности корректного определения параметров пучка электронов, падающего на радиатор, а также эффективной толщины радиатора (последнее из-за обычной малости шага сворачивания, пучка на радиатор и возможного «цепляния» пучком при этом краевых областей радиатора, имеющих по ходу пучка существенно неоднородную и неопределенную толщину, а также из-за возможного повторного попадания электронов на радиатор) приводят к невозможности или ненадежности расчетов потоков тормозных фотонов на основе измерений параметров пучка электронов. Это заставило развивать методы непосредственного измерения потоков тормозных фотонов (в основном ионизационные, причем в случаях верхней границы спектра тормозных фотонов из области ГР в атомных ядрах обычно для этого использовались толстостенные абсолютные (чувствительность которых находилась путем расчетов, хотя известные из литературы такие расчеты и вызывают на сегодняшний день большие вопросы) и тонкостенные относительные (чувствительность которых определялась путем сопоставления с абсолютными) камеры [126]). Что же касается определения при работе с внутренними радиаторами электронных кольцевых ускорителей спектров тормозных фотонов, то, хотя известны попытки измерения их с помощью спектрометров фотонов относительно высоких энергий [134,135] или же путем измерения изохромат линий резонансной ядерной флюоресценции [136,137], но в основ 93 ном в таких работах использовались расчетные спектры типа L.I.Schiff [138] (либо интегральные по углу испускания тормозных фотонов Эь, либо для 9ь=0), что, не говоря здесь о большей предпочтительности использования спектров типа S.M.Seltzer и M.J.Berger [139], вызывает также свои вопросы, так как для сильно коллимированных тормозных фотонов при возможной несоосности тормозного пучка и коллиматора могут стать существенными различия формы спектров тормозных фотонов вблизи их верхней границы при разных значениях 0ь.

При переносе значительной части исследований фотоядерных реакций на появившиеся сравнительно сильноточные импульсные ЛУЭ на бегущей волне использование монито-рирования потоков тормозных фотонов от внешних по отношению к собственно ЛУЭ радиаторов с помощью ионизационных камер затруднительно из-за резко возросшей импульсной плотности ионизации в газовых полостях этих камер по сравнению с тем, что обычно имелось на кольцевых ускорителях электронов. Зато появляется возможность определения потоков тормозных фотонов на основе точных сведений о толщине радиатора и о токе падающего на радиатор пучка электронов при тщательной настройке и выделении направления, а также поперечных и угловых разбросов этого пучка. Отметим, что, благодаря возможности тщательного формирования пучка падающих электронов, намного более чем на кольцевых ускорителях, обоснованно использование в качестве спектров тормозных фотонов расчетных сведений о них, полученных для конкретной «геометрии» проводимых на этих фотонах экспериментов.

Для пучков квазимонохроматических фотонов от аннигиляции позитронов на лету, получаемых также на ЛУЭ, в принципе возможно как прямое измерение их потока, так и определение их путем расчета на основе измеренного тока и других параметров падающего на аннигиляционную мишень пучка позитронов (причем во втором способе расчеты определяют также и спектры этих фотонов). Второй способ более предпочтителен, так как, как показано в подразделе 2.2, потоки позитронов на 4-ь5 порядков выше получаемых с их помощью потоков квазимонохроматических аннигиляционных фотонов, что весьма существенно, учитывая сравнительно малые абсолютные значения последних. Практически везде для мониторирования потоков и спектров квазимонохроматических аннигиляционных фотонов в качестве основного применялся указанный второй способ. Заметим, что вопросы генерации и формирования необходимых при этом прецизионных пучков позитронов и измерения их параметров были рассмотрены в подразделе 1.3.4.

Тем не менее, в ряде лабораторий, получавших квазимонохроматические аннигиляци-онные фотоны, по крайней мере, эпизодически проводились и прямые измерения потоков этих фотонов. В качестве детекторов жестких у-квантов наиболее часто использовались просматриваемые ФЭУ относительно большие монокристаллы Nal(Tl) [17,18,74,82,83, 98,119,122,140], причем для снижения влияния наложения импульсов приходилось использовать как снижение интенсивности пучка позитронов, так и дополнительное колли-мирование и установку поглотителей-"ужесточителей" фотонного пучка из веществ с низким атомным весом, ослабляющих фотонный пучок вообще, но преимущественно в области более мягких фотонов, которые в этом случае являются фоновыми. Конечно, затем для определения потоков фотонов, в реальных условиях проводимых экспериментов, требовались соответствующие пересчеты. Кроме того, при энергиях квазимонохроматических фотонов, значительно превышающих область ГР в атомных ядрах, измерения потоков таких фотонов проводились с использованием и других детекторов, способных обеспечить при таких энергиях фотонов улучшенные временную и/или пространственную разрешающие способности, а именно: счетчики в виде сэндвича из РЬ и следующего за ним по пучку пластического сцинтиллятора [141]; ливневые счетчики из чередующихся слоев РЬ и пластика [98,141]; черенковский счетчик из свинцового стекла [98]; наборы га-зонаполненых многопроволочных пропорциональных камер, предваряемых различными конвертерами (например, из РЬ) для образования позитрон-электронных пар, с добавлением слоя пластика [98] или без него [64,97]; парные магнитные спектрометры [97,141].

Известны также примеры экспериментального определения спектров квазимонохроматических аннигиляционных фотонов, которые проводились различными методами: а) измерения изохроматы, использующие линию 15,11 МэВ резонансной ядерной флюоресценции на 12С [17,18,83,142,143]; Ь) измерения уширения тонкой структуры в сечении реакции 28Si(y,p0)27Al при энергии 19,15 МэВ с помощью Si(Li) детектора [119,143]; с) измерение с использованием относительно большого Ge(Li) детектора [82]; d) измерения с использованием парного магнитного у-спектрометра [97,141]; е) оценки, использующие измеренную с помощью NaI(Tl) у-спектрометра со сравнительно высоким разрешением по энергии ширину пика аннигиляционных фотонов с учетом известной так или иначе функции отклика этого у-спектрометра [18,98]; f) оценки, использующие уширение известных узких пиков в сечениях фотонейтронных реакций на легких ядрах (см. в [125] об оценке, сделанной на основе измеренного уширения пика в сечении реакции 0(у,п) при энергии 17,42 МэВ, чья собственная ширина 33 кэВ).

Изучение фотоядерной наработки медицинских радиоизотопов

Радиоизотопы широко используются в медицине для исследований, диагностики и терапии. Возможностям ускорителей электронов и, в особенности, импульсных резонансных ускорителей электронов для наработки радиоизотопов посвящены наши работы [158-162], вызванные в основном разработкой компактных сильноточных импульсных разрезных микротронов [108], и в частности, РАМ-55 ФИ РАН с энергией электронов Е 55 МэВи средним током Г до 40 мкА (N 2,5-1014 е с-1).

Для фотонов, образуемых при- торможении падающих на радиатор электронов с Е 55 МэВ, в облучаемой ими-мишени наиболее существенны фотоядерные реакции с вылетом лишь нескольких нуклонов, так как они. имеют не слишком высокие пороги, а часть из них — и сравнительно большие сечения? Для всех ядер сечения (у,п) реакций дают большую часть полного сечения ядерного фотопоглощения (по крайней мере, в его максимуме), и эта часть за редкими исключениями для легких и средних ядер увеличивается с, ростом заряда ядра-мишени ZM. Сечения (у,р) реакций для легких и даже некоторых средних ядер сопоставимы с сечениями реакций (у,п), а благодаря особенностям оболочечного строения ядер, могут и превышать их, но при росте ZM кулоновский барьер подавляет вылет протонов по сравнению с нейтронами. Сечения же реакций (у,рп), (у,2п), (у,р2п) и некоторых других, хотя и уступают сечениям реакций (у,п), но все же могут в ряде случаев быть существенными. В принципе (у,п) реакции позволяют получать многие интересные для ядерной медицины радиоизотопы. Однако, так как в (у,п) реакциях образуются изотопы того же элемента, что и у ядер мишени, то величины удельной активности а даже при весьма высокой полной активности а могут оказаться недостаточными. Такая же проблема, есть и для (у,2п) или (у,3п) реакций. Для увеличения а при (у,п) реакциях предлагалось использовать отдачу ядра при испускании им п. Задача повышения а, скорее всего, решается, когда искомый радиоизотоп - дочернее ядро от Р-распада материнского ядра, образованного в (у,п) или (у,2п) реакциях, так что пригодны традиционные радиохимические методы, используемые при наработке изотопов в реакциях с изменением заряда ядра. Как показано нашей работе [163], для увеличения наработки активности, связанной с фотоядерными реакциями, полезно использовать толстые радиаторы и мишени, такие и расположенные так близко друг к другу, что практически весь поток тормозных фотонов попадает на мишень. В: общем случае задачи наработки активности в таких случаях довольно сложны. Однако можно провести простые приближенные оценки; активностей нарабатываемых радиоизотопов, которые, как было показано нами, являются; достаточно реалистичными. Методика этих оценок основана на предположении, что спектр тормозных фотонов; с их энергией; Еу от электронов с энергией: Ег из элемента радиатора dxp с атомным номером Zp и радиационной длиной Хор есть: Ф{Еу,Е-,7р}с1ЕуСІХр (EyXop)_1dEydxp [70]. Результаты таких оценок:для ряда представляющих большой интерес случаев приведены в этом подразделе. При работе с тормозными- фотонами;вклад,реакции зависит, не прямоют её сечения с{Еу}, аот выхода — свертки а {Еу} по спектру фотонов, а в указанном приближении от GZ\(E ), т.е. от (—1)-го момента сечения. Дляшсех интересуемых реакций с ростом Е а_і(Е ) выходят на свои значениянасыщения(а 1)насыщ Для многих фотоядерных реакций есть данные о о(Еу) (например, [ 164]), а.для многих фотонейтронных реакций а(Еу) и о_і (Е ) даны в [ 103]. Потери энергии электронов приведены в [165]. Пренебрегая-ослаблениями потока фотоновіпо толщине радиатора и мишени (что согласно [155] приемлемо дляї наших оценок)., можно вместо СТ-і Е-) дляшаработки радиоизотопа.брать.(сг-Онасыщ, но»при:эффективной толщине радиатора.(Хр)эфф=Хэфф-Хр. Данные для схем: распадов, периодов; полураспада ..Ті/2,.. естественных изотопных составов Тш, молекулярных весов М:и порогов реакций,(Еу)порог) можно извлечь из [151].

Проведенные оценки активностей: образуемых радиоизотопов были сделаны для следующих условий. Мишень с плотностью р, химическим Тхим и изотопным т„з составами;; толщиной Хм и выбранным нами значением (Хм-р)=10 г-см . (еслише оговорено иное), находится: за облучаемым электронами W радиатором толщиной Xp=0,3(Xo)p=l мм; [166]. В рамках описанного приближения, получаем сразу после облучения длительностью т для интересуемого радиоизотопа наработанную в фотоядерной реакции полную активность а: а = [(1-ехр{-т(1п2) (Т, )"1}) КГ ((Хр)эфф (Хор)-1) (а_і)1іааіщ NA ((Хм р) ц- Ж1)], где NA=6,022- 1023 моль-1 - число Авогадро; Л=(т1хи.ч, Пнз); М- молекулярный вес мишени.

Мы.выбралив качестве разумного значения т = Ті/2 (если не оговорено иное), тогда (1-ехр{-т(1п2) (Тщ)-1}) = 0,5. Другие подробности и ссылки см. в [161,162]. При этом: а я 6,1 {[(а-і)„асьщ ХэФф] Ц М-1} где: а измеряется в Ки; (СТ-Онасыщ - в мб; М — в г-моль-1. Отметим, что здесь нет учёта вкладов от тормозных фотонов; образуемых вышедшими из радиатора электронами в самих мишенях, в которые эти электроны попадают, так что в этом смысле проведённые оценки дают нижние пределы значений а

Позитронно-эмиссионная томография (ПЭТ) - передовая методика, освоенная в ведущих медицинских центрах. Уникальная информация получается при ПЭТ-исследованиях биохимических и физиологических процессов в тканях и органах, когда в пациента вводят препараты, помеченные р+-активными изотопами. Изменения в метаболических процессах при болезнях — диагностический сигнал задолго до того, как болезни могут быть выявлены анатомическими исследованиями по изменению плотностей и размеров объектов.

При проведении ПЭТ для уменьшения дозы для обследуемых предпочтительны радиоизотопы с Ті/2 10 3+2,5 мин, но малые Ті/2 делают невозможной перевозку изотопов на большие расстояния, вынуждая нарабатывать их близко к больнице (или прямо в ней).

Радиоизотоп 150 широко используется и для функциональных, и для структурных исследований при поиске различных патологий. Наряду с приведенной в табл. 3 впечатляющей наработкой полной активности а для 150 (случай II) мы рассмотрели наработку 150 в значительно уменьшенной мишени для получения увеличенных значений а, а именно, в водной мишени площадью 1 см и толщиной (Хм-р) = 1 г-см и при примерно обеспечивающем равновесную активность т=4Ті/2 8 мин. В результате получили а 0,2 Ки и ос=0,2 Ки-см-3, типичные же значения а и а для одного исследования в водных инъекциях, помеченных изотопом О, составляют соответственно (1СМ-50) мКи и до 10 мКи-см [167]. Известны также успешные эксперименты по увеличению а для 150 при использовании отдачи ядер в реакции (у,п). 500-газ из этих экспериментов пригоден по а и а для большинства ингаляционных тестов.

Путь наработки N с приемлемыми а и а (при традиционной радиохимии) указан в табл. 3 для случая Ш в НгО мишени. Наработанную при этом а для N можно увеличить в 4 раза при увеличении толщины мишени в 2 раза и т до 4Tj/2.

В" табл. 3 (случай IV) приведена наработка а для-пС(Ті/2=20,38 мин) в графитовой мишени. Как и выше, мы«рассмотрели наработку радиоизотопа в уменьшенной мишени площадью 1 см , толщиной (Хм-р)=1 г-см и при т=4Тї/2 80 мин и получили а 0,2 Ки, что с избытком соответствует требуемым а для "Св одиночном исследовании, составляющим (10-нЗО) мКи [167]. К сожалению, получаемые здесь удельные активности на порядки меньше требуемых, хотя, и надо указать, что известны умеренно успешные эксперименты по увеличению а за счет отдачи ядер. Альтернативный путь наработки высоких а для пС (при традиционной радиохимии) дан в табл. 4 для группы реакций V в НгО мишени, и наработанную этим путем а для ИС также можно увеличить в 4 раза при увеличении толщины мишени в 2 раза и х до 4Ті/2.