Фізика (Чоплан П.П

сотень літрів. Йонізаційні камери, крім лабораторного призначення,

єтакож складовими частинами багатьох технічних приладів.

Удослідженнях з фізики ядра широко використовують лічильни­ ки, призначені для спостереження і реєстрації окремих заряджених частинок.

До йонізаційних лічильників належать пропорційні лічильники

та лічильники із самостійним газовим розрядом — лічильники Гейгера — Мюллера.

Пропорційні лічильники. Йонізаційна камера працює в режимі струму насичення, тому її чутливість до реєстрації окремих части­ нок низька. Чутливість значно підвищується, якщо йонізаційна ка­ мера працює в режимі газового підсилення. При великих напругах (ділянка CD, рис. 17.2) внаслідок ударної йонізації лавиноподібно збільшується кількість пар йонів і створені спочатку йонізуючою частинкою /IQ пар йонів перетворюються на Кп0 пар. Зі зростанням напруги між електродами збільшується коефіцієнт газового підсилен­ ня К. Спочатку К не залежить від кількості початкових йонів и0, створених йонізуючою частинкою. При подальшому зростанні на­ пруги U коефіцієнт підсилення починає зменшуватись зі збільшен­ ням /і0. Ділянка газового підсилення, де К не залежить від и0, ви­ користовують у пропорційних лічильниках. Кількість пар /і0, утво­ рених спочатку, а також кількість Кп$ пропорційні енергії, що ви­ трачена частинкою, яка реєструється, на йонізацію газу в лічильни­ ку. Сила йонізаційного струму також пропорційна енергії. Тому про­ порційними лічильниками можна реєструвати не тільки проходжен­ ня частинки через лічильник, а й оцінювати її енергію.

Процес розряду в пропорційних лічильниках є несамостійним, і він закінчується тоді, коли всі утворені при газовому підсиленні елек­ трони і йони досягають відповідних електродів. Тривалість процесу визначається швидкістю руху повільних йонів і становить звичайно

Лічильник Гейгера — Мюллера. Подальше зростання напруги між електродами спричинює самостійний розряд у газі та великі імпульси розрядного струму, які можна реєструвати за допомогою вимірювальних приладів. За таким принципом працює лічильник Гейгера — Мюллера. До електродів лічильника прикладають напру-

428

гу 0,8...3 кВ. Лічильник заповнюють найчастіше сумішшю аргону з повітрям або зі спиртовою парою при тиску 0,01 МПа. Проходження зарядженої частинки через лічильник супроводжується йонізацією атомів газу, що заповнює камеру лічильника. Під дією електричного поля електрони набувають такої енергії, що під час зіткнень йонізують нові атоми газу. Кількість йонів зростає лавиноподібно, в газі лічильника відбувається електричний розряд, а в його колі з’являєть­ ся імпульс струму. Поблизу анода лічильника утворюється велика кількість позитивних йонів, які мають малу рухливість і створюють просторовий позитивний заряд, що оточує нитку анода. Дія цього заряду зменшує напруженість електричного поля між електродами лічильника, внаслідок чого розряд припиняється. Через деякий про­ міжок часу, коли позитивні йони просторового заряду досягнуть ка­ тода, напруга на лічильнику знову досягає початкового значення і в ньому знову може відбутися розряд при проходженні нової зарядже­ ної частинки.

Мінімальну кількість частинок, що їх здатний зареєструвати лічильник за одиницю часу, називають роздільною здатністю лічиль- ника. Вона визначається тривалістю фізичних процесів, що виника­ ють у лічильнику, коли в нього потрапляє заряджена частинка. Для різних лічильників роздільна здатність має значення від 10О до 101Q частинок за секунду.

Кількість відліків, яку може зробити лічильник за одиницю часу (роздільна здатність), залежить також від прикладеної до електродів лічильника напруги. Цю залежність показано на рис. 17.3. За допо­ могою одного лічильника Гейгера — Мюллера можна лише зареєст­ рувати факт проходження частинки через лічильник. Для спостере­ ження за рухом якої-небудь частинки, для встановлення напряму її руху звичайно використовують систему лічильників, розташованих послідовно один за одним і з’єднаних за спеціальною радіотехніч­ ною схемою «збігів ν або «антизбігів». При проходженні швидкої зарядженої частинки через два або більше лічильників, з’єднаних за схемою «збігів», лічильники спрацьовують, і частинки реєструють­ ся. Це дає змогу реєструвати частинку, що летить лише в певному напрямі.

429

му лічильнику частинка, нф пролітає, породжує електрони провід­ ності й «дірки». Із відповідного напівпровідникового матеріалу — сульфіду кадмію (CdS) або сульфіду цинку (ZnS), алмазу, хлориду аргентуму (AgCl) — виготовляють пластинку невеликих розмірів, яку підключають до спеціальної радіотехнічної схеми. На цю плас­ тинку спрямовують потік досліджуваних частинок, кількість яких треба підрахувати.

Простота пристрою та експлуатації, малі розміри, висока чут­ ливість і швидке зростання імпульсу струму є характерними пози­ тивними властивостями кристалічних лічильників.

Сцинтиляційні лічильники — це прилади, що складаються з ре­ човини (люмінофора, фосфору), яка люмінесціює під дією йонізуючих частинок, фотоелектронного помножувача та відлікового при­ строю.

Першим із таких реєстраторів частинок був спінтарископ. Він складався з екрана, поверхня якого була вкрита сульфідом цинку, джерела радіоактивного випромінювання і мікроскопа. Зіткнення частинок з екраном викликали спалахи (сцинтиляції), які реєстру­ вались візуально. Проте точність такого методу не могла задоволь­ нити зростаючих вимог експерименту. В 1947—1949 pp. було запо­ чатковано успішну реєстрацію сцинтиляцій за допомогою фотоелек­ тронного помножувача (ФЕП). Сьогодні сцинтилятор у поєднанні з ФЕП та відліковим пристроєм є незамінним приладом в експеримен­ тальній ядерній фізиці. Позитивною властивістю сцинтиляційних лічильників є виключно короткий час та висока ефективність лічби, яка на кілька порядків перевищує ефективність йонізаційних лічиль­ ників.

Лічильники Черепкова. Дія цих приладів ґрунтується на викори­ станні світіння Вавилова — Черенкова, яке виникає під впливом

зарядженої частинки, яка рухається зі швидкістю ν, що перевищує

/»

фазову швидкість світла — у певному середовищі (див. 14.2).

1%

Лічильники Черенкова за принципом дії подібні до сцинтиляцій­ них лічильників, але в них замість люмінофору використовується речовина, в якій досліджувана частинка зумовлює видиме черенківське випромінювання.

Трекові прилади для реєстрації частинок. У цих приладах йони є центрами конденсації пересиченої пари і центрами, на яких утво­ рюється пара в перегрітій рідині. При русі зарядженої частинки в такому середовищі на її шляху утворюється слід (трек) з найдрібніших краплинок рідини («туманна смуга»), а у випадку перегрітої рідини залишається трек у вигляді ланцюжка бульбашок пари. Тре­ ки можна спостерігати візуально або фотографувати.

Трекові прилади дають широку інформацію про окремі ядерні процеси, і ця інформація вирізняється певною наочністю. За допо­

430

могою трекових приладів у поєднанні з магнітним полем можна до­ сить просто визначити імпульс та енергію частинок.

Камера Вільсона. Історично першим трековим приладом, за до­ помогою якого безпосередньо спостерігали сліди окремих зарядже­ них частинок та ядерні перетворення, була камера Вільсона, створе­ на англійським фізиком Ч. Вільсоном (1912 p.).

Принцип дії камери Вільсона ґрунтується на здатності йонів бути центрами конденсації краплинок у пересиченій парі. Камера Вільсо­ на має вигляд герметично замкненого об’єму V (робочий об’єм), за­ повненого якимось газом, що не конденсується (повітря, водень, гелій, аргон, азот), і насичений парами деяких рідин, найчастіше парою суміші рідин (вода і спирт). У сучасних камерах, розрахованих для дослідження космічного випромінювання, робочий об’єм вимірюється сотнями і тисячами літрів. Для створення пересиченої пари в робо­ чому об’ємі одна зі стінок робиться рухомою (у вигляді поршня або еластичної діафрагми). Адіабатичне розширення газу до об’єму V2 спричинює зниження температури в робочому об’ємі до деякого зна­ чення, яке задовольняє умову (7.14):

\Y-1

L2 _

де у = Ср / Cv — відношення теплоємностей основного газу (наявність невеликої кількості пари величину γ практично не змінює). При но­ вому значенні температури Т пара стає пересиченою і перебуває в такому стані протягом деякого часу, який називають часом чутли­ вості. Якщо за цей час через робочий об’єм камери пролетить заря­ джена частинка, то на своєму шляху вона йонізує атоми (молекули) газу. Утворені на шляху частинки йони стають центрами конден­ сації пересиченої пари, внаслідок чого цей шлях (трек) можна бачи­ ти. Схему камери Вільсона з поршневим пристроєм зображено на рис. 17.4. Для дослідження ядерних перетворень у певній речовині, а також для дослідження частинок висо­ кої енергії камеру Вільсона перегороджу­ ють пластинками з цієї речовини (або пла­ стинками свинцю), які розташовані перпен­ дикулярно до напряму руху частинки.

При дослідженні космічного випроміню­ вання використовують камеру Вільсона, керовану лічильниками. Перед камерою та за нею ставлять лічильники, з’єднані за схемою збігів. При проходженні частинки через лічильники ці лічильники спрацьо­ вують, і камера фіксує частинку, що про­ летіла.

431

Для визначення знака електричного заряду, імпульсу і енергії частинки камеру Вільсона вміщують у магнітне поле. Вперше такий метод застосував при дослідженнях α-частинок та космічного випро­ мінювання Д. В. Скобельцин (1927 p.).

Дифузійна камера — прилад, призначений для спостереження треків йонізуючих частинок, який вперше запропонував А. Лангдорф (1939 p.). Дифузійна камера — це видозмінена конструкція камери Вільсона, але на відміну від якої дифузійна камера весь час перебуває в робочому стані. В основі її роботи лежить також явище конденсації краплинок з пересиченої пари на йонах уздовж траєк­ торії частинки, що пролітає. В камері Вільсона пересичений стан пари досягається на короткий час, і лише в цей проміжок часу вона може реєструвати заряджену частинку, що пролітає через неї. Цей недолік усунуто в дифузійній камері, де пересичення пари створюється за рахунок постійно існуючого перепаду температури між дном та кришкою камери. Дифузійна камера є приладом безперервної дії: коли б не потрапила заряджена частинка до робочого об’єму камери, вона завжди залишить свій слід.

Бульбашкова камера. Істотним недоліком камери Вільсона та дифузійної камери є мала гальмівна здатність робочих речовин, які використовуються в них. У 1952 р. Д. Глезер (СІЛА) побудував при­ лад, що дістав назву бульбашкової камери. Рідина, якою заповню­ ють камеру, перебуває під підвищеним тиском, що запобігає її заки­ панню. При різкому зниженні тиску до нормального рідина вияв­ ляється перегрітою. Якщо в цей час через камеру пролетить заря­ джена частинка, то на утворених на її шляху йонах починається бурхливе пароутворення, а слід частинки стає видимим. Для реєстра­ ції проходження нових заряджених частинок камера має бути підго­ товленою до наступного робочого циклу. Тривалість робочого циклу бульбашкової камери становить 4... 10 с. Відношення корисного (чут­ ливого) часу до загальної тривалості циклу у випадку бульбашкової камери менше, ніж для дифузійної, але більше, ніж для камери Вільсона. Внаслідок великої густини речовини слід частинки в більшості випадків потрапляє в поле зору.

У 1960 р. Д. Глезеру було присуджено Нобелівську премію за створення бульбашкової камери.

Разом зі збільшенням енергії прискорювачів швидко зростають за місткістю і габаритними розмірами й бульбашкові камери, які буквально з настільних камер перетворились у досить складні елек­ тротехнічні споруди, оснащені спеціальною оптичною системою, фо­ тотехнікою, керуючими пристроями тощо.

Вченими Об’єднаного інституту ядерних досліджень (м. Дубна, Росія) для фізичних досліджень на Серпуховському прискорю­ вачі створено велику рідинно-водневу камеру «Людмила». Довжина її 2 м, а об’єм рідкого водню близько 1 м3. Камера складається з

432

металевого корпусу, заповненого рідким воднем і закритого вели­ ким оптичним склом. Пуск камери «Людмила» відбувся 26 вересня 1971 р.

Фотпоемульсійний метод. Останнім часом все більш широкого застосування в ядерних дослідженнях набуває фотоемульсійний ме­ тод, який має переваги порівняно з методом лічильників і камер.

Суть цього методу полягає в тому, що спеціально виготовлена фотоемульсія здатна реєструвати шлях зарядженої частинки. Чим більша йонізуюча дія частинки, що пролітає, тобто чим більші втра­ ти її енергії на йонізацію, тим більше виникає чорних зернин на її шляху і тим густішим буде слід частинки. За виглядом сліду частин­ ки (за його густиною, за наявністю звивистості) можна встановити напрям руху частинки, оцінити її енергію, зафіксувати місце виник­ нення частинки, зробити висновок про її вид тощо.

17.3. Прискорювачі заряджених частинок

Методи прискорення елементарних частинок пород із методами реєстрації є основними експериментальними методами ядерної фізи­ ки. Вони поділяються на прямі й непрямі.

Прискорювачі прямої дії складаються з генератора високої на­ пруги і вакуумної трубки, в якій прискорюються заряджені частин- ки-йони. Для прискорення використовується статичне або квазістатичне електричне поле, яке прискорювані частинки проходять тільки один раз. До прискорювачів прямої дії належать електростатичний генератор Ван де Граафа, імпульсний генератор тощо. За допомогою прискорювачів цього типу можна дістати пучки заряджених части­ нок однакової енергії, значення якої можна регулювати. Недоліком їх є порівняно невеликі енергії, до яких прискорюються частинки. Так, за допомогою генератора Ван де Граафа можна прискорювати йони до енергій (5...7) МеВ. Наявність такої верхньої межі енергій пов’язана з електричними властивостями навколишнього середови­ ща і матеріалу конструкції.

Щоб дістати заряджені частинки більшої енергії, застосовують прискорювачі непрямої дії. На відміну від прискорювачів прямої дії в них прискорювальна різниця потенціалів використовується бага­ торазово. Прискорювачі непрямої дії поділяють на індукційні, в яких використовується явище електромагнітної індукції, і резонансні, а резонансні поділяють на лінійні та циклічні. До індукційних при­ скорювачів належить бетатрон, до резонансних — лінійний приско­ рювач, циклотрон, фазотрон, синхротрон, синхрофазотрон тощо. Нижче розглянемо принцип дії цих прискорювачів.

Лінійний прискорювач. Збільшення енергії прискорюваних час­ тинок можна досягти застосуванням змінної напруги. Розглянемо лінійний прискорювач змінної напруги, за допомогою якого вперше

433

7

Рис. 17.5

було реалізовано резонансний метод. Схему такого прискорювача зображено на рис. 17.5. У циліндричній вакуумній трубці встанов­ лено ряд коаксіальних трубчастих електродів 2, 2, З, 4, 5, на які по відвідних шинах 6 і 7 подається високочастотна змінна напруга. За­ ряджені частинки, що прискорюються, утворюються в йонізаторі, звідки вони витягуються спеціальним електродом і потрапляють під вплив прискорювального поля. Заряджені частинки, прискорюючись, влітають у трубку 2, яку вони проходять без прискорення за час, протягом якого напруженість електричного поля змінить свій на­ прям на протилежний, тобто час польоту частинок має дорівнювати половині періоду. Отже, в момент проходження зарядженими час­ тинками проміжку 2—2 напруженість електричного поля буде на­ прямлена так само, як вона була напрямлена півперіоду тому у про­ міжку перед першим електродом. Унаслідок цього частинки в про­ міжку 2—2 рухатимуться прискорено. Цей процес повториться в проміжку 2—З, потім у проміжку З—4 і т. д. Для того щоб частинка, яка рухається прискорено, попадала весь час у прискорювальне поле, довжина трубчастих електродів збільшена від першого до п’ятого.

Таким чином, у лінійному прискорювачі частинки рухаються че­ рез прискорювальні проміжки в такт зі зміною в них напряму на­ пруженості електричного поля, тобто існує резонанс між рухом час­ тинок і частотою прискорювального електричного поля. Повна енер­ гія W частинок у такому прискорювачі з п електродами, до яких прикладено змінну різницю потенціалів з амплітудою £/0, W = e n U q , де е — заряд частинки. При великому значенні п можна дістати дуже високу енергію частинок при малих значеннях Uq.

Циклотрон. Резонансний лінійний прискорювач крім великих переваг має істотний недолік, який полягає в тому, що для великих енергій прискорюваних частинок він потребує великої кількості прискорювальних електродів. До того ж у технічному відношенні важко створити високий вакуум у трубках великої довжини. В 1931 p. Е. Jloyренс із співробітниками розробив перший циклічний резонансний прискорювач заряджених частинок — циклотрон. Як і в лінійному прискорювачі, йони в циклотроні прискорюються за допомогою змінного електричного поля, проте характер їхнього руху тут інший —

434

прискорювані частинки рухаються по викривленій траєкторії. При цьому вони багаторазово проходять тільки один прискорювальний проміжок між двома електродами (дуантами). Зміна характеру руху заряджених частинок досягається вміщенням камери циклотрона між полюсами електромагніту постійного струму.

В однорідному магнітному полі, вектор магнітної індукції якого напрямлений перпендикулярно до площини руху зарядженої час­ тинки, ця частинка зазнаватиме дії сили Лоренца. Сила Лоренца напрямлена завжди перпендикулярно до напряму швидкості частин­ ки, виконує роль доцентрової сили і спричинює рух частинки по колу, радіус якого

(17.1)

де m — маса частинки; є — її заряд; υ — швидкість руху; В — індукція магнітного поля. Із формули (17.1) випливає, що радіус кола, по якому рухається заряджена частинка в однорідному магніт­ ному полі, прямо пропорційний її швидкості. Оскільки заряджена частинка в циклотроні, прискорюючись, збільшує свою швидкість, то вона рухатиметься не по колу, а по спіралі. При цьому період обертання її в постійному магнітному полі не залежить від швид­ кості руху частинки:

Це дало змогу використати для прискорення йонів у циклотроні високочастотне електричне поле.

Схему циклотрона зображено на рис. 17.6. Він складається з по­ тужного електромагніта, між плоскими полюсами якого розміщено циліндричну камеру для прискорення йонів, джерела йонів і генера­ тора високої частоти. В камері циклотрона підтримується вакуум 133-10~5 Па. Джерелом йонів є дуговий розряд, що відбувається в

1

Рис. 17.6

435

особливій металевій коробці, розміщений у центрі камери. В неї під тиском близько ІЗЗ ІО-3 Па подається водень, дейтерій або гелій, залежно від того, які саме йони прискорюються в циклотроні. Йони, що виникають під час дугового розряду, просочуються крізь капі­ лярний отвір у коробці і попадають у камеру циклотрона біля її центра. Прискорення йонів здійснюється полем між двома електро- дами-дуантами, що мають форму порожнистого металевого циліндра, розрізаного по одному з діаметрів на дві частини (1, 2). Напруга до них підводиться від високовольтного лампового генератора. Всере­ дині дуантів електричного поля немає і йони рухаються тільки під дією магнітного поля, яке, відхиляючи йони, забезпечує рух їх по дузі кола. Оскільки йони, проходячи проміжок між дуантами, кож­ ний раз прискорюються електричним полем, що діє тут, то радіус дуг кіл, по яких вони рухаються всередині дуантів, при кожному півоберті дещо зростає. Щоб при цьому змінне електричне поле при­ скорювало, а не гальмувало рух йона, напруга на дуантах має зміню­ ватися на протилежну в такт з півобертами йона по витках спіралі. Згідно з формулою (17.2) резонансна частота ν змінної напруги, по­ трібна для здійснення синхронізації, визначається так:

Отже, частота змінної напруги, прикладеної до дуантів при фіксо­ ваному значенні індукції магнітного поля, має бути пропорційною відношенню е/тп.

Енергія, якої набуває йон під час прискорення, залежить від час­ тоти обертання п і становить W = 2neU0, де е — заряд йона, а С/0 — амплітудне значення напруги між дуантами. Здавалося б, збільшую­ чи τι, можна надавати зарядженим частинкам як завгодно великої енергії. Проте це не так, бо при великих швидкостях спостерігається так званий релятивістський ефект. При цьому збільшується період обертання частинки, і, отже, порушується резонанс з підведеною до дуантів змінною напругою. Отже, релятивістський ефект зумовлює граничну енергію, до якої прискорюються заряджені частинки в циклотроні.

Якщо амплітуда підведеної напруги U0 виражена в кіловольтах, то, як показують розрахунки, максимальна енергія в мегаелектрон-

де А — маса йона, виражена в масах протона; Ζ — заряд йона, вира­ жений у зарядах електрона. Так, при U0 =100 кВ циклотрон може

436

прискорити протони до енергії не більше ніж 21 МеВ і а-частинки (А = 4, Z = 2) до енергії не більше ніж 60 МеВ.

Бетатрон. Апарати, що застосовуються для прискорення електро­ нів, — бетатрони — мають інший принцип дії. В них використано явище електромагнітної індукції.

Бетатрони використовують тільки для прискорення легких час­ тинок — електронів. Прискорювати важкі частинки за допомогою бетатрона неефективно, оскільки такі частинки за час зростання прискорювального магнітного поля (а саме цим обмежений час при­ скорення частинки в бетатроні) здійснюють набагато менше обертів, ніж електрони, і, отже, набувають меншої енергії.

Прискорення електронів у бетатроні обмежене. Ця обмеженість пов’язана з випромінюванням електромагнітних хвиль електроном, що рухається з прискоренням. Розрахунки, проведені Д. Д. Іваненком і І. Я. Померанчуком, показали, що при збільшенні енергії до 500 МеВ втрата енергії електронами на випромінювання дорівнює енергії, яку набувають вони при русі по стабільній орбіті. Тому рані­ ше, ніж будуть досягнуті ці значення енергії, втрати на випроміню­ вання спричинять значне скорочення радіуса стабільної орбіти, що порушує нормальну роботу бетатрона. Отже, максимальна енергія, до якої можуть бути прискорені електрони в бетатроні, становить близько 500 МеВ.

Гальмівне випромінювання електронів при великих енергіях має напрямлений характер. Випромінювання відбувається переважно в напрямі руху електрона. Воно стає видимим при енергіях у кілька десятків мегаелектрон-вольт.

Інші прискорювачі заряджених частинок. Винайдення циклот­ рона і бетатрона дало можливість надавати зарядженим частинкам досить великих енергій і розв’язувати деякі проблеми ядерної фізи­ ки. Проте навіть граничних значень енергій, до яких можна приско­ рювати заряджені частинки в цих прискорювачах, не досить для вивчення властивостей і структури складових елементів ядра та інших елементарних частинок. Виникла потреба у розробленні і створенні нових прискорювачів.

Теорію прискорювачів нового типу розробив 1944 р. радянський вчений В. І. Векслер і трохи пізніше незалежно від нього амери­ канський фізик Е. Макміллан. В основу теорії покладено міркуван­ ня, що дають змогу уникнути труднощів, пов’язаних з релятивістсь­ ким ефектом, і таким чином значно розширити межі прискорення частинок.

Розрізняють три типи резонансних прискорювачів релятивістських частинок: фазотрон, синхротрон і синхрофазотрон. Фазотрон засто­ совується для прискорення важких частинок. Синхротрон за своєю конструкцією нагадує бетатрон і застосовується для прискорення електронів. Синхрофазотрон є сучасним прискорювачем важких час­

437