Когерентное излучение релятивистских электронов в монокристаллах большой толщины

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ_______________________________________________________3
ГЛАВА 1 КОГЕРЕНТНОЕ ТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
ЭЛЕКТРОНОВ В МОНОКРИСТАЛЛАХ БОЛЬШОЙ
ТОЛЩИНЫ_______________________________________________________23
1.1 Расчет КТИ в монокристаллах большой толщины __ _ 23
1.1.1 Угловое распределение КТИ_____________________________24
1.1.2 Эффективное угловое распределение электронного
пучка в мигасни_____________________________________________29
1.1.3 Расчёт влияния коллпмадпн на характеристики
излучения___________________________________________________31
1.1.4 Обсуждение результатов расчёта. Сравнение с предыдущими результатами_________________________________34
1.2 Экспериментальная зопа Томского синхротрона________________41
1.3 Экспериментальное исследование характеристик КТИ
в толстых кристаллах___________________________________________48
1.3.1 Получение и исследование интенсивных поляризованных пучков___________________________________________________49
1.3.2 Проверка зависимости характеристик КТИ от температуры кристалла____________________________________55
1.3.3 Проверка применимости теории КТИ для
монокристаллов с большим г__________________________________60
1.4 Использование поляризованных пучков для измерения асимметрии реакции фоторасщепления дейтрона____________________63
1.5 Заключепие и выводы ______________________________________69
ГЛАВА 2 КОГЕРЕНТНОЕ ТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ТИПА Б 71
2.1 Исследование излучения при движении электронов вдоль
оси кристалла. Обнаружение КТИ Б релятивистских электронов 71
2.2 Влияние эффекта каналирования на спектр КТИ Б Расщепление спектральной линии КТИ_____________________________76
2.3 Возможное использование КТИ Б для получения поляризованных монохроматичных фотонных пучков________________________________82
2.4 Когерентные электромагнитные процессы в мозаичных кристаллах пиролитического графита-----------------------------84
2.5 Выводы___________________________________________________ —93
ГЛАВА 3 ИССЛЕДОВАНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ КАНАЛИРОВАНИИ В ТОЛСТЫХ КРИСТАЛЛАХ ВОЛЬФРАМА__________________________ 95
3.1 Исследование спектра излучения при осевом каналировании электронов в кристаллах вольфрама______________________________95
3.2 Исследование угловых распределений и выхода радиационных
1
потерь излучения для осевой ориентации кристаллов 99
3.3 Генерация позитронов излучением при осевом каналирования электронов в кристалле вольфрама---------------------------107
3.4 Заключеппе и выводы------------------------------------109
ГЛАВА 4 ГЕНЕРАЦИЯ ПОЗИТРОНОВ ИЗЛУЧЕНИЕМ
РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ В КРИСТАЛЛАХ 110
4.1. Схема эксперимента и методика измерений_______________113
4.2 Моделирование и сравнение результатов расчёта
и эксперимента_____________________________________________121
4.3 Зависимость выхода позит1юнов от толщины кристалла и соотношения компонент составной мишени_____________________134
4.4 Исследование прототипа кристаллического инжектора позитронов на линейном ускорителе КЕК______________________144
4.5 Заключение и выводы .------------------------------ 152
ГЛАВА о ПАРАМЕТРИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ В МОЗАИЧНЫХ КРИСТАЛЛАХ______________________157
5.1 Экспериментальная аппаратура и методика проведения измерений__________________________________________________158
5.2 Сравнение характеристик ПРИ в идеальных и мозаичных кристаллах_________________________________________________162
5.3 Оценка вклада дифракции реальных фотонов в измеряемый спектр ПРИ .--------.--__---------------------------- 171
5.4 Расчёт спектрально-углового распределения ПРИ
Учет дифракции реальных фотонов -----------------------178
5.5 Сравнение результатов расчёта и эксперимента _________ 184
5.6 Проверка применимости модели--------------------.-----.192
5.7 Заключение и выводы __________ .______________________197
ГЛАВА 6 ИССЛЕДОВАНИЕ РЕНТГЕНОВСКОЙ КОМПОНЕНТЫ ИЗЛУЧЕНИЯ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ
В СРЕДЕ С ПОМОЩЬЮ КРИСТАЛЛ ДИФРАКЦИОННОГО СПЕКТРОМЕТРА_______________________________________________205
6.1 Экспериментальная аппаратура и методика проведения
измерений----------------------------------------------- -207
6.2 Поиск рентгеновского параметрического излучения вдоль скорости частицы----------------------.-----------——-------213
6.3 Измерение спектра мягкой компоненты излучения при каналировании_____________________________________________ 222
6.4 Заключение и выводы------------------------------------228
ЗАКЛЮЧЕНИЕ_________________________________________________230
ЛИТЕРАТУРА , 233
2
Введение
Теоретические и экспериментальные исследования электромагнитных процессов в ориентированных кристаллах, выполненные к середине 80-х годов, показали, что наряду с известным когерентным тормозным излучением лёгких релятивистских частиц в кристаллах [1,2], возникающим когда импульс, переданный среде в процессе излучения - </, совпадает с вектором обратной решётки кристалла д, и широко используемым в экспериментальной физике для генерации поляризованных пучков 7-излучения, при движении быстрых заряженных частиц в кристаллах могут генерироваться ещё два типа излучения. При движении частиц вдоль осей и плоскостей кристалла из-за периодического отклонения частицы от прямолинейной траектории возникает жёсткое интенсивное 7-нзлучение, направленное вдоль скорости частицы в кристалле и получившее название излучения при каналировании. Дальнейшее исследование этой проблемы привело к обнаружению резкого увеличения каскадных процессов ( излучения и рождения элсктронно-позптронных пар) в сильных полях кристаллов при ультрарелятивистских энергиях. Другой тип излучения, попутавший название параметрического рентгеновского, излучения (ПРИ), испускается средой, через которую пролетает быстрая заряженная частица, может быть в первом приближении представлен как результат дифракции собственного электромагнитного поля частицы на плоскостях кристалла. В отличие от любого другого типа излучения релятивистских частиц, ПРИ слабо зависит от их энергии и испускается под углами гораздо большими, чем характерный угол излучения 7_5, где 7 - лоренц-фактор частицы. Теоретическое описание этих эффектов и сравнение с первыми экспериментальными результатами для топких кристаллов алмаза, кремния и германия достаточно подробно описаны в монографиях и обзорах [3-10].
Высокая интенсивность излучения при каналировании в области энергии фотонов ит яз И)Т^21 ГДС И) ~ 102 эВ, и возможность плавного изменения энергии фотонов пучка ПРИ путём изменения угла наблюдения или ориентации кристалла делают их весьма привлекательными для практического использования. Наиболее естественным путём увеличения интенсивности излучения в заданный телесный угол является увеличение толщины мишени. В этом случае наряду с процессами излучения определяющую роль начинает играть динамика движения частиц в кристаллах. В отличие от тонкого кристалла, в кристалле большой толщины нельзя строго разграничить проявление того или иного механизма излучения, а соотношение их вкладов в интегральную интенсивность излучения должно быть определено экспериментально.
3
Когерентное тормозное излучение (КТИ) релятивистских частиц в монокристаллах с момента своего экспериментального обнаружения [11,12] стало предметом интенсивного экспериментального и теоретического изучения (см. [1,2] и цитируемую там литературу). Такое пристальное внимание к КТИ обусловлено возможностью получения интенсивных квазимонохроматическпх фотонных пучков, обладающих высокой степенью лилейной поляризации. В течение короткого времени на всех электронных ускорителях средних энергий были получены поляризованные пучки для исследования фотоядерных и фотомезонных процессов. Широкое применение именно этого механизма генерации поляризованного 7-пзлучения обусловлено тем, что другие методы получения поляризованных фотонных пучков с энергией 50 - 1000 МэВ: внеосевая коллимация тормозного пучка от аморфной мишени и обратное комптоновское рассеяние поляризованных лазерных фотонов обладают рядом существенных недостатков. В первом случае к ним относится низкая степень поляризации, а во втором - низкий выход поляризованных фотонов в расчете на один электрон [7].
Известно [1,2], что сечение тормозного излучения в кристаллах может быть представлено в виде суммы двух слагаемых: пптерферепционпой <lari>h и аморфной doinc частей:
Здесь (1(гС01г часть сечения излучения, зависящая от ориентации кристалла относительно направления падающего электронного пучка; <Іоіпс -часть сечения, не зависящая от ориентации и представляющая собой сумму сечений на независимых центрах и поправку к нему, учитывающую периодическое расположение атомов кристалла. В зависимости от температуры п параметров кристалла <1охпе на 15-20% меньше, чем сечение излучения в мишени с неупорядоченным расположением атомов.
Согласно теории КТИ [1,2] яркий максимум в спектре излучения релятивистских частиц с энергией Е$ возникает при выполнении условия:
где 6 = х/(2Ео(1 — х)) - минимальное значение продольной компоненты переданного импульса; х = и/Ец - относительная энергия фотона; д - вектор обратной решетки кристалла; 0 п а - углы ориентации кристалла относительно направления движения частппы (см. рпс. 1.1). Используется система сдипиц Н = те = с = 1. Монохроматичность нолучаемого излучения определяется углом коллимации излучения и угловым распределением частиц, обусловленным первоначальной расходимостью пучка
docry = d(Tcoh -f dcrinc.
(111)
à > 9i = g 1 cos0 + sin 0(^2 cosa + gzsin a),
(B 2)
4
электронов в ускорителе н их многократным рассеянием в кристалле. Зависимость сечения излучения от характеристик кристалла, энергии электронов п угла коллимации будет подробно рассмотрена в разделе 1.1
Теория КТИ [1,2] хорошо описывает экспериментальные спектры интенсивности коллимированного излучения в случае малых толщин монокристалл пческой мишени или для произвольной толщины мишени, но без коллимации излучения. В случае коллимации излучения и расходящегося электронного пучка непосредственное использование выражений, приведённых в [1,2], не дает адекватного описания, поскольку не учитывает уменьшения вклада в измеряемый спектр излучения частиц, рассе-яппых в мишени на угол, больше характерного угла излучения ~ 7-1. Азимутальная асимметрия КТИ [13,14] также должна быть включена в описание.
Внимание, уделяемое согласию рассчитанных спектров КТИ с экспериментальными результатами, объясняется тем, что измерение второго важного параметра пучка КТИ - степени линейной поляризации сопряжено с большими экспериментальными трудностями (см., например [7]). Ошибка поляризационных измерений также достаточно велика. Поэтому наиболее предпочтительно получать значение степени линейной поляризации пучка КТИ из расчета, что может быть обосновано только в случае хорошего согласия экспериментальных и расчётных спектров.
Большинство экспериментальных исследований по генерации и применению КТИ проведено для кристаллов алмазов и кремния в случаях, когда приближение тонкого кристалла (т. е. средний квадрат угла многократного рассеяния частиц в мишени значительно меньше "естественного” угла излучения или угла коллимации) не соответствует экспериментальной ситуации (см., например, [12]). Типичное значение толщин кристаллов составляло от нескольких десятков микрон [15] до нескольких мм [16]. Кристаллы большей толщппы не попользовались, поскольку существовало предубеждение, что в этом случае влияние многократного рассеяния приведёт к размышшию пика в спектр и резкому уменьшению степени линейной поляризации.
Ясно, что использование толстых кристаллов для генерации 7-пучка необходимой интенсивности сопряжено с достаточно громоздкой проблемой последовательного расчета поляризации 7-пучка. Одним из вариантов обхода этой проблемы, явилось предложение [17] оценивать степень линейной поляризации в максимуме спектра интенсивности по отношению значения интенсивности в максимуме спектра к интенсивности некогерентной подложки. Значение степени поляризации в пике интенсивности, т.е. в одной точке по энергетической шкале, не всегда достаточно для корректной трактовки результатов измерений на поляризованном 7-
пучке. Поэтому были развиты феноменологические методы оценки энергетической зависимости степени поляризации пучка КТИ, основанные на использовании экспериментальной информации о спектре интенсивности во всем диапазоне энергий, ипор < < £о (ылор - пороговая энергия реги-
стрирующей аппаратуры, Ео - энергия начальных электронов), учитывающие многократное рассеяние частиц в кристалле и остальные экспериментальные факторы (расходимость первичного пучка, эффективность измерительной аппаратуры и так далее, см., например, (16,18)).
Применимость таких методов определения степени линейной поляризации в какой-то мере обоснована тем, что сечение излучения фотонов, поляризованных перпендикулярно и параллельно кристаллографической плоскости, выбранной в качестве плоскости отсчёта, при осевой коллимации одинаковым образом зависит от вышеупомянутых экспериментальных факторов. Однако необходимость использования ” подгоночных” параметров, а также влияние таких факторов, как возможпый вклад азимутальной асимметрии излучения, различная методика расчета когерентной и некогерентной компонент излучения, использование эффективного утла коллимации для учёта вклада некогерентной компоненты излучения и так далее не даёт гарантий достоверности получаемого таким образом спектрального распределения степени линейной поляризации излучения.
Основные выражения теории КТИ получены в первом борновском приближении (19) или в эквивалентном ему подходах [20,2]. Ещё в работе (20) по теоретическому исследованию интерференционных явлепий в кристаллах ставился вопрос о границах применимости теории возмущении для расчёта КТИ. Согласно [2] теория возмущений при излучении в кристаллах с большим 7, будет справедлива при выполнении условия:
г-о-/с/а<1, (#-3)
где а - постоянная тонкой структуры, 1С = 1 /Ь - длина когерентности, а - параметр решётки. С увеличением длины когерентности, то есть с .уменьшением относительной энергии фотона х = и;/£о, это неравенство перестаёт выполняться. Следовательно, расчётная форма спектра, полученная в этом приближении, не будет совпадать с экспериментальной. Там же отмечалось, что в связи с особенностями кулоновского взаимодействия, формулы интерференционного излучения могут остаться справедливыми и в более широкой области.
В работе [21] отмечалось, что интенсивность излучения быстрых заряженных частиц в кристаллах будет определяться формулами, получен-пыми в борновском приближении, п при нарушении формального условия (В.З). В [22] показано, что при условии шСТов случае, если потенциальная энергия взаимодействия электрона с атомами кристалла может рас-
6
сматриваться как малое возмущение, то спектральная плотность, даваемая классической теорией, будет совпадать со спектральной плотностью излучения, вычисленной в квантовой электродинамике в борновском приближении, и при условии обратном (В.З). Малость потенциальной энергии означает, что траектория частицы близка к прямолинейной, то есть угол рассеяния частицы в пределах длины когерентности должен быть достаточно мал.
Отлнчне траектории частицы от прямолинейной, связанное с эффектом каналирования, нарушает основное приближение, на котором основана теории КТИ, поэтому вопрос о применимости теории для углов ориентации кристалла, близких к режиму плоскостного каналирования должен решаться экспериментально. Для этой цели экспериментальные результаты должны сравниваться с расчётами, не включающими свободные параметры и учитывающими конкретные экспериментальные условия. Разграничение механизмов излучения особенно важно при использовании поляризованных фотонных пучков, сформированных методом КТИ, для исследования процессов, инициированных 7-квантами, поскольку степень поляризации пучка КТИ, как уже отмечалось выше, определяется, как правило, из расчёта.
Для электронов с энергией ~ 1 ГэВ основной вклад в спектр КТИ дают узлы обратпой решетки с д\ = 0. Вклад узлов с д\ > 2тг/а приходится на самый конец спектра (и; ~ £о) и является пренебрежимо малым. В работе [23] было отмечено, что излучение, связанное с вкладом узлов обратной решетки с д\ ^0, может быть достаточно интенсивным при уменьшении энергии электронов и угла между направлением двп-жепия электрона п кристаллографической осью. В отличие от хорошо изученного излучения с <7i = 0, авторы цитируемой работы назвали это излучение когерентным тормозным излучением типа В (КТИ Б). В работе [24] было предложено использовать КТИ Б для генерации монохроматических фотонных пучков с энергией близкой к энергии ускоренных электронов. Согласно [24] монохроматичность КТИ Б может достигать 1% 2%. Действительно, из (В.2) видно, что для малых углов разориента-ции кристаллографической оси (sin В <С1) излучение, связанное с одним п тем же значение д\ ( плоскость обратной решетки ), будет иметь одну и ту же энергию фотонов. Монохроматичность излучения определяется только углом коллимации и слабо зависит от углового распределения электронов.
Экспериментальных исследований КТИ для таких ориентаций кристаллов и энергий электронов и фотонов до настоящего времени не проводилось. Возможность получения монохроматических поляризованных пучков с и; ~ 50-150 МэВ на ускорителях средних эпергпй (Ео ~ 150-200
МэВ) представляется весьма привлекательной, поскольку позволяет проводить исследования фотоядерных процессов па относительно дешёвых в эксплуатации ускорителях средних энергий.
Согласно теории [1,2] интенсивность и монохроматичность КТИ Б будут максимальными, если электрон движется вдоль осп кристалла. С другой стороны, известно [5,6,8,10), что при движении частиц вдоль осп кристалла они с большой вероятностью могут быть захвачены в режим осевого каналирования. Как эффект каналирования влияет на характеристики КТИ Б до проведения исследований, представленных в диссертации, известно не было. В частности, в работе [25] указывалось, что появление дополнительных полос когерентного тормозного излучения в жёсткой области частот, эквивалентных рассматриваемому нами КТИ Б, возможно только если электрон движется по цепочке в режиме кана-лировапия.
Влияние эффекта плоскостного каналирования на КТИ А для позитронов средних энергий, приводящее к появлению дополнительных пиков В спектре КТИ С энергией О» = ШКТИ ± Мал, где шял энергия излучения при плоскостном каналировании, было обнаружено в [26] методом численного моделирования. Для электронов низких энергий расщепление пика КТИ А из-за влияние эффекта плоскостного каналирования, было зарегистрировано в эксперименте [27]. Систематического экспериментального исследования особенностей КТИ Б не проводилось. Можно отметить работы [28,29]. В [28] было показано, что для электронов с энергией 40 кэВ -120 кэВ, падающих вдоль осей кристаллов окиси магния (МдО) и кремния, наблюдаются пики, соответствующие КТИ Б. Из-за допплеровского уши рения спектров увидеть влияние эффекта каналирования на КТИ Б не удалось. КТИ электронов с энергией ~ 100 кэВ, исследованное в работе [29], было обусловлено вкладом точек обратной решетки с д\ ф{). Однако из-за допплеровского ушнрения, многократного рассеяния элект|юнов и недостаточного разрешения спектрометрической аппаратуры изменение формы спектра КТИ в зависимости от выполнения условий каналирования обнаружено не было. Тем более, что само явление каналирования заряженных частиц в кристаллах было обнаружено позднее [30].
Известно [7], что когерептпое рождение электронно-позптропных пар (КРП) возможно не только в обычных трёхмерных кристаллах, но и в кристаллах с одномерной обратной решёткой, в частности в пиролитическом графите. Причём одномерность структуры делает этот кристалл очень удобным для получения поляризованных фотонных пучков методом селективного поглощения и анализа лннейпой поляризации 7-излучения. Такие кристаллы уже использовались для создаппя линейно поляризованного пупка фотонов с энергией и/= 16 ГэВ методом селективного по-
8
глощения (87] и измерения лппеттоп поляризации излучения [88]. Эти работы не получили дальнейшего продолжения, поскольку ориентационная зависимость степени линейной поляризации излучения, полученного селективным поглощением высокоэнергетичных фотонов в толстом кристалле пиролитического графита, измеренная с помощью когерентного фоторождепия р° мезонов [87], существенно отличалась от рассчитанной по теории [1,2]. В области энергий электронов и фотопоп £0 ~ 1ГэВ прямого сравнения результатов эксперимента с теорией до сих пор не проводилось. Весьма интересна, также, экспериментальная проверка возможности проявления в такой структуре когерентных эффектов типа Б.
В середине восьмидесятых годов в ряде теоретических работ [5,95] предсказывалось, что использование в качестве радиаторов излучения при каналировании монокристаллов тяжёлых элементов может существенно увеличить интенсивность излучения. Позднее появилось предложение использовать эти монокристаллы для генерации интенсивных позитронных пучков [121]. Известно, что для электронов с энергией порядка единиц ГэВ длина деканалирования - характерное расстояние, на котором частица, попавшая в режим каналирования при влете в кристалл, может находиться в связанном состоянии в потенциале оси кристалла, не превышает нескольких десятков микрон. С другой стороны, экспериментальные измерения и теоретические исследования (см. например [81,111]) показали что использование кристаллов с толщиной много большей, чем и обеспечивает большую интенсивность излучения для осевой ориентации кристаллов.
Одним из наиболее интересных предложений по использованию эффекта излучения при каналировании явилось предложение о генерации с его помощью интенсивных позитропных пучков [119,120]. Одной из важных проблем, возникших при разработке высоко интенсивных электрон-позитронных коллайде!юв нового поколения, является создание эффективного позитроиного источника. Такой источник особенно необходим для линейных коллайдеров, так как для получения максимальной эффективности коллайдера интенсивность пучка позитронов должна быть близка к интенсивности пучка электронов.
Позитроны для электрон-позптронных коллайдеров в настоящее время генерируются через электромагнитные ливни, создаваемые пучком высокоэнергетичных электронов в мишени из тугоплавких тяжелых элементов (тантал, вольфрам, рений). Энергия электронного пучка в таких толстых мишенях в конечном счёте почти полностью переходит в тепло, что накладывает серьёзные ограничения на увеличение выхода позитронов [118]. Если интенсивность превышает определенный предел, мишень может разрушиться из-за сильной тепловой нагрузки. Досгнгну-
9
тая к настоящему времени эффективность преобразования - отношение числа захваченных в ускорение позитронов к числу падающих на мишень электронов, не удовлетворяет требованиям проектируемых линейных коллайдеров.
В работах [119,120] для увеличения выхода позитронов было предложено использовать эффект излучения при каналировании электронов в кристаллах. Известно, что излучение при каналировании в низкоэнергетической части спектра гораздо интенсивнее чем тормозное излучение [5,6,8,10]. Рождение пар фотонами излучения при каналировании увеличивает число низкоэнергети'шых позитронов, что непосредственно увеличивает ток позитронного пучка, так как в ускорение могут захватываться только частицы с малым значением импульса. Интенсивность излучения при каналировании и, следовательно, выход позитронов резко возрастает с увеличением энергии начальных электронов [121], поэтому кристаллическая мишень в качестве источника позитронов для линейного коллайдера представляется весьма многообещающей.
В первых работах речь шла об использовании излучения при каналировании электронов с Ех) ~1 3 ГэВ в кристаллах кремния и германия. Характеристики источника позитронов на основе конвертора из ориентированного кристалла вольфрама подробно анализировалось в [121] с использованием численного моделирования. Авторы цитируемой работы показали несомненное преимущество кристалла вольфрама над аморфным конвертором в диапазоне энергий начальных электронов 2-20 ГэВ. С другой стороны, авторы работы [123] отмечают потенциальные преимущества кристаллов с малым Ъ ( в частности, кремния ) для энергий электронов Е0 > 20 ГэВ.
В расчетах, проведенных в [121], предполагалось, что основной вклад в выход фотонов в кристаллах и, соответственно, в генерацию позитронов вносит излучение при каналировании. Для углов движения частицы относительно оси кристалла ф/ > где фс - критический угол осевого каналирования, предполагалось, что спектр излучения совпадает со спектром тормозного излучения в аморфной мишени, тогда как измерения угловых распределений излучения нз кристалла вольфрама на Томском синхротроне ( см. раздел 3.2) показали, что превышение в выходе числа фотонов из ориентированного кристалла по сравнению с разорпен-тпровапным наблюдается вплоть до угла 10 мрад (~ 8фе). О важности вклада излучения частиц, движущихся под углами к оси большими фс свидетельствует и более поздняя работа этой же группы авторов (148).
До проведения исследований, представленных в диссертации, экспериментальные данные по генерации низкоэнергетичных позитронов (Ес+ ~ 10 МэВ) при взаимодействии релятивистских электронов с орпонтирован-
10
ными кристаллами практически отсутствовали. Можно отметить только [124,148]. В эксперименте [124] было показано, что при падении пучка электронов с £о=700 МэВ вдоль оси <111 > кристалла вольфрама толщиной 1.74 мм выход позитронов с импульсом Р=40 МэВ/с вырос примерно па 40% по сравнению с разорпентированным кристаллом. Ширина полученной ориентационной зависимости была существенно больше критического угла осевого каналпровния. В экспериментальной работе [148] проведены измерения ориентационных зависимостей выхода полной энергии и числа фотопов из монокристалла вольфрама с ориентацией < 111 > и толщиной 1 мм для энергии электронов Е$=2 ГэВ и угла коллимации г?с=1 мрад. Увеличение выхода измеряемых величин для осевой ориентации по сравнению с разорпентированным кристаллом (~ 2 для выхода фотонов и ~ 1.8 для полной энергии излучения ) оказалось несколько меньше, чем это следовало из результатов компьютерного моделирования, проведенного в цитируемой работе. Большая ширина ориеп-тационной зависимости (~5-6 мрад) по сравнению с углом коллимации и критическим углом осевого каналирования (~ 1 мрад ) указывает на то, что вклад излучения надбарьерных частиц, движущихся в кристалле под углами больше фс, превышает интенсивность тормозпого излучения в разорпентированном кристалле [148]. Экспериментальное решение вопроса какой кристалл является наиболее оптимальным, и какой процесс будет вносить основной вклад в генерацию позитронов в кристаллах с толщиной порядка нескольких радиационных длин в настоящее время является очень актуальным.
Параметрическое рентгеновское излучение (ПРИ), возникающее при прохождении быстрых заряженных частиц через кристаллы, активно изучается в настоящее время (см., например, [9,159.160] и цитируемую там литературу). Такие свойства ПРИ как монохроматичность, большой угол испускания относительно направления пучка частиц, узкая на-правлсппость, наличие жёсткой зависимости между углом ориентации кристалла, углом эмиссии излучения и его частотой делают его весьма привлекательным для создания рентгеновского источника с плавно перестраиваемой энергией. Такие источники могут найти широкое применение в медицине, электронной промышленности, биологии и ряде других областей.
В первом приближении ПРИ может рассматриваться как когерентное рассеяние собственного электромагнитного поля частицы на электроп-пых оболочках периодически расположенных атомов мишени [161,162]. По аналогии с дифракцией рентгеновских лучей в кристаллах существует два подхода к описанию ПРИ. Так называемый кинематический подход предполагает, что многократное отражение фотопов ПРИ на плоско-
11
стях кристалла пренебрежимо мало. Если вероятность этого процесса не является малой, то необходимо использовать динамическую теорию.
С другой стороны ПРИ можно описать как частный случай Черен-ковского излучения ( см., например, (4,9,163] и цитируемую там литературу). Согласно этому подходу вблизи выполнения условии дифракции рентгеновских лучей с энергией и> в кристалле для по крайней мере одного из нескольких показателей преломления п,(со), характеризующих кристалл в этих условиях, в зависимости от числа возбуждаемых при дифракции волн, становится возможным выполнение неравенства n,(w) > 1, и как следствие - выполнение условия Вавплова-Черенкова (9]. В рамках этого подхода показано, что наряду с уже исследованным в настоящее время излучением под Брэгговскими углами, в совершенных кристаллах возможно испускание монохроматического излучения с такой же частотой под углом порядка 7“1 к направлению скорости частицы. Экспериментального исследования этой компоненты ПРИ (так называемое ПРИ вперёд) с требуемым энергетическим разрешением (Aw/и; <1%) не проводилось. Исследование этой компоненты ПРИ очень актуально, поскольку доказательство ого существования ответит на вощюс о физической природе ПРИ. Если это излучение окажется достаточно интенсивным по сравнению с переходным и тормозным излучением, то оно может быть использовано для анализа структуры твёрдых тел.
В последние годы развит микроскопический подход к описанию ПРИ [164,165]. В соответствии с этим подходом ПРИ является результатом конструктивной интерференции поляризационного тормозного излучения быстрых заряженных частиц в кристаллах. Поляризационное тормозное излучение испускается в результате динамической деформации (поляризации) электроппых оболочек атомов мишепп электрическим полем движущейся частицы, см. [107,166]. Согласно этому подходу, вклад динамических эффектов в полную интенсивность ПРИ не превышает 10% [168].
После экспериментального обнаружения ПРИ [169] к началу 90-тых годов были проведены исследования зависимости спектрально-углового распределения ПРИ от энергии электронов в диапазоне от нескольких МэВ до единиц ГэВ и углов наблюдения Од > 1°. Проведённые исследования подтвердили основные положения кинематической теории ПРИ о спектральном составе и угловом распределении излучения. Более подробная историческая информация приведена в обзорах [9,159,160,193]. В настоящее время принято считать, что для кристаллов с малой мозаичностью и углов наблюдения меньше 180° теория ПРИ в кинематическом приближении описывает экспериментальные результаты с погрешностью не хуже 10-15% [174].
Влияние мозаичности кристаллов на спектральные характеристики
12
ПРИ обсуждалось в работе (178], где отмечалось, что мозаичность кристалла практически не влияет па интенсивность ПРИ. Позднее в [179] было показано, что мозаичность кристалла действительно не влияет на интенсивность собственно ПРИ, НО ДЛЯ энергий фотонов IjJ < JOJpy где и>р - плазменная частота среды, наличие мозаичности должно привести к дополнительному вкладу в наблюдаемый экспериментальный спектр дифрагированного переходного излучения, рождённого на передней грани кристалла. То есть выход ПРИ для мозаичных кристаллов должен быть больше, чем для кристаллов с малой мозаичностью.
Результаты экспериментов [175,176] по исследованию ПРИ в кристаллах мозаичного пиролитического графита не описывались кинематической теорией. Наблюдалось большое различие в экспериментальном п расчётном соотношениях интенсивностей разных порядков отражения
[175]. Измеренная интенсивность первого порядка ПРИ была почти в два
[176] п в четыре [175] раза меньше расчётной. Для старших порядков отражения измеренный выход ПРИ более чем в сто раз превышал расчётные значения [175]. Этот результат оказался весьма странным, так как кристаллы пиролитического графита, обладающие очень высокой отражающей способностью, широко используются в экспериментальной технике в качестве материала для создапия монохроматоров нейтронов п рентгеповского излучения. Известно (см., например, [90]), что отражающая способность рентгеновского излучения этим кристаллом хорошо описывается теорией дифракции рентгеновского излучения в мозаичных кристаллах [177]. Поэтому ожидалось, что характеристики ПРИ в этом кристалле будут описываться кинематической теорией, а интенсивность излучения превышать выход ПРИ для совершенных кристаллов.
После опубликования работы [175] высказывалось мнение, что полученные результаты могут быть связаны с дифракцией реальных фотопов. Возможность вклада дифракции реальных фотонов в спектр ПРИ в совершенных кристаллов так же обсуждалась в ряде работ для объяснения различий между предсказаниями теории и результатами эксперимента. Расчётов, учитывающих этот эффект, проведено не было.
Для учёта вклада этого эффекта необходимо знать форму спектра реальных фотонов внутри кристалла. Известно, что с увеличением энергии частиц масштабный параметр, характеризующий процесс электромагнитного излучения - длина формирования или когерентная длина
= 72А) для фотона, излучаемого в направлении прямо-вперед [2], становится макроскопической величиной и спектрально-угловое распределение излучения в плотной среде существенно модифицируется. Происходит подавление тормозного излучения из-за эффектов поляризации среды [2] и Ландау-Померанчука-Мпгдала (ЛПМ-эффект) [196], эксперимен-
13
тально зарегистрированные несколько лет назад для энергий электронов 8 и 20 ГэВ [195,205]. Для энергии электронов Ео < 1 ГэВ проявление этих эффектов следует ожидать п рентгеновском диапазоне энергий фотонов, то есть в той же спектральной области, что и ПРИ.
Влияние этих эффектов на спектр излучения каналпрованных электронов экспериментально не исследовалось. Можно только предполагать, что влияние поляризации среды будет примерно таким же как и для тормозного излучения (см., например, монографию Базылева н Жеваго). При движении электронов под углами порядка нескольких критических углов осевого каналирования к оси кристалла можно ожидать подавления когерентного излучения из-за резкого изменения направления скорости частиц [208] В этой области энергий возможно исследование влияния эффектов среды па спектрально-угловое распределение излучения. Подобные исследования, как впрочем и исследование спектра излучения каналпрованных электронов в области энергий фотонов на много меньшей, чем характерная энергия излучения при каналировании, еще не проводились, что бесспорно говорит об их актуальности.
Целью диссертационной работы является исследование трёх взаимосвязанных проблем, связанных с использованием излучеппя релятивистских электронов в ориентированных кристаллах в научных и прикладных целях:
1) Экспериментальное исследование когерентного тормозного излучения в монокристаллах большой толщины в переходной области от КТИ к излучению при плоскостном каналировании, создаппе на Томском синхротроне поляризованного фотонного пучка высокой интенсивности для проведения фотоядерных исследований. Исследование когерентного тормозного излучения типа Б релятивистских электронов в обычных п ’'одномерных*1 кристаллах, включая влияние эффекта каналирования на КТИ.
2) Исследование излучения при каналировании и генерации позитронов пучком релятивистских электронов в ориентированных кристаллах тяжёлых элементов.
3) Исследование параметрического рентгеновского излучения релятивистских электронов в мозаичных кристаллах. Экспериментальное исследование рентгеновской компоненты излучения релятивистских электронов в среде.
Основные результаты проведённых исследований сформулированы в виде следующих положений, выносимых на защиту:
1) Разработка методики расчёта спектрально-поляризационных характеристик пучков КТИ в монокристаллах, учитывающей изменение углового распределения электронов внутри кристалла, угловое распределение и коллимацию излучения. Экспериментальная проверка её адекватности
14
и границ применимости для монокристаллов большой толщины и различного зарядового состава, получение эксплуатационного пучка КТИ с хорошо определёнными поляризационными параметрами для проведения исследований по энергетической зависимости асимметрии реакции фоторасщепления дейтрона.
2) Экспериментальное исследование КТИ типа Б релятивистских электронов в обычных и ’ одномерных” кристаллах, включая влияние эффекта каналирования на спектральные характеристики КТИ.
3) Исследование особенностей излучения при осевом каналировании электронов в монокристаллах тяжёлых элементов.
4) Исследование спектрально-углового распределения позитронов, генерируемых при взаимодействии релятивистских электронов с ориентированными кристаллами. Разработка методики расчёта выхода позитронов из однородных и составных мишеней на основе модели, предполагающей, что основной вклад в выход позитронов дают фотоны когерентного тормозного излучения.
5) Экспериментальное исследование параметрического рентгеновского излучения электронов в мозаичных кристаллах пиролитического графита, опепка вклада дифракции реальпых фотонов в наблюдаемые характеристики ПРИ. Разработка методики расчёта характеристик излучения, включающей дифракцию реальных фотонов тормозного, переходного излучения и фотонов ПРИ и учитывающей двумерное распределение мозаичности кристалла, влияние эффекта поляризации среды на тормозное излучение и другие экспериментальные факторы.
6) Экспериментальное исследование спектрального состава рентгеновской компоненты 7-излучения релятивистских электронов в области энергий фотонов и; ~ 7и>р в кристалле кремния с помощью кристалл-дифракционных спектрометров на основе кристаллов мозаичного пиролитического графита. Верхняя оценка интенсивности ПРИ вперёд в этом диапазоне энергий фотонов.
Основные результы работы докладывались и обсуждались на XIII-XXXI Совещаниях по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами ( Москва, 1983-2001); на III и IV Всесюзных конференциях по излучению релятивистских частиц в кристалах ( Нальчик, 1988, 1990); I-V Международных симпозиумах ”Излучение релятивистских электронов в периодических стуктурах” (Томск, 1993,1995, 1997, Иркутск, 1999, Барнаул, 2001); на Всесоюзном семинаре по электромагнитным взаимодействиям адронов в резонансной области энергий (Харьков, 1985, 1987, 1989); на симпозиуме ” Поляризационное тормозное излучение релятивистских частиц в конденсированных средах” ( Белгород, 2000); на Международном Совещании ’’Channeling and Other Coherent Crystal Effects
15
at Relativistic Energy" (Aarhus, Denmark. 1995); на Международном совещании ”New kinds of positron sources for linear colliders” (Стэнфорд, США, 1987), на Международном совещании "Electron Photon Interaction in Dense Media” ( Ереван, 2001), на семинарах НИИЯФ при ТПУ и НИ-ИЯФ МГУ и опубликованы в работах (35-47,100-105,12S-132,183-188].
Диссертация состоит из шести глав и заключения.
Первая глава посвящена разработке методики расчёта характеристик пучков КТИ, получению поляризованных фотонных пучков с максимальной интенсивностью и известным значением степени линейной поляризации, исследованию их характеристик и использованию для проведения измерений спектральной зависимости асимметрии реакции фоторасщепления дейтрона на Томском синхротроне. Развитая методика расчёта используется для сравнения с результатами измерении в следующих главах диссертации.
В разделе 1.1 приведены основные выражения теории КТИ. описывающие спектрально-угловое распределение излучения быстрых электронов в кристаллах, и описана разработанная автором методика расчета спектрально-поляризационных характеристик коллимированных пучков КТИ в монокристаллах большой толщины, учитывающая изменение углового распределения электронов внутри кристалла, угловое распределение обеих компонент излучения и не включающая свободных параметров. Проведён анализ вклада азимутальной асимметрии когерентной компоненты излучения в наблюдаемые характеристики излучения. Проанализировано влияние толщины мишени и многократного рассеяния электронов на спектрально-поляризационные характеристики излучения. Показано, что в условиях жёсткой коллимации излучения увеличение толщины кристалла до ~0.1 рад. длины не приводит к значимому ухудшению спектрально-поляризационных характеристик пучка КТИ.
В разделе 1.2 приведены основные характеристики Томского синхротрона, описаны экспериментальная аппаратура, методика ориентации кристаллов и измерения спектров жёсткого 7-пзлучения (и/ > 2 МэВ) с помощью магнитных спектртметров.
В разделе 1.3 приведены результаты исследований зависимости спектров КТИ от условий эксперимента: толщины, температуры и заряда атомов кристалла. Эксперимептальпо показано, что приведённая интенсивность поляризованного пучка - J Р2, где J и Р соответственно интенсивность и поляризация фотонпого пучка, возрастает с увеличением толщины кристалла алмаза от 0.5 мм до 10 мм примерно в полтора раза. То есть увеличение толщины мишени способствует сокращению времени проведения поляризационных экспериментов. Показано, что зависимость спектров КТИ от температуры кристалла кремния хорошо описывается
1G
теорией. Экспериментально показано, что теория КТИ хорошо описывает характеристики излучения для монокристалла вольфрама (г=74) в области нарушения формального условия применимости теории возмущений
(В.З).
В разделе 1.4 приведены результаты по использованию линейно-поляризованного пучка КТИ из монокристалла алмаза толщиной 10 мм для измерения асимметрии реакции фоторасщепления дейтрона в диапазоне энергий фотонов 50 МэВ< о» <130 МэВ. Описана использованная методика получения поляризованных фотонных пучков с идентичными спектрами интенсивности и взанмноперпендикулярнымп направлениями векторов поляризации. Описана методика измерений и приведены впервые полученные значения асимметрии реакции 7(I —♦ пр для угла вылета протона в системе центра масс 0* = 60°.
В разделе 1.5 сформулированы выводы по исследованию когерентного тормозного излучения электронов в монокристаллах большой толщины.
Во второй главе приведены результаты исследований когерентного тормозного излучения типа Б, влиянию эффекта каналирования на КТИ Б и исследованию особенностей когерентных электромагнитных процессов в кристаллах пиролитического графита.
В разделе 2.1 приведены результаты иследованпя спектров излучения электронов с энергией 150 МэВ - 300 МэВ для осевой ориентации кристалла. Показано, что в этом случае одновременно реализуются два механизма излучения: в области энергии фотонов ш - излучение
при осевом каналировании и в области энергий и ~ Ец - когерентное тормозное излучение типа Б.
В разделе 2.2 приведены результаты исследования зависимости спектра КТИ Б от ориентации кристалла. Показано, что теория КТИ хорошо описывает форму спектра излучения, если частица движется вне оси или плоскости кристалла. При падении частиц вдоль оси пли плоскости кристалла наблюдается упгаренпе спектра КТИ Б, обусловленное расщеплением спектральной линии КТИ из-за влияния эффекта каналирования.
В разделе 2.3 анализируется возможность использования КТИ Б в экспериментальной физике для генерации монохроматпчных поляризованных фотонных пучков с энергией, близкой к энергии ускоренных электронов. Показано, что несмотря на то, что многократное рассеяние электронов существенно уменьшает превышение над некогерентной подложкой и ухудшает монохроматичность КТИ Б по сравнению с опенками, не учитывающими этот эффект, использование этого механизма излучения расширяет возможности проведеппя экспериментальных исследований на ускорителях промежуточных энергии (Ео ~ 100 МэВ). В частности, для кристаллографических осей с разряженной и несимметричной обратной
17
решёткой степень лилейной поляризации получаемого излучения может достигать 15-20%.
В разделе 2.4 приведены результаты исследований когерентных электромагнитных процессов в ’’одномерном” кристалле мозаичного пиролитического графита. Показано, что вблизи плоскостной ориентации мозаичных кристаллов пиролитического графита многократное рассеяние электронов резко возрастает, что приводит к подавлению выхода жестких фотонов в коллиматор. Показано, что для падения электронов под малыми углами к плоскостям графита ( процесс типа А) теория КТИ хорошо описывает экспериментальные результаты. При падении электронов (фотонов) перпендикулярно плоскостям ( процесс типа Б) для таких структур интенсивность когерентных процессов (КТИ и когерентного рождения электронно-позптронных пар ) согласно теории должна быть пренебрежимо мала, тогда как в эксперименте уверенно проявились как пик КТИ Б, так п пик в сечении когерентного рождения пар.
В разделе 2.5 сформулированы выводы по исследованию когерентного тормозного излучения типа Б.
В третьей главе изложены результаты исследования излучения при осевом каналировании электронов в монокристаллах вольфрама.
В разделе 3.1 приведены результаты измерения зависимости спектров излучения для осевой ориентации монокристаллов вольфрама от температуры кристалла и энергии электронов. Показано, что в отличие от кристаллов кремния и германия, охлаждение кристалла вольфрама до азотных температур слабо сказывается на спектр излучения. Доказано, что в монокристаллах тяжёлых элементов влияние недиполъностп на спектр излучения каналированных электронов начинает проявляться с Ец ~300 МэВ.
В разделе 3.2 приведены результаты исследований угловых распределений излучения н яркости радиационных потерь электронов с энергией £о=900 МэВ в монокристалле толщиной 1.18 мм («0.34 рад. дл.). Показано, что увеличение яркости радиационных потерь энергии электронов в ориентированном кристалле вольфрама проявляется во всем диапазоне углов наблюдения 0 фе. Основная часть увеличения интенсивности излучения из ориентированного кристалла вольфрама большой толщины связана не с излучением при осевом каналировании, а обусловлена когерентным тормозным излучением электронов, рассеянных на углы больше критического угла осевого каналиропапия.
В разделе 3.3 приведены результаты исследования зависимости спектра позитронов, генерируемых в тонком конверторе пучком излучения электронов в кристалле вольфрама от его ориентации. Показано, что использование излучения при осевом каналировании в несколько раз увс-
18
лпчивает выход позитронов по сравнению с излучением из разориснтп-рованного кристалла- Превышение выхода позитронов для ориентированного кристалла по сравнению с разориентнрованным (~ 4) значимо меньше, чем превышение в спектре интенсивности (~ 12).
В разделе 3.4 сформулированы выводы по исследованию излучения при осевом каналировании электронов в монокристаллах вольфрама большой толщины.
В четвёртой главе приведены результаты исследования генерации позитронов низких энергий при взаимодействии высокоэнергетичных электронов с ориентированными кристаллами. Измерения выполнены на электронном сштхротропе Института Ядерпых Исследований Токийского университета (Institute of Nuclear Study) и линейном ускорителе - инжекторе коллайдера КЕК Б ( High Energy Accelerator Research Organizat ion, KEK, Цукуба, Япония).
В разделе 4.1 описана схема эксперимента по измерению спектрально-угловых распределений позитронов, генерируемых пучком электронов с энергией £о=1.2 ГэВ в ориентированных кристаллах вольфрама и кремния, методика проведения измерений и результаты эксперимента. Показано, что для осевой <100> ориентации кристаллов вольфрама ( #=1.18 мм, 0.34 рад. дл.) и кремлия (#=35 мм, 0.37 рад. дл. ) по сравнению с ра-зориентпрованным кристалами выход позитронов вырос примерно в 2.6 и 1.8 раза соответственно для вольфрама и кремния. Ширина ориентационных зависимостей выхода позитронов почти на порядок превышала критический угол осевого каналирования для этой энергии электронов, то есть увеличение выхода позитронов для осевой ориентации кристалла обусловлено, в основном, не излучением при осевом каналировании, а другими механизмами излучения.
В разделе 4.2 описана предложенная автором методика расчёта спектрально-угловых распределений позитронов из ориентированных кристаллов, облучаемых пучком релятивистских электронов, предполагающая, что основной вклад в выход позитронов в ориентированных кристаллах дают фотоны когерептного тормозного излучения. Приведены основные приближения, использованные при проведении вычислений. Проведено сравнение экспериментальных данных с результатами расчёта. Показано, что развитая методика хорошо описывает форму ориентационной зависимости, превышение в выходе позитронов н другие особенности результатов эксперимента. Доказана возможность ориентации кристалла по выходу характеристического рентгеновского излучения и обратно рассеянного 7-излучения в заднюю полусферу.
В разделе 4.3 исследована зависимость выхода позитронов от экспериментальных условий: толщины, мозаичности и типа кристалла, энергии
19
электронов. Показано, что что использование ориентированных кристаллов приводит к уменьшению оптимальной толщины мишени для генерации позитронов. Исследована зависимость превышепия в выходе позитронов для составной мишени ( кристалл + аморфный радиатор) от соотношения её компонент. Показано, что для фиксированной толщины составной мишени с ростом её кристаллической компоненты превышение в выходе позитронов возрастает. То есть в увеличении выхода позитронов для ориентированного кристалла даёт вклад излучение, рождаемое по всей его толщине. Все полученные экспериментальные результаты хорошо описываются развитой в диссертации моделью.
В разделе 4.4 приведены результаты по исследованию прототипа кристаллического источника позитронов на линейном ускорителе - инжекторе коллайдера КЕК Б с заменой обычной аморфной мишени для генерации позитронов на составную - кристалл + аморфный радиатор. Описана установка по генерации позптропов и условия захвата позитропов в режим последующего ускорения. Приведены результаты расчёта выхода позитронов для реальных экспериментальных условий с целью нахождения оптимальной толщины составной мишени. Показано, что форма измеренной ориентационной зависимости числа позитронов, захваченных в режим ускорения, хорошо согласуется с результатами расчёта.
В разделе 4.5 обсуждается достоверность приближений, сделанных при разработке развитой в диссертации методики расчёта, и формулируются результаты проведенных исследований.
В пятой главе приведены результаты исследований параметрического рентгеновского излучения электронов в мозаичных кристаллах пиролитического графита, направленные на объяснение причины расхождения между результатами эксперимента [175] и предсказаниями кинематической теории ПРИ и поиск кристаллов, способных обеспечить возможность получения большей интенсивности излучения, чем кристаллы, традиционно используемые в экспериментах по генерации ПРИ (алмаз, кремний).
В разделе 5.1 приведено описание экспериментальной аппаратуры и методики измерения спектров рентгеновского и 7-излучения, учитывающей "мёртвое” время измерительной аппаратуры и исключающей вклад собственного шума детектора. Описаны методика обработки спектров в параметры использованных в экспериментах кристаллов графита.
В разделе 5.2 приведены результаты экспериментального сравнения спектров и угловых распределении ПРИ для кристаллов пиролитического графита и естественного алмаза для энергии электронов £4=900 МэВ и угла наблюдения 0,7 = 90°. Показано, что теория ПРИ в кинематическом приближении удовлетворительно описывает спектрально-угловое распределение ПРИ для кристалла алмаза, за исключением централь-
20
ной части распределения, обусловленной вкладом дифракции переходного излучения, |юждённого на передней грани кристалла, и не описывает его для кристалла графита. Ширина углового распределения излучения оказалась значимо меньше предсказываемой согласно теории ПРИ, а интенсивность в несколько раз больше. Сделан вывод о значимости вклада дифракции реальных фотонов в наблюдаемый спектр ПРИ.
В разделе 5.3 приведены результаты прямого экспериментального сравнения спектров дифракции реальных фотонов тормозного излучения и виртуальных фотонов ПРИ в одном я том же кристалле пиролитического графита для практически идентичных экспериментальных условий. Показано, что с учётом подавления тормозного излучения из-за влияния эффекта поляризации среды теория дифракции рентгеновских лучей в мозаичных кристаллах [177,90] хорошо описывает экспериментальные результаты. Доказано, что вклад дифракции реальных фотонов в измеряемый спектр сопоставим по величине с вкладом ПРИ.
В разделе 5.4 приведено описание методики расчёта вклада дифракции реальных фотонов тормозного и переходного излучения в экспериментально измеряемые спектры ПРИ, разработанной автором на основе теории дифракции рентгеновских лучей в мозаичных кристаллах. Эта же методика использовалась при расчёте эффективности дифрактометра, с помощью которого были проведены измерения, описанные в шестой главе. Предложена приближенная модель учёта влияния эффекта поляризации среды на спектрально-угловое распределение тормозного излучения.
В разделе 5.5 проведено сравнение получепных на Томском синхротроне экспериментальных данных по генерации ПРИ в кристаллах пиролитического графита для углов наблюдения 0д = 90°, 19° и 4° с результатами расчёта по предлагаемой в диссертации методике. Показано, что с учетом дифракции реальных фотонов, включая Брэгговское перерассеяние фотонов ПРИ, все полученные на Томском синх1х>Т1юне экспериментальные данные согласуются с результатами расчётов в пределах погрешности абсолютизации и точности воспроизведения экспериментальной геометрии при проведении расчётов.
В разделе 5.6 приведены результаты сравнения экспериментальных данных по генерации ПРИ в кристаллах пиролитического полученных на синхротроне INS [126] и группой Р. Фиорито на линейном ускорителе [175,176] с результатами расчёта по предлагаемой в диссертации методике. Экспериментальные данные экспериментов [126,176] в пределах погрешности абсолютизации согласуются с результатами расчётов, тогда как результаты эксперимента [175] пе описываются в рамках развитой модели. Показано, что наиболее вероятной причиной разногласий является регистрация в этом эксперимен те фотонов от нескольких электронов
21
как один квант более высокой энергии.
В разделе 5.7 обсуждается влияние толщины кристалла графита на соотношение вкладов дифракции реальных и виртуальных фотонов в наблюдаемые характеристики излучения. Проведено сравнение совершенных кристаллов алмаза и германия с пиролитическим графитом в качестве источника квазимонохроматического рентгеновского излучения. Проанализировано влияние мозаичности кристалла графита на характеристики излучения и сформулированы выводы по проведённым исследованиям характеристик ПРИ в мозаичных кристаллах.
В шестой главе приведены результаты исследовании характеристик рентгеновского излучения релятивистских частиц в кристаллах с помощью кристалл-дифракционпого спектрометра.
В разделе 6.1 описаны результаты расчёта эффективности дифрактометра на основе кристалла пиролитического графита, схема эксперимента но исследованию спектрального состава излучения с помощью дифрактометра и методика проведения измерений.
В разделе 6.2 приведены результаты экспериментального поиска параметрического рентгеновского излучения вдоль скорости частицы в кристалле кремппя для энергии фотонов и ~ 7и;р, где ир - плазмеппая частота среды. Обсуждаются форма возможного проявления этого эффекта и критерии его обнаружения. Приведена экспериментально полученная верхняя оценка интенсивности искомого излучения. Проведено сравнение экспериментальной п расчётных оценок интенсивности этого излучения.
В разделе 6.3 приведены результаты измерения спектров излучения при осевом <110> каналировании электронов с энергией 500 МэВ в кристалле кремния и тормозного излучения из разориентпрованного кристалла. Показано, что в области энергий фотонов и > уи>р излучение при осевом каналировании гораздо интенсивнее переходного и тормозного излучения. Показано, что в области энергий фотонов и? ~ 7и>р уверенно проявляется подавление как тормозного излучения, так и излучения при осевом надбарьерном каналировании из-за эффектов поляризации среды и Ландау-Померанчука-Мигдала. Измеренная спектральная зависимость подавления тормозного излучения отличается, от подавления полной интенсивности излучения, зарегистрированного в экспериментах [195,205].
В разделе 6.4 сформулированы выводы по результатам исследований мягкой компоненты излучения релятивистских частиц в кристаллах.
В заключении сформулированы основные выводы по диссертационной работе.
22