Рентгеновская аппаратура занимает одно из ведущих мест в ряду средств, применяемых для изучения строения вещества, неразрушающего контроля качества изделий, радиационной технологии, исследования быстропроте-кающих процессов и решения других научных и технических задач [15, 19, 20, 70, 81, 86]. Функциональные возможности и технический уровень рентгеновской аппаратуры в значительной мере определяются параметрами используемых в ней источников излучения — рентгеновских трубок.

Трубки представляют собой обширный, динамически развивающийся класс электронных приборов [5, 22, 28, 68, 95, 99]. Постоянными стимулами его развития являются непрерьгвное повышение требований к параметрам рентгеновской аппаратуры и расширение сферы применения рентгеновского ^излучения.

Исторически первыми областями практического использования рентгеновского излучения явились медицинская диагностика и просвечивание материалов. Для получения теневых картин исследуемых объектов на начальном этапе развития рентгенотехники применялись ионные рентгеновские трубки. Работы Лилиенфельда и особенно Кулиджа (1912—1913 гг.) привели к созданию электронных трубок с термокатодов, получивших в дальнейшем исключительно большое развитие [80].

Открытие дифракции рентгеновского излучения в кристаллах (1912 т.) послужило основой для развития двух важнейших областей современной техники — рентгеноструктурного и рент-геноспектрального анализов. Появились методы, позволяющие исследовать структуру кристаллических веществ на атомном уровне и определять элементный состав различных материалов. Для их практической реализации были разработаны трубки с различными мишенями и выпускными окнами, слабо погло-П1ающими длинноволновое излучение.

В последующие два десятилетия благодаря успехам вакуумной техники и технологии рентгеновские трубки были значительно усовершенствованы [77, 97]. .

На рубеже 30—40-х годов родилась новая область применения рентгеновского излучения—рентгенография быстропроте-кающих процессов с помощью мощных вспышек рентгеновакого излучения (Штеенбек, Оостеркампф, Слэк, Эрке, В. А. Цукер-ман и др. [80, 99, 105]). В 50-х годах в аппаратуре микросекундного диапазона, предназначенной для исследования явлений взрыва, детонации, внешней и внутренней баллистики, динамического уплотнения материалов и других процессов, начали применять трубки с автоэмиссионнымн катодами [80, 105]. ^

Создание приборов с фокусным пятном диаметром 0,5—1 мкм привело к широкому применению в промышленности и научных исследованиях метода проекционной рентгеновской микроскопии, с помощью которого изучают фазовый и элементный состав сплавов, процессы коррозии и диффузии металлов; осуществляют неразрушающий контроль качества изделий микроэлектроники и полупроводниковой техники и т. д. Эффективным средством неразрушающего контроля изделий электронной промышленности стали рентгенотелевиз'ионные микроскопы, разработанные в 60-х годах [81].

В последние годы новые успехи достигнуты в технике генерирования импульсного рентгеновского излучения. Созданы рентгеновские трубки со взрывоэмиссионными катодами для сильноточной аппаратуры наиосекундного диапазона [13, 22, 46, 62, 99, 105]. Основные области ее применения — физика быстропротекающих процессов, радиационная химия, физика плазмы, дефектоскопия в нестационарных условиях. Важное значение для развития этого класса рентгеновских приборов имели работы по исследованию взрывной электронной эмиссии и инициирующих ее автоэмиссионных процессов, выполненные в СССР (Г. А. Месяц, Г. Н. Фурсей и др.).

Новой областью применения импульсного излучения является рентгеновская локация [20]. Рентгенолокационные системы обеспечивают высокую точность измерения малых расстояний, что недоступно традиционно используемым радиолокационным средствам; точность измерений практически не зависит от погодных условий. Рентгенолокационная аппаратура малочувствительна к искусственно создаваемым помехам.

Характерный для наших дней бурный прогресс таких областей, как электроника, молекулярная биология, кристаллография, стимулировал дальнейшее развитие дифракционных методов, основанных на использовании высокоинтенсивных рентгеновских пучков. Для их получения разработаны мощные генераторы излучения на базе трубок с вращающимся анодо'м, охлаждаемым проточной жидкостью [104, 107]. Мощные генераторы излучения позволили создать радиоэлектронные системы визуализации дифракционных изображений кристаллов. Появн-' лась возможность быстро выявить пространственную картину

распределения дефектов в кристаллических пластинах. Этот неразрушающий метод контроля имеет первостепенное значение для микроэлектроники, лазерной техники, оптоэлектроники и других областей техники, где широко используют кристаллы.

С помощью мощных генераторов осуществлены уникальные эксперименты по исследованию структуры биополимеров (белков, нуклеиновых кислот, вирусов и т. п.).

Важное экономическое и социальное значение имеет широкое внедрение в горно-обогатительную промышленность рентгено-лю'минесцентного метода сепарации минералов, в частности алмазов. Применение рентгенолюминесцентных сепараторов не только обеспечивает более высокий, чем классические (флотационный, жировой, гравитационный) методы, процент извлечения алмазов из породы, но и способствует резкому улучшению условий труда персонала обогатительных фабрик, повышению культуры производства. Для работы в сепараторах требуются специальные мощные мягколучевые рентгеновские трубки.

Одним из крупнейших достижений современной электроники явилось создание рентгеновских вычислительных томографов — диагностических комплексов, обеспечивающих быстрое получение на экране дисплея высококачественных послойных изображений исследуемого объекта, в частности тела человека [81]. Развитие вычислительной томографии стимулировало разработку новых диагностических трубок с вращающимся анодо.м с повышенной но.минальной мощностью.

В последние годы родилось и успешно развивается перспективное направление в электронике, связанное с применением рентгеновского излучения для технологических целей,— рент-генолитография [49, 93]. Рентгенолитографический процесс обеспечивает получение микроструктур с субмикронными размерами, что имеет исключительно важное значение для дальнейшего развития микроэлектроники. Для экспонирования в рентгенолитографии необходимо использовать мощные источники длинноволнового излучения. Практическое применение получили источники синхротронного излучения, а также рентгеновские трубки специальной конструкции. Особое внимание в настоящее время уделяется созданию более дешевых и доступных рентгенолитографических установок на базе традиционных источников излучения—рентгеновских трубок.

Успешно ведутся ра'боты по созданию высокочастотных рентгеновских трубок [67].

Таким образом, развитие рентгеновских трубок идет как по пути непрерывного совершенствования их конструкции и улучшения параметров, так и по пути создания новых конструкций, позволяющих решать разнообразные технические задачи на принципиально новой основе. Большой вклад в разработку трубок для научной, технической и медицинской рентгеновской

аппаратуры внесли советские специалисты Н. А. Дронь, В. Г. Лютцау, Г. М. Николаенко, И. П. Оке, В. И. Раков, М. И. Теумин, Ф. Н. Хараджа, В. А. Цукерман и др.

Важно отметить, что в настоящее время практически не существует каких-либо источников проникающего фотонного излучения, альтернативных рентгеновским трубкам. Таким образом, непрерывное совершенствование рентгеновских трубок продолжает оставаться актуальной технической задачей.

ГЛАВА ПЕРВАЯ

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБКАХ

1.1. СПЕКТРЫ РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Проникающее излучение, открытое в 1895 г. немецким физиком Рентгеном (1845—1923) и названное в его честь рентгеновским, представляет собой электромагнитные волны с длиной приблизительно от 1 до 10"^ нм.

Для возбуждения рентгеновского излучения необходимо получить свободные электроны, сообщить им достаточно высокую энергию и затормозить с помощью поставленной на их пути мишени. Реализация процессов получения, ускорения и резкого торможения электронов осуществляется в специальных электровакуумных приборах — рентгеновских трубках, а также в ускоряющих трубках и камерах электронных ускорителей. В подавляющем большинстве рентгеновских трубок энергия бомбардирующих мишень электронов не превышает 400 кэВ и лишь в отдельных типах приборов достигает 1—2 МэВ.

В результате взаимодействия с атомами мишени электроны отклоняются от первоначального направления движения и теряют свою энергию. Полные потери энергии являются суммой ионизационных и радиационных потерь.

Ионизационные потери обусловлены неупругими соударениями электронов с атомами мишени, в которых энергия электронов затрачивается на возбуждение и ионизацию атомов.

Среднее значение потерь, приходящихся на единицу длины пути электронов (в МэВ/см) в веществе, характеризуемом плотностью р (г/см^), атомным номером Z и атомной массой А, определяется формулой Бете — Блоха

Здесь

1 /7—1VI

/='(?) = l-F-^ln2 + ^^ ^

f, = v/c — отношение скорости электронов и скорости света; У= (1 — р^)""'/2 — коэффициент релятивистского преобразования; б — поправка, учитывающая эффект плотности; / — средняя энергия ионизации атомов мишени.

■/V,

N

vii

IV

М'серия

м.

111

К-

К'серия

Рис. 1.1. Схема уровней .энергии атома

Для веществ с Z> 12 (что всегда справедливо в отношении мишеней рентгеновских трубок) величина / (в эВ) может быть вычислена по эмпирической формуле [82]

J/Z = 9,76 + 58,8Z-'''9.

При увеличении энергии электронов ионизационные потери гигачале уменьшаются, при некотором значении энергии достигают минимума, а затем медленно возрастают. В частности, для вольфрамовьгх мишеней, широко применяемых в рентгеновских трубках, минимум ионизационных потерь наблюдается при энергии около 1 МэВ.

В каждом из множества столкновений с атомами мишени электрон теряет незначительную энергию — в среднем несколько электрон-вольт. Однако в тех случаях, когда электроны ионизуют атомы во внутренних оболочках, потери энергии в отдельном акте могут составлять единицы и десятки килоэлектрон-'вольт. Атом, у которого образована вакансия в одной из внутренних оболочек, возвращается в нормальное состояние либо путем испускания фотона так называемого характеристического рентгеновского излучения, либо безрадиационным путем. Испускание фотона происходит в результате перехода на вакантное место электрона из внешней оболочки атома; энергия фотона равна разности энергии атома в начальном и конечном состоя-

ниях. При безрадиационном процессе избыток энергии, освобождающейся при таком же переходе, затрачивается на удаление одного из внешних электронов атома. Это явление известно как эффект Оже, а удаленный электрон называется оже-элек-троном.

На рис. 1.1 показана схема возможных переходов электронов между уровнями энергии атома, в результате которых возникают фотоны характеристического излучения. Переходы электронов с уровней оболочек L-, М-, ... на уровень ближайшей к ядру /(-оболочки приводят к испусканию характеристического излучения /(-серии. Соответственно при заполнении вакансий на уровнях L-оболочки (Li,..., Ьщ) возникает излучение L-серии и т. д.

При бомбардировке мишени электронным пучком эмиссия фотонов характеристического излучения происходит из большого числа атомов. Поэтому в результате показанных на рисунке переходов статистически возникают линии различных серий. В спектрах мишеней с большим атомным номером установлено пять серий линий: К, L, М, N и О. Энергии линий каждой серии близки по величине. Однако энергии линий разных серий одного и того же элемента существенно различны. При переходе от К- к 0-серии энергия характеристических линий постепенно убывает. Таким образом, наиболее коротковолновым является излучение /(-серии. Оно обычно и используется на практике.

Вероятность переходов между различными парами уровней энергии неодинакова; для некоторых переходов она равна нулго. Вследствие этого неодинакова и интенсивность линий. Она тем выше, чем больше вероятность соответствующего перехода. Например, в /(-серии мишеней со средним и большим атомными номерами отчетливо наблюдаются четыре линии: ai, аг, Рь р2-перечисленные в порядке убывания их интенсивности; при этом отношение интенсивиостей линий Ко., и /(«, для разных мишеней приблизительно постоянно и равно двум.

Излучение ^каждой серии возникает тогда, когда приложенное к рентгеновской трубке ускоряющее напряжение U достигает определенного значения, называемого потенциалом возбуждения. Например, потенциалы возбуждения К-. L- и М-серий вольфрама (Z = 74) равны приблизительно 70, 12 и 3 кВ. Для более легкоатомного элемента — молибдена (Z = 42) они соответственно равны 20, 3 и 0,5 кВ.

Длина волны и соответственно энергия фотонов характеристического излучения являются однозначными функциями атомного номера химического элемента. Это позволяет по длине волны (энергии фотонов) линий определять, атомы какого элемента их испустили.

В табл. 1.1 приведены значения длин волн трех наиболее ярких линий и потенциалов возбуждения /(-серии ряда элемен-

Таблица 1.1. Длины волн линий и потенциалы возбуждения /Счерии

ряда элементов

тов, используемых в качестве материала мишеней рентгеновских трубок.

Видно, что при увеличении атомного номера элементов длина волны характеристического излучения уменьшается (излучение становится более жестким).

Радиационные потери энергии обусловлены торможением электронов в кулоновском поле атомных ядер мишени. Движение электронов в поле центральных сил ядра происходит с ускорением, а ускоренно движущиеся заряженные частицы, как известно из электродинамики, излучают электромагнитные волны. Так возникает тормозное рентгеновское излучение.

Среднее значение радиационных потерь энергии на единицу длины пути определяется выражением

/dW\

dx

рад=Л^М7„Фрад,

где Л' — число атомов в 1 см^; W,i = W+moc^; Шос^ = 511 кэВ — энергия покоя электрона; фрад — сечение радиационных потерь, cм^.

Величина фрад зависит от степени экранирования кулонов-ского поля ядра атомными электронами. При торможении иерс-лятивистских электронов (W<^moc2) в чисто кулоновском поле

•Т*рпд = у ^Р'

где ф = 5,79-10~^*Z2, см^. В этом случае средние радиационные потери (в см^) при изменении энергии электронов остаются практически постоянными. В релятивистском случае при /«ос^ < Wn < 137/Пос72'Ч когда экранирование отсутствует,

av. = 5,79.10--Z(Z-f 1)(4 1п?5^-4)

и радиационные потери при увеличении энергии электронов существенно растут. Например, средние радиационные потери электронов в вольфрамовой мишени при изменении их началь-

ной кинетической энергии от 2 до 10 МэВ возрастают примерно в 4 раза.

При некоторой энергии электронов Wkp, определяемой (в МэВ) соотношением Wkp ~ 800/Z, радиационные и ионизационные потери энергии равны; в области W < Wkp преобладают потери на ионизацию, а при W>Wkp — на тормозное излучение.

Тормозное излучение имеет непрерывный спектр, содержащий фотоны всевозможных энергий вплоть до некоторой максимальной gmax = /jvmax. здссь /l = 6,62 • 10"^'^ Дж ■ с — постоя н-

ная Планка; vmax — максимальная частота в спектре. Образование фотона с энергией Avmax соответствует таким условиям торможения, при которых вся кинетическая энергия электрона eU полностью переходит в энергию одного фотона, т. е. еИ =

= /ivmax или hc/Krnm = eU, гдс ^„щ — м иним зл ьн ая (грзнич-

ная) длина волны в непрерывном спектре, соответствующая частоте vmax; 6? = 1,6-Ю-'з Кл — заряд электрона. При торможении электроны могут терять в виде излучения любую часть своей энергии, поэтому спектр тормозного излучения является непрерывным.

Из полученного выше соотношения следует, что граничная длина волны зависит только от ускоряющего напряжения

Imin = hc/{eU).

Подставив в эту формулу численные значения констант /?, спея выразив U в кВ, получим Kmin (в нм):

Хтт = 1,24/f;.

Возбуждение излучения происходит в некотором поверхностном слое мишени, по выходе из которого оно ослабляется материалом мишени (так называемый эффект самопоглощения). Ослабление в материале мишени оказывает существенное влияние на интенсивность длинноволновых составляющих непрерывного спектра. Теоретически учесть этот эффект достаточно сложно.

Для идеализированной мишени (т. е. без учета явления самопоглощения) спектр тормозного излучения при относительно низких напряжениях описывается выражением

где /),— спектральная интенсивность; а — коэффициент пропорциональности; / — ток электронов на мишень.

Из этого выражения следует, что спектральная интенсивность зависит от тока, атомного номера материала мишени и (в неявном виде) ускоряющего напряжения. Максимум /х наблюдается при длине волны Яо = ^г^тш. Формз'ла получена в предположении, что для массивной идеализированной мишени

Центральный луч

О

0,0г 0^06 0,10 нм

Рис. 1.2. Спектр тормозного из-■■О'чснпя прн разных напрялсспия.ч на трубке

Электроны

Рис. 1.3. Диаграмма пространст-пеиного распределения ннтепсив-иости тормозного излучения массивной мишени

угловое распределение спектральной интенсивности практически не изменяется при вариации ускорягощего напряжения в некоторых пределах.

При изменении напряжения изменяется спскгральпый состав 'излучения. TaiK, при увеличении напряжения длины волн /.„пп и Хо уменьшаются, спектр смещается в сторону малых длнн волн (рис. 1.2).

Спектральный состав тормозного излучения не зависит от тока и рода материала мишени трубки. Изменение тока (прн неизменных [7 и Z), так же как и изменение Z (при постоянных [7 и i), приводит к пропорциональному изменению интенсивности всех составляющих спектра; длины волн %т\п и ?,о при этом остаются одними и теми же.

Интенсивность тормозного излучения г[рямо пропорциональна току, порядковому номеру материала мишени и квадрату ускоряющего напряжения:

DO

/= J hdX^kiZW,

где k — коэффициент пропорциональности. Аналогичным образом зависит от параметров i, Z и f7 и полный поток энергии излучения

Ро = I !dS = koiZU^.

В этом выражении 5 — площадь поверхности, сквозь которую проходит поток; ko — коэффициент, который при напряжениях до 150—200 кВ равен (0,8±0,2) • 10-^ В~'.

Отношение полного потока энергии Ро к мощности Р электронного пучка, бомбардирующего мишень, есть КПД возбуж-

дспия тормозного излучения. При работе трубки на постоянном напряжении Рэ = iU и КПД определяется соотношением

= Ро/Р = koVZ при и < 150—200 кВ.

Из этого соотношения следует, что величина г\ имеет очси!. ма.чые значения. Например, при U = 100 кВ для трубки с но.'и.-фрамовой мишенью г\~1%- Таким образом, практически вся мощность, выделяемая на мишени электронным пучком, преобразуется в теплоту. Поэтому рентгеновские трубки относятся к числу электронных приборов, номинальная мощность которых лимитируется, как правило, нагревом их мишени и анодного узла в целом.

Важнейшей характеристикой тормозного излучения является диаграмма пространственного распределения его интенсивности. В трубках, предназначенных для получения тормозного излучения, обычно применяют массивные, срезанные под некоторым углом тяжелоатомные мишени. Возбужденное в такой мишени излучение при напряжениях до 150—200 кВ распределено по углам выхода достаточно равномерно. Однако, лучи,

выходящие из мишени по разным направлениям, вследствие ослабления в ней имеют неодинаковую интенсивность (рис. 1.3). Наиболее сильно ослабляются лучи, выходящие под малыми углами к поверхности мишени. Излучение, направ-

0,ЗМзВ ^

Электроны

1 МэВ

Рис. 1.4. Диаграмма пространственного распределения интенсивности тормозного излучения прострельной мишени

Рис. 1.5. Спектр рентгеновского излучения при различных ускоряющих напряжениях

ленное в сторону массивной мишени, поглощается ею практически полностью.

При увеличении напряжения свыше 200 кВ все отчетливее начинает проявляться направленность тормозного излучения и при L'> 300—500 кВ практически весь поток излучения направлен в сторону мишени. Поэтому в трубках, рассчитанных на высокие напряжения, используют мишени (аноды) небольшой толщины и рабочий пучок, направленный вперед, «на просвет» мишени (рис. 1.4). Такие мишени и аноды называют про-стрельными. Прострельные аноды используют также в маломощных низковольтных трубках.

Таким образом, бомбардировка мишени ускоренными электронами приводит к возбуждению рентгеновского излучения, состоящего из характеристического и тормозного компонентов. Характеристическое излучение испускают ионизированные электронным пучком во внутренних оболочках атомы мишени при переходе в нормальное состояние; источником тормозного излучения являются сами бомбардирующие мишень электроны. Оба компонента возникают одновременно (рис. 1.5). При относительно небольшом напряжении V появляется слабый непрерывный спектр тормозного излучения. При более высоком напряжении ij2 на фоне непрерывного спектра наблюдаются острые пики характеристического излучения. Дальнейшее увеличение напряжения приводит к росту ннтсисивности характеристического излучения, а длина волны его линий, естественно, остается неизменной.

1.2. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ

При прохождении рентгеновских лучей через вещество их интенсивность уменьшается. Закон ослабления для узкого параллельного пучка лучей имеет вид

где /о и 1х — соответственно интенсивности излучения, падающего на слой вещества толщиной х и прошедшего через него; \1 — линейный коэффициент ослабления, характеризующий относительное уменьшение интенсивности на единице пути пучка излучения в веществе.

Ослабление происходит в результате поглощения и рассеяния излучения в веществе. При поглощении энергия рентгеновского излучения преобразуется в другие виды энергии. В результате рассеяния, носящего диффузный характер, частично изменяется направление распространения излучения. Рассеяние может быть когерентным, когда длина волны излучения остается неизменной, и некогерентным, при котором происходит увеличение длины волны.

16

Поглощение излучения с энергией фотонов до 2 МэВ (именно этот диапазон энергий, как отмечалось выше, характерен для излучения рентгеновских трубок) происходит в ряде физических процессов, важнейшими из которых являются: фотоэлектрический эффект, Комптон-эффект и эффект образования электронно-позитронных пар в поле атомных ядер.

Фотоэлектрический эффект. При фотоэлектрическом поглощении энергии фотона е затрачивается на вырывание электрона из какой-либо оболочки атома и сообщение ему кинетической энергии

где Е,, — энергия связи электрона в q-н оболочке. Если е>Ек, то атомы облучаемого вещества будут испускать фотоэлектроны с энергиями:

Wk = 8-£к; = 8-£l; W„ = е-Ем и т. д.

В результате эмиссии фотоэлектронов атом оказывается ионизованным. Его переход в нормальное состояние сопровождается испусканием фотонов характеристического излучения или оже-электроиов. Это характеристическое излучение называется флюоресцентным. Оно, естественно, имеет точно такой же спектральный состав, как и характеристическое излучение, возбужденное электронной бомбардировкой. Название лишь подчеркивает, что флюоресцентное излучение возникло прн фотонном облучении вещества.

Количественно выход флюоресцентного излучения ^-серни характеризуется параметром называемым отдачей флюоресценции:

(О, = ugf/rig,

где —число атомов, испустивших флюоресцентное излучение (/-серии; и,, — число атомов, ио1И1зованных в q'-оболочкс.

Отдача флюоресценции для /^-оболочки определяется формулой

(о« = zv(i04zn.

из которой следует, что с увеличением атомного номера облучаемого вещества (iik возрастает; при Z > 70 отдача близка к единице.

Длина волны флюоресцентного излучения зависит только от рода испустивших его атомов — их порядкового номера Z. Поэтому, возбудив у неизвестного вещества флюоресцентный спектр, можно по длинам волн флюоресцентных линий определить, какие атомы входят в состав вещества, т. е. решить задачу химического анализа.

Комптон-эффект. В этом процессе ярко проявляется корпускулярная природа рентгеновского излучения: фотон с энергией 8 претерпевает соударение с покоящимся свободным электроном, передает ему часть своей энергии W, а сам движется в новом направлении, т. е. рассеивается, имея меньшую энергию 8s. В силу закона сохранения энергии 8 = W-f-es, откуда Es < 8 или is > X: в результате рассеяния произошло увеличение длины волны излучения. Электрон, получивший кинетическую энергию W, называется электроном отдачи. Таким образом, в описанном явлении происходит одновременно и поглощение излучения (его энергия частично передается электронам отдачи), и некогерентное рассеяние.

Образование электронно-позитронных пар. Если энергия фотона 8 > > 2тос^ = I 022 МэВ, в кулоновском поле атомных ядер вещества может произойти преобразование фотона в пару частиц — электрон и позитрон. При этом ядро, являющееся тяжелой частицей, практически не приобретает кинетической энергии. Поэтому закон сохранения энергии для процесса рождения пар можно записать в виде

8 » W,+2moc\

где Wc суммарная кинетическая энергия электрона и позитрона; 2тоС^ — их суммарная энергия покоя. Очевидно, что в пределе Wc = 0. Отсюда

2 Зака:! 80

17

непосредственно находим пороговое значение энергии фотона е = 2тоС^. начиная с которого эффект рождения пар становится возможным.

Завершая краткую характеристику процессов, обусловливающих ослабление рентгеновского излучения веществом, остановимся на явлении когерентного рассеяния. Оно наблюдается при прохождении через вещество длинноволнового излучения. Природа когерентного рассеяния может быть объяснена с позиций классической (волновой) теории.

Согласно классическим представлениям электроны атома под действием переменного электрического поля электромагнитного излучения совершают гармонические колебания с частотой поля и сами становятся источниками электромагнитных волн этой же частоты. Эти распространяющиеся во всех направлениях волны и представляют собой рассеянное излучение.

В общем случае оба вида рассеяния — некогереитное и когерентное — наблюдаются одновременно, однако в определенных условиях один из видов преобладает над другим. Рассеяние коротковолнового излучения на легких атомах является преимущественно некогерентным, а длинноволнового излучения на тяжелых атомах — когерентным.

Когерентное рассеяние рентгеновского излучения кристаллическими веществами играет важную роль при изучении их структуры. При взаимодействии излучения с электронами атомов кристаллической решетки возникают волны рассеянного излучения, которые интерферируют между собой. Распространяющиеся в определенных направлениях рассеянные лучи взаимно усиливают друг друга, образуя дифракционные максимумы. Характер дифракционной картины и позволяет судить об атомно-кристаллической структуре объекта.

Пространственную кристаллическую решетку можно интерпретировать как совокупность параллельных равноотстоящих атомных плоскостей, а процесс когерентного рассеяния условно рассматривать как результат отражения лучей от этих плоскостей. Если лучи с длиной волны X падают под углом iy на атомные плоскости, расстояние между которыми равно rf. то после от1)ажения под тем же углом они образуют дифракционный максимум только в том случае, если параметры X, п d связаны между собой соотношением

пх = 2rfsin -а-,

называемым уравнением Вульфа — Брегга. Здесь л = 1, 2, 3,. . . — порядок отражения.

Уравнение Вульфа — Брегга имеет важное значение прн решении ряда прикладных задач. Измерив угол дифракции -б-, с помощью уравнения можно определить межплоскостное расстояние кристалла d при известной длине волны К используемого излучения либо найти длину волны излучения X при использовании кристалла с известным d. В таких аспектах уравнение используется соответственно в рентгеноструктурном и рентгеноспектраль-ном анализах.

Поскольку ослабление излучения обусловлено главным образом рассмотренными выше тремя процессами поглощения, линейный коэффициент ослабления [х можно представить суммой трех составляющих — линейных коэффициентов фотоэлектрического поглощения т, комптоновского рассеяния а и поглощения для эффекта образования пар я:

ц = T-fa-fn,

каждый из которых различным образом зависит от энергии фотонов и порядкового номера атомов вещества.

На рис. 1.6 представлена зависимость линейного коэффициента поглощения за счет фотоэффекта от энергии фотонов.

Рнс. 1.6. Зависимость лмнейно1'о коэффициента фотоэлектрического поглощения от энергии фотонов

10 МэВ

Рис. 1.7. Зависимость .мшейного коэффициента ослабления и его составляющих от энергии фотонов для свинца

При определенных значениях энергии фотонов .. .ELm,.. .е/.ц,, s^^ наблюдаются скачки коэффициента т, называемые краями поглощения. В промежутках между краями величина t плавно нарастает при уменьшении энергии фотонов. Такой характер зависимости т от к имеет следующее объяснение. Пока энергия фотонов превышает значение ек. происходит вырывание фотоэлектронов из любой оболочки атомов, причем фотоэффект в /(-оболочке наиболее вероятен. Как только энергия фотонов становится несколько меньше ел-, она оказывается недостаточной для вырывания электронов из /(-оболочки. Поглощение фотонов в /(-оболочке прекращается, величина т скачком уменьшается. При последующем уменьшении е поочередно прекращается вырывание электронов с Lj.. .Ьщ-уровней L-оболочки и т. д.

Коэффициент т для спектральных участков, заключенных между краями поглощения и при е > e^c, определяется приближенной формулой

т = bpZ"^г~",

где 6 — коэффициент пропорциональности, который изменяется при переходе от одного участка к другому; m ~ 3; п ~ 2,3ч-3.

Линейный коэффициент комптоновского взаимодействия при е<150'кэВ может быть вычислен с помощью соотношения

____ 'ПоС'^

т^с^ -f 2s

в котором ао = 0,2р — классический линейный коэффициент рассеяния, см~'. При 2е <€. 'ПoC^ имеем а ~ ао.

Для линейного коэффициента поглощения за счет эффекта образования пар найдено следующее эмпирическое выражение

я = KNZHE~2moc''),

где — коэффициент цропорциональности; N =^ {А^/А)^ — число атомов в 1 см^ вещества; Ло — число Авогадро.

На рис. 1.7 приведены кривые, показывающие зависимость коэффициентов т, а, л и |i от энергии фотонов для свинца (Z = 82)—материала, широко применяемого для конструирования средств защиты от рентгеновского излучения. Рассматривается область высоких энергий фотонов, лежащая за /(-краем поглощения свинца (е^~88кэВ). При энергиях, меньших примерно 0,5 МэВ, доминирующую роль в ослаблении, как следует из сопоставления коэффициентов, играет фотоэффект (т > а, л = 0), в диапазоне 0,5—5 МэВ — комптоновское рассеяние и при Ё>5 МэВ — процесс образования пар (т, а<л). Для фотонов с энергией около 3 МэВ свинец обладает максимальной «прозрачностью».

Каждый из коэффициентов т, а, л, а следовательно, и ji пропорционален плотности вещества. Поделив их на плотность р, получим соответствующие массовые коэффициенты

Тт = т/р; От = о/р\ Лш = л/р; ftm == И/Р — Тт-|-СТт +Лт.

Массовые коэффициенты не зависят от агрегатного состояния вещества (твердое, жидкое или газообразное, кристаллическое или аморфное), поэтому именно они обычно приводятся в справочной литературе.

1.3. КАТОДЫ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК

В качестве источников электронов в совраменных рентгеновских трубках, 'как правило, применяются термо- и ненакаливаемые катоды.

К термокатодам трубок наряду с общими требованиями к катодам электровакуумных приборов (обеспечивать необходимый и устойчивый ток эмиссии в процессе всего срока службы, хорошо О'безгаживаться и не ухудшать вакуум в приборе в рабочих режимах, иметь достаточный срок службы и т. д.) [40, 98] предъявляется и ряд специальных требований: стабильности работы при большой напряженности поля на поверхности катода и возможности регулировки температуры катода (тока эмиссии) в широких пределах. Учитывая, что мощность рентгеновских трубок в основном ограничена тепловым режимом анода, а не плотностью тока с катода, обычно в качестве источников электронов используют термокатоды из чистого или карбидированного торированного вольфрама.

Рабочие температуры вольфрамового катода лежат в пределах 2300—2650 К, при этом плотность тока эмиссии может составлять 0,3—0,7 А/см^ при эффективности 2^10 мА/Вт.

В ряде рентгеновских трубок (например, в трубках для структурного анализа, где важно исключить попадание мате-

ГШ

3)

Рис. 1.8. Конструкции прямонакальных катодов: а — цилиндрическая спираль; б — цилиндрическая спираль с внутренней траверсой; в—архимедова спираль; г — петлевой У-образиый катод; д — петлевой Й-образный катод; е — петлевой Й-образный катод большого диаметра ; — токоведущие стойки: 2 — катод; 3 — поддерживающие стойки

риала катода на мишень в результате термоиспарения) необходимо использовать катоды с более низкой рабочей температурой. В этом случае применяются карбидированные ториро-ванные вольфрамовые катоды. Рабочая температура таких катодов составляет 1900—2000 К, плотность тока 1—3 А/см^, эффективность 50—70 мА/Вт.

От формы и размеров катода в значительной степени зависит один из важнейших параметров рентгеновской трубки — размеры и форма действительного фокусного пятна, под которым понимается участок поверхности мишени, бомбардируемый электронным пучком.

На рис. 1.8 приведены конфигурации прямонакальных катодов рентгеновских трубок для формирования электронных пучков различного' профиля.

Катод в виде цилиндрической спирали (а) применяется в электронно-оптических системах (ЭОС), формирующих ленточные электронные пучки. Спираль аналогичной конфигурации (б) применяется также для формирования радиального пучка в трубках коаксиальной конструкции.

Катод в виде плоской архимедовой спирали (в) используется в системах формирования осесимметричных электронных пучков. Разновидностью такого катода является спираль, витки которой расположены по конической поверхности.

V-образный катод (г) используется в ЭОС, формирующих пучки малого диаметра. Благодаря тому что концы такого катода имеют низкую температуру, эмиссия электронов происходит главным образом с вершины катода. Таким образом удается получить источник электронов малых размеров, что необходимо для создания пучков малого диаметра.

Q-образный катод применяется в некоторых рентгеновских трубках для получения фокусных пятен кольцевой формы малого (д) и большого (е) диаметра.

Расчет прямонакального катода может быть проведен по известным методикам расчета катодов электровакуумных приборов.

В табл. 1.2 приведены результаты расчета идеализированного вольфрамового катода в виде нити длиной 1 см при различном сроке службы /.

Таблица 1.2. Параметры прямонакального вольфрамового катода

Приведенные данные позволяют оценить влияние на параметры катода его рабочей температуры. При расчете спиральных катодов необходимо учитывать взаимное экранирование витков друг другом, влияние на токоотбор с катода формы и потенциала электродов ЭОС и другие факторы.

Процесс изготовления рассмотренных выше катодов состоит в следующем. Катоды в виде цилиндрической спирали (рис. 1.8, а, б) изготовляются на специальных машинах (или приспособлениях) путем навивки на цилиндрический керн с заданным шагом. Для изготовления спиралей обычно используется вольфрамовая проволока диаметром 0,1—0,3 мм. При навивке проволоку (а иногда керн) нагревают до температуры около 600 К с целью увеличения пластичности и снятия механических напряжений. В ряде случаев концы спиралей изгибаются в виде крючка для удобства крепления их в молибденовых стойках 2 (рис. 1.9). Крепление может быть осуществлено либо методом сварки, либо механически — путем зажима в крючке стойки. Одна из стоек (иногда обе) опрессовываются керамическим изолятором 3. Стойки с предварительно закрепленной спиралью устанавливаются в держателе 5 и закрепляются стопорными винтами-^. Затем собранный узел поступает на операцию формовки спирали, которая производится с целью придания ей устойчивой формы. Процесс фор.мовдаи заключается в нагреве спирали в атмосфере сухого водорода. Нагрев осуществляется пропусканием тока через спираль. После кратковременного нагрева источник тока отключается и производится исправление деформаций, возникших в спирали. Затем

нагрев повторяется, вновь исправляются деформации и т. д. Формовка заканчивается, когда катод приобретает устойчивую форму, после чего он поступает на сборку катодного узла. На практике режимы формовки (ток и время выдержки в водороде) для различных катодов подбирают опытным путем с условием обеспечения так называемой стапельной структуры зерен [85], повышающей пластичность и формоустойчивость катода. Образование стапельной структуры вольфрама происходит в интервале температур 2900—3100 К и зависит от конструкции катода.

Для изготовления катода в виде плоской спирали (рис. 1.8, б) вольфрамовую проволоку обматывают тонкой молибденовой проволокой (диаметр 0,04—0,07 мм). Затем между двумя плоскостями специальной оправки плотно, виток к витку наматывают плоскую спираль. После намотки спираль вместе с оправкой отжигают в атмосфере водорода. После отжига спираль вынимают из оправки и методом травления удаляют молибденовую проволоку. Остальные этапы изготовления катода аналогичны описанному выше.

Подобную технологию изготовления имеют катоды и других типов (рис. 1.8); она отличается лишь конфигурацией используемых оправок и приспособлений.

При изготовлении катодов на торированного карбидирован-ного вольфрама необходимо при формовке ограничиваться более низкими температурами (до 2400 К), так как при больших температурах происходит интенсивное испарение тория и образование мелкозернистой струк- r^. туры вольфрама, приводящее ж снижению долговечности и механической прочности 1като-да. В технологии сбор'ки катодного узла с этим типом

Рис. 1.9. Способ крепления спирального цилиндрического катода / — катод; 2 — вывод; 3 — изо.аятор; 4 — стопорные винты; 5 — держатель

и 20 40 60 80 W0% Содержание W^C

Рис. 1.10. Зависимость сопротивления нити накала от степени карби-

дирования ^0 — сопротивление при температуре 293 К; R.^ — сопротивление при температуре: / —

1400 К; г — 1600 К; 3 — 1800 К: 4 -2000 К; 5 — 2200 К

Рис. 1.11. Зависимость тока анода от напряжения на рентгеновской трубке при различной мощности накала

'катода присутствует дополнительная операция — активирование катода, которая заключается

_У в получении тонкой плен-

100 кВ ки тория «а поверхности предварительно науглеро-женной вольфрамовой проволоки, имеющей в своем составе окись тория. Для науглероживания поверхности торированного вольфрама его прогревают в среде углеводорода (бензол, ацетилен и т.д.). Так как от количества образовавшегося карбида вольфрама (W2C) зависит сопротивление нити накала (рис. 1.10), то по изменению сопротивления судят о степени карбиди-рования. Под степенью кар'бидирования понимают часть площади сечения нити катода, которую занимает карбид вольфрама. Обычно нормальной считается степень карбидирования примерно 30%, при этом содержание углерода составляет 0,25—0,5 % массы «ити накала. Наличие углерода в вольфраме облегчает восстановление тория на поверхности катода и уменьшает скорость испарения тория, т. е. повышает долговечность катода.

Анодный ток трубки зависит от тока эмиссии катода и ускоряющего напряжения. На рис, 1.11 представлена зависимость анодного тока от напряжения для одной из трубок с прямо-накальны'м катодом из вольфра1ма. Из рисунка видно, что прн постоянной мощности накала анодный ток с ростом напряжения вначале резко возрастает, а затем остается практически постоянным: трубка находится в режиме насыщения. При повышении мощности накала соответствующая кривая идет аналогично, а ее участок насыщения расположен выше. При работе рентгеновской трубки мощность накала устанавливают такой, чтобы при изменении напряжения вблизи рабочей точки анодный ток практически не менялся. В этом случае при регулировке анодного тока анодное напряжение не меняется, а это означает, что при таком выборе рабочей точки имеется возможность регулировать интенсивность тормозного излучения, оставляя неизменным его спектр. Поскольку мощность трубки определяется нагревом анода, каждому значению анодного напряжения соответствует вполне определенное максимальное допустимое значение анодного тока. Штриховая кривая на семействе электрических характеристик (рис. 1.11) соответствует этим значениям тока при различных напряжениях. На практике электрические характеристики трубок конкретного типа определяются при

разработке и приводятся в справочной и эксплуатационной документации на прибор.

В трехэлектродных управляемых импульсных рентгеновских трубках применяются, как правило, оксидные подогревные катоды торцевой конструкции. Эти катоды позволяют получить в импульсном режиме плотность тока эмиссии 8— 10 А/см2. Нанесение оксидного покрытия при изготовлении этих катодов производится с помощью плазмотрона [64].

Для получения больших импульсных токов в импульсных рентгеновских трубках микро- и наносекундного диапазона применяются ненака,.тиваемые катоды из тантала или вольфрама, работающие в режиме автоэлектронной или взрывной электронной эмиссии [62, 65]. Конструкция этих катодов рассмотрена при описании рентгеновских трубок для исследования быстро-протекающих процессов (см. § 3.8).

Автоэлектронная эмиссия (АЭЭ) происходит под действием сильного электрического поля с напряженностью Е у поверхности катода 10^ В/см и более [62, 65]. В соответствии с теорией автоэлектронной эмиссии Фаулера и Нордгейма с увеличением Е плотность тока автоэлектронной эмиссии резко возрастает и для металлических острий может достигать 10^ A/cм^ и даже несколько больше. Для получения больших автоэмиссионных токов в импульсе (10^-10" А) необходимо использовать катоды с большим числом эмиттеров, имеющих малый радиус кривизны.

Взрывная электронная эмиссия (ВЭЭ) возникает при сильном разогреве и взрыве микроострий на поверхности катода под действием тока АЭЭ. Процесс возникновения ВЭЭ заключается в интенсивном испускании электронов при переходе материала эмиттера из конденсированной фазы в плотную плазму в результате разогрева локальных областей катода. ВЭЭ имеет большую плотность плазмы в зоне эмиссии (не менее 10^*' см~^); сильную ее неоднородность в малом объеме; малую длительность процессов (10->°—IQ-^c) и большую плотность тока (10^—10" А/см2).

Для расчета параметров излучения рентгеновской трубкп с катодом, работающим в режиме ВЭЭ, необходимо знать ее вольт-амперную характеристику. Получить точное решение задачи в режиме ограничения тока объемным зарядом при произвольной конфигурации электродов и плазменных сгустков невозможно. Поэтому обычно используют приближенные методы. Для трубки с плоским анодом и плоским катодом, имеющим большое число эмиттеров, вольт-амперная характеристика имеет вид

/ = 2,33-10-et;3/2S/(d—иО'. где L'— напряжение на аноде, кВ; S —площадь рабочей поверхности катода; d —длина промежутка катод —анод; и —скорость разлета плазмы (1-3-10*' см/с).

в этом выражении учтено, что при движении плазмы со скоростью V расстояние между катодом и анодом сокращается. Для трубок с другими конфигурациями электродов выражения, описывающие вольт-амперные характеристики, приведены в [62].

1.4. ФОКУСНОЕ ПЯТНО ТРУБКИ. СТРУКТУРА ПЯТНА

Большинство рентгеновских трубок (для промышленного просвечивания, проекционной микроскопии, медицинской диагностики и др.) используется для получения теневых картин просвечиваемых объектов. Из оптики известно, что теневая картина просвечивания имеет резкие границы в том случае, когда источник излучения является точечным. Это означает, что рентгеновские трубки для исследования методом просвечивания должны иметь малые размеры фокусного пятна. Как правило, это требование предъявляется к трубка-м и других типов, например для структурного анализа, но по иным причинам. В реальных условиях источник рентгеновского излучения имеет конечные размеры, поэтому теневое изображение характеризуется той или иной степенью геометрической нерезкостп. Она определяется размерами эффективного фокусного пятна, под которым понимают проекцию действительного фокусного пятна рентгеновской трубки в направлении оси рабочего пучка на плоскость, перпендикулярную этой оси. Несложно видеть (рис. 1.12), что длина эффективного фокусного пятна L' зависит от направления рабочего пучка излучения (определяемого углом а, который отсчитывается от рабочей поверхности анода в плоскости симметрии трубки: L' = L sin а; здесь L — длина действительного фокусного пятна), а ширина эффективного пятна F равна ширине действительного фокусного пятна. Для трубок с линейным фокусным пятном угол наклона анода обычно выбирают таким, чтобы для рабочего пучка, идущего перпендикулярно оси трубки, эффективное фокусное

пятно имело форму квадрата. Если просвечивание ведется широким пучком, то в случае линейного фокусного пятна резкость границ по нолю теневой картины будет неодинакова. Лучи, идущие под малыми углами, будут

Рис. 1.12. Зависимость длины эффективного фокусного пятна от угла наклона оси рабочего пучка к поверхности мишени

Рнс. 1.13. Схематическое изображение ЭОС ре}1Тгеновской трубки

/_ держатель катода; 2 — фокусирующий электрод; 3 — цилиндрическая спираль (катод)

1 2 3

ш

создавать более резкое изображение, чем под большими. В случае круглого фокусного пятна эффективное пятно для различных углов будет иметь форму эллипса, длина большой оси которого не зависит от угла а, а

длина малой оси также пропорциональна sin а. Так как максимальный размер эффективного фокусного пятна для разных углов выхода одинаков, то при просвечивании широким пучком максимальная нерезкость по полю теневой картины в этом случае будет приблизительно одинакова.

Преимущество линейного фокусного пятна по сравнению с круглым заключается в том, что при одинаковых площадях эффективных пятен круглой и прямоугольной формы плошадь действительного линейного фокусного пятна может быть значительно больше. Известно, что при прочих равных условиях мощность трубки тем больше, чем больше площадь ее действительного фокусного пятна. Таким образом, при одинаковых площадях эффективных фокусных пятен и прочих одинаковых параметрах трубок приборы с линейным фокусным пятном могут иметь большую мощность, чем с круглым. Поэтому современные рентгеновские трубки, как правило, имеют линейные фокусные пятна. Круглое фокусное пятно применяется только в тех случаях, когда конструкция трубки не позволяет достаточно просто сформировать ленточный электронный поток, либо в тех, когда круглая форма пятна продиктована применяемым методом (например, проекционная микроскопия).

Для формирования ленточных и осесимметричных электронных пучков, необходимых для получения линейного и круглого фокусных пятен, применяют электростатические или комбинированные ЭОС. Комбинированная система состоит из электростатической системы формирования пучка и одной или нескольких магнитных линз.

Простейшая электростатическая ЭОС, широко применяемая в рентгеновских трубках, показана на рис. 1.13 в двух проекциях. Винтовая спираль 3 укреплена в держателе катода /, на который надет фокусирующий электрод (катодная головка) 2- В ряде случаев фокусирующий электрод изолируется от

Рис. 1.14. Конструкция комбинированной ЭОС / — катод; 2 — фокусирующий электрод; 3 — анод; ^ — пролетная труба; 5 —фокусирующая магнитная линза; 6' — мишень

катода и на него подается определенный потенциал. На рис. 1.14 схематически показана конструкция комбинированной ЭОС. Она состоит из электронной пушки и короткой магнитной линзы. Пушка образована катодом /, фокусирующим электродом 2 и анодом 3, который соединен с пролетной тру'бой 4. В конце пролетной трубы установлена мишень трубки 6. Магнитная линза 5 надета на пролетную трубу. Такая система позволяет получить на мишени трубки круглое фокусное пятно регулируемых размеров. Регулировка осуществляется изменением потенциала на фокусирующем электроде и тока магнитной линзы. В качестве магнитной линзы могут быть также использованы постоянные магниты.

Обычно катод и фокусирующий электрод монтируются на катодной ножке, которая в процессе изготовления трубки соединяется с ее вакуумной оболочкой. На рис. 1.15 показана конструкция собранного катодного узла одной из современных рентгеновских трубок. Вольфрамовый катод 7, закрепленный в молибденовых стойках, имеющих керамические изоляторы, устанавливается в держателе катода 5. К последнему приварен фокусирующий электрод 6. Собранный узел крепится посредством Hecyuiefi стойки 4 к катодной ножке, состоящей из стеклянной трубочки / с развернутой тарелочкой и коварового кольца 9. К коваровому кольцу вакуумплотно приварен армированный стеклянный изолятор 5, содержащий два ввода 2. Вводы электрически соединены с молибденовыми стойками катода и служат для подключения источника накала. Для экранирования деталей малого радиуса используется тонкостенный металлический цилиндр (катодный экран) 8.

ЭОС обеспечивает определенное распределение плотности тока по площади действительного фокусного пятна. Распределение плотности тока по радиусу круглого или по ширине

9 8

Рис. 1.1.5. Конструкция катодно|-о уз.аа / — стеклянная трубка; г — молибденовая стойка; 3 — стеклянньм! изолятор; 4 —стойка; 5— держатель катода; 6 — фокусирующий электрод; 7 — катод; s — катодный экран;

S —коваровое кольцо

линейного действительного фокусного пятна называется структурой фокусного пятна. В ряде случаев, например в трубках для структурного анализа, стремятся иметь равномерную структуру фокусного пятна. Для некоторых применений рентгеновского излучения, в частности для терапии, структура пятна существенной роли не играет.

У подавляющего большинства серийных рентгеновских трубок производится при их испытании в заводских условиях съемка на рентгеновскую пленку и измерение размеров эффективного фокусного пятна. В зависимости от размеров пятна для этой цели применяется несколько методов. Фокусные пятна до 0,1 мм измеряются путем фотографирования специального тест-объекта — измерительной сетки. Пятна размеро-м 0,1—5 мм фотографируют на пленку с помощью камеры с малым отверстием (лохкамеры). Снимки фокусных пятен размером более 5 мм получают с помощью щелевого коллиматора.

Измерительная сетка должна иметь определенный шаг и диаметр нитей d, превышающий размер фокусного пятна не менее чем в 3 раза. Чтобы прозрачность сетки к рентгеновским лучам была небольшой, ее изготовляют из тяжелоатомного материала, с порядковым номером обычно не менее 42, а снимок получают при малых анодных напряжениях. Для получения снимка сетки ее, как правило, размещают на выходном окне рентгеновской трубки, а на некотором расстоянии L2 размещают кассету с рентгеновской пленкой, Экспозицию Выбирают таким образом, чтобы плотность почернения снимка и плотность вуали не превышали соответственно 2,0 и 0,4.

Размер фокусного пятна определяется по следующей формуле;

где М = (Z,2 + L|)/L| — коэффициент увеличения; Li — расстояние от фокусного пятна до сетки; fi — ширина изображения нити сетки на снимке.

На практике коэффициент увеличения определяют по формуле M = b\/b, где b и Ь\ — соответственно шаг сетки и шаг изображения сетки на снимке. Принято обычно величину М выбирать не менее 5, а при фотографировании фокусного пятна размером менее 10 мкм — не менее 30.

Лохкамера, предназначенная для фотографирования фокусных пятен средних размеров, состоит из металлического корпуса, в одной из стенок которого установлена диафрагма с малым отверстием. Материал и толщина корпуса выбирается из условий практически полного поглощения неиспользованного рентгеновского излучения. У противоположной стенки корпуса устанавливается кассета с рентгеновской пленкой. Размер фокусного пятна определяется по его снимку, полученному с помощью лохкамеры по следующей формуле:

где /] — размер изображения фокусного пятна на пленке; М — коэффициент увеличения, М = L2/L1; L\ — расстояние от фокусного пятна до диафрагмы; L2 — расстояние от диафрагмы до кассеты с пленкой; d — диаметр отверстия в диафрагме.

Диаметр отверстия в диафрагме и коэффициент увеличения зависят от размеров фокусных пятен. Рекомендуемые значе-ния d \\ М для пятен разных размеров приведены в табл. 1.3.

Изготовляют диафрагму из материала с атомным номеро%: не менее 42. Ее толщина для анодных напряжений 10—30: 30—70; 70—100 кВ должна составлять соответственно 0,5; 1,0: 1,5 мм.

Для съемки фокусного пятна лохкамеру располагают таким образом, чтобы ось камеры совпадала с осью рабочего пучка излучения рентгеновской трубки. Расстояние от диафрагмы до фокусного пятна L\ устанавливается минимальным возмож

0Q

д

Таблица 1.3. Зависимость диаметра диафрагмы и коэффициента увеличения при съемке фокусных пятен от их размера

Рис. 1.17. Схема метода измерительного ножа

/.— нож; 2 — мнкроперсмещатсль; 3 — диаграмма; 4 — детектор

Рис. 1.18. Зависимость интенсивности излучения от положения ножа

Рнс. 1.16. Щелевой коллиматор

ным, но обеспечивающим необходимый коэффициент увеличения при заданном расстоянии L2. Режим съемки выбирается таким, при котором максимальная плотность почернения снимка не превышала 1,5.

Щелевой коллиматор состоит из набора прямоугольных пластин (рис. 1.16). Размеры коллиматора (в мм) рекомендуется выбирать в следующих диапазонах: А > 50 С; В= (0,2-^0,5)Л; C=(2-^3)D; D = 0,2—0,4; / ^ 20 мм. При съемке фокусного пятна коллиматор вплотную приставляют к окну рентгеновской трубки. С другой стороны коллиматора вплотную устанавливают кассету с рентгеновской пленкой. Размер фокусного пятна определяется по числу полос на снимке, крайние из которых должны иметь плотность почернения 0,5—0,6 максимальной.

Для оперативной оценки размеров фокусного пятна более 0,3 мм иногда применяют телевизионный метод. Используется при этом рентгенотелевизионная установка с передающей трубкой типа рентгенвидикона. На мишень рентгенвидикона проецируют изображение измерительной сетки либо изображение фокусного пятна, полученное с помощью лохкамеры. Этот метод Удобно использовать при настройке ЭОС рентгеновских трубок, R которых настройка осуществляется путем взаимного перемещения элементов ЭОС.

В некоторых случаях для измерения фокусных пятен может быть использован метод измерительного ножа [58], в котором для регистрации излучения используется не рентгеновская пленка, а другой детектор излучения, например счетчик фотонов. Схема метода показана на рис. 1.17. Рентгеновское излучение через диафрагму 3 попадает в детектор 4. Нож У с помощью микроперемещателя 2 перекрывает рентгеновский пучок и меняет его интенсивность. Регистрируется зависимость интенсивности излучения от положения ножа (рис. 1.18). Размер фокус-

иого пятна определяется по полученной кривой с учетом нормированных уровней интенсивности Ii и /2. Измерительный нож должен быть выполнен из тяжелоатомного материал;!, например тантала.

Изображения фокусных пятен, полученные на рентгеновское пленке, прикладывают к паспортам многих типов рентгеновских трубок. Номинальные размеры иягиа всегда указаны в паспори-на трубку.

I.S. АНОДЫ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК ' И МЕТОДЫ ИХ ОХЛАЖДЕНИЯ

Анодом рентгеновской трубки называется электрод, выполняющий функции мишени или несущий мишень трубки. Часть рентгеновского излучения, возникающего при торможении электронов на мишени, предназначенная для полезного использования и заключенная в телесном угле, вершина которого лежит в центре действительного фокусного пятна, называется рабочим пучком излучения трубки. Геометрические характеристики рабочего пучка излучения (его направленно и телесный угол) зависят от конструкции рентгеновской трубкп и ее анода.

Конструктивно аноды могут быть выполнены массивными или прострельными (рис. 1.19). С помощью массивного анода (рис. 1.19, а) рабочий пучок трубки может быть сформирован в пределах ф = 0-;-87°. Такой анод состоит, как правило, из тел;] анода 4 и мишени 3 (составной анод). Материал тела анода должен обладать высокой теплопроводностью, так как через тело анода отводится теплота к охлаждающему устройству. Чаще всего тело анода изготовляется из меди, обладающей достаточно высокой температурой плавления (1360 К), хорошими вакуумными свойствами, высокой теплоемкостью и теплопроводностью. Применяют бескислородную медь.

К мишени предъявляются требования высокой температури плавления и низкой упругости паров при высокой температуре. В трубках, предназначенных для получения тормозного излх-чения, мишени изготовляют из вольфрама (температура плап-ления 3650 К, давление пара при температуре 2300 К составляет 10"^Па). Для получения характеристического излучения определенной жесткости (трубки для рентгеноструктурного анализа п рентгеноспектрального анализа) мишени изготовляют из различных материалов (хром, железо, медь, молибден, серебро и др.). В ряде случаев мишень как конструктивный элемент в трубке отсутствует, а ее функции выполняет поверхность тела анода (однородный анод).

Основное требование при изготовлении массивного анода с мишенью — хороший тепловой контакт между мишенью ч телом анода. Это требование обеспечивается различными технологическими приемами: вакуумной плавкой, диффузиониоп

32

Рис. 1.19. Конструкции анода; а —массивный; б — прострельный

/ — элсктропньп'! пучок; 2 — рентгеновское излучение; 3 — мишень; 4 — тело анода

(подложка)

сваркой, электрохимическим или плазменным нанесением.

Вакуумная плавка применяется для изготовления анодов с массивными тугоплавкими мишенями из вольфрама, молибдена или родия. Для плавки используют разборный графитовый тигель в виде стакана, на дно которого устанавливают под необходимым углом мишень. Затем в тигель вкладывают медную, предварительно очищенную от загрязнений цилиндрическую заготовку. Плавку меди в тигле производят в вакуумной печи с электрическим нагревом или посредством токов высокой частоты под кварцевым колпаком при давлении порядка 10~^Па [19]. В зависимости от массы анодов подбирают режимы плавки таким образом, чтобы медное тело анода имело крупнокристаллическую структуру. После плавки заготовку анода обрабатывают механически, придавая ей необходимую конфигурацию.

Для изготовления массивных составных анодов с мишенями из ванадия, а иногда и родия применяется диффузионная сварка. Процесс сварки производится при температуре 950— 1050 К в вакууме (10"' —Ю-з Па).

Мишень накладывается на торец предварительно изготовленного тела анода. Эта сборка помещается в термосжимае-мую оправку либо в камеру с гидроприводом, к 1которому при-'кладывается механическое давление 60—180 кгс/ом^. Заготовки анода в дальнейшем также подвергаются механической обра-'ботке.

Мишени из железа, хрома, кобальта, серебра и рения обычно наносятся на массивное тело анода электрохимическим осаж-Дение.м. Толщина наносимых материалов должна быть не менее глубины проникновения электронов в мишень при номинальном напряжении трубки. Для электрохимического осаждения приготовляются специальные солевые растворы; при пропуска-

3 Заказ 86 .3,3

НИИ тока через них на аноде происходит восстановление чистого металла. Для нанесения мишеней из ванадия и титана может быть использован метод плазменного напыления.

После механической обработки анодов с мишенями они подвергаются тщательной очистке, которая включает в себя механическую полиро'вку, обезжиривание в ультразвуковых ваннах с применением различных растворителей (водные растворы щелочей и поверхностно-активных веществ, органических растворителей и т. д.), электрохимическое полирование, вакуумный отжиг.

Прострельный анод применяется в рентгеновских трубках, как яравило, в тех случаях, когда необходимо иметь рабочий пучок, ось и направление которого совпадают с осью и направлением электронного пучка электронов (рис. 1.19,6). Про-стрельные аноды также могут быть составными или однородными.

Составной анод включает в себя достаточно тонкую подложку и мишень. Подложка должна пропускать рабочий пучок излучения с малым ослаблением. Во многих случаях она одновременно может выполнять роль выпускного окна трубки. При этом подложка должна быть вакуумно-нлотиой. Как правило, подложки составных нрострельных анодов изготовляются из бериллия.

Нанесение мишеней на бериллиевую подложку осуществляется методами электрохимического осаждения (мишени из никеля, меди, серебра, рения) или плазменного напыления (мишени из титана, ванадия, германия, вольфрама). Для обеспечения хорошей адгезии подложек их подвергают предварительной обработке, основным этапом которой является электрохимическое обезжиривание в щелочных растворах.

Мишени нрострельных анодов должны иметь определенную толщину. При очень малых толщинах мишени электроны проходят через нее и тормозятся в подложке. Интенсивность излучения при этом мала. При относительно большой толщине мишени электроны тормозятся только в поверхностном слое мишени, остальная часть мишени при этом вызывает дополнительное ослабление излучения. Максимальная интенсивность излучения (и тормозного, и характеристического) при данном номиналшом напряжении достигается, когда толщина мишени несколько меньше глубины проникновения электронов.

Однородные прострельные аноды выполняются в виде фольги или пластинки из соответствующего материала. Если такая мишень одновременно является выпускным окном трубки, то она должна быть вакуумно-плотной.

Конструкция охлаждающего анод устройства зависит от режима работы, мощности трубки и некоторых других факторов.

В рен!тене>вских трубках, работающих в режиме повторно

Pifc. 1.20. Конструкция анодного уз,ла с радиаторным охлаждением / — анодный чехол; 2 — мишень; 3 — выпускное окно; 4 — тело анода; 5 — фланец;

6 — радиатор

кратковременного включения средней моишости (несколько сотен ватт), применяют, как правило, радиаторное охлаждение. На рис. 1.20 представлена конструкция такого анодного узла. К медному телу анода 4 с мишенью 2 крепится сваркой фланец 5, посредством которого производится подсоединение анодного узла к баллону трубки. Радиатор 6, как правило, закрепляется на хвостовике анода по горячей посадке после откачки трубки. С целью надежного теплового контакта сопрягаемые поверхности тела анода и радиатора тщательно обрабатываются. Для увеличения поверхности теплообмена радиатор выполняется многореберным. В качестве охлаждающей среды могут применяться масло, элегаз или воздух. В зависимости от конструкции излучателей и режимов работы охлаждение бывает принудительным (посредством насосов) или естественным. В трубках большой (до 4 кВт) мощности, работающих в длительном непрерывном режиме, применяются системы проточного жидкостного охлаждения, показанные на рис. 1.21. В качестве хладагента используется вода или трансформаторное масло.

В обеих системах охлаждения жидкость поступает в полость анода по трубке 6 (8), расположенной на его оси, омывает внутреннюю стенку полости непосредственно (рис. 1.21, а) либо растекаясь по каналам специальной бифилярной спирали (рис. 1.21,6), припаянной к торцевой части охлаждаемой поверхности. Спираль, называемая улиткой, способствует лучшему омыванию жидкостью наиболее горячей, торцевой части охлаждаемой поверхности, а также увеличивает поверхность теплообмена. Поэтому система охлаждения с улиткой способна отводить более высокую мощность, чем показанная на рис. 1-21,я.

Рис. 1.21. Конструкция аио.а иого узла с проточной системой о.хлаждения: а — с плоской о.хлаждаемой поверхностью

/--мпшспь; 2 — тело пмода; ,4— фланец; 4 — полость для вы.хода хладагента; 5 —труба; 6'— по лость для входа хладагента; 7 — фиксатор

б — с развитой охлаждаемой

поверхностью / — анодный чехол; 2 — мишень; 3 — выпускное окно; i — тело анода; 5 — улитка; 6 — полость для выхода хладагента; 7 — фланец; 3 — полость для входа хладагента

Рис. 1.22. Конструкция анодного узла с охлаждающим устройством в виде системы трубок

/ — мишень; 2 — тело анода; 3-трубки; 4 — полость для выхода хладагента; 5 — полость для входа хладагента

за счет естественной конвекции в воздухе, а также за счет теплопроводности

элементов конструкции кожуха или моноблока.

В трубках различного назначения массивные н прострельные аноды могут иметь различную конфигурацию.

;^^5а

В системах охлаждения с улиткой (рис. 1.21,6) в качестве хладагента обычно используется трансформаторное масло, которое одновременно служит изоляцией рентгеновской трубки от заземленного кожуха или бака с трансформаторным маслом, в котором размещается трубка.

В системе, показанной на рис. 1.21, а, для охлаждения обычно используется вода, непосредственно от водопровода. Поэтому анодный узел соответствующих трубок заземляется.

В рентгеновских трубках с линейным фокусным пятном трубка, по которой подается хладагент в полость анода, часто имеет щелевое окончание, при этом щель имеет ту же ориентацию, что и фокусное пятно.

В некоторых приборах трубка, по которой поступает жидкость, заканчивается системой трубок малого диаметра, что обеспечивает повыщенную эффективность системы охлаждения (рис. 1.22).

Обычно расход жидкости в системах конвективного проточного охлаждения составляет 3—6 л/мин.

Прострельные аноды, как правило, не имеют специальных о.хлаждающих устройств. Отвод теплоты от них осуществляется

1.6. ЗАГРЯЗНЕНИЕ

СПЕКТРА ИЗЛУЧЕНИЯ ТРУБОК

ЛИНИЯМИ ПОСТОРОННИХ ЭЛЕМЕНТОВ

При некоторых физических исследованиях, например прп анализе структуры кристаллических веществ, рентгеновская трубка используется как источник характеристического излучения точно известного спектрального состава. Последний определяется атомным номером материала мищени. Однако в процессе работы трубки в спектре ее характеристического излучения могут появиться линии посторонних элементов. Происходит, как принято говорить, загрязнение спектра трубки. Это явление ограничивает гарантийную наработку приборов для рентгеноструктурного анализа. Нал'ичие в спектре линий посторонних элементов усложняет расшифровку рентгено- и дифрактограмм и может приводить к ошибкам при интерпретации результатов рентгеноструктурного эксперимента.

Линии посторонних элементов в спектре объясняются попаданием на мишень атомов этих элементов в процессе изготовления и работы трубки. Для количественной характеристики этого эффекта введен специальный параметр, называемый относительной загрязненностью спектра излучения (в %)

-•100,

где /,■ — интенсивность наиболее яркой (в данный момент) линии побочного характеристического излучения; //с,'—интенсивность /(^-линий материала мишени.

Величину г]/ принято измерять при напряжении 40 кВ.

На рис. 1,23 в качестве примера показан спектр излучения трубки для структурного анализа типа БСВ8 с медной мишенью перед началом эксплуатации и после 250 и 750 ч работы в неизменном режиме. Спектры получены на рентгеновском

Рис. 1.23. Спектр излучения ^^^■^ " '■ рентгенонской трубки для

|3 структурного анализа с мед-

ной мишенью: а — перед началом эксплуатации; б—после 250 ч работы; s — после 750 ч работы

0^20

0,15

0^10 им

СиК.

W

Си к г.

Oj20

0,15

0,10 нм

ГеК,

FeK,

Си К а

4aJ

дифракто'мет'ре ДРОН-1. В спектре трубки, проработавшей 250 ч, уже отчетливо видны побочные линии железа 'и никеля, а относительная загрязненность достигает величины riFe /с„ = 0,8%. К концу срока испытаний интенсивность побочных

линий возросла и Т1Ре/с„_

стала равной 3 %.

Перенос вещества между конструктивными элементами электровакуумного прибора может происходить в результате различных физических процессов [65, 72, 88]. Более детально расомют-рим те из них, которые могут приводить к попаданию посторонних веществ на мишень рентгеновской трубки. Априорно такими процессами можно считать:

1) термическое испарение материала нити накала;

2) термическое испарение материалов фокусирующего устройства и некоторых элементов катодной арматуры в результате их нагрева под действием лучистого потока от нити накала;

3) ионную бомбардировку катодного узла при недостаточно высоком вакууме, приводящую к распылению материалов катодной арматуры;

4) взрыв микроострий (на поверхности фокусирующего устройства и других элементов катодного узла) при их нагреве автоэмиссионным током;

5) разрядные явления и случайные пробои (в том числе разряды как технологический прием улучшения вакуума в отпаянной трубке при ее тренировке), сопровождающиеся интенсивной ионной бомбардировкой катодного узла, при которых возможен отрыв с поверхности элементов катодной арматуры микрочастиц.

0,20

О 15

0,10 нм

Исследование физических процессов в трубках для струк-ту1)ИОго анализа, выполненные в последние годы, позволили выявить вклад каждого из перечисленных процессов в общий процесс массопереноса.

При проведении исследований, некоторые результаты которых изложены б работах [28, 35], использованы методы спектрометрии, растровой электронной микроскопии, рентгеновского электронно-зондового микроанализа и оптической металлографии.

Регистрация спектра излучения трубок осуществлялась с помощью днфрактометров общего назначения ДРОН-1 и ДРОН-2. В качестве кристалла-анализатора использовали пластины кварца (1011), d = 0,334 нм.

Элементный анализ веществ на поверхности мишенн, топография распределения элементов, а также структура поверхностного слоя мнн1ени нескольких трубок с различной наработкой исследовались с помощью растрового электронного микроскопа «Стереоскан», укомплектованного приставками для электронно-зондового микроанализатора.

Анализ поверхности мишеней в области фокусного пятна осуществлялся в режиме 25 кВ, Ю"* А. Для исследования мишени трубку вскрывали, отрезали баллон и на анод надевали прочный защитный колпачок из полиэтилена. После этого осторожно отрезали мишень от анодного блока.

Для изучения процесса ионной бомбардировки катода трубок исследовались его микрошлифы с помощью металлографического микроскопа.

Объектом исследования являлись трубки на напряжение 50 кВ серии БСВ8 —БСВ10 с максимальной допустимой относительной загрязненностью спектра к концу гарантийной наработки (500 ч), равной 2%.

В рентгеновских трубках для структурного анализа, выпускаемых за рубежом, применяют проволочные катоды из чистого вольфрама, а для уменьшения его испарения приборы рекомендуется эксплуатировать при пониженной мощности накала. В трубках отечественного производства в начале 70-х годов начали использовать катоды из торированного карбидирован-ного вольфрама, имеющие меньшую, чем катоды из чистого вольфрама, рабочую температуру, а следовательно, и меньшую испаряемость. Однако опыт эксплуатации приборов с ториро-ванными карбидированными катодами показал, что вопреки ожиданиям в спектре их излучения довольно часто наблюдались характеристические линии L-серии вольфрама. На рис. 1.24 показаны кривые измене-ния относительной за- '° грязненности спектра трубки БСВВ с медной мишенью в процессе ^ работы. Наряду с линиями железа и никеля излучение трубки содержит

Рис. 1,24. Изменение относительной загрязненности спектра излучения в процессе работы трубки

ZQQ

m

6QQ

по'бочные линии WL,i, интенсивность которых с течением времени возрастает. Причиной этого могут быть процессы, перечисленные выше, в пп. 1, 3 и 5.

Для оценки роли процесса термического испарения в загрязненности спектра были испытаны две партии по 15 трубок с медной мишенью каждая в двух режимах:

1) анодное напряжение равно нулю, мощность накала катода равна 120 % номинальной, водяное охлаждение анода отсутствует;

2) анодное напряжение равно нулю, мощность накала катода равна 120 % номинальной, анод охлаждается проточной водой, расход воды 3 дмУмин, температура воды на входе охлаждающего устройства 12—15 °С.

Длительность испытания 24 трубок составляла 600 ч; 6 трубок (по 3 из кал<дой партии) испытывались в течение 1000 ч.

В первом из указанных режимов конденсация испаряющихся материалов происходила на поверхность мишени, нагретую за счет теплового излучения с катода до температуры 60— 70°С, а во втором — до температуры 15—20°С. Измерения параметра т],- трубок, испытанных в обоих режимах, показали, что даже после 1000 ч непрерывной работы загрязненность их спектра осталась практически равной первоначальной. Это обстоятельство указывает на то, что роль процесса термического испарения несущественна.

Динамику изменения загрязненности спектра партии трубок (23 шт.) с различными мишенями характеризуют данные, представленные в табл. 1.4. Трубки испытывались в схеме с постоянным напряжением 50 кВ ири токах 30 мА (мишени из хрома, Х1еди и серебра) и 15 мА (мишени из железа, кобальта, никеля). Исследованиями установлено, что наиболе'е часто в спектре трубок наблюдаются побочные линии железа, никеля и меди. Поэтому в каждой строке таблицы, т. е. для одной и той же трубки, приведены численные значения т],- для каждого из этих элементов соответственно.

Большая часть испытанных трубок к концу гарантийной наработки имела относительную загрязненность меньше предельной допустимой. У трех из 23 испытанных приборов параметр т); и.мел значение, близкое к предельному допустимому, или превосходил его уже после 300 ч работы, хотя начальный спектр излучения был достаточно чистым (трубки № 3, 13, 22). Рабочее напряжение этих трубок удалось повысить до номинального только после тщательной тренировки. Во время испытаний возникла необходимость процесс тренировки периодически повторять, так как в трубках наблюдались газовые вспышки и разряды, свидетельствовавшие о недостаточно высоком вакууме. У ряда приборов исходный спектр сохранился чистым даже в течение двойной гарантийной наработки, т. е. 1000 ч. Тренировка этих трубок, как правило, начиналась

I-

о VO ее

о.

о

о. н

о. н

s

S

s

а, С