Решение
уравнения сопряжено с принципиальными трудностями - некорректностью задачи. Некорректность
обусловлена наличием ошибок в исходной информации (в экспериментально измеренном
выходе) и, как следствие, бесконечным числом решений уравнения 5.1. Существует
много методов вычисления сечений из данных о выходе. Наибольшее распространение
при изучении фотоядерных реакций получили методы Пенфольда - Лейсса и Кука. С
последней работы началось использование принципа регуляризации при отыскании сечений
фотоядерных реакций.
Несмотря на непрерывное совершенствование
методов получения и обработки информации, точность экспериментальных данных при
работе с пучком тормозного излучения остается низкой. В связи с этим во многих
лабораториях большое внимание уделяется созданию пучков монохроматических фотонов.
Рассмотрим основные методы получения таких пучков на некоторых
действующих установках [5.1]. К ним относятся: аннигиляция ускоренных позитронов,
мечение тормозных фотонов путем регистрации рассеянных в радиаторе электронов
в совпадении с продуктами изучаемой реакции, когерентное излучение электронов
в ориентированных кристаллах, обратное комптоновское рассеяние лазерных фотонов
на электронах, а также различные комбинированные методы, в основном мечение фотонов
в сочетании с лазерным или аннигиляционным методом.
Метод аннигиляции
ускоренных позитронов на лету.
Этот метод был предложен
и активно развивался в Сакле (Франция) Поэтому рассмотрим его на примере установок,
созданных на базе ЛУЭ-600 МэВ Сакле. Возможности систем такого рода определяются
прежде всего параметрами пучков позитронов (рис. 5.2), которые получаются путем
конверсии электронов на мишенях, располагаемых, как правило, на линейных ускорителях
между ускоряющими секциями для возможности регулировки пучка по энергии в довольно
широких пределах.
Рис.5.2.
Схема установки по получению пучков квазимонохроматических аннигиляционных фотонов
на ЛУЭ-600 МэВ Сакле в зале низких энергии 20—140 МэВ: V1-V3 - мониторы положения
и профиля пучка; QM — квадрупольные линзы; Ml, М ' магнитная система “зигзаг”;
МЗ — очищающий магнит; F1 — пластиковые детекторы для регистрации электронов;
F2 — цилиндр Фарадея; F3 — аннигиляционная мишень; NaJ(Tl) — сцинтилляционные
спектрометры для регистрации жестких и мягких фотонов; МНПК — многонитевые пропорциональные
камеры; НД — нейтронный детектор, ПМ - приспособление для установки мишени внутри
НД; ПФ — поглотитель пучка фотонов.
Рис. 5.3. Параметры пучков позитронов, энергия и интенсивность различных ускорителей:
1,8—Ливермор (США); 2— ИЯИ АН СССР (Mосква); 3.9.11 — Сакле (Франция); 4 — Гессен
(ФРГ) ; 5 — Гент (Бельгия); 6 — Mайнц (ФРГ); 7 — НБС (США); 10 — Фраскати, Италия
Коэффициент конверсии, т. е. отношение тока
позитронов к току электронов, увеличивается с возрастанием энергии электронов
и при Ее ~ 100 МэВ на современных установках, использующих фокусирующие
соленоиды и другие устройства формирования пучка (см.рис.5.3) , достигает значения
примерно 10-3.
На ЛУЭ-600 МэВ Сакле имеются
два вывода пучка: низких (Ее+ = 20 ~ 140 МэВ)
и высоких (Ее+ = 120 ~ 530 МэВ) энергий. На установке
по получению квазимонохроматических фотонов низких энергий (рис. 5.2) используется
метод двухфотонной аннигиляции, когда регистрируется не только жесткий, но и мягкий
квант, вылетающий под большим углом. Это позволяет получать пучок с хорошим качеством
благодаря снижению тормозного фона методом совпадений (мечения аннигиляционных
фотонов), что достигается ценой потери интенсивности гамма-пучка на два-три порядка.
Рис. 5.4. Спектры аннигиляционных и тормозных гамма-квантов от мишени LiH толщиной
3 мм (а), Cu 35 мкм (б) и их разность (в). Угол излучения
= 2o, Энергия позитронов 80 МэВ. Справа показаны сечения аннигиляционного
(1) и тормозного излучений на электроне (2) и ядре (3) в зависимости от угла вылета
фотона при энергии электрона 100 МэВ, Z = 1.
В области энергий Е ~ 300 МэВ (зал высоких энергий) интенсивность пучка аннигиляционных
фотонов на ЛУЭ-бОО МэВ (без мечения) Сакле составила около 5.107 фотон/с
(E
= 4 МэВ). Эта интенсивность достигнута с помощью жидководородной мишени, позволяющей
добиться наилучшего соотношения между потоком монохроматических фотонов и полным
потоком гамма-квантов от аннигиляционной мишени. Типичные спектры аннигиляционных
и тормозных гамма-квантов от мишени LiH и Сu приведены на рис. 5.4.
Оптимальные значения интенсивности гамма-излучения подбираются выбором толщины
мишени, углов излучения и коллимации пучка.
Из рис. 5.4
видно, что с увеличением угла интенсивность и энергия гамма-квантов уменьшаются
(см. также рис. 5.5), но при этом возрастает коэффициент качества пучка. Вместо
того, чтобы смещать исследуемую мишень (ось пучка квазимонохроматических фотонов)
на заданный угол относительно оси пучка позитронов, обычно используют специальную
магнитную систему, называемую “зигзаг”. С ее помощью можно задавать угол падения
позитронов на конвертер.
= 2o,
E
= 4 МэВ). Эта интенсивность достигнута с помощью жидководородной мишени, позволяющей
добиться наилучшего соотношения между потоком монохроматических фотонов и полным
потоком гамма-квантов от аннигиляционной мишени. Типичные спектры аннигиляционных
и тормозных гамма-квантов от мишени LiH и Сu приведены на рис. 5.4.