Прохождение ультрарелятивистских электронов через переодически деформированный монокристалл / Эксп. иссл. излучения при прохождении через мк.doc

Оглавление.

Прохождение ультрарелятивистских электронов через периодически деформированный монокристалл……………………………………………….2 стр.

Экспериментальное исследование характеристик излучения, возникающего при прохождении электронов и позитронов с энергией 10 Гэв через монокристаллы

ПРОХОЖДЕНИЕ УЛЬТРАРЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ ЧЕРЕЗ ПЕРИОДИЧЕСКИ ДЕФОРМИРОВАННЫЙ МОНОКРИСТАЛЛ

Как было впервые показано экспериментально [l], изогнутый монокристалл обладает способностью захватывать заряженные час­тицы в режим связанного движения с кристаллографическими плоское тями или осями при углах ориентации частиц на входе в кристалл больше критического угла Лшшхарда vkp- Захват происходит в объ­еме кристалла, в области, где направление движения частицы совпа­дает с касательной к изогнутой кристаллографической плоскости.

В настоящей работе методом компьютерного моделирования тра­екторий заряженных частиц исследовано с учетом объемного захва­та прохождение ультрарелятивистских электронов вдоль атомных плоскостей в кристаллической решетке, модулированной возбужде­нием стоячих поперечных ультразвуковых колебаний. Получены тол-шинные зависимости углового распределения всего пучка и числа частии, находящихся в различных режимах движения в кристалле. Обнаружен эффект заметного увеличения угловой плотности частиц пучка, движущихся в

связанных состояниях с атомными.

Рассматривалось прохождение пучка электронов с энергией Е = = 1 Гэв и угловой расходимостью θ = 20 ψ_кр вдоль атомных плоскостей (110) монокристалла кремния толщиной L = 5ОО мкм. Полагалось, что вдоль направления движения (ось Z ) установились ультразвуковые стоячие поперечные волны, которые смешают атом­ные плоскости в направлении Y, перпендикулярному оси 2 , на величину Y(Z)=Asin(2πZ/λ) , где А - амплитуда колебаний, λ. - длина ультразвуковой волны. Пучок направлялся под углом ψ_z =0 к плоскостям (110), где ψ_z - угол между направлением движения частицы в кристалле и осью Z.

Частицы, направление движения которых относительно оси Z лежит в угловом интервале (-φ_max , φ_max ), могут неоднократно захватываться в один из режимов связанного движения за счет периодичности изгиба атомной плоскости и объемного захвата. Здесь φ_max.= 2πA/λ - максимальный угол изгиба атомной плоскости ультразвуковой волной и при значениях А = ЗОО А λ.= 1ОО мкм составляет 10 ψ_кр. Захват частиц в связанное состояние с атомной плоскостью происходит в некоторой области кристалла ZT, где угол между направлением движения частицы ψ Z(ZT) направлени­ем касательной к изогнутой плоскости в данной точке α(ZT)=arctg((2πA/λ )cos(2πZT/λ)) меньше критического угла | ψ_z (ZT)- α(ZT)|< ψ_кр . Тип связанного движения (чис­то связанное или квазисвязанное) определяется значением энергии поперечного движения частицы относительно плоскости. Движение частиц, не испытывающих влияния атомных плоскостей, рассматри­валось как движение в неориентированном кристалле.

При моделировании траекторий частиц, участвующих в связанном движении, решаются обычные классические уравнения движения с учетом релятивистской массы в эффективном потенциале изогнутой плоскости

U_эфф(Y,Z)=U(Y)+Ek(Z)Y, (1)

где U (У} - непрерывный потенциал недеформированной плоскости, K(Z)=Y''(Z)/(1+(Y'(Z))²)^3/2 - кривизна изогнутой плос­кости, Y — расстояние от плоскости. За счет второго центробежно­го члена в выражении (1) периодически по Z меняются параметры эффективной потенциальной ямы, влияющие как на эффективность захвата, так к на сам процесс связанного движения. Для упрощения расчетов, связанных с необходимостью многократного нахождения меняющихся параметров ямы вдоль одной траектории, в качестве 17(У) использовался потенциал Пёшля-Теллера [2], который хоро­шо апроксимирует усредненные по тепловым колебаниям плоскост­ные потенциалы для электронов [3J.

Влияние многократного рассеяния на траектории частиц учиты­валось во всех трех режимах движения. Для связанного и квазисвязанного движения электронов среднеквадратичные углы много­кратного рассеяния брались в виде суммы двух частей, соответ­ствующих рассеянию на электронах и тепловых колебаниях ядер плоскости:

(δθ²/ δZ)=(δθ²/ δZ)_e+(δθ²/ δZ)T (2)

В приближении малых углов рассеяния электронный вклад в мно­гократное рассеяние при больших энергиях можно считать пропорци­ональным электронной плотности в канале п(У) [3]:

(δθ²/ δZ)_e=(4πe⁴NZLe/E²)n(Y) (3)

где М - плотность атомов в кристалле, Z - порядковый номер атомов, Le — кулоновский логарифм. Для описания рассеяния на ядрах использовалось приближение Оцуки [4]:

(δθ²/ δZ)T=(δθ²/ δZ)_αP_n(y),(4)

(δθ²/ δZ)_αP_n=(1/L_r)(E_s/e)², (5)

P_n(y)=(dp/u₁(2π)^1/2)exp(-y²/2u₁²). (6)

Здесь (δθ²/ δZ)_αP_n - среднеквадратичный угол многократного рассеяния а аморфной среде, который использовался при моделиро­вании неориентированного движения частиц в кристалле E_s = 21 МэВ - константа многократного рассеяния L_r -радиацион­ная длина; P_n(y) - распределение атомов плоскости по амплиту­дам тепловых колебаний u₁- среднеквадратичная амплитуда теп­ловых колебаний атомов.

На рис. 1 представлены зависимости числа частиц различных фракций пучка в зависимости от. глубины проникновения в кристалл. Для связанных (кривая 1) и квазисвязанных (кривая 2} электронов

эти зависимости испытывают осциляиии по глубине с периодом, совпадающим с полуволной возбужденных в кристалле стоячих волн. Затухание этих осциляиий с глубиной связано с процессами мно­гократного рассеяния, приводящими к увеличению поперечной энер­гии частиц и к дальнейшему их выходу из режима связанного дви­жения. Кривые" 4 и 5 описывают поведение соответствующих фрак­ций пучка в недеформированном кристалле при тех же условиях па­дения частиц на кристалл. Из сравнения кривых 1 и 4 видно, что в периодически деформированном кристалле число связанно движу­щихся частиц всегда больше, чем в недеформированном, а на глуби­нах, соответствующих максимумам на кривой 1, почти вдвое. Кри­вая 3 описывает число частиц пучка, направление движения которых по мере прохождения через кристалл остается в угловом интервале (-φ_max , φ_max ), поэтому еше способных захватиться в состояние связанного движения с атомными плоскостями. Периодически повто­ряющиеся спады на этой кривой также обусловлены выбыванием час­тиц из связанного движения, но на глубинах, кратных λ/2, где |ψ_z| = φ_max, поскольку только в этих местах возможен заметный уход части из указанного углового интервала. Как видно, на выхо­де из кристалла доля частиц, способных еше захватиться в режим связанного ^движения, составляет почти 0.45, что дает значительные преимущества перед недеформированным кристаллом.

На рис. 2 приведены толщинные зависимости распределения час­тиц пучка по углам ψ. , Положение наблюдаемых на всех гистограм­мах максимумов приходится на утлы, соответствующие углам изгиба атомных плоскостей на этих глубинах. Поэтому имеющий место эф­фект увеличения угловой плотности относится именно к связанно движущейся фракции пучка. Появление этого эффекта объясняется повышением интенсивности объемного захвата по всей глубине крис­талла за счет его периодической деформации и соответствующим подбором длины волны λ и энергии частиц. Таким образом, можно заключить, что при движении заряженных частиц с большими энергиями в периодически деформированных кристаллах заметно увеличиваются толщины, на которых еще. ощутим вклад связанно движущихся с изогнутыми атомными плоскостями частиц в различные процессы, сопровождающие прохождение пучков через кристаллы. При этом имеет место эффект увеличения угловой плотности пучка частиц, который коррелирует с периодической деформацией кристалла ультразвуковой волной.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ

ХАРАКТЕРИСТИК ИЗЛУЧЕНИЯ, ВОЗНИКАЮЩЕГО ПРИ ПРОХОЖДЕНИИ ЭЛЕКТРОНОВ И ПОЗИТРОНОВ С ЭНЕРГИЕЙ Ю ГэВ ЧЕРЕЗ МОНОКРИСТАЛЛЫ

ВВЕДЕНИЕ

Как известно, источники интенсивного у-излучения от ультра­фиолетового до жесткого рентгеновского диапазона находят широкое практическое применение. К ним относятся излучение Вавилова — Черепкова, излучение в искусственных периодических структурах, тормозное излучение и др.

Особый интерес представляет излучение, возникающее в про­цессе каналирования легких частиц в монокристаллах. Теоретиче­ски существование и характерные свойства этого излучения, такие, как высокая спектральная плотность и узкая угловая направлен­ность, были предсказаны М. А. Кумаховым в 1976 г. [1]. К моменту подготовки нашего эксперимента излучение еще не было открыто, но уже в 1979 г. этот эффект впервые наблюдался в GJIAK [2].

Исследованию эффекта каналирования посвящено большое число экспериментальных и теоретических работ. Первые эксперименталь­ные работы по исследованию процессов каналирования были выпол­нены при сравнительно небольших энергиях, порядка нескольких мегаэлектрон-вольт. В настоящее время появилось много экспери­ментальных и теоретических работ по каналированию при высоких энергиях. Как оказалось, в соответствии с предсказаниями Линд-харда, по мере увеличения энергии применение классической меха­ники для описания процесса каналирования становится все более корректным. При энергиях электронов 1—10 ГэВ классическое описание характера их движения является достаточно точным.

Основные выводы современной теории сводятся к следующему. Легкие заряженные частицы относительно долгое время движутся вдоль каналов, образованных кристаллическими плоскостями или осями. При этом происходят спонтанные радиационные переходы между уровнями поперечной энергии, а релятивистские эффекты играют двоякую роль. Релятивистское возрастание массы частиц приводит к уменьшению разности соседних уровней поперечной энер­гии, т. е. частоты поперечных колебаний, тогда как эффект Доплера приводит к тому, что энергия излучаемого фотона значительно пре­восходит энергию переходов между уровнями поперечной энергии, а также к концентрации интенсивности излучения в направлении продольного движения.

Интенсивность этого излучения максимальна при условии кана­лирования.

Как уже отмечалось выше, первые экспериментальные исследо­вания в этой области при высоких энергиях были выполнены в СЛАК, затем в Томске и Ереване. Интенсивность излучения в эксперимен­тах СЛАК оказалась существенно ниже теоретически предсказан­ной. Эксперименты в Томске и Ереване, выполненные в 1979 г., свидетельствовали"о высокой интенсивности излучения в потенциалах кристаллографических осей и плоскостей, однако оказались недо­статочно прецизионными.

Новизна нашей работы заключается в том, что впервые экспе­римент был поставлен с привлечением современной электронной методики физики высоких энергий. Это позволило впервые детально исследовать спектральные характеристики излучения для различных диапазонов углов входа электронов и позитронов в кристалл внутри критического угла каналирования. Впервые исследовались угловые характеристики излучаемых у-^квантов. Впервые детально исследо­ваны свойства излучения, возникающего при плоскостном кана-лировании ультрарелятивистских электронов.