Главная База знаний "Allbest" Физика и энергетика Разработка адаптивной рентгеновской оптики нового поколения для устройств исследования биологических объектов и быстропротекающих процессов

Разработка адаптивной рентгеновской оптики нового поколения для устройств исследования биологических объектов и быстропротекающих процессов

Проведение патентных исследований в соответствии с ГОСТ Р15.011–96. Выбор изучения и разработка технического предложения прототипов модулей на основе активного кварцевого элемента для фазоконтрастного и сверхразрешающего спектрального экспресс-анализа.

Рубрика Физика и энергетика
Вид дипломная работа
Язык русский
Дата добавления 17.08.2013
Размер файла 1,2 M

Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже

Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.

Страница:

И записываем в него гистограмму в формате «энергия-число отсчетов».

double bin_width = (HIST_MAX - HIST_MIN) / NOBINS;

for (int i = 0; i<NOBINS; i++)

{

double energy = i*bin_width + HIST_MIN;

file << std:setw(15) << energy/keV << «»

<< std:setw(15) << histogram[i] << std:endl;

}

}

Создаем поток, вывод которого направляется в файл degrees.dat.

std:ofstream file1 («degrees.dat»);

И записываем в него гистограмму в формате «угол-угол-число отсчетов». Записываются плоские углы иx и иy, которые отсчитываются от оси Z.

double bin_widthpmd = 0.5*mm;

for (int i=0; i<40; i++) {

for (int j=0; j<40; j++) {

file1 << std:setw(15) << atan((i*bin_widthpmd-10*mm)/(5*mm))*180/pi << « «<< std:setw(15) << atan((j*bin_widthpmd-10*mm)/(5*mm))*180/pi <<»

<< std:setw(15) << histogrampmd [j+i*40] << std:endl;

}

}

Интегральное число фотонов, которые попали в детектор выводится, посредством (в терминал или в файл, в зависимости от режима запуска программы):

cout << «phN =» << phN << endl;

PhysicsList

В GEANT4 все используемые в моделировании физические процессы должны быть заранее подключены. Делается это в классе PhysicsList, то есть пакет физики. В нем должны создаваться определения всех частиц и для каждой частицы должны выбираться процессы, которые с ней могут происходить. В модели используется стандартный PhysicsList, используемый в большинстве программ на GEANT4. Он включает в себя следующие процессы: для фотонов

· фотоэффект;

· комптоновское рассеяние;

· рождение пар.

Для электронов, позитронов и мюонов:

· тормозное излучение;

· множественное рассеяние;

· ионизация среды;

· аннигиляция с античастицами.

Кроме того для всех типов частиц подключается процесс Transportation, отвечающий за перемещение частиц в пространстве с учетом влияния магнитного поля, который пока не используется.

Код класса PhysicsList находится в файлах PhysicsList.hh и PhysicsList.cc.

PrimaryGeneratorAction

PrimaryGeneratorAction отвечает за создание первичной частицы, с которой начинается процесс моделирования события.

PrimaryGeneratorAction.hh

#ifndef PrimaryGeneratorAction_h

#define PrimaryGeneratorAction_h 1

#include <G4VUserPrimaryGeneratorAction.hh>

class G4ParticleGun;

class G4Event;

Класс PrimaryGeneratorAction наследуется от G4VUserPrimaryGeneratorAction.

class PrimaryGeneratorAction: public G4VUserPrimaryGeneratorAction

{

public:

PrimaryGeneratorAction();

~PrimaryGeneratorAction();

public:

void GeneratePrimaries (G4Event*);

private:

Задается объект G4ParticleGun, который позволяет ставить частицу в любой точке.

G4ParticleGun* particleGun;

};

#endif

PrimaryGeneratorAction.сс

#include<G4Event.hh>

#include<G4ParticleGun.hh>

#include<G4ParticleTable.hh>

#include<G4ParticleDefinition.hh>

#include<globals.hh>

#include «PrimaryGeneratorAction.hh»

#include «DetectorConstruction.hh»

#include «G4RandomDirection.hh»

#include «Randomize.hh»

Конструктор класса. Здесь удобно создать G4ParticleGun и настроить его на определенный тип частиц. В данном случае это электроны с энергией 6 МэВ равномерно распределенные по поперечному сечению пучка 5Ч5 мм2 в плоскости ХОУ, точка старта -20 мм по оси Z.

PrimaryGeneratorAction: PrimaryGeneratorAction()

{

G4int n_particle = 1;

particleGun = new G4ParticleGun (n_particle);

G4ParticleTable* particleTable = G4ParticleTable: GetParticleTable();

particle = particleTable->FindParticle («e -»);

}

PrimaryGeneratorAction:~PrimaryGeneratorAction()

{

delete particleGun;

}

void PrimaryGeneratorAction: GeneratePrimaries (G4Event* event)

{

particleGun->SetParticleDefinition(particle);

particleGun->SetParticleEnergy (6*MeV);

G4double x = 0.25*(1 - 2*G4UniformRand())*mm;

G4double y = 0.25*(1 - 2*G4UniformRand())*mm;

particleGun->SetParticlePosition (G4ThreeVector(x, y, -20*mm));

particleGun->SetParticleMomentumDirection (G4ThreeVector(0., 0., 1.));

particleGun->GeneratePrimaryVertex(event);

}

В деструкторе G4ParticleGun удаляется.

PrimaryGeneratorAction:~PrimaryGeneratorAction()

{

delete particleGun;

}

GeneratePrimaries - это основная функция класса PrimaryGeneratorAction. Она вызывается в начале каждого события, чтобы сгенерировать первичные частицы, с которых начинается моделирование. Параметры частиц были раз и навсегда заданы в конструкторе, а здесь производится запуск ParticleGun.

void PrimaryGeneratorAction: GeneratePrimaries (G4Event* event)

{

particleGun->GeneratePrimaryVertex(event);

}

Компиляция и запуск

Компиляцией программы управляет makefile.

name:= Mo-6MeV

G4TARGET:= $(name)

G4EXLIB:= true

ifndef G4INSTALL

G4INSTALL =../../.

endif

PHONY: all

all: lib bin

include $(G4INSTALL)/config/binmake.gmk

Для полной сборки проекта надо выполнить в корневой папке команду make clean && make.

Программа запускается командой $G4BINDIR/Mo-6MeV. Переменной $G4BINDIR определен путь, где хранятся исполняемые файлы.

После окончания работы программы есть возможность ввести новые команды или для выхода и записи спектра в файл необходимо набрать команду exit, после чего в файлы spectrum.dat и degrees.dat будут записаны спектр и угловое распределение позитронов, попавшие в детектор (рисунок 7), соответственно.

Рисунок 7 - Расчетный спектр РИ от электронов с энергией 6 МэВ прошедшие Mo толщиной 100 мкм

Файл run.mac и vis.mac

Эти файлы содержат команды для макропроцессора GEANT4. Удобство такого подхода заключается в том, что можно, во-первых, обойтись перекомпиляции всего проекта в случае незначительных изменений, во-вторых, язык макропроцессора допускает расширение и определение новых команд, исходя из требований конкретных задач.

Каждая строка, например, vis.mac является командой, и может иметь параметры. Имена команд выглядят как имена файлов и содержат «путь», указывающий на их функциональную принадлежность. Комментарии начинаются с #.

Команды verbose контролируют количество отладочных сообщений, которые выводит на экран GEANT4 в ходе работы. 0 - минимальное количество, 9 - максимальное.

/run/verbose 0

/event/verbose 0

/tracking/verbose 0

/vis/verbose 2

Выбор драйвера визуализации.

/vis/open VRML2FILE

Что следует отображать на визуализации (траектории).

/vis/drawVolume

/vis/scene/add/trajectories

Рисование объемов как закрашенных фигур. По умолчанию - линиями, то есть wireframe.

/vis/viewer/set/style surface

Если закомментировать эту строчку, то в начале каждого события картинка будет очищаться и не будет происходить накапливание треков.

/vis/scene/endOfEventAction accumulate

Запуск моделирования. Запускается 100 первичных электронов.

/run/beamOn 100

Результаты моделирования

Для обоснования возможности использования в медицинской рентгенографии источников монохроматического РИ на основе монохроматизации тормозного излучения от малогабаритных ускорителей электронов следует оценить возможные интенсивности монохроматического РИ. Для этой цели по разработанной модели генерации РИ электронным пучком определены оптимальные параметры мишеней. Моделирование проводилось с использованием мощностей cуперкомпьютерного кластера «СКИФ-политех» в параметрическом режиме.

Задача состоит в определении оптимальных параметров мишени для генерации тормозного излучения электронами с энергией порядка нескольких МэВ в диапазоне необходимом для медицинской диагностики от 10 до 60 кэВ, и проведении количественной оценки интенсивности пучков монохроматического РИ от разных типов ускорителей.

В качестве мишени-конвертора в модели использовались пластины из различных материалов и толщин. На мишень перпендикулярно падает пучок электронов с энергией 4…10 МэВ, который рождает в ней поток РИ. Детектор с поперечными размерами 1Ч1 мм установленный параллельно мишени на расстоянии 100 мм, средний телесный угол ДЩ = 8·10-6 ср, регистрирует все фотоны. Воздух из рассматриваемой области откачан. Задача состоит в моделировании спектров фотонов и последующее их сравнение, при разных исходных данных.

Моделирование проводилось для электронов с энергиями 4, 6, 8, 10 МэВ, и мишеней из материалов C, Al, Cu, Mo, W толщиной (от 10 до 3000 мкм) со статистикой 108 электронов. По результатам моделирования были выбраны оптимальные толщины мишеней из различных материалов для получения наибольшего выхода рентгеновского излучения с энергиями в заданном диапазоне. Соответствующие спектры приведены на рисунке 8.

Как показало моделирование, оптимальные толщины не зависят от энергии электронов в выбранном диапазоне. Из приведенных спектров на рисунке 8 наибольший выход излучения с интересующей нас энергией дают конверторы из легких материалов (углерод и алюминий). При этом интенсивность в случае углеродной мишени выше, чем в случае алюминиевой. Однако следует принять во внимание, что выполнение мишени-конвертора из углерода связано с определенными практическими неудобствами, поэтому наиболее оптимальным представляется использование алюминиевой мишени. Таким образом, были определены оптимальные параметры мишени конвертора: материал - алюминий; толщина - 500 мкм.

Рисунок 8 - Спектры рентгеновского излучения от электронов с энергией 4 (а), 6 (б), 8 (в) и 10 (г) МэВ

На рисунке 9 приведены зависимости выхода РИ на линии 20 кэВ от энергии падающих электронов в случае углеродной и алюминиевой мишеней при оптимальных толщинах и при одинаковых массовых толщинах, составляющих 0,0892 г. см-2. Как видно из рисунка, различие в выходе РИ для электронов с энергией выше 6 и ниже 10 МэВ не слишком велико. В случае же более низких энергий интенсивность существенно уменьшается.

Рисунок 9 - Зависимость выхода РИ от энергии падающих электронов при оптимальных толщинах мишеней (а) и при одинаковых массовых толщинах (б)

Зависимость интегрального по энергии выхода РИ от атомного номера Z приведена на рисунке 10. Приведенная зависимость показывает, что интегральный выход РИ растет с ростом Z незначительно. Однако с увеличением Z сильно увеличивается доля высокоэнергетического РИ, которое приводит к увеличению фонового излучения и, соответственно, увеличению стоимости источника за счет повышения требований к биологической защите. Распределение же интенсивностей РИ в более интересной для нас мягкой части иллюстрируется вышеприведенным рисунком 8.

Отличие зависимостей, приведенные на рисунке 10, от зависимости Z2 при рассеянии на одном атоме объясняется поглощением мягкой части спектра в случае «толстой» мишени.

Рисунок 10 - Зависимость выхода РИ от атомного номера Z вещества материала мишени

Как было сказано выше, оптимальные толщины мишеней не зависят от энергии электронов. Этот факт, позволяет свободно выбирать энергию электронов для источника РИ, что позволяет оптимизировать параметры ускорителя, руководствуясь требованиями к биологической защите и компактности источника. Исходя из этого, предлагается использовать ускорители электронов на энергию от 6 до 10 МэВ.

Далее следует выбрать тип ускорителя, который можно использовать в качестве источника ускоренных электронов. Главным условием при выборе ускорителя будет требование к интенсивности рентгеновского излучения, которая зависит от тока электронного пучка, соответственно. Сравнение проводится по величине освещенности, которую позволяет получить источник на расстоянии 1 м от мишени-конвертора. Известно, что для получения качественных рентгеновских снимков требуется освещенность 107 (фотон см-2).

Для оценки интенсивности источника монохроматического РИ необходимо определить ширину линии излучения, которую будет обеспечивать источник. Ширина линии обуславливается механизмами дифракции РИ и равна порядка 10 эВ. При использовании просветленных монохроматоров, у которых отражение падающего РИ в направление дифракции может достигать 100%, потери на монохроматизацию будут определяться только поглощением излучения веществом монохроматора, которые составляют величину 18,3%, для кварцевого монохроматора толщиной 0,3 мм на линии 20 кэВ.

Оценка величины интенсивности монохроматического РИ проводится непосредственно из рассчитанных спектров (рисунок 8) с поправкой на поглощение излучения в монохроматоре.

Интенсивность монохроматического РИ определяется по формуле:

100 [фотон с-1 см-2 А-1]

где N - число квантов РИ, взятое из рассчитанного спектра (рисунок 10); i - ток электронов; ne - количество моделируемых электронов (108); e - элементарный заряд, k - поправка на поглощение.

Таким образом, стандартные рентгеновские трубки обеспечивают освещенность порядка 106 (фотон с-1 см-2 мА-1) при ширине линии в 1 кэВ, что в пересчете на ширину линии 10 эВ составит 104 (фотон с-1 см-2 мА-1). Согласно полученным при моделировании спектрам источник монохроматического РИ на основе ускорителя электронов на энергию 6 МэВ обеспечивает освещенность 108 (фотон с-1 см-2 мА-1). Рассмотрим в качестве возможных вариантов ускорителя бетатрон, микротрон и линейный ускоритель. Сравнительные параметры приведены в таблице 1.

Согласно результатам из таблицы создание источника монохроматического РИ на основе монохроматизации тормозного излучения обладающего высокой по сравнению с рентгеновской трубкой интенсивностью и достаточной для медицинской диагностики возможно, только если использовать в качестве источника электронов микротрон или линейный ускоритель.

Таблица 1 - Параметры источников РИ

Тип источника

Освещенность,

(фотон с-1 см-2 мА-1)

Ток, мА

Освещенность,

(фотон с-1 см-2)

Рентгеновская трубка

104

10

105

Бетатрон

108

10-4

104

Микротрон

108

10-1

107

ЛУЭ

108

10

109

Использование бетатрона не обеспечивает необходимой интенсивности вследствие низкого значения тока. При использование линейного ускорителя или микротрона также есть возможность осуществлять микрофокусировку электронного пучка, благодаря чему яркость источника может достигать значений 1010 (фотон с-1 мм-2 мрад-2) при ширине линии 10 эВ, что на 2-3 порядка превышает яркости рентгеновских трубок.

Подобные источники с успехом можно использовать не только в медицинской диагностике, но и в промышленной томографии и в высокоэнергетическом флуоресцентном анализе.

Разработанная модель по генерации РИ пучком электронов позволила определить параметры оптимальной мишени для генерации. Показано что бульшую интенсивность рентгеновского излучения обеспечивают мишени-конверторы из легких материалов (с малым атомным числом). В качестве оптимальной выбрана мишень толщиной 500 мкм выполненная из алюминия.

Проведенные оценки освещенности позволяют говорить о перспективности создания источника монохроматического РИ на основе монохроматизации тормозного излучения с достаточной интенсивностью при использовании микротрона или линейного ускорителя с просветленной рентгеновской оптикой.

2. Теоретические исследования путей создания модулей на основе активного кварцевого элемента для фазоконтрастного и сверхразрешающего спектрального рентгеновского экспресс анализа (выполнено иностранным партнером)

2.1 Эффект переброски

Распространение волнового поля в деформированном кристалле описывается уравнением Такаги [28]. В плоскости рассеяния, функцию смещения для случая акустического поля можно представить в виде:

, (14)

прототип спектральный фазоконтрастный кварцевый

t - толщина кристалла;

U0 - амплитуда смешения отражающих атомных плоскостей, волна распространяется в направлении оси z.

Пусть, в симметричной геометрии Лауэ, на кристалл падает плоская монохроматическая рентгеновская волна. В этом случае с учетом (14), в двухволновом приближении уравнение Такаги принимает следующий вид:

, (15)

D0 и Dh - амплитуды проходящего и дифрагированного поля;

параметр b (b = -2sinиДи) характеризует отклонение от точного брэгговского угла;

и - Фурье компоненты диэлектрической проницаемости;

K - волновое число;

и - угол падения;

- вектор дифракции;

U - вектор смещения;

C - поляризационный множитель.

Граничные условия для амплитуд D0 и Dh на входной поверхности кристалла z = 0 будут и Dh = 0. После следующих обозначений:

, , , ,

, , (16)

получим

. (17)

Из уравнений (17) для получим

, (18)

где , а граничные условия примут вид:

; . (19)

При слабых деформациях уравнение (19) можно переписать в виде:

. (20)

Решение уравнения (19) будем искать в виде:

, (21)

где и постоянные, которые определяются из граничных условий.

Исходя из граничных условий (19) и обозначений (16), окончательно для D0 и Dh получим:

, (22)

. (23)

Далее на рисунке 25а приведены теоретические зависимости интенсивности дифрагированного (1), проходящего (2) пучка относительно интенсивности падающего пучка и их сумма от величины внешнего воздействия , рассчитанные по формулам (22) и (23). Как видно из рисунка 25а с увеличением деформации увеличивается интенсивность дифрагированного пучка до насыщения, а интенсивности проходящего пучка уменьшается до нуля. В свою очередь кривая качания медленно уширяется, а максимальное значение относительной интенсивности увеличивается, достигая максимального значения (см. рисунок 25б). При дальнейшем увеличением деформации отражающих плоскостей, кривые качания только уширяются, а их максимумы медленно падают. Расчеты сделаны для отражающих атомных плоскостей () монокристалла SiO2 толщиной 1 мм при рассеянии излучения с энергией фотонов 9,76 КэВ.

Рисунок 25 - а) Зависимости относительной интенсивности дифрагированного (1), проходящего (2) пучка и их суммы (3) от величины внешнего воздействия ; б) Кривые качания для разных величин внешнего воздействия 1 - A = 0, 2 - A = 1000, 3 - A = 6000, 4 - A = 10000

2.2 Поведения линейного коэффициента поглощения от величины деформации

Теоретически исследовалось поведение интерференционного коэффициента поглощения РИ для монокристалла кварца в геометрии Лауэ при наличии УЗ колебаний.

Анализ выражений (22) и (23) показывает, что с углублением в кристалл наличие УЗ колебаний приводит к увеличению амплитуды дифрагированного слабо поглощаемого поля (первое слагаемое (22)) за счет одновременного уменьшения амплитуды дифрагированного сильно поглощаемого поля (второе слагаемое (22)) и амплитуды проходящего поля (23), где оба слагаемых уменьшаются. С увеличением амплитуд УЗ колебаний, возрастает энергия, перебрасываемая в дифрагированное слабо поглощающее поле, а при определенном значении амплитуды вся энергия перебрасывается в это поле. Вследствие этого значительно уменьшается коэффициент поглощения кристалла.

Как видно из рисунка 25а, с увеличением амплитуды УЗ колебаний суммарная интенсивность увеличивается, т.е. уменьшается коэффициент поглощения.

На рисунке 26 представлены суммарные интенсивности в зависимости от расстройки от точного брэгговского угла, в области столика Дарвина, при разных амплитудах УЗ колебаний. Видно, что с увеличением амплитуд УЗ колебаний, коэффициент поглощения существенно уменьшается по всей области столика Дарвина.

Теоретические расчеты были проведены для монокристалла кварца для нескольких семейств отражающих атомных плоскостей, однако вышеуказанный эффект наиболее ярко наблюдался для отражающих плоскостей ().

Рисунок 26 - Суммарные интенсивности в зависимости от расстройки от точного брэгговского угла для разных амплитуд УЗ колебаний

3. Техническое предложение прототипов модулей на основе активного кварцевого элемента для фазоконтрастного и сверхразрешающего спектрального экспресс анализа (выполнено иностранным партнером)

3.1 Избирательный фильтр рентгеновского излучения на основе эффекта переброски

На основе эффекта переброски может быть разработан избирательный полосовой фильтр, в качестве прототипа можно выбрать устройство реализованное в работе [55] для узконаправленного рентгеновского излучения в области длин волн 0,2-1,6 Е c шириной полосы фильтрации порядка ширины линии характеристического излучения из любого участка указанного диапазона. В рентгеноспектральном и рентгеноструктурном анализе, а также в биологических и других исследований часто используют непрерывный спектр, из состава которого удалена соответствующая узкая спектральная полоса.

Как известно, для изменения спектрального распределения излучения используются различные поглощающие экраны, и, благодаря скачкам поглощения, эти возможности оказываются достаточно широкими [56].

Для выделения спектральной полосы из общего спектра используют так называемый двойной фильтр Росса, работа которого основана на особенностях зависимости коэффициента массового поглощения от длины волны. Несмотря на преимущества данного фильтра, он имеет некоторые недостатки: плохо очищает проходящий пучок от ненужной компоненты и не способен к полосовой фильтрации, а также сильно снижает интенсивность и искажает состав проходящего спектра. Использовать его в фотографическом методе исследования затруднено, так как измерения интенсивностей на двух разных снимках не могут быть точными.

Предлагаемый нами фильтр представляет собой кварцевую прямоугольную пластинку Х-среза (10х10 мм2) толщиной 0,15 мм или 0,7 мм, в которой с помощью акустического поля или нагревателя создается сверхрешетка для достижения условий эффекта переброски. Луч от источника коллимируется с таким расчетом, чтобы на фильтре он имел горизонтальную расходимость 5//, поскольку ширина столика Дарвина атомных плоскостей () кварца для К линии W, Ag, Мо, Сu приблизительно равна 10//.

Как показано в работах [7, 20], эффект переброски интенсивности РИ из направления падения в направление отражения происходит только в области отражения, остальное излучение не участвующее в отражении не перебрасывается и проходит через кристалл. Таким образом, с помощью эффекта переброски можно фильтровать только те части пучка, угловая ширина которых не превышает ширину столика Дарвина для атомной плоскости () кварца, для данной длины волны, обеспечивающей эффект полной переброски.

Избирательность фильтра заключается в том, что он отражает из спектра падающего излучения те длины волн, для которых обеспечено условие Брэгга. Как сказано выше, для фильтрации данным способом необходимо, чтобы падающий пучок был узконаправлен в горизонтальном направление.

Схематично коллиматор представлен на рисунке 27.

Рисунок 27 - Схема избирательного фильтра рентгеновского излучения

Излучение от рентгеновской трубки с анодами W, Ag, Mo, Cu направляется в коллиматор длиной 120 см, на входе которого установлена щель 0,05 мм, а на выходе 0,01 мм, которые дают возможность получить пучок с необходимой угловой апертурой.

Установленные на разных гониометрах фильтр и кристалл-анализатор позволяют автономно вращаться им вокруг вертикальной и горизонтальной оси, для точной юстировки друг относительно друга.

Таким образом, появляется возможность из потока общего спектра удалять узкую энергетическую область, при этом остальная часть спектра изменяется незначительно.

3.2 Бесщелевой коллиматор монохроматического рентгеновского излучения

В рентгеноспектральных и рентгеноструктурных исследованиях, а также для малоугловых исследований чаще всего необходимо иметь строго коллимированные и монохроматические пучки. Обычно коллимация рентгеновского излучения осуществляется с помощью системы щелей, взаимодействие излучения с краями щелей приводит к нежелательным искажениям. Во фронтальном сечении пучка лучи находятся в неоднородном положении. С целью устранения этих недостатков предлагается бесщелевой коллиматор, за прототип выбрано устройство из работы [57], основанный на явлении эффекта переброски проходящего рентгеновского пучка из направления прохождения в направление отражения под действием внешних деформационных полей.

Предложенный коллиматор схематично представлен на рисунке 28а. Как видно из рисунка, до окончательной коллимации Kб линии по всему пути системы нигде не использована щель, к которой бы прикасался пучок. Монохроматическое излучение получается с помощью кварцевого монохроматора при использовании отражающих атомных плоскостей () в геометрии Брэгга. На пути монохроматизированного пучка расположены кварцевые пластинки Х-среза 2 и 3 толщиной 0,7 мм каждая, которые могут вращаться вокруг вертикальной и горизонтальной оси автономно и обеспечивать условие отражения для атомных плоскостей () в геометрии Лауэ на разных угловых участках падающего на них пучка. Одновременно на пластинках 2 и 3 создается условие полной переброски [7, 24]. За вторым кристаллом на фронтальном сечении виден участок, интенсивность которого практически полностью переброшена в направление отражения, и при этом интенсивность того участка проходящего пучка стремится к нулю, для которого обеспечено условие полной переброски на втором кристалле (см. рисунок 28б).

Затем фронт пучка проходит через кристалл 3, на котором в свой черед обеспечено условие полной переброски из другого участка. Монохроматический пучок, проходя через кристаллы 2 и 3, дезориентированные друг относительно друга, коллимируется фактически без соприкосновения с какими-либо краями щелей. Степень коллимации (угол расходимости коллимированного пучка) зависит от взаимной ориентации второго и третьего кристаллов.

Расчеты показывают, что при использовании одинаковых срезов и отражающих атомных плоскостей кварца с полушириной столика Дарвина и угла дезориентации нормали отражающих атомных плоскостей кристаллов 2 и 3, угол коллимации определяется следующей формулой:

=-2.

Преимуществом данного коллиматора по отношению к уже имеющимся является то, что при коллимации без щелей лучи во фронтальном сечении всегда находятся в одинаковых условиях, и не нужны громоздкие установки и большие расстояния. Как видно из рисунка, на пути пучка от источника до первого кристалла-монохроматора имеется щель. Ширина щели подбирается таким образом, чтобы при увеличении ширины щели ширина отраженных линий и не увеличивалась.

Рисунок 28 - Горизонтальное сечение коллиматора-монохроматора и ход лучей в нем (для упрощения рисунка ход лучей не показан): а) коллиматор с отдельными блоками с автономным вращением: 1 - кристалл-монохроматор SiO2, 2, 3 - коллимирующие кристаллы SiO2, 4 - нагреватели (или электроды); б) 2-ой и 3-ий кристаллы изготовлены в виде диблока

Вторая щель, установленная после кристалла 3, не соприкасается с коллимированным пучком, задерживает разделенные пучки от нужного пучка.

Вместо первого кристалла-монохроматора можно использовать не только кварц, но и другие, более совершенные кристаллы (Si, Ge и т.д.) с большим коэффициентом отражения, и можно изготовить его в виде изогнутого монохроматора.

3.3 Рентгеновский монохроматор с большой и управляемой светосилой

При рентгеноструктурных и рентгеноспектральных исследованиях иногда возникает необходимость иметь сильно монохроматизированный (без гармоник) и хорошо коллимированный пучок с большой светосилой и с большой плотностью излучения в потоке без существенного изменения спектрального состава, проходящего через монохроматор рентгеновского излучения. Одновременно выполнение этих требований до сих пор не удавалось осуществить по ряду причин. Во-первых, нелегко освободиться от высоких гармоник использованного излучения, так как кристаллическая система отражает все гармоники одновременно.

Например, отношение интенсивностей первых двух гармоник , одновременно отраженных от одних и тех же атомных плоскостей (), равняется отношению квадратов их длин волн, т.е.

.

Во-вторых, выполнение одного из вышеуказанных требований приводит к нарушению другого. Действительно, в случае отражения по Лауэ при использовании монокристалла с малым коэффициентом поглощения и большой светосилой типа LiF, отраженный пучок получается широким, а при использовании совершенного монокристалла с малой угловой шириной отраженного пучка типа кварца увеличиваются потери в интенсивности. В случае отражения по Брэггу сильно нарушается спектральный состав проходящего через монокристалл излучения, так как длина пути в направлении прохождения несравнимо больше (t - толщина кристалла, - угол Брэгга).

Все вышеперечисленные недостатки имеющихся в настоящее время монохроматоров (наличие гармоник в отраженном пучке, слабая интенсивность отраженного пучка, большая угловая ширина пучков, сильное изменение спектрального состава проходящего пучка) можно устранить, используя эффект «переброски» рентгеновского излучения в направление отражения.

Поскольку полная переброска имеет место при отражении по Лауэ при t 1, то высокие гармоники, сопровождающие основную, для которых, как правило, выполняется условие << 1, будут очень слабо усиливаться. Таким образом, отношение интенсивностей основной и вторичных гармоник увеличится примерно на порядок. Кроме того, малое значение произведения t обеспечит и малое искажение спектрального состава проходящего пучка.

Так как в условиях эффекта переброски коэффициент поглощения кристалла-монохроматора уменьшается, то на основе такого монохроматора можно изготовить трех (или много) кристальные спектрометры по Лауэ и надежно эксплуатировать их, так как интенсивность рабочего пучка уменьшается незначительно (ослабление происходит только за счет суммарного поглощения в кристаллах-монохроматорах). Такой монохроматор с управляемой интенсивностью отраженного и проходящего пучков найдет применение также в рентгеновских интерферометрах, где необходимо иметь равные по интенсивности когерентные рентгеновские пучки, чего можно добиться подбором величины внешнего воздействия таким образом, чтобы проходящий и отраженный пучки были идентичные.

Применив такой монохроматор в качестве первого блока П - образного интерферометра, можно увеличить также и светосилу интерферометра, так как первый блок будет работать в неаномальном режиме прохождения (t 1).

Заключение

В результате анализа отобранной документации в отношении способов и устройств для управления пучками рентгеновского излучения можно сделать вывод, что в настоящее время большинство изобретений по отдельности решают следующие задачи:

- фокусировки рентгеновского излучения;

- монохроматизации рентгеновского излучения;

- коллимации рентгеновского излучения;

- управления интенсивностью пучков рентгеновского излучения.

Среди отобранной документации в основном используются статические принципы управления пространственными и временными характеристиками пучков рентгеновского излучения. Однако современные экспериментальные исследования требуют динамической смены экспериментальных схем, для решения этой задачи в рентгеновских исследованиях требуется адаптивная оптика, на разработку которой направлен данный проект.

Способ управления временными характеристиками интенсивности рентгеновского излучения по авторскому свидетельству SU 1327716 совместно с коллимирующим монохроматором рентгеновского излучения по авторскому свидетельству SU 1814084 могут быть использованы в качестве аналогов при разработке способа пространственно-временного и оптимального управления монохроматическими пучками рентгеновского излучения в разрабатываемых устройствах.

В аналитическом обзоре рассмотрены работы, в которых исследовались дифракционные эффекты РИ, возникающие при возбуждении в кристаллах акустических полей и температурного градиента. Исследования этих эффектов показали их перспективность для разработки адаптивных элементов рентгеновской оптики. В частности, монохроматоры с акустическими волнами позволят увеличить светимость монохроматических источников и транспортировать пучки интенсивного монохроматического рентгеновского излучения практически без потерь.

Теоретические исследования эффектов «полной переброски» и «прозрачности» предсказывают увеличение интенсивности рентгеновского излучения в направлении дифракции на порядок и уменьшение коэффициента линейного поглощения, соответственно. Необходимо отметить, что уменьшение линейного поглощения дает возможность разработать радиационно-стойкие оптические элементы.

В результате выполнения проекта были разработаны технические предложения новых элементов рентгеновской оптики с заданными свойствами: избирательный фильтр рентгеновского излучения на основе эффекта переброски; бесщелевой коллиматор монохроматического рентгеновского излучения; монохроматор с большой и управляемой светосилой.

Список литературы

1 Постановление №11 от 21.04.2006 «Об ограничении облучения населения при проведении рентгенологических медицинских исследований», [Электронный ресурс]. - Режим доступа: http://www.rospotrebnadzor.ru/documents/postanov/323/, свободный. - Загл. с экрана.

2 X-FEL Technical Design Report, [Электронный ресурс]. - Режим доступа: http://xfel.desy.de/localfsExplorer_read? currentPath=/afs/desy.de/group/xfel/wof/EPT/TDR/XFEL-TDR-ExecutiveSummary.pdf, свободный. - Загл. с экрана.

3 LCLS project group. Linac Coherent Light Source, Conceptual Design Report, [Электронный ресурс]. - Режим доступа: http://www.slac.stanford.edu/pubs/slacreports/slac-r-593.html, свободный. - Загл. с экрана.

4 NLS project group, New Light Source project, Science Case, [Электронный ресурс]. - Режим доступа: http://www.newlightsource.org/, свободный. - Загл. с экрана.

5 Radiation oncology physics // E.B. Podgorsak et al. - Vienna: International Atomic Energy Agency, 2005.

6 Wagner A.R., Potylitsyn A.P. et. al. Monochromatic X-ray sources based on a mechanism of real and virtual photon diffraction in crystals // NIM B. - 2008. - V. 226. - P. 3893-3897

7 Мкртчян А.Р., Навасардян М.А., Мирзоян В.К. Полная переброска рентгеновского излучения, дифрагированного монокристаллом от направления прохождения в направление отражения под действием температурного градиента. // Письма в ЖТФ. - 1982. - Т. 8. - В. 11. - С. 677-680

8 Entin A.R. Theoretical and experimental study of X-ray acoustic resonance in perfect silicon crystals // Phys. stat. sol(b). - 1978. - V 90. - P. 575-584

9 Haruta K. Intensity of X-rays diffracted from an elastically vibrating simple-crystal plate. // J. Appl. Phys. - 1967. - V. 38. - P. 3312-3259

10 К.П. Ассур, И.Р. Энтин. Влияние ультразвуковых колебаний на динамическую дифракцию рентгеновских лучей в геометрии Брэгга // ФТТ. - 1982. - Т. 24. - В. 7. - С. 2122-2129

11 E. Zolotoyabko and J.P. Quintana. Time and phase control of x-rays in stroboscopic diffraction experiments // Review of scientific instruments. - 2002. - V. 73. - P. 1643

12 Zolotoyabko E., Quintana J.P. Control of synchrotron X-ray diffraction by means of standing acoustic waves // Review of scientific instruments. - 2004. - V. 75. - №3. - P. 699-708

13 V.V. Antipov, A.A. Blistanov, E.D. Roshchupkina, R. Tucoulou, L. Ortega, D.V. Roshchupkin. High-resolution x-ray topography and diffraction study of bulk regular domain structures in LiNbO3 crystals //Appl. Phys. Lett. - 2004. - V. 85. - P. 5325

14 D.V. Roshchupkin, D.V. Irzhak, and V.V. Antipov. Visualization of a ferroelectric domain structure in the X cut of a LiNbO3 crystal using x-ray diffraction and topography // Appl. Phys. Lett. - 2009. - V. 94. - P. 222903

15 V.I. Punegov, Y.I. Nesterets, D.V. Roshchupkin. Coherent and diffuse X-ray scattering in crystals modulated by a surface acoustic wave // J. Appl. Cryst. - 2010. - V.43. - P. 520-530

16 A.E. Voloshin. Peculiarities of the diffraction contrast in plane wave X-ray topographs of weakly deformed crystals in the bragg geometry // Crystallography Reports. - 2011. - V. 56. - №5. - Р. 802-810

17 A.E. Blagov, M.V. Koval'chuk, V.G. Kohn, V.V. Lider, and Yu. V. Pisarevski. Possibilities of controlling an X-ray beam with a crystal subjected to long-wave ultrasonic vibrations // Journal of Experimental and Theoretical Physics. - 2005. - V. 101. - №5. - P. 770-778

18 A.E. Blagov, M.V. Koval'chuk, V.G. Kohn, Yu. V. Pisarevski. Dynamic variation in the lattice parameter of a crystal under ultrasonic treatment in X-ray diffraction experiments // Crystallography Reports. - 2006. - V. 51. - №5. - P. 729-733

19 M.V. Kovalchuk, A.V. Targonskii, A.E. Blagov, I.S. Zanaveskina, Yu.V. Pisarevskii. New method for measuring rocking curves in X-ray diffractometry by ultrasonic modulation of the lattice parameter // Kristallografiya. - 2011. - V. 56. - №5. - P. 886-889

20 Мкртчян А.Р., Навасардян М.А., Габриелян Р.Г. и др. Полное зеркальное отражение излучения ангстремных длин волн на ультразвуковой сверхрешотке в случае Лауэ-геометрии // Письма в ЖТФ. - 1983. - Т. 9. - В. 11. - С. 1181

21 Gabrielyan R.G., Aslanyan H.A. Modulation of г and X-rays by ultrasonic vibrations in crystals // Phys. Stat. sol. (b). - 1984. - V. 123. - P. K97-K99

22 Gabrielyan R.G., Mkrtchyan A.R., Aslanyan H.A. and Kotandyan Kh.V. On the theory of X-ray diffraction in oscillating piezo crystals // Phys. Stat. Sol. - 1985. - V. 92 (a). - P. 361-368

23 Mkrtchyan A.R., Navasardian M.A., Gabrielyan R.G., Kocharian L.A. and Kuzmin R.N. Controlled focusing of the Е wavelength radiation in case of the ultrasound modulation or temperature gradient // Solid State Communications. - 1986. - V. 59. - P. 147-149

24 С.Н. Нореян, В.К. Мирзоян, В.Р. Кочарян. Зависимость угловой апертуры полного перебрасываемого рентгеновского излучения от толщины монокристалла при наличии температурного градиента // Изв. НАН Арм. Физика. - 2004. - T. 39. - №2. - С. 124-130

25 В.К. Мирзоян, С.Н. Нореян, В.Р. Кочарян. Рентгенодифракционный метод определения радиуса кривизны отражающих атомных плоскостей монокристаллов // Известия НАН Армения, Физика. - 2005. - T. 40. - №1. - С. 53-58

26 Мкртчян А.Р., Габриелян Р.Г., Асланян А.А. и др. Фокусировка и дефокусировка рентгеновского излучения под действием температурного градиента и ультразвуковых колебаний // Изв. АН Арм. ССР. Физика. - 1986. - Т. 21. - В. 6. - C. 297-305

27 С.Н. Нореян, В.К. Мирзоян, В.Р. Кочарян. Дифракция коллимированного рентгеновского излучения в монокристаллах под воздействием температурного градиента // Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования. - 2004. - №1. - С. 18-21

28 Takagi S. Dynamical Theory of diffraction applicable to cristals with any kind of small distortion //Acta Crystallographica. - 1962. - V. 15. - P. 1311-1312; J. Phys. Soc. Japan. - 1969. - V. 26. - P. 1239

29 А.Р. Мкртчян, В.Р. Кочарян, А.Е. Мовсисян. Модуляционная рентгеновская оптика. Часть 1: Теория // Материалы совещания «Рентгеновская оптика-2010». - Черноголовка. - 2010. - C. 44-46

30 А.Р. Мкртчян, В.Р. Кочарян, А.Е. Мовсисян. Модуляционная рентгеновская оптика. Часть 2: Эксперимент // Материалы совещания «Рентгеновская оптика-2010». - Черноголовка. - 2010. - C. 47-49

31 В.К. Мирзоян. Управление параметрами дифрагированного излучения ангстремного диапазона // Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук по специальности 01.04.07-физика конденсированного состояния, - 2009

32 А.А. Егиазарян. Некоторые задачи дифракции рентгеновских пучков в деформированных монокристаллах // Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.07-физика конденсированного состояния, - 2008

33 В.В. Маргарян. Управление параметрами рентгеновских пучков температурным градиентом в кристалле кварца // Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.07-физика конденсированного состояния, - 2010

34 В.Р. Кочарян. Связь параметров дифрагированных рентгеновских пучков и индуцированных внешними воздействиями деформационных полей в монокристаллах // Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.07-физика конденсированного состояния, - 2007

35 Р.Г. Габриелян, А.А. Асланян. О теории полной переброски сферической рентгеновской волны // Изв. АН Арм. ССР. Физика. - 1986. - Т. 21. - В. 6. - C. 337-339

36 A.R. Mkrtchyan, A.E. Movsisyan and V.R. Kocharyan. Experimental and theoretical investigation of complete transfer phenomenon for media with various heat exchange coefficients // Charged and neutral particles channeling phenomena «Channeling 2008», Editors Sultan B Dabagov & Luigi Palumbo, Copyright 2010 by world Scientific publication Co. Pte. Ltd, ISBN-13 978-981-4307-00-0. - 2008. - P. 110-118

37 Г.К. Хачатурян. Рассеяние рентгеновских лучей на поверхностных акустических волнах в скользящей геометрии Брэгга-Лауэ // Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.07-физика конденсированного состояния, - 2007

38 Kocharyan V., Levonyan L. X-ray diffraction image under the grazing angles of incidence on a surface acoustic wave // Book of Abstracts of XX Congress of the International Union of Crystallography (IUCr), - Italy, -2005. - P. C435; Acta Crystallographica. - 2005. - V. A 61. - P. 435

39 Л.В. Левонян, В.Р. Кочарян. Рентгеновская френелевская топография кристалла с вогнутой поверхностью в скользящей геометрии при наличии поверхностной акустической волны // Нано- и микросистемная техника. - 2005. - №7. - C. 12-16

40 A.R. Mkrtchyan, V.R. Kocharyan, L.V. Levonyan, and G.K. Khachaturyan. Study of X-ray diffraction from a surface acoustic wave in the grazing geometry with allowance for the curvature of the unperturbed crystal surface // ISSN 1063-7745, Crystallography Reports. - 2006. - V. 51. - Suppl. 1. - P. S44-S54

41 А.В. Виноградов и др. Зеркальная ренгеновская оптика. Под общей редакцией А.В. Виноградова. Л: Машиностроение, - 1989

42 С.С. Андреев, М.М. Барышева, Н.И. Чхало и др. Многослойные рентгеновские зеркала на основе La/B4C и La/B9C. // Журнал технической физики. - 2010. - Т. 80. - В. 8. - С. 93-100

43 Бугаев Е.А., Девизенко А.Ю., Зубарев Е.Н., Севрюкова В.А., Кондратенко В.В. Межслое-вое взаимодействие и структурно-фазовые превращения в многослойной пленочной системе Co/C // Металлофизика и новейшие технологии. - 2008. - Т. 30. №11. С. 1533-1545

44 B. Lengeler, C. Schroer, B. Benner, F. Gunsler, M. Kuhlmann, J. Tummler, A. Simionovici, M. Drakopoulos, A. Snigirev, I. Snigireva. Parabolic refractive X-ray lenses: a breakthrough in X-ray optics // Nuclear Instruments & Methods A. - 2001. - V. 467-468. - P. 944-950

45 C.G. Schroer, M. Kuhlmann, U.T. Hunger, T.F. Gunsler, O. Kurapova, S. Feste, F. Frehse, B. Lengeler, M. Drakopoulos, A. Somogyi, A.S. Simionovici, A. Snigirev, I. Snigireva, C. Schug, W.H. Schroder. Nanofocusing parabolic refractive X-ray lenses // Applied Physics Letters. - 2003. - V. 82 (9). - P. 1485-1487

46 V. Nazmov, L. Shabel'nikov, F.-J. Pantenburg, J. Mohr, E. Reznikova, A. Snigirev, I. Snigireva, S. Kouznetsov, M. Di Michiel. Kinoform X-ray lens creation in polymer materials by deep X-ray lithography // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research B. - 2004. - V. 217. - P. 409-416

47 V. Nazmov, E. Reznikova, A. Snigirev, I. Snigireva, M. Di Michiel, M. Grigoriev, J. Mohr, B. Matthis, V. Saile. LIGA fabrication of X-ray Nickel lenses // Microsystem Technologies. - 2005. - V. 11, - P. 292-297

48 J. Gulden, O.M. Yefanov, A.P. Mancuso, V.V. Abramova, J. Hilhorst, D. Byelov, I. Snigireva, A. Snigirev, A.V. Petukhov, I.A. Vartanyants. Coherent X-ray imaging of defects in colloidal crystals // Phys. Rev. B. - 2010. - V. 81. - P. 224105

49 R. Barrett, J. Hдrtwig, Ch. Morawe, A. Rommeveaux, and A. Snigirev. X-ray optics at the ESRF // Synchrotron Radiation News. - 2010. - V. 23. - P. 36-42

50 A. Snigirev, I. Snigireva. Hard X-ray optics // in modern developments in X-ray and neutron optics. Springer series in optical sciences. - 2008. - V. 137. - P. 255-285

51 V.V. Aristov, Yu.A. Basov, S.V. Redkin, A.A. Snigirev, V.A. Yunkin. Bragg zone plates for hard X-ray focusing // Nucl. Instrum.& Methods A. - 1987. - V. 261. - P. 72

52 V.V. Aristov, Yu.A. Basov, G.N. Kulipanov, V.F. Pendyurin, A.A. Snigirev, A.S. Sokolov. Focusing properties of a Bragg-Fresnel lens in a white spectrum of synchrotron radiation // Nucl. Instrum.& Methods A. - 1989. - V. 274. - P. 390

53 V. Aristov, M. Drakopoulos, S. Kuznetsov, A. Snigirev, I. Snigireva, V. Yunkin. A deformation Bragg-Fresnel lens with SiO2 surface structure // in design and microfabrication of novel X-ray optics, Derrick C. Manchini Editor, Proceedings of SPIE. - 2002. - V. 4783. - P. 97-104

54 S. Kuznetsov, V. Yunkin, M. Drakopoulos, I. Snigireva, A. Snigirev A linear single-crystal Bragg-Fresnel Lens with SiO2 surface structure // AIP conference proceedings, 705, Synchrotron Radiation Instrumentation: Eighth international Conference on Synchrotron Radiation Instrumentation. - 2004. - P. 744-748

55 Мкртчян А.Р., Мирзоян В.К., Нореян С.Н. Избирательный фильтр рентгеновского излучения на основе явления полной переброски // Изв. АН Арм. ССР. Физика. -1990. - Т. 25. - В. 1. - С. 47-51

56 Гинье А. Рентгвнография кристаллов. - М.: Изд. физ. мат. лит., 1961. - 604 с

57 Мирзоян В.К., Нореян С.Н. Безшелевой коллиматор монохроматического рентгеновского излучения // Изв. АН Арм. ССР. Физика. - 1991. - Т. 26. - В. 1. - C. 33-36

Размещено на Allbest.ru

Страница:


Подобные документы

Работы в архивах красиво оформлены согласно требованиям ВУЗов и содержат рисунки, диаграммы, формулы и т.д.
PPT, PPTX и PDF-файлы представлены только в архивах.
Рекомендуем скачать работу.

© 2000 — 2023, ООО «Олбест» Все права защищены