При импульсной нагрузке теплота за время импульса ие успевает распространиться на значительное расстояние п глубь анода. Поэтому при расчете нагревания аиода трубок, работающих в режиме генерирования одиночных импульсов излучения, анод можно рассматривать как полубеоконечное тело. При подаче на однородный анод, начальная температура которого равна нулю, равномерно распределенной по поверхности фокусного пятна удельной нагрузки q максимальная температура пятна достигает значения [75, 80]

0,6

0,^

0,2

ОС

+ z

0

i i i

Рис. 2.10. Графики функции, входя- Рис. 2.11. Схема полого цилин-щей п формулу (2.16), рассчитанные дрического анода

для разных материалов

Т

(2.15)

где т —длительность приложения нагру.якн; а = Я/(ср) — температуропроводность материала анода; с — его удельная теплоемкость.

Формула пригодна для расчета трубок с круглыми и линейными фокусными пятнами, наименьший из размеров которых F удовлетворяет условию F/\' ах > 6.

Если учесть глубину проникновения электронов в анод, импульсная температура бомбардируемой ими повер.хностп может быть рассчитана, как показано в [75], с помои!,ью соотношения

Гф.э = Гф/

(2.16)

где Гф — импульсная температура, вычисленная по формуле (2.15); /[бо/(2>'То)]—функция, зависящая от глубины проникновения электронов и длительности приложения нагрузки

/ о ,лч . Wl l\(l-l/m) (1,265-0,0954 Ig (7).

(рис. 2.10): То = ат; 6о = у|1—-| U < р —

плотность, г/см^; t/— ускоряющее электроны напряжение, MB; т — коэффициент, зависящий от материала анода, и, например, для вольфрама, меди и алюминия равный соответственно 1,12; 1,7 и 1,9.

Трубки с кольцевыми фокусными пятнами применяются главным образом в рентгеноспектральной аппаратуре. Они имеют коаксиальную или плоскую (определение условное) кон-

струкцию и торцевой выход излучения (см. § 4.2). Приборы работают в режиме длительного непрерывного включения.

Анод трубок коаксиальной конструкции при расчете нагревания можно рассматривать как однородный и изотропный полый цилиндр высотой 2h (рис. 2.11), внутренняя поверхность радиуса Ri которого бомбардируется радиально расходящимся от оси электронным пучком. Распределение плотности теплового потока в пределах кольцевого фокусного пятна шириной 2zo задано некоторой функцией q{z). Наружная поверхность цилиндра радиуса R2 охлаждается проточной жидкостью. Тепло-отводом с внутренней (вне фокусного пятна) и с торцевых поверхностей анода можно пренебречь.

В случае равномерного распределения удельной нагрузки по поверхности фокусного пятна

стационарное температурное поле рассматриваемого анода определяется выражением

Р

Ph

'К , , /?.Л ,

(2.17)

T^7^i%^^sin(,„..)cos(,„r).

Здесь обозначены

К и = Y [/о (Т„г) А'о (ср„/?,) - /о (?„/?2) А'о (?„г)] -

1 л^-%|/,(?«/?,)/^,(?«/^.)-/,(?„/^.)^,(?„/?,)|-^ -t[A(?«/?,)/^o(?A) + /o(%/^..)/v'i(?„/?,)];

(р„ =//тг Л; /„, /, и А'о, Л'| — модифицированные функции Бесселя первого и второго рода нулевого и первого порядков. Множитель l/rt^, стоящий иод знаком суммы, указывает на то, что ряд в выражении (2.17) хорошо сходится.

Особенности теплового режима исследуемого анода иллюстрируют табл. 2.2 и 2.3. Рассматривался однородный медный анод трубки БХВ7, размеры которого (в мм) Ri = 12; R2 = 15; h= 15; полуширина фокусного Пятна го = 3 мм. Коэффициент теплоотдачи варьировался. Температура

Таблица 2.2. Распределение температуры иа внутренней и наружной поверхностях полого цилиндрического аиода

'В

охлаждающей жидкости (пода) принята равной 20 °С. Прппедеитис п таблицах температуры соответствуют мощности Я = 2 кВт.

В табл. 2,2 представлены распределения температуры на внутренней и охлаждаемой поверхностях анода вдоль оси z при а = 10* Вт/(м2-К),

„ , „от Видно, что температура на

Таблица 2.3. Зависимость температуры - г л-

характерных точек анода от коэффициента

теплоотдачи

бомбардируемой электронами поверхности уменьшается Практически в 2 раза При переходе от центра фокусного пятна к периферии поверхности. На охлаждаемой стенке соответствующее изменение является менее резким: температура уменьшается в 1,7 раза. Номинальная мощность трубки в рассматриваемом режиме лимитируется нагревом охлаждаемой стенки, максимальная температура которой достигает 120 °С, Это На 10 °С выше предельного допустимого значения при охлаждении водой. Поэтому, строго говоря, предельная допустимая мощность трубки при а = = 10' Вт/(м2-К) должна быть меньше принятого в расчете значения 2 кВт, Эта величина Рд = 1,8 кВт, Однако, учитывая, что перегретой является очень узкая кольцевая зона охлаждаемой стенки, можно допустить Рд « 2 кВт,

С увеличением коэффициента теплоотдачи температуры 7'ф = T(Ri, 0) и Th=T(R2, 0) характерных точек анода уменьшаются (табл. 2,3), причем значения Тн уменьшаются в большей степени. Отметим, что максимальная температура фокусного пятна Тф во всех случаях остается относительно низкой.

Предельная допустимая мощность трубки с увеличением а, естественно, возрастает и, например, при а = 3-10'' Вт/(м^-К) составляет 4 кВт, Увеличение мощности Рд может быть достигнуто также за счет некоторого увеличения толщины анода Н = R2—Ri прн Ri = const. При утолщении анода на 2 мм значения Тф и особенно Тн уменьшаются. Поэтому при Я = 5 мм и а = З-Ю' Вт/(м2-К) имеем Рд « 5 кВт.

Анод трубки ПЛОСКОЙ конструкции с кольцевым фокусным пятном упрощенно молч'но представить в виде короткого двухслойного цилиндра (рис. 2.12), состоящего из маосивион мишени / и медного тела 2. Поверхность мишени бомбардируется электронным пучком мощностью Р. Радиальное распределение плотности теплового потока в кольцевом фокусном пятне шириной 2Ro описывается функцией Гаусса

где до — амплитуда распределения; R[ — средний радиус кольца. Представив q(r) в нормированном виде, граничное условие на поверхности мишени можно записать следующим образом:

дТ дг

рУь

-=о

Нижнее основание анода охлаждается проточной жидкостью; теплоотводО'М через его боковую поверхность пренебрегаем.

Рис, 2,12. Схема составного ano.ia трубки с ко.чьцсвым фокусным пятном / — мишеиь: 2 — тело апода

Реи1ение уравнения Лапласа при сделанных допущениях может быть представлено [34] в виде следующего ряда Фурье— Бесселя:

л=1 ^ '

где 6я —корни уравнения /|(6) = 0.

Коэффициенты ряда определяются следующими выражениями:

В (г->.,Я2/л2-Я,—>.,/а), О ^ г Я,; В[Я,2Д2-?.1(1+В1)/а], H,<z< Н.

Здесь

B = ~~l,Vb/{2nUR,Vn); 1

е — е

/о bR''

'^'^^ 'erf [К^(/?-/?,)] +erf (/?,|/^)|;

Y'bR^

Bi = а,Н/%.2 — критерий Био;

-[(Z-lih)

е — е

VAz\ =fZ\iSl±Ql____

при о 5; г s£ Яг,

2fnF

1 + Q,e

(1_д)+ХД1-^ ' 'j(l + Q) при Я, <г«=Я;

- УЪ:(2.Р, у г.); Q = Q,.-'^-^ g,(1 - -^):(l -f ^-jj; т = ^.

г

о

Рнс. 2.13. Кривые радиального изменения величины %\ в различны.х плоскостях аиода

В качестве примера рассмотрим результаты расчета температурного поля анода с родиевой мишенью одной из трубок.

Исследовался случай, когда фокусное пятно трубки является сильно локализо-в мм ванным, поэтому параметр Гауссова распределения был принят Ъ = 4,6i?o"^- При этом условии через фокусное пятно шириной 2/?о проходит 99 % теплового потока. Расчет выполнен для следующих значений параметров: R = l\ Н, = I; Яг = 5; Ri = 4; 2Ro = S (все размеры в мм); а = var; Тж = 20 °С. Результаты расчета для а = 10* Вт/(м2.К) представлены иа рис. 2.13.

По вертикальной оси отложена величина Qi{r, г)=[Т{г, г)—T^]/P, зная которую, легко определить температуру Т{г, г) при любом значении мощности Р. Приведенные кривые характеризуют радиальное распределение температуры на бомбардируемой электронами поверхности мишени, в плоскости контакта мишенн и тела анода и на охлаждаемом основании. Если распределение температуры на поверхности мишени имеет ярко выраженный максимум, то охлаждаемая стенка является практически изотермической, что выгодно с точки зрения отвода большой мощности. Близким к равномерному является также распределение температуры в плоскости спая мишени и тела анода.

С увеличением коэффициента теплоотдачи от 10* до 3-10* Вт/(м2-К) происходит резкое уменьшение температуры Т{г, г), при этом в нанболь-1иен степени (в три с лишним раза) снижается температура охлаждаемой Стенки. Характер радиального распределения температуры в каждой из трех плоскостей практически не изменяется.

2.4. НАГРЕВ АНОДОВ ТРУБОК

С ЛИНЕЙНЫМ ФОКУСНЫМ ПЯТНОМ

Аноды, применяемые в трубках с линейным фокусным пятном, имеют разнообразную конструкцию. Однако в большинстве приборов используют торцевой цилиндрический анод «'классического» типа (см. рис. 2.6, а). Расчет температурного поля таких анодов в случае линейного фокусного пятна вызывает, как отмечалось выше, большие трудности. С целью их преодоления некоторые авторы [77, 97] предлагают заменять линейное пятно равным ему по площади круглым и попользовать для расчета соотношения (2.9), (2.11) и другие, справедливые для осесимметричных температурных полей. Между тем замена линейного фокусного пятна длиной L и шириной F круглым с радиусом Rq = [(FL)/n]°'^ не вносит большой ошибки в расчет температурного поля лишь в том случае, когда коэффициент формы линейного пятна kf = L/F близок к единице. Обычно же fef = 5-^-10. Для таких сильно вытянутых пятен замена линейного фокусного пятна равновеликим круглым уже недопустима. Г. А. Сулыюин рекомендует [92] 78

для составных анодов при равномерной удельной нагрузке заменять линейное пятно эквивалентным круглым, но с радиусом Ro = 0,3(1 +F).

Эквивалентные математические модели анода при расчете трубок с л'инейным фокусным пятном обеспечивают во многих случаях, как показывает опыт, определение номинальной мощности в стационарном режиме с приемлемой точностью.

Напомним, что при однократной импульсной нагрузке температура анода трубки с линейным фокусным пятном может быть вычислена по формуле (2.15).

В последние годы начали разрабатывать рентгеновскую аппаратуру, в которой в качестве источника излучения используют трубки с однострочным сканированием фокусного пятна. Приборы этого тина выполняют с массивными или прострель-ными анодами.

При расчете нагревания однородного анода трубки со сканированием фокусного пятна будем рассматривать анод как бесконечную пластину шириной h и толщиной Я, но поверхности 2 = 0 которой вдоль оси X, совпадающей с осью симметрии этой поверхности, с постоянной скоростью v периодически перемещается круглое пятно радиуса Rq. Таким образом, «действующее» линейное фокусное пятно трубки образуется в результате периодического перемещения мгновенного круглого пятна.

Полагаем, что на поверхности z = Н пластины задано условие конвективного теплообмена и принято Тж = 0. Грани пластины поддерживаются при нулевой температуре.

Выражение для плотности теплового потока имеет вид

где I = vxq] То — период сканирования.

Решение уравнения теплопроводности для рассматриваемого случая удобно представить в безразмерных координатах

Х =

Тогда имеем [32]: Т{Х, Y,Z) =

1НР

^<,Х, Y, Z<1.

У е

j,2r.„sX ^

Ш ^

71»(2т-Ь1)'

2j \'п

X

Fnm (2) COS

(2т + 1

Где

<2.18)

= И

- Bi Sh '^nm>

a —

/2 ' л2

температуропроводность.

I sh Рчт + Bi ch

?nm

(2m -f 1)2 it^ . Ъиг

- Sh (P„,„Z);

0„5

; Bi = a///),;

г

Приведенное соотношение описывает температурное поле анода в периодическом режиме, устанавливаюшемся в аноде после переходного процесса, следуюшего за включением нагрузки. Оно справедливо для случая, когда на гранях анода у = = ±h/2 поддерживается нулевая температура. В реальных условиях эта температура Го отлична от пуля и, следовательно, в расчет температуры анода должна быть введена поправка.

Таблица 2.4. Значения поправки г^(К, Z)

Эта поправка т)(У, Z) рассчитана в [32], и ее значения приведены в табл. 2.4. С ее учетом температура анода определяется выражением

Га(Х, Y,Z) =Т{Х, Y,Z)+^{Y,Z)To,

где T{X,Y,Z)—температура, рассчитанная по (2.18).

При малых значениях критерия Bi и Л/(2Я) <3 поправка равна единице. При Bi > 10 и Л/(2Я) > 12 поправка практически равна нулю.

С целью получения высокоинтенсивных пучков излучения в рентгеновских трубках применяют врашаюшиеся, конвективно охлаждаемые аноды, способные рассеивать в режиме длительного непрерывного включения очень большие (до десятков киловатт) мощности. Схематически такой анод можно представить в виде однородного полого вращающегося цилиндра (рис. 2.14), внутренняя поверхность которого охлаждается проточной водой, а наружная бомбардируется ленточным электронным пучком. Большая ось линейного фокусного пятна совпадает с образующей цилиндра. При плавном, без боя вращении анода фокусное пятно трубки остается в пространстве неподвижным, а мощность электронного пучка последовательно

80

P0C, 2,14, Схема вращающегося апода мощной рентгеновской трубки

фокусное пятно

выделяется на кольцевой фокусной дорожке существенно боль-щей площади nDL, чем площадь фокусного пятна FL. Каждый элемент фокусной дорожки подвергается кратковременному ■нагреву при прохождении иод электронным пучком, а затем относительно длительному остыванию. Благодаря этим особен-иостям к вращающемуся аноду ^^/ и удается подвести большую

мощность, что обеспечивает высокую интенсивность рентгеновского излучения.

Тепловому расчету вращающихся анодов с проточным охлаждением посвящен ряд работ, подробный анализ которых дан в обзоре [29]. Наиболее полно реальные физические условия функционирования таких анодов учтены в расчете, приведенном в [29]. Как и в других работах, решение уравнения теплопроводности здесь получено в декартовых координатах, т. е. исиользована плоская математическая модель анода. Плоская модель при эквивалентных граничных условиях практически не вносит погрешности в расчет, поскольку отнощение толщины анода к его диаметру H/D имеет малую (порядка 10-2) величину. Полученное же при этом решение реализовать на стадии ирограммирования проще, чем решение, найденное в цилиндрических координатах.

Начало системы координат выбираем в центре охлаждаемого основания, ось х совмещаем с осью этого основания, идущей вдоль фокусной дорожки, а ось z направляем внутрь пластины. В силу иериодичности температурного поля, обусловленной вращением анода, на торцах пластины х = ±1 задано условие

Т{-1 у, Z, t) ^ Г(/, у, Z, t).

Теплоотводом сквозь боковые грани анода у = ±h пренебрегаем, следовательно,

дТ

ду

= 0.

Считаем, что распределение плотности теплового потока ^ мгновенном фокусном пятне по обеим координатам х я у ^вписывается функцией Гаусса.

Выражение, оиисывающее температурное поле в аноде ^ установившемся периодическом режиме, имеет вид

^ Заказ 86 81

Г(х-ср, у, z) = r, + i-»

+ Bi ;S 2

n=—~ m=0 (n ; OVm 0)

COS X

XI +

где ^ = TzNDt; q, = p:{FL);

nm

= it

+

-У;

2/г

Fo = rt/(A'//2)—критерий Фурье; // — частота вращения анода;

1 , ^FL -7r{|«/-7(2;)l-+|mi,'(2/i)in

2 ^ /Л

причем /;(0) =0,5 и р(т) = 1 при остальных т.

Таблица 2-5. Результаты исследования температурного режима вращающегося медного анода

В табл. 2.5 приведены результаты расчета температурного поля вращающегося медного анода при следующих зиачепиях параметров; Н = 2; 2/г = 40; f = 0,3; L = 3 (все размеры в мм); а = 1,5-10^ Вт/{м2-К). Здесь обозначены в„ = Ги—Г»; вв = Тв—Г», где Т„ и Тв — максимальные температуры наружной и внутренней (охлаждаемой) поверхностей анода при мощности Р= \ кВт; Яд — номинальная мощность трубки в режиме однофазного охлаждения при T» = 40°C. Предельная допустимая температура для меди выбрана с учетом эффекта разрушения поверхностного слоя анода при переменных тепловых нагрузках равной Гд си 550 °С.

Увеличение диаметра анода при постоянной частоте вращения приводит к снижению значений в„ и В,,, Повышение же частоты при D = const вызывает уменьшение в„ и практически (по крайней мере, в области N > > 50 с~') не влияет на величину 0в. При больших частотах происходит выравнивание температурного рельефа на охлаждаемой стенке. Поэтому в тех случаях, когда в режиме однофазного теплообмена номинальная мошность ограничена перегревом охлаждаемой стенки, увеличить ее можно лишь за счет увеличения диаметра анода. Из таблицы видно, что увеличение частоты от 160 до 500 с~' не приводит к росту номинальной мощности: в этих режимах ее значение лимитировано температурой охлаждаемой поверхности анода.

В режиме двухфазного (с кипением) водяного охлаждения поминальная мощность существенно возрастает. При D = 100 мм; yV = 50 с-'; FXF " = 1X10 мм она превышает 23 кВт, в то время как при однофазном охлаЖ-

дении она равна 6,8 кВт. Для трубки с фокусным пятном f XL = 0,5X5 мм (мощность в этих режимах соответственно равна 8,9 и 5,7 кВт.

Подробные результаты исследования тепловых процессов во вращающихся анодах мощных генераторов излучения можно найти в [29],

2.5. РАСЧЕТ СИСТЕМ ОХЛАЖДЕНИЯ АНОДОВ

Система охлаждения рентгеновской трубки, предназначенная обеспечивать эффективный отвод теплоты от анода, должна иметь простую, надежную и экономичную конструкцию. Как отмечалось ранее (см. § 1.5), в рентгеновском приборостроении нащли щирокое применение два типа анодных охлаждающих устройств: системы проточного охлаждения, в которых в качестве хладагента используются вода или трансформаторное масло, и радиаторы различной конструкции, работающие в газовой среде или в трансформаторном масле [19, 63, 97].

Процесс переноса теплоты между поверхностью твердого тела и жидкостью или газом называется конвективным теплообменом или теплоотдачей. В основе расчета систем, работающих по принципу конвективного теплообмена, лежит закон Ньютона, согласно которому отводимая мощность пропорциональна площади охлаждаемой поверхности dS и разности температур поверхности (стенки) Тс и хладагента Т^:

dP = aiTc-T,^)dS.

(2.19)

Входящий в это уравнение коэффициент теплоотдачи зависит от большого числа факторов (теплофизические свойства хладагента, режим его движения, форма и размеры о.хлаждае-мой поверхности и др.) и поддается теоретическому определению лишь в немногих частных случаях. Таким образом, задача расчета систем охлаждения с помощью уравнения (2.19) сводится, по существу, к задаче определения коэффициента теплоотдачи для этих систем.

Для определения коэффициента а обычно используют критериальные уравнения, полученные путем обобщения большого числа экспериментальных данных методами теории подобия [56, 61, 75]. Критериальные уравнения представляют собой эмпирические зависимости, связывающие между собой некоторые безразмерные комплексы (критерии), составленные из величин, характеризующих процесс теплоотдачи.

При описании стационарного конвективного теплообмена Используются следующие критерии подобия:

1. Nn = 01x1/1 — критерий Нуссельта, содержащий искомый Коэффициент а и характеризующий интенсивность теплоотдачи.

2. Рг = v/a — критерий Прандтля, являющийся характеристикой теплофизических свойств хладагента. . .

т

3. Re = ud/v — критерий Рейнольдса, описывающий гидродинамический режим потока теплоносителя, который может быть ламинарным, переходным или развитым турбулентным.

4. Qv = g^ATd^/v"^—критерий Грасгофа, характеризующий интенсивность естественной конвекции.

В этих выражениях d — определяющий линейный размер системы; X, а, у, р — теплофизичеокие параметры хладагента, соответственно теплопроводность, температуропроводность, кинематическая вязкость, температурный коэффициент объемного расщирения; v — характерная скорость потока хладагента; g — ускорение силы тяжести; ДГ — разность температур охлаждаемой поверхности и хладагента.

В качестве определяющего размера системы d выбирают тот, который в наибольщей степени влияет на процесс и удобен при выполиении расчетов. Так, при расчете теплоотдачи в гладких круглых трубах в качестве определяющего размера выбирают их внутренний диаметр. Если труба (канал) имеет иной профиль сечения (прямоугольный, эллиптический и т. д.), за определяющий размер принимают ее эквивалентный диаметр da, который находят по формуле

4 = 4S/L,

где S — площадь поперечного сечения канала: L — периметр стенки в поперечном сечении. Например, для канала квадратного сечения со стороной F имеем da = 4F^/ {4F) = F.

Таблица 2.6. Физические свойства сухого воздуха при нормальном давлении

Теплофизичеокие параметры хладагента зависят от его температуры (табл. 2.6, 2.7 и 2.8); параметр р для воздуха определяется формулой

р= 1/(273 +Г), К^>.

Поэтому при решении критериальных уравнений важно обратить внимание на так называемую определяющую температуру, т. е. температуру, при которой следует выбирать зна-

Таблица 2.7. Физические свойства воды

Таблица 2.8. Физические свойства масла

чения теилофизических параметров для данного уравнения. Во многих случаях в качестве определяющей выступает средняя температура хладагента, которую вычисляют как среднее арифметическое его температуры на входе и выходе области теплообмена. Иногда за определяющую принимают среднюю температуру охлаждаемой стенки или среднюю температуру пограничного слоя.

К числу систем, теплоотдача в которых хорошо изучена, относятся прямые трубы. Для расчета коэффициента теплоотдачи в прямых трубах (напомним, что он входит в критерий Нуссельта) получено следующее критериальное уравнение [75]:

Nu = 0,021 ReOf PrO;« (Ргж/Ргс)'''25г,Д;,

(2.20)

которое может быть использовано при расчете и некоторых охлаждающих устройств рентгеновских трубок. В этом уравнении г1 — коэффициент, зависящий от длины / трубы. Его значения приведены в табл. 2.9. Поправочный множитель k учитывает уменьшение коэффициента теплоотдачи при переходном режиме движения жидкости по сравнению с развитым турбулентным, для которого k=\. Переходный режим наблюдается при Рсж = 2-10^^ 10*, турбулентный —при Reж > 10*. При числах Рейнольдса, равных 6000, 3000 и 2200, поправочный множи-''■ель k равен соответственно 0,89; 0,55 и 0,27.

Таблица 2.9. Значения коэффициента 8^

lid

Индексы при критериях в уравнении (2.20) означают, что теплофизические параметры при вычислении критериев берутся для средней температуры жидкости (ж) и средней температуры стенки (с).

Для воздуха и любых двухатомных газов при турбулентном режиме движения уравнение (2.20) приобретает существенно более простой вид

Ыиж = 0fi\8Re°/eik, (2.20а)

поскольку в этом случае Рг ^ 0,7 и Ргж/Ргс = 1.

При расчете коэффициентов теплоотдачи охлаждающих устройств, работающих в режиме естественной конвекции, могут быть полезны следующие критериальные уравнения [6!]:

Nu^,, = 0,50 (Ог^ж Prж)"■^^(Prж/Prc)"•''^ Nu,,, = 0,76 (Gr,, Рг J"-2=^ (Ргж/Ргс)''-^^

при

при

10^'<Ог,,жРГж< 10^;

(2.21)

10^<СГ;,ж РГж<10^

(2.22)

Nu„, = 0,15(Gr,.,Pr^)''.33(PrJPr^)o,25 при Gr„^Pr,^> 10«, (2.23)

Эти соотношения позволяют вычислить средние значения коэффициентов теплоотдачи при естественной конвекции в неограниченном пространстве: (2.21)—для горизонтальных труб, (2.22) и (2.23)—для вертикальных поверхностей (пластин, труб). Определяющей температурой здесь является температура окружающей среды, определяющим размером — диаметр d для горизонтальных труб и высота /г —для вертикальных поверхностей. Для газов приведенные критериальные уравнения упрощаются, поскольку критерий Прандтля для них имеет постоянное значение и Ргж/Ргс = 1.

Соотношения (2.21) —(2.23) могут быть использованы, в частностп, в расчетах теплоотдачи при естественной конвекции некоторых типов радиаторов. Так, коэффициент теплоотдачи боковой поверхности гладкого цилиндрического радиатора, работающего в горизонтальном положении, может быть вычислен по формуле (2.21), а его торцевых поверхностей — по формуле (2.22) или (2,23).

Для увеличения теплоотдачи радиаторов часто используют обдув их потоком воздуха. Средний коэффициент теплоотдачи боковой поверхности гладкого цилиндрического радиатора, обдуваемого поперечным потоком воздуха, может быть определен с помощью уравнений

Niw = 0,49Re0.5

при Ре^ж<10-'; Ш,^ = 0,245 Re«^, при Re^>, > 10''.

(2.24) (2.25)

Рис. 2.15. Схема ребристого радиатора

Как использовать критериальные уравнения в практических расчетах, рассмотрим на следующем простом примере.

Пусть требуется определить теплоотдачу боковой поверхности цилиндрического радиатора диаметром = 60 мм и высотой Л = 80 мм, обдуваемого поперечным потоком воздуха со скоростью 5 м/с, если температура поверхности радиатора Гс = 150°С, а температура воздуха Гж = 20°С.

4з табл.2 6 для воздуха при Г» = 20 "С находим: ?t« = 2,59Х

5 • 0,06

Х10-2 Вт/(м-К); v>K = 15,06-10-6 м^/с. Вычисляем Не^ж =

= 2-10*. Следовательно, используем формулу (2.25):

NUrf,, = 0,245 ReO'« = 0,245 (2 ■ 10*)".« = 93,3;

15,06-10

-S

отсюда

а = Nu,J-f = 93,3-^-Д^ = 40,3.

d ~ 0,06

На основании закона Ньютона имеем

Р = аяй/г(Гс—Гж) = 40,3-3,14-0,06-0,08- (150-20) « 80 Вт.

Достаточно распространенным типом анодного о.хлаждаю-щего устройства является ребристый радиатор, в частности с радиально расположенными ребрами (рис. 2.15). Вычислим приближенно теплоотдачу такого устройства. Пусть радиатор содержит п ребер, каждое из которых представляет собой прямоугольную пластину толщиной б, шириной / и высотой Л. Температура у основания ребер Гс, коэффициент теплоотдачи а. Теплоотдачей с торцевой поверхности ребер пренебрегаем. Тогда, согласно [61], теплоотдача одного ребра Р, может быть вычислена по формуле

Р, =Ш8{Тс—Т^) ih ml,

где т = [аЬ/(kS)]°'^; —теплопроводность материала ребра;

= 2/ц-26—периметр сечения ребра; S = бЛ — площадь сечения. Если принять б <С Л (что на практике обычно выполняется), то m = [2а/{Щ]°'^.

Теплоотдача цилиндрической стенки радиатора, не занятой ребрами,

Рц = а(я£/с—п6)Л(Гс—Гж),

где dc — диаметр стержня радиатора.

Общая теплоотдача радиатора определяется выражением

Р = nPi + P^ = h[kmbnihml + a{ndc—n6)] (Гс—Гж).

Величина а зависит от характера движения хладагента у поверхности радиатора и может быть рассчитана с помощью соответствующего критериального уравнения. Так, при обдуве радиатора воздухом, поток которого направлен между ребрами вдоль оси радиатора, для определения а может быть использовано уравнение (2.20а). При этом каждый из каналов, по которым движется воздух, упрощенно можно рассматривать как трубу прямоугольного сечения с эквивалентным диаметром da «5 2{ndc—nb)/п.

Одна из наиболее распространенных систем охлаждения анодов проточной жидкостью показана иа рис. 1.21, а и 2.6, а и кратко описана в § 1.5. Характерная особенность этой системы состоит в том, что ноток жидкости, поступающей в полость анода по центральной трубке, непосредственно попадает на наиболее нагретую торцевую часть охлаждаемой поверхности, а затем резко (на 180°) изменяет свое направление и покидает полость анода через кольцевой зазор между центральной трубкой и цилиндрической частью охлаждаемой новерхноетн. Впервые теплоотдача в описанных системах была подробно исследована П. В. Пошехоновым и Ф. Н. Хараджой [75, 97], которые получили следующие критериальные уравнения для определения коэффициентов теплоотдачи торцевой и цилиндрической стенок охлаждаемой поверхности соответственно:

Nu = l,68ReO.«PrO:t; Nu 0,22 Re°/ Рг^-".

(2.25) (2.25а)

Приведенные уравнения справедливы при реж = 3-103-^--+3-10''; в качестве определяющей принята средняя температура жидкости. Определяющим размером в уравнении (2.25) является внутренний диаметр di центральной трубки (рис. 2.6, а), в уравнении (2.25а)—эквивалентный диаметр кольцевого зазора

где бз — ширина зазора.

С учетом оказанного из уравнения (2.25) и (2.25а) получаем следующие выражения для расчета коэффициентов теплоотдачи торцевой (ат) и цилиндрической («ц) стенок охлаждаемой поверхности:

а, ^ 1,68

,^ = 0,llf^f"Pr?.*^.

Скорость жидкости (.м/с) в центральной трубке Vi и в кольцевом зазоре при ее расходе w (л/мии) определяется соотношениями

"^^ ~~ "605Г"' ~ 605о '

где Si и So — площадь отверстия в центральной трубке и площадь поперечного сечения кольцевого зазора, м^.

Мощность, отводимая системой охлаждения, рассчитывается но формуле

Р = (Гс—Гж) {aTSr + k2S2tnihml).

Здесь Гс — температура торцевой охлаждаемой стенки; St = nZ)iV4 — ее площадь; Лг — теплопроводность тела анода; S2 = n{D2^—Di^)/4 — площадь поперечного сечения трубчатой части тела анода; т = [ацГг/(A2S2)]°''^; Гг = лГ))—внутренний пери.метр сечения трубчатой части; i — длина трубчатой части.

Расчеты показывают [97], что в рассмотренной системе значительная часть мощности (несколько десятков процентов) может отводиться через цилиндрическую охлаждаемую стенку полости анода.

Изложенная методика может быть использована также для расчета системы охлаждения, изображенной на рис. 1.21, а. При этом площадь торцевой охлаждаемой поверхности вычисляется как площадь эллипса Sj = nDiDi'/i, где Di и D/ — длины малой и большой осей эллипса; за длину трубчатой части тела анода может быть взята ее минимальная длина. Если фиксаторы положения центральной трубки существенно не уменьшают площади кольцевого зазора, по которому движется жидкость, их можно не учитывать.

Увеличение теплоотдачи системы проточного охлаждения может быть достигнуто при прочих неизменных условиях путем повышения в приемлемых пределах расхода хладагента, т. е. за счет увеличения числа Рейнольдса.

Достаточно высокие коэффициенты теплоотдачи могут быть обеспечены при охлаждении нагретых иоверхностей водой в режиме пузырькового кипения [30, 61]. Однако охлаждение анодов рентгеновских трубок в режиме кипения воды применяется крайне редко. Охлаждение в этом режиме может быстро привести к образованию на охлаждаемой поверхности слоя накипи, обладающего низкой теплопроводностью и потому снижающего интенсивность теплоотвода. Слой накипи затрудняет движение жидкости в узких каналах, может происходить «зарастание» узких щелей в щелевых охладителях. Для ста-

бильного режима теплоотдачи требуется усложнение системы охлаждения. В силу указанных причин режим кипения в настоящее время иногда при.меняют лищь при о.хлаждении вращающихся анодов мощных разборных рентгеновских трубок (см § 5.6).

2.6. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ТРУБОК

Целесообразность нснользования той или иной трубки для конкретного исследования определяется ее параметрами, и прежде всего количественными и качественными характеристиками генерируемого излучения.

Тормозное излучение рентгеновских трубок описывается рядом интегральных и дифференциальных характеристик. Интегральными характеристиками поля излучения являются поток Р, интенсивность /, мощность экспозиционной дозы Pd; дифференциальными — спектральное распределение потока

= dP/dv = f(v), интенсивно'сти L, = dl/dv = Ф(v) и мощности экспозиционной дозы Pd, =dPD/d\'=.F{v), где v —частота излучения.

Для представления спектральных характеристик используют обычно щкалу длин волн К или щкалу энергии фотонов е.

В качестве исходной при расчете характеристик тормозного излучения трубок с массивной м-ишенью в инженерной практике часто используют формулу Крамерса [2, 82], описывающую спектральное распределение потока 'излучения идеализированной трубки (т. е. без учета ослабления излучения в мище-ни и рассеяния в ней электронного пучка) в Вт/эВ:

А = ^ /feoi'^(Smax — S).

где ^0 = 2,2-10"^; i — ток электронного пучка. А; Z — атомный номер материала мищени трубки; Smax = еб'= W — максимальная энергия фотонов в спектре, эВ.

Предполагая, что пространственное распределение возбужденного в мищени тормозного излучения сферически симметрично (что вполне справедливо прн напряжениях до 200 кВ для массивных мищеней со средним и большим Z), получим следующее выражение для расчета спектральной интенсивности идеализированной трубки на расстоянии г от ее фокусного пятна:

IZ

(2.26)

где = 1,7-10-10.

При определении спектральной интенсивности реальной рентгеновской трубки наиболее сложно учесть ослабление (само-поглощение) излучения в мишенн. При 'исследовании спектров тормозного излучения различных мишеней Куленкампф [80]

приближенно находил поправку на эффект самопоглощения, анализируя угловую зависимость спектральной интенсивности в диапазоне от 2°30' до 8°15'. Однако соответствующие экснери-менты были выполнены лишь для очень низких напряжений. Какого-либо обобщающего правила для учета самопоглощения излучения установлено не было. Некоторые авторы [112] предлагают приближенно учитывать этот эффект, вводя в рассмотрение слой X3kb{W) определенного материала (обычно алюминия), при прохождении сквозь который интенаивность излучения у.меньшается в той же мере, что и в веществе мишени. Тогда ноправ'ка на ослабление излучения имеет вид е ~!'-ai('>-*'ai^ где pAi(e)—линейный коэффициент ослабления алюминия. В упомянутой работе показано, в частности, что ослабление излучения в вольфрамовой мишени и стенке стеклянного баллона диагностических трубок при напряжении 100 кВ эквивалентно ослаблению в слое алюминия толщиной 3 мм.

Метод эквивалентного ослабляющего слоя имеет очевидные недостатки: во-иервых, требует расчетно-экспериментального определения величины Xai(W) в каждом конкретном случае, что само является сложной задачей; во-вторых, вследствие несовпадения спектрального хода коэффициентов ослабления алюминия рА|(е) и материала мишенн \Лм{е) вычисленный спектр будет качественно отличаться от реального: он будет содержать края ослабления алюминия, а не материала реальной мищени.

От этих недостатков свободен другой приближенный метод, в котором самопоглощенне излучения учитывается введением эффективного ослабляющего слоя мишени Хом{р, Z, л). Экспериментальные измерения показывают, что его толщина определенным образом меняется вдоль спектра, однако в приближенных расчетах характеристик излучения большинства трубок (за нсключением главным образом рентгеноспектральных) можно принять

Хом(р, Z, I) « хп„(р, Z, W) « рх,{р, Z, W).

где /9 = 0,15^-0,2; Хэ{р, Z, W)—пробег в веществе мишенн электронов с энергией W, вычисленный по их средним энергетическим потерям [10]. Формула справедлива для тяжелоатомных мишеней при 20 < W < 80 кэВ и ортогональном нацении электронного пучка на мишень.

Тогда энергетический спектр вышедшего из мишени излучения может быть представлен приближенным выражением

(2.27)

(2.28)

а интенсивность — соотношением

Здесь fXM(e) — коэффициент ослабления материала мишени;

и ср — измеренные относительно нормали к поверхности мишени угол падения электронного пучка и угол выхода рентгеновского излучения.

Обозначив массовый коэффициент передачи энергии для воздуха [2, 97] как ут{г) и приняв во внимание взаимосвязь интеноивио'сти и мошности экспозиционной дозы, получим следующие выражения для расчета спектрального распределения мощности экспозиционной дозы и самой величины Ро-

т

"max О

О

20

'>0

кэВ

Рис. 2.16. Спектральное распределение интенсивности излучения трубКН

1БПВ1-60

/ — без учета ослаблсиня в мишеии; 2^с учетом ослабления

На рис. 2,16 В качестве примера приведены рассчитанные но формулам (2.26) и (2.27) в относительных единицах спектры излучения трубки 1БПВ1-60. Сравнение кривых позволяет судить, насколько существенно ослабление излучения в мишени трубки, особенно в низ1коэнергетичеакой части спектра (& < <20кэВ). Скачкообразное изменение величины L в диапазоне е~10-ь12кэВ обусловлено L-краями поглощения вольфрама, из которого изгото.влена мишень. Максиглум зависимости /е от е лежит при е ~ 22 кэВ. Максимум же спектрального распределения мощности экспозиционной дозы, как показал расчет, соответствует в ~ 8 кэВ, что объясняется сильной зависимостью коэффициента ут от энергии фотонов: он приблиз1Ительно пропорционален е""^.

Для трубок, применяемых в рентгеноспектральном анализе, во многих случаях важно знать точные количественные характеристики спектра в низкоэнергетичеокой области. Необходимую точность описанный выше метод расчета не обеспечивает. Здесь могут быть использованы соотношения, приведенные в [8]. Они получены путем уточнения формулы Крамерса (учтены эффекты рассеяния электронного пучка и ослабления .излучения в веществе мишени). При этом абсорбционная

0,050

0,025 -

0,05 ОЛ O^k 0,k 0,6 0,8 т Рнс, 2,17, Спектр тормозного излучения для мишеи11 из алюминия

поправка принята в форме, предложенной Филнбером [82]. С помощью одного из этих соотношений рассчитан приведенный на рис, 2.17 спектр тормозного излучения для массивной алюминиевой мишени при энергии электронов 20 кэВ и ф = = 72° [8]. Для представления спектра использована шкала длин волн. Значения спектральной интенсивности в относительных единицах вычислены вплоть до /(-края поглощения алюминия {Хк ~ 0,8 нм).

Используя формулы (2.27) и (2.28), можно получить соотношение для расчета другой важной характеристики тормозного излучения — диаграммы направленности излучения, или углового распределения интенсивности /(ф)//(0) в плоскости симметрии анода. К сожалению, интегралы, определяющие /(ф) и /(0), не могут быть выражены через элементарные функции, вследствие чего расчет получается достаточно сложным. Поэтому на практике широко используют упрощенный метод определения /(ф)//(0).

При упрощенном расчете диаграмм ослабление в мишенн немоноэнергетического тормозного излучения учитывается путем замены его моноэнергетическим излучением с эффективным коэффициентом ослабления р,эфф [2], которому соответствует эффективная энергия фотонов еэфф. Тогда согласно [97] угловая зависимость интенсивности тормозного излучения может быть выражена соотношением

F-э + ,"-эфф COS '1

1(0)

COS 'Y

COS 9

где — коэффициент ослабления электронного потока; для ЗДектронов с энергией W (эВ) он определяется формулой

= l,4-10iVW-".5;

(2.29)

здесь р — плотность вещества мишени, г/см^.

По мере прохождения тормозного излучения через вещество спектральный состав излучения изменяется, так как низкоэнергетические составляющие испытывают существенно большее

ослабление, чем более высокоэнергетические. При этом изменяются величины р'эфф и бэфф. Поэтому значения их для разных углов 'выхода излучения из мишенн неодинаковы. Теоретически определить рэфф и еэфф достаточно сложно. Но, как показывает опыт, для диапазона W = 20-^100 кэВ условно можно принять еэфф — (0,4-ь0,5)етах и для этой энергии фотонов по таблицам найти рэфф. Например, для вольфрамовой мишени при eU = = \t7 = 60 кэВ имеем еэфф ~ ЗОкэВ, чему соответствует рэфф ~ ~ 525 см""'; величина рэ согласно (2.29) равна 18000 см^'. При г|) = 0 и углах выхода ф, равных 87; 84 и 75°, отношение /(ф)//(0) равно 0,66; 0,8Ю и 0,92. Видно, что пр'и уменьшении утла ф от 87° до 84 и 75° происходит увеличение интеисивности соответственно в 1,2 и 1,4 раза, что хорошо согласуется с результатами измерений, выполненных на рентгеноструктур-ных трубках.

Основным параметром характеристического излучения, оценивающим его с количественной стороны, является интенсивность линий спектра. Поскольку массовый коэффициент передачи энергии для моноэнергетического излучения является величиной постоянной, то монщость экснозициопной дозы (7-й лнии)! характеристического спектра прямо пропорциональна интенсивности линии

Pdq = ym{bq)Iq

и, таким образом, вычисляется элементарно, если известна щсличина Л,.

При использовании рентгеновских трубок чаще всего интересуются интенсивностью их /(-спектра. Величина /к слагается из двух компонентов: интенсивности первичного излучения, возбужденного электронным пучком, и интенсивности флюоресцентного излучения, возбужденного в мишени непрерывным спектром. В работе [29] путем обобщения известных теоретических представлений о механизме генерации характеристического излучения в массивной мишени получено соотношение для расчета интенсивности /(-спектра, учитывающее ослабленне в мишени обон.ч его компонентов. Это соотношение затем было аппрокоимировано следующим простым выражением;

ai{y-\)

1,65

г2(1 + fty'''''^coseca)

(2.30)

где а = 4-10-5ZV(Z*-|-106); / — ток электронов, мА; г/= U/Vk-отношение ускоряющего потенциала к потенциалу возбуждения Л'-серии; b = Ъ■ XQ-^^ \imU^/'^ \ pm —массовый коэффициент ослабления /(-спектра материала мишени, омУг; а = 90°—ф — измеренный относительно поверхности мишени угол выхода пучка излучения; величины г я Uk выражены соответственно в мМ и кВ.

мВт

о 20 'fO кВ

Рис. 2.18. Заиисимость иитеисивностн /(-спектра мишеней из меди и молибдена от ускоряющего напряжения

Вычислив величину 1к, несложно оценить интенсивность каждой из линий /(-спектра, поскольку соотношение этих интсн-сивностей хорошо известно [82]. Основная доля интенсивности приходится на /(с-компонент. Например, для меди IkJU ~ 0,88. Соотношение же интенсивностей Ка,- и /(а.,-линий дли различных .элементов практически постоянно и равно двум.

На рис. 2.18 приведены результаты расчета интенсивности /(-спектра мишеней из меди и молибдена в виде зависимостей 1к от ускоряющего напряжения при а = 6°. На начальном участке кривых [UkKU'^SUk) интенсивность растет пропорционально величине {U—Иц)^''', что хорошо согласуется с результатами исследований других авторов.

Из формулы (2.30) следует, что угловая зависимость интенсивности характеристического /(-излучения при ортогональном падении электронного пучка на поверхность мишени выражается соотношением

^/^(У) cosy (l -i- <>y'-'»)

cosy + uyi''"

Как уже отмечалось, наряду с массивными анодами в рентгеновских трубках применяют аноды прострельного типа, главным образом в виде Двухслойных структур, состоящих из слоя MHHieHH и бериллиевой подложки. Последняя обычно выполняет функции выпускного окна трубки.

В приближенном расчете характеристик тормозного излучения трубок с прострельными анодами может быть^ использован принцип суперпозиции. Слой мишени рассматр1шается как совокупность т тонких мишеней (ТМ) одинаковой толщины Дх. Спектр излучения от п-ц ТМ в заданной точке, Лежащей на оси рентгеновского пучка, рассчитывается но формуле Кра-"^ерса для тонких мишеней. При этом учитываются потери энергии электронов при прохождении предшествующих я—1 ТМ, рассеяние электронного пучка на этом пути и ослабление выходящего излучения в остальных т—п мишенях и бериллиевой подложке. Спектр тормозного излучения трубки рассматривается как результат наложения спектров всех т тонких мишеней.

Для расчета энергетических потерь электронов может быть использована формула Бете —Блоха, а для диапазона малых энергий (единицы •^илоэлектрон-вольт), где эта формула неприменима, могут быть взяты

0,5

T

12 кэВ

Рнс. 2.19. Спектральное распределение мощности экспозиционной дозы тормозного излучения трубки с прострельным анодом

интерполированные значения потерь. Ослабление же электронного пучка можно рассчитать по закону Ленарда [82].

Описанный приближенный метод позволяет также рассчитать спектральное распределение мощности экспозиционной дозы, интенсивность и мощность экспозиционной дозы тормозного излучения, В качестве примера на рнс, 2,19 показано спектральное распределение мощности экспозиционной дозы р^р = PpJPoz^ для трубки с анодом А1—Be прн напряжении 20 кВ, рассчитанное описанным методом. Массовая толщина алюминиевой мишеии равна 1 мг/см^, толщина бериллиевой подложки 0,3 мм. Видно, что распределение практически не содержит фотонов с энергией 8 < 2 кэВ, Максимум распределения соответствует энергии фотонов около 4 кэВ,

В [52] приведены соотношения, позволяющие вычислить в относительных единицах спектральную интенсивность для трубок с прострельным анодом, толщина мишени которого равна экстраполированному пробегу электронов в материале мишени или близка к нему.

Интенсивность и мощность экспозиционной дозы тормозного излучения трубок с прострельным анодом зависят при прочих неизменных условиях от толщины мишени и при некотором ее значении (pxt и рхр для интенсивности и мощности дозы соответственно) достигают максимума, В частности, как показывают расчеты н экспериментальные исследования, рхр = (0,3-г -^0,6)Хэт{Щ, где X3m{W)—массовый средний пробег электронов в веществе мишени при энергии W. Формула справедлива в диапазоне 20 ^ W ^ 80 кэВ при толщине бериллиевой подложки 0,2—0,5 мм.

Электроны с энергией eU, двигаясь в мишени, возбуждают характеристическое излучение q-й серии до тех пор, пока нх энергия не уменьшится до величины 'eU„. Зная закон торможения электронов, можно найти толщиггу слоя мишени, в котором происходит генерация лучей г^-серни, В частности, для /С-серии эта величина оценивается как рхк = Ци^—Ук^), где s = = 2,1-106 г/(см2-кВ2) [16].

Интенсивность характеристического излучения трубок с прострельными анодами часто оценивают не в энергетических единицах (Вт/мм^), а числом фотонов в секунду, испущенных в заданном телесном угле d^|). Для достаточно узкого пучка /С-излучения, идущего вдоль оси трубки, и мишеней, толщина которых не менее рхк, справедлива формула Грина — Косслета [82]

й!Л^/^. = 1,58.10"г_£-- (у1пу-у |-1)е ^

Она получена без учета ослабления излучения в материале мишени, В этой формуле i — ток, мА; R — фактор обратного рассеяния, характеризующий уменьшение интенсивности излучения за счет обратного рассеяния электронов в мишени; |Ло(8лг)—линейный коэффициент ослабления материала подложки (окна) для /С-излучения мишени; хо —толщина подложки (окна).

96

Значения фактора обратного рассеяния для разных элементов в шнро-^ом диапазоне изменения энергии электронов табулированы. В частности, для медной мишени при нормальном падении электронов с энергией 20, 40 и 60 кэВ они равны соответственно 0,881, 0,838 и 0,823.

2.7. РАСЧЕТ ВЫПУСКНЫХ ОКОН

Выпускные окна рентгеновских трубок обычно выполняют из 'бериллия в в'иде круглых пластин диаметром 7—30 мм и толщиной 0,1 — 1 м'м. Сравнительно редко используются пластины прямоугольной формы, а также куполообразные окна.

При прохождении через выпускное окно тормозного компонента излучения происходит его фильтрация. Влияние окна на характеристики тормозного излучения легко учесть путем введения в выражение (2.27) абсорбционной иоиравки e-^^«^^'^■^", где 1.1о(е)—линейный коэффициент ослабления материала окна; Хо — толщина окна. Тогда для расчета спектра, интенсивности и мощности эксиозиционной дозы тормозного излучения трубки получим следующие соотнощения:

о

о

Интегралы в двух последних выражениях могут быть вычислены графическим или численным методом.

Интенсивность характеристического излучения /(-серии трубки может быть рассчитана с помощью формулы

/кг = 1ке ^ .

■в которой интенсивность 1к оиределяется соотнощением (2.30).

Ослабление моноэнергетического излучения выпускным окном удобно характеризовать пропусканием (в процентах),

Таблица 2.10. Пропускание характеристического излучения некоторых элементов бериллиевыми окнами

7 Заказ

86

97

под которым понимают отношение интенсивности излучения, прошедшего сквозь окно, к интенсивности падаюшего на него излучения. Значения пропускания бериллиевых окон разной толшины для характеристического /(-излучения основных материалов, применяемых в качестве мишени трубок, приведены в табл. 2.10.

Действие на выпускное окно трубки атмосферного давления вызывает в окне напряженное состояние. Для окна в виде круглой тонкой пластины, зашемленной по контуру и равномерно нагруженной атмосферным давлением, максимальные напряжения возникают на контуре и равны

а-- -р

И

где р — атмосферное давление, кгс/см^; Ц/Н — отпошепие радиуса окна к его толщине.

Для обеспечения механической прочности окна псобходнмо отпошепие /?/Я выбрать таким, чтобы величина ст,"'''^ [а], где [а]—допустимые напряжения. Значения [а] выбирают, исходя из предела прочности материала а„ н принятого коуф-ф'ициента запаса прочности k-^

[а] = ап//гз.

В большинстве конструкций рентгеновских трубок берилли-евые окна имеют одинаковый потенциал с анодом, вследствие чего они подвержены бомбардировке вторичными электронами, выбитыми из мищени. Под действием бомбардировки происходит нагрев окна и его температура может превзойти допустимую по условиям эксплуатации трубки. Для оценки температуры окна в рабочих режимах трубки необходимо выполнить его тепловой расчет. Рассмотрим окно в виде круглого диска. При расчете нагрева окна будем иметь в виду, что обычно оно впаивается в массивный медный (реже стальной) корпус трубки, имеющий высокую теплоемкость. Это позволяет при решении краевой задачи теплопроводности температуру боковой поверхности диска считать постоянной и равной Т^. Учитывая низкие коэффициенты теплоотдачи при естественной конвекции в воздухе (около 10^2 Вт/(см2-К), отводом теплоты сквозь основание диска, соприкасающееся с воздушной средой, можно пренебречь по сравнению с теплоотводом сквозь боковую поверхность. Если предположить, что мощность вторичного электронного облучения равномерно распределена по бомбардируемой поверхности окна, то максимальная температура будет в центре этой поверхности.

Расчет максимальной температуры окна можег быть выпот

пси с помощью С00ТН0ШС1И1Я

98 - U

'''шах — ^0 -|-

п = 1

1 -

k{r.nRlH)

Обычно H/R<l/5. Следовательно, min(пя/?/Я) » 15,7, а 1//о (15,7) ~ 0. Это условие выполняется тем точнее, чем больше аргумент модифицированной функции Бесселя /о. Тогда, учи-

тьшая, что —„ -5- < 0,03, получим простое асимптотнче-

^ 7 Я<1/5

ское соотношение для расчета максимальной температуры:

Гтах^ Го + Ро/(4яЯЯ).

Метод определения мощности Ро, затрачиваемой на нагрев окна, описан в [27]. Он учитывает реальный энергетический спектр вторичных электронов, зависимость коэффициента вторичной электронной эмиссии от энергии электронов первичного пучка и от угла его падения на мишень, а также другие факторы, влияющие на величину Ро.

ГЛАВА ТРЕТЬЯ

ТРУБКИ ДЛЯ ПРОСВЕЧИВАНИЯ МАТЕРИАЛОВ

3.1. ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА КАЧЕСТВО ТЕНЕВОГО РЕНТГЕНОВСКОГО ИЗОБРАЖЕНИЯ

Промышленное просвечивание (рентгеновская дефектоскопия) является одним из наиболее эффективных методов неразрушающего контроля материалов и конструкций [3, 43, 84, 10'2]. Этот метод основан на анализе рентгеновского теневого изображения исследуемого объекта. Для получения теневого изображения объекта последний помещают между источником и приемником излучения, который служит для регистрации теневой картины. В производственной практике наиболее распространенным приемником излучения является рентгеновская пленка. Соответственно этому метод дефектоскопии называется рентгенографией. При массовом контроле изделий широко применяется метод рентгеноскопии, в котором в качестве приемника излучения используется флюоресцирующий экран, рентгенотелевизионная система или Иные средства визуализации рентгеновского изображения. Для простоты при анализе факторов, влияющих на качество теневого изображения, будем считать, что приемником излучения является рентгеновская пленка.

Основными техническими характеристиками метода дефскто-'^копии являются нрострпнстБеиная разрешающая способность,

. 9Э

контрастная чувствительность, просвечивающая способность, размер поля облучения и увеличение.

Как известно [84], пространственная разрешающая способность зависит от размера фокусного пятна рентгеновской трубки и геометрии просвечивания. Для увеличения пространственной разрешающей способности необ.ходимо использовать трубки с фокусным пятном малого размера. Увеличение расстояния фокусное пятно — объект и уменьшение расстояния объект — пленка также улучшает эту характеристику теневого изображения. Однако уменьшение фокусного пятна требует уменьшения ■мощности трубки [19], а увеличение расстояния от фокусного пятна до пленки приводит к снижению интенсивности излучения, прошедшего через объект, приблизительно обратно пропорционально квадрату расстояния. Это в свою очередь вызывает необходимость увеличения времени экспозиции съемки. Поэтому на практике соотношения размера фокусного пятна, мощности трубки, геометрии съемки и времени экспозиции выбирают исходя из конкретных условий просвечивания объекта: материала, размеров объекта и дефектов в нем, типа пленки, наличия и типа усиливающих экранов и т. д.

Основной характеристикой метода является контрастная чувствительность, которая характеризует минимальную разницу в толщине или плотности составных частей исследуемого объекта, различимую при просвечивании в конкретных условиях. Она зависит от многих факторов: спектрального состава рентгеновского излучения, геометрии просвечивания, характеристик приемников излучения, толщины и плотности объекта и др. Рассчитать контрастную чувствительность в общем случае весьма сложно, поэтому обычно ее определяют экспериментально с помощью специальных эталонов [84]. Например, в качестве эталонов могут быть использованы однородные пластины, в которых выполнены канавки прямоугольного сечения одинаковой ширины и разной глубины; набор закрепленных в специальные рамки проволочек разного диаметра из одного и того же материала и др. Контрастную чувствительность (обычно в процентах) выражают соотношением

k =

и

100,

где h — минимальный перепад по толщине эталона, зарегистрированный на изображении; Я —общая толщина объекта и эталона.

Зависимость контрастной чувствительности от толщины стального образца при различных условиях просвечивания показана на рис. 3.1. Приведенные кривые получены с помощью проволочного эталона при различном напряжении на трубке, т. е. с различным спектральным составом излучения. Условия эксперимента: рентгеновская трубка 0,ЗБПВ6-150 в аппарате

Рис. 3.1. Зависимость контрастной чувствительности от толщины просвечиваемой стали при различном напряжении на трубке

/ —80 кВ; 2—ЮОкВ; J — 120 кВ; 4 — 140 кВ

РУП150-10 расположена на расстоянии фокусное пятно — пленка, равном 75 см; рентгеновская пленка РТ-1 без усиливающих экранов. Из рисунка видно, что с увеличением напряжения чувствительность уменьшается. Например, при толщине стали 8 мм чувствительность падает с 1,5 до 2,5% при увеличении напряжения с 80 до 140 кВ. Можно сделать заключение, что наиболее выгодно для улучшения чувствительности использовать более мягкое излучение. Однако это приведет к значительному увеличению экспозиции. Так, например [97], при просвечивании алюминиевого объекта толщиной 40 мм (пленка РТ-1 без усиливающих экранов, ток трубки 4 мА, расстояние фокусное пятно — пленка 50 см) улучшение контрастной чувствительности с 3 до 1,2 % было достигнуто в результате снижения напряжения на трубке со 170 до 50 кВ. Нри этом, однако, вре.мя экспозиции возросло с 10 до 720 с.

Следует отметить, что выявляемость мелких дефектов в образцах из тяжелых, сильно ослабляющих рентгеновское излучение материалов выше, чем из легких.

Просвечивающая способность метода определяется наибольшей толщиной объекта в направлении просвечивания, дефекты которого могут быть зарегистрированы с определенной чувствительностью. Этот параметр определяется проникающей способностью используемого излучения, т. е. фактически ускоряющим напряжением на аноде рентгеновской трубки. Например, из рис. 3.1 видно, что при напряжении 140 кВ и чувствительности 1,9 % максимальная толщина просвечиваемой стали составляет 20 мм.

Под размером поля облучения понимают наибольший размер поверхности объекта, наблюдаемый на изображении объекта (of) без его дополнительного перемещения. Размер поля облучения, расстояние фокусное пятно—пленка (/) и угол расходимости (а) связаны соотношением

d/2 = / tga.

Экспериментально установлено, что, например, рентгено-■"Раммы равномерных по толщине пластин можно получить при Отношении плотности почернения пленки в центре и на периферии поля облучения, не превышающем 2: 1 при 1> \,bd [84].

25 Б ±3

Рнс. 3.2. Конструкция рентгс / — мишень; 2 — диафрагма; 5 —катод; медный корпус; 5 — фланец; 6 —

/О —цоколь; /7 — фокусирующая головка;

При /= \,Ы угол 2а должен составлять 37°, при этом диаметр поля облучения будет й<с^'^1й. Таким образом, из приведенных соотношений следует, что угол наклона мишени в рентгеновских трубках для дефектоскопии делать больше а + 3° не имеет смысла. При этом следует отметить, что уменьшение угла наклона мишени позволяет увеличить длину действительного фокусного пятна (т. е. увеличить мощность трубки) без увеличения эффективного фокусного пятна (без ухудшения разрешающей способности). Увеличение диаметра поля облучения может быть достигнуто за счет увеличения /, однако при этом падает интенсивность регистрируемого излучения, и соответственно этому должно быть увеличено время экспозиции съемки.

Увеличение изображения зависит от геометрических параметров съем*ки — отношения расстояний фокусное пятно — пленка и пятно — объект. Оно может быть близко к единице илп существенно превышать единицу при малых размерах фокусного пятна. Последнее соотношение в основно.м используется в проекционной теневой микроскопии (см. § 3.7),

Изложенное позволяет сформулировать ряд требований к рентгеновским трубкам для просвечивания материалов. Эти трубки должны иметь малый размер фокусного пятна, большую мощность и широкий диапазон изменения анодного напряжения. Чтобы удовлетворить этим требованиям при дефектоскопии самых разнообразных объектов (от миниатюрных изделий микроэлектроники до крупногабаритных судостроительных « 102

новской трубки 1БПВ15-100

КОЛЬЦО; 7 — стеклянная оболочка; s — геттер; 9 — катодная металлическая ножка; i2 —■ бериллневое выпускное окно

т. д.), приходится создавать серии приборов с различными номинальными напряжениями, мощностями и фокусными пятнами.

3.2. ТРУБКИ С ВЫНЕСЕННЫМ АНОДОМ

Одной из разновидностей трубок, применяемых в аппаратуре для дефектоскопии, являются приборы с вынесенным анодом. Отличительной особенностью этих трубок является то, что их анодный узел выступает за пределы защитного кожуха (или моноблока) рентгеновского аппарата на 2—3 диаметра анодного узла, что позволяет использовать соответствующую аппаратуру для просвечивания полых изделий, а также объектов, расположенных в труднодоступных местах. Как правило, рабочее напряжение приборов этого типа не превышает 160 кВ. Выпуск рабочего пучка излучения осуществляется через бериллневое окно. Эти трубки применяются для просвечивания изделий из легкоатомных материалов и cлyJ Жат чаще всего источниками излучения в малогабаритной кабельной аппаратуре.

На рис. 3.2 представлена конструкция рентгеновской трубки 1БПВ15-100 с вынесенным анодом для промышленного просвечивания.

Катод 5 трубки имеет форму винтовой спирали и изготовлен из вольфрамовой проволоки диаметром 0,2 мм. С помощью

ЭОС на вольфрамовой мишени формируется линейное фокусное пятно шириной 1,1 мм и длиной 3,0 мм. Угол наклона мишени составляет 70°, что позволяет получить в направлении, перпендикулярном к оси трубки, эффективное фокусное пятно квадратной формы. Бериллиевое окно 12 имеет толщину 1 мм, благодаря чему нижняя граница диапазона рабочих напряжений составляет 10 кВ. Охлаждение анода осуществляется проточной водой при расходе не менее 3 дмУмин. Медный корпус 4 соединен со стальным экраном, предназначенным для уменьшения напряженности электрического поля в области спая коварового кольца 6 со стеклянной оболочкой 7. Толщина медного корпуса выбирается такой, чтобы обеспечивать значительное ослабление неиспользуемого излучения. Благодаря этому удается уменьшить массу защитного кожуха или моноблока аппарата. Длина стеклянной оболочки составляет 100 мм, что обеспечивает номинальное напряжение 100 кВ с необходимым запасом электрической прочности при эксплуатации трубки в среде трансформаторного масла. Фокусирующая головка 11 крепится посредством стальной трубы на металлической катодной «ожке 9. Металлическая катодная ножка позволяет использовать металлический штенгель и обеспечивает заданную соосность электродов. Для повышения вакуума в приборе применяется титановый ленточный геттер 8, периодически включаемый в процессе технологической тренировки. Трубка работает в схеме с постоянным напряжением и заземленным анодом. Высокий отрицательный потенциал подается на катод через цоколь 10. В анодной гильзе установлена специальная диафрагма 2, препятствующая разлету вторичных электронов в направлении стеклянной о'болочки трубки. Это способствует повышению электрической прочности трубки. При помещении трубки в кожух с масляной изоляцией уплотнение системы производится с помощью фланца 5.

Подобную конструкцию имеют и другие трубки с вынесенным анодом. Их основные параметры приведены в табл. 3.1.

Таблица 3.1. Основные параметры рентгеновских трубок с вынесенным анодом для промышленного просвечивания

Рис. 3.3. Металлическая катодная ножка с мембранным юстировочным

устройством

' — мембрана; г — втулка; 3 — вывод; — стеклянный вакуумплотный изолятор; 5 — Фланец,; 6 — диск; 7 — регулировочный стопорный вннт; 8 — металлический штенгель; 9 —коваровая трубка; /О — стеклянная трубка

Для панорамного просвечивания анодный узел соответствующих трубок изготавливают с конусной мишенью, а бериллиевое Выходное окно — в виде кольца с толщиной стенки 0,8—2,0 мм.

Для точной юстировки трубки, т. е. совмещения центра фокусного пятна трубки с вершиной конической мишени, предусматривается в катодной ножке специальное мембранное Устройство. На рис. 3.3 представлена его конструкция. Катодная втулка 2 спаяна со стальным диском 6, имеющим шесть

резьбовых отверстий для регулировочных и стопорных винтои 7. Катодная втулка соединяется с фланцем 5 через стальную (толщиной 0,5—0,8 мм) мембрану 1. При тренировке трубки для выведения электронного пучка на ось трубки производят регистрацию интенсивности излучения тремя детекторами, расположенными под углом 120° в плоскости, перпендикулярной оси трубки и проходящей через вершину конусной мишени. Тремя регулировочными винтами добиваются одинаковой интенсивности в указанных трех направлениях. После этого производят съемку фокусных пятен в тех же направлениях. При этом размеры пятен должны быть одинаковы.

В табл. 3.1 приведены основные параметры рентгеновских металлостеклянных трубок, которыми комплектуются рентгеновские аппараты РАП100-10Н, РАП150-ЭН, РАП150/300 и др. В настоящее время выпускаются, например фирмой «Филипс», рентгеновские трубки с вынесенным анодом на 100—160 кВ в металлокерамической исполнении (см. § 3.9). Все приборы, приведенные в таблице, имеют направленный выход излучения. Исключение составляют трубки 1БПВ19-150 и 1БПВ17-100, имеющие панорамную диаграмму направленности (угол выхода излучения 360°X 30°).

3.3. ТРУБКИ С ВЫНЕСЕННЫМ ПОЛЫМ АНОДОМ

В области промышленного просвечива-иия существует ряд задач, связанных с исследованием объектов, имеющих труднодоступные полости малого размера. Примером может служить дефектоскопия сварных швов малого диаметра, корпусов многих промышленных изделий и т. д. Для получения теневых изображений таких объектов выгодно источник излучения (фокусное пятно трубки) располагать внутри исследуемого объекта, а рентгеновокую пленку снаружи. 'В подобных целях созданы трубки с вынесенны^м полым анодом.

Полый анод представляет собой длинную трубу, выполненную из меди или нержавеющей стали и расположенную по оси прибора. Мишень, а следовательно, фокусное пятно, располагается в конце анодной трубы, которая значительно выступает за пределы защитного кожуха или моноблока. Толщина стенки анодной трубы выбирается такой, чтобы обеспечивалась ее механическая прочность, вакуумная плотность, а также запи1Т-ные свойства рентгеновской трубки. Фокусировка электронного пучка на мишень осуществляется с помощью электромагнитной катушки или кольцевых постоянных магнитов, надеваемых снаружи на аиодную трубу. Особенностью этих приборов является регулировка размеров фокусного пятна, которая осуществляется путем изменения тока в электромагнитной катушке или положения ее «а анодной трубе. Для совмещения электронного пучка с осью трубки иногда используют юстировочное устройство в катодном узле аналогично описанному в § 3.2.

106 -

Рис. 3,4. Конструкция окончания анодной трубы: а — массивный анод с панорамным выходом излучения; б—массивный анод: с боковым направленным выходом излучения; в, г — аноды прострельного типа

В зависимости от назначения трубок их рассчитывают на рабочий пучок излучения различной конфигурации (направленный, панорамный и др.). Пучок необходимой конфигурации получают за счет различной конструкции окончания анодной трубы (рис, 3.4). На рис. 3.4, й, б показана конструкция окончаний анодной трубы 7 с массивными анодами и с панорамным и направленным боковым вы.ходом излучения 2 соответственно, возбуждаемого электронным пучком 1. Вольфрамовая мишень 4 впаяна в медное тело анода 5, в котором предусмотрена полость 6 для о.хлаждения его проточной водой. Для выпуска излучения в первом случае применяются бериллиепые или алюминиевые окна в виде колец; во втором случае применяются, как правило, бериллиевые окна в виде дисков.

При использовании прострельных анодов (рис. 3.4, е, г) Мишень наносится на выпускное окно 5, выполненное в виде колпачка или плоского диска из бериллия, титана, ковара или другого металла с небольшим атомным номером. Иногда прострельный анод изготовляют в виде однородной пластины, которая одновременно является и выпускным окном. Как правило, для этого используются толстые вакуумплотные фольги из Молибдена, титана и других материалов.

107

w

Рис. 3.5. Конструкция трубки 0,збпв6-150

Как видно из рисунка, различная конструкция прострель-ного анода позволяет получить рабочий пучок различной напраиленности. Анод в форме 'колпачка позволяет получить рабочий пучок в телесном угле более 2я стерадиан.

Для трубок с вынесенным полым анодом характерна высокая степень нейтрализации вредного воздействия вторичных электронов, которые улавливаются анодной трубой.

Вынесенный полый анод применяется в двухполюсных трубках, а также в секционированных приборах на сверхвысокие напряжения.

Вакуумная оболочка трубок с вынесенным польгм анодом имеет цилиндрическую или расширенную в средней части конфигурацию в зависимости от рабочего напряжения и габаритов излучателя.

На рис. 3.5 приведена конструкция трубки 0,ЗБПВ6-150 с вынесенным анодом. Система охлаждения в трубке выполнена в виде полых соосных цилиндров, разделяющих входящий и выходящий поток хладагента. В этом случае анодное окончание освобождается от подводящих охлаждающую жидкость шлангов, что создает определенные удобства при эксплуатации и расширяет возможности внутриполостной дефектоскопии.

Для более мощных трубок (1,0—1,5 кВт) используются системы охлаждения такой же конструкции, как у трубок с вынесенным анодом, т. е. охладитель присоединяется непосредственно к анодному окончанию. Такая система обеспечивает несколько более высокую эффективность охлаждения, так как хладагент непосредственно попадает на наиболее горячий участок охлаждаемой стенки анода.

Для микродефектоскопии могут быть использованы так*е рентгеновские трубки типа БС1 и БС5, непосредственно предназначенные для рентгеноструктурного анализа и описанные в § 3.7, а также медицинская трубка для дентальных исследо-

ванпй 0,055БД23-60 и некоторые другие ссрнпно выпускаемые приборы.

В табл. 3.2 приведены основные параметры рассмотренных выше рентгеновских трубок с вынесенным полым анодом.

Таблица 3.2. Основные параметры рентгеновских трубок с вынесенным полым анодом

* Панорамное излучение.

3.4. ТРУБКИ С ЧЕХЛОМ НА АНОДЕ

В стационарной и передвижной аппаратуре для дефектоскопии чаще всего используют рентгеновские трубки торцевой конструкции с чехлом на аноде. Они, как правило, работают в диапазоне напряжений 160—320 кВ и характеризуются высокой мощностью, достигающей 4 кВт. Конструктивной особенностью этих приборов является 'массивный медный чехол на аноде (/ на рис. 1.20). Чехол служит для уменьшения интенсивности неиспользуемого рентгеновского излучения и препятствует попаданию вторичных электронов, выбитых из мишени, на стеклянную оболочку прибора, способствуя увеличению электрической прочности и надежности трубки. Иногда для усиления защитных свойств чехла его изготавливают из материала с присадками тяжелых элементов, например воль-

^❖7

Рис. 3.6. Конструкция трубки 4бпм8-250

С ii.afH.ip.jMiibiM 1.ил\"1си)!см

ПО

1

форматорного масла или непосредственно на воздухе и работающих в режиме вынужденной конвекции.

На рис. 3.6 представлена конструкция .монтпой рентгеновской трубки с чехлом на аноде 4БПМ8-250, а на рис. 3.7 —се внешний вид. Эта трубка выпускается в двух конструктивных вариантах, которые отличаются исполнением контактной части, а также устройства для подключения системы охлаждения.

Основные параметры отечественных рентгеновских трубок с чехлом на аноде приведены в табл. 3.3.

Трубка с чехлом на аноде — один из наиболее распространенных типов приборов для дефектоскопии. Он выпускается всеми ведущими реитгенонриборостроительными фирмами. В последние годы появились трубки с чехлом на аноде в Х4етал-локерамическом исполнении.

Чаще всего для питания трубок с чехлом на аноде пспо.чь-зуются источники питания, собранные но симметричной схеме, П'ри этом в моноблочной аппаратуре трубки работают обычно на переменном напряжении,

3.5. СЕКЦИОНИРОВАННЫЕ ТРУБКИ

Верхняя граница рабочих наприжепп|'| двухэлсктродиых конструкций не превышает 320 кВ. 7J^aльнcн-шее повышение напряжения таких трубок связано со значительными техническими трудностями, так как при сверхвысоких напряжениях практически невозможно обеспечить достаточно равномерное распределение потенциала вдоль трубки. Поэтому приборы на 400 кВ и выше имеют секционированную конструкцию.

В зазоре между катодом и анодом устанавливается ряд промежуточных электродов, соединенных с коваровыми кольцами, «паянными в баллон. Таким образом достигается секционирование вакуумного зазора и оболочки трубки между катодом и анодом. Подавая на промежуточные электроды определенные потенциалы, удается обеспечить достаточно равномерное распределение потенциала вдоль всего прибора.

Устройство секционированного прибора рассмотрим на примере трубки 1,5БПВ2-400, рассчитанной на напряжение 400 кВ. Ее конструкция показана на рис. 3.8, а внешний вид — На рнс. 3.9. Трубка состоит из шести секций и имеет вынесенный полый анод 7, охлаждаемый проточной в'Одой.

Секционирование баллона осуществляется с помощью кова-Ровых колец 5, на которых укреплены промежуточные элск-уоды 2. Их крепление осуществляется специальными гайками ^- Промежуточн1)1е электроды изготовлены из нержавсюп1,ен '^тали в виде тонкостенных цилиндров с закругленными тор-'1ами. Каждая пара ускоряюншх электродов образует э.нскгро-'-'Татичсскую линзу |19J, фокусирующую э.'К'К!ройный НУ'И.Ж.

Ill

фрама, л'ибо снабжают внутрсн-1НИМИ экранами в виде цилиндров из молибдена или тантала. Направленный рабочий пучок рентгеновского излучения выпускается через специальное отверстие в че.хле, которое закрывается бериллиевым или титановым диском, и далее про.ходит сквозь баллон трубки. Для выпуска панорамного рабочего п\-чка излучения чехол чаще всего целиком изготовляется из меди, а часть стенки, сквозь которую должен проходить пучок, утоньшается.

В этих трубках обычно применяют баллоны с расширенной сред-пен частью.

Аноды мои^пых рен'ггеноБских трубок данного тина для стацио-нариой аппаратуры, как правило, имеют принудительное масляное охлаждение. Используемая в них система охлаждения подробно описана 'В § 1.5.

В переносной аппаратуре обычно применяются трубки мощностью до 1 кВт. Охлаждение анодов этих приборов осуществляется с помощью радиаторов, расположенных в среде транс-

Таблица 3.3, Основные параметры рентгеновских трубок с чехлом на аноде

4

•/////////

■/////////72

v///////////

■л .л .л -а

1350

Рис. 3.8. Конструкция

/ ~ катодный узел; i'— промежуточны/! электрод; 5 — коваровое кольцо; 4 — гаПка:

иающсс

Поэтому электроны катодного пучка практически пе попадают на промежуточные электроды и секции стеклянной оболочки. Чтобы уменьшить вероятность попадания рассеянных электронов на стекло, зазор между электродами устанавливается минимальным возможным, но таким, чтобы надежно обеспечивалась его электрическая прочность. В целях повышения электрической прочности электроды тщательно полируются, проходят электрохимическую обработку и предварительно обезгаживаются. Снаружи к коваровы'м кольцам крепятся алюминиевые выравнивающие кольца 8, которые способствуют выравниванию электрического поля вдоль баллона снаружи, т. е. повышению поверхностной электрической прочности. Для обеспечения поверхностной электрической прочности трубка помещается в общий бак с высоковольтным источником питания, заполненный трансформаторным маслом. Из бака выступает только вынесенный полый анод, на который надета электромагнитная

Рнс. 3,9, Внештш вид трубки 1,,5БПВ2-400

112

tzzm

г у- i-

трубки 1,5БПВ2-400:

5 —стеклянная оболочка; — фланец; 7 — полыЯ вынесенный апод; S — вырав1И1-кольцо

фокусирующая катушка. Мощность трубки составляет 1,5 кВт. Диаметр фокусного пятна 5 мм (регулируется с помощью магнитной катушки). Трубка имеет направленный рабочий пучок, который выпускается через боковое бериллиевое окно в анодной трубе.

Аналогичную конструкцию имеет трубка 1,5БПВЗ-400, предназначенная для панорамного просвечивания.

Секционирование трубки на более высокие напряжения содержат, как правило, больше секций и работают в атмосфере сжатого газа. Применение газовой изоляции под давлением предъявляет дополнительные требования к механической прочности прибора. Поэтому секционирование баллона в это.м случае осуществляется с помощью плоских коваровых колец, соединенных со стеклянными секциями оболочки торцевыми спаями. Примером может служить секционированная трубка 1БПВ9-1000 на 1000 кВ. Трубка имеет одиннадцать секций и предназначена для"работы в среде азота при давлении 10 атм.

'Таблица ЗА. Основные параметры секционированных рентгеновских трубок

в табл. 3.4 приведены основные параметры трех секционированных рентгеновских трубок.

^ Заказ 86

из

Принцип секционирования используется также при создании ускоряющих трубок с выпуском электронного пучка. Эти приборы отличаются от рентгеновских трубок тем, что вместо мишени в них устанавливается выпускное устройство в виде специальных окон, закрытых вакуумплотной фольгой, обычно из титана.

3.6. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ ДЛЯ ТОЛЩИНОМЕРОВ

Ослабление узкого пучка монохроматического рентгеновского излучения веществом зависит при прочих неизменных условиях от толщины ослабляющего слоя:

где /о — интенсивность пучка излучения перед ослабляющим слоем; 1х — интенсивность излучения за слоем; х — толщина слоя; (1 — линейный коэффициент ослабения рентгеновских лучей.

Таким образом, при использовании узкого пучка монохроматического излучения появляется возможность непосредственно определять нлц коптролнровать толщину ослабляющего слоя

V-

Однако на практике при использовании в качестве источника излучения рентгеновской трубки необходимо учитывать, что по мере прохождения через вещество тормозного излучения линейный коэффициент ослабления ц не остается постоянным. Это обстоятельство не позволяет провести достаточно точное оирсде-ление величины непосредственно указанным способом. Чтобы такое измерение стало возможным, применяют несколько различных методов, в частности нулевой, компенсационный и т. Д-Наиболее распространенным является компенсационный метод [81, 91]. Он основан на использовании двух систем детектирования, одна из которых постоянно регистрирует излучение, прошедшее сквозь градуировочную пластину (эталон), другая—■ сквозь контролируемый слой вещества.

РентгеноБОКие системы, предназначенные для автоматического определения толщины материалов по ослаблению рентгеновского излучения, получили название толщиномеров. В качестве источников излучения в этих устройствах используются рентгеновские трубки для просвечивания, имеющие специальные конструкции. При этом, как правило, применяются две разновидности компенсационного метода: в одном из них используются две идентичные рентгеновские трубки, во втором одна трубка, имеющая два пучка излучения. На рис, З.Ю, й представлена принципиальная схема толщиномера с двум^'

Рис. 3.10. Принципиальные схемы рентгеновских толщиномеров: а —с двумя рентгеновскими трубками; б —с одной двухлучевой рентгеновской трубкой стабилизированный источник высокого иапряжепия; 2 — рабочий пучок излучения; 3—компенсирующи!! пучок излучения; 4 — контролируемый объект; 5 — клин коррекции нуля; б — подстроечная пластина; 7 — компенсирующий клин; « — блок детекти роваиня; 9 — блок рассогласования; /О — двигатель; // — следящая система

рентгеновскими трубками [81]. Трубки питаются от стабилизированного источника высокого напряжения 1. Излучение первой трубки (рабочий пучок 2) проходит сквозь контролируемый объект 4, так называемый клин коррекции нуля 5 и регистрируется блоком детектирования 8. Излучение второй трубки (компенсирующий пучок 3) проходит сквозь компенсирующий клин 7, подстроенные пластины 6 и также регистрируется блоком детектирования. Если сигнал от рабочего пучка отличается от сигнала компенсирующего пучка из-за из^менения толщины объекта, то в блоке рассогласования 9 формируется разностный сигнал, который передается на двигатель 10, перемещающий клин 7 в положение, при котором сигналы выравниваются. По положению компенсирующего клина определяют толщину проката, и соответствующий сигнал передают в следящую систему которая управляет устройством автоматического регулирования толщины. На таком принципе основана работа отечественных толщиномеров ИТХ-5736, ИТХ-6170, ИТГ-5688 и др. [81], предназначенных для контроля толщины проката в производстве. С их помощью удается контролировать толщину 'Стального листа до 12 мм с погрешностью порядка 1%.

Аналогичным является принцип действия толщиномеров, ® которых применяется один источник излучения — трубка с двумя пучками излучения. Функциональная схема контроля Этого толщиномера показана на рис. 3.10,6. Один пучок трубки

Рис. 3.11. Конструкция двухлучевой рентгеновской трубки 0,5БПМ6-150 / — выпускные окна; 2 —радиатор; 3—анодный чехол; ^ — стеклянный баллон; 5 —

катодный узел

является рабочим (2), второй— компенсирующим (5).

По указанному принципу созданы толщиномеры фирмы «Дженерал Электрик» (США) 610 и 150, а также отечественный толщиномер ТРГ-7138 [89]. Фирма «Тощиба» (Япония) создала серию толщиномеров типа Т-500 с одним источником излучения и одним детектором. Измерение толщины проката производится в сравнении с градуировочной кривой, введенной ранее в обслуживающий всю систему компьютер. Однако приборы этой серии предъявляют высокие требования к стабильности во времени источника излучения и систем питания, что требует специальных технических мер: стабилизации, компенсации и т. д.

Толщиномер ТРГ-7138 с двухлучевой трубкой 0,5БПМ6-150 позволяет контролировать стальной прокат толщиной до 16 мм с более высокой точностью (погрещность 0,3—0,5%). Конструкция трубки, имеющая круглое фокусное пятно, схематически показана на рис. 3.11. Она имеет чехол на аноде 5 с двумя выпускными отверстия.ми для пучков излучения, закрытыми бериллиевыми дисками / толщиной 1 мм. Отверстия расположены симметрично относительно рабочей поверхности мищени, а следовательно, и фокусного пятна. Благодаря этому обеспечивается высокая идентичность обоих пучков. Угол между осями пучков 90°, угол раствора каждого пучка 10°. Трубка имеет стеклянный баллон 4 и работает в моноблоке с масляной изол'яцией на переменном напряжении в схеме с заземленной средней точкой. Для охлаждения анода используется радиатор 2 с развитой поверхностью теплообмена.

Для формирования двух идентичных пучков излучения может быть использована также трубка 0,25БТВ21-120, предназначенная для панорамного просвечивания. Особенностью трубки является то, что выпуск излучения осуществляется через цилиндрическое бериллиевое окно. Поэтому ее можно использовать для контроля толщины легкоатомных и фольговых матс-

риалов (например, сталь или цветной металл от 0,05 до б мм), формирование двух пучков при этом осуществляется с помощью внешних диафрагм. Трубка работает в схеме постоянного напряжения с заземленным, охлаждаемым водой анодом.

Для толщиномеров с двумя источниками излучения (ом. рис. 3.10, а) предназначена трубка 0,5БПМ13-160 с чехлом на аноде, отличающаяся от описанной выше трубки (0,5БПМ6-150) тем, что имеет один пучок излучения. В толщиномерах этого типа могут быть использованы также трубки для просвечивания 0,4БПМ2-120, медицинские диагностические трубки ЗБДМ2-100 и некоторые другие приборы.

Основные параметры ряда перечисленных рентгеновских трубок для толщинометрии приведены в табл. 3.5.

Таблица 3.5. Основные параметры рентгеновских трубок для толщинометрии

Широкое применение рентгеновских толщиномеров позволяет повысить точность листового проката, обеспечивает значительную экономию ;материалов и способствует улучшению условий труда обслуживающего персонала прокатных станов.

3.7. РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ

ДЛЯ ПРОЕКЦИОННОЙ МИКРОСКОПИИ

Эффективным физическим методом исследования строения непрозрачных для видимого света объектов на микроуровне является проекционная рентгеновская микроскопия.

Проекционные микроскопы используются в качестве средства неразрушающего контроля полупроводниковых приборов, микроэлектрониых схем, деталей миниатюрных механизмов п других объектов. С их помощью исследуют процессы диффузии и коррозии металлов, фазовый состав сплавов, строение минералогических срезов, морфологию энтомологических и ботанических объектов и т. д.

В основу работы проекционных микроскопов (рис, 3.12, а) Положен принцип получения теневого изображения исследуемого объекта 2 в расходящемся из точечного источника / пучке

W4

^) a.

Рис. 3.12. Принцип работы проекционны.х микроскопов: а — схема получения теневого изображения; б — ограничение резкости изображения явлением дифракции; в — ограничение резкости изображения из-за конечных размеров

фокусного пятна / — источник излучения; 2 — исследуемый объект; 3 ~ фотопленка

рентгеновских лучер! Увеличенное в М раз теневое изображение объекта фиксируется иа мелкозернистой фотопленке 5 и далее может быть увеличено дополнительно в /Попт раз оптическим путе.м. Общее увеличение микроскопа

Мобщ == М/Попт

может достигать 1000 и более. Прямое увеличение определяется отнощением М =///о, где / — расстояние от источника излучения, т. е. фокусного пятна рентгеновской трубки, до фотопленки; /о —расстояние от фокусного пятна до исследуемого объекта.

Разрещение проекционного микроскопа определяется двумя факторам1и: френелевской дифракцией излучения на фрагментах структуры просвечиваемого объекта; размером фокусного пятна рентгеновской трубки.

Положение м'аксимумов в распределении интенсивности френелевской дифракционной картины в плоскости изображения (рис. 3.12,/5) описывается согласно [80] выраженнем

21

где /fe — множитель, для первого максимума равный приблизительно V"2; % — длина волны излучения; /, — расстояние от объекта до фотопленки.

Из этого выражения можно найти координату первого максимума 5д'. Положив М> 1, получим

Если принять, что ■разрещение лимитировано величиной 5д'. то предельное расстояние между фрагментами объекта, которые

га его изображении могут быть восприняты раздельно, опреде-Дится соотнощением

фрагменты, расстояние между которыми в плоскости объекта меньще г/д', на фотопленке не будут различимы из-за размытия границ. Видно, что для уменьщения влияния на разрешение френелевской дифракции необходимо уменьшать расстояние фокусное пятно — объект. К такому же эффекту приводит и уменьшение длины волны излучения, однако практически его не всегда удается реализовать, поскольку с уменьшением % падает контрастность изображения.

Конечный размер фокусного пятна трубки также вызывает размытие границ изображения из-за полутеней (рис. 3.12, в). Ширина полутени на изображении

5ф = йф (М-1) ~ йфМ; г/ф = 5ф/М ~ ^ф.

Таким образом, фрагменты, расстояние между которыми в плоскости объекта меньше размера фокусного пятна рентгеновской трубки, на пленке будут неразличимы.

Следовательно, рентгеновские трубки, применяемые в качестве источника излучения в проекционных микроскопах, должны удовлетворять ряду специфических требований:

1. Иметь очень малое фокусное пятно (диаметр 1—5 мкм и менее).

2. Генерировать достаточно мягкое рентгеновское излучение.

3. Иметь малое фокусное расстояние.

Выполнение первого и третьего требований необходимо для достижения высокого разрешения, второго — для получения достаточной контрастности изображения тонких объектов.

В нроекционных микроскопах, разработанных Косслетом и Никсоном, применены разборные трубки на 10 кВ с прострель-ным анодом в виде тонкой фольги (1—2 мкм) из золота, серебра или меди. Для получения фокусного пятна диаметро.м 1 мкм и менее в этих трубках использована ЭОС, состоящая из трех-электродной электронной пушки и двух магнитных линз. В отдельных случаях в таких микроскопах удавалось достигнуть разрешения около 0,1 мкм. Основной недостаток микроскопов— высокая стоимость и сложность в эксплуатации, связанная с необходимостью непрерывной откачки трубки и ее периодической юстировки. Кроме того, из-за конструктивных Особенностей держателя фольги и ее малого диаметра большое прямое увеличение связано с резким сокращением поля зрения микроскопа.

Более удобными в работе являются микроокопы с отпаянной "Трубкой, в которой для получения фокусного пятна р'азмером Около 1 мкм используется игольчатый анод. На рис. 3.13 схе-

w

Рис. 3,13. Конструкция электродов микрофокусной рентге-иовской трубки с игольчатым анодом

/ — держатель; 2 —игла; 3,5-^ диафрагмы; 4 —катод; 5 —выпуск, ное бериллиевое окно

матически показана конструкция электродов микрофокусной отпаянной Острозаточенная методом

трубки с игольчатым анодом,

электролитического травления игла 2 из вольфрамовой проволоки укреплена в держателе 1. Радиус закругления вершины иглы 0,2—0,5 мюм. Источником электронов служит прямо-накальный вольфрамовый катод 4 в виде петли. Для фокусировки электронов на вершину иглы служат однопотенциальные с катодом диафрагмы 3 я 5 с малыми осевыми отверстиями. Выпускное 'бериллиевое окно 6 находится на расстоянии около 2 мм от вершины иглы.

Трубка БС2, применяемая в отечественных проекционных микроскопах МИР-2, имеет следующие параметры: диаметр фокусного пятна 1 мкм; фокусное расстояние 2 мм; толщина окна 0,2 мм; номинальное напряжение 10 кВ; предельная продолжительная мощность 0,02 Вт. Аналогичную конструкцию и параметры имеет трубка БС7 на 15 кВ, предназначенная для работы в том же микроскоие.

Благодаря использованию отпаянных трубок с игольчатыми анодам'И отечественные микроскопы типа МИР-2 выгодно отличаются от установок зарубежных фирм, например JMX-6M и PXM-S, в которых применены разборные трубки с ирострель-ным 'анодом. При равном с зарубежным'и приборами разрешении (около 1 мкм) микроскопы типа МИР-2 имеют значительно меньшие габариты и массу и отличаются простотой обслуживания.

Основные недостатки трубок с игольчатым анодом — малая мощность (0,02 Вт) и относительно большое фокусное расстояние (2 мм). Кроме того, они критичны к нагрузке на анод. Известно, что форма нагретого металлического острия, находящегося в сильном электрическом поле, подвержен'З изменениям, характер и скорость которых зависят от температуры острия и напряженности электрического поля у его поверхности. Изменения обусловлены поверхностной миграцией атомов, которая начинается при температурах, значительно меньших температуры плавления вещества иглы. Поэтому перегрев анода может привести к увеличению размера фокусного пятна, а также повышению нерав'номерности разрешения по полЮ сним'ков. С другой стороны, воздействием двух факторов — тем-

370

Рис, 3,14. Внешний вид рентгеновской трубки бс5

пературы и напряженности поля —можно целенаправленно влиять на форму острия анода, что используется прн тренировке мик'рофокусных трубок этого типа.

Отпаянная рентгеновская трубка БС5 (рис. 3.14) для проекционной микроскопии имеет двухслойный прострельный анод, состоящий из бериллиевой подложки толщиной 0,15 мм и слоя мишени из вольфрама или меди. Нанесение мишеней на подложку осуществляется ионно-плазменным методом. Тонкая бериллиевая подложка обеспечивает малое фокусное расстояние трубки и высокую контрастность изображения тонких объектов при просвечивании очень мягким излучением. Пр'острель-ный анод установлен в торцевой части длинной анодной трубы. Для получе'ния электронного пучка малого диаметра — зонда — используется система формиров'ания, состоящая из трехэлек-тродной электронной пушки и короткой магнитной линзы, которая надевается на анодную трубу [9].

Трубка предназначена для работы в проекционном микроокопе МИР-3.

Сравнительно большая мощность трубки (0,6 Вт) обеспечивает малое время экспозиции при рентгенографировании объектов. Более высокое, чем у рЗ'Ссмотренных выше приборов, номинальное напряжение трубки (30 кВ) позволяет исследовать строение объектов достаточно большой толщины при разрешении несколько микро.метров. Трубка обеспечивает большое поле зрения. Ее фокусное расстояние 0,15 мм, масса 500 г.

Параметры накала -катода трубки: ток 3,9 А, напряжение не более 2 В. Максимальный анодный ток 50 мкА. Его регулировка осуществляется изменением напряжения смещения на фокусирующем электроде, которое не превышает 200 В. В диапазоне 20—30 кВ при номинальной мощности трубки фокусное пятно имеет размер 3 мкм. Благодаря тщательной обработке Внутренней арматуры трубок ток утечки в них сведен до уровня 0,5 мкА.

На рис. 3.15 показано полученное с помощью трубки БС5 ь микроскопе МИР-3 увеличенное изображение фрагмента композиционного матер'иала (вольфрамовые волокна диаметром 5 мкм в алю'миниевой матрице). На снимке отчетливо виден Разрыв одного из волокон и промежуточные слои, окружающие волокна.

iirii

Рис. 3.15. Фрагмент изображения композиционного материала (вольфрамовые волокна диаметром 5 мкм в алюминиевой матрице)

Среди объектов практической микроскопии довольно часто встречаются такие, для исследования которых вполне допустимо разрешение в несколько десятков микрометров. В этих случаях для получения увеличенных теневых изображений могут быть использованы острофокусные рентгено-структурные трубки с вынесенным прострельным анодом (БС1 и др.), описанные в гл. 5. Например, малогабаритный рентгеновский аппарат РЕЙС с трубкой БС1 с успехом используется в области микроскопии для диагностики качества семяи зер'новых культур [70].

Таким образом, для исследования строения объектов методом проекционной микроскопии необходимы специальные микрофокусные трубки. Два других метода просвечивающей микроскопии— контактный и рентгенотелевизионный — могут быть осуществлены с помощью острофокусных трубок (размер пятна около 0,1—0,3 мм), непосредственно предназначенных для других областей применения, например для структурного анализа или промышленного просвечивания.

В методе контактной микрорентгенографии исследуют объекты в виде пластин толщиной 0,1—0,2 мм. Объект располагают в непосредственном контакте с фотопленкой и получают его 'Изображение в натуральную величину. Затем изображение увеличивают оптическим путем в Шопт раз. Итак, здесь М = 1 и Мобщ = Шопт. Просвечивание ведут тормозным или характеристическим излучением. Для этой цели удобны рентгеноструктур-ные трубки широкого назначения (см. § 5.2). Обычно напряжение на трубке выбирают в пределах 15—25 кВ. Используя для регистрации теневого изображения особомелкозернистые пленки, можно достигнуть увеличений 200—250.

Метод рентгенотелевизионной микроскопии позволяет исследовать микроструктуру объекта в реальном времени. В этом методе теневое рентгеновское изображение преобразуется в видимое с помощью телевизионной системы, в качестве входного элемента (детектора) которой используется, как правило, передаюи1,ая телевизионная трубка типа рентгеновидикона-Увеличение рентгенотелевизионного микроскопа определяется соотношением

Мобщ = Mnit

где /Ител — телевизионное увеличение. Оно равно отношению размеров растрав на экране кинескопа, на котором наблюдают изображение объекта, и иа мишени рентгеновидикона. Обычно ОТтел = 15-^20.

Чаще всего исследуемый объект располагают вплотную к мишени рентгеновидикона. Тогда М ~ \, А/общ ~/Ител и увеличение обеспечивается только телевизионной системой. Если в качестве источника излучения использовать трубку с очень малым фокусным пятном, то объект может быть удален от рентгеновидикона и прямое рентгеновское увеличение М может быть примерно на порядок больше. В результате достигается большое (до 500) общее увеличение. С помощью рентгенотеле-визионных микроскопов исследуют достаточно массивные объекты (например, различные полупроводниковые приборы). Поэтому здесь используют трубки на относительно высокое напряжение —до 60—150 кВ 31].

3.8. ИМПУЛЬСНЫЕ РЕНТГЕНОВСКИЕ ТРУБКИ

Трубки, применяемые в современной импульсной аппаратуре, можно разделить на два основных класса: с холодным катодом, работающим в режиме автоэлектронной либо взрывной электронной эмиссии (это наиболее обширный класс трубок), и с термокатодом. Приборы с холодным катодом используются в аппаратуре большой и средней мощности микро- и наиосекундного диапазонов; трубки с термокатодом—преимущественно в аппаратуре относительно небольшой мощности, но с повышенной длительностью импульсов (до десятков и сотен микросекунд) и большой частотой.

Основное назначение и.мпульсной рентгеновской аппаратуры—исследование процессов, протекающих с большой скоростью в оптически непрозрачных объектах. Исследуемый объект просвечивается очень короткими вспышками излучения, благодаря чему удается избежать «размазывания» снимка. Таким методом исследуются взрывные и детонационные явления; процессы электрического пробоя диэлектриков и динамического уплотнения материалов; особенности распространения Ударных волн в жидкостях и газах; изменения в структуре кристаллов при динамических воздействиях различных внешних факторов и т. д.

Импульсы рентгеновского излучения применяются для измерения малых высот и расстояний [20, 62].

Импульсная аппаратура имеет малые габариты и массу. Поэтому она широко применяется также в тех случаях, когда Импульсный режим генерации излучения не является принци-Ниально необходимым, например при дефектоскопии в неста-

w

Рис, 3,16, Схемы электродных систем импульсных рентгеновских трубок с многоострийнымн и лезвийными катодами: а —с многоострийнын катодом в виде четырех симметрично расположенных гребенок; б —с нятисекцион-ным миогоострийным катодом; е —с лезвийным катодом в виде четы|)ех пластин; г —с лезвийным катодом в виде Н1айб / — и.элучение; 2 — катод; 3 — апод

ционарных условиях (иросвечивание сварных швов газо- и нефтепроводов, корпусов судов, мостовых сооружений и т. д,). Переносная импулвсная аппаратура для медицинской диагностики используется на автомашинах и вертолетах скорой помоши. На базе маломощных импульсных трубок созданы системы контроля 'багажа в аэропортах и тамож'нях [62].

Серийные импульсные трубки с хол'Одньш катодом работают при токах от десятков до тысяч ампер. Они имеют коаксиальную ил'И плоскую электродную систему.

На рис. 3.16 показаны наиболее распространенные типы коаксиальной электродной системы, в которых используются многоострийные и лезвийные катоды [28]. Анод трубок изготавливается из вольфрамового прутка диаметром 3—7 мм. Рабочая часть анода имеет коническую форму. Угол при вершине конуса обычно р'авен 10—30°; радиус закругления вершины состз'вляет 0,5—1,5 мм. Электроны, эмитированные игольчатым или лезвийным катодом, тормозятся на конической поверхности анода. Благодаря этому эффективное фокусное пятно трубок имеет небольшой диаметр — от 0,5 до 5 мм. Рабочий пучок излучения выходит из трубки в осевом направлении. Выпуск пучка осуществляется через окна из стекла или метал.па (iK'OBap, бериллий, нер'жавеющая сталь и др.). В трубках с на-'нравлеиньш пучком обы'чно используются плоские окна, а в приборах с панорамным пучком — окна полусферической формы.

Электронная система, изображенная на рис. 3.16,а, приме-

/яется в ряде трубок (модель 5290 и др.) фирмы «Хьюлетт Паккард» (США). Здесь используется автоэмиссионный много-острийный катод в виде четырех симметрично расположенных гребенок. В приборах французской фирмы CSF (рис. 3.16, б) используется пятисекционный многоострийный катод; каждая секция состоит из двухмерного массива острий. Пр'И создании многоострийных автоэмиссионных катодов встречается ряд серьезных проблем. Наиболее сложно обеспечить эмиссию электронов одновременно со всех или с большей части острий. Для этого необходимо, что'бы эмиттеры с радиусом кривизны порядка 10-3 мм геометричесми были строго идентичны. Унификация острий обеспечивается специальными технологическими прие-'мами, к числу которых относятся термическое выравнивание, электролитическое травление, десорбция в сильном электр'иче-ском иоле и др. [65]. Для исключения взаимного экранирования расстояние между остриями должно не менее чем в 5 раз превышать диаметр их основания.

Французская фирма CGR выпускает серию трубок «Эклер» «а напряжение 200—2000 кВ с лезвийным катодом в виде нескольких пластинок (например, четырех — рис. 3.16, в), острая эмитирующая кромка которых имеет радиус закругления около 5 мкм. В зависимости от междуэлектродного зазора и числа эмиттеров имиеданс трубок изменяется в диапазоне от 30 до 2000 Ом, что позволяет их использовать в различных высоковольтных генераторах.

В промышленных трубках отечественного производства широко применяются лезвийные взрывоэмиссионные катоды в виде одной или нескольких шайб (рис. 3.16, г), внутренняя заостренная кромка которых является эмитирующей. Примером М'огут служить трубки типа ИМА6Д (на напряжение амплитудой 100'кВ); ИМА5-320Д (320 кВ); ИА6 (1000 кВ) и другие [22, 62, 99]. В частности, в трубке ИМА5-320Д, применяемой в импульсном аппарате МИРА-ЗД, лезвийный катод выполнен в виде шайбы из вольфрамовой фольги толщиной 20 мкм. Расстояние между эмитирующей кромкой катода и конической поверхностью анода равно 2,7 мм. Гарантийная наработка трубки в указанном аппарате составляет 2,5-10^ включений.

На рис. 3.17 показана конструкция трубки ИМА6Д, используемая в портативных аппаратах для медицинской диагностики типа ДИНА. Анод 6 этой трубки изготовлен из вольфрамового 'Стержня диаметром 4 мм; угол при вершине конической части составляет 14°. Катодом служит шайба 5 из вольфрамовой фольпи. Диаметр эффективного фокусного пятна трубки равен 2 мм. Штенгель 8 (тонкостенная трубочка из меди) расположен в цокольной части прибора. Плоское выпускное окно / выполнено из бериллиевой пластины диаметром 20 и толщиной 1 мм. Такое окно вызывает незначительную фильтрацию низкоэнер-гетнческой части генерируемого излучения: например, спект-

w

Рис. 3.17. Конструкция трубки ИМА6Д

/ — ы.шускпое окно; 2 — коваровый колпачок; 5 —фланец; 4 —экран; 5 — катод; в — анод; 7 — стеклянный баллон; 8 — штенгелъ

ральная составляющая с энергией фотонов 5 кэВ ослабляется примерно в 2 раза. Пеиснользуе.мое же излучение, идунюе в радиально.м направлении, в сильной степени ослабляется коваровым колпачком 2, в который впаяно окно, фланцем 3, экраном 4 и стеклянным изолятором (баллоном) трубки 7.

При работе трубки происходит испарение материала «атода вследствие взрыва микроострий. Эрозия катода, воздействие сильных электрического и магнитного полей и некоторые другие причины приводят к возникновению на его поверхности новых центров эмиссии. Поэтому, несмотря на изменение микрорельефа кром'ки катода, условия его стабильной работы сохраняются в продолжение очень большого числа включений. Ресурс трубки при эксплуатации в аппаратах ДИНА составляет 5-10^ включений.

В общем случае масса металла т,, уносимая со взрывоэмис-сионного катода за одно включение, зависит от его конструкции, материала, режима работы и других факторов. С увеличением числа включений уменьшается вначале быстро, а затем, после нескольких десятков включений, незначительно [62]. Обычно первые десятки включений трубки осуществляются в процессе ее откачки и тренировки. Поэтому в готовом приборе теряемая за одно включение масса катода достаточно стабильна.

Испарение металла происходит и с поверхности анода в результате его нагрева импульсным электронным пучком. Д-''*' того чтобы пары металла катода и анода не конденсировались на изоляторе трубки, и служит экран 4. Средства экранирования изолятора применяются вю всех отпаянных импульсны>^ трубках.

рис. 3.18, Конструкция трубки ИМА2-Г50Д

/ — прострельны]! анод; 2 — катод; 2 — экранирующий электрод; 4 — штснгель

0 30

Для кристаллографических исследований обычно используется характеристическое длинноволновое излучение (подробно об этом см. главу 5). Поэтому в соответствующих импульсных трубках анод обычно выполняется в виде иглы из меди или молибдена. Для получения лауэграмм используют мягкое тормозное излучение. Для этих исследований применяют трубки с вольфрамовым анодом. Выпуск излучения осуществляется через тонкие окна из бериллия, а в разборных трубках также из майлара.

В импульсных приборах плоской конструкции исгюльзуются катоды в виде одной или нескольких соосио расположенных трубочек; спирали, свитой из ленты металлической фольги; матрицы острий и т. п. и плоские прострельные аноды. Так, в трубке ИМА2-150Д (рис. 3.18), применяемой в аппарате МИРА-2Д, катод 2 изготовлен пз тонкостенной вольфрамовой трубочки диаметром 2 мм с заостренной кромкой. Прострельный вольфрамовый анод / толщиной 0,02 мм приварен непосредственно к торцевому окну из ковара, толидана которого 0,2 мм. Экранирующий электрод 3 выполнен массивным, ч'ю 'повышает защитные свойства трубки: неиспользуемое излучение, наиравленное в сторону катода, существенно ослабляется экраном. Металлический штенгель 4 трубки одновременно является выводом катода.

Импульсная трубка ИА7 на 170 кВ (рис. 3.19) представляет собой модернизированный вариант трубки ИМА2-150Д, в которой плоское окно с тормозной мишенью заменено тонкостенным окном куполообразной формы из ковара. На внутреннюю Поверхность этого окна нанесена в виде покрытия мишень из вольфрама или рения. Трубка предназначена для панорамного просвечивания сварных швов трубопроводов. Она используется в аппарате, устанавливаемом 'на приводной, автомати-

•ai о ю

X 3

е

с; >> с S

S

&

а С

с • 3-

■ 3

с

128

1%

,.2 5;

5et

5S«

s —

< CO

SIS

о

Ю

a

S IS

о

со

о

о ■о 1^

to

< <

S S

s

-|g ^11 §g s

<: s

Рис. 3.19. Конструкция трубки ИА7

чески управляемой тележке (|кроулере), которая перемещается внутри контролируемого трубопровода.

Парз'метры отечественных импульсных трубок со взрывоэмиссион-ными катодами приведены 'В табл. 3.6,

В аппаратуре, выпу- ^ скаемой фп'рмюй «Хью-летт Паккард», широко применяются ускоряющие трубки на 300—2300 кВ плоской конструкции, в которых прострельный рентгеновский анод замещен окном для вывода электронного пучка. Для 'получения рентгеновского излучения в этом случае используется наружная тормозная мишень, фокусировка электронов на которую при необходимости осуществляется 'магнитными линзами. Направляя электронный пучок на кристаллические мишени из CdS, ZnS и других веществ, с помощью таких устройств получают мощные короткие вспышки светового излучения. Кроме того, электронные 'Пучки непосредствеино используются для дефектоокойии, импульсного 'ра-диолиза и других разнообразных исследований. Например, установка типа 43705А на напряжение 2,3 MB позво. Ляет пол'У'чать имиульсы электронов длительностью 50 не, световые нмиульсы дл'ительностью 27 НС (при использовании трубки с выводом электронного пучка) и рентгеновские импульсы длительностью 20 IHC (при использовании рентгеновской трубки с внутренней тормозной мишенью) [28, 65].

Ряд трубок с выводом электронного пучка используется в сернннон отечественной аппаратуре [46]. Трубка ИМА8 на 600 кВ Н'меет взрывоэмисснонный катод в виде двух соосных трубочек из вольфрамовой фольги. Окно для выпуска пучка состоит из двух дисков — бериллиевого и титанового, разделен-Чь1.\ промежутком 3 мм. Внутренний титановый диск осущест-

9 Заказ 89 J2g

вляет фильтрацию низкоэнергетического компонента электрон, ного пучка. Параметры ряда трубок с выводом электронного пучка рассмотрены в главе 6.

В качестве материала выводных окон в ускоряющих импульсных трубках используются фольги и тонкие пластины из алюминия, титана, нержавеющей стали, бериллия и некоторых других металлов. Окна из бериллия применяют при энергии электронов не более 1,5 МэВ, поскольку в области энергий больше 1,63 МэВ IB результате фоторасщепления ядер 4^Ве о'кно становится источником нейтронов, появление которых обусловлено реакцией 4^Be(Y, п) 4^Be. В табл. 3.7 приведены значения коэффициента прохождения электронов разной энергии W сквозь фольгу из бериллия, алюминия и титана различной толщины [113], позволяющие сравнить эффективность этих выводных устройств.

Таблица 3.7. Коэффициент прохождения электронов сквозь фольгу из разных металлов

В ряде случаев при достаточно большой энергии W -коэффициент прохождения несколько превышает единицу, что обусловлено вкладом частиц, выбитых пучко.м из фольги в общее число выведенных электронов.

При движении внутри фольги электроны испытывают многократное рассеяние и затрачивают энергию на ионизацию и возбуждение атомов. В результате прошедший сквозь фольгу пучок перестает быть моноэнергетичесиим и мононаправленным. Выведенные электроны характеризуются определенным распределением по энергиям Е и углам вылета Вид энергетических спектров п{Е) электронов с начальной энергией IF = 200 кэВ после прохождения титановой фольги разной толщины показал на рис. 3.20. С увеличением толщины фольги происходит расширение энергетического спектра, увеличение в нем доли медленных и уменьшение доли быстрых частиц. Средняя энергия

рис. 3.20. Эиергегическнй спектр электронов, прошедших титановую фольгу разной толщины

электронов в выведенном пучке может быть определена по формуле

E=W

1 - l,2^-f0,15(:^»

Хэ1

где Xq/хэ — отношение толщины фольги к пробегу электронов при энергии W.

10'

10'

10

0,25 0,50 0,75 E/W

Формула справедлива для фольги из любых материалов при = (0ч-0,7)Хэ и li^ = 0,2-=-5 МэВ. Для удобства пользования формулой в табл. 3.8 приведены значения пробега электронов разной энергии в бериллии, алюминии и титане.

Таблица 3.8. Пробег электронов разной энергии в материалах выводных окон

II

Пробег, г/см=

Распределение выведенных электронов по углам вылета зависит в общем случае от величины W, материала фольги, ее толщины и некоторых других факторов [10]. Для достаточно толстой фольги (хо/л^э > 0,Зн-0,4) угловое распределение электронов описывается функцией cos2'& (угол -& отсчитывается от нормали к наружной поверхности окна).

В некоторых импульсных аппаратах (в основном несерийных) применяются трехэлектродные трубки с холодным катодом. Дополнительный поджигающий электрод в трубке, распо-■чоженный на малом расстоянии от катода [62, 97], позволяет У-Чравлять моментом появления рентгеновского импульса и синхронизировать его с соответствующей фазой исследуемого про-'^сеса; повышает стабильность параметров вспышки (интенсив-

Рис. 3.21. Принципиальная конструкция высокочастотной рентгеновской

трубки

НОСТИ, длительности, спектрального состава), дает возможность уменьшить анодное напряжение и т. д. К недостаткам трубок на современном этапе их развития относятся: малый ресурс системы поджига; недостаточная эффективность извлечения электронов из плазмы 'вспомогательного разряда к аноду и др.

Импульсные трубки с термокатодом обычно имеют сеточное управление [6, 20] и выполняются е прострельным пли массивным анодом. Приборы применяются в аппаратуре для флюориметрии, скоростной фотографии, таможенного досмотра и т. д. Например, в установке таможенного досмотра фирмы CGR используется трубка с термокатодом, работающая в диапазоне 50—200 кВ при длительности импульса 0,01 с [28]. Совместно с импульсным излучателем применяется рентгенотелевнзионная система визуализации теневой картины просвечивания. Аналогичные установки с трубками на 150 кВ генерирующими импульсы длительностью 500 мкс, выпускает фирма «Хай-манн» (ФРГ) и другие фирмы.

В качестве генератора импульсного излучения в рентгенотехнике находят применение также двухэлектродные высокочастотные трубки с термокатодом. Разработано несколько видов высокочастотных аппаратов (пока в основном лабораторного типа), в которых использованы трубки различных конструкций [67, 68]. Принципиальная схема одной из них показана на рис. 3.21. Основным элементом конструкции является четвертьволновый спиральный резонатор, обладающий достаточно высокой добротностью. Благодаря этому при иодаче на катушку связи 1, расположенную у наружного кольца спирального электрода 2, относительно небольшого напряжения высокую разность потенциалов получают непосредственно на промежутке анод 3 — катод 4 трубки. Для питания такого прибора используется компактный генератор с выходным напряжением несколько киловольт и рабочей частотой несколько мегагерц. В отличие от кабельных аппаратов, работающих на постоянном и переменном напряжении промышленной частоты, где излучатель с генераторным устройством соединен тяжелым высоковольтным кабелем длшюй, как правило, не более 15 м, излучатель с высокочастотной трубкой подключается к генератору радиочастотным кабелем, длина которого при необхо-мости может быть выбрана сушг-ственно большей.

Малые масса и габариты излучателя высокочастотных аппаратов делают их удобными источниками излучения для дефектоскопии различных объектов в труднодоступных условиях. Они могут быть использованы также для исследований, требующих импульсного рентгеновского излучения с высокой частотой повторения импульсов.