Какой гамма источник имеет монохроматический спектр излучения

При создании этого раздела в основном были использованы материалы монографий [1,8] и обзора [7].

Изотопные источники гамма-квантов
Гамма-кванты из ядерных реакций
Тормозное излучение от электронных ускорителей
Аннигиляция на лету быстрых позитронов
Меченые фотоны
Комптон-эффект на покоящемся электроне
Обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах
Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

Изотопные источники гамма-квантов

Обычно в качестве радиоактивных источников гамма-квантов используются бета-активные изотопы. На рис. 1 в качестве примера показаны схемы распада 60 Co и 22 Na. Ядро 60 Co в основном распадается на возбужденное состояние 4 + дочернего ядра 60 Ni посредством разрешенного гамов-теллеровского перехода. Это возбужденное состояние переходит в основное посредством каскада E2-переходов с энергиями гамма-квантов 1173 и 1333 кэВ. Ядро 22 Na испытывает Также, как и в случае 60 Co, распад происходит в основном на возбужденное состояние дочернего ядра. 22 Na является источником γ с энергией 1275 и 511 кэВ. Последние образуются в результате аннигиляции позитронов.
Кроме бета-активных изотопов в качестве источников гамма-квантов используются также изомеры, например 119m Sn. Период полураспада измерного состояния 119m Sn T_1/2 = 293.1 дня, энергия 23.9 кэВ. Кроме гамма-линии от распада изомерного состояния 119m Sn является источником рентгеновских квантов с энергиями 25.2 и 28.6 кэВ, которые сопровождают процесс внутренней конверсии, конкурирующим с гамма-переходом.
Собственные ширины γ на много порядков меньше энергий γ поэтому радиоактивные источники можно считать монохроматическими. Интенсивность радиоактивных источников может быть доведена до 10 14 фотонов в секунду.
В табл. 1 показаны бета-активные изотопы, которые используются в образцовых спектрометрических источниках (ОСГИ), применяемых в качестве рабочих эталонов для поверки и градуировки средств измерений фотонного излучения.

Таблица 1. Изотопы образцовых спектрометрических источников гамма-квантов

Гамма-кванты из ядерных реакций

Монохроматические γ-кванты более высокой энергии можно получить, используя ядерные реакции, которые приводят к сильному возбуждению конечного ядра. Если ядро сильно возбуждено, то вероятность его распада Г определяется соотношением

где Г_x — вероятность испускания ядром нуклонов и более сложных частиц, а Г_γ — вероятность излучения γ-кванта.
Если энергия возбуждения ядра меньше энергии связи нуклона, то Г_x = 0 и Г = Г_γ. Вероятность излучения γ-кванта Г_γ также велика при возбуждениях ядер, вызванных захватом медленных нейтронов. В этом случае Г= Г_n + Г_γ, где Г_n — вероятность обратного испускания нейтрона, причем для многих ядер Г_γ > Г_n. Испускание γ-квантов при захвате медленных нейтронов называется радиационным захватом или реакцией (n,γ).
При радиационном захвате медленных нейтронов обычно образуются γ-кванты с энергиями от 4 до 11 МэВ (энергии связи нейтронов в различных ядрах). Энергетический спектр γ-квантов такого источника содержит одну или несколько линий.
Создание достаточно интенсивных источников γ-квантов путем радиационного захвата нейтронов предполагает использование мощных ядерных реакторов. Современные ядерные реакторы позволяют получать интенсивности γ-квантов радиационного захвата до 10 8 квант/с.
Неизбежным недостатком γ-источников такого типа является большой нейтронный фон.
Если энергия возбуждения ядра значительно превышает энергию связи нуклона, то, как правило, возбуждение будет сниматься испусканием протонов, нейтронов или более сложных частиц. Однако и здесь возможны особые случаи, когда и Г_γ
Рассмотрим в качестве примера состояние 1 + в ядре 8 Ве, имеющее энергию возбуждения 17.64 МэВ. Оно лежит ниже порога испускания нейтрона (18.9 МэВ), а обычный распад ядра 8 Ве, идущий по схеме запрещен, поскольку система двух может находиться лишь в состояниях 0 + , 2 + , 4 + и т. д. Поэтому указанное выше состояние в 8 Ве распадается с излучением γ-кванта. Спектр γ-квантов содержит две линии: при переходе в основное состояние 0 + испускаются γ-кванты с энергией 17.64 МэВ (узкая линия), при переходе на первое возбужденное состояние 2 + — γ-кванты с энергией 14.74 МэВ (широкая линия), При этом интенсивность первой линии примерно в два раза превосходит интенсивность второй.
Для возбуждения состояния ядра 8 Ве с энергией 17.64 МэВ используется захват ядром 7 Li протонов с Е_р = 440кэВ:

За счет уменьшения толщины литиевой мишени энергетическая ширина γ₀-линии (17.64 МэВ) может быть доведена примерно до 12 кэВ.
Варьируя энергию протонов Е_р, можно плавно менять энергию γ-квантов поскольку эти величины связаны соотношением

Однако возможности изменения энергии сильно ограничены, так как увеличение энергии протонов приводит к быстрому уменьшению интенсивности γ-излучения. Так, уже при Е_р = 800-900 кэВ интенсивность γ-квантов уменьшается примерно в 20 раз. Кроме того, начинает доминировать γ-линия с меньшей энергией.
Другой часто используемой реакцией является реакция 19 F(p,αγ) 16 О, в которой генерируются три γ-линии с энергиями 6.14, 6.92 и 7.12 МэВ, возникающие при распаде возбужденных состояний ядра 16 О. Их относительные интенсивности можно менять, варьируя энергии протонов. Так, при Е_р = 2.05 МэВ 80% γ-квантов испускается с энергией 7.12 МэВ. Энергетическая ширина γ-линии 130 кэВ.
Реакция радиационного захвата протонов легкими ядрами наиболее удобна для создания γ-источников подобного типа. Одна из причин этого в том, что энергии связи протонов в легких ядрах велики, что позволяет получать монохроматические γ-кванты довольно больших энергий. Так, в реакции 3 Н(р,γ) 4 Не (энергия связи протона в 4 Не — 19.81 МэВ) можно получить γ-кванты с энергией более 20 МэВ. Энергетическая ширина γ-пучка в этой реакции может быть доведена до 40 кэВ. Плавное увеличение энергии протонов приводит и к плавному увеличению энергии γ-квантов. Верхняя граница энергии протонного пучка определяется выходом нейтронов в конкурирующей реакции 3 Н(р,n), начинающейся при Е_р = 1.02 МэВ.
Получение удобного для экспериментов пучка монохроматических γ-квантов с энергиями существенно большими 20 МэВ в реакции (p,γ), так же как и в других ядерных реакциях, невозможно. Это связано с тем, что даже легкие ядра, захватывая протоны с Е_р>1МэВ, оказываются в области энергий возбуждения, где уровни составного ядра начинают перекрываться. Кроме того, при возрастании энергии возбуждения увеличивается доля, каскадных γ-переходов. Все это приводит к сильному усложнению спектра γ-квантов и неизбежной конкуренции распадов с вылетом нуклонов и других частиц. Недостаток источников этого типа заключается также в сравнительно невысокой интенсивности γ
Диапазон плавного изменения энергии γ-квантов у источников рассматриваемого типа сильно ограничен.

Тормозное излучение от электронных ускорителей

Двигаясь с ускорением, быстрые электроны испускают электромагнитное излучение, называемое тормозным. Для получения тормозного γ достаточно поток электронов направить на любую мишень. В этом случае тормозное излучение возникает за счет ускоренного движения электронов в кулоновском поле ядер и атомарных электронов мишени.
Энергетический спектр γ-квантов тормозного излучения непрерывен и имеет верхнюю границу Т. Если полная энергия электронов до взаимодействия с мишенью равна Е₀, то

Т = Е₀ — mc 2 ,

(1)

где mc 2 — энергия покоя электрона (0.511 МэВ). Исключая область вблизи верхней границы, энергетический спектр тормозного излучения подчиняется простой зависимости l/E_γ, где E_γ — энергия испущенного γ-кванта.
Угловое распределение тормозного излучения обладает азимутальной симметрией. Оно определяется лишь величиной угла θ между направлениями движения фотонов и первичных электронов и характеризуется резким максимумом в направлении движения электронного пучка до взаимодействия с мишенью (т. е. при θ Наибольшая доля радиации заключена в пределах малого для релятивистских электронов угла θ Отсюда следует, что по мере увеличения энергии электронов тормозное излучение сосредоточивается во все более малом телесном угле.

Рис. 2. Спектры тормозного излучения для платиновой мишени при различных Е₀

Поскольку сечение тормозного излучения быстро растет с увеличением атомного номера мишени, то последняя обычно изготовляется из вещества с большим Z (платина, вольфрам и др.). На рис. 2 в качестве примера приведены спектры тормозного излучения при различных Е₀, рассчитанные для платиновой мишени.

Методы монохроматизации гамма-излучения высокой энергии

Аннигиляция на лету быстрых позитронов

Суть метода состоит в использовании процесса аннигиляции на лету позитронов, движущихся с релятивистскими скоростями.
Быстрый позитрон с энергией E_pos, двигаясь в веществе, может испытать аннигиляцию, не успев потерять сколько-нибудь значительную часть своей первоначальной энергии. При аннигиляции позитрона могут образовываться два и более фотонов. Наиболее вероятный процесс — двухфотонная аннигиляция. Именно этот процесс и приводит к образованию монохроматических фотонов. Образование большего числа фотонов, например трех, приводит к непрерывному энергетическому распределению. Однако в связи с тем, что сечение трехфотонной аннигиляции мало, ею можно пренебречь (трехфотонная аннигиляция происходит в 370 раз реже, чем двухфотонная).
При двухфотонной аннигиляции, которую и будем рассматривать в дальнейшем, образуется два γ-кванта с энергиями

(2)
E_γ2 = E_pos — E_γ1+ mc 2 ,	(3)

где θ — угол между направлением испускания первого фотона и направлением движения позитрона.
Наиболее вероятно испускание двух фотонов в противоположных направлениях под углами, близкими к 0 и 180° относительно направления движения позитрона. При этом фотон, испускаемый под углом 0°, т. е. в переднем направлении, уносит практически всю энергию. Действительно, полагая θ = 0 и mc 2 pos, из (2 и 3) получаем

Рис. 3. Зависимость энергии аннигиляционного фотона, летящего в переднем направлении, от угла для позитронов с полной энергией 20 МэВ

Зависимость энергии аннигиляционных γ-квантов от угла θ (см. формулу (2) и рис. 3) приводит к тому, что спектр фотонов в конечном телесном угле не является строго монохроматичным. При увеличении энергии позитрона энергетический разброс уменьшается. Если пренебречь многократным рассеянием позитронов в веществе мишени, где происходит аннигиляция, то угол, в котором энергетический разброс не превышает величины

согласно оценкам равен (2E_pos) 1/2 . Поэтому, выделяя аннигиляционные фотоны, летящие в пределах достаточно малого телесного угла, можно достичь весьма высокой степени монохроматизации γ-излучения. Быстрые позитроны, необходимые для создания аннигиляционногоизлучения, получают,направляя релятивистские электроны с полной энергией E_el на мишень (конвертор) с высоким Z (тяжелые ядра). Тормозное излучение, генерируемое в мишени, образует в этой же мишени электронно-позитронные пары. Позитроны выходят из конвертора в широком телесном угле и имеют полные энергии в интервале от 0 до E_el — 2mс 2 . Располагающийся после конвертора магнитный анализатор выделяет позитроны, энергии которых заключены в узком интервале. Эти позитроны либо сразу, либо после дополнительного ускорения направляются на аннигиляционную мишень с малым Z (легкие ядра). Образующиеся в этой мишени аннигиляционные γ-кванты и используются далее для проведения эксперимента.
Поскольку процесс образования аннигиляционных фотонов является двухступенчатым, то выход монохроматического излучения очень мал. Обычно вероятность рождения электроном позитрона в конверторе не превышает а выход аннигиляционных фотонов на один позитрон приблизительно равен . Таким образом, выход аннигиляционных фотонов на один электрон составляет величину не более . Очевидно поэтому, что создание интенсивных потоков аннигиляционного γ-излучения возможно лишь при наличии сильноточных электронных ускорителей.

Рассмотрим в качестве примера монохроматор (рис. 4), работавший в Ливерморе (Калифорнийский университет, США) [2,3].

Рис. 4. Установка для создания квазимонохроматических фотонов в Ливерморе (США).

Электроны с энергией 150 кэВ инжектировались в первую секцию линейного ускорителя. В конце секции перед попаданием на конвертор они имели энергию около 10 МэВ. Конвертор, изготовленный из тантала (Z = 73) или вольфрама (Z = 74), имел толщину около 2.5 мм. Позитроны, образующиеся в конверторе, фокусировались магнитной линзой и ускорялись двумя следующими секциями линейного ускорителя примерно до 30 МэВ. Перестройка секций ускорителя с режима ускорения электронов на режим ускорения позитронов и наоборот осуществлялась поворотом фазы высокочастотного электрического напряжения. Полный выход позитронов на один электрон был равен . С учетом того что магнитный анализатор отбирал для дальнейшего ускорения позитроны с разбросом по энергии не более 1%, выход позитронов на один электрон составлял величину около
Необходимо отметить, что энергия позитронов, вводившихся во вторую секцию линейного ускорителя, была примерно в три раза меньше энергии электронов, попадавших на конвертор. Это было связано с тем, что энергетическое распределение позитронов, выходящих из конвертора, имеет максимум при энергии, соответствующей примерно одной трети энергии электронов. В качестве аннигиляционной мишени использовался образец из LiH толщиной 0.15 мм. Выход аннигиляционных фотонов на один позитрон для такой мишени был равен
Как уже упоминалось, конверторы изготовляют из материалов с высоким Z, в связи с тем что выход позитронов зависит от вероятности двух последовательных процессов: образования тормозного γ-излучения и рождения электронно-позитронных пар, причем сечение каждого из этих процессов растет, как Z 2 .
Выбор в качестве материала для аннигиляционной мишени веществ с малым Z объясняется необходимостью максимального подавления относительного вклада тормозного позитронов, которое неизбежно сопровождает аннигиляционное Поскольку выход аннигиляционных порционален Z, то для легких ядер соотношение между числом аннигиляционных и тормозных будет максимальным.

Рис. 5. Спектры , образующихся при бомбардировке бериллиевой мишени позитронами различной энергии

Таким образом, спектр , возникающих при попадании на аннигиляционную мишень быстрых позитронов, не является строго монохроматическим, так как содержит тормозное излучение. Энергетические спектры , рассчитанные для случая бериллиевой мишени, приведены на рис. 5. При этом полагалось dE_γ, равным 1 МэВ, а форма аннигиляционного пика считалась гауссовой и соответствовала энергетическому разрешению 5%. Видно, что с увеличением E_pos соотношение между числом аннигиляционных и тормозных ухудшается. Действительно, число аннигиляционных растет, как E_pos, а число тормозных в низкокоэнергетичной части спектра растет примерно как E 2 _pos.
Неизбежное присутствие тормозного -излучения является недостатком описываемого метода монохроматизации, так как приводит к необходимости получения конечного результата в виде разности двух измерений. Вначале измеряют выход Y_pos(E_pos) реакции с пучком фотонов, генерируемых аннигиляционной мишенью при попадании на нее позитронов энергии E_pos, а затем — выход реакции Y_el(E_el) с пучком фотонов, возникающих в аннигиляционной мишени при попадании на нее такого же числа позитронов или электронов той же энергии. В последнем случае спектр фотонов чисто тормозной и разность Y_pos(E_pos) — Y_el(E_el) есть выход исследуемой реакции, отвечающий пику аннигиляционного излучения.
Однако извлечение корректной информации о сечениях реакций на основании экспериментальных данных о выходах представляет из себя нетривиальную задачу и требует хорошего знания параметров аппаратной функции [4].
Сравнительно невысокая интенсивность аннигиляционных пучков ограничивает их эффективное использование одним типом экспериментов — измерением эффективных сечений фотонейтронных реакций. Недостаточно высокая интенсивность аннигиляционного излучения в таких экспериментах может быть компенсирована большим (до нескольких сот граммов) весом исследуемой мишени.

Меченые фотоны

Рис. 6. Схема монохроматора, использующего принцип меченых фотонов

В этом методе исследуемой мишени облучается пучком тормозного излучения, и для каждого случая фотоядерной реакции определяется энергия фотона, который эту реакцию вызвал. Осуществляется это следующим образом (см. рис. 6). Пучок электронов выводится из ускорителя и направляется на тормозную мишень, расположенную вне ускорительной камеры. Электрон с энергией E₀, взаимодействуя с тормозной мишенью, испускает фотон с энергией E_γ и выходит из нее с меньшей энергией Е. Фотон попадает далее на исследуемую мишень и вызывает фотоядерную реакцию. Поскольку E₀, Е и E_γ однозначно связаны соотношением

то, измерив энергию Е рассеянного электрона и зарегистрировав его на совпадение с продуктами фотоядерной реакции, можно найти энергию E_γ фотона, который эту реакцию вызвал (E₀ известна, так как определяется режимом работы ускорителя). Энергию рассеянного электрона Е обычно определяют с помощью магнитного спектрометра.
Энергию E_γ можно варьировать, меняя энергии E₀ и Е.
Энергетическое разрешение метода меченых фотонов определяется главным образом разрешением магнитного спектрометра и в принципе может быть выше энергетического разрешения метода аннигиляции на лету быстрых позитронов. Метод меченых фотонов был впервые реализован на синхротроне Корнельского университета (США). Монохроматор, использующий метод меченых фотонов, был создан также в 1961 г. в Иллинойском университете (США) [5]. Его энергетическое разрешение равно 0.67% для фотонов с энергией 11-19 МэВ. Максимальная интенсивность пучка фотонов составила величину 5 . 10 5 фотонов в секунду. Вторичные электроны детектировались шестью пластиковыми сцинтилляторами, расположенными в фокальной плоскости магнитного спектрометра. Одновременно фиксировалась энергия электронов Е и время их регистрации. Энергия нейтронов из реакций
К недостаткам метода меченых фотонов следует отнести необходимость непосредственной регистрации продуктов ядерной реакции, что не позволяет использовать ряд методов регистрации, например, метод наведенной активности. Один из наиболее перспективных путей повышения интенсивности пучка меченых фотонов — использование линейных ускорителей со стопроцентным рабочим циклом. Однако, даже на таких ускорителях удается использовать лишь часть интенсивности электронных пучков (см. табл. 2). Основное ограничение на интенсивность накладывает быстродействие системы регистрации. (Характерное разрешающее время в системах меченных фотонов составляет ~1 нс.)

Таблица 2. Параметры систем мечения фотонов на электронных ускорителях с большим коэффициентом заполнения

Ускоритель	E_e, МэВ	J_e, мкА	k,%	E_γ, МэВ	ε	J, мкА	I, с -1
Микротрон, Майнц	180	60	100	80-174	60-65	—	5 . 10 7
Микротрон, Иллинойс	67	13	100	6-30	0.1	~10 7
Линейный ускоритель, Сендай	600	0.5	80	120-530	0.1	3 . 10 6

Здесь E_e — энергия электронов, J_e — ток электронов, k — коэффициент заполнения пучка, E_γ — энергия гамма-квантов, — эффективность системы мечения, J — используемый ток электронов при работе в режиме мечения фотонов, I — поток меченных фотонов в диапазоне ΔE_γ/E_γ

Комптон-эффект на покоящемся электроне

Для создания источника монохроматических фотонов регулируемой энергии можно использовать комптон-эффект на покоящемся и движущемся электроне (так называемый прямой и обратный комптон-эффект). В первом случае пучок монохроматических , образующихся в какой-либо ядерной реакции, испытывает рассеяние на электронах неподвижной мишени. Во втором — фотонный пучок мощного лазера пучок рассеивается на встречном пучке высокоэнергичных монохроматических электронов .
Использование прямого комптон-эффекта позволяет устранить один из наиболее существенных недостатков пучков γ образующихся в ядерных реакциях — невозможность плавной регулировки энергии фотонов. Действительно, энергия E_γ0 падающего фотона связана с энергией _γ фотона после комптоновского рассеяния следующим соотношением:

где mc 2 — энергия покоя электрона, а φ — угол между направлениями движения фотона до и после рассеяния. Таким образом, энергия рассеянного фотона однозначно определяется величиной угла φ, меняя который можно получить фотоны любой энергии в интервале от mc 2 /2 до _γ₀.

Рис. 7. Принцип использования прямого комптоновского рассеяния

Если рассеиватель занимает участок сферической поверхности, на которой расположены источник монохроматических фотонов фиксированной энергии и исследуемая мишень, то энергия всех фотонов, попадающих на исследуемую мишень, будет одной и той же (рис. 7). Эту энергию можно менять, перемещая либо мишень, либо -источник вдоль поверхности сферы.

В первых экспериментах с монохроматором такого типа использовались -кванты радиационного захвата тепловых нейтронов пластинкой кадмия (рассеиватель — графит). Интенсивность рассеянных -квантов была такой, что на расстоянии 10 м от источника на площадку в 1 см 2 падал 1 фотон в секунду в интервале энергий 1 эВ. Энергия -квантов могла плавно меняться в интервале от 0.1 до 8.0 МэВ.
В другой установке этого типа использовались -кванты радиационного захвата нейтронов в Ti и Ni. Рассеиватель изготовлялся из алюминия. Энергия рассеянных менялась от 0.5 до 8.5 МэВ. Энергетическое разрешение было равно 1-3%, а интенсивность фотонов 1 квант/эВ . с . см 2 .
Недостаток этого метода в том, что энергия рассеянных фотонов ограничена сверху и без того не слишком высокой энергией радиационного захвата. Наиболее целесообразно использование радиационного захвата медленных нейтронов, интенсивность которых может быть очень высокой).

Обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах

Рис. 8. Геометрия комптоновского рассеяния фотона на движущемся электроне

Монохроматические -кванты более высокой энергии можно получить, используя обратный комптон-эффект [6, 7, 8].
Комптон-эффект на движущемся электроне обладает важной особенностью — в процессе рассеяния возникают фотоны значительно более жесткие, чем рассеиваемые. Так при рассеянии световых фотонов на релятивистских электронах рассеянные фотоны имеют энергию, сравнимую с энергией первичных электронов. Действительно, обобщая выражение (6) для случая, когда электроны движутся со скоростью v, можно получить

где Е₀ — полная энергия электрона до взаимодействия, а смысл углов θ и φ поясняется рис. 8.
Таким образом, при фиксированных значениях Е₀ и E_γ энергия рассеянного фотона полностью определяется геометрией эксперимента (углами и ).
Поскольку мы рассматриваем случай рассеяния фотонов не слишком высокой энергии на ультрарелятивистских электронах, то Е₀ >> Е_γ0 и третьим слагаемым в знаменателе выражения (7) можно пренебречь. В этом приближении

Отсюда видно, что энергия рассеянного фотона максимальна в случае, когда электрон и фотон до взаимодействия двигаются навстречу друг другу а рассеянный фотон двигается в том же направлении, что и пучок электронов (θ — φ = 0°). Тогда, учитывая также, что из выражения (8) получим

Из соотношения видно, что даже в случае использования источника фотонов малой энергии энергия рассеянных фотонов может быть сколь угодно большой за счет повышения энергии электронов. Это открывает возможность получения интенсивного пучка монохроматических высокой энергии за счет использования мощных лазеров. Действительно, при рассеянии фотонов рубинового лазера Е_γ0 на электроне с энергией 6 ГэВ E_γ
Энергию рассеянных фотонов можно варьировать либо изменением энергий Е₀ и Е_γ0, либо изменением угла наблюдения — φ. С увеличением Е₀ и Е_γmax растет очень быстро. При

Таблица 3. Зависимость энергии фотонов обратного комптоновского рассеяния от энергии электронов (рубиновый лазер).

Е₀	1 ГэВ	6 ГэВ	40 ГэВ	500 ГэВ
Е_γmax	28 МэВ	848 МэВ	20 ГэВ	497 ГэВ

Энергетическое разрешение пучка рассеянных фотонов зависит от степени их коллимации, т. е. разброса в угле Рассмотрим случай, когда фотон после рассеяния назад летит под малым углом относительно направления движения первичного пучка электронов и Из соотношения (8) с учетом того, что получаем

где Е_γmax определяется соотношением (9).
Если осуществляется коллимация рассеянных назад фотонов в пределах угла ± относительно направления движения первичного пучка электронов, то из (10) следует, что минимальная энергия рассеянного фотона определяется соотношением

(максимальная энергия рассеянного фотона дается формулой (9)). Отсюда следует, что для оценки энергетического разрешения пучка рассеянных назад фотонов можно использовать выражение

Полагая = 10 -5 рад, Е_γ0 = 1.78 эВ и Е₀ = 8 ГэВ, получаем Е_γmax = 1.44 ГэВ и энергетическое разрешение около 2%. С ростом Е₀ энергетическое разрешение при том же угле коллимации ухудшается. Так, при Е₀ = 16 ГэВ Е_γmax оно равно 6.5%.
Интенсивность пучка монохроматических фотонов, получаемых с помощью обратного комптон-эффекта, определяется как интенсивностью лазерного излучения, так и интенсивностью электронного пучка. Число фотонов, излучаемое мощными лазерами, достигает 10 20 в импульсе при длительности импульса Рассеяние такого числа фотонов на электронном сгустке такой же длительности с числом электронов позволит получить интенсивность монохроматических фотонов до 10 7 фотон/с при энергетическом разрешении около 5%.
Для получения комптоновских пучков целесообразно использовать электронные накопители с током в несколько сотен миллиампер.
Метод обратного рассеяния был предложен в 1963 г. Первая установка, на которой начались ядернофизические исследования была создана во Фраскати (Ladone). С 1994 г. в Новосибирске ведутся исследования на установках РОКК (Рассеянные Обратные Комптоновские Кванты). В настоящее время на комптоновсих пучках ведутся работы также в Брукхейвене на установке LEGS (Laser Electron Gamma Source), в Гренобле — GRAAL (GRenoble Accelerateur Anneau Laser), в Японии — LEPS (Laser Electron Photon Source). В табл. 4 приведены основные параметры установок с пучками обратных комптоновских фотонов.

Таблица 4. Параметры установок с пучками обратных комптоновских фотонов

Установка	Ladone	Taladone	РОКК			LEGS	GRAAL	LEPS
Установка	Ladone	Taladone	1	2	1М	LEGS	GRAAL	LEPS
Накопитель	Adone (Фаскати)		ВЭПП-4,3,4М (Новосибирск)			NSLS (Брукхейвен)	ESRF (Гренобль)	SPring-8 (Осака)
Энергия электронов, ГэВ	1.5	1.5	1.8-5.5	0.35-2.0	1.4-5.3	2.5	6.04	8.0
Ток электронов, А	0.1	0.1	0.2	0.1	0.2	0.2	0.1	0.2
Энергия лазерных фотонов, эВ	2.45	2.45	2.34-2.41	2.41-2.53	1.17-3.51	3.53	3.53	3.5
Энергия комптоновских квантов, МэВ	5-80	35-80	100-960	140-220	100-1200	180-320	550-1470	150-2400
Разрешение по энергии (FWHM), МэВ	0.07-8	4-2	1.5-2	4	6	16	30
Интенсивность гамма-квантов, с -1	10 5	5 . 10 5	2 . 10 5	2 . 10 6	2 . 10 6	4 . 10 5	2 . 10 6	10 7

Видно, что в этих установках перекрывается широкий диапазон энергий. Интенсивность пучка не превышает 10 7 с -1 . Ограничение по интенсивности связано с выбиванием лазерным пучком электронов с орбиты накопителя. Повышения интенсивности можно достичь, используя длинноволновые лазеры, когда потери энергии электронов на излучение гамма-квантов сравнительно невелики и электроны не теряются в накопителе, а возвращаются на равновесную орбиту.
Для получения высокой монохроматичности пучка небольших энергий Е_γ используется коллимация пучка. Однако с увеличением энергии требуемый диаметр коллиматора становится слишком малы, поэтому дополнительно применяется система меченных фотонов.
Для примера на рис. 9 показана схема установки РОКК-2.

Рис. 9. Cхема установки РОКК-2 на накопителе ВЭПП-3.

при довольно высокой интенсивности удается получить хорошую монохроматичность;
фон тормозных низкоэнергетических фотонов, который в данном случае возникает только на остаточном газе вакуумной системы накопителя очень мал;
можно плавно менять верхнюю границу комптоновского спектра, изменяя начальную энергию электронов;
интенсивность пучка гамма-квантов слабо зависит от энергии электронов;
можно получать гамма-кванты с линейной или циркулярной поляризацией, степень которой близка к 100%, поляризацией пучка легко управлять, изменяя поляризацию лазерных фотонов.

Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

Спектр когерентного излучения из ориентированного кристалла, облучаемого электронами, кроме тормозной компоненты, один из которых (при меньшей энергии) имеет максимальную интенсивность. Метод был реализован во Фраскатти и Харькове. Обычно используются тонкие монокристаллы алмаза. Настройка по энергии осуществляется вращением кристалла относительно направления падающего пучка. Во Фраскати при энергии электронов 1 ГэВ диапазон энергий гамма-квантов составлял 100-550 МэВ. Как во Фраскати, так и в Харькове были получены интенсивности ~10 10 c -1 при степени монохроматичности 10%.

Литература

Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов. Взаимодействие электромагнитного излучения с атомными ядрами. Изд. МГУ, 1979.
В книге В.Г. Недорезов, А.Н. Мушкаренков. Электромагнитные взаимодействия ядер главы 5 и 6.
S.C. Fultz, R.L. Bramblett, J.T. Caldwell, and N.A. Kerr. Photoneutron Cross-Section Measurements on Gold Using nearly Monochromatic Photons. — Phys. Rev. 127, 1273–1279 (1962).
F.D. Seward, C.R. Hatcher, and S.C. Fultz. Measurement of the Annihilation-in-Flight Cross Section at 0° for 8.5-Mev Positrons. — Phys. Rev. 121, 605–609 (1961)
В.В. Варламов, Б.С. Ишханов, Д.С. Руденко, М.Е. Степанов. Структура гигантского дипольного резонанса в экспериментах на пучках квазимонохроматических фотонов. — Препринт НИИЯФ МГУ 2002-19/703.
S.C. Fultz, R.L. Bramblett, J.T. Caldwell, and N.A. Kerr. Photoneutron Cross-Section Measurements on Gold Using nearly Monochromatic Photons.- Phys. Rev. 127, 1273–1279 (1962).
Richard H. Milburn. Electron Scattering by an Intense Polarized Photon Field. — Phys. Rev. Lett. 10, 75–77 (1963)
В.Г.Недорезов, А.А.Туринге, Ю.М.Шатунов. Фотоядерные эксперименты на пучках гамма-квантов, получаемых методом обратного комптоновского рассеяния. — УФН 174, 4 (2004) 353 – 370.
В.Г. Недорезов, Ю.Н. Ранюк. Фотоделение ядер за гигантским резонансом. Киев, Наукова думка (1989).

Гамма-излучение

Гамма-излучение представляет собой электромагнитное излучение, которое принадлежит к высокочастотной части спектра волн. Гамма-излучение имеет более короткую длину волны и граничит на шкале электромагнитных волн с рентгеновскими лучами. Впервые было открыто физиком П.Вилларом в далеком 1900 году в ходе излучения радия. Гамма-излучение относится к ионизирующим излучениям, взаимодействие которых с веществом приводит к образованию ионов. Основными источниками гамма-излучения являются искусственные и естественные радиоактивные изотопы цезия, радия и прочих элементов.

Характерные свойства

Гамма-излучение –– поток фотонов, которые имеют высокую энергию. Гамма-излучение не отклоняется в магнитном поле и не имеет электрического заряда. Его частота отвечает скоростям электромагнитных процессов, которые протекают с участием элементарных частиц и внутри атомных ядер. Гамма-излучение обладает большей проникающей способностью, чем α- и β-излучение, то есть способно проходить через вещество без ослабления. При взаимодействии Гамма-излучения с веществом возникают следующие важные процессы — Комптон-эффект, фотоэлектрическое поглощение и образование пар «позитрон-электрон».

Влияние на организм человека

Действие гамма-излучения на человеческий организм аналогично действию других ионизирующих излучений, то есть вызывает лучевое поражение (в зависимости от дозы) вплоть до летального исхода. Разные клетки организма ведут себя по-разному в γ-лучах. Характер влияния гамма-излучения зависит от пространственных особенностей излучения и энергии γ-квантов. Однократное облучение незначительной дозой не наносит разрушительного воздействия на клетку организма. Поэтому гамма-излучение используется в радиационной химии, технике, сельском хозяйстве, медицине, пищевой промышленности и прочих областях.

Договор технического обслуживания медицинской техники
Безопасность в рентгенкабинете
Общий дозиметрический контроль

Обратная связь

Нужна консультация?
Позвоните нам по номеру
+7 (495) 323–77–55 или оставьте свои контакты и мы вам перезвоним

Рентген аппарат

Фотографии

RU2243621C1 — Способ получения направленного и когерентного гамма-излучения и устройство для его реализации — Google Patents

Publication number RU2243621C1 RU2243621C1 RU2003136409/28A RU2003136409A RU2243621C1 RU 2243621 C1 RU2243621 C1 RU 2243621C1 RU 2003136409/28 A RU2003136409/28 A RU 2003136409/28A RU 2003136409 A RU2003136409 A RU 2003136409A RU 2243621 C1 RU2243621 C1 RU 2243621C1 Authority RU Russia Prior art keywords neutron uranium wave neutrons nuclei Prior art date 2003-12-18 Application number RU2003136409/28A Other languages English ( en ) Inventor В.Н. Моторин (RU) В.Н. Моторин А.М. Фролов (RU) А.М. Фролов Original Assignee Моторин Виктор Николаевич Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.) 2003-12-18 Filing date 2003-12-18 Publication date 2004-12-27 2003-12-18 Application filed by Моторин Виктор Николаевич filed Critical Моторин Виктор Николаевич 2003-12-18 Priority to RU2003136409/28A priority Critical patent/RU2243621C1/ru 2004-12-27 Application granted granted Critical 2004-12-27 Publication of RU2243621C1 publication Critical patent/RU2243621C1/ru

Images

Abstract

Изобретение относится к лазерной технике и может быть использовано для получения направленного импульсного пучка когерентного гамма излучения. Способ включает накачку активной среды в виде лазерного стержня, выполненного из монокристалла в виде удлиненного цилиндра, в объеме которого однородно размещены ядра изотопов гидрида урановой группы и атомы водорода, кристаллическая решетка монокристалла содержит кристаллические плоскости, параллельные между собой и оси лазерного стержня, который является одновременно замедлителем для быстрых нейтронов, формирователем нейтронной волны, источником накачки и активной средой, при этом лазерный стержень последовательно заключен в металлическую оболочку из материала, поглощающего тепловые нейтроны, несущий стальной корпус с соединительными фланцами по его торцам, на один из торцов корпуса герметично и жестко установлена конической формы металлическая заглушка, а на противоположном торце жестко установлен закрытый с одного торца стальной стакан с осевой камерой и затвором, состоящим из смежных симметричных радиальных камер, в одну из которых жестко установлен первый тротиловый заряд с детонатором, в осевой камере стакана и последовательно установлены выполненная с возможностью радиального перемещения во вторую радиальную камеру затвора металлическая пробка из материала, поглощающего нейтроны, выполненные с возможностью осевого перемещения по стакану внешний источник быстрых нейтронов в виде монолитного цилиндра и поршень, жестко закрепленный второй тротиловый заряд с детонатором, который размещен у закрытой стенки стакана, создание критического режима в монокристалле путем инициирования цепной реакции деления тяжелых ядер урана тепловыми нейтронами в момент контакта торцевой поверхности внешнего источника быстрых нейтронов с торцевой поверхностью монокристалла, последовательно подрывая первый и второй тротиловые заряды, в результате чего газовым давлением выбивают пробку в свободную радиальную камеру затвора, на место которой перемещают внешний источник быстрых нейтронов и поршень, который с усиленным контактом по всей поверхности равномерно прижимает торец источника нейтронов к монокристаллу, формируют нейтронную волну вдоль продольной оси монокристалла с последующим выходом из конической заглушки когерентного и направленного гамма-излучения. Обеспечено значительное повышение плотности потока и мощности излучения. 2 с. и 6 з.п. ф-лы, 16 ил.

Description

Изобретение относится к лазерной технике, а именно к способам получения направленного и когерентного излучения высокой энергии в рентгеновском и гамма-излучательном спектральных диапазонах с высокой выходной плотностью потока гамма-квантов (10 24 -10 25 с -1 · см -2 ) и устройствам для ее генерации, и предназначено для создания системы защиты планеты Земля от столкновения ее с космическими объектами, представляющими угрозу жизни на Земле (П.П.Кузнецов. Анализ следов падения особо крупных астероидов на поверхности Земли. Доклад на семинаре “Малые тела солнечной системы” в АИ РАН от 25.09.2002 г., А.В.Зайцев. Столкновения можно ожидать в любой момент //Земля и вселенная, 2002 г., №2 за март-апрель). Величины потоков (10 20 -10 21 с -1 · см -2 ) нейтронов накачки в предлагаемом изобретении могут быть получены только в результате специально сформированного ядерного взрыва. При этом возбуждение лазерной среды должно производиться потоками нейтронов накачки (Бушуев В.А., Кузмин Р.Н. Проблемы создания лазеров рентгеновского диапазона длин волн. Проблемы гамма-лазера, с.34-53, М.: Общество “Знание” РСФСР, 1976 г.; Husain J. Current trends in development of gamma ray lasers. J.Sci. IND RES., v. 49(8), p.390, 1990; Baldwin G. Approaches to the development of gamma-ray lasers, Rev. Mod. Phys., vol.53, №4. Part 486, 1981). Все существующие современные лазеры, в том числе и гамма-лазер, содержат три основных компонента: активная среда (элемент), в которой создают инверсию населенностей, устройство для создания инверсии в активной среде (система накачки) и устройство для обеспечения положительной обратной связи, например, резонатор для ИК- и видимого диапазонов. Они также обладают способностью концентрировать любую энергию (в том числе и световую) в пространстве и во времени (Борейшо А. Лазеры: устройство и действие, учебное пособие. Санкт-Петербург: Механический институт, 1992). Указанные необходимые требования по созданию гамма-лазера с ядерной накачкой выполняются при временном факторе накачки порядка 10 -3 с, а время взрыва существующих ядерных зарядов определяются в 10 -9 с, что исключает создание рассматриваемого устройства с помощью существующих ядерных зарядов. Данное противоречие преодолевается при единственном условии, когда увеличивают (растягивают) время ядерного взрыва до 10 -3 с. Увеличение времени взрыва, осуществляют при изменении геометрического фактора и критических размеров (критический размер — это размер, сравнимый с длиной пробега нейтрона в среде, при котором начинают идти цепные ядерные реакции) ядерного заряда. В обычных ядерных зарядах (сферическая симметрия) критический размер заряда определяется только одним размером — диаметром. В этом случае ядерными реакциями однородно охватывается весь объем ядерного устройства за время 10 -8 с. В случае цилиндрической симметрии критический размер заряда определяется двумя размерами — диаметром и длиной заряда. При такой симметрии осуществление ядерных реакций деления тяжелых ядер происходит не сразу во всем объеме, а с одного из торцов цилиндрического заряда (стержня). При этом стартовое (начальное) инициирование ядерных реакций деления производят с одного из торцов с помощью дополнительного источника быстрых нейтронов на основе существующих для этого ядерных реакций. В этом случае схватывание ядерными реакциями деления будет иметь неоднородный характер, т.е. возникнет подобие волны реакции. Волна реакций деления будет двигаться вдоль стержня со скоростью движения тепловых нейтронов, полученных в результате замедления быстрых нейтронов на ядрах водорода, и, которые в свою очередь рождаются при реакциях деления тяжелых ядер, инициируют эти реакции деления и усиливают в свою очередь волну ядерных реакций деления по мере продвижения по стержню ядерного заряда. В этом случае время взрыва определяется критической длиной стержня (длина ядерного заряда, при котором начинается цепная реакция деления) ядер урана и скоростью движения тепловых нейтронов, которые возбуждают реакции деления тяжелых ядер. Таким образом, в области волны реакции деления будет происходить излучение гамма-квантов, которые рождаются в процессе деления тяжелых ядер, двигаются вдоль стержня к противоположному торцу и излучаются с его поверхности в пространство. В зависимости от кристаллической структуры стержня и геометрического фактора активной ядерной твердотельной среды и от формирования волны реакции (инициируется нейтронной волной), которая создается дифракционным рассеянием тепловых нейтронов на кристаллической решетке и тем самым образуется когерентная волна гамма-излучения. Все необходимые параметры устройства, при которых осуществляются условия для излучения направленного и когерентного гамма-излучения, рассчитываются и определяются с позиции ядерной физики, квантовой электроники, квантовой физики твердого тела и квантово-волновой оптики нейтронов в твердотельных средах.

Известен способ (прототип) получения инверсной заселенности (накачка) ядерных уровней в материале активной среды гамма-лазера для создания когерентного гамма-излучения от источника накачки (В.И. Петрик (RU) RU №2074469, МКИ 6 Н 01 S 4/00, 1997), который включает в себя использование монокристалла осмия 187, перевод некоторой доли ядер в возбужденное метастабильное состояние материала активной среды, создание инверсной заселенности между изомерными уровнями ядер осмия 187, создание в материале активной среды гамма-резонансных условий гамма-излучательного перехода, осуществление накачки изомерного уровня внешним источником.

Известно устройство (прототип). Рентгеновский и гамма-лазер с ядерной накачкой от внешнего источника (Эдвард Теллер (US). Лазерное оружие //Ракетная и космическая техника, №16(1121), 17 апреля 1981 г., с.20, рис.3), которое включает внешний ядерный источник накачки активной среды, лазерные металлические стержни с диаметром, равным поглощению рентгеновского излучения, расположенные вокруг источника, твердое вещество в стержнях с высокой атомной плотностью,

Известный способ не может обеспечить представленным энергетическим источником внешнюю нейтронную накачку ядерных уровней для поддержания инверсной заселенности, чтобы на выходе получить потоки гамма-излучения порядка 10 25 с -1 · см -2 , т.к. для этого понадобятся потоки гамма излучений, превышающих выходные потоки гамма на несколько порядков, а такой источник в способе не указан. Накачка для возбуждения ядер в этом способе производится гамма-излучением, при ядерном взрыве, а не нейтронами, что резко уменьшает выходные потоки гамма-лазерного излучения, т.к. первичное гамма-излучение только частично будет поглощаться в активной среде гамма-лазера при создания инверсной заселенности небольшой доли возбуждаемых ядер. Кроме того, для создания инверсной заселенности необходимо, чтобы было совпадение энергии налетающего гамма-кванта с ядерным переходом с точностью до ширины перехода. В данном случае такая часть необходимой энергии гамма-квантов содержится только в очень малой доле энергетического распределения гамма-излучения при ядерном взрыве. В основном при ядерном делении вылетают гамма-кванты с энергией 6-9 МэВ. При самом ядерном взрыве за счет образования высокотемпературной плазмы излучается сплошной спектр излучений в рентгеновском диапазоне 10-100 кэВ. Таким образом, выходная потоковая величина гамма-лазерного излучения станет еще на несколько порядков меньше по сравнению с исходным потоком гамма-квантов от ядерного взрыва. При этом необходимая энергия гамма-кванта лазерного излучения должна иметь величину порядка 257 кэВ, а для рассматриваемого спектра интенсивность излучения при такой энергии уменьшается на несколько порядков. В данном случае только небольшая часть выходного излучения будет использована на возбуждение необходимых ядерных уровней. При этом основная часть энергии излучения накачки бесполезно рассеется. Кроме того, предлагаемый способ преобразования энергии накачки в направленное когерентное гамма-излучение не подтверждается какими-либо математическими расчетами или результатами экспериментов.

В известном устройстве используется внешняя накачка материала активной среды гамма-лазера рентгеновским излучением и гамма-излучением ядерного взрыва. При внешней накачке только очень небольшая доля энергии излучения поглощается в тонких стержнях на глубину их диаметра. В данном случае в основном поглощается излучение в рентгеновском диапазоне, т.к. длина поглощения рентгеновского излучения составляет десятые доли мм. Такой же толщины берутся и металлические стержни. В результате такой накачки активной лазерной среды происходит поглощение излучения за счет эффекта Оже (процесс заполнения электроном вакансий в одном из внутренних уровней энергии атома Физический Энциклопедический Словарь, изд. МЭС, с.484, 1984). Верхние электроны в атоме тяжелого металла за малый промежуток времени (10 -15 с) начинают занимать освободившийся уровень и излучать кванты перехода с верхнего уровня на нижний уровень. Поэтому, чтобы создать условие инверсной заселенности на данном атомном уровне, необходимы потоки накачки рентгеновским излучением, намного превышающие современные источники ядерных взрывов. В силу эффекта Костера-Кронига (процесс, при котором первичная вакансия энергетического электронного уровня переходит в одну из вторичных вакансий, принадлежащих одной и той же оболочке многоэлектронного атома, см. там же.) излучаемый квант по мере продвижения в электронной среде атома преобразуется в несколько квантов меньшей энергии в сумме, равной энергии первоначального кванта. Таким образом, энергия выходного гамма-кванта уменьшается. Данное устройство было испытано в США, но когерентного излучения получено не было. Однако было получено направленное излучение за счет геометрического фактора длинного тонкого стержня (струны). Такой способ накачки является неэффективным с точки зрения кпд преобразования, т.к. с одной стороны геометрические свойства внешней накачки таковы, что основная часть энергии излучения не используется, а с другой стороны выходное излучение не является когерентным, и будет иметь место сильная геометрическая расходимость выходного излучения. В том случае если излучение было бы когерентным, то имело место дифракционная расходимость, которая на несколько порядков меньше геометрической. Поэтому полученные при испытании в США величины выходного излучения рассматриваемого лазера, составляющие сотни терраватт, практического интереса не представляют, т.к. при характерном времени накачки рентгеновского уровня атома, равном 10 -20 с, выходная энергия излучения при такой мощности составит только 0,01 Дж. В данном устройстве выходное излучение представляет собой только рентгеновский диапазон, что соответствует энергии кванта 10-100 кэВ, а это небольшая часть полного спектра ядерного взрыва, т.к. в этом случае происходят большие потери энергии накачки также и по спектру излучения. Полученные результаты по выходному излучению из стержня показали, что они составляют только 0,001% от рентгеновского излучения ядерного взрыва. Таким образом, называть рассматриваемое устройство рентгеновским лазером и тем более гамма-лазером в свете описанных выше условий работы и выходных параметров излучения можно только условно, а само устройство (прототипа) надо рассматривать как ядерный заряд со стержнями с высокой атомной плотностью. Однако каких-либо других устройств подобного типа до настоящего времени создано не было и подобных экспериментов больше не проводилось. Дополнительно можно отметить, что в известном способе и устройстве отсутствует единый замысел, т.к. в способе отсутствует ядерный источник накачки, но присутствует активная среда гамма-лазера, а в устройстве активная среда присутствует, но не для осуществления в устройстве лазерных процессов, а для возбуждения глубоких высокоэнергетических атомных уровней и переизлучения энергии накачки в направленное излучение, за счет влияния геометрического фактора накачиваемой среды. В результате рассмотренные способ и устройство (прототипов) не являются средствами защиты планета Земля от встреч с космическими объектами из-за недостаточной энергетической мощности выходного излучения в обоих прототипах и общий для обоих них низким кпд их работы.

Техническим достижением настоящего изобретения является устранение указанных недостатков, увеличения кпд работы способа и устройства, получения направленного и когерентного импульсного гамма-излучения высокой плотности мощности и потока энергии, которые осуществляются только при объединении в единый замысел нового способа организации гамма-излучательного перехода активной среды и источника ядерной накачки. Необходимые для поставленной задачи параметры выходного излучения можно получить только при совмещении источника ядерной накачки с материалом активной среды гамма-лазера и при использовании в качестве накачки активной среды нейтронные потоки ядерного взрыва, а не гамма-кванты. Для реализации такого устройства необходимо произвести изготовление твердотельного стержня с субкритическими размерами в виде монокристалла с определенным направлением межкристаллических плоскостей из неметаллического материала, являющегося химическим соединением атомов замедлителя для нейтронов накачки и тяжелых атомов источника накачки в активной среде гамма-лазера с гомогенным распределением в нем легких и тяжелых ядер.

Существующие способы получения мощных энергетических потоков для использования их на расстоянии порядка 10 5 км в технических проектах не рассматривались, т.к. считались не реальными. Рассмотрение с одной стороны физических процессов возбуждения тяжелых ядер и их деление тепловыми нейтронами с позиции квантовой электроники, когда такие процессы определяются по аналогии с явлением инверсной заселенности атомных или ядерных уровней, возбуждаемых рентгеновским или гамма-излучением, а с другой стороны результатами исследований по применению новых технологий выращивания монокристаллов (Монокристаллы, их получение и свойства, Сборник трудов №8 ВНИИМонокристаллов, Харьков, 1982; Рязанов М.И. Взаимодействие ядерных излучений с монокристаллами. М.: МИФИ, 1979), а также разработками по выращиванию новых металлов и монокристаллов из соединений гидрида различным металлов (Царев В.А. Низкотемпературный ядерный синтез, УФН, т.160, вып.11, 1990), позволяют создать по материалам представленного изобретения источник управляемого когерентного гамма-излучения для направленной ее генерации в космическом пространстве. В этой связи вышедший из боевого торца гамма-лазера суммарный пучок длительностью 10 -3 с когерентных и некогерентных квантов рентгеновского излучения и гамма-квантов перемещается в пространстве со скоростью света и несет в себе большую часть энергии ядерного взрыва. Такой источник способен защитить планету Земля от любых космических объектов, пересекающих ее орбиту, путем многократного ударного воздействия в одно и тоже место на этом объекте с оптимального расстояния. При таком воздействии можно или разрушить тело астероида, или создать условия для отклонения его траектории на безопасное расстояние от планеты Земля, за счет образования реактивной тяги путем испарения вещества астероида в заданном направлении.

Технический результат достигается с помощью способа получения направленного и когерентного гамма-излучения, включающий в себя использование монокристалла осмия 187, перевод некоторой доли ядер в возбужденное метастабильное состояние материала активной среды, создание инверсной заселенности между изомерными уровнями ядер осмия 187, создание в материале активной среды гамма-резонансных условий гамма-излучательного перехода с энергией 257 кэВ, осуществление накачки изомерного уровня внешним источником, отличающийся тем, что в качестве материала активной среды используют монокристалл, который состоит из гидрида изотопа урановой группы, который получают, например, в вакуумной нагревательной печи внутри металлического цилиндра путем кристаллизации, для чего поверхность его внутреннего диаметра покрывают слоем материала из гидрида другого металла и выращивают цилиндрический монокристалл с межкристаллическими плоскостями, которые параллельны между собой и его оси и, таким образом, внедряют пропорционально и гомогенно распределяют ядра водорода и ядра изотопов урановой группы и в результате совмещают источник ядерной накачки, замедлитель для нейтронов, формирователь нейтронный волны и получают гомогенный ядерный реактор в предкритическом состоянии (начало цепных ядерных реакций деления), составляющий активную среду гамма-лазера в монокристалле, а на внешний диаметр цилиндра последовательно надевают металлические оболочки, которые отражают и поглощают тепловые нейтроны, и несущий стальной корпус, один из торцов, которого закрывают конической заглушкой, а к противоположному торцу дополнительно присоединяют стакан с глухим торцом и осевой полостью и затвор, с сообщающимися между собой и герметично закрытыми торцами радиальными полостями, в одну из которых устанавливают тротиловый заряд, а в общую осевую полость стакана и полость затвора соосно устанавливают с радиальным перемещением по затвору металлическую пробку из материала, поглощающую тепловые нейтроны, и с осевым перемещением по стакану внешний источник быстрых нейтронов в виде монолитного цилиндра и подвижного поршня, и еще один тротиловый заряд у глухого торца стакана, а направленное когерентное излучение гамма-квантов, рентгена и нейтронов, получают в реакторе из монокристалла, когда создают критический режим его работы при инициировании цепной реакции деления тяжелых ядер тепловыми нейтронами в момент контакта торцевой поверхности внешнего источника быстрых нейтронов с торцевой поверхностью монокристалла из гидрида урана, когда последовательно подрывают в радиальной и осевых полостях затвора и стакана тротиловые заряды, газовым давление которых выбивают пробку в свободную радиальную камеру, а на ее место перемещают монолитный цилиндр с источником нейтронов и подвижный поршень, который усиливает контакт по всей поверхности и равномерно прижимает торцы источника нейтронов и монокристалла друг к другу и инициируют тем самым запуск ядерных реакций источника накачки в активной среде гамма-лазера с последующим выходом из торца цилиндра с конической заглушки когерентного и направленного гамма-излучения, который в свою очередь образован путем инициирования ядерных реакций нейтронами нейтронной волны, движущейся направлено вдоль продольной оси монокристалла. Рассеивают и замедляют нейтроны деления тяжелых ядер до тепловых нейтронов с пространственно-неоднородным распределением и инициируют цепную реакцию деления тяжелых ядер и испускание нейтронов и гамма квантов цепной реакции деления. Рассеивают и замедляют быстрые нейтроны цепной реакции деления тяжелых ядер до тепловых нейтронов на ядрах водорода и формируют из части тепловых нейтронов когерентно рассеянные нейтроны за счет отражения на кристаллических плоскостях монокристалла из гидрида урана. Формируют и усиливают направленную нейтронную волну из когерентно рассеянных тепловых нейтронов в направлении оси цилиндра за счет процессов: инициирования цепного деления тяжелых ядер тепловыми нейтронами, отражения от гидридного слоя на внешней поверхности цилиндра и дифракционного отражения кристаллическими плоскостями монокристалла из гидрида урана. Инициируют, формируют и усиливают фазовую (когерентную) волну цепной реакции распада ядер урана в стержне из гидрида урана в результате поглощения нейтронов нейтронной волны тяжелыми ядрами. Инициируют, формируют и усиливают направленные фазовые (когерентные) волны нейтронов и гамма квантов за счет деления тяжелых ядер нейтронами нейтронной волны и когерентной волны цепной реакции деления тяжелых ядер. Формируют фронт тепловой волны в стержне, которая возникает за счет выделения энергии в процессах деления тяжелых ядер так, чтобы скорость тепловой волны не превышала скорости нейтронной волны. Формируют фронт волны испарения стержня, которая возникает в результате выделения тепла так, чтобы скорость волны испарения не превышала скорости нейтронной волны. Формируют фронт волны сжатия и разряжения среды стержня за счет образования фронта тепловой волны. Рассеивают и частично преобразуют направленную когерентную волну нейтронов в нейтронную волну для инициирования и усиления фазовой волны цепной реакции деления ядер урана, а остальную часть испускают с противоположного торца цилиндра монокристалла. Рассеивают и частично преобразуют направленную когерентную волну гамма-квантов в рентгеновскую когерентную волну за счет комптоновского рассеяния на электронах среды и испускают направленную когерентную волну рентгена и остальную часть направленного когерентного потока гамма-квантов через противоположный торец цилиндра из гидрида урана.

Технический результат достигается также с помощью устройства для генерации гамма-излучения, содержащее, внешний ядерный источник накачки активной среды, лазерные металлические стержни с диаметром равным поглощению рентгеновского излучения, расположенные вокруг источника, твердое вещество в стержнях с высокой атомной плотностью, для генерации гамма-излучения, отличающееся тем, что оно состоит из лазерного твердотельного неметаллического стержня из гидрида металла урановой группы в виде удлиненного цилиндра с предкритическими размерами диаметра и длины, в объеме решетчатой структуры, в которой однородно размещены с концентрацией пропорционально химическому соединению изотопы урана и легких ядер атомов водорода, составляющих кристаллическую решетку монокристалла в виде межкристаллических плоскостей, параллельных между собой и оси лазерного стержня, и представляет собой гомогенный ядерный реактор, который в общем объеме состоит из лазерного стержня, являющийся одновременно замедлителем для быстрых нейтронов, формирователем нейтронной волны, источником накачки и лазерно-активной средой, а по внешнему диаметру монокристалл заключен в тонкую оболочку из фольги, состоящей из материала, отражающего тепловые нейтроны, например, из гидрида лития, титановую цилиндрическую оболочку и в металлические оболочки, состоящие из материалов, отражающих и поглощающих быстрые и тепловые нейтроны, а также в несущий стальной корпус с соединительными фланцами по его торцам, где на один из торцов корпуса герметично и жестко установлена конической формы металлическая заглушка, а на противоположном торце также жестко дополнительно установлен закрытый с одного торца стальной стакан, состоящий из осевой камеры, и затвор, состоящий из смежных между собой симметричных радиальных камер, в одну из которых жестко установлен тротиловый заряд, а в осевую камеру стакана герметично и последовательно установлены: радиально перемещающаяся в затворе монолитная металлическая пробка из материала, поглощающего нейтроны, и имеющие осевое перемещение по стакану внешний источник быстрых нейтронов в виде подвижного монолитного цилиндра и подвижный поршень, а также жестко установлен еще один тротиловый заряд, который размещен у закрытой стенки осевой камеры стакана. Пробка и источник быстрых нейтронов заключены в стальные цилиндрические рубашки. Цилиндр заключен в собственный, закрытый с одного торца металлический стакан из материала, поглощающего тепловые нейтроны, и открытым торцом направлен в сторону пробки, при этом он жестко и герметично размещен в стальной цилиндрической рубашке.

Сущность изобретения поясняется чертежами, где на фиг.1 показаны варианты решетчатых структур цилиндрического монокристалла в виде кристаллических плоскостей, параллельных оси симметрии цилиндра (реактора): а — решетчатая структура выполнена в виде крупных кристаллических плоскостей, параллельных оси цилиндра; б — решетчатая структура выполнена в виде набора из отдельных цилиндров с параллельными оси кристаллическими плоскостями; в — решетчатая структура выполнена в виде отдельных мелких кристаллических плоскостей по варианту а и б; на фиг.2 представлена изометрия гамма-лазерного устройства с осевым разрезом, находящегося в предстартовом (в прекритическом состоянии) положении на космической орбите, на фиг.3 представлен элемент изометрии гамма-лазерного устройства с осевым разрезом в момент его старта на космической орбите при контакте торца активной среды монокристалла с поверхностью источника быстрых нейтронов, на фиг.4 представлено схематически физика процесса деления тяжелого ядра и образования гамма-кванта при поглощении теплового нейтрона, на фиг.5 представлено схематически образование когерентного излучения гамма-квантов в результате инициирования реакций деления тяжелых ядер нейтронами нейтронной волны, на фиг.6 показана картина дифракционного рассеяния тепловых нейтронов на межкристаллических плоскостях монокристалла и образование нейтронной волны, на фиг.7 дана общая физическая картина развития процессов при формировании и выхода когерентного гамма-излучения из монокристалла гамма-лазера в момент старта с космической орбиты: на фиг.8 представлен график изменения интенсивности нейтронной волны при движении по стержню в результате выделение нейтронов за счет цепной реакции распада урана 235 инициируемые нейтронами нейтронной волны, на фиг.9 изображен график зависимости изменения критической длины от критического радиуса стержня из кристалла гидрида урана 235 без отражателя, на фиг.10 представлен график зависимости изменения критической длины (см) от критического радиуса (см) реактора из гидрида урана 235 с отражателем из гидрида лития толщиной 0,05 см, на фиг.11 представлен график зависимости изменения критической длины (см) от критического радиуса (см) реактора из гидрида урана 235 с отражателем из гидрида лития толщиной 0,1 см, на фиг.12 представлен график зависимости изменения критической длины (см) от критического радиуса (см) реактора из гидрида урана 235 с отражателем из гидрида лития толщиной 0,2 см, на фиг.13 представлен график зависимости изменения интенсивности (с -1 · см -2 ) ядерных реакций распада урана от времени (с) в течение времени жизни теплового нейтрона в результате инициирования реакций распада нейтронами от источника на торце реактора, на фиг.14 показан график изменения скорости испарения стержня из гидрида урана в зависимости от длины испарения стержня за счет удельной выделяемой энергии в результате цепной реакции распада ядер урана инициируемой нейтронной волной, на фиг.15 представлен график изменения температуры (тепловая волна) разогрева стержня по мере продвижения нейтронной волны по реактору от расстояния на длине 10 см, на фиг.16 представлен график изменения температуры (тепловая волна) разогрева реактора по мере продвижения нейтронной волны по реактору от расстояния на длине 1 см.

Устройство для осуществления предлагаемого способа состоит из титанового полого цилиндра 1, внутренний диаметр которого по всей длине покрыт плотно прилегающей к его поверхности фольгой 2 толщиной до 0,1 см, выполненной из материала, отражающего тепловые нейтроны, например гидрида лития. В образованный фольгой 2 диаметр, также плотно к ее поверхности и по всей длине размещен путем выращивания цилиндрический монокристалл 3 из гидрида изотопа урановой группы с критическими размерами по диаметру и длине. Монокристалл 3 по всему объему представляет собой решетчатую структуру из параллельных между собой и оси цилиндра 1 кристаллических плоскостей 4 (вариант а), или из отдельных составных наборов цилиндрических элементов 5, каждый из которых включает позиции 1, 2, 3 (вариант б), или из отдельных мелких кристаллических плоскостей 6 (вариант в) на фиг.1. Для всех вариантов кристаллические плоскости имеют, например, координаты (1, 0, 0). Позиции 1, 2, 3, 4, 5, 6 характеризуют самостоятельный элемент устройства как лазерный стержень 7 с вариантами (а, б, в), который в лазерной технике и в нашем случае выполняет функцию зоны активной среды твердотельного лазера в виде монокристалла 3 фиг.2, 1. Активная среда лазера в виде монокристалла 3 совмещена с источником его накачки в виде гидрида изотопа урановой группы, равномерно размещенного в том же монокристалле 3. На лазерный стержень 7 (или на внешний диаметр титанового цилиндра 1) плотно и жестко установлены цилиндрические оболочки: оболочка 8, выполненная из материала, отражающего тепловые нейтроны, например бериллия, оболочка 9, выполненная из материала, поглощающего тепловые нейтроны, например кадмия, и стальной несущий корпус 10 с присоединительным фланцем 11. Оболочки 8 и 9, а также корпус 10 составляют вместе с лазерным стержнем 7 ядерный реактор 12. С одного торца реактор 12, через фланец 11, герметично закрыт съемной конической втулкой 13, которая определяет боевое направление лазерного стержня 7, а с противоположного торца он герметично и жестко соединен с вертикально расположенным и имеющим, например, прямоугольную форму корпуса, затвором 14. Внутри корпуса затвора 14 по всей длине его вертикальной оси выполнен сквозной прямоугольный канал 15, а на симметричных стенках затвора 14, в направлении продольной оси лазерного стержня 7, соосно друг к другу, выполнены сквозные отверстия 16 и 17 соответственно. В канал 15 симметрично продольной оси, проходящей через центр отверстия 16 и 17, а также с перекрытием корпуса 10 (фиг.2) реактора 12 с вертикальным перемещением по каналу 15, плотно установлена заглушка 18 (фиг.2). Заглушка 18 выполнена из материала замедляющего и поглощающего быстрые нейтроны, например кадмия с углеродом, заглушка имеет собственную внешнюю рубашку 19 и герметично закрывает отверстия 16 и 17 (фиг.2). С торцов канал 15 герметично закрыт двумя одинаковыми, имеющими общую позицию, съемными крышками 20, через одну из которых в канал 15 жестко установлен тротиловый заряд 21 с детонатором 22 и герметично изолирующий подводящие провода (позиций не имеют) стальной болт 23 на одной из крышек 20. К стенке корпуса затвора 14 (фиг.3) со стороны отверстия 17 (фиг.2) герметично и жестко соосно с 7, 16 и 17 присоединен полый цилиндр 24 (фиг.2, 3), внутри которого плотно, с осевым перемещением, установлены: радиоактивный источник быстрых нейтронов 25, заключенный в свою металлическую цилиндрическую рубашку 26 (фиг.2, фиг.3) и прижимающий поршень 27. Открытый торец цилиндра 24 через соединительный фланец 28 герметично закрыт съемной крышкой 29, посредством которой в полый цилиндр 24 под крышкой 29 жестко установлен второй тротиловый заряд 30 со своим детонатором 31, подводящими проводами (позиций не имеют) и изолирующий их стальной болт 32, который герметично установлен на крышке 29. Тротиловые заряды и их детонаторы имеют самостоятельные позиции, т.к. они несут в себе разную мощность взрыва и выполняют различные технологические функции не связанные друг с другом. Радиоактивный источник быстрых нейтронов 25 представляет собой малогабаритный в масштабе (фиг.2) смесь радиоактивных элементов, ядра которых под воздействием ядерных реакций излучают быстрые нейтроны с величиной потока частиц порядка 10 8 -10 9 с -1 · см -2 . Полученное таким образом устройство представляет собой гамма-лазер с ядерной накачкой, который в земных условиях должен быть герметично размещен в металлическом контейнере с защитными от радиации слоями, который снимается при запуске на космическую орбиту. В рассматриваемом изобретении контейнер не рассматривается и позиций не имеет.

Для определения позиций и с целью описания физических процессов в лазерном стержне 7 и в ядерном реакторе 12 на фиг.4 схематично и в развернутом виде изображено пространство кристаллической решетки 33 с атомами изотопов урановой группы 34, например урана 35 с внедренными в нее атомами водорода 36, образующей химическое соединение UH₆, имеющее твердотельное состояние в виде монокристалла. Кристаллическая решетка 33 состоит из атомов изотопа урановой группы 34, в которую внедрены и равномерно распределены атомы водорода 36. На фиг.4, 5, 6, 7 показаны ядерные частицы, которые участвуют в процессах ядерной накачки и инициирования ядерных реакций деления тепловыми нейтронами 37 с выделением быстрых нейтронов 38, гамма-квантов 39 (фиг.4), осколков тяжелых ядер 40 (фиг.4), инициирование за счет реакций деления фронта волны цепных ядерных реакций 41 (фиг.5 и 7) фронта тепловой волны 42, фронта волны испарения вещества 43, фронта волны разрежения 44 и волны сжатия 45 вещества, инициирование цепных ядерных реакций деления тепловыми нейтронами 37 с выделением быстрых нейтронов 38 и образованием в результате замедления на ядрах водорода быстрых нейтронов 38 и дифракционного рассеяния на кристаллической решетке 33 тепловых нейтронов 37, инициирующие когерентные цепных ядерные реакции деления 46 и нейтронной волны 47 (фиг.6), которая в свою очередь инициирует волну цепных ядерных реакций 41 и когерентную волну гамма-излучения 48 (фиг.6). Все рассматриваемые процессы осуществляются в монокристалле 3, в кристаллической решетке 33. Образование и выход направленного и когерентного гамма-излучения 48 из гамма-лазера с ядерной накачкой осуществляют следующим образом. С целью создания нового материала активной среды лазера в твердотельной фазе, например, в вакуумной нагревательной печи (позиции не имеет) выращивают монокристалл 3 из гидрида изотопа урановой группы 34 с отражающими тепловые нейтроны 37 фольги 2 и титанового цилиндра 1. В результате получаем лазерный стержень 7 с вариантами параллельных продольной оси монокристалла 3 межкристаллических плоскостей 4, 5, 6 (а, б, в) (фиг.1) в объеме всего монокристалла 3 с равномерным распределением атомов изотопа урановой группы 34 и атомов водорода 36 в нем. Стержень 7 размещают в оболочку 8, отражающую тепловые нейтроны 37, оболочку 9, замедляющую и поглощающую быстрые нейтроны 38, а также в несущий корпус 10, позиции 8, 9 и 10 совместно с 7 образуют ядерный реактор 12. С боевого торца реактор закрывают съемной конической втулкой 13 (фиг.3), а с противоположного торца его закрывают заглушкой 18, поглощающей тепловые нейтроны 37 (фиг.2). В этом случае реакция деления ядер элементов урановой группы 34 в реакторе 12 не идет. Чтобы инициировать процесс реакции деления в реакторе и создать в нeм поток тепловых нейтронов 37 и, как следствие этого, поток гамма-квантов 39 производят следующие действия. Существующими способами доставляют гамма-лазер на расчетную космическую орбиту и также известным способом управления выводят его на ударную позицию по направлению острия конической втулки 13. Выбор места поражения на теле, например кометы, и наведение лазера на выбранное место также осуществляют известными способами. Запуск реактора 12 должен происходить на максимально удаленном расстоянии от планеты Земля и на оптимальном расстоянии от кометы или астероида. Перед запуском реактор 12 гамма-лазера с ядерной накачкой должен находиться на космической орбите в критическом режиме запуска (фиг.2) достаточно долгое время, например до нескольких лет. Такой критический режим запуска обеспечивает заглушка 18, которая герметично закрывает и разделяет соосные сквозные отверстия 16 и 17. Заглушка является преградой для проникновения быстрых нейтронов 38 из радиационного источника 25 через рубашку 26 в торец монокристалла 3. Запуск реактора 12 и, следовательно, гамма-лазера производят по команде, например, с Земли подрывом детонатора 22, который в свою очередь производит взрыв тротилового заряда 21. В этом случае давление газовой взрывной волны перемещает заглушку 18, например, в нижний свободный канал 15 в корпусе затвора 14 (фиг.2). Почти одновременно с запаздыванием в 10 -3 с производят подрыв второго детонатора 31 и взрыв тротилового заряда 30, размещенного в полом цилиндре 24 под крышкой 29. Давлением газовой взрывной волной заряда 30 перемещают вдоль продольной оси цилиндра 24 радиоактивный источник 25. Через отверстие 17 в корпусе затвора 14 на место выбитой заглушки 18 устанавливают источник 25 и равномерно прижимают подвижным поршнем 27 торец радиоактивного источника 25, через сквозное отверстие 16 к торцу монокристалла 3 (фиг.3). В результате такого контакта быстрые нейтроны 38 радиоактивного источника 25 проникают в монокристалл 3, начинают замедляться на ядрах водорода 36, достигают тепловых скоростей и превращаются в тепловые нейтроны 37, захватываются ядрами изотопов урановой группы 49 и инициируют ядерные реакции деления с выделением быстрых нейтронов 38, гамма-квантов 39 и осколков тяжелых ядер 40. Быстрые нейтроны 38 замедляются до тепловых нейтронов 37 и инициируют цепные ядерные реакции деления, которые в свою очередь производят инициирование фронта волны ядерных реакций 41, фронта тепловой волны 42, фронта волны испарения вещества 43, фронта волны разрежения 44 и волны сжатия 45 вещества, инициирование цепных ядерных реакций деления тепловыми нейтронами 37 с выделением быстрых нейтронов 38 и образованием в результате замедления и дифракционного рассеяния на кристаллической решетке 33 тепловых нейтронов и образование когерентного потока тепловых нейтронов, или, что тоже самое, нейтронной волны 47, которая в свою очередь инициирует волну цепных ядерных реакций 41 и когерентную волну гамма излучения 48 (фиг.4, 5, 6, 7, 8). Когерентная волна гамма-излучения выводится с боевого торца реактора 12 и направляется на объект воздействия известным способом.

Эффективность способа и устройства генерации мощного направленного и когерентного импульсного гамма-излучения 48 заключается в следующем. Известно, что ядерная реакция деления 36 ядра изотопа урановой группы 49, например урана 235, под действием тепловых нейтронов 37 состоит в том, что тяжелое ядро, поглотив нейтрон, делится на два почти равных осколка 40. При этом деление сопровождается испусканием двух-трех быстрых нейтронов 38 и при каждом акте деления выделяется энергия, равная примерно 200 МэВ. Кроме того, при делении ядра происходит излучение гамма-кванта 39 высокой энергии равной 9-10 МэВ и быстрых нейтронов 38 с энергией 1-2 МэВ. Очевидно, что ядро, например, урана 235 может начать делится под действием своих собственных тепловых нейтронов 37, которые образуются в результате той же реакции деления, тем более, что это количество возрастает при каждом акте деления в 2-3 раза. Интенсивность реакции деления ядра сильно зависит от энергии нейтронов, т.е. чем меньше энергия нейтрона, тем выше интенсивность реакции деления. Так как реакция деления идет при любых энергиях, то в соответствии с законом обратной пропорциональности эффективного сечения от скорости движения нейтрона, сечение реакции резко возрастает при приближении энергии теплового нейтрона 37 к нулю. Так, например, для тепловых нейтронов Е=0,025 эВ сечение реакции деления равно 600 барн. Для тепловых нейтронов 37 деление, если оно идет, является преобладающим процессом над всеми остальными реакциями. Так при захвате теплового нейтрона 37, например, ядром урана 235 деление происходит с вероятностью 0,84. Кроме процесса деления, могут также происходить процессы возбуждения ядра урана-235 с последующим процессом испускания гамма-кванта. Однако такой процесс происходит при высоких энергиях нейтрона, т.е. для быстрых нейтронов 38. Таким образом, видно, что для получения высокой интенсивности реакции деления, например, ядра урана 235 необходимо замедлить быстрые нейтроны 38 реакции деления ядра до тепловых нейтронов 37. При столкновении с ядрами гидрида изотопа урановой группы 34, например урана-235, быстрый нейтрон 38 после замедления может поглотиться этим ядром или рассеяться на ядрах водорода 36 или, например, на ядрах урана-235 и размножиться за счет реакции деления на макроскопических масштабах, который будет занимать материал из гидрида изотопа урановой группы урана-34. При переходе к макроскопическим масштабам отдельные акты поглощения, суммируясь, приведут к некоторому поглощению нейтронного потока 50, а суммарное действие большого числа актов рассеяния приведет к двум макроскопическим процессам — к замедлению и диффузии. Конечный результат действия этих двух процессов приведет к поглощению части замедленных тепловых нейтронов 37 и к диффузионному процессу деления, например, ядер урана-235, а следовательно, к диффузному излучению гамма-квантов 39, возникающих в результате распада ядер урана при поглощении теплового нейтрона 37.

Поскольку основной целью поставленной задачи является получение когерентных потоков гамма-квантов 48, а не диффузных потоков гамма-квантов 39, то для решения поставленной задачи необходимо получение когерентных потоков тепловых нейтронов 47, т.е. надо преобразовать диффузионные потоки замедленных нейтронов в когерентные потоки тепловых нейтронов 47 (фиг.5). Замедление нейтронов происходит как при неупругих, так и при упругих столкновениях. До столкновения с нейтроном ядро урана 235 или ядро атома водород 36 находится в состоянии покоя, а после столкновения приходит в движение, получая от нейтрона некоторую энергию. В результате этого процесса нейтрон замедляется. Это замедление не может привести к полной остановке нейтрона из-за теплового движения ядер. Энергия теплового движения ядер атома водорода 36 имеет величину порядка kT=0,025 эВ. Нейтроны с этой энергией находятся в тепловом равновесии со средой, такие нейтроны называются тепловыми. Одновременно с процессами замедления нейтронов идут процессы поглощения и диффузии нейтронов. При достижении некоторой определенной энергии в результате замедления нейтрон может быть захвачен ядром и выбыть из дальнейшего процесса замедления. Для среды из гидрида изотопа урановой группы 34, например урана 235, процесс замедления нейтронов в основном происходит на ядрах водорода, а процессы поглощения и диффузия в основном происходит на тяжелых ядрах, например ядрах урана 235. При поглощении одного замедленного теплового нейтрона 37, например, ядром урана 235 происходит реакция деления тяжелого ядра урана 235 и рождение 2 или трех быстрых нейтронов 38, т.е. процессы замедления и поглощения нейтронов сопровождаются также еще одним процессом — процессом размножения нейтронов фиг.4, 5. Определим параметры процесса размножения нейтронов в результате замедления быстрых нейтронов 38 на ядрах атома водорода 36 до тепловых энергий и поглощения тепловых нейтронов 37, например, ядрами урана 235 в активной твердотельной зоне гамма-излучения, состоящей из гидрида, например, урана 235. Исходя из табличных значений для сечений рассеяния и поглощения тепловых 37 и быстрых нейтронов 38 на ядрах урана-235, водорода и дейтерия и средних значений числа нейтронов, испускаемых при делении фиг.4, 5.

Среднее число нейтронов, испускаемых в одном акте деления урана-235 при захвате теплового нейтрона 37

Какой гамма источник имеет монохроматический спектр излучения

П Р Е П Р И Н Т № 64
А.С.Белоусов, Е. И. Малиновский

Гамма — активность, возникающая в мишенях
под действием пучка тормозного излучения
синхротрона С-25 Р «ПАХРА» .

Москва 1999

В работе представлены результаты по изучению гамма — активных изотопов, образующихся при облучении различных веществ ( углерод, алюминий, магний, медь, свинец, кристаллы поваренной соли, йодистого натрия и йодистого цезия) пучком тормозного излучения синхротрона С — 25Р “Пахра”. Исследования проводились с целью выяснения возможностей получения источников для калибровки гамма — спектрометров низких энергий.

А. S. Belousov , E. I. Malinovski

Gamma — radiation induced in the targets by
bremsstrahlung beam of “Pakhra” synchrotron Abstract

The results of the investigation of gamma – emitting isotopes, produced by irradiation of different targets (C, Al, Mg, Cu, Pb, NaCl, NaI, CsI) by the bremsstrahlung beam of the synchrotron «PAKHRA» are presented. The investigations was made for clearing up the possibilities of preparing sources for calibration of the low energy g -spectrometers.

Основным источником наведенной активности в мишенях, облучаемых пучком тормозного излучения синхротрона, являются фотоядерные реакции. Пучки тормозного излучения образуются при взаимодействии ускоренных электронов с мишенями, расположенными внутри вакуумной камеры ускорителя. Выходящий через тонкое окошко из вакуумной камеры пучок тормозного излучения формируется далее свинцовым коллиматором, причем большая часть энергии пучка поглощается в коллиматоре [1]. В свинце, из которого изготовлен коллиматор, происходят фотоядерные реакции, в результате которых коллиматор становится радиоактивным. После окончания работы ускорителя коллиматор продолжает испускать электроны и гамма кванты, представляющие определенную опасность для персонала, работающего в непосредственной близости от него.
Первоначально данная работа имела цель определить какие именно гамма — активные изотопы возникают в свинце и уровень наведенной гамма активности, однако впоследствии возникла необходимость определить какие гамма активные изотопы могут быть получены с помощью ускорителя «ПАХРА» с целью их последующего использования для калибровки гамма — спектрометров.
Облучение образцов проводилось в пучках тормозных фотонов при энергии электронов в ускорителе 650 — 850 МэВ. Образцы располагались на расстоянии 4 м. от мишени ускорителя и на расстоянии 10 мм от центра пучка, чтобы не влиять на центральную часть пучка, проходящую через отверстие в свинцовом коллиматоре с диаметром 10 мм. и использующуюся в других экспериментах. Интенсивность тормозных фотонов в месте расположения исследуемых образцов ненамного меньше, чем в центре пучка [1].
Гамма излучение исследуемых образцов регистрировалось сцинтилляционным спектрометром полного поглощения с радиатором из кристалла NaI(Tl) , имеющего размеры : 100 мм. в диаметре и 100 мм. высотой, установленным по центру фотокатода фотоумножителя ФЭУ — 49. С выхода ФЭУ импульсы подавались на многоканальный амплитудный анализатор.
На рис. 1 приведена калибровочная кривая спектрометрического тракта всей системы регистрации (включающая собственно спектрометр и анализатор), полученная при регистрации нескольких линий монохроматических фотонов: анигилляционных фотонов (Е = 0.51 МэВ), гамма излучения источников Cs 137 (E = 0.66 МэВ ), Co 60 (E = 1.17 МэВ и Е = 1.33 МэВ ) и К 40 (Е = 1.46 МэВ). Последний содержится в качестве естественной примеси в стекле баллона фотоумножителя. На рис.2 приведен спектр амплитуд фоновых импульсов, на котором виден пик от гамма — квантов К 40 .

2. Измерение наведенной активности

Облучались свинцовые пластины толщиной 5 мм. Обсчет наведенной гамма — активности начинался не ранее, чем через сутки после конца облучения. Таким образом, короткопериодная активность, наведенная в образцах, не регистрировалась.
На рис.3, 4 и 5 приведены спектры, измеренные с образцами, облучавшимися в течение двух смен работы ускорителя ( 14 часов). Основные гамма линии в спектрах соответствуют энергиям : 0.28, 0.36, 0.45 и 0.65 МэВ. Распадные кривые для этих гамма линий приведены на рис.6, 7, 8. Полученные при обработке этих кривых периоды полураспада, средние времена жизни и относительные интенсивности приведены в таблице.

Таблица 1. Гамма излучение мишени Pb.

Эти данные позволяют идентифицировать гамма – активные изотопы с достаточной надежностью только для энергий 0.28 и 0.45 МэВ. Эти линии соответствуют изотопам Pb 203 и Tl 202 , получающимся в следующих фотоядерных реакциях: Pb 206 ( γ ,3n )Pb 203 , Pb 206 ( γ ,p3n)Tl 202 . В изучавшемся образце свинца кроме Pb 206 содержатся стабильные изотопы Pb 207 , Pb 208 . Они также могут вносить вклад в образование зарегистрированных гамма – активных изотопов, но при этом в реакции должно испускаться большее число нейтронов и соответственно сечение этих процессов будет меньше. Не идентифицированными остаются изотопы, испускающие гамма кванты с энергиями 0.35 и 0.65 МэВ.

Первые облучения TlCl на пучке тормозного излучения ускорителя ПАХРА были проведены в 1986 году в связи с изучением радиационной стойкости монокристаллов КРС, представляющих собой смесь TlCl и TlBr. Эти монокристаллы предполагалось использовать при изготовления компактных радиаторов для черенковских счетчиков полного поглощения [4]. Тогда было обнаружено, что после облучения пучком тормозного излучения на ускорителе ПАХРА в образцах TlCl и КРС–6 возникала наведенная гамма активность.
В последствии характер этой активности был исследован более подробно. На рис.9 показаны энергетические спектры гамма квантов измеренные с образцом TlCl, облучавшимся в течение двух смен работы ускорителя ( 14 часов). Спектры различаются по времени, прошедшему между концом облучения образца и началом обсчета. Пики в спектрах соответствуют энергии регистрируемых гамма квантов E_γ = 0.44 МэВ. На рис.10 приведена распадная кривая, полученная на основе измерения спектров, представленных на рис.9. Фитирование распадной кривой с помощью экспоненты дает величину среднего времени жизни t = 17.73 ± 0.67 дня. Это соответствует периоду полураспада Т _1/2 = 12.3 ± 0.46 дня. Полученные значения энергии гамма квантов и периода полураспада позволяют идентифицировать этот изотоп как Tl 202 . Он образуется под действием тормозных фотонов за счет фотоядерной реакции на стабильном изотопе Tl 203 : Tl 203 ( γ ,n)Tl 202 .
Кроме основной гамма линии, соответствующей изотопу Tl 202 , в спектре облученного образца была замечена намного более слабая гамма линия с энергией Е_γ = 1.23 МэВ. На рис.11 показана та область спектра, в которой проявляется эта линия. Измерения с интервалом в два дня, результаты которых приведены на рисунке, позволяют оценить период полураспада изотопа. Ответственного за эту линию гамма спектра. Он равен Т _1/2 ≅ 27 часов. Наиболее подходящим для данной энергии гамма квантов и периода полураспада является изотоп Tl 200 . Его табличные данные Е_γ = 1.2057 МэВ и Т _1/2 = 26.1 часа. Реакция, за счет которой образуется этот изотоп, Tl 203 (γ,3n)Tl 200 . Отношение интенсивностей линий 1.23 МэВ и 0.44 МэВ равно 0.0436 и определяется, по-видимому , отношением поперечных сечений реакций с вылетом трех нейтронов и одного нейтрона из ядра мишени.

Гамма спектр облученного пучком образца Mg приведен на рис.12. Данные, приведенные на рис.12,13 и 14, получены при коэффициенте усиления анализатора уменьшенном в 2 раза. Характер спектра, содержащего линии: Е_γ = 1.38 МэВ и 2.76 МэВ , позволяет сделать вывод о том, что источником их является изотоп Na 24 , образующийся в реакции: Mg 25 ( γ ,p)Na 24 . Согласно табличным данным период полураспада этого изотопа равен Т _1/2 = 15.02 часа, что совпало с нашими оценками.

На рис.13. приведен спектр гамма квантов из Al мишени, облучавшейся в пучке тормозных фотонов синхротрона ПАХРА в течение двух смен (14 часов) Спектр содержит ряд пиков, два из которых соответствуют энергиям 1.38 и 2.76 МэВ, характерным для изотопа Na 24 . Образование этого изотопа происходит за счет реакции Al 27 (γ,2pn)Na 24 . Кроме этого в спектре можно видеть линии, соответствующие энергиям Е_γ = 0.51 и 2.3 МэВ.

При облучении мишени NaCl был получен неожиданный результат, показанный на рис.14. В спектре присутствуют гамма – линии с энергиями Е_γ = 1.38 и 2.76 МэВ, характерные для изотопа Na 24 . Поскольку естественный NaCl содержит 100% изотопа Na 23 , за счет фотоядерных реакций Na 24 получен быть не может. Объяснить полученный результат можно, предположив что в месте расположения мишени NaCl вблизи свинцового коллиматора существует интенсивный фон фотонейтронов, которые взаимодействуют с мишенью, приводя к реакции Na 23 (n,γ)Na 24 .
Кроме двух вышеупомянутых линий, в спектре гамма излучения мишени NaCl присутствует линия Е_γ = 0.51 МэВ, обусловленная аннигиляционным излучением позитронов. Время жизни изотопопа, испускающего это излучение, пока измерять не удалось, так как за полтора месяца после конца облучения активность линии 0.51 МэВ изменилась незначительно. Это изменение лежит в пределах ошибки измерений, поэтому среднее время жизни можно было оценить лишь по порядку величины. Оно составляет величину порядка года. Наиболее подходящим в данном случае изотопом, испускающим позитроны с временем жизни 2.6 года, является Na 22 . Он может быть образован в реакции Na 23 (γ,n)Na 22 . Спектр гамма излучения мишени NaCl через 20 дней после конца облучения показан на рис.15.

Основным изотопом в медной мишени является Cu 63 (69%). В результате облучения в пучке ускорителя образуется ряд изотопов, испускающих позитроны с периодами полураспада от 10 мин. до 3.5 часов ( Cu 60 , Cu 61 , Cu 62 ). Поэтому гамма спектр медной мишени, измеренный даже через три дня после конца облучения, показанный на рис.16, содержит основную линию Е_γ = 0.51 МэВ, обусловленную аннигиляцией позитронов. Гамма спектр той же мишени, измеренный еще через четыре дня, приведен на рис.17. Кроме линии аннигиляционных гамма квантов на нем можно видеть второй пик, соответствующий фотонам с энергией Е_γ = 0.8 МэВ. Время жизни изотопа, испускающего эти гамма кванты, заметно больше, чем для аннигиляционных фотонов. Поэтому соотношение амплитуд этих пиков с течением времени меняется. Так еще через 5 дней пик с Е_γ = 0.8 МэВ становится выше пика с Е_γ = 0.51 МэВ ( см. рис.18). В дальнейшем соотношение амплитуд этих пиков не изменяется, что позволяет предположить происхождение их от одного изотопа. Оценка периода полураспада из данных рис.16 приводит к заключению, что основной вклад в гамма активность мишени Cu в первые 5 дней после конца облучения дает изотоп Cu 61 , испускающий позитроны с периодом полураспада 3 — 4 часа.
Более поздние гамма спектры могут быть приписаны изотопу Co 58 , испускающему как позитроны, так и гамма кванты с энергией Е_γ = 0.8 МэВ. Период полураспада этого изотопа равен 72 дням. Фотоядерные реакции, за счет которых идет образование этих изотопов: Cu 63 (γ,2n)Cu 61 , Cu 63 (γ,2p3n)Co 58 .

В углеродной мишени (графит) с наибольшей вероятностью идет реакция С(γ,n)С 11 . При этом в мишени наводится гамма-активность с периодом полураспада 20.5 минут и энергией испускаемых фотонов 0.51 МэВ, возникающих при аннигиляции позитронов от распада С 11 . Эта реакция хорошо изучена и величина ее поперечного сечения известна [5]. В интервале энергий 18.6 − 26 МэВ σ = 6.0 mb.

В качестве мишени использовался монокристалл NaI (Tl) ( добавка таллия в нем незначительна и в гамма-спектр заметного вклада не дает). Размеры кристалла: диаметр 30 мм и высота 30 мм. Спектр наведенной в этой мишени гамма активности приведен на Рис.16. В спектре можно видеть линии, соответствующие энергиям: 0.38; 0.5; и 0.66 МэВ. Наиболее вероятным источником их может быть изотоп I 126 , который согласно табличным данным имеет период полураспада Т _1/2=13.1 ± 0.5 дня и содержит в гамма-спектре линии: 0.38; 0.48; 0.51; и 0.65 МэВ [6]. Наиболее интенсивные линии : 0.38 и 0.65 МэВ . Природный йод на 100% состоит из изотопа I 127 . Таким образом, I 126 образуется за счет реакции I 127 (γ,n)I 126 .
В области энергий выше 1 МэВ спектр содержит линии 1.38 и 2.76 МэВ, обусловленные изотопом Na 24 , образующимся в реакции Na 23 (n,γ)Na 24 .

Мишень CsI представляла из себя монокристалл с размерами: диаметр 30 мм и высотой 20 мм. Гамма-спектр наведенной активности для этой мишени приведен на Рис.17. Здесь можно видеть те же линии, которые видны в спектре от мишени NaI , однако соотношение интенсивностей этих линий другое. Более интенсивной является линия 0.65 МэВ. Объяснить этот факт можно наложением на гамма-спектр изотопа I 126 гамма-излучения от Cs 132 . Согласно табличным данным, этот изотоп испускает излучение с энергией Е_γ = 0.62 МэВ и имеет период полураспада Т _1/2 = 7.1 дня. Эта линия накладывается на гамма-линию I 126 c E_γ = 0.66 МэВ. В природном цезии содержится 100% Cs 133 , а Cs 132 образуется за счет реакции Cs 133 (γ,n)Cs 132 .

3. Измерение интенсивности пучка тормозного излучения .

Выход гамма активного изотопа (число ядер) в мишени, подвергшейся облучению в пучке тормозного излучения ускорителя, зависит от времени облучения Т, среднего времени жизни изотопа τ, времени t прошедшего после конца облучения до начала измерения наведенной активности, а также от числа ядер на см 2 мишени N_a, интенсивности пучка тормозного излучения N_γ и полного сечения реакции σ(γ A → A*Х):

Если время облучения много меньше среднего времени жизни изотопа (Т <<τ), то

В этом случае выход гамма активных ядер мишени пропорционален времени облучения Т, а от среднего времени жизни изотопа не зависит. Если время облучения много больше среднего времени жизни гамма-активного изотопа (Т >>τ), то

В этом случае число гамма активных ядер пропорционально среднему времени жизни гамма-активного ядра и от времени облучения Т не зависит. Гамма активность, тоесть число распадов в единицу времени можно получить из 3), разделив правую часть этого соотношения на среднее время жизни τ. При этом оказывается, что максимально возможная гамма активность для данной мишени (А) равна:

Используя известное (как, например, в случае углеродной мишени) поперечное сечение σ, можно оценить величину потока тормозных фотонов, падающих на мишень

N_γ = N(C 11 ) / N(C 12 ) σ(γ,n) τ (1- e -T/τ ) e -t/τ = 2.6 10 10 1/ мин. 5)

В измерениях с углеродной мишенью значения величин, входящих в 5), были:

Т = 60 мин., t = 3 мин., τ = 29.58 мин., N(C 11 ) = N_γ ( 0.51 МэВ) τ = 2.05 10 8 , N_γ(0.51) = 10 7 1/ мин.

В первом приближении спектр фотонов тормозного излучения может быть описан выражением: dN_γ (E) = Q dE/E, откуда число фотонов в интервале энергий от Е₁ до Е₂ будет: N_γ (E₁,E₂) = Q ln(E₂/E₁). В этом соотношении Q представляет величину, характеризующую интенсивность пучка и называемую «числом эффективных квантов» тормозного излучения. Эта величина определяется при измерении потока энергии в пучке квантометром.

Таким образом, из результатов измерения наведенной гамма активности можно определить интенсивность пучка тормозного излучения. Так в приведенном выше случае углеродной мишени число эффективных квантов в пучке Q = 7.76 10 10 1/мин.

4. Заключение

Облучение мишеней пучком тормозного излучения ускорителя ПАХРА при максимальной энергии 650 МэВ позволяет получить гамма активные источники с временами жизни от 20 мин.( С 11 ) до 2.6 года (Na 22 ). Максимальная активность таких источников – активность в момент конца облучения при длительности облучения много большей времени жизни гамма активного изотопа (Т >>τ) определяется соотношением:

Наибольшая величина сечения фотоядерной реакции σ, соответствующая процессу (γ,n), достигает 10 mb для легких ядер и сотен миллибарн для тяжелых ядер [7]. Это соответствует максимальным значениям наведенной гамма активности от ~ 10 5 распадов в сек. Для легких ядер до ~ 10 7 распадов в сек. для области тяжелых ядер. Диапазон энергий наведенного гамма излучения в образцах лежит от 0.28 МэВ ( Pb 203 ) до 2.76 МэВ ( Na 24 ).
Оптимальная геометрия мишени для получения максимальной наведенной активности представляет собой диск с отверстием в центре диаметром 15 мм и наружным диаметром 60 мм. Толщина мишени может быть до 2Х ₀ , чтобы не было существенного самопоглощения. Такая мишень может облучаться перед коллиматором, используя до 80% интенсивности пучка и не мешая проведению экспериментов с пучком за коллиматором.

5. Литература

1 . P. S. Baranov, A. S. Belousov et. al.
Preprint LPI N 53, 1996, Moscow.

2. Сиборги Перлман Таблица изотопов
Издательство ИЛ 1951 г.

3. И. П.Селинов Атомные ядра и ядерные превращения.
Изд. технико– теоретической литературы 1951 г.

4. В.Ф.Андреев, П. С.Баранов и др.
Препринт ФИАН № 102, 1989 г., Москва

5. J. L. Lowson and M. L. Perlman
Phys. Rev. 76, 1190L (1948)

6. Н. Г. Гусев Справочник по радиоактивным излучениям и защите
Медгиз. 1956 г. Москва

7. B.L.Berman Atlas of Photoneutron Cross Sections obtained with Monoenergetic Photons
Atomic Data and Nuclear Data Tables 15, 319 – 390 (1975)

Рисунок 1. Калибровочная кривая γ-спектрометра, использовавшегося для регистрации спектров наведенной активности.

Рисунок 2. Распределение импульсов NaI ( Tl ) — спектрометра по амплитуде при регистрации фоновых сигналов .

Рисунок 3. Гамма — спектры от свинцового образца, облученного в течение 14 часов ( 9.04.1997 ) в тормозном пучке синхротрона “Пахра”.

Рисунок 4 . Спектры наведенной γ-активности в свинце после 9 и 14 суток после облучения.

Рисунок 5. Гамма — спектры от свинцового образца, облученного в тормозном пучке синхротрона “Пахра”, через 32 и 40 суток после облучения.

Рисунок 6. Зависимость интенсивности излучения гамма — квантов с энергией Е_γ = 0.3 МэВ от времени после облучения образца ( распадная кривая )

Рисунок 7 . Зависимость интенсивности излучения гамма – квантов с энергией Е_γ = 0.45 МэВ свинцовым образцом от времени после окончания облучения.

Рисунок 8. Распадная кривая свинцового образца для гамма-линии с Е_γ = 0.65 МэВ .

Рисунок 9 . Энергетические спектры гамма — квантов от образца TlCl, облученного в течение 14 часов в тормозном пучке. Положение максимума распределения соответствует энергии Е_γ = 0.44 МэВ.

Рисунок 10 . Кривая распада для линии Е_γ = 0.44 МэВ в образце TlCl.

Рисунок 11. Распределение гамма — квантов по энергии от образца TlCl в области линии с энергией Е_γ = 1.23 МэВ.

Рисунок 12. Спектры наведенной γ-активности в образце магния.

Рисунок 13. Гамма — спектр образца алюминия, облученного в пучке синхротрона “Пахра”. Пики в распределениях соответствуют линиям с Е_γ = 0.51, 1.38, 2.3 и 2.76 МэВ.

Рисунок 14 . Спектр наведенной g — активности в образце NaCl.

Рисунок 15 . Спектр наведенной активности в образце NaCl через 20 дней после облучения.

Рисунок 16. Гамма -спектр наведенной активности в медной мишени через 3 суток после облучения в пучке. Максимум распределения Е_γ = 0.51 МэВ. Рисунок 17 . Гамма — спектр наведенной активности в медной мишени через 5 и 10 суток послe облучения в пучке.

Рисунок 18 . Гамма — спектр образца Na I ( Tl ) , облученного в пучке синхротрона “Пахра”. Пики в распределениях соответствуют линиям с Е_γ = 0.38, 0.51 и 0.66 МэВ.

Рисунок 19 Гамма-спектр наведенной активности в мишени Cs I.

Какой гамма источник имеет монохроматический спектр излучения

Какой гамма источник имеет монохроматический спектр излучения

Изотопные источники гамма-квантов

Гамма-кванты из ядерных реакций

Тормозное излучение от электронных ускорителей

Методы монохроматизации гамма-излучения высокой энергии

Аннигиляция на лету быстрых позитронов

Меченые фотоны

Комптон-эффект на покоящемся электроне

Обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов на электронах

Квазимонохроматическое излучение фотонов из ориентированных монокристаллов

Литература

Гамма-излучение

Характерные свойства

Влияние на организм человека

RU2243621C1 — Способ получения направленного и когерентного гамма-излучения и устройство для его реализации — Google Patents

Links

Images

Abstract

Description

Какой гамма источник имеет монохроматический спектр излучения

Добавить комментарий Отменить ответ