« ფიზიკა - მე-10 კლასი"

ჯერ განვიხილოთ უმარტივესი შემთხვევა, როდესაც ელექტრული დამუხტული სხეულები მოსვენებულნი არიან.

ელექტროდინამიკის განყოფილება, რომელიც ეძღვნება ელექტრული დამუხტული სხეულების წონასწორობის პირობების შესწავლას, ე.წ. ელექტროსტატიკა.

რა არის ელექტრული მუხტი?
რა არის ბრალდებები?

სიტყვებით ელექტროენერგია, ელექტრული მუხტი, ელექტრული დენიარაერთხელ შეგხვედრიათ და მოახერხეთ მათთან შეგუება. მაგრამ შეეცადეთ უპასუხოთ კითხვას: "რა არის ელექტრული მუხტი?" თავად კონცეფცია დააკისროს- ეს არის მთავარი, პირველადი კონცეფცია, რომელიც ჩვენი ცოდნის განვითარების ამჟამინდელ დონეზე ვერ დაიყვანება რაიმე მარტივ, ელემენტარულ ცნებებზე.

ჯერ შევეცადოთ გავარკვიოთ, რას გულისხმობს განცხადებაში: „მოცემულ სხეულს ან ნაწილაკს აქვს ელექტრული მუხტი“.

ყველა სხეული აგებულია უმცირესი ნაწილაკებისგან, რომლებიც განუყოფელია უფრო მარტივებად და ამიტომ ე.წ. ელემენტარული.

ელემენტარულ ნაწილაკებს აქვთ მასა და ამის გამო ისინი ერთმანეთს უნივერსალური მიზიდულობის კანონის მიხედვით იზიდავენ. ნაწილაკებს შორის მანძილის მატებასთან ერთად, გრავიტაციული ძალა მცირდება ამ მანძილის კვადრატის უკუპროპორციით. ელემენტარული ნაწილაკების უმეტესობას, თუმცა არა ყველა, ასევე აქვს ერთმანეთთან ურთიერთქმედების უნარი ძალით, რომელიც ასევე მცირდება საპირისპიროდ მანძილის კვადრატთან, მაგრამ ეს ძალა მრავალჯერ აღემატება მიზიდულობის ძალას.

ასე რომ, წყალბადის ატომში, რომელიც სქემატურად არის ნაჩვენები სურათზე 14.1, ელექტრონი იზიდავს ბირთვს (პროტონს) 10 39-ჯერ მეტი ძალით ვიდრე გრავიტაციული მიზიდულობის ძალა.

თუ ნაწილაკები ერთმანეთთან ურთიერთქმედებენ ძალებით, რომლებიც მცირდება მანძილის ზრდასთან ერთად, ისევე როგორც უნივერსალური მიზიდულობის ძალები, მაგრამ ბევრჯერ აღემატება მიზიდულობის ძალებს, მაშინ ამ ნაწილაკებს ამბობენ, რომ აქვთ ელექტრული მუხტი. თავად ნაწილაკები ე.წ დამუხტულია.

არსებობს ნაწილაკები ელექტრული მუხტის გარეშე, მაგრამ არ არსებობს ელექტრული მუხტი ნაწილაკების გარეშე.

დამუხტული ნაწილაკების ურთიერთქმედება ე.წ ელექტრომაგნიტური.

ელექტრული მუხტი განსაზღვრავს ელექტრომაგნიტური ურთიერთქმედების ინტენსივობას, ისევე როგორც მასა განსაზღვრავს გრავიტაციული ურთიერთქმედების ინტენსივობას.

ელემენტარული ნაწილაკების ელექტრული მუხტი არ არის სპეციალური მექანიზმი ნაწილაკში, რომელიც შეიძლება ამოღებულ იქნეს მისგან, დაიშალა მის შემადგენელ ნაწილებად და ხელახლა შეიკრიბოს. ელექტრონში და სხვა ნაწილაკებში ელექტრული მუხტის არსებობა ნიშნავს მხოლოდ მათ შორის გარკვეული ძალის ურთიერთქმედების არსებობას.

ჩვენ, არსებითად, არაფერი ვიცით მუხტის შესახებ, თუ არ ვიცით ამ ურთიერთქმედების კანონები. ურთიერთქმედების კანონების ცოდნა უნდა იყოს ჩართული გადასახადის ჩვენს გაგებაში. ეს კანონები მარტივი არ არის და მათი რამდენიმე სიტყვით გადმოცემა შეუძლებელია. აქედან გამომდინარე, შეუძლებელია ცნების საკმარისად დამაკმაყოფილებელი მოკლე განმარტების მიცემა ელექტრული მუხტი.

ელექტრული მუხტის ორი ნიშანი.

ყველა სხეულს აქვს მასა და ამიტომ იზიდავს ერთმანეთს. დამუხტულ სხეულებს შეუძლიათ ერთმანეთის მიზიდვა და მოგერიება. ეს თქვენთვის ნაცნობი უმნიშვნელოვანესი ფაქტი ნიშნავს, რომ ბუნებაში არსებობენ საპირისპირო ნიშნების ელექტრული მუხტის მქონე ნაწილაკები; ერთი და იგივე ნიშნის მუხტის შემთხვევაში ნაწილაკები მოგერიებენ, სხვადასხვა ნიშნის შემთხვევაში კი იზიდავენ.

ელემენტარული ნაწილაკების მუხტი - პროტონები, რომლებიც ყველა ატომის ბირთვის ნაწილია, ეწოდება დადებითი და მუხტი ელექტრონები- უარყოფითი. არ არსებობს შიდა განსხვავებები დადებით და უარყოფით მუხტებს შორის. თუ ნაწილაკების მუხტების ნიშნები შებრუნებული იქნებოდა, მაშინ ელექტრომაგნიტური ურთიერთქმედების ბუნება საერთოდ არ შეიცვლებოდა.

ელემენტარული მუხტი.

ელექტრონებისა და პროტონების გარდა, არსებობს დამუხტული ელემენტარული ნაწილაკების კიდევ რამდენიმე ტიპი. მაგრამ მხოლოდ ელექტრონებსა და პროტონებს შეუძლიათ უსასრულოდ არსებობა თავისუფალ მდგომარეობაში. დანარჩენი დამუხტული ნაწილაკები წამის მემილიონედზე ნაკლებს ცოცხლობენ. ისინი იბადებიან სწრაფი ელემენტარული ნაწილაკების შეჯახების დროს და, მცირე ხნის მანძილზე არსებობის შემდეგ, იშლება, გადაიქცევა სხვა ნაწილაკებად. ამ ნაწილაკებს მე-11 კლასში გაეცნობით.

ნაწილაკები, რომლებსაც არ აქვთ ელექტრული მუხტი, მოიცავს ნეიტრონი. მისი მასა მხოლოდ ოდნავ აღემატება პროტონის მასას. ნეიტრონები პროტონებთან ერთად ატომის ბირთვის ნაწილია. თუ ელემენტარულ ნაწილაკს აქვს მუხტი, მაშინ მისი მნიშვნელობა მკაცრად არის განსაზღვრული.

დამუხტული სხეულებიბუნებაში ელექტრომაგნიტური ძალები უზარმაზარ როლს თამაშობენ იმის გამო, რომ ყველა სხეულის შემადგენლობა მოიცავს ელექტრულად დამუხტულ ნაწილაკებს. ატომების შემადგენელ ნაწილებს – ბირთვებსა და ელექტრონებს – აქვთ ელექტრული მუხტი.

სხეულებს შორის ელექტრომაგნიტური ძალების პირდაპირი მოქმედება არ არის გამოვლენილი, რადგან ნორმალურ მდგომარეობაში მყოფი სხეულები ელექტრულად ნეიტრალურია.

ნებისმიერი ნივთიერების ატომი ნეიტრალურია, რადგან მასში ელექტრონების რაოდენობა უდრის ბირთვში არსებული პროტონების რაოდენობას. დადებითად და უარყოფითად დამუხტული ნაწილაკები ერთმანეთთან დაკავშირებულია ელექტრული ძალებით და ქმნიან ნეიტრალურ სისტემებს.

მაკროსკოპული სხეული ელექტრულად დამუხტულია, თუ იგი შეიცავს ელემენტარული ნაწილაკების ჭარბ რაოდენობას ერთი დამუხტვის ნიშნით. ამრიგად, სხეულის უარყოფითი მუხტი გამოწვეულია ელექტრონების რაოდენობის სიჭარბით პროტონების რაოდენობასთან შედარებით, ხოლო დადებითი მუხტი ელექტრონების ნაკლებობით.

ელექტრულად დამუხტული მაკროსკოპული სხეულის მისაღებად, ანუ მისი ელექტრიფიკაციისთვის აუცილებელია უარყოფითი მუხტის ნაწილის გამოყოფა მასთან დაკავშირებული დადებითი მუხტისაგან, ან ნეიტრალურ სხეულზე უარყოფითი მუხტის გადატანა.

ეს შეიძლება გაკეთდეს ხახუნის საშუალებით. თუ სავარცხელს მშრალ თმაზე გადაუსვით, მაშინ ყველაზე მოძრავი დამუხტული ნაწილაკების მცირე ნაწილი – ელექტრონები გადავა თმიდან სავარცხელზე და უარყოფითად დამუხტავს მას, თმა კი დადებითად დაიმუხტება.

ელექტრიზების დროს მუხტების თანასწორობა

გამოცდილების დახმარებით შეიძლება დადასტურდეს, რომ ხახუნის შედეგად ელექტრიფიცირებული ორივე სხეული იძენს ნიშნით საპირისპირო, მაგრამ სიდიდის იდენტურ მუხტს.

ავიღოთ ელექტრომეტრი, რომლის ღეროზე ფიქსირდება ნახვრეტიანი ლითონის სფერო და გრძელ სახელურებზე ორი ფირფიტა: ერთი ებონიტისა, მეორე კი პლექსიგლასის. ერთმანეთზე შეხებისას ფირფიტები ელექტრიფიცირებული ხდება.

მოდი, ერთ-ერთი ფირფიტა სფეროს შიგნით შევიტანოთ მის კედლებზე შეხების გარეშე. თუ ფირფიტა დადებითად არის დამუხტული, მაშინ ნემსისა და ელექტრომეტრის ღეროს ზოგიერთი ელექტრონი მიიზიდავს ფირფიტას და დაგროვდება სფეროს შიდა ზედაპირზე. ამ შემთხვევაში ისარი დადებითად დაიმუხტება და მოიგერიება ელექტრომეტრის ღეროდან (ნახ. 14.2, ა).

თუ სფეროს შიგნით სხვა ფირფიტა შეიტანეს, რომელსაც მანამდე მოაშორა პირველი, მაშინ სფეროსა და ღეროს ელექტრონები მოიგერიეს ფირფიტიდან და ჭარბად დაგროვდება ისრზე. ეს გამოიწვევს ისრის გადახრას ღეროდან, უფრო მეტიც, იგივე კუთხით, როგორც პირველ ექსპერიმენტში.

ორივე ფირფიტა სფეროს შიგნით ჩაშვების შემდეგ, ისრის გადახრილობას საერთოდ ვერ ვიპოვით (ნახ. 14.2, ბ). ეს ადასტურებს, რომ ფირფიტების მუხტები ტოლია სიდიდით და საპირისპირო ნიშნით.

სხეულების ელექტრიფიკაცია და მისი გამოვლინებები.მნიშვნელოვანი ელექტრიფიკაცია ხდება სინთეზური ქსოვილების ხახუნის დროს. სინთეტიკური მასალისგან დამზადებული პერანგის მშრალ ჰაერზე ახსნისას ისმის დამახასიათებელი ხრაშუნა. წვრილი ნაპერწკლები ახტება ხახუნის ზედაპირების დამუხტულ უბნებს შორის.

სტამბებში ბეჭდვისას ქაღალდი ელექტრიფიცირებული ხდება და ფურცლები ერთმანეთს ეკვრის. ამის თავიდან ასაცილებლად სპეციალური მოწყობილობები გამოიყენება დამუხტვის გასადინებლად. თუმცა, მჭიდრო კონტაქტში მყოფი სხეულების ელექტრიფიკაცია ზოგჯერ გამოიყენება, მაგალითად, სხვადასხვა ელექტროგადაღების აპარატებში და ა.შ.

ელექტრული მუხტის შენარჩუნების კანონი.

ფირფიტების ელექტრიფიკაციის გამოცდილება ადასტურებს, რომ ხახუნის შედეგად ელექტრიფიცირებული, არსებული მუხტები გადანაწილდება სხეულებს შორის, რომლებიც ადრე ნეიტრალური იყო. ელექტრონების მცირე ნაწილი გადადის ერთი სხეულიდან მეორეზე. ამ შემთხვევაში ახალი ნაწილაკები არ ჩნდება და ადრე არსებული არ ქრება.

სხეულების ელექტროფიცირებისას, ელექტრული მუხტის შენარჩუნების კანონი. ეს კანონი მოქმედებს სისტემაზე, რომელიც არ შედის გარედან და საიდანაც არ გამოდის დამუხტული ნაწილაკები, ე.ი. იზოლირებული სისტემა.

იზოლირებულ სისტემაში ყველა სხეულის მუხტების ალგებრული ჯამი შენარჩუნებულია.

q 1 + q 2 + q 3 + ... + q n = კონსტ. (14.1)

სადაც q 1, q 2 და ა.შ არის ცალკეული დამუხტული ორგანოების მუხტები.

მუხტის შენარჩუნების კანონს ღრმა მნიშვნელობა აქვს. თუ დამუხტული ელემენტარული ნაწილაკების რაოდენობა არ იცვლება, მაშინ მუხტის შენარჩუნების კანონი აშკარაა. მაგრამ ელემენტარულ ნაწილაკებს შეუძლიათ ერთმანეთში გარდაქმნა, დაბადება და გაქრობა, ახალ ნაწილაკებს სიცოცხლე მისცეს.

თუმცა, ყველა შემთხვევაში, დამუხტული ნაწილაკები წარმოიქმნება მხოლოდ წყვილებში ერთი და იგივე მოდულის მუხტით და საპირისპირო ნიშნით; დამუხტული ნაწილაკები ასევე ქრება მხოლოდ წყვილებში, გადაიქცევა ნეიტრალურ ნაწილებად. და ყველა ამ შემთხვევაში, ბრალდების ალგებრული ჯამი იგივე რჩება.

მუხტის შენარჩუნების კანონის მართებულობა დასტურდება ელემენტარული ნაწილაკების გარდაქმნების უზარმაზარი რაოდენობის დაკვირვებით. ეს კანონი გამოხატავს ელექტრული მუხტის ერთ-ერთ ფუნდამენტურ თვისებას. მუხტის შენარჩუნების მიზეზი ჯერჯერობით უცნობია.

გამოყენება: ბირთვული ტექნოლოგია, კერძოდ, დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფა ენერგიით, მაგალითად, იზოტოპების იზოლირების ერთ-ერთ ეტაპზე მათი ბუნებრივი ნარევიდან. გამოგონების არსი: წინასწარ იონიზაციით წარმოიქმნება დამუხტული ნაწილაკების ნარევი, შემდეგ დატვირთული ნაწილაკების ნარევი გამოიყოფა ელექტრული ველით. ამის შემდეგ დამუხტული ნაწილაკები განცალკევებულია ცენტრიდანული ძალით, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკებზე, როდესაც ისინი მოძრაობენ რკალის ტრაექტორიის გასწვრივ, და ელექტრული ველით, კერძოდ, ელექტრული ძალის ბარიერებით, რომელთა სიმაღლე მცირდება ჯვარედინი მონაკვეთში, გაზრდის შესაბამისად. მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტალური რადიუსი პატარა ორბიტებიდან უფრო დიდზე გადასვლისას, როდესაც ზოგიერთი ბარიერი იცვლება სხვებით, ან როდესაც იცვლება ბარიერების ფორმა, ან როდესაც ელექტრული ბარიერების პოზიცია იცვლება განცალკევებულის ენერგიიდან გამომდინარე. დამუხტული ნაწილაკები. ეფექტი: გაზრდილი სელექციურობა დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევებისას და მასალების მოხმარების შემცირება მოწყობილობების წარმოებისთვის, რომლებიც ახორციელებენ შემოთავაზებულ მეთოდს დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფის ზონის სიგრძის შემცირებით. 3 ავად.

გამოგონება ეხება ბირთვულ ინჟინერიას და განკუთვნილია დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევებისთვის, მაგალითად, მათი ბუნებრივი ნარევიდან იზოტოპების იზოლაციის ერთ-ერთ ეტაპზე. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების ადრე ცნობილი მეთოდები შემუშავდა იზოტოპების გამოყოფის საიმედო მეთოდების ძიების პროცესში, კონტროლირებადი ბირთვული და თერმობირთვული შერწყმის განხორციელების მეთოდები, იონ-სხივისა და ელექტრონული სხივების მოწყობილობებში დამუხტული ნაწილაკების სხივების ფორმირების მეთოდები და კონტროლი. დამუხტული ნაწილაკების სხივები ამაჩქარებლის ტექნოლოგიაში. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების ცნობილი მეთოდი, მათ შორის დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ფორმირება იონიზაციის გზით, დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ელექტრული ველით გაყვანა, დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფა უწყვეტი ელექტრული ველის და ცენტრიდანული ძალის ზემოქმედებით და მიღება გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკები. დამუხტული ნაწილაკების განცალკევება ხორციელდება კონდენსატორის უწყვეტი ელექტროსტატიკური ველის ლორენცის ძალის ელექტრული კომპონენტისა და გამოყოფილი დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ცენტრიდანული ძალის მოქმედებით, როდესაც ნაწილაკები მოძრაობენ რკალის გზაზე [იხ. მაგალითად, A.V. ბლინოვი. კოსმოგენური ნუკლიდების ამაჩქარებელი მასის სპექტრომეტრია / სოროსის ზოგადი საგანმანათლებლო ჟურნალი, 1999, 8, გვ. 71-75]. ტექნიკური არსით ყველაზე ახლოს და მოთხოვნილი გამოგონების მიღწეული შედეგი (პროტოტიპი) არის დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების მეთოდი, მათ შორის დამუხტული ნაწილაკების ნარევის წარმოქმნა იონიზაციით, დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ელექტრული ველით გაყვანა, გამოყოფა. დამუხტული ნაწილაკები უწყვეტი ელექტრული ველისა და ცენტრიდანული ძალის ზემოქმედებით და გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკების მიღებით. დამუხტული ნაწილაკების განცალკევება წარმოიქმნება უწყვეტი ელექტრული ველის ლორენცის ძალის ელექტრული კომპონენტის მოქმედებით მრუდე ცილინდრულ კონდენსატორში და ცენტრიდანული ძალით, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკებზე, როდესაც ნაწილაკები მოძრაობენ რკალის გზაზე [იხ. ვ.ტ. კოგანი, ა.კ. პავლოვი, მ.ი. სავჩენკო, O.E. Dobychin. პორტატული მასის სპექტრომეტრი წყალში გახსნილი ნივთიერებების ექსპრეს ანალიზისთვის // ინსტრუმენტები და ექსპერიმენტული ტექნიკა, 1999, 4, გვ. 145-149]. ელექტრული ძალა F, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკზე ელექტრული მუხტით q, რომელიც მოძრაობს v სიჩქარით უწყვეტი ელექტრულ ველში სიძლიერის E, განისაზღვრება ფორმულით.

გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკები, რომლებსაც აქვთ თანაბარი მასები და თანაბარი ელექტრული მუხტები, მოძრაობენ უწყვეტ ელექტრულ ველში წრიული ორბიტების გასწვრივ, რომელთა რადიუსი გამოითვლება მოქმედი ძალების ნაშთებიდან. მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის R 1 რადიუსი მოხრილი კონდენსატორის უწყვეტ ელექტრულ ველში განისაზღვრება ფორმულით:

სადაც m არის ერთი მაღალი ენერგიის ან ერთი დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკის მასა,

E 1 - ელექტრული ველის სიძლიერე ფრენის დროს მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ადგილას. დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის R 2 რადიუსი მოხრილი კონდენსატორის უწყვეტ ელექტრულ ველში განისაზღვრება ფორმულით:

სადაც m არის ერთი დაბალი ენერგიის ან ერთი მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკის მასა,

E 2 - უწყვეტი ელექტრული ველის ინტენსივობა დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების მდებარეობაზე ფრენის დროს. R 1 რადიუსით წრიული ტრაექტორიის რკალის გასწვრივ მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკის გასავლელად საჭიროა უწყვეტი ელექტრული ველის ზოლი, რომლის გამრუდება შეესაბამება R 1 რადიუსს. დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკის R 2 რადიუსით წრიული ტრაექტორიის რკალის გასწვრივ გასავლელად საჭიროა უწყვეტი ელექტრული ველის ზოლი, რომლის გამრუდება შეესაბამება R 2 რადიუსს. შედეგად, უწყვეტი ელექტრული ველის მოხრილი ზოლის სიგანე უნდა იყოს ისეთი, რომ ორივე ტრაექტორია მოერგოს უწყვეტი ელექტრული ველის საზღვრებს. უწყვეტ ელექტრულ ველში გამოყოფილი ნაწილაკები იგზავნება დამუხტული ნაწილაკების მისაღებად ან განცალკევების შემდეგ ეტაპზე. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების აღწერილი მეთოდების საერთო მინუსი არის გამოყოფის დაბალი სელექციურობა უწყვეტ ელექტრულ ველში დამუხტული ნაწილაკების სხივების გაყოფის შეზღუდული შესაძლებლობების გამო. ყველა განცალკევებული დამუხტული ნაწილაკი ერთდროულად იმყოფება უწყვეტ ველში და, შესაბამისად, ამ ველის პარამეტრების შეცვლით შეუძლებელია მონოენერგიულ დამუხტულ ნაწილაკებზე შერჩევითი ზემოქმედება. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოყოფის აღწერილი მეთოდების გამოყენება უწყვეტ ელექტრულ ველში არ იძლევა შემდეგი ოპერაციების შესრულებას დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორიების გასაკონტროლებლად:

1. მხოლოდ დაბალ ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების სხივი უნდა გადატრიალდეს წრიულ ორბიტაზე და ასეთ წრიულ ორბიტაზე, როდესაც დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერით. სინათლის დამუხტული ნაწილაკების გზა ელექტრულ ველში, მაგრამ ელექტრული ველის პოზიციით სივრცეში საკმარისი მნიშვნელობის ელექტრული ველის დროს. ამავდროულად, მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკები აგრძელებენ ფრენას თავდაპირველი მიმართულებით, ე.ი. თითქმის სწორი გზის გასწვრივ;

2. დაბალი ენერგიისა და მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივების გადახვევა ასეთი განსხვავებული წრიული ორბიტების გასწვრივ, როდესაც ერთი სხივის მიღწეული გაყოფა დამუხტული ნაწილაკების რამდენიმე სხივად განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერის სიდიდით გზაზე. დამუხტული ნაწილაკები, მაგრამ ელექტრული ველის მონაკვეთების პოზიციით ელექტრული ველის მონაკვეთების საკმარისი სიდიდით;

3. დაბალი ენერგიისა და მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივების გადახვევა ასეთი ერთი წრიული ორბიტის გასწვრივ, როდესაც დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ერთი ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიდიდით გზაზე. დამუხტული ნაწილაკები, მაგრამ ელექტრული ველის პოზიციით სივრცეში საკმარისი ელექტრული ველით;

12. განახორციელოს დამუხტული ნაწილაკების სხივების მაქსიმალური გაყოფა სხივის გამყოფი ზონის მინიმალურ სიგრძეზე. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების აღწერილი მეთოდების საერთო მინუსი არის ასევე დამუხტული ნაწილაკების განცალკევების ზონის დიდი სიგრძე დამუხტული ნაწილაკების სხივების ნელი გაყოფის გამო, რაც საბოლოოდ იწვევს დიდი ზომის მოწყობილობების გამოყოფის აუცილებლობას. დამუხტული ნაწილაკები ენერგიით. გამოგონების არსი მდგომარეობს იმაში, რომ დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების მეთოდში, მათ შორის დამუხტული ნაწილაკების ნარევის წარმოქმნა იონიზაციით, დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ელექტრული ველით გაყვანა, დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფა ზემოქმედებით. ელექტრული ველი და ცენტრიდანული ძალა, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკებზე, როდესაც ისინი მოძრაობენ რკალის ტრაექტორიების გასწვრივ, და გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკების მიღება, დამუხტული ნაწილაკების განცალკევება ხორციელდება ძალის ელექტრული ბარიერების მოქმედებით, თითოეული ბარიერის სიმაღლის კლებით ჯვარი კვეთა მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტების რადიუსის გაზრდის შესაბამისად, მცირე ორბიტებიდან უფრო დიდზე გადასვლისას, ზოგიერთი ბარიერის სხვებით შეცვლისას, ან ბარიერების ფორმის შეცვლისას, ან პოზიციის შეცვლისას. ელექტრული ბარიერები დამოკიდებულია გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკების ენერგიაზე. ტექნიკური შედეგია დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების სელექციურობის გაზრდა და დამუხტული ნაწილაკების განცალკევების ზონის სიგრძის შემცირება, რაც იწვევს დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფის მოწყობილობების ზომის შემცირებას ენერგიების მიხედვით, რომლებიც ახორციელებენ საგამომგონებლო მეთოდს. და, შესაბამისად, ამ მოწყობილობების წარმოებისთვის მასალების მოხმარების შემცირება. დამუხტული ნაწილაკების განცალკევებაში სელექციურობის ზრდა უზრუნველყოფილია ელექტრული ძალის ბარიერების გამოყენებით დამუხტული ნაწილაკების სხივების გაყოფის შესაძლებლობის გაზრდის გამო, რადგან დამუხტული ნაწილაკების ელექტრული ბარიერის გადალახვის უნარი დამოკიდებულია მათ ენერგიაზე. ელექტრული ბარიერების პარამეტრების შეცვლა (ბარიერის სიმაღლის შემცირება ჯვარედინი მონაკვეთში მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტების რადიუსის ზრდის შესაბამისად მცირე ორბიტებიდან უფრო დიდზე გადასვლისას) შესაძლებელს ხდის შერჩევით იმოქმედოს. მონოენერგიული დამუხტული ნაწილაკები და საშუალებას აძლევს ნივთიერებების განცალკევებას, რათა განახორციელოს მრავალი ადრე შეუძლებელი ტრაექტორიის კონტროლის ოპერაციები, დამუხტული ნაწილაკები ელექტრულ ველში ნაწილაკების ფრენისას, კერძოდ:

1. დატრიალდეს მხოლოდ დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივი წრიულ ორბიტაზე და დატრიალდეს ასეთ წრიულ ორბიტაზე, როდესაც დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერით. სინათლის დამუხტული ნაწილაკების გზა ელექტრულ ველში, მაგრამ ელექტრული ბარიერის პოზიციით სივრცეში, საკმარისი ელექტრული ბარიერის სიდიდით. ამავდროულად, მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკები აგრძელებენ ფრენას თავდაპირველი მიმართულებით, ე.ი. თითქმის სწორი გზის გასწვრივ;

2. დაბალი ენერგიისა და მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივების გადახვევა ასეთი განსხვავებული წრიული ორბიტების გასწვრივ, როდესაც ერთი სხივის მიღწეული გაყოფა დამუხტული ნაწილაკების რამდენიმე სხივად განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერის სიდიდით გზაზე. დამუხტული ნაწილაკები, მაგრამ გაყოფილი ელექტრული ბარიერების პოზიციით თითოეული ელექტრული ბარიერის საკმარისი მნიშვნელობით;

3. დაბალი ენერგიისა და მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივების გადახვევა ასეთი ერთი წრიული ორბიტის გასწვრივ, როდესაც დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ერთი ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა გზაზე განივი ელექტრული ველის სიძლიერის სიდიდით. დამუხტული ნაწილაკებისგან, მაგრამ ელექტრული ბარიერის პოზიციით სივრცეში ელექტრული ბარიერის საკმარისი მნიშვნელობით;

4. გამოუშვით მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების სხივი წრიული ორბიტიდან, რაც საერთოა დაბალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტასთან, თავდაპირველად მიმართულ სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე, დატოვებს დაბალი ენერგიის დამუხტულ ნაწილაკთა სხივს იმავე წრიულ ორბიტაზე;

5. გამოუშვით მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივი წრიული ორბიტიდან, რომელიც საერთოა დაბალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტასთან, სხვა წრიულ ორბიტაზე, დატოვებს დაბალი ენერგიის დამუხტულ ნაწილაკთა სხივს იმავე წრიულ ორბიტაზე;

6. გაათავისუფლეთ დამუხტული ნაწილაკების ორივე სხივი ორბიტის ნებისმიერ წერტილში ერთი წრიული ორბიტიდან ერთ სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე;

7. გაათავისუფლეთ დამუხტული ნაწილაკების ორივე სხივი ერთი წრიული ორბიტიდან სხვადასხვა სწორხაზოვან ტრაექტორიებზე;

8. წრიული ორბიტიდან, დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ორბიტისაგან განცალკევებული წრიული ორბიტიდან ნებისმიერ წერტილში სხივის გაშვება სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე, დატოვებს დაბალი ენერგიის დამუხტულ ნაწილაკთა სხივს წრიულ ორბიტაზე;

9. გაათავისუფლეთ დამუხტული ნაწილაკების ორივე სხივი სხვადასხვა წრიული ორბიტიდან სხვადასხვა სწორხაზოვან ტრაექტორიებზე;

10. გაათავისუფლეთ დამუხტული ნაწილაკების ორივე სხივი სხვადასხვა წრიული ორბიტიდან ერთ სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე;

12. განახორციელოს დამუხტული ნაწილაკების სხივების მაქსიმალური გაყოფა სხივის გამყოფი ზონის მინიმალურ სიგრძეზე. დამუხტული ნაწილაკების განცალკევების ზონის სიგრძის შემცირება მიიღწევა იმის გამო, რომ შემოთავაზებული მეთოდი იძლევა დამუხტული ნაწილაკების სხივების მაქსიმალურ გაყოფას მინიმალურ სიგრძეზე. მაქსიმალური გაყოფა განცალკევების ზონის მოკლე სიგრძეზე მიღწეული იქნა იმის გამო, რომ ელექტრული ბარიერის სიმაღლის კლება მის განივი მონაკვეთში საშუალებას აძლევს მაღალი ენერგიით დამუხტულ ნაწილაკებს იფრინონ ​​ბარიერში მოძრაობის მიმართულების შეცვლის გარეშე და, ამავე დროს, საშუალებას იძლევა. ბარიერი შერჩევით დაიჭიროს და წრიულ ტრაექტორიამდე მიიყვანოს მხოლოდ დაბალი ენერგიის ნაწილაკები. გამოგონება ილუსტრირებულია ნახაზებით, სადაც ფიგურა 1 გვიჩვენებს დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ცენტრიდანული ძალის 1 დამოკიდებულების გრაფიკს, თანაბარი მასის მქონე მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტის რადიუსზე, ცენტრიდანულის 2 დამოკიდებულების გრაფიკს. დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ძალა, თანაბარი მასის მქონე დაბალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტის რადიუსზე და ელექტრული ველში თანაბარი მასის და თანაბარი მუხტის დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ელექტრული ლორენცის ძალის ნახაზზე 3. დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტა. სურათი 2 გვიჩვენებს დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ცენტრიდანული ძალის დიაგრამა 4, მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტის რადიუსზე, დამუხტულ ნაწილაკებზე მოქმედი ცენტრიდანული ძალის დიაგრამა 5, დაბალი წრიული ორბიტის რადიუსზე -ენერგიით დამუხტული ნაწილაკები და ელექტრული ლორენცის ძალის დიაგრამა 6, რომლებიც მოქმედებენ თანაბარი მასის და თანაბარი მუხტის მქონე დამუხტულ ნაწილაკებზე ელექტრულ ველში, დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტის რადიუსიდან ელექტრული ბარიერებით 7, 8. სურათი 3 გვიჩვენებს ელექტრული ბარიერი 7 და ელექტრული ბარიერი 8, ტრაექტორია 9 გადალახავს ორივე ბარიერს 7, 8 მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკები, დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორია 7 ელექტრული ბარიერის გასწვრივ, მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორია 11 გასწვრივ ელექტრული ბარიერი 8. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოყოფის მეთოდი ხორციელდება შემდეგნაირად. დამუხტული ნაწილაკების ნარევი წინასწარ წარმოიქმნება იონიზაციით, შემდეგ დამუხტული ნაწილაკების ნარევი გამოიყოფა ელექტრული ველით, რის შემდეგაც დამუხტული ნაწილაკები გამოიყოფა ელექტრული ველის ზემოქმედებით და ცენტრიდანული ძალით. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოსაყოფად გამოიყენება ელექტრული ველი, რომელსაც აქვს სპეციალური ტოპოგრაფია. ელექტრული ველის ტოპოგრაფიის თავისებურება დამუხტული ნაწილაკების განცალკევებისთვის არის ძალის ელექტრული ბარიერების არსებობა. ელექტრული ბარიერები არის ელექტრული ველის სიძლიერის გაზრდილი მნიშვნელობები სივრცის გაფართოებულ ადგილებში. დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფა ენერგიით წარმოიქმნება ელექტრული ველის ელექტრული ბარიერების მოქმედებით, დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტების რკალებში და ცენტრიფუგაული ძალით, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკებზე, როდესაც ისინი მოძრაობენ რკალის ტრაექტორიაზე. დამუხტული ნაწილაკების განცალკევება ხორციელდება მათი ფრენის დროს ელექტრულ ველში ძალის ელექტრული ბარიერების მოქმედებით, კვეთის თითოეული ბარიერის სიმაღლის კლებით, მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტების რადიუსის ზრდის შესაბამისად. პატარა ორბიტებზე გადასვლისას. ენერგიით გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკები ტანგენციურად მიმართულია ელექტრული ბარიერის ჩაზნექილ მხარეს. დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფა ელექტრული ველის ელექტრული ბარიერებით ხორციელდება ელექტრული ბარიერების გარკვეულ ფარდობით პოზიციაზე და ელექტრული ბარიერების გარკვეულ ფორმაზე. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევება ელექტრული ველის ელექტრული ბარიერებით ხორციელდება ბარიერების შეცვლით, ბარიერების ფორმის შეცვლით, ბარიერების პოზიციის შეცვლით, ელექტრული ბარიერების გარკვეული ურთიერთპოზიციის შემდგომი შენარჩუნებით და. ელექტრული ბარიერების გარკვეული ფორმა. ელექტრული ველის ელექტრული ბარიერები მიღებულია დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორიების გასწვრივ. ელექტრული ბარიერის სიმაღლე, სიგანე და სიგრძე არჩეულია საკმარისი იმისათვის, რომ დამუხტული ნაწილაკები წრიულ ორბიტაზე იყოს. დამუხტული ნაწილაკები იძულებულნი არიან იმოძრაონ იმ ელექტრული ბარიერების გასწვრივ, რომლებიც მათ გზაზეა. დამუხტული ნაწილაკების ერთი სხივის აუცილებელი გაყოფა ორ სხივად განისაზღვრება არა მხოლოდ განივი ელექტრული ველის სიძლიერით დამუხტული ნაწილაკების გზაზე, არამედ გაყოფილი ელექტრული ბარიერების პოზიციით სივრცეში საკმარისი ელექტრული ველის სიძლიერით და ელექტრული ძალის ბარიერების სიდიდე და ელექტრული ძალის ბარიერების შესაბამისი ფორმებით. ელექტრული ძალის ბარიერის ფორმა უნდა იყოს ისეთი, რომ მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების წრიული ორბიტიდან გასვლის დასაწყისში დაკმაყოფილდეს შემდეგი პირობა:

სადაც R E არის ელექტრული ბარიერის მოხრის რადიუსი,

M არის ერთი მაღალი ენერგიის ან ერთი დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკის მასა,

E r არის ელექტრული ველის სიძლიერე, რომელიც შეესაბამება ელექტრული ბარიერის უმაღლეს სიმაღლეს. დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერით დამუხტული ნაწილაკების გზაზე, არამედ ელექტრული ბარიერის პოზიციით სივრცეში ელექტრული ბარიერის საკმარისი მნიშვნელობით. ელექტრული ბარიერების შესაძლებლობების სრულად გასაცნობად ტრაექტორიის გასწვრივ ნაწილაკების მოძრაობის კორექტირებისა და დამუხტული ნაწილაკების N რაოდენობის გამოყოფისას საჭიროა ელექტრული ველის N ელექტრული ბარიერი. დამუხტული ნაწილაკების N რაოდენობის გამოსაყოფად შეიძლება გამოყენებულ იქნას (N-1) ელექტრული ბარიერები, მაგრამ ამ შემთხვევაში ყველაზე ენერგიული დამუხტული ნაწილაკების სხივი უნდა გათავისუფლდეს სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე. ამავდროულად, შენარჩუნებულია დამუხტული ნაწილაკების სხივების კონტროლის შესაძლებლობა. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოყოფა მოითხოვს ელექტრული ბარიერის მოქმედებას, რომლის სიმაღლე მცირდება რადიალური მიმართულებით ნაწილაკების წრიული ორბიტის ცენტრიდან. ელექტრული ბარიერის სიმაღლის კლების სისწრაფე მის განივი მონაკვეთში დაკავშირებულია ცენტრიდანული ძალის შემცირების სისწრაფესთან, რომელიც მოქმედებს უფრო მაღალი ენერგიის ნაწილაკზე ნაწილაკების უფრო დიდ ორბიტაზე გადასვლის მომენტში. ელექტრული ბარიერის სიმაღლის დამოკიდებულება მის კვეთაში დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსზე დამუხტული ნაწილაკის მცირე ორბიტიდან უფრო დიდზე გადასვლისას ემთხვევა ცენტრიდანული ძალის დამოკიდებულებას რადიუსზე. დამუხტული ნაწილაკების ორბიტა დამუხტული ნაწილაკის მცირე ორბიტიდან უფრო დიდზე გადასვლისას. თითოეულ გაყოფილ ელექტრო ბარიერს აქვს მუდმივი სიმაღლე მთელ სიგრძეზე ელექტრული ბარიერის მუდმივი მოხრის რადიუსით. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოსაყოფად მხოლოდ ერთი ელექტრული ბარიერის გამოყენებით, ასევე გამოიყენება ელექტრული ბარიერი, რომელსაც აქვს სიმაღლე მცირდება ელექტრული ბარიერის გასწვრივ ნაწილაკების გასწვრივ, ელექტრული ბარიერის მუდმივი მოხრის რადიუსში. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოსაყოფად ასევე გამოიყენება ელექტრული ბარიერი, რომელსაც აქვს მუდმივი სიმაღლე ბარიერის მთელ სიგრძეზე, ელექტრული ბარიერის მოხრის რადიუსით მცირდება ნაწილაკების ფრენის მიმართულებით. დამუხტული ნაწილაკების ორობითი ნარევის გამოყოფა ხორციელდება სივრცეში გაშლილი ერთი ელექტრული ბარიერის გამოყენებით. ელექტრული ბარიერის კვეთა 1-ში ნაჩვენებია, როგორც ლორენცის ძალის ელექტრული კომპონენტის პიკური დამოკიდებულება 3 დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსზე. ძალა F, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკზე, ელექტრული მუხტით q მოძრაობს ელექტრულ ველში v სიჩქარით, დამოკიდებულია E ელექტრული ველის სიძლიერეზე. ამ შემთხვევაში, ენერგიით გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკები ელექტრული ბარიერებით მოძრაობენ შემდეგნაირად. უწყვეტ ელექტრულ ველში პროტოტიპის მეთოდის გამოყენებისას დამუხტული ნაწილაკი მოძრაობს წრეში, რომლის რადიუსი გამოითვლება ძალთა ბალანსიდან. მაგრამ დამუხტული ნაწილაკების გზაზე რკალზე მოხრილი ელექტრული ველის ლოკალური გაფართოებული ფართობის განთავსებით და ელექტრული ველის სიძლიერის მნიშვნელობის გაზრდით უწყვეტი ელექტრული ველის გამოთვლილ მნიშვნელობასთან შედარებით, შემოთავაზებული მეთოდის გამოყენებისას, დამუხტული ნაწილაკისთვის იქმნება ელექტრო ბარიერი. დამუხტული ელექტრული ბარიერის საწყისი რეგიონის გადაადგილებით, რომელიც ვრცელდება სივრცეში დამუხტული ნაწილაკების პირდაპირი ტრაექტორიისგან, გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკები აღარ არის მიმართული უწყვეტ ველში, როგორც ეს იყო პროტოტიპის მეთოდში, არამედ ტანგენციურად ჩაზნექილ მხარესთან. ელექტრო ბარიერი. ელექტრული ბარიერის ჩაზნექილი მხარის დატვირთული ნაწილაკების პირდაპირი ფრენის კუთხით დაყენებით, შემოთავაზებული მეთოდის გამოყენებისას იქმნება ფიზიკური პირობები, რომლებშიც დამუხტული ნაწილაკი ცვლის მოძრაობის მიმართულებას. როდესაც განცალკევებული დამუხტული ნაწილაკები უახლოვდებიან მაღალი ელექტრული ბარიერის ჩაზნექილ მხარეს, დამუხტული ნაწილაკები ცვლიან მოძრაობის მიმართულებას ელექტრული ველის სიძლიერის მატებასთან ერთად და შემდგომში დაფრინავენ რკალის ტრაექტორიის გასწვრივ ელექტრული ბარიერის ჩაზნექილი მხარის გასწვრივ. ამრიგად, ელექტრული ველის სიძლიერეზე, რომელიც აშკარად აკმაყოფილებს უთანასწორობას

ყველა დამუხტული ნაწილაკი, რომელსაც აქვს თანაბარი მასა და თანაბარი მუხტი, გადაადგილდება ელექტრული ბარიერის გასწვრივ. დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსი შემოთავაზებულ განცალკევების მეთოდში განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიდიდით ელექტრულ ველში დამუხტული ნაწილაკების გზაზე, არამედ ელექტრული ბარიერის პოზიციით სივრცეში საკმარისი მნიშვნელობით. ელექტრო ბარიერი. სურათი 1 გვიჩვენებს, რომ ელექტრული ბარიერის გარკვეული მკაცრად მდგრადი ფორმით და იმ პირობით, რომ

დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკები რჩებიან წრიულ ორბიტაში, ხოლო მაღალი ენერგიის ნაწილაკები ტოვებენ წრიულ ორბიტას და მიჰყვებიან თავდაპირველ სწორხაზოვან ტრაექტორიას. დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის რადიუსი განისაზღვრება არა განივი ელექტრული ველის სიძლიერით ელექტრულ ველში მსუბუქი დამუხტული ნაწილაკების გზაზე, არამედ ელექტრული ბარიერის პოზიციით სივრცეში საკმარისი ელექტრული ბარიერით. დამუხტული ნაწილაკების გამოყოფის პრინციპი ორი ელექტრული ბარიერის გამოყენებით ილუსტრირებულია ნახ. 2. ელექტრული ველის ორი ელექტრული ბარიერის 7, 8 განივი გამოსახულია როგორც ალტერნატიული მწვერვალები და ჩავარდნები ლორენცის ძალის ელექტრული კომპონენტის მე-6 დამოკიდებულებაში დამუხტული ნაწილაკების ორბიტის R რადიუსზე. ელექტრული ველის ყოველი მაქსიმალური სიძლიერე E იძლევა ლორენცის ძალის F=qE მაქსიმალურ ელექტრულ კომპონენტს თანაბრად დამუხტული გამოყოფილი ნაწილაკებისთვის. როდესაც დამუხტული ნაწილაკები გამოყოფილია ელექტრული ბარიერებით, მონოენერგეტიკული დამუხტული ნაწილაკების თითოეულ სხივს აქვს ცენტრიდანული ძალის დამოკიდებულების საკუთარი გრაფიკი მყისიერი ორბიტის რადიუსზე. ლორენცის ელექტრული ძალა, რომელიც მოქმედებს ენერგიაში განცალკევებულ იდენტურ დამუხტულ ნაწილაკებზე, აღწერილია ერთი გრაფიკით 6, რომელიც საერთოა ყველა დამუხტული ნაწილაკებისთვის: დაბალი ენერგიის და მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივი, ან ტოვებს მხოლოდ დაბალი ენერგიის დამუხტულ ნაწილაკებს. ელექტრული ბარიერის 8-ის გასწვრივ დიდ ორბიტებში შეიძლება დატოვოს მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივი, ან დატოვოს დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სხივი, ან დატოვოს ორივე სხივი. ელექტრული ბარიერის 7-ის მკაცრად შენარჩუნებული ფორმის პირობებში, არის პირობები, რომლებშიც დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკები რჩებიან წრიულ ორბიტაზე, ხოლო მაღალი ენერგიის ნაწილაკები ტოვებენ ელექტრული ბარიერის გასწვრივ მდებარე წრიულ ორბიტას 7 და მიჰყვებიან წრიულ ორბიტას ელექტრული ბარიერის გასწვრივ. ბარიერი 8. ნახ. 2 გვიჩვენებს ორი განცალკევებული დამუხტული ნაწილაკების განაწილებას ორ ელექტრულ ბარიერზე 7, 8. ელექტრული ბარიერი 8 მკაცრად თანმიმდევრული ფორმით, არის პირობები, რომლებშიც მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკები ეშვება წრიული ორბიტიდან, რომელიც მდებარეობს ელექტრული ბარიერის გასწვრივ 8 და მიჰყევით სწორხაზოვან ტრაექტორიას. წინა წრიული ტრაექტორიიდან მაღალენერგეტიკული ნაწილაკების გასვლის პირობაა უთანასწორობის დაცვა (7)

ნახ. სურათი 3 გვიჩვენებს ორი ელექტრული ბარიერი 7, 8 წერტილოვანი ხაზებით. დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორიები 9, 10, 11, როდესაც ნაწილაკები გამოყოფილია ენერგიით ორი ელექტრული ბარიერის გამოყენებით 7, 8, ნაჩვენებია ფიგურაში 3, როგორც მყარი ხაზი. დამუხტული ნაწილაკების 10, 11 ორბიტების ტრაექტორია განისაზღვრება არა ელექტრული ველის სიდიდით დამუხტული ნაწილაკების გზაზე, არამედ ელექტრული ბარიერების სიდიდით 7, 8 და ელექტრული ბარიერების პოზიციით 7, 8. სივრცეში ელექტრული ბარიერების საკმარისი მნიშვნელობით 7, 8. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით გამოყოფის შემდეგ დამუხტული ნაწილაკების მიღება. შემოთავაზებულ მეთოდში, პირველ რიგში, უწყვეტი ელექტრული ველი იცვლება ელექტრული ბარიერებით, ანუ ადგილობრივი გაფართოებული ელექტრული ველების სისტემით, რომელიც მოხრილია დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორიების გასწვრივ; მეორეც, გაიზარდა ელექტრული ველის სიძლიერის დონე და, მესამე, ჩამოყალიბდა ელექტრული ბარიერის ღერძი, რომელიც აკმაყოფილებს წინა წრიული ტრაექტორიიდან მაღალი ენერგიის ნაწილაკების გასვლის პირობას დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ტრაექტორიასთან ერთად. , სხვა წრიულ ან სწორხაზოვან ტრაექტორიაზე. დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით ელექტრული ბარიერით გამოყოფის მეთოდის ყველაზე მნიშვნელოვანი მახასიათებელია მხოლოდ დაბალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების ბრუნვის უნარი წრიულ ორბიტაზე მაღალი ენერგიის დამუხტული ნაწილაკების სწორხაზოვანი ტრაექტორიის შეცვლის გარეშე. დამუხტული ნაწილაკების სხივების გაყოფა V ამ შემთხვევაში მაქსიმალურია და უდრის:

1. მონოენერგიული დამუხტული ნაწილაკების ელექტრული ველის მიერ სელექციური დაჭერის ფიზიკური პრობლემის ამოხსნა თანაბრად დამუხტული ნაწილაკების ნარევის სხივიდან. 2. სელექციურობის ზრდა და დამუხტული ნაწილაკებისთვის ენერგიის განცალკევების ზონის სიგრძის შემცირება. 3. ბირთვული ფიზიკის, ელექტრონიკისა და იონური ტექნოლოგიების მრავალ სფეროში ელექტრული ბარიერების გამოყენების თეორიული და ექსპერიმენტული გამოყენებითი ამოცანების ახალი საწყისი მონაცემების საფუძვლის შექმნა. 4. ბუნებრივი რესურსების რაციონალური გამოყენების კუთხით გარემოსდაცვითი პრობლემებისა და ელექტრო და ელექტრომაგნიტურ ველებში ნივთიერებათა გამოყოფის პრობლემების პარალელურად გადაწყვეტის განხორციელება. 5. ელექტრული ბარიერის ფორმირების ტექნოლოგიის საფუძველზე ნივთიერებების ეკოლოგიურად უსაფრთხო გამოყოფის განხორციელება. მეთოდის გამოყენებით ეკოლოგიური პრობლემები წყდება შემდეგნაირად:

1. დამუხტული ნაწილაკების გამყოფი მოწყობილობების ზომები მცირდება, რაც შესაძლებელს ხდის წარმოების განთავსებას უმცირეს უბნებზე. 2. მცირდება ნივთიერებების გამყოფი მცირე ზომის ხელსაწყოების წარმოებაზე დახარჯული მასალების რაოდენობა, ე.ი. ბუნებრივი რესურსების რაციონალური გამოყენება.

ᲛᲝᲗᲮᲝᲕᲜᲐ

დამუხტული ნაწილაკების ენერგიით განცალკევების მეთოდი, რომელიც მოიცავს იონიზაციის გზით დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ფორმირებას, ელექტრული ველით დამუხტული ნაწილაკების ნარევის ამოღებას, დამუხტულ ნაწილაკების განცალკევებას ელექტრული ველის გამოყენებით და ცენტრიდანული ძალა, რომელიც მოქმედებს დამუხტულ ნაწილაკებზე მოძრაობისას. რკალის ტრაექტორიის გასწვრივ და განცალკევებული დამუხტული ნაწილაკების მიღება, ხასიათდება იმით, რომ დამუხტული ნაწილაკების განცალკევება ხორციელდება ძალის ელექტრული ბარიერების მოქმედებით, ყოველი ბარიერის სიმაღლის კლებადი კვეთაში, რადიუსების ზრდის შესაბამისად. მაღალი ენერგიით დამუხტული ნაწილაკების ორბიტები მცირე ორბიტებიდან უფრო დიდზე გადასვლისას, ზოგიერთი ბარიერის სხვებით ჩანაცვლებისას, ან ბარიერების ფორმის შეცვლისას, ან ელექტრული ბარიერების პოზიციის შეცვლისას გამოყოფილი დამუხტული ნაწილაკების ენერგიაზე დაყრდნობით. .

დაე, m მასის ნაწილაკი და მუხტი e გადაფრინდეს v სიჩქარით ბრტყელი კონდენსატორის ელექტრულ ველში. კონდენსატორის სიგრძეა x, ველის სიძლიერე უდრის E. ელექტრულ ველში ზევით მოძრაობით, ელექტრონი გაფრინდება კონდენსატორში მრუდი ტრაექტორიის გასწვრივ და გამოფრინდება მისგან, გადახრის საწყისი მიმართულებიდან y-ით. ველის ძალის მოქმედებით, F = eE = ma, ნაწილაკი აჩქარებით მოძრაობს ვერტიკალის გასწვრივ, შესაბამისად . ნაწილაკების გადაადგილების დრო x-ღერძის გასწვრივ მუდმივი სიჩქარით. მერე . და ეს არის პარაბოლის განტოლება. რომ. დამუხტული ნაწილაკი მოძრაობს ელექტრულ ველში პარაბოლის გასწვრივ.

3. დამუხტული ნაწილაკების მოძრაობა მაგნიტურ ველში.

განვიხილოთ დამუხტული ნაწილაკის მოძრაობა H სიძლიერის მაგნიტურ ველში. ველის ხაზები გამოსახულია წერტილების სახით და მიმართულია ფიგურის სიბრტყის პერპენდიკულარულად (ჩვენზე).

მოძრავი დამუხტული ნაწილაკი არის ელექტრული დენი. მაშასადამე, მაგნიტური ველი გადახრის ნაწილაკს ზევით მისი თავდაპირველი მოძრაობის მიმართულებიდან (ელექტრონის მოძრაობის მიმართულება დენის მიმართულების საპირისპიროა)

ამპერის ფორმულის მიხედვით, ძალა, რომელიც გადახრის ნაწილაკს ტრაექტორიის ნებისმიერ ნაწილში არის , დენი, სადაც t არის დრო, რომლის დროსაც მუხტი e გადის l მონაკვეთზე. Ამიტომაც . ამის გათვალისწინებით მივიღებთ

F ძალას ლორენცის ძალას უწოდებენ. მიმართულებები F, v და H ერთმანეთის პერპენდიკულურია. F მიმართულება შეიძლება განისაზღვროს მარცხენა ხელის წესით.

სიჩქარის პერპენდიკულარულია, ლორენცის ძალა მხოლოდ ცვლის ნაწილაკების სიჩქარის მიმართულებას, ამ სიჩქარის სიდიდის შეცვლის გარეშე. აქედან გამომდინარეობს, რომ:

1. ლორენცის ძალის მუშაობა არის ნული, ე.ი. მუდმივი მაგნიტური ველი არ მოქმედებს მასში მოძრავ დამუხტულ ნაწილაკზე (არ ცვლის ნაწილაკების კინეტიკურ ენერგიას).

შეგახსენებთ, რომ მაგნიტური ველისგან განსხვავებით, ელექტრული ველი ცვლის მოძრავი ნაწილაკების ენერგიასა და სიჩქარეს.

2. ნაწილაკის ტრაექტორია არის წრე, რომელზედაც ნაწილაკს უჭირავს ლორენცის ძალა, რომელიც ასრულებს ცენტრიდანული ძალის როლს.

ამ წრის r რადიუსი განისაზღვრება ლორენცის და ცენტრიდანული ძალების გათანაბრებით:

სად .

რომ. წრის რადიუსი, რომლის გასწვრივაც ნაწილაკი მოძრაობს, პროპორციულია ნაწილაკების სიჩქარისა და უკუპროპორციულია მაგნიტური ველის სიძლიერისა.

T ნაწილაკის ბრუნვის პერიოდი უდრის S წრეწირის შეფარდებას ნაწილაკის v სიჩქარესთან: . r-ს გამოთქმის გათვალისწინებით, მივიღებთ. შესაბამისად, მაგნიტურ ველში ნაწილაკის ბრუნვის პერიოდი არ არის დამოკიდებული მის სიჩქარეზე.

თუ მაგნიტური ველი იქმნება სივრცეში, სადაც დამუხტული ნაწილაკი მოძრაობს, მიმართულია მისი სიჩქარის კუთხით, მაშინ ნაწილაკის შემდგომი მოძრაობა იქნება ორი ერთდროული მოძრაობის გეომეტრიული ჯამი: წრის გასწვრივ ბრუნვა სიჩქარით სიბრტყე პერპენდიკულარული ძალის ხაზებზე და მოძრაობა ველის გასწვრივ სიჩქარით . ცხადია, ნაწილაკების შედეგად მიღებული ტრაექტორია იქნება სპირალი.

4. ელექტრომაგნიტური სისხლის სიჩქარის მრიცხველები.

ელექტრომაგნიტური მრიცხველის მუშაობის პრინციპი ემყარება ელექტრული მუხტების მოძრაობას მაგნიტურ ველში. სისხლში არის მნიშვნელოვანი რაოდენობით ელექტრული მუხტი იონების სახით.

დავუშვათ, რომ ცალსახად დამუხტული იონების გარკვეული რაოდენობა არტერიის შიგნით მოძრაობს სიჩქარით. თუ არტერია მოთავსებულია მაგნიტის პოლუსებს შორის, იონები გადაადგილდებიან მაგნიტურ ველში.

ნახ.1-ში ნაჩვენები მიმართულებებისა და B-სთვის, დადებითად დამუხტულ იონებზე მოქმედი მაგნიტური ძალა მიმართულია ზემოთ, ხოლო უარყოფითად დამუხტულ იონებზე მოქმედი ძალა მიმართულია ქვევით. ამ ძალების გავლენით იონები მოძრაობენ არტერიის საპირისპირო კედლებისკენ. არტერიული იონების ეს პოლარიზაცია ქმნის E ველს (ნახ. 2), რომელიც უდრის ბრტყელი კონდენსატორის ერთგვაროვან ველს. შემდეგ პოტენციური განსხვავება U არტერიაში d დიამეტრით დაკავშირებულია E-სთან ფორმულით. ეს ელექტრული ველი, რომელიც მოქმედებს იონებზე, ქმნის ელექტრულ ძალებს და , რომლის მიმართულება საპირისპიროა მიმართულებისა და , როგორც ნაჩვენებია ნახ.2.

ბირთვების სტრუქტურისა და ბირთვული რეაქციების მექანიზმების შესწავლის ექსპერიმენტებში, თითქმის ყოველთვის საჭიროა არა მხოლოდ ნაწილაკების ენერგიის გაზომვა, არამედ მათი იდენტიფიცირება. დაბომბვის ნაწილაკების ენერგიისა და მასის მატებასთან ერთად, იზრდება გახსნის რეაქციის არხების რაოდენობა და, შესაბამისად, წარმოიქმნება ბირთვების ნაკრები. რეაქციის პროდუქტების საიმედო იდენტიფიკაციის პრობლემა განსაკუთრებით მწვავეა მძიმე იონურ ფიზიკაში. განვიხილოთ ნაწილაკების იდენტიფიკაციის სხვადასხვა მეთოდი.

იდენტიფიკაცია ენერგიის სპეციფიკური დანაკარგისა და მთლიანი ენერგიის გაზომვებზე დაყრდნობით (ΔE-E მეთოდი)

ეს მეთოდი მთავარია სინათლის იონებთან (1 H, 2 H, 3 H, 3 He, 4 He) რეაქციების შესწავლაში. იგი იყენებს დეტექტორულ ტელესკოპს, რომელიც შედგება თხელი განივი დეტექტორის ΔE და მთლიანი ენერგიის შთანთქმის დეტექტორისაგან E. germanium HpGe) ენერგიის დაკარგვა ΔE დეტექტორში

სადაც k არის კოეფიციენტი, რომელიც დამოუკიდებელია A მასის რიცხვისა და ნაწილაკების Z მუხტისგან. AZ 2 ეწოდება საიდენტიფიკაციო პარამეტრს. სიგნალის ΔE - არხის მნიშვნელობა პროპორციულია kAZ 2 /E, E-არხი - E - kAZ 2 /E. ΔE -E სიბრტყეზე განაწილება ნაჩვენებია ჰიპერბოლების ოჯახით, რომელთაგან თითოეული შეესაბამება ნაწილაკს (ნუკლიდს) გარკვეული მასის რიცხვითა და მუხტით (იხ. სურ. 1). შეღწევადობის დეტექტორის სისქე განსაზღვრავს მოცემული ნუკლიდისთვის გაზომილი ენერგიის დიაპაზონის ქვედა და ზედა ზღვრებს. თუ ენერგია დაბალია, მაშინ ნაწილაკი დატოვებს თითქმის მთელ ენერგიას შეღწევადობის დეტექტორში, ხოლო მთლიანი შთანთქმის დეტექტორის სიგნალი იქნება მცირე და "ჩაიძირება" ხმაურში. თუ ენერგია მაღალია, პირიქით. ექსპერიმენტულ ΔE-E განაწილებებში ჰიპერბოლები ბუნდოვანია. ნახ. 2 გვიჩვენებს, თუ როგორ გამოიყურება დაახლოებით E-არხში ენერგიის განივი მონაკვეთის ΔE ღერძზე პროგნოზები. განაწილების სიგანე განისაზღვრება არა მხოლოდ დეტექტორების და ელექტრონიკის ხმაურით, არამედ სხვა ფაქტორებით, მათ შორის შემდეგი:

• წვრილი დეტექტორების ზარალის სტატისტიკური რყევები.
• ΔE დეტექტორის სისქის არაერთგვაროვნება, რაც იწვევს ენერგიის დანაკარგების გავრცელებას მასში და E დეტექტორში.
• დიაპაზონების გაფანტვა და ენერგიის დანაკარგები დეტექტორების მკვდარ ფენებში.
• მუხტის სიდიდის რყევები. იონის Zeff-ის საშუალო მუხტი ΔE დეტექტორში გავლისას ემთხვევა Z ატომურ რიცხვს მხოლოდ ყველაზე მსუბუქი იონებისთვის. Z იზრდება და/ან ენერგია მცირდება, სხვაობა Z და Z eff-ს შორის იზრდება. მძიმე იონებისთვის, ამ ეფექტის ეფექტი გარჩევადობაზე შეიძლება იყოს შესამჩნევად უფრო დიდი, ვიდრე სტატისტიკური დანაკარგების რყევების ეფექტი.

რაც უფრო მძიმეა იონები, მით უფრო ზღუდავს ეს ფაქტორები ΔE -E მეთოდის შესაძლებლობებს. საიდენტიფიკაციო პარამეტრის შედარებითი ცვლილება მოცემული ელემენტის ორი მეზობელი იზოტოპისთვის
Δ A/A პროტონებისთვის არის 1, 20 Ne-სთვის - 0,05, არგონის იზოტოპებისთვის - 0,025, ხოლო ქსენონის იზოტოპებისთვის -<00.1. Кроме того, для идентификации тяжелых ионов нужны очень тонкие прострельные детекторы. Хорошие же твердотельные ΔE-детекторы с толщиной менее 10 мкм редкость, т.к. трудно добиться высокой однородности их толщины. Для идентификации тяжелых ионов в качестве ΔE-детектора используются газовые детекторы (ионизационные камеры и пропорциональные счетчики). В них необходимую толщину можно оперативно установить, изменив давление газа. Их площадь может быть сделана заметно большей, чем у полупроводниковых детекторов. Кроме того, они радиационно устойчивы. Недостатком газовых детекторов являются заметно худшие по сравнению с твердотельными детекторами временные характеристики.
ატომური რიცხვის მატებასთან ერთად შეიძლება შეიქმნას სიტუაცია, როდესაც Z ელემენტის ნეიტრონით მდიდარ იზოტოპებს და Z+1 ელემენტის ნეიტრონით დეფიციტურ იზოტოპებს ექნებათ მსგავსი საიდენტიფიკაციო პარამეტრები.
ყველა ეს ფაქტორი ზღუდავს ΔE-E მეთოდის გამოყენებას ~20-ზე მეტი A მასის მქონე იონებისთვის. Z გარჩევადობა ორჯერ უკეთესია ვიდრე A გარჩევადობა.

ნახ. 3. გვიჩვენებს ელექტრონიკის სამაგალითო ბლოკ-სქემას ΔE-E მეთოდით ნაწილაკების იდენტიფიკაციისთვის.

ΔE- და E- არხები იდენტურია. სპექტრომეტრიული გამაძლიერებლის ერთ-ერთი გამოსასვლელიდან მიიღება ბიპოლარული სიგნალი, რომელიც მიეწოდება დროებით ერთარხიან ანალიზატორს. ის ემსახურება სასურველი ამპლიტუდის (ენერგიის) დიაპაზონის ხაზგასმას და დროის ანაბეჭდის მიღებას. ამ შემთხვევაში, იგი მიიღება ბიპოლარული სიგნალის ნულოვანი სავალდებულო მეთოდის გამოყენებით. დროული ერთარხიანი ანალიზატორების სიგნალები იგზავნება დამთხვევის წრეში, რომელიც აკონტროლებს ხაზის კარიბჭეებს. ამრიგად, ხაზის კარიბჭე იძლევა მხოლოდ სიგნალებს, რომლებიც ენერგეტიკული ინტერესის დიაპაზონშია და ემთხვევა გარჩევადობის დროს. ხაზოვანი კარიბჭეებიდან სიგნალები მიდის ADC-ში და შემდეგ 2D ანალიზის სისტემაში. ახლა ჩვენ შეგვიძლია გამოვყოთ ორგანზომილებიანი სპექტრის რეგიონები, რომლებიც შეესაბამება გარკვეულ ნაწილაკებს და გავაპროექტოთ ეს რეგიონი E ღერძზე, რითაც მივიღებთ ამპლიტუდის (ენერგიის) სპექტრებს ცალკეული ნაწილაკებისთვის. ამ გზით მიღებულ სპექტრებში E ნაწილაკის ენერგიასა და არხის რიცხვს n-ს შორის დამოკიდებულება არაწრფივია, რადგან E-არხში არ ჩაიწერება არა მთელი E ენერგია, არამედ მხოლოდ Δ-ში გავლის შემდეგ დარჩენილი ენერგია. E-დეტექტორი და n არის ამ ენერგიის პროპორციული,

n=k.

(3)

ზარალის კორექტირება ΔE დეტექტორში მარტივია დაკარგვის სპეციფიკური ცხრილების გამოყენებით.
ენერგიების დიაპაზონისა და აღმოჩენილი ნაწილაკების გასაზრდელად, მაგალითად, თუ სასურველია ერთდროულად ჩაწეროთ 1 H, 2 H, 3 H, 3 He, 4 He სპექტრები ენერგეტიკულ ფართო დიაპაზონში, შეგიძლიათ გამოიყენოთ სამი ტელესკოპი. დეტექტორები თხელი ΔE 1, უფრო სქელი ΔE 2 და E შემდეგ, დაბალი ენერგიის და/ან მძიმე ნაწილაკებისთვის, ΔE 1 დეტექტორი იქნება შეღწევადობის დეტექტორი, ხოლო მთლიანი შთანთქმა მოხდება ΔE + E დეტექტორებში. 2 და მთლიანი შთანთქმა. მოხდება დეტექტორში E.

იდენტიფიკაცია ენერგიისა და ფრენის დროის გაზომვებზე დაყრდნობით (E-t მეთოდი)

ფრენის დროის მეთოდი არის მთავარი ნეიტრონების ენერგიის განაწილების გასაზომად. დეტექტორი ამ შემთხვევაში გამოიყენება იმისთვის, რომ მიიღონ ინფორმაცია მხოლოდ ნეიტრონის მოხვედრის დროის შესახებ. დამუხტული ნაწილაკების შემთხვევაში არ არის პრობლემა დეტექტორიდან ენერგეტიკული ინფორმაციის მოპოვებაშიც. არარელატივისტური ნაწილაკებისთვის ფრენის დრო დაკავშირებულია კინეტიკურ ენერგიასთან მიმართებით

(4)

სადაც t f არის ფრენის დრო ნანოწამებში, d არის ფრენის საფუძველი მეტრებში, A არის ნაწილაკების მასის რაოდენობა ატომური მასის ერთეულებში, E არის ნაწილაკების კინეტიკური ენერგია MeV-ში. ამრიგად, ენერგიისა და ფრენის დროის ერთდროულად გაზომვით შესაძლებელია ნაწილაკების იდენტიფიცირება მასების მიხედვით ენერგიის ორგანზომილებიანი განაწილების - ფრენის დროის გაზომვით. იონები, რომლებსაც აქვთ ახლო მასები, მაგრამ განსხვავებული მუხტები, ბუნებრივია, არ განსხვავდებიან.
E-t მეთოდის მასის გარჩევადობა ნახევარგამტარული დეტექტორის გამოყენებისას თითქმის მთლიანად განისაზღვრება დროის გარჩევადობით

გაუსის განაწილებით და ΔА = 0,59 ა.მ.ვ. ნაწილაკების 95% დარეგისტრირებული იქნება სწორი მასის დიაპაზონში. მაგიდაზე. სურათი 1 გვიჩვენებს (6) ფორმულით გამოთვლილ მასის რეზოლუციებს სხვადასხვა ენერგიებისთვის და მასის რიცხვებისთვის ფრენის ბილიკისთვის 1 მ და დროის გარჩევადობით 1 ns.

ცხრილი 1. სხვადასხვა ენერგიისა და მასის ნაწილაკების მასის გარჩევადობა.

მასობრივი რიცხვი, a.u.m.	ენერგია, MeV
	0.5	1	5	10	50	100
1	0.02	0.03	0.06	0.09	0.20	0.28
2	0.03	0.04	0.09	0.12	0.28	0.39
5	0.04	0.06	0.14	0.20	0.44	0.62
10	0.06	0.09	0.20	0.28	0.62	0.87
20	0.09	0.12	0.28	0.39	0.87	1.24
50	0.14	0.20	0.44	0.62	1.38	1.96

ნახ. 6 გვიჩვენებს ელექტრონიკის ბლოკ დიაგრამას, რომელიც შეიძლება გამოყენებულ იქნას E-t იდენტიფიკაციისთვის.

დეტექტორის პულსები იკვებება მუხტისადმი მგრძნობიარე წინასწარ გამაძლიერებელში. მუხტისადმი მგრძნობიარე წინასწარ გამაძლიერებლიდან სიგნალები მიეწოდება როგორც სწრაფ, ასევე სპექტრომეტრულ გამაძლიერებელს. სწრაფი გამაძლიერებლის სიგნალები მიეწოდება სწრაფ დისკრიმინატორს, რომელიც გამოიყენება ქრონომეტრაჟისთვის. სტანდარტული დროის სიგნალები სწრაფი დისკრიმინატორიდან მიეწოდება VAC a-ს დაწყების შეყვანას. გაჩერების შეყვანა იღებს სიგნალებს სხვა სწრაფი დისკრიმინატორისგან, რომელიც წარმოქმნის დროის სიგნალებს პერიოდული სხივის მოდულაციების გამოყენებით (მაგალითად, RF ციკლოტრონი). VAC პულსები, რომელთა ამპლიტუდა პროპორციულია ფრენის დროისა, მიეწოდება ADC-ს. სხვა ADC იღებს სიგნალებს სპექტრომეტრიული გამაძლიერებლიდან, რომლის ამპლიტუდა ენერგიის პროპორციულია. ADC სიგნალები შედის ორგანზომილებიანი ანალიზის სისტემაში, როგორც Δ E-E მეთოდით.
გარჩევადობა დროში და, შესაბამისად, მასაში შეიძლება გაუმჯობესდეს განხილულ ვარიანტთან შედარებით, თუ HF-ის ნაცვლად გამოყენებული იქნება ნაწილაკების გზაზე მოთავსებული თხელი ფილმი დროისთვის. როდესაც ნაწილაკები გაივლიან ამ ფენას, მეორადი ელექტრონები ჩამოიჭრება მისგან და დარეგისტრირდება მიკროარხის ფირფიტით. მიკროარხის ფირფიტიდან სიგნალები მიეწოდება მუხტისადმი მგრძნობიარე წინასწარ გამაძლიერებელს. წინასწარ გამაძლიერებლიდან სწრაფ გამაძლიერებელამდე + სწრაფი დისკრიმინატორი. ამ შემთხვევაში, მიკროარხის ფირფიტის დროის სიგნალები იგზავნება VAC-ის დაწყების შესასვლელთან, ხოლო ნაწილაკების დეტექტორიდან გაჩერების შეყვანამდე.
E-t და Δ E-E მეთოდების კომბინაცია საშუალებას გაძლევთ წინ წაიწიოთ ნუკლიდების გამოყოფაში Z-ში ~28-მდე, ხოლო A-ში ~60-მდე.

იდენტიფიკაცია მაგნიტური ანალიზით

მაგნიტური ანალიზის განტოლებიდან

სადაც A არის იონის მასის რიცხვი, q არის მისი მუხტი, E არის იონის კინეტიკური ენერგია, B არის მაგნიტური ველის სიძლიერე, R არის იონის გამრუდების რადიუსი მაგნიტურ ველში, აქედან გამომდინარეობს, რომ B დაფიქსირება და R მაგნიტურ სპექტრომეტრში და ერთდროულად E კინეტიკური ენერგიის გაზომვით შესაძლებელია განისაზღვროს მასის რიცხვის შეფარდება იონური მუხტის კვადრატთან, ე.ი. იდენტიფიკაციის გაკეთება.
ასეთი სისტემის მინუსი არის მისი დაბალი ეფექტურობა. ძალიან ვიწრო ენერგიის დიაპაზონის ნაწილაკები შედიან დეტექტორში. მთელი სპექტრის ამოღების მიზნით, აუცილებელია მაგნიტური ველის სიძლიერის განმეორებით შეცვლა. ამ ნაკლოვანების ნაწილობრივ დაძლევა შესაძლებელია ფოკუსური სიბრტყეში პოზიციისადმი მგრძნობიარე დეტექტორების განთავსებით. კიდევ ერთი მინუსი არის ის, რომ არ არსებობს იზოტოპების გამოყოფა A/q 2 მსგავსი მნიშვნელობებით, როგორიცაა მეზობელი ელემენტების იზობარები, რომლებიც იმავე მუხტის მდგომარეობაში არიან.
ამ ხარვეზის დაძლევა შესაძლებელია მაგნიტური ანალიზის ΔE-E მეთოდის კომბინაციით. იგივე იონური მდგომარეობების მქონე იზობარებში დეგენერაცია ამოღებულია, რადგან სპეციფიკური იონიზაციის მნიშვნელობა დამოკიდებულია არა იონურ მუხტზე, არამედ იონის Z eff საშუალო მუხტზე.

იდენტიფიკაციის მეთოდების შერწყმა

ნუკლიდების საიმედო იდენტიფიკაციისთვის A და ატომური რიცხვების ფართო დიაპაზონში A და ატომური რიცხვების Z, შეიქმნა დანადგარები, რომლებიც იყენებენ იდენტიფიკაციის სამივე მეთოდს. საიდენტიფიკაციო განტოლებებს ვწერთ შემდეგი ფორმით

ბრაგის მრუდის გამოყენება ნაწილაკების იდენტიფიკაციისთვის

გზაზე სპეციფიკური იონიზაციის ენერგიის დანაკარგების დამოკიდებულების მრუდი (ბრეგის მრუდი) არის "სავიზიტო ბარათი" დამუხტული ნაწილაკისთვის. 80-იანი წლების დასაწყისში შესთავაზეს მისი გამოყენება ნაწილაკების იდენტიფიკაციისთვის. ამ იდეის განსახორციელებლად შეიქმნა შესაბამისი იონიზაციის კამერები.
ბრაგის მრუდის გაზომვები აირისებრ გარემოში შესაძლებელს ხდის ნაწილაკების შემდეგი მახასიათებლების მიღებას: მისი ენერგია E, დიაპაზონი R, სპეციფიკური დანაკარგი dE/dx და ბრაგის პიკის A BP ამპლიტუდა (სპეციფიკური დანაკარგი მაქსიმუმ ბრაგის მრუდი). ბრაგის მრუდის მახასიათებლების გაზომვების საფუძველზე ნაწილაკების იდენტიფიცირების ორი გზა არსებობს. პირველში ნაწილაკების ტრაექტორია იონიზაციის კამერის ელექტროდებზე პერპენდიკულარულია, მეორეში კი პარალელურია.

ნაწილაკების იდენტიფიცირება იონიზაციის კამერის გამოყენებით ნაწილაკების ტრაექტორიაზე პერპენდიკულარული ელექტროდებით
ბრაგის მრუდის სპექტროსკოპია (BCS)

ბრინჯი. 9. იონიზაციის კამერის სქემები და BCS მეთოდი.

ნახ. 9 გვიჩვენებს იონიზაციის კამერის დიაგრამას ნაწილაკების ტრაექტორიაზე პერპენდიკულარული ელექტროდებით. მანძილი კათოდსა და ფრიშის ბადეს შორის მეტია, ვიდრე გამოვლენილი ნაწილაკების მაქსიმალური დიაპაზონი, მანძილი ფრიშის ბადესა და ანოდს შორის ნაკლებია იდენტიფიცირებული ნაწილაკების მინიმალურ დიაპაზონზე. გამოვლენილი ნაწილაკები შედიან გაზით სავსე პალატაში თხელი შესასვლელი ფანჯრის მეშვეობით. ( შესასვლელი ფანჯარა არის თხელი პლასტიკური ფილმი, რომელიც მდებარეობს კათოდთან რაც შეიძლება ახლოს, კათოდი ამ შემთხვევაში არის ბადე. კათოდი ან მისი ნაწილი შეიძლება დამზადდეს მეტალიზებული ფირისგან, შემდეგ ის ერთდროულად იქნება შესასვლელი ფანჯარა.) დამუხტული ნაწილაკი იწვევს აირის იონიზაციას. ელექტრონის სიმკვრივის განაწილება ნაწილაკების ბილიკის გასწვრივ შეესაბამება ბრაგის მრუდს. იონიზაციის შედეგად წარმოქმნილი ელექტრონები ერთგვაროვან ელექტრულ ველში მუდმივი სიჩქარით მოძრაობენ ფრიშის ბადისკენ. ( ელექტრული ველის ერთგვაროვნებას უზრუნველყოფენ ფორმირების ელექტროდები, რომელთა ძაბვა მიეწოდება ძაბვის გამყოფიდან.) ფრიშის ბადე იცავს ანოდს მასსა და კათოდს შორის არსებული მუხტებისაგან. ( ფრიშის ქსელში ელექტრონების შეგროვების თავიდან ასაცილებლად, ელექტრული ველი ქსელსა და ანოდს შორის უნდა იყოს უფრო დიდი, ვიდრე კათოდსა და ბადეს შორის.) ამრიგად, ანოდზე დაგროვილი მუხტი განისაზღვრება მხოლოდ ფრიშის ბადესა და ანოდს შორის მოძრავი ელექტრონებით. ეს ნიშნავს, რომ მიმდინარე სიგნალის ფორმა ანოდზე არის ბრაგის მრუდის სარკისებური გამოსახულება. როგორც ანალოგური, ასევე ციფრული სიგნალის დამუშავება გამოიყენება ანოდიდან მიმდინარე სიგნალში შემავალი სასარგებლო ინფორმაციის ამოსაღებად.

ანალოგური დამუშავებით, ანოდიდან სიგნალი მიეწოდება მუხტისადმი მგრძნობიარე წინასწარ გამაძლიერებელს. სიგნალი იკვებება წინასწარ გამაძლიერებლიდან ორ გამაძლიერებელზე. ერთ-ერთ მათგანს აქვს დიდი დროის მუდმივი (~ 6-8 μs) ისე, რომ მთელი სიგნალი ინტეგრირებულია და გამომავალი სიგნალის ამპლიტუდა პროპორციულია ნაწილაკების ენერგიისა. სხვა გამაძლიერებელს აქვს შესამჩნევად მცირე დროის მუდმივი, დაახლოებით ტოლია ელექტრონების ფრენის დროს ბრაგის პიკიდან ფრიშის ქსელსა და ანოდს შორის (~ 0,1–0,5 μs), მისი ამპლიტუდა პროპორციულია მიმდინარე სიგნალის A BP ამპლიტუდისა. და, შესაბამისად, იონის მუხტამდე. იონები სხვადასხვა ენერგიით, მაგრამ ერთი და იგივე მუხტით განიცდიან დაახლოებით ერთსა და იმავე სპეციფიკურ დანაკარგებს ბრაგის მწვერვალის რეგიონში. ნახ. 10 გვიჩვენებს E-A BP განაწილებას. ფართობი A BP = const განისაზღვრება მანძილით ფრიშის ქსელსა და ანოდს შორის და, შესაბამისად, მასთან დაკავშირებული გამაძლიერებლის ფორმირების სქემების დროის მუდმივით. როდესაც იონის დიაპაზონი ამ მანძილზე ნაკლებია, მთელი სიგნალი ინტეგრირებულია ორივე გამაძლიერებელში და იდენტიფიკაცია შეუძლებელი ხდება.

ციფრული სიგნალის დამუშავებისას გამოიყენება სწრაფი პარალელური ADC-ები, რომლებიც საშუალებას გაძლევთ დააფიქსიროთ სიგნალის ფორმა და იდენტიფიციროთ არა მხოლოდ Z, არამედ მასობრივი ნომრით A, სულ მცირე, მსუბუქი ელემენტებისთვის. ეს შეიძლება გაკეთდეს, მაგალითად, სხვადასხვა იზოტოპებისთვის მიღებული საცნობარო სიგნალების გამოყენებით და გაზომილი სიგნალის ფორმის შედარება საცნობარო სიგნალებთან (იხ. სურ. 11).

კვანტური მექანიკის მიხედვით, ნაწილაკების სხივი, ისევე როგორც სინათლის სხივი, ხასიათდება გარკვეული ტალღის სიგრძით. რაც უფრო დიდია ნაწილაკების ენერგია, მით უფრო მოკლეა ეს ტალღის სიგრძე. და რაც უფრო მოკლეა ტალღის სიგრძე, მით უფრო მცირეა ობიექტები, რომელთა გამოკვლევაც შესაძლებელია, მაგრამ რაც უფრო დიდია ამაჩქარებლების ზომა და მით უფრო რთულია ისინი. მიკროსამყაროს კვლევის განვითარება მოითხოვდა საცდელი სხივის უფრო მეტ ენერგიას. მაღალი ენერგიის გამოსხივების პირველი წყარო იყო ბუნებრივი რადიოაქტიური ნივთიერებები. მაგრამ მათ მკვლევარებს მისცეს მხოლოდ ნაწილაკების, ინტენსივობისა და ენერგიების შეზღუდული ნაკრები. 1930-იან წლებში მეცნიერებმა დაიწყეს მუშაობა დანადგარებზე, რომლებსაც შეეძლოთ უფრო მრავალფეროვანი სხივების წარმოება. ამჟამად არსებობს ამაჩქარებლები, რომლებიც შესაძლებელს ხდის ნებისმიერი სახის მაღალენერგეტიკული გამოსხივების მიღებას. თუ, მაგალითად, საჭიროა რენტგენის ან გამა გამოსხივება, მაშინ ელექტრონები აჩქარდებიან, რომლებიც შემდეგ ასხივებენ ფოტონებს ბრემსტრაჰლუნგის ან სინქროტრონის გამოსხივების პროცესებში. ნეიტრონები წარმოიქმნება შესაბამისი სამიზნის დაბომბვით პროტონების ან დეიტრონების ინტენსიური სხივით.

ბირთვული ნაწილაკების ენერგია იზომება ელექტრონ ვოლტებში (eV). ელექტრონვოლტი არის ენერგია, რომელსაც იძენს დამუხტული ნაწილაკი, რომელსაც ატარებს ერთი ელემენტარული მუხტი (ელექტრონული მუხტი), როდესაც მოძრაობს ელექტრულ ველში ორ წერტილს შორის პოტენციური სხვაობით 1 ვ. (1 eV "1,60219 × 10 -19 J.) ამაჩქარებლები იძლევა ენერგიის მიღებას ათასობით ტრილიონ (10 12) ელექტრონ ვოლტამდე დიაპაზონში - მსოფლიოს უდიდეს ამაჩქარებელზე.

ექსპერიმენტში იშვიათი პროცესების აღმოსაჩენად აუცილებელია სიგნალ-ხმაურის თანაფარდობის გაზრდა. ეს მოითხოვს უფრო და უფრო ინტენსიურ რადიაციის წყაროებს. თანამედროვე ამაჩქარებლის ტექნოლოგიის უახლესი ზღვარი განისაზღვრება ორი ძირითადი პარამეტრით - ნაწილაკების სხივის ენერგია და ინტენსივობა.

თანამედროვე ამაჩქარებლები იყენებენ მრავალ და მრავალფეროვან ტექნოლოგიას: მაღალი სიხშირის გენერატორები, მაღალსიჩქარიანი ელექტრონიკა და ავტომატური მართვის სისტემები, კომპლექსური დიაგნოსტიკური და კონტროლის მოწყობილობები, ულტრა მაღალი ვაკუუმური მოწყობილობა, ძლიერი ზუსტი მაგნიტები (როგორც "ჩვეულებრივი" და "კრიოგენული") და რთული განლაგება. და დამაგრების სისტემები.

გრძელ მრავალსაფეხურიან ამაჩქარებლებში მაღალი სიხშირის ელექტრული ველების გამოყენების შესაძლებლობა ეფუძნება იმ ფაქტს, რომ ასეთი ველი იცვლება არა მხოლოდ დროში, არამედ სივრცეშიც. დროის ნებისმიერ მომენტში ველის სიძლიერე იცვლება სინუსოიდულად, სივრცეში პოზიციის მიხედვით, ე.ი. ველის განაწილებას სივრცეში აქვს ტალღის ფორმა. და სივრცის ნებისმიერ წერტილში ის დროში სინუსოიდულად იცვლება. მაშასადამე, ველის მაქსიმუმი სივრცეში მოძრაობს ე.წ ფაზის სიჩქარით. შესაბამისად, ნაწილაკებს შეუძლიათ გადაადგილება ისე, რომ ადგილობრივი ველი მათ მუდმივად აჩქარებს.

ხაზოვან ამაჩქარებელ სისტემებში მაღალი სიხშირის ველები პირველად გამოიყენეს 1929 წელს, როდესაც ნორვეგიელმა ინჟინერმა R. Wideröe-მ დააჩქარა იონები დაწყვილებული მაღალი სიხშირის რეზონატორების მოკლე სისტემაში. თუ რეზონატორები ისეა დაპროექტებული, რომ ველის ფაზური სიჩქარე ყოველთვის ტოლი იყოს ნაწილაკების სიჩქარისა, მაშინ სხივი გამუდმებით აჩქარდება ამაჩქარებელში მისი მოძრაობისას. ნაწილაკების მოძრაობა ამ შემთხვევაში ტალღის მწვერვალზე სერფერის სრიალის მსგავსია. ამ შემთხვევაში, პროტონების ან იონების სიჩქარე აჩქარების პროცესში შეიძლება მნიშვნელოვნად გაიზარდოს. შესაბამისად, ტალღის ფაზის სიჩქარეც უნდა გაიზარდოს ვფაზები. თუ შესაძლებელია ელექტრონების შეყვანა ამაჩქარებელში სინათლის სიჩქარესთან ახლოს სიჩქარით თან, მაშინ ამ რეჟიმში ფაზის სიჩქარე თითქმის მუდმივია: ვფაზები = გ.

კიდევ ერთი მიდგომა, რომელიც შესაძლებელს გახდის მაღალი სიხშირის ელექტრული ველის შენელების ფაზის გავლენის აღმოფხვრას, ეფუძნება ლითონის სტრუქტურის გამოყენებას, რომელიც იცავს სხივს ველიდან ამ ნახევარციკლის განმავლობაში. პირველად ასეთი მეთოდი გამოიყენა ე.ლოურენსმა ციკლოტრონში; იგი ასევე გამოიყენება ალვარესის ხაზოვან ამაჩქარებელში. ეს უკანასკნელი არის გრძელი ვაკუუმური მილი, რომელიც შეიცავს უამრავ მეტალის დრიფტის მილს. თითოეული მილი სერიულად უკავშირდება მაღალი სიხშირის გენერატორს გრძელი ხაზით, რომლის გასწვრივ აჩქარებული ძაბვის ტალღა გადის სინათლის სიჩქარესთან მიახლოებული სიჩქარით, შესაბამისად, ყველა მილი თავის მხრივ მაღალი ძაბვის ქვეშ იმყოფება. ინჟექტორიდან გამოსხივებული დამუხტული ნაწილაკი დროის სწორ მომენტში აჩქარებს პირველი მილის მიმართულებით და იძენს გარკვეულ ენერგიას. ამ მილის შიგნით ნაწილაკი მოძრაობს - ის მოძრაობს მუდმივი სიჩქარით. თუ მილის სიგრძე სწორად არის შერჩეული, მაშინ ის გამოვა მისგან იმ მომენტში, როდესაც აჩქარების ძაბვა ერთი ტალღის სიგრძით წავა. ამ შემთხვევაში, მეორე მილზე ძაბვა ასევე აჩქარდება და ასობით ათასი ვოლტს შეადგენს. ეს პროცესი ბევრჯერ მეორდება და ყოველ ეტაპზე ნაწილაკი დამატებით ენერგიას იღებს. იმისათვის, რომ ნაწილაკების მოძრაობა სინქრონული იყოს ველის ცვლილებასთან, მილების სიგრძე შესაბამისად უნდა გაიზარდოს მათი სიჩქარის ზრდასთან. საბოლოოდ ნაწილაკების სიჩქარე მიაღწევს სინათლის სიჩქარეს ძალიან ახლოს და მილების შეზღუდვის სიგრძე მუდმივი იქნება.

ველში სივრცითი ცვლილებები აწესებს შეზღუდვებს სხივის დროებით სტრუქტურაზე. აჩქარებული ველი იცვლება ნებისმიერი სასრული სიგრძის ნაწილაკების თაიგულში. შესაბამისად, ნაწილაკების მტევნის სიგრძე მცირე უნდა იყოს აჩქარებული მაღალი სიხშირის ველის ტალღის სიგრძესთან შედარებით. წინააღმდეგ შემთხვევაში, ნაწილაკები სხვაგვარად აჩქარდებიან მტევნის შიგნით. ენერგიის ძალიან დიდი გავრცელება სხივში არა მხოლოდ ზრდის სხივის ფოკუსირების სირთულეს მაგნიტურ ლინზებში ქრომატული აბერაციის არსებობის გამო, არამედ ზღუდავს სხივის გამოყენების შესაძლებლობებს კონკრეტულ პრობლემებში. ენერგიის გავრცელებამ ასევე შეიძლება გამოიწვიოს სხივის ნაწილაკების მტევნის ღერძული მიმართულებით დაბინძურება.

განვიხილოთ არარელატივისტური იონების წყება, რომლებიც მოძრაობენ საწყისი სიჩქარით ვ 0 . სივრცის მუხტის გამო გრძივი ელექტრული ძალები აჩქარებს სხივის თავსა ნაწილს და ანელებს კუდის ნაწილს. მტევნის მოძრაობის სათანადო სინქრონიზირებით მაღალი სიხშირის ველთან, შესაძლებელია მტევნის კუდის ნაწილის უფრო დიდი აჩქარების მიღწევა, ვიდრე თავის ნაწილი. ამაჩქარებელი ძაბვისა და სხივის ფაზების შედარებით შესაძლებელია სხივის ფაზირების მიღწევა, ანუ სივრცის მუხტისა და ენერგიის გავრცელების დეფაზირების ეფექტის კომპენსირება. შედეგად, მტევნის ცენტრალური ფაზის მნიშვნელობების გარკვეულ დიაპაზონში შეინიშნება ნაწილაკების ცენტრირება და რხევები სტაბილური მოძრაობის გარკვეულ ფაზასთან შედარებით. ეს ფენომენი, რომელსაც ავტოფაზირება ეწოდება, ძალზე მნიშვნელოვანია წრფივი იონების ამაჩქარებლებისთვის და თანამედროვე ციკლური ელექტრონებისა და იონების ამაჩქარებლებისთვის. სამწუხაროდ, ავტოფაზირება მიიღწევა ამაჩქარებლის მუშაობის ციკლის შემცირების ხარჯზე, ვიდრე ერთიანობის მნიშვნელობებზე.

აჩქარების პროცესში თითქმის ყველა სხივი ავლენს რადიუსის გაზრდის ტენდენციას ორი მიზეზის გამო: ნაწილაკების ურთიერთ ელექტროსტატიკური მოგერიების და განივი (თერმული) სიჩქარის გავრცელების გამო. პირველი ტენდენცია სუსტდება სხივის სიჩქარის მატებასთან ერთად, ვინაიდან სხივის დენით შექმნილი მაგნიტური ველი აკუმშავს სხივს და, რელატივისტური სხივების შემთხვევაში, თითქმის ანაზღაურებს სივრცის მუხტის დეფოკუსირების ეფექტს რადიალური მიმართულებით. მაშასადამე, ეს ეფექტი ძალზე მნიშვნელოვანია იონური ამაჩქარებლების შემთხვევაში, მაგრამ თითქმის უმნიშვნელო ელექტრონების ამაჩქარებლებისთვის, რომლებშიც სხივი შეჰყავთ რელატივისტური სიჩქარით. მეორე ეფექტი, რომელიც დაკავშირებულია სხივის გამოსხივებასთან, მნიშვნელოვანია ყველა ამაჩქარებლისთვის.

შესაძლებელია ნაწილაკების შენარჩუნება ღერძთან ახლოს ოთხპოლუსიანი მაგნიტების გამოყენებით. მართალია, ერთი ოთხპოლუსიანი მაგნიტი, რომელიც ფოკუსირებს ნაწილაკებს ერთ-ერთ სიბრტყეში, აშორებს მათ მეორეში. მაგრამ E. Courant-ის, S. Livingston-ისა და H. Snyder-ის მიერ აღმოჩენილი „ძლიერი ფოკუსირების“ პრინციპი აქ დაგვეხმარება: ორი ოთხპოლუსიანი მაგნიტის სისტემა, რომლებიც გამოყოფილია სპანით, ალტერნატიული ფოკუსირებისა და დეფოკუსირების სიბრტყეებით, საბოლოო ჯამში უზრუნველყოფს ფოკუსირებას ყველა სიბრტყეში.

დრიფტის მილები კვლავ გამოიყენება პროტონი ხაზოვანი ამაჩქარებლები, სადაც სხივის ენერგია იზრდება რამდენიმე მეგაელექტრონვოლტიდან დაახლოებით 100 მევ-მდე. პირველი ელექტრონული ხაზოვანი ამაჩქარებლები, როგორიცაა სტენფორდის უნივერსიტეტში (აშშ) აშენებული 1 გევ ამაჩქარებელი, ასევე იყენებდნენ მუდმივი სიგრძის დრიფტის მილებს, რადგან სხივი შეჰყავდათ 1 მევ-ის რიგის ენერგიით. უფრო თანამედროვე ელექტრონული ხაზები, რომელთაგან ყველაზე დიდია სტენფორდის ხაზოვანი ამაჩქარებლის ცენტრში აშენებული 3,2 კმ სიგრძის 50 გევ ამაჩქარებელი, იყენებს ელექტრომაგნიტურ ტალღაზე „ელექტრონული სერფინგის“ პრინციპს, რაც საშუალებას იძლევა აჩქარდეს სხივი ენერგიის მატებით თითქმის 20. MeV ამაჩქარებელი სისტემის მეტრზე. ამ ამაჩქარებელში მაღალი სიხშირის სიმძლავრე დაახლოებით 3 გჰც სიხშირეზე წარმოიქმნება დიდი ელექტროვაკუუმური მოწყობილობებით - კლისტრონებით.

ყველაზე მაღალი ენერგეტიკული პროტონული ლინაკი აშენდა ლოსალამოსის ეროვნულ ლაბორატორიაში ნიუ-იორკის შტატში. ახალი მექსიკა (აშშ) როგორც "მეზონის ქარხანა" პიონებისა და მიონების ინტენსიური სხივების წარმოებისთვის. მისი სპილენძის ღრუები ქმნის 2 მევ/მ-ის რიგის აჩქარებულ ველს, რის გამოც ის პულსირებულ სხივში აწარმოებს 1 mA-მდე პროტონებს 800 მევ ენერგიით.

არა მხოლოდ პროტონების, არამედ მძიმე იონების დასაჩქარებლად შეიქმნა სუპერგამტარი მაღალი სიხშირის სისტემები. უმსხვილესი სუპერგამტარი პროტონული ლინაკი ემსახურება როგორც HERA შეჯახების სხივის ამაჩქარებლის ინჟექტორს გერმანულ Electron Synchrotron (DESY) ლაბორატორიაში ჰამბურგში, გერმანია.

ციკლური ამაჩქარებლები

ელექტრონული სინქროტრონები ეფუძნება იმავე პრინციპებს, როგორც პროტონული სინქროტრონები. თუმცა, ერთი მნიშვნელოვანი მახასიათებლის გამო, ისინი ტექნიკურად უფრო მარტივია. ელექტრონის მასის სიმცირე საშუალებას აძლევს სხივს სინათლის სიჩქარესთან მიახლოებული სიჩქარით ინექცია. ამრიგად, ენერგიის შემდგომი ზრდა არ არის დაკავშირებული სიჩქარის შესამჩნევ მატებასთან და ელექტრონულ სინქროტრონებს შეუძლიათ იმუშაონ აჩქარების ძაბვის ფიქსირებული სიხშირით, თუ სხივი შეჰყავთ დაახლოებით 10 მევ ენერგიით.

თუმცა, ამ უპირატესობას უარყოფს ელექტრონის მასის სიმცირის კიდევ ერთი შედეგი. ვინაიდან ელექტრონი მოძრაობს წრიულ ორბიტაზე, ის მოძრაობს აჩქარებით (ცენტრული) და ამიტომ ასხივებს ფოტონებს - გამოსხივებას, რომელსაც სინქროტრონი ეწოდება. Ძალა რსინქროტრონის გამოსხივება პროპორციულია სხივის ენერგიის მეოთხე სიმძლავრისა ედა მიმდინარე მე, და ასევე უკუპროპორციულია ბეჭდის რადიუსის რისე, რომ პროპორციულია ( ე/მ) 4 IR-ერთი. ეს ენერგია, რომელიც იკარგება ორბიტის გასწვრივ ელექტრონული სხივის ყოველი ბრუნვის დროს, უნდა ანაზღაურდეს აჩქარებულ უფსკვრებზე გამოყენებული მაღალი სიხშირის ძაბვით. მაღალი ინტენსივობისთვის შემუშავებულ „არომების ქარხნებში“ ასეთი სიმძლავრის დანაკარგებმა შეიძლება მიაღწიოს ათეულ მეგავატს.

ციკლური ამაჩქარებლები, როგორიცაა ელექტრონული სინქროტრონები, ასევე შეიძლება გამოყენებულ იქნას როგორც დიდი მოცირკულირე დენების აკუმულატორები მუდმივი მაღალი ენერგიით. ასეთ შესანახ რგოლებს ორი ძირითადი გამოყენება აქვთ: 1) ბირთვებისა და ელემენტარული ნაწილაკების შეჯახების სხივების შესწავლაში, როგორც ზემოთ აღინიშნა, და 2) როგორც სინქროტრონის გამოსხივების წყაროები, რომლებიც გამოიყენება ატომურ ფიზიკაში, მასალების მეცნიერებაში, ქიმიაში, ბიოლოგიასა და მედიცინაში.

სინქროტრონის გამოსხივების საშუალო ფოტონის ენერგია პროპორციულია ( ე/მ) 3 რ-ერთი. ამრიგად, 1 გევ-ს რიგის ენერგიების მქონე ელექტრონები, რომლებიც ცირკულირებენ შესანახ რგოლში, ასხივებენ ინტენსიურ სინქროტრონის გამოსხივებას ულტრაიისფერი და რენტგენის დიაპაზონში. ფოტონების უმეტესობა ემიტირებულია რიგის ვიწრო ვერტიკალური კუთხით მ/ე. ვინაიდან ელექტრონული სხივების რადიუსი თანამედროვე შესანახ რგოლებში 1 გევ-ის რიგის ენერგიით იზომება ათეულობით მიკრომეტრებში, მათ მიერ გამოსხივებული რენტგენის სხივები ხასიათდება მაღალი სიკაშკაშით და, შესაბამისად, შეიძლება იყოს მძლავრი ინსტრუმენტი შესასწავლად. მატერიის სტრუქტურა. რადიაცია გამოიყოფა ტანგენციურად ელექტრონების მრუდი ტრაექტორიაზე. მაშასადამე, ელექტრონების შესანახი რგოლის ყოველი გადახრის მაგნიტი, როდესაც მასში ელექტრონების თაიგული გადის, წარმოქმნის გამოსხივების გაშლილ „საყურადღებო სხივს“. იგი გამოდის გრძელი ვაკუუმური არხებით, რომელიც ტანჯავს შენახვის რგოლის მთავარ ვაკუუმ კამერას. ამ არხების გასწვრივ განლაგებული ჭრილები და კოლიმატორები ქმნიან ვიწრო სხივებს, საიდანაც საჭირო რენტგენის ენერგიის დიაპაზონი შემდგომ გამოიყოფა მონოქრომატორების გამოყენებით.

სინქროტრონის გამოსხივების პირველი წყაროები იყო ობიექტები, რომლებიც თავდაპირველად აშენდა მაღალი ენერგიის ფიზიკის პრობლემების გადასაჭრელად. ამის მაგალითია სტენფორდის 3 გევ პოზიტრონ-ელექტრონული აკუმულატორი სტენფორდის სინქროტრონის გამოსხივების ლაბორატორიაში. ერთ დროს ამ დაწესებულებაში აღმოაჩინეს "მოჯადოებული" მეზონები.

სინქროტრონის გამოსხივების პირველ წყაროებს არ გააჩნდათ მოქნილობა ასობით მომხმარებლის სხვადასხვა საჭიროებების დასაკმაყოფილებლად. მაღალი ნაკადის, მაღალი სხივის ინტენსივობის სინქროტრონის გამოსხივებაზე მოთხოვნის სწრაფმა ზრდამ გამოიწვია მეორე თაობის წყაროები, რომლებიც შექმნილია ყველა შესაძლო მომხმარებლის მოთხოვნილებების დასაკმაყოფილებლად. კერძოდ, შეირჩა მაგნიტების სისტემები, რომლებიც ამცირებენ ელექტრონული სხივის გამოსხივებას. მცირე გამოსხივება ნიშნავს სხივის უფრო მცირე ზომებს და, შესაბამისად, გამოსხივების წყაროს უფრო მაღალ სიკაშკაშეს. ამ თაობის ტიპიური წარმომადგენლები იყვნენ ბრუკჰავენში შესანახი რგოლები, რომლებიც მსახურობდნენ რენტგენის სხივებისა და გამოსხივების წყაროს სპექტრის ვაკუუმურ ულტრაიისფერ რეგიონში.

გამოსხივების სიკაშკაშე ასევე შეიძლება გაიზარდოს სხივის გადაადგილებით სინუსოიდური ბილიკის გასწვრივ პერიოდულ მაგნიტურ სტრუქტურაში და შემდეგ გამოსხივების გაერთიანებით, რომელიც ხდება თითოეულ მოსახვევში. ტალღები - მაგნიტური სტრუქტურები, რომლებიც უზრუნველყოფენ ასეთ მოძრაობას, არის მაგნიტური დიპოლების სერია, რომლებიც ახვევენ სხივს მცირე კუთხით, განლაგებულია სწორ ხაზზე სხივის ღერძზე. ასეთი ტალღოვანი გამოსხივების სიკაშკაშე შეიძლება იყოს ასობით ჯერ უფრო მაღალი ვიდრე გამოსხივების სიკაშკაშე, რომელიც ხდება გადახრის მაგნიტებში.

1980-იანი წლების შუა ხანებში დაიწყო მესამე თაობის სინქროტრონის გამოსხივების წყაროების შექმნა ასეთი ტალღების დიდი რაოდენობით. მესამე თაობის პირველ წყაროებს შორისაა 1,5 გევ გაუმჯობესებული სინათლის წყარო ბერკლიში, რომელიც წარმოქმნის რბილ რენტგენის სხივებს, ასევე 6 გევ გაუმჯობესებული ფოტონის წყარო არგონის ეროვნულ ლაბორატორიაში (აშშ) და 6 გევ სინქროტრონი. ევროპული სინქროტრონის რადიაციული ცენტრი გრენობლში (საფრანგეთი), რომლებიც გამოიყენება როგორც მყარი რენტგენის წყაროები. ამ დანადგარების წარმატებული მშენებლობის შემდეგ სინქროტრონის გამოსხივების არაერთი წყარო შეიქმნა სხვა ადგილებშიც.

სამეცნიერო კვლევებში სინქროტრონის გამოსხივების გამოყენება ფართოდ გავრცელდა და აგრძელებს გაფართოებას. ასეთი რენტგენის სხივების განსაკუთრებული სიკაშკაშე შესაძლებელს ხდის შექმნას ახალი თაობის რენტგენის მიკროსკოპები ბიოლოგიური სისტემების შესასწავლად მათ ნორმალურ წყლის გარემოში. ის ხსნის ვირუსებისა და ცილების სტრუქტურის სწრაფი ანალიზის შესაძლებლობას ახალი ფარმაცევტული საშუალებების განვითარებისთვის, დაავადების გამომწვევ ფაქტორებზე ვიწრო აქცენტით და მინიმალური გვერდითი მოვლენებით. კაშკაშა რენტგენის სხივები შეიძლება იყოს ძლიერი მიკროზონდი, რათა აღმოაჩინოს მინარევები და დამაბინძურებლების ყველაზე მცირე რაოდენობაც კი. ისინი შესაძლებელს ხდიან გარემოს ნიმუშების ძალიან სწრაფად გაანალიზებას გარემოს დაბინძურების გზების შესწავლისას. ისინი ასევე შეიძლება გამოყენებულ იქნას დიდი სილიკონის ვაფლების სისუფთავის შესაფასებლად ძალიან რთული ინტეგრირებული სქემების ძვირადღირებულ დამზადებამდე, და გახსნას ახალი ხედები ლითოგრაფიის ტექნიკისთვის, რაც პრინციპში საშუალებას იძლევა შექმნას ინტეგრირებული სქემები 100 ნმ-ზე ნაკლები ელემენტებით.

LABORATORY IM. ე.ფერმი ბატავიასთან (აშშ). ამაჩქარებლის "მთავარი რგოლის" გარშემოწერილობა 6,3 კმ-ია. ბეჭედი მდებარეობს გამოსახულების ცენტრში წრის ქვეშ 9 მ სიღრმეზე.