1. NEHÉZ TÖLTÖTT RÉSZEK KÖLCSÖNHATÁSA ANYAGGAL

Mag- és részecskefizika 2003

1

1. NEHÉZ TÖLTÖTT RÉSZEK KÖLCSÖNHATÁSA ANYAGGAL (p, α, nehéz ionok, hasadási termékek, dE/dx, hatótávolság) 

SUGÁRZÁS:

protonok, deuteronok, α-részecskék, nehéz ionok



KÖLCSÖNHATÁS FORMÁI:

a) b) c) d)



KÖVETKEZMÉNYEK:

ionizáció, gerjesztés, fékeződés

rugalmas ütközés az atomi elektronokkal rugalmatlan ütközés az atomi elektronokkal rugalmas ütközés az atommaggal rugalmatlan ütközés az atommaggal

- az atommaggal történő ütközés viszonylag ritka (hatáskeresztmetszetek aránya: ≈105) - a részecskék energiája MeV nagyságrendű - egy-egy aktusban az energiaveszteség csupán néhány keV, ütközések száma néhány tízezer - a lefékeződést a folyamatok statisztikus eredője szabja meg AZ EGYES FOLYAMATOK JELENTŐSÉGE A NEHÉZ RÉSZECSKÉK FÉKEZŐDÉSE SZEMPONTJÁBÓL b) rugalmatlan ütközés az atomi elektronokkal - a kinetikus energia csökkenésének fő forrása - az energiaátadás során az elektron magasabb energiájú pályára kerül (gerjesztés) vagy kiszabadul az atomi kötelékből (ionizáció) c) rugalmas ütközés az atommaggal - főleg a nehéz részecskék fékezésében játszik nagy szerepet a) rugalmas ütközés az atomi elektronokkal d) rugalmatlan ütközés az atommaggal - következményük a fékezési sugárzás és a Coulomb-gerjesztés - nehéz ionoknál ezek a folyamatok elhanyagolhatók A TÖLTÖTT RÉSZECSKÉK ENERGIAVESZTESÉGE AZ ANYAGON VALÓ ÁTHALADÁSKOR - fajlagos (specifikus) energiaveszteség: a töltött részecskék anyagon való áthaladáskor, egységnyi úton bekövetkező energiavesztesége - klasszikus mechanikai megfontolások: Bohr-féle kifejezés - korrekt kvantummechanikai megfogalmazás: Bethe—Bloch-formula dE Zze 2 ~ dx me v 2 (Z: anyag rendszáma, z: részecske töltése, v: részecske sebessége) - adott töltés mellett csak egyetlen olyan paramétert tartalmaz, mely a részecskére jellemző (v), - a nehéz részecskék iránya a kölcsönhatás során elhanyagolható mértékben változik (~egyenes pálya) - alacsony energiák mellett az ionizációs veszteség v csökkenésével gyorsan nő - alkalmazás a részecskedetektálásban: dE-E detektor - hatótávolság: az ionizációhoz szükséges minimális energiaküszöb eléréséig megtett út (R) - az ionizáló képesség a pálya végén megnő, majd a hatótávolságnál megszűnik (Bragg-görbe)

Mag- és részecskefizika 2003 - a hatótávolság a kezdeti energia, a tömeg, a töltés és a közeg fékezési tulajdonságainak függvénye - az R(E) függvény log-log skálán egyenest ad

2


3

2. KÖNNYŰ TÖLTÖTT RÉSZEK KÖLCSÖNHATÁSA ANYAGGAL (e+, e-, dE/dx, hatótávolság, visszaszórás) 

SUGÁRZÁS:

elektronok, pozitronok, müonok



KÖLCSÖNHATÁS FORMÁI:

a) rugalmatlan szóródás atomi elektronokkal b) rugalmas szóródás atomi elektronok terében c) rugalmatlan szóródás atommagokon



KÖVETKEZMÉNYEK: ionizáció, gerjesztés, fékeződés, fékezési sugárzás, Cserenkov-sugárzás, átmeneti

sugárzás, visszaszóródás

AZ EGYES FOLYAMATOK JELENTŐSÉGE AZ ELEKTRONOK FÉKEZŐDÉSE SZEMPONTJÁBÓL b) rugalmas szóródás atomi elektronok terében - az energiaveszteség csekély, de a folyamat bekövetkezési gyakorisága nagyobb, mint a rugalmas aktusé a) rugalmatlan szóródás atomi elektronokkal - nagyobb energiaveszteség, ritkább bekövetkezés c) rugalmatlan szóródás atommagokon - fékezési sugárzás kibocsátása mellett akár a teljes energiáját is elveszítheti az elektron AZ ELEKTRONOK ENERGIAVESZTESÉGE AZ ANYAGON VALÓ ÁTHALADÁSKOR - nagy energiaszórás, valóságban megtett út értékének nagy szórása - nagy eltérések a megtett út, a behatolási mélység és az átlagos hatótávolság között - átlagos hatótávolság: az a behatolási mélység, amely az elektronok számát felére csökkenti - az elektronok extrapolált hatótávolsága és energiája között csak empirikus összefüggések írhatók fel A FÉKEZÉSI SUGÁRZÁS - töltések lassulása/gyorsulása ⇒ elektromágneses sugárzás kibocsátása - sugárzás intenzitása fordítottan arányos a tömeggel, ezért csak kis tömegű részecskéknél jelentős z2Z 2  dE  ≈   2  dx  sug . me - a rugalmatlan ütközésben elvesztett energia (ionizáció, gerjesztés) és a sugárzási energiaveszteség hányadosa: ( dE / dx ) sug . ~ ZE ( dE / dx ) ion. - kritikus energiaérték: az az energiaérték, amelynél egy adott tömegszám mellett a kétfajta energiaveszteség megegyezik - a kritikus érték felett a sugárzási veszteség, alatta a rugalmatlan ütközésből származó veszteség dominál a fékezésnél ( - dE / dx ) sug . elektron által megtett az távolság függvényében közelítőleg exponenciális jellegű - sugárzási hossz: az az anyagvastagság, amelyen az elektron energiája e-ed részére csökken


4

A CSERENKOV-SUGÁRZÁS - átlátszó, dielektromos közegben mozgó töltött részecske elektromágneses sugárzást bocsát ki, ha sebessége nagyobb, mint a fény terjedési sebessége az adott közegben - a Cserenkov-sugárzás keletkezésének feltétele: v > c/n , megjelenésének iránya: cosϑ = c/vn - minden törésmutatóhoz tartozik egy minimális sebesség, mely alatt a részecske nem sugároz, a sebesség növelésével a fény egyre szélesebb kúpban lép ki - alkalmazás: Cserenkov-sugárzáson alapuló detektor, közvetlen sebességmérés AZ ÁTMENETI SUGÁRZÁS - különböző törésmutatójú közegek határfelületének átlépése során keletkező sugárzás - szendvicsszerűen rétegzett dielektrikumok segítségével detektor készíthető VISSZASZÓRÓDÁS - a β-sugárzás (folytonos energia-eloszlású elektronok/pozitronok) gyengülése a fotonokéhoz hasonló, formálisan az exponenciális gyengülési törvénnyel írható le - a β-részecskék visszaszóródása lehetőséget ad a rendszám meghatározására


5

3. A γ-SUGÁRZÁS KÖLCSÖNHATÁSA AZ ANYAGGAL (fotoeffektus, Compton-effektus, párkeltés) A GAMMANYALÁB GYENGÜLÉSE - az anyaggal kölcsönhatásba lépett fotonok száma arányos az anyagvastagsággal és a beeső fotonok számával (exponenciális gyengítési törvény) dI = − µ I ⋅ dx → I = I o e − μx (µ: sugárgyengülési együttható, attenuációs koefficiens) - felezési rétegvastagság: a detektorba jutó fotonok számát felére csökkentő réteg vastagsága - az abszorpcióra jellemző mennyiségek az anyagi minőségtől és a foton energiájától függnek (energiamérési és anyag-meghatározási módszerek alapja) - önabszorpció: a γ-sugárzó anyag egyik része forrásként, másik része abszorbeáló közegként szolgál A FOTOEFFEKTUS A foton teljes energiáját átadja egy kötött elektronnak. Az elektron az átadott energia révén kiszabadul a kötött állapotból és mozgási energiára tesz szert. A fotoeffektus alacsony energiáknál és nagy rendszámnál jelentős. - leginkább a belső héjakon következik be, 0,5 és 1 MeV között a legvalószínűbb a K héjon - a folyamat hatáskeresztmetszete a K héj elektronjaira: Z k5 σK~ , ha hf < 0,5 MeV ( hf ) 7 / 2

σ

K

≈

Z k5 , ha hf > 0,5 MeV hf

- belső fotoeffektus: szigetelőkben, félvezetőkben az elektronok magasabb energianívóra kerülhetnek - ha a K héjról kiváltott elektron helyébe egy másik elektron lép be az L héjról, akkor a kilökődő elektron mellett az elektronenergiák különbségeinek megfelelő energiájú karakterisztikus röntgenkvantum vagy egy ún. Auger-elektron is keletkezik - az abszorpciós görbe menete jellegzetesen lépcsős, éles abszorpciós élek lépnek fel, ha a foton energiája megegyezik valamelyik héj ionizációs energiájával A COMPTON-EFFEKTUS A Compton-effektus lényegében a foton rugalmas ütközése az atomi elektronokon. Az elektron kötési energiájánál jóval nagyobb energiájú gammasugarak úgy szóródnak, mintha az elektron nyugvó és szabad lenne. Közepes energiák esetén ez az alapvető kölcsönhatás. - a szórásnál a kvantum energiája csökken, de az impulzus- és energiamegmaradás miatt a kvantum teljes elnyelődése nem következhet be - az ún. γ-visszaszórás akkor következik be, amikor a foton impulzusvektora az ütközés után ellentétes irányú lesz, az elektron impulzusvektorának iránya pedig nem változik - γ-visszaszórás esetén a foton és az elektron megváltozott energiája maximális, illetve minimális - a maximális energia a folytonos elekronspektrumban az ún. Compton-él - a szórt elektronok szögeloszlása a fotonenergia növekedésével egyre inkább előre irányul - a Compton-szórás hatáskeresztmetszete: Z σ~ k. Eγ


6

A PÁRKELTÉS A foton a mag terében elektron-pozitron párrá alakul. Az elektron-pozitron pár teljes mozgási energiája a foton energiájának és a részecskepár nyugalmi tömegének különbsége. Ez a folyamat nagy energiák esetén dominál. - az impulzus-megmaradás kielégítése miatt a folyamat csak egy további partner (pl. atommag) részvételével mehet végbe - a párkeltés hatáskeresztmetszete: σ~Z 2 Eγ − 2mo c 2 , ha Eγ ≥ 2mo c 2

(

( )

)

σ~Z 2 ln Eγ , ha Eγ > > 2mo c 2 A TÖMEGABSZORPCIÓS KOEFFICIENS (µ/ρ) ENERGIAFÜGGÉSE - a három alapvető folyamat egymástól független, ezért a tömegabszorpciós koefficiens energiafüggése három részre választható szét A TÖMEGABSZORPCIÓS KOEFFICIENS ENERGIAFÜGGÉSE ÓLOM ESETÉN

K és L héjak abszorpciós élei Tömegabszorpciós koefficiens

µ / ρ , cm 2/g

100

Pb

10 1

Compton

Teljes

a teljes gyengítés

0,1

minimuma Foto

0,01

Párkeltés 0,001 0,01

0,1

1

10

100

Gam m a-energia, MeV


7

4. GÁZ-IONIZÁCIÓS DETEKTOROK ÉS FÉLVEZETŐ SPEKTROMÉTEREK (ionizációs kamra, proporcionális számláló, GM-cső, Si- és Ge-detektorok) IONIZÁCIÓS KAMRA Az ionizációs kamra lényegében egy párhuzamos fegyverzetű, gázszigetelésű síkkondenzátor. Ha a kondenzátor elektródjai között ionizáló részecskék haladnak át, az elektródokra kapcsolt feszültség hatására az ionok az elektródokra vándorolnak, s a fegyverzetek közé iktatott galvanométer áramot jelez. - állandó részecskefluxussal besugárzott kamra feszültség-áramerősség karakterisztikája: 248. o. - ha a feszültség túl kicsiny, a töltéshordozók olyan lassan mozognak, hogy van idejük rekombinálódni, így nem mindegyik jut el az elektródokhoz - a középső feszültségtartományban az elektromos tér minden, a sugárzás által keltett iont, és csakis azokat, begyűjti: az áram független a feszültségtől ! az áram igen kicsiny érték ALKALMAZÁS:

nagy intenzitások mérésére doziméterként, kozmikus sugárzási mérések

PROPORCIONÁLIS SZÁMLÁLÓ Az elég nagy elektromos tér hatására mozgó szabadelektronok gerjesztik a gáz molekuláit. Ha a térerősség elég nagy, az elektronok a két ütközés közötti szabad úthosszon annyi energiát nyerhetnek, mint a gáz ionizációs potenciálja. A következő ütközés alkalmával minden elektron ionizálhat egy atomot, s ezután már két elektron megy tovább. A következő ütközésnél mindkettő kivált egy-egy újabb elektront és így tovább: elektronlavina alakul ki. A kialakult lavinák nagysága és az így kapott jel arányos (proporcionális) a primer elektronok számával. - az anód kb. 50 µm vastagságú volfrámszál, a katód 1-2 mm vastag vörösréz vagy alumínium - az alkalmazott feszültség kb. 2000 V - a szokásos töltőgázok rekombinációjakor keletkező nagyenergiájú fotonok a katódból fotoelektronokat váltanak ki, amelyek által elindított lavinák állandó kisülést okoznak - a fotoeffektus elkerülhető olyan gáztöltettel, amelynek erős az abszorpciója az UV-tartományban (pl. metán) - a metánmolekulák foton elnyelésekor széthasad, ezért a cső élettartama korlátozott - a térerősség csak a szál közvetlen közelében elegendő a lavina megindításához, máshol csak a szál felé továbbítja a keletkezett elektronokat, ezért a gázerősítés gyakorlatilag független a részecske áthaladási helyétől ALKALMAZÁS:

lassú neutronfluxus mérése (BF3-töltettel) gyors neutronfluxus mérése (számlálót paraffinba merítve, mely lassítja a neutronokat)

GEIGER—MÜLLER-SZÁMLÁLÓ Tiszta nemesgáztöltés esetén egy proporcionális számlálóban az egy elektron által megindított kisülés akkor válik önfenntartóvá, ha az első lavinában keletkezett fotonok számának és a katódon a fotoeffektus valószínűségének a szorzata 1 lesz. Ha kívülről biztosítjuk a kisülés kioltását, olyan számlálóhoz jutunk, melyben a részecske áthaladása csak kiváltja az impulzust, de annak nagysága már független a részecske energiájától (kiváltó számláló). A kisülésből kapott jel lényegesen nagyobb a proporcionális számlálóénál, ezért egyszerűbb elektronika is elegendő.


8

- megfelelő töltőgázkeverékkel (pl. argon + alkohol) önkioldóan működő számláló hozható létre (a holtidő 100-300 µs) - leggyakoribb töltőgázkeverékek: argon-szervesgáz, argon-halogéngáz - az alkohol a kisülésekben elhasználódik, a halogéngáz-tartalmú cső élettartama gyakorlatilag végtelen, azonban sokkal többet késik - GM-cső karakterisztikája: 252. o. - a cső jóságára jellemző a platómeredekség TOVÁBBI GÁZTÖLTÉSŰ SZÁMLÁLÓK 

Sokszálas proporcionális kamra - katódok szerepét betöltő fémlemezek között párhuzamos anódszálak - a közös gáztér ellenére a szálak önálló proporciós számlálókként működnek (koordináta-detektor)



Driftkamra - sokszálas proporcionális kamra 10 cm nagyságrendű száltávolsággal - a részecske áthaladása és az anódszálon megjelenő jel között eltelt időből határozható meg a részecske áthaladásának helye



Időprojekciós kamra - a sokszálas és a driftdetektor egyesítése



Mátrixdetektorok - CCD-technológia elvein alapuló működés



Szikrakamra - egy sokszálaskamra-jellegű konstrukcióra a spontán szikraátütéshez szükségesnél éppen kisebb feszültséget kapcsolunk - a részecske után visszamaradt ionizált nyom lehetővé teszi az átütést

FÉLVEZETŐ SPEKTROMÉTEREK A félvezető detektorok olyan ionizációs kamráknak tekinthetők, amelyekben az ionizáció szilárd, félvezető anyagban (Si, Ge) jön létre. A félvezető anyagokban az atomokhoz kötött elektronok legfelső sávja és az atomokhoz nem kötött szabadelektronok sávja között egy ún. tiltott sáv van. Hőmozgás, fény, radioaktív sugárzás vagy egyéb energiát közlő hatásra a valenciasáv egyes elektronjai átkerülhetnek a vezetési sávba, így részt vehetnek a vezetés folyamatában, emiatt a félvezető vezetőképessége megnő. A FÉLVEZETŐ DETEKTOROK ELŐNYÖS TULAJDONSÁGAI A GÁZTÖLTÉSŰ DETEKTOROKKAL SZEMBEN:      

nagy sűrűség kis ionizációs energia (erős jelek) nagy szabad úthossz (jó töltésbegyűjtési hatásfok) nagy töltéshordozó-mozgékonyság (gyors töltésbegyűjtés) jobb felbontóképesség fejlett technológia

A FÉLVEZETŐ DETEKTOROK HÁTRÁNYAI:


   

nagyobb fajlagos vezetőképesség (nagy alapáram, elektromos zaj) hibahelyek kisebb térfogat, nagy költségek vákuum, folyékonynitrogén-hőmérséklet

9

Mag- és részecskefizika 2003 ALKALMAZÁS:

nehéz töltött részecskék mérése elektronok detektálása γ-sugárzás regisztrálása neutronok észlelése (konverterrel)

10


11

5. SZCINTILLÁCIÓS DETEKTOROK ÉS SPEKTROMÉTEREK (szervetlen szcintillátorok: NaI(Tl), CsI(Tl), ZnS(Ag); szerves szcintillátorok: plasztik-, folyadék-) Az egyik legrégebbi detektálási eljárás — az 1930-as évekig ez volt az egyetlen sugárzásdetektor, segítségével ismerték meg az atom alapvető szerkezetét. Működése azon alapul, hogy a sugárzások bizonyos kristályokban (pl. ZnS) fényfelvillanásokat keltenek. A felvillanásokat kezdetben vizuálisan észlelték és leszámlálták, később fotoelektron-sokszorozót alkalmaztak. A SZCINTILLÁCIÓS SZÁMLÁLÓ FELÉPÍTÉSE 

SZCINTILLÁTOR:

a sugárzás energiáját fényenergiává alakítja



FOTOELEKTRON-SOKSZOROZÓ:

a fényfelvillanásokat elektromos impulzusokká alakítja



ELEKTRONIKA:

az elektromos impulzusokat erősíti, analizálja, regisztrálja

A SZCINTILLÁTOR - a szcintilláló anyagokban a számlálandó részecskék, illetve γ-kvantumok energiájának egy része fényenergiává alakul - az átalakulás töltött részecskék esetén közvetlenül, semleges részecskék és γ-kvantumok csak másodlagos folyamatok segítségével detektálhatók - a szcintilláló anyagok és a szcintillációs mechanizmusok a detektálandó részecskék típusától függ - fontos, hogy a primer sugárzás minél nagyobb hányada alakuljon át fénnyé (nagy legyen a transzformáló hatásfok) - a kristály legyen átlátszó a benne keletkező fényre A PRIMER SZCINTILLÁCIÓS FOLYAMATOK ÁLTALÁNOS MECHANIZMUSA  

a beérkező részecske vagy γ-foton energiát ad át a szcintillátornak, mely gerjesztett állapotba kerül a szcintillátor a gerjesztett állapotból fluoreszcenciafény kibocsátásával kerül újra stabilis állapotba

A LEGGYAKRABBAN ALKALMAZOTT SZCINTILLÁTOROK A zárójelben lévő elem, az ún. aktivátor kis mennyiségű jelenléte növeli a szcintillátor hatásfokát.     

szervetlen kristályok szerves egykristályok szcintilláló oldatok plasztikszcintillátorok gázok

[pl. ZnS(Cu), NaI(Tl), CsI(Tl), LiI(Tl)] [pl. antracén, naftalin, sztilbén] [pl. toluol] [polimerizált folyadékszcintillátor]

SZERVETLEN KRISTÁLYOK     

ZnS(Ag): NaI(Tl): CsI(Tl): LiI(Eu): üvegszál:

α-, β- és γ-sugárzás detektálása; a legrégebben használt anyag γ-sugárzás detektálása; nagy térfogat, nagy fényhatásfok, de higroszkópos γ-sugárzás detektálása; kisebb fényhatásfok, kevésbé higroszkópos neutrondetektálás fotondetektálás, egyúttal a fényvezető szerepét is betölti


12

SZERVES ANYAGOK

- az összetételtől, struktúrától függően kialakított elektron- és vibrációs állapotok közötti átmenetekből származnak a fotonok - töltött részecskék és γ-kvantumok egyaránt gerjesztik - kristályos és amorf, valamint folyékony halmazállapotú szcintillátorok egyaránt készülnek - legtöbbjük alkalmazható proton-meglökéses neutron-detektorként a nagy hidrogéntartalom miatt  

antracén: stilbén:

legnagyobb fényhozam, higroszkópos kristály kisebb fényhozam, jól alakítható, nem higroszkópos

FOLYADÉKSZCINTILLÁTOROK

- az oldószerben primer ionizáció, majd energiaátadás az oldható szerves szcintillátornak  

oldószerek: szerves szcintillátorok:

xylén, toluén, benzén p-terfenil, POPOP

PLASZTIKSZCINTILLÁTOROK

- szerves szcintillátor + szilárd oldószer  

oldószerek: szerves szcintillátorok:

polisztirén, poliviniltoluén POPOP

FOTOELEKTRON-SOKSZOROZÓ A fotoelektron-sokszorozó olyan elektroncső, amely két elemet tartalmaz: a fényérzékeny fotokatódot és az erősítőrészt. A fényérzékeny elem a fényáramot elektronárammá alakítja át, az erősítő a keletkező elektronáramot felerősíti.



FOTOKATÓD

Az üvegbura belső felületére vákuumpárolással felvitt féligáteresztő fényérzékeny réteg a szcintillátorból kijövő fényt fotoeffektussal elektronárammá alakítja, és ezt a fotoelektron-sokszorozó fotokatódjára továbbítja. A minimális fényveszteség érdekében a kristályt az átlátszó üvegre felvitt fotokatódhoz az üvegéhez hasonló törésmutatójú olajjal szokás illeszteni. 

ELEKTRONOPTIKAI RENDSZER

A fotokatódból kilépő elektronokat az elektronsokszorozó bemenetére fókuszálja. 

ELEKTRONSOKSZOROZÓ

Szekunder emittáló elektródokból (dinódákból) álló rendszer. A fotokatódból kilépő elektronok a dinódákra kerülnek, melyeket úgy kapcsolnak, hogy a következő mindig nagyobb feszültségen legyen,


13

mint az előző. A dinódák között elektromos tér juttatja az elektronlavinát az egyik dinódától a következőig. Az egyes dinódákra eső elektron hatására 2-3 elektron lép ki. 

ANÓD

A megsokszorozott elektronok összegyűjtésére szolgál.


14

6. KASZKÁDGYORSÍTÓ, NEUTRONGENERÁTOROK (Ionforrás, gyorsítócső, a gyorsítófeszültség előállítása, neutrontermelő reakciók) A KASZKÁDGYORSÍTÓ (COCKCROFT—WALTON-GYORSÍTÓ) MŰKÖDÉSI ELVE

A Cockcroft—Walton-gyorsító esetén a nagyfeszültséget egy ún. kaszkádgenerátor állítja elő. Két diódából és két kondenzátorból álló elemet kapcsolnak transzformátor szekunder tekercsének két végére. A második kondenzátoron a váltóáram U0 csúcsfeszültségének kétszerese jelenik meg egyenfeszültség formájában az egyenirányítás miatt. Ilyen egységeket sorba kapcsolva a feszültség megsokszorozható: U = n.(2U0). A kapcsolási elemeknek viszont csak 2U0 feszültséget kell elviselniük. Ez a tápegység nagyon terhelhető, így a gyorsított részecskék árama 0,01 – 1 A is lehet. A maximálisan elérhető feszültség levegőben ≈ 2 MV. - a maximális feszültség értékét a környezethez történő átütés veszélye korlátozza - nagyobb energia érhető el, ha a berendezést sűrített gázt tartalmazó tartályba helyezzük - a kaszkádgenerátor nagyfeszültségű elektródján egy ionforrás segítségével hozzák létre a töltött részeket - a keletkezett ionok elektromos feszültség hatására jutnak ki az ionforrásból, mely egyben fókuszál is - a részecskék a gyorsítócsőben az elektromos tér hatására növekvő energiával mozognak a céltárgy felé - a gyorsítófeszültség egyenletes elosztására és a nyaláb fókuszálására a gyorsítócső belsejében egy sor hengeres elektródát helyeznek el ALKALMAZÁS:

protonok, elektronok gyorsítása nehéz ionok gyorsítása (ionimplantációs gyorsítótechnológia) neutronok előállítása

NEUTRONTERMELŐ REAKCIÓK Minden (töltött részecske, n) és (γ, n) magreakció valamint a maghasadás elvben használható neutronok előállítására. A protonokhoz, α-részekhez hasonló minőségű kísérletek nagy fluxussűrűséget, jól ismert (lehetőleg monoenergetikus) energiaeloszlást kívánnak. Jól kollimált nyalábot rendkívül nehéz előállítani. A kísérletek annyiban egyszerűbbek, hogy többnyire nem szükséges vákuumkamrába helyezni a céltárgyat és a detektor(oka)t. Ugyanakkor jelentős nehézséget okoznak a nem-kívánt neutronok, melyek forrásai: szóródás a laborban, a forrásban, a céltárgyban és a detektorban; a gyorsító technikai alkatrészein bekövetkező neutron-termelő folyamatok; a forrás-reakció mellett fellépő más folyamatok neutronjai.


15

(α,n) FORRÁSOK Az α-részecskéket kezdetben radioaktív források szolgáltatták, ma gyorsítók. Fontosabb céltárgy-anyagok: 37Li, 49Be, 510B, 919F. RADIOAKTÍV NEUTRONFORRÁSOK

Főleg terepen, hordozható eszközökben alkalmazzák. Ilyenkor 94239Pu, 84210Po, 95241Am, 88226Ra α-források anyagával keverik el a céltárgyanyagot. Ezek “végtelen vastagok”, így a neutronspektrum folytonos eloszlású lesz. Gyakrabban használatos neutronforrások: Pu-Be, Pu-Li, Am-Be. RÉSZECSKEGYORSÍTÓVAL MŰKÖDŐ NEUTRONFORRÁSOK

A részecskegyorsítókkal változtatható energiájú, folyamatos és impulzusüzemű, nagy intenzitású neutronforrások építhetők. A céltárgy többnyire dúsított izotóp. A deutériumot és tríciumot gáz formájában vagy titánba abszorbeálva alkalmazzák. (p,n) FORRÁSOK Ezekben az esetekben részecskegyorsítókat alkalmaznak. A fontosabb céltárgyak: .

(d,n) FORRÁSOK Ugyancsak gyorsítókat alkalmaznak. Céltárgyak: 12H , 13H. FÉKEZÉSI SUGÁRZÁSSAL KELTETT FOTONOKKAL MŰKÖDŐ (γ,n) NEUTRONFORRÁSOK MAGNETOEFFEKTUS ALAPJÁN MŰKÖDŐ (γ,n) NEUTRONFORRÁSOK MESTERSÉGES RADIOAKTÍV FORRÁSOKKAL MŰKÖDŐ MONOENERGIÁS NEUTRONFORRÁSOK SPONTÁNHASADÓ NEUTRONFORRÁSOK (pl. 98252Cf)

3

1

H,

7

3

Li,

W.

74


16

7. VAN DE GRAAFF- ÉS TANDEMGYORSÍTÓK (ionforrás, gyorsítócső, a gyorsítófeszültség előállítása) A VAN DE GRAAFF-GYORSÍTÓK MŰKÖDÉSI ELVE Van de Graaffgenerátor

tandemgenerátor

A nagyfeszültséget a földdel együtt kondenzátort alkotó fémelektróda „sztatikus” feltöltésével állítják elő. A töltéseket szigetelőből készült szalagra juttatják rá elektromos kisülésben, kb. 60 kV-ra kapcsolt tűelektródákat használva. Az egyenletes sebességgel mozgó szalag „viszi fel” a töltéseket az elektróda belsejébe, ahol azokat tűsorral leszedik és innen jut a fém külső felületére. A maximálisan elérhető gyorsítófeszültséget a fémfelületen kialakuló térerősség és a környező szigetelő átütési szilárdsága határozza meg. Az előállított nagyfeszültséget üveg vagy porcelán gyorsítócsőhöz vezetik, melynek belsejében 10-4 Pa nyomás van. A gyorsítócsőben a tengely mentén elhelyezett elektródrendszer egyenletes feszültségeloszlást és megfelelő nyalábfókuszálást tesz lehetővé. - gömbelektródára Umax(MV) ~ 3R(m) legalább - szabadtéri elektródával kb. 2 MV-ot értek el - nagynyomású gázba helyezve az elektródát és a töltőberendezést, kb. 20 MV-ig lehetett felmenni egy fokozattal, különleges megoldásokat alkalmazva - rutinszerűen kb. 10 MV érhető el - ALKALMAZÁS: protonok, elektronok, nehéz ionok gyorsítása TANDEMGYORSÍTÓK Az energiát meg lehet kétszerezni a tandem Van de Graaff-generátoroknál alkalmazott elv segítségével. A részecskék a gyorsítás első fázisában negatív töltésű ionokként gyorsulnak a pozitív elektróda felé. Ott áttöltődnek pozitívra és tovább gyorsulva érik el a céltárgyat. Ez a megoldás kétszeres hosszúságú gyorsítócsövet alkalmaz („kétoldalas”). Az „összehajtogatott” Van de Graaff-generátor a „földről” indítja a negatív töltéseket, az áttöltés után ugyanabban a csőben érkezik meg a „földre” a kétszeres energiájú nyaláb, mágneses térrel ellentétes irányban vezetve. A sztatikus gyorsítók energiapontossága nagy, energiaszórása kicsi, szabályozhatósága nagyon jó, a részecskeáram viszont kicsi: 1 – 10 µA. Speciális töltési technikát alkalmazva, kicsivel nagyobb ener-


17

giaszórás mellett kb. 100 µA-t is elértek kb. 40 MeV-es tandemrendszerekkel. A nehezebb atomok többszörös ionizálhatósága révén az ionok többszörös energiára tehetnek szert.


18

8. NAGYENERGIÁJÚ LINEÁRIS GYORSÍTÓK (Ionforrás, gyorsítás nagyfrekvenciás elektromágneses térrel) A nagyfeszültségű gyorsítóberendezéseknél a részecskéket a nagyfeszültségű elektród potenciáljának megfelelő energiára lehet gyorsítani, a potenciál növelését azonban technikai korlátok akadályozzák. A nagyobb energiára történő gyorsítás problémája időben változó elektromos erőtér alkalmazásával oldható meg. A lineáris részecskegyorsítók olyan berendezések, amelyekben a gyorsított részecske pályája közel egyenes vonalú, a gyorsítás pedig rezonanciamódszerrel történik nagyfrekvenciás elektromos tér segítségével. A legegyszerűbb, ún. driftcsöves lineáris gyorsítók (274. o.) esetén egy vákuumkamrában gyorsítóhengereket helyeznek el, melyeket nagyfrekvenciás generátorra kapcsolnak. Gyorsulás csak két elektróda között van. Amikor a részecskék elhagyják az első elektródát és a második felé haladnak, az előbbi taszítja, az utóbbi vonzza őket. A feszültség előjelének megfelelő változtatásával a következő elektróda felé haladva a részecskék újabb sebességnövelő impulzust kapnak. - az elektródák hosszát fokozatosan növelni kell, hogy a sebességnövelés ellenére a feszültség előjelváltása a kellő pillanatban következzék be - a lineáris rezonanciagyorsítókban elérhető energiát csak a hossz és a nagyfrekvenciás rendszer teljesítményigénye határozza meg - nagy sebességeknél relativisztikus hatások lépnek fel — a tömegnövekedés figyelembe vételével ezt korrigálni lehet a hosszak kiszámításánál - a részecskecsomag véges hosszúsága, illetve időbeli szórása miatt egyes részei nem azonos mértékben gyorsulnak, így fázisinstabilitás lép fel, ez a belövés idejének korrekciójával küszöbölhető ki - kompakt, kisméretű LINAC-kal elektronok könnyen gyorsíthatók, ezek a gyorsítók elterjedtek az orvosi terápiás gyakorlatban WIDEROE-FÉLE LINAC

A gyorsítócsöveket egy 1-7 MHz frekvenciájú oszcillátor táplálja, úgy, hogy a részecskecsomagok mindig akkor gyorsulnak, amikor a gyorsítócsövek közé érkeznek. Amikor a térerősség lassítóvá válna számukra, akkor éppen a fém gyorsítócsövek belsejében haladnak. ALKALMAZÁS: protonok és nehéz ionok gyorsítása

ALVAREZ-FÉLE LINAC

A Wideroe-féle LINAC-ok csak lassú ionok esetén működtek megfelelően. Gyors ionok esetén vagy nagyon hosszú gyorsítócsövekre vagy nagyfrekvenciás oszcillátorra van szükség. A nagyfrekvenciás (200 MHz) oszcillátorok a második világháború után váltak elérhetővé. A nagy sugárzási energiaveszteség elkerülése érdekében a gyorsítócsöveket ALVAREZ egy rezonáns csőben helyezte el. ALKALMAZÁS: proton- és nehézion-gyorsítók előgyorsítójaként


19

INDUKCIÓS LINAC-OK Az indukciós LINAC-ok úgy működnek, mint egy transzformátor, melynek primer tekercse veszi körbe a lágyvas gyűrűket, a szekunder tekercse pedig maga a részecskenyaláb. Az indukciós LINAC-ok jelenleg még fejlesztés alatt állnak, főleg a müon-nyalábok hűtésénél és a neutrínó-előállításnál várnak tőlük nagy előrelépést. ALKALMAZÁS: proton- és nehézion-gyorsítók előgyorsítójaként

RÁDIÓFREKVENCIÁS KVADRUPÓLOK

Nagy áramok esetén a tértöltések miatt a részecskenyalábok divergenssé válnak. Ez a jelenség a rádiófrekvenciás kvadrupólokkal végzett nyalábfókuszálás segítségével küszöbölhető ki. ALKALMAZÁS: proton- és nehézion-gyorsítók előgyorsítójaként

DIAFRAGMÁKKAL TERHELT HULLÁMVEZETŐK Az Alvarez-féle LINAC-oknál nagyobb gyorsítást biztosító longitudinális terek hullámvezetőkben is létrehozhatók, csak azok fázissebessége vph. > c. Ha viszont a hullámvezetőt telerakjuk diafragmákkal, elérhető, hogy vph. ≥ c legyen. A gyorsítás folyamán ekkor az elektronok a hullámokon lovagolhatnak. A hullám fázissebességének növelésével az elektronok sebessége is növelhető.


20

9. ORBITÁLIS GYORSÍTÓK (Klasszikus ciklotron, szinkrociklotron, izokron ciklotron…) A ciklikus részecskegyorsítók olyan berendezések, melyeknél a részecskék pályájára merőleges mágneses teret alkalmaznak, és ennek hatására a felgyorsítandó töltött részecske pályája kör, illetve spirális alakot vesz fel. Minden egyes részecske sokszor halad át a gerjesztőrendszeren, amelyben a jó ütemben polaritást váltó elektromos tér minden áthaladásnál gyorsít rajta. BETATRON

A betatron nem rezonanciaelven működő, ciklikus gyorsító, melyben az elektronokat mágneses mező által gerjesztett elektromos tér gyorsítja. Tegyük fel, hogy a légüres gyorsítókamrába a mágneses erőtérre merőlegesen egy elektront lövünk be. Pályája olyan vezetőnek tekinthető, amelyben bizonyos erősségű áram kering. Ha az elektromágnest váltakozó árammal gerjesztjük, akkor a változó mágneses tér hatására az egymenetes tekercset metsző erővonalak száma szintén változik, ami miatt változik a „tekercs”-ben folyó áram erőssége. Az áramerősség csak akkor nőhet, ha az elektron fordulatszáma, és ezzel a sebessége nő. - a gyorsulás akkor szűnik meg, amikor a mágneses tér eléri a maximumát, ezután az elektron lassulna, tehát még a lassulás előtt ki kell juttatni a gyorsítóból - az elektron kiemelése oly módon történhet, hogy egy segédmágnes bekapcsolásával a mágneses teret eltorzítjuk - az elektronok mozgásának stabilitását mágneses nyalábfókuszálás biztosítja - az állandó sugarú pályán való gyorsítás feltétele a „2:1 fluxus-szabály”, azaz a fluxust létesítő B kétszerese legyen a pályán megtartó mágneses indukciónak (Wideroe-szabály): ∆Φ ∆ = −2 R2π ⋅ B ∆t ∆t - a felgyorsított elektronok fékezésével γ-sugarak nyerhetők - léteznek kicsi, hordozható betatronok

(

)

ALKALMAZÁS: magfizikai vizsgálatok, orvosi és műszaki alkalmazások

CIKLOTRON

A gyorsítóban a részecskék homogén mágneses térben sebességüktől független periódussal körmozgást végeznek. A készülék két elektródját a lapos, félkör alakú fémdobozok (duánsok) képezik, amelyek egy elektromágnes pólusai között, nagyvákuumban foglalnak helyet. A két elektróda közé nagyfrekvenciájú generátor által előállított váltófeszültséget kapcsolunk. A forrásból kilépő részecskék az elektródák között egyre nagyobb sebességre tesznek szert, így az elektródákon kívül egyre nagyobb sugarú körpályán mozognak. A maximális sebességet és körpályát elérve a részecskék elhagyják a ciklotront.


21

- amikor a részecske elérte a kellő energiát, egy 100 kV nagyságrendű feszültségre kapcsolt elektród téríti le a pályáról, és a részecske a céltárgyba csapódik - a szinkronizálás alapjául szolgáló összefüggések: ωm ω2 m 2 r B= E= e 2 (ω a nagyfrekvenciás gyorsítófeszültség körfrekvenciája) - a relativisztikus tömegnövekedés miatt a részecske körfrekvenciája csökken, ezen a gyorsítófeszültség körfrekvenciájának modulálásával lehet segíteni ALKALMAZÁS: magfizikai vizsgálatok, orvosi alkalmazások (rák gyógyítása)

RELATIVISZTIKUS (IZOKRON) CIKLOTRON A relativisztikus ciklotronok esetén a részecskék relativisztikus hatásokból eredő tömegnövekedését úgy kompenzálják, hogy a mágnespólusok között a tengelytől távolodva növekvő mágneses teret hoznak létre. A részecskenyaláb defókuszálódása azimutálisan szektorokra osztott térrel küszöbölhető ki: ezeken belül homogén a mező, az egyes szektorokban azonban eltérő a mágneses tér erőssége (szektorfókuszált ciklotron). További javulás érhető el, ha a szektorok határa ívelt, spirálkaros szerkezetű. MIKROTRON A mikrotron állandó mágneses tér és frekvencia mellett fázisugrálással teremti meg a rezonanciafeltételt. Fékezési röntgensugárzás keltésére alkalmazzák. SZINKROCIKLOTRON (FAZOTRON) A ciklotron frekvenciamodulálással javított változata szinkrociklotron vagy fazotron. Állandó mágneses tér és változó pályasugár mellett a gyorsítófrekvenciát csökkentik. A pályák sűrűbben követik egymást, több fér el ugyanolyan mágneses térben. Az elektron-szinkrotron időben növekvő mágneses térrel kompenzálja a relativisztikus tömegnövekedést állandó pályasugáron. Így a mágneses teret kisebb térfogatban kell biztosítani. A proton-szinkrotron (szinkrofazotron) időben növekvő mágneses tér és frekvencia mellett állandó sugarú pályán gyorsít. A pálya nem igazi kör: négy körív, melyek közötti egyenes szakaszokban történik a nyalábkezelés (előgyorsított nyaláb belövése, nagyfrekvenciás generátor kicsatolása, kivonáshoz eltérítő mágnesek és belső céltárgy elhelyezése). A változtatható energiájú nyaláb mérete a gyorsítás folyamán csökken.


22

10. AZ α-BOMLÁS ÉRTELMEZÉSE (Geiger—Nuttal-szabály, a felezési idő értelmezése alagúteffektussal, a spektrum finomszerkezete, az α-bomlás vizsgálatából nyerhető mag-adatok) AZ α-BOMLÁS JELENSÉGE Az α-sugárzás a két protonból és két neutronból álló hélium-atommag kb. 107 m/s sebességgel történő kilökődése az atommagból. Az α-részecskék levegőben néhány centimétert tesznek meg, szilárd anyagban még gyorsabban megállnak. Az α-bomlás általános sémája: A A− 4 Z X → Z − 2Y + α + Q . A Q bomlási energia a keletkező magok mozgási energiájának formájában szabadul fel. Az α-bomló magok az izotóptérképen a Pb-208 feletti tartományban találhatók. Itt a protonok elektrosztatikus taszítása már akkora, hogy az egyszerre két egységnyi töltést elvivő α-bomlás az egyik domináns folyamat. - főleg a nagy rendszámú atomok között jelentős - a magot szétszakítani törekvő Coulomb-erők Z2-tel arányosan nőnek, ezek „forrásai” csökkennek az α-részecske kibocsátása során - magasan gerjesztett magoknál nemcsak α-, hanem neutron- és protonemisszió is történik - alapállapotú magok esetén a nukleonkibocsátás csak α-bomlás formájában valósulhat meg - az α-részecske kitüntetett szerepe azzal függ össze, hogy nagyon stabil képződmény A GEIGER—NUTTAL-TÖRVÉNY - az α-bomlás energiája nem változik nagy intervallumban (5–10 MeV) - tipikus kétrészecske-bomlás: az α-részecske és a leánymag az impulzusmegmaradás törvénye szerint osztoznak a bomlási energián - a felezési idők sok nagyságrendet fognak át A Geiger—Nuttal-törvény miatt minél nagyobb az α-sugárzás energiája, annál nagyobb a bomlási állandó és annál kisebb a felezési idő. A törvény energia szerinti alakjában felírva: ln ( λ ) = A + Bln( E ). Az előző egyenletben A az egyes radioaktív családokon belül állandó, de a családokra más és más érték, B pedig minden α-bomló magra ugyanaz az állandó. Ez az összefüggés magyarázza, hogy kicsi bomlásienergia-változás a nagy kitevőjű hatványfüggvény viselkedése miatt nagy felezésiidő-változást okoz. A Geiger—Nuttal-törvény ugyan nem egzakt, de kielégítő közelítés teljesül. Az eltérés oka, hogy a számítások feltételezése szerint a magban mindig van jelen kész α-részecske, a mag azonban egymással kölcsönhatásban álló protonokat és neutronokat tartalmaz, amelyek ismeretlen valószínűséggel kapcsolódnak össze α-részecskékké, majd válnak szét ismét. AZ α-BOMLÁS ÉRTELMEZÉSE ALAGÚTEFFEKTUSSAL


23

A klasszikus fizika szerint az α-részecske nem tud kijutni az atommagból, mert amikor az α-részecske és a leánymag az elszakadás előtt még éppen érintik egymást, a két gömb elektrosztatikus energiája nagyobb, mint az anyamag elektrosztatikus energiája. A kettő különbségét nevezzük Coulomb-potenciálgátnak — ez magasabb, mint az α-részecske kinetikus energiája. A kvantummechanikai leírás alapjaként feltételezték, hogy a magban önállóan létezik az α-részecske, és a potenciálgát tartja benn. Az α-részecske a potenciálgáton belül mozog. A bomlási állandó annak gyakoriságától függ, ahányszor az α-részecske megostromolja a potenciálgátat, illetve a potenciálgáton való áthaladás valószínűségétől. Ez utóbbi a Schrödinger-egyenlet alapján határozható meg, melynek eredményeként az 1 ln ( λ ) = a + b E összefüggés adódik, mely a valós energiatartományban jól követi a Geiger—Nuttal-törvényt. A SPEKTRUM FINOMSZERKEZETE - az energiaspektrum meghatározásának módszerei: ionizációs kamra, szilíciumdetektor, mágneses spektrométer - AZ ENERGIASPEKTRUM VONALAS: a diszkrét értékeket a jól meghatározott tömegkülönbségek okozzák - AZ ENERGIASPEKTRUM FINOMSZERKEZETET MUTAT: a finomszerkezet oka, hogy nemcsak alapállapotok, hanem gerjesztett nívók és/vagy alapállapotok között is jönnek létre átmenetek AZ α-BOMLÁS VIZSGÁLATÁBÓL NYERHETŐ MAG-ADATOK Az α-bomlás alagúteffektussal történő értelmezése szerint a magban Pα valószínűséggel képződő α-részecske egy 2R szélességű gödör falainak ütközve akar átjutni a potenciálgáton. Az ilyen feltételezések mellett kapott függvény menete hasonlít az empirikushoz, tehát az alagútjelenség jó megoldás. A fenti R integrálási határból a magsugárparaméter határozható meg: ro~ 1,45 fm. Az α-átalakulás legfontosabb jellegzetességeit az erős- és elektromágneses kölcsönhatás alapján helyesen lehet értelmezni.

1. NEHÉZ TÖLTÖTT RÉSZEK KÖLCSÖNHATÁSA ANYAGGAL

Recommend Documents