Бетатрон и синхротрон

Возможности осуществления фотоядерных реакций чрезвычайно расширились в связи с созданием ускорителей электронов (бетатронов и синхротронов), при помощи которых можно получить 7-излучение любой энергии вплоть до 10 эв. [c.284]

Это объясняется, в частности, тем, что спектр тормозного излучения бетатронов и синхротронов, чаще всего используемых для изучения фотоядерных реакций, является сплошным. При этом число 7-квантов с энергией, лежащей в интервале от Е до [c.284]

Для анализа синхротронных колебаний рассмотрим синхронную орбиту, на которой частица с определенным импульсом ускоряется таким образом, чтобы поддерживать постоянной ее фазу относительно ускоряющего поля. Для ускорителей со знакопеременными градиентами орбита часто выбирается так, что магнитное поле вдоль нее постоянно, эта орбита называется главной и является окружностью (на рис. 4.1 она показана сплошной линией). Частица с импульсом и фазой, отличающимися от синхронных значений, совершает колебания около этой синхронной орбиты. Обычно период этих колебаний значительно больше, чем период бетатронных колебаний. Таким образом, на временной шкале синхротронных колебаний орбиты с устойчивой фазой — равновесные орбиты. Строго говоря, бетатронные и синхротронные колебания связаны. Однако, так как период синхротронных колебаний значительно больше периода бетатронных колебаний, в адиабатическом приближении эти два типа колебаний могут рассматриваться порознь. К тому же в линейной области, как мы показали, матрица преобразования для колебаний может быть диагонализирована, что ведет к независимым степеням свободы колебаний. [c.149]

Общим методом, которым мы- пользовались для описания колебаний частиц в циклическом ускорителе, является определение небольших отклонений от главной орбиты. Если все колебания линейны, то можно описать движение с помощ,ью нормальных колебаний, а именно тремя нормальными колебаниями, описываюш,ими три степени свободы. Эти нормальные колебания не будут прямо соответствовать бетатронным и синхротронным колебаниям, как описывалось раньше, из-за связи между радиальными бетатронными колебаниями и синхротронными колебаниями. Однако, предполагая, что скорость изменения параметров вынужденных колебаний мала в сравнении с частотой свободных колебаний, можно считать, что нормальные колебания адиабатически соответствуют описанным выше колебаниям. В силу этого предположения матрица преобразования шестого порядка, связьшающ,ая начальные значения параметров с конечными значениями, диагонализируется в три отдельные 2X2 матрицы с определителем, равным единице. [c.173]

Это нижний предел р, который выполняется при полной корреляции между бетатронными и синхротронными колебаниями. В этом примере максимальная амплитуда бетатронных колебаний равна р. [c.197]

Из предыдушего становится очевидным, что между рентгеновскими лучами и 7-лучами нет принципиального различия. В табл. 1 отмечена условная линия, разделяющая эти две области спектра это связано с те.м, что вплоть до недавнего времени наиболее мощные рентгеновские трубки работали при напряжении порядка 400 кв, в то время как 7-излучения имели в большинстве случаев более высокую энергию. За последние 10—15 лет разработаны мощные устройства, такпе, как генератор Ван-Граафа, линейный ускоритель, бетатрон и синхротрон, позволяющие поотучать рентгеновские лучи с энергией во много миллионов вольт, перекрывающей и даже превосходящей область энергий 7-излучения, что полностью стерло указанное выше различие. Тем не менее термины рентгеновские лучи и 7-лучи остаются полезными, но лишь для того, чтобы определить, где [c.22]

Дмитрий Дмитриевич Ива- светящихся электронов, ненко (род. 1904) — советский ускорения до очень высоких физик. В 1932 г. высказал при- энергий в ускорителях типа пятое сейчас представление о бетатрона и синхротрона. Тру-ядре атома, состоящем из про- ды Д. Д. Иваненко содержат тонов и нейтронов. Большим дальнейшее развитие уравне-вкладом в квантовую механи- ния Дирака, исследования коску являются его исследования мических явлений, разработку электромагнитных излучений квантовой теории гравитации. [c.162]

Таким образом, торможение быстрых электронов в веществе создает непрерывный спектр Х-излучения, и любой электронный ускоритель может служить источником такого излучения. Генераторы Ван де Граафа, бетатроны и синхротроны уже нашли применение в качестве источников тормозного излучения для осуществления ядерных реакций. При отсутствии специальных устройств для вывода электронного пучка из вакуумных камер бетатронов или синхротронов тормозное излучение является единственным типом радиации, выходящим за пределы вакуумной системы таких машин. Чем выше энергия создающего тормозное излучение электрона, тем в большей степени испускание лучей происходит в направлении движения электрона так, в бетатроне на 100 Мэв около половины всей интенсивности пучка тормозного излучения испускается в пределг х конуса с углом раствора 2°. Основным недостатком, с которым надо считаться при использовании источников тормозного излучения для ядерных исследований, является спектральное распределение у-лучей. Однако такие источники способны генерировать электромагнитное излучение столь высоких энергий и интенсивностей, которые недостижимы другими методами. [c.372]

Циклотрон можно использовать также для получения потока нейтронов из бериллия. С этой целью берил-лиевые мишени бомбардируют ускоренными дейтронами при этой реакции выделяются нейтроны и образуется бор. Чтобы получить поток нейтронов такой же мощности, какую обеспечивает циклотрон, нужно было бы бомбардировать бериллий а-частицами, получаемыми примерно из 40 кг радия. Наряду с циклотроном существуют и другие устройства подобного типа, например бетатрон и синхротрон, которые также успешно применяются для получения радиоактивных изотопов. Наиболее современным и весьма мощным ускорителем частиц является циклотрон, изображенный на рис. 41. В 1960 году в Брукхевенской лаборатории был пущен синхротрон со знакопеременным градиентом, обладающий мощностью 30 миллиардов электронвольт. [c.49]

Затухание амплитуды колебаний, обусловленное радиационными потерями. В дополнение к адиабатическому затуханию бетатронных и синхротронных колебаний в синхротроне колебания затухают в силу радиационных потерь, как ожидалось из обсуждения нега(-мильтоновых эффектов в 1.2. Цель этого параграфа—проиллюстрировать приложение общей теории негамильтоновых сил к специфическому случаю — классическому излучению. Убедимся, что общая теория должна применяться с большой осторожностью. Результаты этого параграфа будут использованы при изучении проблемы многооборотной инжекции в синхротрон в 4.6. [c.172]

Введение. В 4.1 и 4.2 мы рассматривали бетатронные и синхротронные колебания в синхротронах, последние в гамильтоновой форме, что непосредственно позволяет определить аксептанс вынужденных колебаний в фазовом пространстве. Для машин с азимутальной симметрией выражение (4.21а) с константой, равной лгш, дает границу свободных колебаний в фазовом пространстве./ Для синхротронов с переменными градиентами аксептанс свободных, колебаний меняется в зависимости от положения плоскости инжекции. Диаграмма в фазовом пространстве может быть построена с помощью (4.32) при соответствующей Р(0) в зависимости от плоскости инжекции. Хотя реальный поперечный аксептанс зависит от совместного влияния свободных и вынужденных колебаний, мы будем рассматривать отдельно свободные колебания при описании процедуры согласования. Проблема связи различных типов колебаний будет подробно рассматриваться в 4.5. [c.179]

Рассмотрим распределение плотности внутри эмиттанса и разовьем процедуру получения преобразований плотности распределения после того, как частицы подверглись бетатронным и синхротронным колебаниям. Учтем также связь поперечного и продольного фазового пространства. Используем преобразование функции распределения при решении проблемы увеличения числа частиц, захваченных в синхротрон, по отношению к ускоряющему напряжению при инжекции. Число захваченных частиц является наибольшим для процедуры согласования, которая изменяет как форму эмиттанса, так и ускоряющее напряжение синхротрона. Однако реальный инжектор иногда может содержать преобразователь эмиттанса, а иногда нет, поэтому рассмотрим оба случая. [c.192]

Аналитическое рассмотрение двух предельных случаев. В этом параграфе мы оптимизируем число частиц в двух предельных случаях. В первом случае бетатронные и синхротронные колебания считаются некоррелированными. Это соответствует случаю, когда продольное фазовое пространство (ошибка в фазе и импульсе) ведет к синхротронным колебаниям, а поперечное фазовое пространство (радиальный разброс и угловая расходимость) — к бетатронным колебаниям. Во втором случае поперечное фазовое пространство эмиттанса взято равным нулю, и все частицы инжектируются на главную орбиту. Продольное фазовое пространство, таким образом, ведет к полностью коррелированным бетатронным и синхротронным колебаниям. Мы предполагаем, что как продольная, так и поперечная плотность частиц в фазовом пространстве эмиттанса имеет вид [c.195]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология