Согласно квантовой механике, пучок частиц, как и световой пучок, характеризуется определенной длиной волны. Чем больше энергия частиц, тем меньше эта длина волны. А чем меньше длина волны, тем меньше объекты, которые можно исследовать, но тем больше размеры ускорителей и тем они сложнее. Развитие исследований микромира требовало все большей энергии зондирующего пучка. Первыми источниками излучений высокой энергии служили природные радиоактивные вещества. Но они давали исследователям лишь ограниченный набор частиц, интенсивностей и энергий. В 1930-х годах ученые начали работать над созданием установок, которые могли бы давать более разнообразные пучки. В настоящее время существуют ускорители, позволяющие получать любые виды излучений с высокой энергией. Если, например, требуется рентгеновское или гамма-излучение, то ускорению подвергаются электроны, которые затем испускают фотоны в процессах тормозного или синхротронного излучения. Нейтроны генерируются при бомбардировке подходящей мишени интенсивным пучком протонов или дейтронов.

Энергия ядерных частиц измеряется в электронвольтах (эВ). Электронвольт – это энергия, которую приобретает заряженная частица, несущая один элементарный заряд (заряд электрона), при перемещении в электрическом поле между двумя точками с разностью потенциалов в 1 В. (1 эВ » 1,60219×10 –19 Дж.) Ускорители позволяют получать энергии в диапазоне от тысяч до нескольких триллионов (10 12) электронвольт – на крупнейшем в мире ускорителе.

Для обнаружения в эксперименте редких процессов необходимо повышать отношение сигнала к шуму. Для этого требуются все более интенсивные источники излучения. Передний край современной техники ускорителей определяется двумя основными параметрами – энергией и интенсивностью пучка частиц.

В современных ускорителях используются многочисленные и разнообразные виды техники: высокочастотные генераторы, быстродействующая электроника и системы автоматического регулирования, сложные приборы диагностики и управления, сверхвысоковакуумная аппаратура, мощные прецизионные магниты (как «обычные», так и криогенные) и сложные системы юстировки и крепления.

Возможность применения высокочастотных электрических полей в длинных многокаскадных ускорителях основана на том, что такое поле изменяется не только во времени, но и в пространстве. В любой момент времени напряженность поля изменяется синусоидально в зависимости от положения в пространстве, т.е. распределение поля в пространстве имеет форму волны. А в любой точке пространства она изменяется синусоидально во времени. Поэтому максимумы поля перемещаются в пространстве с так называемой фазовой скоростью. Следовательно, частицы могут двигаться так, чтобы локальное поле все время их ускоряло.

В линейных ускорительных системах высокочастотные поля были впервые применены в 1929, когда норвежский инженер Р.Видероэ осуществил ускорение ионов в короткой системе связанных высокочастотных резонаторов. Если резонаторы рассчитаны так, что фазовая скорость поля всегда равна скорости частиц, то в процессе своего движения в ускорителе пучок непрерывно ускоряется. Движение частиц в таком случае подобно скольжению серфера на гребне волны. При этом скорости протонов или ионов в процессе ускорения могут сильно увеличиваться. Соответственно этому должна увеличиваться и фазовая скорость волны v фаз. Если электроны могут инжектироваться в ускоритель со скоростью, близкой к скорости света с , то в таком режиме фазовая скорость практически постоянна: v фаз = c .

Другой подход, позволяющий исключить влияние замедляющей фазы высокочастотного электрического поля, основан на использовании металлической конструкции, экранирующей пучок от поля в этот полупериод. Впервые такой способ был применен Э.Лоуренсом в циклотроне; он используется также в линейном ускорителе Альвареса. Последний представляет собой длинную вакуумную трубу, в которой расположен целый ряд металлических дрейфовых трубок. Каждая трубка последовательно соединена с высокочастотным генератором через длинную линию, вдоль которой со скоростью, близкой к скорости света, бежит волна ускоряющего напряжения.Таким образом, все трубки по очереди оказываются под высоким напряжением. Заряженная частица, вылетающая из инжектора в подходящий момент времени, ускоряется в направлении первой трубки, приобретая определенную энергию. Внутри этой трубки частица дрейфует – движется с постоянной скоростью. Если длина трубки правильно подобрана, то она выйдет из нее в тот момент, когда ускоряющее напряжение продвинулось на одну длину волны. При этом напряжение на второй трубке тоже будет ускоряющим и составляет сотни тысяч вольт. Такой процесс многократно повторяется, и на каждом этапе частица получает дополнительную энергию. Чтобы движение частиц было синхронно с изменением поля, соответственно увеличению их скорости должна увеличиваться длина трубок. В конце концов скорость частицы достигнет скорости, очень близкой к скорости света, и предельная длина трубок будет постоянной.

Пространственные изменения поля налагают ограничение на временную структуру пучка. Ускоряющее поле изменяется в пределах сгустка частиц любой конечной протяженности. Следовательно, протяженность сгустка частиц должна быть мала по сравнению с длиной волны ускоряющего высокочастотного поля. Иначе частицы будут по-разному ускоряться в пределах сгустка. Слишком большой разброс энергии в пучке не только увеличивает трудности фокусировки пучка из-за наличия хроматической аберрации у магнитных линз, но и ограничивает возможности применения пучка в конкретных задачах. Разброс энергий может также приводить к размытию сгустка частиц пучка в аксиальном направлении.

Рассмотрим сгусток нерелятивистских ионов, движущихся с начальной скоростью v 0 . Продольные электрические силы, обусловленные пространственным зарядом, ускоряют головную часть пучка и замедляют хвостовую. Синхронизируя соответствующим образом движение сгустка с высокочастотным полем, можно добиться большего ускорения хвостовой части сгустка, чем головной. Таким согласованием фаз ускоряющего напряжения и пучка можно осуществить фазировку пучка – скомпенсировать дефазирующее влияние пространственного заряда и разброса по энергии. В результате в некотором интервале значений центральной фазы сгустка наблюдаются центрирование и осцилляции частиц относительно определенной фазы устойчивого движения. Это явление, называемое автофазировкой, чрезвычайно важно для линейных ускорителей ионов и современных циклических ускорителей электронов и ионов. К сожалению, автофазировка достигается ценой снижения коэффициента заполнения ускорителя до значений, намного меньших единицы.

В процессе ускорения практически у всех пучков обнаруживается тенденция к увеличению радиуса по двум причинам: из-за взаимного электростатического отталкивания частиц и из-за разброса поперечных (тепловых) скоростей. Первая тенденция ослабевает с увеличением скорости пучка, поскольку магнитное поле, создаваемое током пучка, сжимает пучок и в случае релятивистских пучков почти компенсирует дефокусирующее влияние пространственного заряда в радиальном направлении. Поэтому данный эффект весьма важен в случае ускорителей ионов, но почти несуществен для электронных ускорителей, в которых пучок инжектируется с релятивистскими скоростями. Второй эффект, связанный с эмиттансом пучка, важен для всех ускорителей.

Удержать частицы вблизи оси можно с помощью квадрупольных магнитов. Правда, одиночный квадрупольный магнит, фокусируя частицы в одной из плоскостей, в другой их дефокусирует. Но здесь помогает принцип «сильной фокусировки», открытый Э.Курантом, С.Ливингстоном и Х.Снайдером: система двух квадрупольных магнитов, разделенных пролетным промежутком, с чередованием плоскостей фокусировки и дефокусировки в конечном счете обеспечивает фокусировку во всех плоскостях.

Дрейфовые трубки все еще используются в протонных линейных ускорителях, где энергия пучка увеличивается от нескольких мегаэлектронвольт примерно до 100 МэВ. В первых электронных линейных ускорителях типа ускорителя на 1 ГэВ, сооруженного в Стэнфордском университете (США), тоже использовались дрейфовые трубки постоянной длины, поскольку пучок инжектировался при энергии порядка 1 МэВ. В более современных электронных линейных ускорителях, примером самых крупных из которых может служить ускоритель на 50 ГэВ длиной 3,2 км, сооруженный в Стэнфордском центре линейных ускорителей, используется принцип «серфинга электронов» на электромагнитной волне, что позволяет ускорять пучок с приращением энергии почти на 20 МэВ на одном метре ускоряющей системы. В этом ускорителе высокочастотная мощность на частоте около 3 ГГц генерируется большими электровакуумными приборами – клистронами.

Протонный линейный ускоритель на самую высокую энергию был построен в Лосаламосской национальной лаборатории в шт. Нью-Мексико (США) в качестве «мезонной фабрики» для получения интенсивных пучков пионов и мюонов. Его медные резонаторы создают ускоряющее поле порядка 2 МэВ/м, благодаря чему он дает в импульсном пучке до 1 мА протонов с энергией 800 МэВ.

Для ускорения не только протонов, но и тяжелых ионов были разработаны сверхпроводящие высокочастотные системы. Самый большой сверхпроводящий протонный линейный ускоритель служит инжектором ускорителя на встречных пучках ГЕРА в лаборатории Немецкого электронного синхротрона (ДЕЗИ) в Гамбурге (Германия).

ЦИКЛИЧЕСКИЕ УСКОРИТЕЛИ

Электронные синхротроны основаны на тех же принципах, что и протонные. Однако благодаря одной важной особенности они проще в техническом отношении. Малость массы электрона позволяет инжектировать пучок при скоростях, близких к скорости света. Поэтому дальнейшее увеличение энергии не связано с заметным увеличением скорости, и электронные синхротроны могут работать при фиксированной частоте ускоряющего напряжения, если пучок инжектируется с энергией около 10 МэВ.

Однако это преимущество сводится на нет другим следствием малости электронной массы. Поскольку электрон движется по круговой орбите, он движется с ускорением (центростремительным), а потому испускает фотоны – излучение, которое называется синхротронным. Мощность Р синхротронного излучения пропорциональна четвертой степени энергии пучка Е и току I , а также обратно пропорциональна радиусу кольца R , так что она пропорциональна величине (E /m ) 4 IR –1 . Эта энергия, теряемая при каждом обороте электронного пучка по орбите, должна компенсироваться высокочастотным напряжением, подаваемым на ускоряющие промежутки. В рассчитанных на большие интенсивности «фабриках аромата» такие потери мощности могут достигать десятков мегаватт.

Циклические ускорители типа электронных синхротронов могут использоваться и как накопители больших циркулирующих токов с постоянной высокой энергией. Такие накопители имеют два основных применения: 1) в исследованиях ядра и элементарных частиц методом встречных пучков, о чем говорилось выше, и 2) как источники синхротронного излучения, используемые в атомной физике, материаловедении, химии, биологии и медицине.

Средняя энергия фотонов синхротронного излучения пропорциональна (E /m ) 3 R –1 . Таким образом, электроны с энергией порядка 1 ГэВ, циркулирующие в накопителе, испускают интенсивное синхротронное излучение в ультрафиолетовом и рентгеновском диапазонах. Большая часть фотонов испускается в пределах узкого вертикального угла порядка m /E . Поскольку радиус электронных пучков в современных накопителях на энергию порядка 1 ГэВ измеряется десятками микрометров, пучки испускаемого ими рентгеновского излучения характеризуются высокой яркостью, а потому могут служить мощным средством исследования структуры вещества. Излучение испускается по касательной к криволинейной траектории электронов. Следовательно, каждый отклоняющий магнит электронного накопительного кольца, когда через него проходит сгусток электронов, создает разворачивающийся «прожекторный луч» излучения. Оно выводится по длинным вакуумным каналам, касательным к основной вакуумной камере накопителя. Расположенные вдоль этих каналов щели и коллиматоры формируют узкие пучки, из которых далее с помощью монохроматоров выделяется нужный диапазон энергий рентгеновского излучения.

Первыми источниками синхротронного излучения были установки, первоначально сооруженные для решения задач физики высоких энергий. Примером может служить Стэнфордский позитрон-электронный накопитель на энергию 3 ГэВ в Стэнфордской лаборатории синхротронного излучения. На этой установке в свое время были открыты «очарованные» мезоны.

Первые источники синхротронного излучения не обладали той гибкостью, которая позволяла бы им удовлетворять разнообразным нуждам сотен пользователей. Быстрый рост потребности в синхротронном излучении с высоким потоком и большой интенсивностью пучка вызвал к жизни источники второго поколения, спроектированные с учетом потребностей всех возможных пользователей. В частности, были выбраны системы магнитов, уменьшающие эмиттанс электронного пучка. Малый эмиттанс означает меньшие размеры пучка и, следовательно, более высокую яркость источника излучения. Типичными представителями этого поколения явились накопители в Брукхейвене, служившие источниками рентгеновского излучения и излучения вакуумной ультрафиолетовой области спектра.

Яркость излучения можно также увеличить, заставив пучок двигаться по синусоидальной траектории в периодической магнитной структуре и затем объединяя излучение, возникающее при каждом изгибе. Ондуляторы – магнитные структуры, обеспечивающие подобное движение, представляют собой ряд магнитных диполей, отклоняющих пучок на небольшой угол, расположенных по прямой на оси пучка. Яркость излучения такого ондулятора может в сотни раз превышать яркость излучения, возникающего в отклоняющих магнитах.

В середине 1980-х годов начали создаваться источники синхротронного излучения третьего поколения с большим числом таких ондуляторов. Среди первых источников третьего поколения можно отметить «Усовершенствованный источник света» с энергией 1,5 ГэВ в Беркли, генерирующий мягкое рентгеновское излучение, а также «Усовершенствованный источник фотонов» с энергией 6 ГэВ в Аргоннской национальной лаборатории (США) и синхротрон на энергию 6 ГэВ в Европейском центре синхротронного излучения в Гренобле (Франция), которые используются как источники жесткого рентгеновского излучения. После успешного сооружения этих установок был создан ряд источников синхротронного излучения и в других местах.

Применение синхротронного излучения в научных исследованиях получило большой размах и продолжает расширяться. Исключительная яркость таких пучков рентгеновского излучения позволяет создать новое поколение рентгеновских микроскопов для изучения биологических систем в их нормальной водной среде. Открывается возможность быстрого анализа структуры вирусов и белков для разработки новых фармацевтических препаратов с узкой направленностью действия на болезнетворные факторы и минимальными побочными эффектами. Яркие пучки рентгеновского излучения могут служить мощными микрозондами для выявления самых ничтожных количеств примесей и загрязнений. Они дают возможность очень быстро анализировать экологические пробы при исследовании путей загрязнения окружающей среды. Их можно также использовать для оценки степени чистоты больших кремниевых пластин перед дорогостоящим процессом изготовления очень сложных интегральных схем, и они открывают новые перспективы для метода литографии, позволяя в принципе создавать интегральные схемы с элементами меньше 100 нм.

ЛАБОРАТОРИЯ ИМ. Э. ФЕРМИ близ Батавии (США). Длина окружности «Главного кольца» ускорителя составляет 6,3 км. Кольцо расположено на глубине 9 м под окружностью в центре снимка.

Если заряженная частица помещена в электрическое поле, она под действием этого поля начнет двигаться. Направление движения будет определяться направлением электрического поля и знаком электрического заряда. При этом протоны и электроны двигаются в противоположных направлениях. Возникает электрический ток, направление которого чисто условно принято считать обратным направлению движения электронов (т. е. совпадающим с направлением движения протонов). Для того чтобы рассчитать величину этого электрического тока, надо величину электрического поля умножить на проводимость среды, в которой ток течет. Как известно, проводимость твердых или жидких веществ отличается от проводимости газов. Нас интересуют газы, а точнее, частично ионизованная плазма, в которой только часть атомов и молекул ионизована.

Такая относительно простая картина имеет место в случае плазмы, помещенной в электрическое поле. Ситуация сильно усложняется, если на эту плазму с электрическим полем «наложить» еще и магнитное поле.

Так, если без магнитного поля электроны и протоны двигались в противоположных направлениях и создавали электрический ток, то в присутствии магнитного поля при действии того же электрического поля электроны и протоны начнут перемещаться в одном и том же направлении. При равенстве их концентраций это движение не будет представлять собой электрического тока, поскольку суммарный перемещающийся электрический заряд равен нулю. Кроме того, в присутствии магнитного поля заряженные частицы перемещаются не вдоль (или против) направления электрического поля, а поперек этих полей, но в случае, если оба эти поля перпендикулярны друг другу.

В отсутствии магнитного поля мы говорили просто о проводимости плазмы (ионизованного газа). В присутствии же магнитного - мы должны говорить о нескольких типах проводимости: вдоль магнитного поля, поперек него и т. п. Электрически заряженным частицам отнюдь не одинаково легко двигаться в этих направлениях. Другими словами, среда, которая до наложения магнитного поля была изотропной, т. е. ее свойства не зависели от направления, после наложения становится анизотропной.

Вся проблема солнечно-земной физики связана с частично или полностью ионизованной плазмой, помещенной в магнитное поле (магнитное поле солнечных пятен, межпланетное магнитное поле, магнитное поле Земли). Причем на эту плазму действуют различные силы (силовые поля): электрическое поле, силы притяжения и силы, связанные с градиентами давления, градиентами и конфигурацией магнитного поля и т. п. Поэтому необходимо проанализировать, как же движутся заряженные частицы в таких ситуациях.

Рассмотрим возможные варианты.

1. Электрически заряженная частица движется вдоль магнитного поля. Легко показать, что в этом случае она не чувствует его наличие и движется так же, как и в его отсутствии. Это благоприятные условия для движения заряженных частиц. Поскольку силовые линии магнитного поля Земли почти вертикальны в высоких широтах в обоих полушариях, то это и создает благоприятные условия для осаждения (соскальзывания) заряженных частиц в атмосферу этих широт. В низких широтах и на экваторе частицам пришлось бы прорываться поперек силовых линий магнитного поля Земли, а это для частиц с энергиями, при которых они вызывают полярные сияния, непреодолимо трудно.

2. Заряженные частицы движутся поперек магнитного поля. В этом случае на частицу начинает действовать сила (рис. 10), которая норовит закрутить ее вокруг силовой линии магнитного поля (сила Лоренца). Как только траектория частицы закручивается, начинает действовать центробежная (направленная от центра кривизны) сила, прямо пропорциональная массе и квадрату скорости частиц (их произведению) и обратно пропорциональная радиусу кривизны траектории частицы. Движение будет установившимся, если эти силы уравновесятся. Из их равенства получим, что радиус окружности, по которой будет вращаться частица (так называемый радиус Лармора) равен

а угловая скорость? и период вращения Т при этом равны

где е - величина электрического заряда частицы, m - масса частицы, Vn - скорость частицы поперек магнитного поля, В - величина магнитного поля.

Рис. 11. Направление вращения положительно и отрицательно заряженных частиц вокруг силовой линии магнитного поля H

H 1 - магнитное поле, создаваемое движущимся электрическим зарядом

Отсюда следует, что заряженные частицы, которые не движутся строго вдоль силовых линий магнитного поля Земли, будут вращаться вокруг силовых линий (рис. 11). В одном и том же магнитном поле одной и той же скорости движения радиус протонов почти в 2000 раз больше радиуса электронов, т. е. ровно во столько раз, во сколько раз отличаются их массы (1840 раз). Это весьма существенно для физики околоземного пространства. Круговая частота вращения для электронов и протонов также зависит от их массы, только уже не прямо, а обратно пропорционально. Частота вращения протонов (гирочастота) в 1840 раз меньше гирочастоты электронов. Гирочастоты входят в выражения для проводимостей, значит, и в условия распространения радиоволн. Очень важно для продвижения частицы, сумеет ли она большую часть времени вращаться вокруг силовой линии (тогда она оказывается как бы привязанной к данной силовой линии), или будет часто выталкиваться при соударениях с другими частицами от одной силовой линии к другой, не успев совершить даже одного полного оборота вокруг магнитной силовой линии. Другими словами, важно соотношение частоты вращения и частоты столкновений данной частицы с другими частицами. Если частота вращения (гирочастота) много больше частоты столкновений, то частицы плазмы «вморожены» в магнитное поле.

3. Заряженная частица движется под определенным углом к направлению магнитного поля. Этот угол называется питч-углом. Это движение всегда можно разложить па две составляющие - поперек магнитного поля и одновременно вдоль магнитного поля. Оба эти случая мы выше рассмотрели. Применив описанные выше результаты к этому более общему случаю, получим, что частица, которая имеет составляющие скорости движения и вдоль и поперек магнитного поля одновременно, движется по спирали, накручиваясь на магнитную силовую линию (рис. 12). Шаг спирали будет зависеть от величины продольной скорости, а величина радиуса - от величины поперечной энергии частицы, которая при заданной массе определяется поперечной к магнитному полю скоростью частицы.

4. Заряженная частица движется в магнитном поле и на нее одновременно действует также электрическое поле. В этом случае электрическое поле добавляет частице скорость поперек магнитного поля и одновременно поперек электрического (рис. 13). Величина этой скорости зависит прямо пропорционально от величины последнего и обратно пропорционально от величины первого. Направление дрейфового движения не зависит от знака электрического заряда. Картина движения в этом случае выглядит так: электроны и протоны вращаются по спиралям вокруг магнитных силовых линий в обратных направлениях с разными радиусами и угловыми частотами. Одновременно и те и другие (под действием электрического поля) дрейфуют в одном и том же направлении с одной и той же дрейфовой скоростью (которая не зависит ни от заряда, ни от массы и скорости частицы) поперек как магнитного, так и электрического поля, которые, в свою очередь, перпендикулярны друг другу. Такую картину мы наблюдаем в хвосте магнитосферы, где на магнитное поле Земли наложено крупномасштабное электрическое поле, направленное с утренней стороны на вечернюю.

Рис. 12. Движение заряженной частицы по спирали вокруг силовых линий магнитного поля

Рис. 13. Движение заряженных частиц в скрещенных полях по циклоидам

Электрическое поле направлено снизу вверх

Рис. 14. Траектория заряженной частицы, двигающейся в сторону возрастающего магнитного поля Н

Рис. 15. Силы, действующие на частицу в магнитном поле со сходящимися силовыми линиями:

F 1 - поддерживает ларморовское вращение; F 2 - выталкивает частицу в сторону ослабевающего поля

5. Заряженная частица движется в неоднородном магнитном поле. Другими словами, магнитное поле имеет градиент, т. е. изменяется от одной точки пространства к другой.

Если частица движется по спирали вокруг силовой линии магнитного поля, которое по мере продвижения частицы увеличивается (т, е. силовые линии сходятся), то по мере увеличения магнитного поля она замедляет свое поступательное движение вдоль силовой линии (рис. 14) и при определенном поле отразится и будет продолжать двигаться в обратном направлении, т. е. в сторону уменьшения магнитного поля (рис. 15). В магнитосфере силовые линии магнитного поля сходятся по мере их приближения к поверхности Земли в высоких широтах. Поэтому электроны и протоны, вращаясь вокруг таких силовых линий по спиралям и подходя к местам сгущения силовых линий, отражаются и направляются в другое полушарие (рис. 16). Там они так же отражаются и движутся обратно в прежнее полушарие. Так происходит до тех пор, пока по какой-либо причине они не попадут в область плотной атмосферы, где в соударениях с нейтральными частицами потеряют свою энергию. Такая критическая ситуация может создаться во время геомагнитной бури, когда нарушается структура силовых линий.

Рис. 16. Движение заряженной частицы в магнитном поле Земли (в меридиональной плоскости)

А и Б - точки отражения или зеркальные точки

Рис. 17. Дрейф заряженных частиц, двигающихся в неоднородном магнитном поле в плоскости, перпендикулярной к H

Кроме описанного явления, в неоднородном магнитном поле заряженная частица приобретает дрейфовую скорость, перпендикулярную магнитной силовой линии и одновременно направлению наибольшего изменения магнитного поля, т. е. градиента поля (рис. 17). В случае магнитного поля Земли электроны начнут дрейфовать на восток, а протоны - на запад, поскольку градиент магнитного поля направлен по радиусу. В отличие от дрейфа за счет действия электрического поля, когда электроны и протоны дрейфуют вместе, т. е. в одном направлении и с одинаковой по величине скоростью, дрейф электронов и протонов за счет градиента геомагнитного поля создает электрический ток; направление их дрейфа противоположно. Именно этому дрейфу обязан своим происхождением кольцевой ток, текущий в магнитосфере вокруг Земли и изменяющий свою интенсивность в зависимости от поступления заряженных частиц.

Рис. 18. Схематическое изображение траектории заряженной частицы в магнитном поле Земли

Рис. 19. Дрейф частиц в поле тяжести, перпендикулярном к магнитному полю Н

Магнитное поле Земли неоднородно не только в радиальном направлении, его силовые линии изогнуты - они выходят из южного полушария и входят в северное, удаляясь на самое большое расстояние от Земли в экваториальной плоскости. Этот факт также отразится на движении заряженных частиц. В результате электроны и протоны будут дрейфовать в противоположных направлениях (восток-запад). Это движение также приводит к образованию электрического тока (рис. 18).

Полученные выше результаты можно приложить к любой действующей на частоту силе. В частности, такой может быть сила земного притяжения, под действием которой заряженные частицы дополнительно приобретают скорость дрейфа, направленную поперек этой силы и одновременно поперек силовым линиям магнитного поля (рис. 19). Это движение также порождает электрический ток, поскольку электроны и протоны (положительные ионы) дрейфуют в противоположных направлениях.

Подведем итог возможных ситуаций в околоземном космическом пространстве. Заряженные частицы вращаются вдоль магнитных силовых линий и одновременно смещаются вдоль силовой линии, т. е. движутся по спиралям. Попадая в области более интенсивного магнитного поля, они отражаются и, продолжая двигаться по спирали, дрейфуют в противоположное полушарие. Затем, отразившись и там, снова возвращаются и т. д. За счет неоднородности геомагнитного поля одновременно с описанным движением, частицы постепенно дрейфуют от одной силовой линии к другой в направлении восток-запад. Этот азимутальный дрейф создает электрический ток, окружающий Землю.

Законы движения заряженных частиц в геомагнитном поле состоят в сохранении трех физических величин: магнитного момента частицы, интеграла действия вдоль силовой линии и магнитного потока через оболочку. Движение заряженных частиц по окружности (вокруг силовой линии магнитного поля) эквивалентно круговому току. Магнитное поле этого кругового тока может быть представлено как поле точечного диполя с магнитным моментом?:

Магнитный момент определяется отношением «поперечной» кинетической энергии частицы к величине магнитного поля. Можно показать, что величина магнитного момента при движении заряженной частицы в магнитном поле остается постоянной. Другими словами, магнитный момент является адиабатическим инвариантом.

Второй, продольный инвариант I равен интегралу (сумме) действия (т. е. mVs ) вдоль силовой линии между точками отражения.

Сохранение? и I позволяет объяснить образование пояса захваченных вокруг Земли заряженных частиц. Положим, что нам известна величина магнитного поля в данной точке на экваторе, равная B 0 , угол между направлением движения частицы и этим полем в данной точке (питч-угол) ? 0 и значение I для данной частицы. Рассмотрим, где может оказаться эта частица при последующем движении.

Первый инвариант дает нам, что частица всегда будет отражаться на поверхности В = В m , которая определяется из условия (sin 2 ?)/B = 1/B m . Однако это еще не означает, что частица всегда будет оставаться на силовой линии, для которой значение поля на экваторе равно В 0 . Первый инвариант не накладывает в этом отношении никаких ограничений, и в частности не препятствует тому, чтобы частица вследствие дрейфа изменила долготу и отразилась на экваторе, т. е. при В т = В 0 .

Второй инвариант полагает дополнительное требование на движение частицы. Она не только должна иметь точки отражения на поверхности В = В m , но и интеграл вдоль силовой линии должен оставаться величиной постоянной. На заданной долготе это условие определяет одну единственную силовую линию, вдоль которой частица должна совершать колебания по широте. Закон сохранения второго адиабатического инварианта позволяет установить, вокруг какой силовой линии будет происходить движение частицы при ее азимутальном дрейфе.

Третьим инвариантом движения частицы является инвариант потока. Он связан с долготным азимутальным дрейфом и наиболее легко нарушается. Этот инвариант равен полному потоку вектора магнитного поля В через поверхность, ограниченную поверхностью дрейфа частицы по долготе, т. е. поверхностью одинаковых величин второго инварианта.

Все описанные инварианты в общем случае позволяют предсказать движение частицы.

Заряженных частиц по. Планетарная система заряженных частиц. Неоднородное магнитное поле: как в нем движутся частицы «Физика - 10 класс» Вначале рассмотрим наиболее простой случай, когда электрически заряженные тела находятся в покое. Раздел электродинамики, посвящённый изучению условий равновесия электрически заряженных тел, называют электростатикой . Что такое электрический заряд? Какие существуют заряды? Со словами электричество, электрический заряд, электрический ток вы встречались много раз и успели к ним привыкнуть. Но попробуйте ответить на вопрос: «Что такое электрический заряд?» Само понятие заряд - это основное, первичное понятие, которое не сводится на современном уровне развития наших знаний к каким-либо более простым, элементарным понятиям. Попытаемся сначала выяснить, что понимают под утверждением: «Данное тело или частица имеет электрический заряд». Все тела построены из мельчайших частиц, которые неделимы на более простые и поэтому называются элементарными . Элементарные частицы имеют массу и благодаря этому притягиваются друг к другу согласно закону всемирного тяготения. С увеличением расстояния между частицами сила тяготения убывает обратно пропорционально квадрату этого расстояния. Большинство элементарных частиц, хотя и не все, кроме того, обладают способностью взаимодействовать друг с другом с силой, которая также убывает обратно пропорционально квадрату расстояния, но эта сила во много раз превосходит силу тяготения. Так в атоме водорода, изображённом схематически на рисунке 14.1, электрон притягивается к ядру (протону) с силой, в 10 39 раз превышающей силу гравитационного притяжения. Если частицы взаимодействуют друг с другом с силами, которые убывают с увеличением расстояния так же, как и силы всемирного тяготения, но превышают силы тяготения во много раз, то говорят, что эти частицы имеют электрический заряд. Сами частицы называются заряженными . Бывают частицы без электрического заряда, но не существует электрического заряда без частицы. Взаимодействие заряженных частиц называется электромагнитным . Электрический заряд определяет интенсивность электромагнитных взаимодействий, подобно тому как масса определяет интенсивность гравитационных взаимодействий. Электрический заряд элементарной частицы - это не особый механизм в частице, который можно было бы снять с неё, разложить на составные части и снова собрать. Наличие электрического заряда у электрона и других частиц означает лишь существование определённых силовых взаимодействий между ними. Мы, в сущности, ничего не знаем о заряде, если не знаем законов этих взаимодействий. Знание законов взаимодействий должно входить в наши представления о заряде. Эти законы непросты, и изложить их в нескольких словах невозможно. Поэтому нельзя дать достаточно удовлетворительное краткое определение понятию электрический заряд . Два знака электрических зарядов. Все тела обладают массой и поэтому притягиваются друг к другу. Заряженные же тела могут как притягивать, так и отталкивать друг друга. Этот важнейший факт, знакомый вам, означает, что в природе есть частицы с электрическими зарядами противоположных знаков; в случае зарядов одинаковых знаков частицы отталкиваются, а в случае разных притягиваются. Заряд элементарных частиц - протонов , входящих в состав всех атомных ядер, называют положительным, а заряд электронов - отрицательным. Между положительными и отрицательными зарядами внутренних различий нет. Если бы знаки зарядов частиц поменялись местами, то от этого характер электромагнитных взаимодействий нисколько бы не изменился. Элементарный заряд. Кроме электронов и протонов, есть ещё несколько типов заряженных элементарных частиц. Но только электроны и протоны могут неограниченно долго существовать в свободном состоянии. Остальные же заряженные частицы живут менее миллионных долей секунды. Они рождаются при столкновениях быстрых элементарных частиц и, просуществовав ничтожно малое время, распадаются, превращаясь в другие частицы. С этими частицами вы познакомитесь в 11 классе. К частицам, не имеющим электрического заряда, относится нейтрон . Его масса лишь незначительно превышает массу протона. Нейтроны вместе с протонами входят в состав атомного ядра. Если элементарная частица имеет заряд, то его значение строго определено. Заряженные тела Электромагнитные силы в природе играют огромную роль благодаря тому, что в состав всех тел входят электрически заряженные частицы. Составные части атомов - ядра и электроны - обладают электрическим зарядом. Непосредственно действие электромагнитных сил между телами не обнаруживается, так как тела в обычном состоянии электрически нейтральны. Атом любого вещества нейтрален, так как число электронов в нём равно числу протонов в ядре. Положительно и отрицательно заряженные частицы связаны друг с другом электрическими силами и образуют нейтральные системы. Макроскопическое тело заряжено электрически в том случае, если оно содержит избыточное количество элементарных частиц с каким-либо одним знаком заряда. Так, отрицательный заряд тела обусловлен избытком числа электронов по сравнению с числом протонов, а положительный - недостатком электронов. Для того чтобы получить электрически заряженное макроскопическое тело, т. е. наэлектризовать его, нужно отделить часть отрицательного заряда от связанного с ним положительного или перенести на нейтральное тело отрицательный заряд. Это можно сделать с помощью трения. Если провести расчёской по сухим волосам, то небольшая часть самых подвижных заряженных частиц - электронов перейдёт с волос на расчёску и зарядит её отрицательно, а волосы зарядятся положительно. Равенство зарядов при электризации С помощью опыта можно доказать, что при электризации трением оба тела приобретают заряды, противоположные по знаку, но одинаковые по модулю. Возьмём электрометр, на стержне которого укреплена металлическая сфера с отверстием, и две пластины на длинных рукоятках: одна из эбонита, а другая из плексигласа. При трении друг о друга пластины электризуются. Внесём одну из пластин внутрь сферы, не касаясь её стенок. Если пластина заряжена положительно, то часть электронов со стрелки и стержня электрометра притянется к пластине и соберётся на внутренней поверхности сферы. Стрелка при этом зарядится положительно и оттолкнётся от стержня электрометра (рис. 14.2, а). Если внести внутрь сферы другую пластину, вынув предварительно первую, то электроны сферы и стержня будут отталкиваться от пластины и соберутся в избытке на стрелке. Это вызовет отклонение стрелки от стержня, причём на тот же угол, что и в первом опыте. Опустив обе пластины внутрь сферы, мы вообще не обнаружим отклонения стрелки (рис. 14.2, б). Это доказывает, что заряды пластин равны по модулю и противоположны по знаку. Электризация тел и её проявления. Значительная электризация происходит при трении синтетических тканей. Снимая с себя рубашку из синтетического материала в сухом воздухе, можно слышать характерное потрескивание. Между заряженными участками трущихся поверхностей проскакивают маленькие искорки. В типографиях происходит электризация бумаги при печати, и листы слипаются. Чтобы это не происходило, применяют специальные устройства для стекания заряда. Однако электризация тел при тесном контакте иногда используется, например, в различных электрокопировальных установках и др. Закон сохранения электрического заряда. Опыт с электризацией пластин доказывает, что при электризации трением происходит перераспределение имеющихся зарядов между телами, до этого нейтральными. Небольшая часть электронов переходит с одного тела на другое. При этом новые частицы не возникают, а существовавшие ранее не исчезают. При электризации тел выполняется закон сохранения электрического заряда . Этот закон справедлив для системы, в которую не входят извне и из которой не выходят наружу заряженные частицы, т. е. для изолированной системы . В изолированной системе алгебраическая сумма зарядов всех тел сохраняется. q 1 + q 2 + q 3 + ... + q n = const. (14.1) где q 1 , q 2 и т. д. - заряды отдельных заряженных тел. Закон сохранения заряда имеет глубокий смысл. Если число заряженных элементарных частиц не меняется, то выполнение закона сохранения заряда очевидно. Но элементарные частицы могут превращаться друг в друга, рождаться и исчезать, давая жизнь новым частицам. Однако во всех случаях заряженные частицы рождаются только парами с одинаковыми по модулю и противоположными по знаку зарядами; исчезают заряженные частицы тоже только парами, превращаясь в нейтральные. И во всех этих случаях алгебраическая сумма зарядов остаётся одной и той же. Справедливость закона сохранения заряда подтверждают наблюдения над огромным числом превращений элементарных частиц. Этот закон выражает одно из самых фундаментальных свойств электрического заряда. Причина сохранения заряда до сих пор неизвестна. До сих пор мы изучали силу, которая была не только ньютоновской, но и практически совпадала по форме с гравитационной силой. Поэтому поведение заряженных тел под действием электрической силы должно напоминать поведение тел под действием гравитационной силы, словами, для описания поведения заряженных тел можно использовать все выводы механики Ньютона. Для иллюстрации этого утверждения и для того, чтобы почувствовать порядки величин, встречающихся в системах, важность которых обнаружится позднее, рассмотрим модель планетарной системы заряженных частиц. Представим, что легкая отрицательно заряженная частица, как, например, электрон, вращается вокруг тяжелой положительно заряженной частицы вроде протона. Заряд электрона отрицательный и равен ст. Масса электрона Заряд протона равен заряду электрона, но противоположен ему по знаку, а масса протона составляет Так как протон примерно в 1800 раз тяжелее электрона, можно считать, что он неподвижен и вокруг него обращается электрон, подобно тому, как можно считать, что Земля обращается вокруг неподвижного Солнца 1] (фиг. 292). Фиг. 292. Планетарная система заряженных частиц: на электрон, вращающийся по круговой орбите вокруг протона, действует кулоновская сила, направленная радиально к центру и равная по величине Между электроном и протоном действует кулоновская сила: направленная вдоль линии, соединяющей две частицы. Некоторое представление о величине электростатических сил можно получить, сравнивая электрическую и гравитационную силы, действующие между электроном и протоном. Различие определяется отношением заряда и массы (иначе говоря, отношением электрической массы к гравитационной); соответствующих этим фундаментальным частицам. Отношение величин гравитационной и электромагнитной сил, действующих между электроном и протоном, Таким образом, гравитационная сила примерно в 1040 раз слабее электростатической; именно в этом смысле мы говорим, что гравитационная сила очень и очень слаба. Довольно удивительно, что сила, которую мы сильнее всего ощущаем в виде веса собственного тела, оказывается в масштабах размеров атомов столь слабой. Электростатические силы, хотя они и ответственны за свойства веществ и удерживают частицы вещества вместе, практически полностью экранированы благодаря тому, что заряженные частицы разных знаков представлены в одинаковом количестве. Если бы компенсация была неполной, скажем различие составляло бы одну тысячную процента частиц на телах нормальных размеров, соответствующие электростатические силы значительно превосходили бы гравитационные. Анализ планетарной системы заряженных частиц проводится так же, как и анализ солнечной системы. Из второго закона Ньютона и выражения для ускорения тела, вращающегося с постоянной скоростью по окружности, Но сила, действующая между положительным и отрицательным зарядами, Механическая энергия системы Используя (19.45), это выражение можно записать в виде Чтобы получить численные значения различных величин, следует выбрать радиус орбиты электрона. Положим, что величина В экспериментах по исследованию структуры ядер и механизмов ядерных реакций почти всегда необходимо не только измерять энергию частиц, но и идентифицировать их. По мере роста энергии и массы бомбардирующих частиц растет число открывающихся каналов реакций, а соответственно и набор образующихся ядер. Проблема надежной идентификации продуктов реакций особенно остро стоит в физике тяжелых ионов. Рассмотрим различные методы идентификации частиц. Идентификация на основе измерений удельных потерь энергии и полной энергии (ΔE-E-метод) Этот метод является основным при исследовании реакций с легкими ионами (1 Н, 2 Н, 3 Н, 3 Нe, 4 Нe). В нем используется телескоп детекторов, состоящий из тонкого прострельного детектора ΔE и детектора полного поглощения энергии E. (В качестве ΔE -детектора используют тонкие кремниевые детекторы, а также ионизационные камеры и пропорциональные счетчики, в качестве детектора полного поглощения - кремниевые детекторы или детекторы из сверхчистого германия HpGe) Потери энергии в ΔE детекторе где k - коэффициент, не зависящий от массового числа A и заряда Z частицы. AZ 2 носит название параметра идентификации. Величина сигнала ΔE - канала пропорциональна kAZ 2 /E, Е-канала - E - kAZ 2 /E. На плоскости ΔE -E распределение отображается семейством гипербол, каждая из которых соответствует частице (нуклиду) с определенным значением массового числа и заряда (см. рис.1). Толщина прострельного детектора определяет нижнюю и верхнюю границы измеряемого энергетического диапазона для данного нуклида. Если энергия мала, то частица оставит практически всю энергию в прострельном детекторе, а сигнал от детектора полного поглощения будет мал и "утонет" в шумах. Если энергия велика, наоборот. В экспериментальных ΔE -E распределениях гиперболы размыты. На рис. 2 показано как приблизительно выглядят проекции на ось ΔE сечения по энергии в Е-канале. Ширина распределений определяется не только шумами детекторов и электроники, но и другими факторами, среди которых следующие: Статистические флуктуации потерь в тонких детекторах. Неоднородность толщины ΔE-детектора, которая приводит к разбросу потерь энергии в нем и в Е детекторе. Разброс пробегов и потери энергии в мертвых слоях детекторов. Флуктуации величины заряда. Средний заряд иона Z эф при прохождении ΔE детектора совпадает с атомным номером Z только у самых легких ионов. По мере роста Z и/или уменьшения энергии различие между Z и Z эф возрастает. Для тяжелых ионов влияние этого эффекта на разрешение может быть заметно больше, чем влияние статистических флуктуаций потерь. Чем тяжелее ионы, тем указанные факторы сильнее ограничивают возможности ΔE -E -метода. Относительное изменение параметра идентификации для двух соседних изотопов данного элемента Δ A/A у протонов 1, у 20 Ne - 0.05, у изотопов аргона - 0.025, а у изотопов ксенона - <00.1. Кроме того, для идентификации тяжелых ионов нужны очень тонкие прострельные детекторы. Хорошие же твердотельные ΔE-детекторы с толщиной менее 10 мкм редкость, т.к. трудно добиться высокой однородности их толщины. Для идентификации тяжелых ионов в качестве ΔE-детектора используются газовые детекторы (ионизационные камеры и пропорциональные счетчики). В них необходимую толщину можно оперативно установить, изменив давление газа. Их площадь может быть сделана заметно большей, чем у полупроводниковых детекторов. Кроме того, они радиационно устойчивы. Недостатком газовых детекторов являются заметно худшие по сравнению с твердотельными детекторами временные характеристики. При увеличении атомного номера может возникнуть ситуация, когда нейтроноизбыточные изотопы элемента Z и нейтронодефицитные изотопы элемента Z+1 будут иметь близкие параметры идентификации. Все указанные факторы ограничивают применимость ΔE -E -метода для ионов с массовыми числами A более ~20. Разрешение по Z в два раза лучше, чем разрешение по A. На рис. 3. показана примерная блок-схема электроники для идентификации частиц ΔE-E-методом. ΔE- и E-каналы идентичны. С одного из выходов спектрометрического усилителя снимается биполярный сигнал, который поступает на временной одноканальный анализатор . Он служит для выделения нужного амплитудного (энергетического) диапазона и для получения временной метки. В данном случае она получается с помощью метода привязки по нулю биполярного сигнала . Сигналы с временных одноканальных анализаторов поступают на схему совпадений, которая управляет линейными воротами. Таким образом, линейные ворота пропускают только сигналы, которые находятся в интересующем энергетическом диапазоне и совпадают в пределах разрешающего времени. Сигналы с линейных ворот поступают в АЦП и далее в систему двумерного анализа. Теперь можно выделить области двумерного спектра, соответствующие определенным частицам, и спроецировать эту область на ось Е, получив, таким образом, амплитудные (энергетические) спектры для отдельных частиц. В полученных таким образом спектрах зависимость между энергией частицы Е и номером канала n нелинейная, так как в Е-канале регистрируется не вся энергия Е, а только оставшаяся после прохождения Δ E- детектора и n пропорциональна этой энергии, n = k. (3) Коррекцию потерь в ΔE - детекторе несложно сделать, воспользовавшись таблицами удельных потерь. Для увеличения диапазона энергий и регистрируемых частиц, например, если желательно одновременно снимать спектры 1 Н, 2 Н, 3 Н, 3 Нe, 4 Нe в широком энергетическом диапазоне, можно использовать телескоп из трех детекторов тонкого ΔE 1 , более толстого ΔE 2 и Е. Тогда для низких энергий и/или более тяжелых частиц в качестве прострельного детектора будет служить детектор ΔE 1 , а полное поглощение будет происходить в детекторах ΔE + Е. Для более высоких энергий и/или более легких частиц в качестве прострельного - ΔE 1 + ΔE 2 , а полное поглощение будет происходить в детекторе Е. Идентификация на основе измерений энергии и времени пролета (E-t-метод) Метод времени пролета является основным для измерения энергетических распределений нейтронов. Детектор используется в этом случае для того, чтобы получить информацию только о времени попадания в него нейтрона. В случае заряженных частиц нет проблем получения с детектора также и энергетической информации. Для нерелятивистских частиц время пролета связано с кинетической энергией соотношением (4) где t f - время пролета в наносекундах, d - пролетная база в метрах, A - массовое число частицы в атомных единицах массы, E - кинетическая энергия частицы в МэВ. Таким образом, одновременно измеряя энергию и время пролета можно провести идентификацию частиц по массам, измеряя двумерные распределения энергия - время пролета. Ионы, имеющие близкие массы, но разные заряды, естественно различаться не будут. Разрешение по массам E-t-метода при использовании полупроводникового детектора практически полностью определяется временным разрешением При гауссовом распределении и ΔА = 0.59 а.е.м. 95% частиц будут зарегистрированы в правильном массовом интервале. В табл. 1 приведены вычисленные по формуле (6) разрешения по массам для различных энергий и массовых чисел для установки с пролетной базой 1 м и временным разрешением 1 нс. Таблица 1. Разрешение по массам для частиц различных энергий и масс. Массовое число, а.е.м. Энергия, МэВ 0.5 1 5 10 50 100 1 0.02 0.03 0.06 0.09 0.20 0.28 2 0.03 0.04 0.09 0.12 0.28 0.39 5 0.04 0.06 0.14 0.20 0.44 0.62 10 0.06 0.09 0.20 0.28 0.62 0.87 20 0.09 0.12 0.28 0.39 0.87 1.24 50 0.14 0.20 0.44 0.62 1.38 1.96 На рис. 6 показана блок-схема электроники, которая может быть использована для идентификации по E-t-методу. Импульсы детектора поступают в зарядочувствительный предусилитель . С зарядочувствительного предусилителя сигналы поступают как на быстрый , так и на спектрометрический усилитель. Сигналы быстрого усилителя поступают на быстрый дискриминатор , который служит для временной привязки. Стандартные таймирующие сигналы от быстрого дискриминатора поступают на стартовый вход ВАК а. На стоповый вход поступают сигналы от другого быстрого дискриминатора, который формирует таймирующие сигналы, используя периодические модуляции пучка (например, ВЧ циклотрона). Импульсы ВАКа, амплитуда которых пропорциональна времени пролета поступают в АЦП . В другой АЦП поступают сигналы со спектрометрического усилителя, амплитуда которых пропорциональна энергии. Сигналы АЦП поступают в систему двумерного анализа, как и в Δ E-E -методе. Разрешение по времени и, соответствено, по массе можно улучшить по сравнению с рассмотренным вариантом, если для хронирования вместо ВЧ использовать поставленную на пути частицы тонкую пленку . При прохождении частиц через эту пленку из нее будут выбиваться вторичные электроны, регистрируемые микроканальной пластиной. Сигналы от микроканальной пластины поступают на зарядочувствительный предусилитель. С предусилителя - на быстрый усилитель + быстрый дискриминатор. В этом случае таймирующие сигналы микроканальной пластины поступают на стартовый вход ВАКа, а от детектора частиц - на стоповый. Комбинация E-t и Δ E-E -методов позволяет продвинуться в разделении нуклидов по Z до ~28, а по А до ~60. Идентификация с помощью магнитного анализа Из уравнения магнитного анализа где А - массовое число иона, q - его заряд, Е - кинетическая энергия иона, В - напряженность магнитного поля, R - радиус кривизны иона в магнитном поле, следует, что фиксируя B и R в магнитном спектрометре и одновременно измеряя кинетическую энергию E, можно определять отношение массового числа к квадрату ионного заряда, т.е. производить идентификацию. Недостатком такой системы является ее низкая эффективность. В детектор попадают частицы из очень узкого энергетического диапазона. Для того чтобы снять весь спектр, необходимо неоднократно менять напряженность магнитного поля. Этот недостаток можно частично преодолеть, поставив в фокальную плоскость позиционно-чувствительные детекторы. Другой недостаток заключается в том, что не происходит разделения изотопов с близкими значениями A/q 2 , например изобар соседних элементов, находящихся в одинаковых зарядовых состояниях. Преодолеть этот недостаток позволяет объединение магнитного анализа с ΔE-E-методом. Вырождение по изобарам с одинаковыми ионными состояниями здесь снимается, т.к. величина удельной ионизации зависит не от ионного заряда, а от среднего заряда иона Z эф. Объединение методов идентификации Для надежной идентификации нуклидов в широком диапазоне массовых чисел А и атомных номеров Z созданы установки, в которых используются все три метода идентификации. Запишем уравнения идентификации в следующем виде Использование кривой Брегга для идентификации частиц Кривая зависимости удельных ионизационных потерь энергии от пробега (кривая Брегга) - "визитная карточка" для заряженной частицы. В начале 80-х было предложено использовать ее для идентификации частиц . Для реализации этой идеи были созданы соответствующие ионизационные камеры. Измерения кривой Брегга в газовой среде позволяют получить следующие характеристики частицы: ее энергию Е, пробег R, удельные потери dE/dx и амплитуду брегговского пика A BP (удельные потери в максимуме кривой Брегга). Существует два способа идентификации частиц, основанных на измерениях характеристик кривой Брегга. В первом траектория частиц перпендикулярна электродам ионизационной камеры, во втором - параллельна. Идентификация частиц с помощью ионизационной камеры с электродами, перпендикулярными траектории частицы Bragg Curve Spectroscopy (BCS) Рис. 9. Схемы ионизационной камеры и BCS-метода. На рис. 9 показана схема ионизационной камеры с электродами перпендикулярными траектории частицы. Расстояние между катодом и сеткой Фриша больше, чем максимальный пробег идентифицируемых частиц, расстояние между сеткой Фриша и анодом меньше, чем минимальный пробег идентифицируемых частиц. Детектируемые частицы через тонкое входное окно попадают в камеру, заполненную газом. (Входное окно - тонкая пластиковая пленка, расположенная максимально близко к катоду, катод в этом случае представляет собой сетку. Катод или часть его можно сделать из металлизированной пленки, тогда одновременно он будет служить и входным окном. ) Заряженная частица вызывает ионизацию газа. Распределение электронной плотности вдоль трека частицы соответствует кривой Брегга. Возникающие в результате ионизации электроны с постоянной скоростью движутся в однородном электрическом поле по направлению к сетке Фриша. (Однородность электрического поля обеспечивается формирующими электродами, напряжение на которые подается от делителя напряжения. ) Сетка Фриша экранирует анод от зарядов, которые находятся между ней и катодом. (Для того чтобы не допустить сбора электронов на сетке Фриша, электрическое поле между сеткой и анодом должно быть больше, чем между катодом и сеткой. ) Таким образом, собираемый на аноде заряд определяется только электронами, движущимися между сеткой Фриша и анодом. Это означает, что форма токового сигнала на аноде - зеркальное отражение кривой Брегга. Для извлечения полезной информации, содержащейся в токовом сигнале с анода, применяется как аналоговая, так и цифровая обработка сигналов. При аналоговой обработке сигнал с анода поступает на зарядочувствительный предусилитель. С предусилителя сигнал подается на два усилителя. Один из них имеет большую постоянную времени (~6-8 мкс) так что происходит интегрирование всего сигнала и амплитуда выходного сигнала пропорциональна энергии частицы. Другой усилитель имеет заметно меньшую постоянную времени, приблизительно равную времени пролета электронов от брегговского пика между сеткой Фриша и анодом (~0.1-0.5 мкс), его амплитуда пропорциональна амплитуде токового сигнала A BP и, соответственно, заряду иона. Ионы, с разными энергиями, но с одинаковыми зарядами, испытывают приблизительно одинаковые удельные потери в области брегговского пика. На рис. 10 показано распределение Е-A BP . Область A BP = const определяется расстоянием между сеткой Фриша и анодом и соответственно связанной с ним постоянной времени формирующих цепей усилителя. Когда пробег иона меньше этого расстояния, в обоих усилителях интегрируется весь сигнал и идентификация оказывается невозможной. При цифровой обработке сигнала используются быстрые параллельные АЦП, позволяющие зафиксировать форму сигнала и провести идентификацию не только по Z, но и по массовому числу А, по крайней мере, для легких элементов. Это можно сделать, например, используя эталонные сигналы, полученные для различных изотопов, и сравнивая форму измеренного сигнала с эталонными (см. рис. 11).