Когда f > Тз -[- Тпр (Тпр - пролетное время дейтронов от лазерной мишени до анодного торца), /,о (t) s 0. Функции If, (i) и flio (i) (где определяется формулой (1)) имеют, как показывает расчет, максимумы, взаимное расположение которых определяет величину нейтронного потока. Теоретический анализ, проведенный на ЭВМ с использованием соотношения (5), и данные исследований (кривая 2

на рис. 24) показывают, что функция имеет максимум. Положение максимума может меняться в пределах до 30 % шкалы е в зависимости от Тпр, формы и амплитуды ускоряющего импульса. Кривая / на рис. 24 в пробойном режиме не зависит от е. Для этого режима характерна плохая воспроизводимость ре-

Рис. 26. Схемы включения ЛНТ:

/ - ЛНТ; 2 - сканирующее устройство; 3 - импульсный лазер; 4 - блок запуска лазера; 5 - блок управления; 3 в - коммутирующий элемент, управляемый электрическим сигналом; 7 - источник пнтання; 8 - накопительный конденсатор; 9 - высоковольтный импульсный трансформатор; 10 - коммутирующий элемент, управляемый лазерным лучом.

К - катод; А - анод; ЛМ - лазерная мишень; НМ - нейтронообразующая мншень; АЭ - анти-динатронный электрод.

зультатов. При определенных конфигурациях ускоряющей системы и больших значениях Ej, > 0,1 Дж возможен скачкообразный переход ЛНТ в пробойный режим при плавном изменении Тз.

Таким образом, для повышения эффективности генерации нейтронов за счет достижения максимума Ф по s, а также ликвидации условий возникновения пробойного режима необходима тщательная синхронизация лазерного и ускоряющего импульсов. На рис. 26 показаны две схемы включения ЛНТ, обеспечивающие такую синхронизацию.

В схеме на рис. 26, а используется блок управления, запускающий коммутирующий элемент и электрооптический затвор лазера с регулируемой задержкой. В схеме на рис. 26, б используется разрядник, поджигаемый лазерным лучом. В обеих схемах применяется элемент для ска-

нирования пятна фокусировки, увеличивающий ресурс лазерной мишени до 10* ими.

Вакум в ЛНТ, так же, как и в НТ с вакуумно-дуговыми источниками, поддерживается секцией кольцевых нераспы-ляемых газопоглотителей, количество и тип которых зависит от минимально необходимой скорости откачки [1011:

5>1 1п(ц-10".

(67)

здесь V - вакуумный объем ЛНТ; / -- частота; Рраб - рабочее давление; кв - постоянная Больцмана; Т - температура корпуса ЛНТ; Рраб - рабочее давление.

Htimp.lc ю

.10-

J0 so

0,75 Ofi 0,85 0,9 0,95 1,0 N,om. ед.

Рис. 27. Зависимость нейтронного потока от амплитуды ускоряющего напряжения для различной частоты срабатывания

70 90 110 Ши,,пВ

ЛНТ (а) и диаграмма нейтроииого выхода ЛНТ (б) от импульса к импульсу

Серийно выпускаемые в СССР малогабаритные геттеры обеспечивают работу ЛНТ при / » 50 Гц и < ЮО мДж. Для больших значений этих параметров следует применять более эффективные средства откачки, например, малогабаритные магниторазрядные насосы. Действующие образцы ЛНТ описаны в работе [100]. Диаметр трубки не превышает б см, а длина 20 см. На частоте 12,5 Гц при Е « 30 мДж и амплитуде ускоряющего напряжения 140 кВ ЛНТ генерирует поток 5 • 10« нейтр./с. Такие ЛНТ можно применять в излучателе для решения задач активационного анализа [84]. При тех же параметрах, но более высокой частоте срабатываний (50 Гц) ЛНТ генерирует поток нейтронов lOi** нейтр./с. Зависимость нейтронного потока ЛНТ от амплитуды ускоряющего напряжения и частоты срабатываний / построена на рис. 27, а. Как видно из графика, в диапазоне частот / < 50 Гц сохраняется адитивность зависимости Ф if).

Диаграмма, характеризующая воспроизводимость нейтронных вспышек от импульса к импульсу (рис. 27, б), сни- малась с использованием сцинтилляционного детектора и \ амплитудного анализатора, по различным каналам кото- i рого регистрировали число нейтронных вспышек одинако- i, вой амплитуды. Анализ диаграммы показывает, что стабильность нейтронного выхода от вспышки к вспышке б =

= (Л-Nf/N 15 % (N - средний нейтронный выход >

за одну вспышку).

ЛНТ весьма чувствительна к условиям фокусировки лазерного излучения. На рис. 28 построены зависимость нейтронно-

0,8 0,9

S/S, JO

Рис. 28. Зависимость нейтронного потока и площади пятна фокусировки S/So ЛНТ от LIF

ГО потока Ф трубки и зависимость площади пятна фокусировки 5 в единицах площади сечения пучка 5о в фокусе линзы (5о = я Ff), где у - расходимость лазерного луча от расстояния L между фокусирующей линзой и плазмообразующей мишенью, выраженной в единицах фокусного расстояния F. Зависимость Ф (LIF) имеет два локальных максимума. Этим максимумам соответствует площадь пятна фокусировки, при которой скорость рекомендации дейтронов в разлетающемся сгустке лазерной плазмы минимальна. Больший максимум реализуется, когда фокус расположен перед плазмообразующей мишенью. В этом случае плотность потока лазерного в области его взаимодействия с плазмой больше, чем в случае, когда фокус располагается за мишенью, что может приводить к более эффективной ионизации плазмы по дейтронам. Кроме того, в первом случае меньше апертура лазерного луча в области оптического окна ЛНТ, что уменьшает аберрацию луча, вызываемую возможными неровностями поверхности стекла, связанными с несовершенством технологии изготовления оптических окон.

ЛНТ имеют следующие преимущества по сравнению с други.ми импульсными НТ: стабильность нейтронного выхода, отсутствие нагрева ионного исгочника, простота изготовления, наличие реальной перспективы повышения нейтронного выхода при переходе к большим энергиям лазера и магнитной изоляции [124, 118]. Однако наличие лазера в

схеме включения ЛНТ существенно увеличивает габаритные размеры излучателя. С дальнейшим развитием лазерной техники этот недостаток можно устранить. Уменьшить размеры излучателя с ЛНТ можно пространственным разнесением лазера и трубки за счет применения гибкого световода [199]. В заключение следует отметить, что основные преимущества вакуумных НТ связаны с возможностью получения высоких значений мгновенной интенсивности потока нейтронов ( 10* нейтр./с) при малых радиальных габаритных размерах « 60 мм) и высоком потоке нейтронов (10" нейтр./с), что определяет более низкую энергетическую «цену» нейтрона (2 • 10 Дж/нейтр.), чем у газонаполненных НТ. Кроме того, эти трубки обладают и повышенной термостойкостью (до бООК). Ограничения в использовании НТ связаны с трудностями реализации высокой частоты повторения импульсов (> 10 Гц) и режима с заданной модуляцией нейтронного потока.

1.4. НЕЙТРОНООБРАЗУЮЩИЕ МИШЕНИ

Одним из наиболее важных конструктивных элементов нейтронных трубок является нейтронообразующая мишень. Нейтронный поток Ф из металлотритиевой мишени при бомбардировке ее дейтронами определяется по формуле (1). Для увеличения выхода нейтронов необходимо увеличить концентрацию трития в активном слое, что достигается выбором гидридообразующего металла-сорбента, который должен обладать хорошей растворимостью по отношению к изотопам водорода, высокой температурой разложения гидрида, а также хорошей теплопроводностью, что необходимо для эффективного съема тепла с активного слоя.

1. Наиболее полно удовлетворяют этим требованиям скандий, титан и цирконий. В табл. 3 приведены физические свойства часто применяемых металлосорбентов [7, 105, 33, 68, 106, 112, 122].

Взаимодействие дейтронов с металлотритиевыми мишенями можно условно классифицировать на четыре типа:

1) взаимодействие с электронами мишени - электрон-• ное торможение, оно является основным источником нагрева мишени; 2) упругие столкновения с ядрами мишени. Проявляется как ядерное торможение при малых скоростях дейтронов (ud < Uq. где - орбитальная скорость электрона в атоме водорода), является причиной распыления мишени [66]; 3) непосредственно ядерное взаимодействие, приводящее к протеканию реакций Т (d, tif Не, D (d, nf Не, Т {t, 2nf Не, Т (р, nf Не; 4) диффузия изотопов водорода

3. Физические свойства металлосорбен

В мишени, приводящая к перераспределению, а следовательно, и к изменению нейтронного потока.

Рассмотрим взаимодействие первого типа как наиболее важное с точки зрения формулировки требования к мишеням. В настоящее время существует много теорий, описывающих тормозную способность dEuldx с определенной степенью точности, но ни одна из них не изучает зависимость потерь (в интервале энергий от нескольких десятков до нескольких сотен килоэлектронвольт) от коэффициента насыщения k мишени изотопами водорода [35, 59]. Простая эмпирическая формула для определения потерь энергии (от десятков до сотен килоэлектронвольт) приведена в работе [591:

= 2,3.- 10"-

+ fep) (Л + ЗА;т + 2А;р) £ о.оо5£

(68)

где - энергия налетающего дейтрона; /гт - коэффициенты стехиометрии мишени по дейтерию и тритию соответственно; Лир - массовое число и плотность материала сорбента соответственно.

Однако эта формула" неприменима при что пре-

пятствует ее использованию для переменного профиля k по глубине мишени. Аппроксимация зависимостей dEldx для Т!Тк численными методами на ЭВМ различными функциями позволила получить эмпирическое выражение, удовлетворительно описывающее энергетические потери дейтронов Б гидриде титана в широком диапазоне k:

-= 268

k + 3,46 £У~аЕ

3k + A

(69)

Плотности гидридов XIO, кг/м>

в га

?;ft

где dEuldx - выражено в кэВ/(мг/см); 7 = 0,65; a = 0,004.

На рис. 29, а построены зависимости энергетических потерь от энергии, полученные из выражения (69) для трех различных значений k. Для сравнения показаны экспериментальные данные по Ti, тритию и TiHi.5. Как видно из рис. 29, б соотношение (69) хорошо согласуется с экспериментальными данными для титана {k = 0), трития {k- оо), гидрида титана и интерполяционным выражением при = 1,5 [139]. Учитывая зависимость плотности материала мишени от коэффициента стехиометрии [139], перепишем выражение (69)

500 600 250 650 300

D 22,8р.-ШЛ-»-"

(70)

nsB/мг-см

50 100

Е.нэВ

50 too 150Е,кзВ i

Рис. 29. Зависимость энергетических потерь dEjdx от энергии Й

а - X - экспериментальные данные для трития; А - 9кспернменталЬ"

ные данные для титана;

- расчетная кривая для трития по формуле (69); 2 - расчетная кривая для трития по работе [59]; 3 - расчетная кривая для титана по формуле {69)- б - X - экспериментальные Данные для мишени состава TiH 5 [139]; / - кривая, построенная интерполяцией экспериментальных данных по тритию и титану авторами [139] 2 - расчетная кривая По формуле (69); 3 - расчетная кривая по 1591