توزیع فضایی

دانلود پایان نامه

ی قرار می‌گیرند. در این فرآیند یک یون باردار به یک اتم خنثی برخورد می‌کند و یک الکترون جذب می‌کند و در نتیجه به یک اتم خنثی تبدیل می‌شود. تنها یک مقدار کوچک (کمتر از eV) از انرژی به الکترون منتقل می‌شود. به طوری که اتم خنثی که تازه ایجاد شده است بیشترِ انرژی اصلی یون (چند صد keV) را حفظ می کند. چون یون، طولانی مدت بار را حمل نمی‌کند به همین دلیل اتم‌‌های خنثی پرانرژی تحت تاثیر میدان مغناطیسی قرار نمی‌گیرند و در یک مسیر مستقیم حرکت می‌کنند. تعداد اتم‌های خنثی پرانرژی حاصل از واکنش تبادل بار به تعداد یون‌های پر انرژی و چگالی گاز خنثی که با یون‌ها تبادل بار می‌کند بستگی دارد. این اتم های خنثی را در یک نقطه به قطر 1-3 mm روی آشکارساز CR-39 مشاهده کرده‌اند [19].
2)ذرات باردار غیردوترونی
بعد از گروه خنثی یک ناحیه وجود دارد به طول 10 mm که دوترون نیستند چون: 1) ردها سایز و روشنایی متفاوتی در این ناحیه (نسبت به نواحی دیگر) دارند. 2) اگر این ذرات دوترون هستند باید دارای انرژی بالایی باشند، تا چند MeV ،که در این صورت ردهای مخروطی کوچک تاریک ایجاد می‌کنند اما ظاهر ردهای ایجاد شده در این نواحی کاملا متفاوت است. 3) گسترش این ردها نشان می‌دهد که آنها از یک منطقه بزرگتر از تنگش سرچشمه می‌گیرند. این ذرات ممکن است O,Cu,C و… ازمواد داخل محفظه باشد. چون که این مواد از دوترون سنگین‌تر هستند به همین دلیل در میدان مغناطیسی کمتر خمیده می‌شوند[19]. در اینجا می توان به این نکته اشاره کرد که از معایب طیف سنج مغناطیسی عدم تشخیص نوع ذرات غیر دوترونی می‌باشد.
3) طیف دوترون
طیف دوترون در یک نقطه کوچک با دوترون های پرانرژی آغاز می شود و با طیفی که بیانگر توزیع دوترون های کم انرژی است ادامه می یابد. بنابراین طیف دوترون دارای 2 قسمت است :1) انتهای انرژی بالای طیف ؛ 2) انتهای انرژی پایین در طیف؛ این دو قسمت با جزئیات بیشتر در پایین شرح داده شده است.
انرژی بالا در طیف: دوترون ها با انرژی های خیلی بالا از یک ناحیه کوچک در تنگش می‌آیند و به شکل یک نقطه روی آشکارساز هستند. این شروع طیف دوترون است. قطر این نقطه عرض ناحیه ای که، دوترون ها در انرژی‌های خیلی بالا شتاب داده می‌شوند را می‌دهد. دوترون ها در این باند دارای انرژی های خیلی نزدیک به هم هستند(البته دارای انرژی های بالای نزدیک به هم هستند). اگر ستون پلاسما ی فشرده را در فاز شعاعی به عنوان یک رسانا در نظر بگیریم، میدان مغناطیسی در سطح ستون پلاسما قوی تر و در مرکز ضعیف تر است. از آنجایی که میدان ضعیف تر روی محور تنگش است بنابراین سرچشمه دوترون‌های پر انرژی از قسمتی است که دچار اختلال کمتری نسبت به میدان مغناطیسی در مسیرشان می‌شوند. در واقع دوترون‌های پرانرژی بیشتر بر روی محور (با یک انحراف 8 درجه[27,29]) شتاب می‌گیرند. به همین دلیل این دوترون ها با تغییر کمتری در جهتشان از گاز و پین هول عبور می کنند و یک ناحیه چگال و موضعی ایجاد می کنند. نقطه متمرکز طیف نشان می‌دهد که یک گروه از دوترون های شتاب داده شده، همه تقریبا با انرژی یکسان هستند و به عنوان یک نقطه واحد به نظر می‌رسد و اندازه این نقطه کمتر از قطر تنگش است[19]. این دوترون های پرانرژی عامل القاء رادیواکتیویته و تولید رادیوایزوتوپهای PET هستند.
انرژی پایین در طیف: پس از ناحیه ردهای پرتراکم، یک ناحیه گسترده با شکلی خاص ظاهر می شود. این بزرگترین قسمت از طیف با طولی در حدود 30 mm است. پهنای نوار دوترون‌های کم انرژی از مقدارهای کمتر از قطر تنگش شروع می‌شود و تا مقدار‌های بالاتر حتی بالاتر از قطر ستون پلاسما ادامه می‌یابد. این ردها ، با توجه به محور دستگاه، هم می‌توانند به علت دوترون های محوری و هم خارج محوری باشند. اگر آنها در جهت محوری باشند، فرصتی برای ورود به پین هول دارند و در آهن ربا خم شوند. اگر آنها در جهت خارج محور حرکت کنند این دوترون ها هنوز هم می توانند تحت تاثیر یک میدان مغناطیسی نسبتا ضعیف به سمت پین هول خم شوند زیرا انرژی آنها پایین تر است. این دوترون ها از هر جایی (در داخل تنگش ومحیط اطراف خارج از تنگش) سرچشمه می‌گیرند. این دوترون های کم انرژی به سمتی هدایت می‌شوند که به طور قابل ملاحظه ای در میدان مغناطیسی خم شوند. بیشترین ردهای دوترون در این ناحیه مشاهده شده است[19]. این دوترونهای کم انرژی‌تر در واکنش‌های گداخت شرکت کرده و نوترون تولید می کنند. در شکل(2-5) هر 3 ناحیه نشان داده شده است.
شکل(2-5): ویژگی ردها در نواحی مختلف طیف روی آشکارساز CR-39 [19],

2-2-1-2 فعال سازی هسته ای 21
فعال سازی هسته ای از یک هدف، یک روش بی نظیر برای تعیین نوع، تعداد و توزیع فضایی یون ها می باشد. زمانی که یک پالس از یون های پر انرژی به یک هدف مناسب برخورد می کند، کسر کوچکی از یونها باعث واکنش هسته ای در هدف می‌شود. این واکنش های هسته‌ای معمولا(d,n) و (p,γ) با هدف‌هایی از قبیل 10B,12C,14N می‌باشد.
گروه روشن در سنگاپور بهترین نتایج را در زمینه فعالسازی هسته‌ای برای باریکه‌های دوترون ارائه کرده‌‌اند. آنها بر روی هدف‌های کربن (12C) ، برن کربید(B4C) و برن نیترید(BN) تحقیقات خود را انجام داده‌اند. در این قسمت هر یک به اختصار توضیح داده می‌شود.
1) هدف کربن(12C)
روشن و همکارانش [15] برای مطالعه باریکه های دوترون از هدف کربن در دستگاه NX2 استفاده کرده‌اند. از اندرکنش دوترون‌های پرانرژی با هدف گرافیت از طریق واکنش (d,n) ،13N تولید می‌شود.
13N گسیل کننده پوزیترون بوده و باعث گسیل دو گامای 511keV می شود. این گاماهای حاصل از نابودی زوج توسط آشکارساز BGO و سیستم تحلیل گر چند کاناله22 اندازه گیری می‌شوند. در چندین آزمایش PF مشخص شد که طیف انرژی دوترون به خوبی توسط قانون توان به شکل (dN_d)/dE∝E^(-n) توصیف می‌شود و بر اساس اندازه گیری بر روی چندین دستگاه پلاسمای کانونی معمولا مقدار n≃5 است. بنابراین تعداد دوترون های با انرژی بالا (E_d500keV) که هدف گرافیتی را فعال می کند برای طیف دوترون به این شکل 〖dN〗_d/dE=KE^(-5) است. که با استفاده از این رابطه تعداد دوترون ها در هر شات 2.38×〖10〗^12 محاسبه می شود[15].
Gullickson و همکارانش [20] نیز برای بررسی طیف دوترون از فعال سازی هسته ای به عنوان تابعی از عمق استفاده کردند. آنها دسته ای از فویل های گرافیت را به ضخامت 4.5mg/cm2 انتخاب کردند ونشان دادند حداقل انرژی دوترون برای فعال کردن هدف و نفوذ به حجم یک فویل (4.5mg/cm2) کمتر از 2MeV وتعداد هسته های شمارش شده 13N کمتر از 106 می باشد وحداقل انرژی دوترون برای نفوذ به هفت فویل گرافیت(31.5mg/cm2) بیش از 5.5MeV و تعداد 13N شمارش شده کمتر از 104 بود.(شکل2-6).

شکل(2-6): فعال سازی هسته ای به عنوان تابعی از عمق[20]

2) هدف برن کربید(B4C)
روشن و همکارانش [21] برای اولین بار از هدف B4C برای بررسی باریکه های دوترونی در پلاسمای کانونی استفاده کرده‌اند.
دو واکنش که مسئول اکتیویته هستند 10B(d,n)11C و12C(d,n)13N می‌باشد. دلیل استفاده از B4C به عنوان هدف این است:1) یک سرامیک سخت است و به علت جت پلاسمای داغ دچار یک فرسایش ناچیز می شود. 2)بازده هدف ضخیم23 برای 11C و13N برای دوترون ها با انرژی بالاتر از 1MeV به میزان قابل توجهی متفاوت است. 3) نسبت بازده 11C و13N تابعی از انرژی دوترون‌های فرودی است.
11C و13N گسیل کننده های پوزیترون هستند که منجر به نابودی زوج و انتشار اشعه گاما می‌شود. در جدول (2-1) لیست برخی از پارامترهای مربوط به فعال سازی B4C آورده شده است.

جدول(2-1): پارامتر های واکنش هسته ای از هدف B4C ، [21]
12C(d,n)13N
10B(d,n)11C
واکنش هسته ای
-0.28
+16.47
Q-value(MeV)واکنش
0.328
None
انرژی آستانه: Eth(MeV)
12C
10B
هسته هدف
98.9
19.6
فراوانی طبیعی
5.43×1021
4.31×1021
چگالی عددی cm 3) (درB4C
13N
11C
هسته فعال شده
9.97
20.33
نیمه عمر(دقیقه)
6.95×10-2
3.41×10-2
ثابت واپاشی ، λ(〖min〗^(-1))

شناسایی رادیوایزوتوپ از روی طیف گاما یا نیمه عمرآن است . با آشکارسازی B4C توسط BGO طیف گامای آشکارسازی شده مخلوطی از هر دو رادیو ایزوتوپ11C و13N می باشد. بر اساس نیمه عمر رادیوایزوتوپ ها (نیمه عمر 11C در حدود 20 دقیقه و نیمه عمر 13N در حدود 10 دقیقه است) منحنی واپاشی مخلوط را جدا می‌کنند. نسبت تعداد متوسط 11C(N ̅_(〖11〗_C )) به تعداد متوسط 13N(N ̅_(〖13〗_N ))، R ̅=N ̅_(〖11〗_C )/(N ̅〖13〗_N ) ، را محاسبه می کنند . این نسبت آزمایشگاهی در محدوده 3.25 تا 4.36 گزارش شده است[21]. با محاسبه نرخ واکنش می‌توان تعداد هسته‌های رادیوایزوتوپ‌های تولید شده در هدف را محاسبه کرد. از محاسبه نسبت بازده هدف ضخیم برای رادیوایزوتوپ های11C و13N و مقایسه با نسبت آزمایشگاهی می توان انرژی دوترونها را بدست آورد. دوترون ها در بازه انرژی 650-750 keV گزارش شده است. همان طور که گفته شد توزیع طیف انرژی دوترون از قانون توان (dN_d)/dE∝E^(-n) پیروی می کند. بنابراین با استفاده از این فرمول انتظار می رود که با گرفتن نسبت اکتیویته Rn بتوان مقدار n را محاسبه کرد. برای هدف برن نیترید مقدار n≈9 است[21]. در فصل های بعدی نشان خواهیم داد اکتیویته محاسبه شده با این مقدار متناسب با اکتیویته آزمایشگاهی است. و با افزایش n طیف سریعتر افت می کند.
3)هدف برن نیترید(BN)
روشن و همکارانش [25] همچنین از هدف BN برای روش فعال سازی هسته ای استفاده کرده‌اند. دو واکنش هسته‌ای که از فعال سازی هدف بدست می‌آیند، 14N(d,n)15O و10B(d,n)11C است. جدول (2-2) لیستی از پارامترهای مربوط به فعال سازی BN آورده شده است.

جدول(2-2): پارامترهای مربوط به واکنش های هسته ای هدفBN؛ [25]
14N(d,n)15O
10B(d,n)11C
واکنش هسته ای
+5.07
+16.47
Q-value(MeV) واکنش
None
None
انرژی آستانه: Eth(MeV)
14N
10B
هسته هدف
99.6
19.6
فراوانی طبیعی
5.27×1022
4.31×1021
چگالی عددیcm 3) (درB4C
15O
11C
هسته فعال شده
2.04
20.33
نیمه عمر(دقیقه)
3.40×10-1
3.41×10-2
ثابت واپاشی،λ(〖min〗^(-1))

هگزاگونال برن-نیترید(BN) دارای خاصیت رسانایی حرارتی و مقاومت الکتریکی بالا است، این ویژگی این قابلیت را به هدف BN می دهد که بدون اختلال در شکل گیریش در نزدیکی تنگش پلاسما قرار گیرد. بازده هدف ضخیم برای B وN برای دوترون با انرژی بالا به طور قابل توجهی متفاوت است. در نتیجه نسبت بازده 11C و15O یک تابع حساس از انرژی دوترون های فرودی است. 11C و15O گسیل کننده پوزیترون هستند. با الکترون نابودی زوج می کنند و دو فوتون 511keV ناشی از نابودی زوج در دوجهت مخالف تولید می شود. بعد از بمباران هدف،BN فعال شده را در مجاورت یک آشکارساز سوسوزن به همراه یک سیستم تحلیل گر چند کاناله قرار می دهند. آشکارساز سوسوزن، طیف انرژیِ اشعه گامای گسیل شده را ثبت می کند. طیف گامای آشکارسازی شده مخلوطی از منحنی های واپاشی هر دو رادیو ایزوتوپ است. همانند B4C بر اساس نیمه عمر رادیوایزوتوپ‌ها منحنی واپاشی را جدا می‌کنند و نسبت R ̅=N ̅_(〖11〗_C )/(N ̅〖15〗_O ) را بدست می‌آورند. این نسبت آزمایشگاهی در محدوده
1.4تا 2.1 گزارش شده است. با توجه به محاسبه نسبت بازده هدف ضخیم برای این نسبت آزمایشگاهی(1.4 تا2.1) انرژی دوترون ها در بازه1.2-1.8MeV می‌باشد و با محاسبه نسبت فعال‌سازی رادیوایزوتوپ‌های11C و15O به عنوان یک تابع از n، برای هدفBN مقدار n≈6 گزارش شده است[25].
با مقایسه نتایج بدست آمده از هدف های برن کربید و برن نیترید به وضوح به این نتیجه خواهیم رسید که با افزایش مقدارn طیف انرژی سریعتر افت می‌کند و دوترون ها انرژی‌های کمتری را شامل می‌شوند. این موضوع را در فصل های بعد با توجه به طیف های آزمایشگاهی دوترون نشان می‌دهیم.
2-2-1-3 تحلیل‌گر سهمیِ تامسون 24
برای آنالیز یون روشهای تشخیصی مختلفی به کار گرفته می‌شود. راحت‌ترین روش تشخیصی برای تعیین طیف انرژی و جرم یون های مختلف استفاده از تحلیل‌گر منحنی تامسون می‌باشد. یکی از ویژگی‌های منحصر به فرد این روش، تشخیص ذرات غیر دوترونی است در حالی که این ویژگی در روش‌های دیگر از جمله طیف سنج مغناطیسی وجود ندارد. طیف سنج جرمی تامسون روشی شناخته شده در فیزیک هسته‌ای است و زمان زیادی است که این دستگاه مورد استفاده قرار می‌گیرد.
در سال 1886، گلداشتاین25 مشاهده کرد وقتی کاتد در لوله خلاء سوراخ شود تخلیه الکتریکی در کاتد متوقف نمی شود و در پشت کاتد پرتوهای نوری مشاهده شد که به طریقی از میان سوراخ ها عبور می‌کنند. گلداشتاین وقتی آهن‌ربای دایمی را در نزدیکی پرتوها نگاه داشت نتوانست انحرافی را تشخیص دهد. با این حال در 1898 دبلیو. واین26 با استفاده از میدان های مغناطیسی بسیار قوی این پرتوها را منحرف کرد و نشان داد که بعضی از آنها بار مثبت دارند. با اندازه گیری انحرافات الکتریکی و مغناطیسی او ثابت کرد که جرم ذرات این پرتوها با جرم اتم های هیدروژن قابل قیاس است و بنابراین جرم آنها هزاران بار از ذرات درون پرتوکاتدی سنگین تر است. ذرات درون پرتو کاتدی همه از یک نوع هستند اما درون پرتوهای مثبت انواع بسیار گوناگونی از ذرات حضور دارند. فرض می کنیم این پرتوها موازی محور x حرکت کرده و در نقطه o به صفحه ای عمود بر مسیر خودش برخورد می‌کند. اگر قبل از رسیدن پرتو به صفحه یک میدان الکتریکی، موازی محور y بر آن اعمال کنیم، نقطه‌ای که ذره به صفحه برخورد می کند به موازات محور y منحرف می شود. مقدار انحراف yبا معادله (2-12) داده می شود:[22]
(2-12) y=e/(mv^2 ) A
که درآن e، m وv به ترتیب بار، جرم و سرعت ذرات هستند وA یک ثابت وابسته به شدت میدان الکتریکی و طول مسیر ذره است اما کاملا از e، m وv مستقل است.
اگر ذره را تحت تاثیر نیروی مغناطیسی موازی با محور y قرار دهیم، موازی محور z منحرف خواهد شد و انحراف این جهت در هنگام برخورد ذره به صفحه با رابطه زیر داده می شود:[36]
(2-13) z=e/mv B
که B کمیتی وابسته به

دیدگاهتان را بنویسید