ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2004, < 4, с. 28-31
УДК 539.1.01.03
НОВЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОЛЩИНЫ ТРЕКОВ ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР, ОСТАНАВЛИВАЮЩИХСЯ В ФОТОЭМУЛЬСИИ
© 2004 г. С. Д. Богданов, В. Ф. Космач, Е. Е. Журкин
Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 10.10.2003 г.
Результаты моделирования пространственного распределения вероятности проявления зерен фотоэмульсии вокруг трека иона и сравниваются с экспериментально измеренными толщинами видимой части трека в фотоэмульсии вблизи и вдали от конца пробега иона. Обсуждаются вопросы влияния процессов перезарядки тормозящегося иона на толщину следа в конце его пробега.
ВВЕДЕНИЕ
Исследования природы формирования треков в веществе при прохождении ускоренных тяжелых заряженных частиц остаются достаточно актуальными в связи с такими проблемами, как воздействие ускоренных тяжелых заряженных частиц на биологические объекты, радиационная стойкость полупроводниковых электронных элементов, создание и эксплуатация трековых детекторов [1-3]. В исследованиях почти 40-летней давности было установлено, что следы ядер в ядерной фотоэмульсии с зарядом X > 4 обладают особенностью, которая резко отличает их от следов протонов. Она заключается в заметном сужении следов к концу пробега (уменьшение видимой ширины следа при замедлении частицы). В этих исследованиях источником тяжелых ионов являлось первичное космическое излучение, и диапазон атомных номеров ионов ограничивался железо-никелевым пиком [4, 5]. При этом сужение трека связывалось главным образом с изменением зарядового состояния тормозящегося иона.
С другой стороны, известно, что пространственное распределение энергии вокруг трека в основном обусловлено переносом быстрых дельта-электронов, формирующихся в процессе ионизации атомов вещества тормозящимся ядром, и таким образом вероятность проявления зерна фотоэмульсии может быть связана с радиальной дозой, создаваемой дельта-электронами вокруг трека [6, 7]. Для выяснения значимости указанных механизмов формирования трека на его форму вблизи конца пробега тяжелого иона в данной работе проведено исследование влияния эффективного заряда останавливающегося ядра на формирование трека в ядерной фотоэмульсии. С этой целью проведено численное моделирование пространственного распределения энергии вокруг трека тяжелого иона, а также процессов формирования видимой части трека с учетом вероятностной модели проявления зерен ядерной фотоэмульсии
БР-2 в зависимости от локально поглощенной энергии. Полученные данные сравниваются с экспериментальными измерениями видимой части следа ^взаимодействовавших ионов и, останавливающихся в ядерной фотоэмульсии БР-2, вблизи конца их пробега.
ЭКСПЕРИМЕНТ
Детали облучения и проявления камер, а также методика измерений опубликованы ранее в работах [1-3], поэтому мы лишь кратко укажем особенности экспериментальной методики. Камеры, состоящие из слоев эмульсии БР-2, облучались ядрами и238 с энергией 927.6 МэВ/нуклон на ускорителе Бэвалак (Беркли, США). Поиск остановок первичных ядер осуществлялся методом двойного, быстрого и медленного, просмотра вдоль первичного следа. Во всех камерах были обнаружены остановки первичных ядер. Измерения видимой толщины следов проводились на микроскопе МБИ-9 с увеличением 2700 (цена деления шкалы 0.53 мкм), начиная от конца пробегов, с шагом 20 мкм. На каждом исследованном типе ядра было проведено 1200 измерений видимой толщины следов.
МОДЕЛЬНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
Моделирование прохождения тяжелого иона через фотоэмульсию осуществлялось методом Монте-Карло с помощью компьютерной программы ТЯЖБ [8]. Рассматривались ионы с начальной энергией порядка 100 МэВ/нуклон. Образование первичных 5-электронов учитывалось с использованием модели [9]. След каждого иона прослеживался вплоть до полной остановки. За основу расчета эффективного заряда тяжелого иона Хе[[ (который представляется в виде среднего заряда частицы, воздействующего на электроны и атомы мишени) была взята 2ВЬ-модель [10].
В рамках этой модели учитывается относительная (по отношению к средней скорости электронов атомов мишени) скорость иона, экранирование части заряда атомными электронами и зарядовое состояние иона. Все характерные параметры при вычислении в рамках 7ВЬ-модели табулированы для каждой пары ион-атом. Точность подгонки оценивается авторами [10] на уровне 5%. При расчетах электронная тормозная способность иона, а также сечение ионизации атомов мишени определялась с учетом зависимости (Р), где 2^(в) -это эффективный заряд налетающей частицы при скорости равной р.
Численное моделирование процессов передачи энергии вокруг трека осуществлялось следующим образом. Вначале рассматривался процесс торможения тяжелого иона вплоть до его полной остановки, при этом учитывалось образование первичных электронов отдачи (дельта-электронов). Данные о каждом образованном 8-электро-не с энергией свыше 100 эВ (начальная энергия, начальные координаты, направляющие косинусы импульса) заносились в специальную базу данных. После этого проводилось моделирование переноса каждого из образованных дельта-электронов, на основе которого формировалось пространственное распределение потерь энергии быстрыми электронами в области вокруг трека иона. Моделирование переноса 8-электронов осуществлялось с помощью программы ТЯЕЬМ, также основанной на методе Монте-Карло [11].
Полученные значения поглощенной дозы В(г, г), создаваемой дельта-электронами в точке с цилиндрическими координатами г и г, где г - радиус (радиальная координата), г - длина трека, отсчитываемая от точки остановки иона (т.е. остаточный пробег иона), были использованы для вычисления вероятности проявления зерна фотоэмульсии, У(г, г). Величина У(г, г) оценивалась, как и ранее [1, 11], в рамках теории мишени с использованием одноударно-одномишенного механизма, предложенного в работах Катца и др. [6, 7] для интерпретации механизма проявления зерен крупнозернистой эмульсии типа Илфорд в5:
У(г, г) = 1-ехр (-В (г, г)/Во),
где В0 - доза инактивации фотоэмульсии, которая в настоящей работе была принята равной соответствующему значению для Илфорд в5 В0 = = 1.248 • 10-8 эВ/А3. Отметим, что отечественная фотоэмульсия БР-2 близка по своим свойствам к Илфорд в5, поэтому использование некоторых параметров последней в расчетах нам представляется вполне возможным.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В качестве примера на рис. 1 приведен экспериментально измеренный радиус (т.е. половина видимой толщины) трека, созданного ядром и в ядерной фотоэмульсии БР-2, в зависимости от остаточного пробега И. Видно, что в нашем эксперименте так же, как и в исследованиях с космическим излучением, наблюдается уменьшение види-
г, мкм
г, мкм
Рис. 1. Зависимость расчетных значений фиксированных уровней вероятности проявления зерен ядерной фотоэмульсии БР-2 (УС0П81 = У(г, г)) для ионов И238 от величины остаточного пробега иона до остановки (г) и радиального расстояния от оси трека (г): с учетом изменения зарядового состояния иона согласно 2ВЬ-модели (а); без учета изменения зарядового состояния иона (б). Цифры на сплошных линиях соответствуют выбранным значениям величины УС0П81; символами (квадраты) показаны экспериментально измеренные толщины видимой части следа ионов и, останавливающихся в ядерной фотоэмульсии БР-2, в зависимости от остаточного пробега.
30
БОГДАНОВ и др.
г, мкм
Рис. 2. Зависимость расчетных значений фиксированных уровней вероятности проявления зерен ядерной фотоэмульсии БР-2 (Усоп81 = У(г, г)) для релятивистских ионов и238 с энергией 700 МэВ/нуклон на начальном участке трека от его длины (С) и радиального расстояния от оси трека (г). Цифры на сплошных линиях соответствуют выбранным значениям величины ^соП81. Пунктирной линией показано экспериментально измеренное значение радиуса видимой части следа релятивистских ионов и с энергией 700 МэВ/нуклон на начальном участке трека в ядерной фотоэмульсии БР-2.
мой ширины следа при уменьшении остаточного пробега ядер. При этом длина конуса - длина сужающейся части следа для ядер урана - составила величину порядка 650 мкм, а средний радиус следов в области плато составляет 14.4 мкм. Далее, согласно описанной выше методике, были проведены расчеты пространственного распределения вероятности проявления зерен фотоэмульсии как с учетом изменения эффективного заряда ядра и (т.е. = так и без учета (т.е. при =
где = 238).
Расчетные значения фиксированных уровней вероятности проявления Усоп81 = У(г, ¿) для ядер И238, полученные с учетом изменения зарядового состояния останавливающегося ядра, приведены на рис. 1а, а без такого учета - на рис. 16. Видно, что в первом случае кривые Усоп81 = У(г, ¿) фактически повторяют экспериментальную форму трека, причем наилучшее согласие с экспериментом достигается для значения Усоп81 - 0.031. В то же время из рис. 16 видно, что для расчетной кривой Усоп81 = У(г, ¿), полученной без учета изменения зарядового состояния останавливающегося ядра (т.е. при = Т1), практически невозможно подобрать величину вероятности проявления зерна, которая позволила бы получить согласие с экспериментом.
С целью проверки адекватности выбранной модели проявления зерен фотоэмульсии были проведены измерения толщины начального участка следа релятивистского ядра И (с энергией порядка 700 МэВ/нуклон) в ядерной фотоэмуль-
сии БР-2. Для данного участка трека были также выполнены соответствующие расчеты радиального распределения вероятности проявления зерен. Результаты показаны на рис. 2. Видно, что экспериментальный радиус трека соответствует вероятности проявления У - 0.027, что достаточно хорошо согласуется со значением Усоп81 - 0.031, полученным для кривой, которая наиболее соответствует экспериментально измеренной форме следа ядра И вблизи конца его пробега (рис. 1а). Следовательно, выявленные расхождения между экспериментом и расчетами, выполненными без учета изменеия зарядового состояния иона, указывают на существенное влияние процессов перезарядки тормозящегося иона на характер пространстве
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.