Главная Вакуумные трубки



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

Металл (символ)

Плотность 20 "сх Х10>. • г/см

Температура

, "С

Коэффициент

§

s Q. С

X га

о я .

са S 1 « э L я о 2

§а X

Скандий Sc

2,99

1539

2727

0,1332

Титан Ti

4,54

1668

3260

1336

0,125

0,041

Иттрий Y

4,472

1509

3200

1119

0,074

0,024

10,8

Цирконий Zr

6,45

1852

3580

1830

0,0659

0,04

5,89

Тербий ТЬ

8,272

1356

2800

0,041

Диспродий Dy

8,536

1407

2600

0,0413

0,024

Гольмий Но

8,803

1461

2600

0,0391

Эрбий Ег

9,051

1497

2900

0,0398

0,023

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)

2,851

3,779

16,6

407,5

4,283

4,29

5,633

5,48

-12,5

7,40

7,76

8,04

8,36

500 600 250 650 300

D 22,8р.-ШЛ-»-"

(70)

nsB/мг-см

Л-оо

- - X >

Н-ао

А

Н1,5

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



0 1 2 3 4 5 6 [7] 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22


0.0133