李衍存，賈曉宇，郝志華，向宏文，秦珊珊，張 弘，王 穎，盛麗艷

（北京空間飛行器總體設計部，北京 100094）

0 引言

傳統(tǒng)的空間輻射粒子屏蔽技術利用的是帶電粒子在物質中的能量損失原理，屏蔽體厚度越大，能量損失越大，因此需要質量較大的屏蔽體，會額外增加航天器質量。

1976年，Tsyganov[1-2]首先提出了利用彎曲晶體進行粒子偏轉的方法：當粒子入射到晶體中時，由于溝道效應，在合適的條件下，粒子被束縛到晶體溝道中；當晶體發(fā)生彎曲時，束縛在晶體中的粒子隨著晶體彎曲實現(xiàn)偏轉。Tsyganov于1976年在10 GeV加速器上對該偏轉方法進行了試驗驗證[3]，將8.4 GeV質子入射到不同彎曲角度的硅晶體中，最終得到出射粒子數(shù)在與晶體彎曲角度相同的方向上出現(xiàn)峰值，證實了彎曲晶體對粒子具有偏轉效果。目前，彎曲晶體對粒子偏轉效應主要應用于加速器領域中實現(xiàn)對加速器粒子的引出，已形成了比較成熟的理論[4]，并在俄羅斯IHEP的 70 GeV質子加速器（U-70）上得到了實際應用[5]。隨著碳納米管材料的發(fā)現(xiàn)，碳納米管的規(guī)則結構與內部規(guī)則勢場也可起到與硅晶體類似的對帶電粒子的束縛與偏轉作用[6-9]，且碳納米管內部勢壘大于硅晶體勢壘[10]，對帶電粒子束縛與偏轉效果比硅晶體好，是目前的研究熱點。與硅晶體成熟理論方法不同，碳納米管的研究還處于仿真模擬階段。

本文基于國際前沿的理論成果，將彎曲晶體偏轉帶電粒子的方法應用到空間帶電粒子屏蔽中，嘗試一種新的空間帶電粒子屏蔽方法。

1 彎曲晶體對帶電粒子偏轉機理與關鍵參數(shù)

1.1 偏轉機理

晶體內部規(guī)則的點陣結構會形成規(guī)則的勢場，帶電粒子沿著晶體特定的晶面入射時，兩側的晶面會形成連續(xù)的勢壘[11]，如圖1所示。帶電粒子以較小的角度沿軸線入射晶面時，粒子動能的橫向分量小于晶面勢壘，則可被束縛在勢壘中，沿著晶面軸向運動，形成溝道效應，如圖2所示。晶體發(fā)生彎曲時，束縛在其中的帶電粒子會隨之發(fā)生偏轉，如圖3所示。圖1給出的是晶體對于正帶電粒子形成的勢壘，對于負帶電粒子形成的勢壘是相反的，對正帶電粒子產生排斥的區(qū)域，是對負帶電粒子產生束縛的區(qū)域，因此彎曲晶體可實現(xiàn)對正負帶電粒子的偏轉。地球輻射帶中同時存在電子和質子，彎曲晶體可實現(xiàn)對地球輻射帶粒子的偏轉。

圖1 硅（110）晶面對質子形成的溝道勢壘Fig. 1 Continuum potential energy for protons channeled in the (110) planes of Si

圖2 帶電粒子在晶體中的運動示意Fig. 2 Diagram of a charged particle passing through a crystal

圖3 帶電粒子在彎曲晶體中發(fā)生偏轉示意Fig. 3 Diagram of a charged particle deflected by bent crystal

1.2 偏轉關鍵參數(shù)

對于直晶體，帶電粒子入射到晶體中，入射角度必須符合一定的條件才可被捕獲到溝道中，該角度稱為臨界角。由于臨界角的存在，當晶體發(fā)生彎曲時，彎曲半徑必須符合一定的條件，帶電粒子才可被捕獲在溝道中，該半徑稱為臨界半徑。帶電粒子被捕獲到溝道中、運動一段距離后，存在一定的概率退出溝道效應，該距離稱為退溝道長度。由于退溝道效應，粒子只有一定的比例會發(fā)生預期的偏轉，該比例稱為偏轉效率。從空間帶電粒子防護的角度，希望實現(xiàn)較大的偏轉效率以達到較好的防護效果。偏轉效率受到臨界角、臨界半徑、退溝道長度等因素影響，下面將針對這些參數(shù)進行分析。

1）臨界角

參考圖2所示的帶電粒子在晶體中的運動，帶電粒子入射到晶體中時，入射方向與晶體軸方向存在一定夾角，當入射夾角小于臨界角ψc時，帶電粒子動能的橫向分量小于晶面勢壘，則可以被束縛在晶體溝道中；當入射夾角大于臨界角ψc時，帶電粒子則無法被捕獲到晶體溝道中。ψc的計算公式[6, 9]為

其中：對于硅晶體，U0代表兩個晶面之間的勢壘，常用的（110）晶面，U0=22.7 eV[6]；對于碳納米管，U0代表粒子在碳納米管中的勢壘，約取為60 eV[7]；p是帶電粒子動量；v是帶電粒子速度。

2）臨界半徑

與臨界角相對應，當帶電粒子沿晶面軸向入射到彎曲晶體中時，晶體彎曲半徑大于臨界半徑Rc時，帶電粒子可被捕獲在晶體溝道中；晶體彎曲半徑小于臨界半徑Rc時，帶電粒子無法被捕獲到晶體溝道中。Rc的計算公式[8]為

其中：d是晶體勢壘寬度，對于硅晶體為兩個晶面間距，0.23 nm；對于碳納米管，d可近似取C–C鍵長，0.142 nm。

3）退溝道長度

帶電粒子在晶體溝道中運動時，不會無限持續(xù)下去，經過一定距離后，由于與晶格原子碰撞等原因，帶電粒子能量的橫向分量會發(fā)生變化，若橫向分量超出勢壘高度，則粒子會退出溝道。帶電粒子運動一定距離后，存在1/e的可能會退出溝道，該長度稱為退溝道長度LD。

硅晶體的退溝道長度為[9]

式中：Z1是入射粒子電荷；LC是庫侖對數(shù)，LC=，其中me為電子質量，I為靶原子電子平均激發(fā)能，硅原子I=173 eV，碳原子I=81 eV；aS是屏蔽距離，，其中Z2為靶原子電荷，aB為玻耳半徑，aB=5.29×1011m，電子和質子入射到硅晶體中時，Z1=1，Z2=14，aS=1.66×1011m；dp是彎曲晶體晶面間距，硅晶體dp=0.23 nm；re是經典電子半徑，re=2.82×10-15m；c為真空中的光速。

碳納米管的退溝道長度[9]為

其中：Z2、aB、LC含義同式 (3)；a是 C–C鍵長，0.142 nm；R是碳納米管彎曲半徑。

4）偏轉效率

帶電粒子在彎曲半徑為R的晶體中運動，由于退溝道效應影響，只有一部分粒子最終成功實現(xiàn)偏轉，當入射粒子在臨界角范圍內時，被偏轉的粒子數(shù)量與入射粒子數(shù)量的比值為偏轉效率Pd。其計算公式[6]為

式中：Pc代表捕獲概率，Pc=1?Rc/R；α是晶體彎曲角度；Ld是彎曲晶體中的退溝道長度，Ld=LD·(1?Rc/R)2，其中LD為直晶體中的退溝道長度。

2 硅晶體和碳納米管對地球輻射帶電子和質子偏轉效果分析

2.1 偏轉參數(shù)的計算

地球輻射帶中的帶電粒子主要是電子和質子，這2種粒子是造成空間電離總劑量損傷、位移損傷等輻射效應的根源，針對這2種粒子進行屏蔽，可有效降低航天器受到的輻射損傷。目前航天器空間環(huán)境設計中，常用的地球輻射帶模型是AE8（電子模型）和AP8（質子模型），模型中電子能量范圍為0.04 ～7 MeV，質子能量范圍為0.1～400 MeV[12]。下面針對輻射帶中的電子和質子，進行臨界角、臨界半徑、退溝道長度和偏轉效率4個參數(shù)分析。

1）臨界角

根據式(1)可以計算得到地球輻射帶中不同能量的電子和質子入射硅晶體和碳納米管的臨界角，如圖4所示。

圖4 空間帶電粒子入射硅晶體和碳納米管的臨界角Fig. 4 Critical angles of space electrons and protons of different energies

在晶體勢壘一定的條件下，粒子的入射角度必須足夠小，才能保證粒子動能的橫向分量小于晶體勢壘，從而被捕獲到溝道中。圖4中的地球輻射帶電子的臨界角為2.3°～0.3°，質子的臨界角為1.4°～0.02°。這2個臨界角都非常小，意味著空間帶電粒子必須以接近平行于晶體軸向入射，才可被晶體捕獲。

由圖4可見，電子與質子的臨界角接近，電子臨界角略大于質子臨界角。一方面，臨界角與入射粒子動量和速度乘積的平方根成反比，在電子和質子動能相同的情況下，粒子動量和速度乘積接近，因此兩者臨界角接近。另一方面，根據粒子在相對論條件下的動能、動量和速度的關系，可以得到粒子動量和速度的乘積的計算公式為

其中：Ek為粒子動能；m0為粒子靜止質量。在動能Ek相同的條件下，電子動量和速度的乘積略小于質子，因此電子的臨界角略大于質子臨界角，這意味著晶體對電子的捕獲能力要強，相應對電子的偏轉效率要高于對質子的。對高軌航天器，電離總劑量來源于空間電子，晶體對電子的高捕獲能力有利于降低總劑量效應。

2）臨界半徑

根據式(2)可以計算得到地球輻射帶中不同能量的電子和質子入射硅晶體和碳納米管的臨界半徑，如圖5所示。

當晶體發(fā)生彎曲時，在晶體勢壘一定的條件下，入射粒子能量必須達到一定值，臨界半徑也必須足夠大，才能保證粒子能量的橫向分量小于晶體勢壘，從而被捕獲到溝道中。從圖5可以看到，對于0.04～7 MeV的電子，其臨界半徑范圍為91 nm～9 μm，對于0.1～400 MeV的質子，臨界半徑范圍為24 μm～0.8 mm，能量低于100 MeV時，臨界半徑在μm量級，能量超過100 MeV后，臨界半徑達到mm量級。

圖5 空間帶電粒子入射硅晶體和碳納米管的臨界半徑Fig. 5 Critical radius of space electrons and protons of different energies

由圖5可見，在能量相同的情況下，質子臨界半徑略大于電子臨界半徑。這意味著捕獲相同能量的粒子，質子需要更大彎曲半徑的晶體。換言之，對于某彎曲半徑確定的晶體，可捕獲電子的情況下，可能無法捕獲質子，即對質子的捕獲效率低。

3）退溝道長度

根據式(3)和式(4)，可以計算得到地球輻射帶中不同能量的電子和質子入射硅晶體和碳納米管的退溝道長度，如圖6所示。

圖6 空間帶電粒子入射硅晶體和碳納米管的退溝道長度Fig. 6 Dechanneling lengths of space particles with different energies

從圖6可以看到，對于硅晶體，入射粒子能量越大，退溝道長度越大，說明粒子越難以退出晶體束縛；對于碳納米管，入射粒子能量越大，退溝道長度越小，說明粒子越容易退出晶體束縛。在所研究的空間帶電粒子能量范圍內，碳納米管的退溝道長度遠大于硅晶體，說明碳納米管對空間粒子的束縛能力更強。

由圖6可見，在能量相同的情況下，質子的退溝道長度大于電子的退溝道長度，這是因為在硅晶體中，退溝道長度與粒子動量和速度的乘積成正比，根據式(6)，動能相同的條件下，質子動量和速度的乘積大于電子動量和速度的乘積，導致質子退溝道長度略大于電子的。這意味著晶體捕獲相同能量的粒子后，質子可以在晶體的束縛下運動更長的距離。

4）偏轉效率

取彎曲半徑R=1 cm，根據式(5)，計算0.04～7 MeV能量范圍電子和0.1～400 MeV能量范圍質子入射硅晶體和碳納米管的偏轉效率，如表1和圖7所示。

表1 電子入射硅晶體和碳納米管的偏轉效率（R=1 cm）Table 1 Deflection efficiency of different energy electrons at different bending angles (R=1 cm)

圖7 質子入射硅晶體和碳納米管的偏轉效率（R=1 cm）Fig. 7 Deflecting efficiency of different energy protons at different bending angles (R=1 cm)

從表1和圖7所示的數(shù)據可以看到，硅晶體的偏轉效率遠低于碳納米管，即使偏轉角度僅為0.1°的情況下，硅晶體對電子的偏轉效率幾乎為0，沒有應用價值。這是因為硅晶體的退溝道長度遠小于碳納米管的退溝道長度，造成偏轉效率非常低。

2.2 硅晶體與碳納米管比較

晶體勢壘對帶電粒子起到束縛作用，硅晶體的勢壘約為22.7 eV，碳納米管的勢壘約為60 eV，因此碳納米管對帶電粒子的束縛作用強。從關鍵參數(shù)的分析效果看，碳納米管對應帶電粒子的臨界角和臨界半徑略大于硅晶體的，但退溝道長度遠大于硅晶體，這就使得碳納米管的偏轉效率也遠大于硅晶體的。

從實際效果看，即使偏轉角度（晶體彎曲角度）僅為0.1°，硅晶體對空間電子已經基本不具備偏轉效果，可見對于空間粒子偏轉，硅晶體沒有工程應用價值。與硅晶體正好相反，即使偏轉角達到45°，碳納米管對空間電子和質子的偏轉效率仍超過20%。

為了實現(xiàn)對空間帶電粒子的有效偏轉，需要將帶電粒子偏轉較大角度，因此需要將晶體進行大角度彎曲。硅晶體質地硬，大角度彎曲操作很困難；碳納米管質地柔軟，大角度彎曲操作容易。

綜上，盡管目前碳納米管的試驗結果還不豐富，但碳納米管的偏轉效率、彎曲性能均優(yōu)于硅晶體，更具備工程應用前景。

3 空間帶電粒子偏轉屏蔽應用初探

3.1 彎曲晶體單元設計

利用彎曲晶體對帶電粒子進行偏轉，要求入射粒子的方向與彎曲晶體軸向的夾角小于臨界角，由此對粒子入射方向存在限制。空間帶電粒子的方向是各向同性的，4π空間均存在入射粒子，因此需建立合理的晶體結構，使其可偏轉空間各向同性入射的帶電粒子。

針對空間各向入射粒子，構建了如圖8所示的彎曲晶體單元，該單元由不同彎曲半徑的彎曲晶體組成，彎曲半徑為粒子的臨界半徑，彎曲角度為90°?？紤]到碳納米管具備良好的彎折性能，因此該結構采用碳納米管材料。該結構的最大彎曲半徑和厚度均為粒子最大能量對應的臨界半徑。帶電粒子能量越大，臨界半徑越大，因此該單元中彎曲半徑越大的彎曲晶體，可屏蔽的帶電粒子的能量越大。

圖8 彎曲晶體單元結構示意Fig. 8 Schematic diagram of bent crystal unit

入射帶電粒子一旦被捕獲到彎曲晶體溝道中，就可以沿著溝道運動，最終水平出射。當待屏蔽物體位于該結構下方時，因粒子水平出射，無法入射到下方物體，從而實現(xiàn)對下方物體的屏蔽。

圖8所示的彎曲晶體單元除了可以捕獲垂直入射的粒子外，對于處于彎曲晶體同一平面的斜入射粒子也具備捕獲效果。從圖9(a)可以看到，粒子傾斜入射到彎曲晶體中，當入射粒子的方向與彎曲半徑的切線方向重合或者與切線方向的夾角小于臨界角ψc，且彎曲半徑大于粒子臨界半徑時，則滿足捕獲條件，粒子可以被捕獲到彎曲晶體中，從而實現(xiàn)偏轉。由此可以看到，圖8構建的彎曲晶體單元可以捕獲θ∈[0, π/2]空間范圍、ψ∈[-ψc, +ψc]入射角范圍內的帶電粒子，如圖9(b)所示。

圖9 彎曲晶體單元捕獲同一平面不同方向入射粒子示意Fig. 9 Schematic diagram of different injecting direction particles on the same plane captured by bent crystal unit

將圖8所示彎曲晶體單元從上至下組裝，每一層相對于上一層旋轉2ψc角度，從而構建單元陣列，如圖10所示，則第n層可覆蓋θ∈[0，π/2]空間范圍、ψ∈[2(n?1)ψc?ψc，2(n?1)ψc+ψc]入射角范圍內的帶電粒子；共組裝N=2π/(2ψc)層后，可覆蓋θ∈[0, π/2]空間范圍、ψ∈[0, 2π]入射角范圍內的粒子，從而實現(xiàn)對2π空間入射帶電粒子的捕獲和偏轉。為確?？舍槍ψ畲竽芰咳肷淞Ｗ拥牟东@和偏轉，ψc可選取入射粒子最大能量對應的臨界角。在被屏蔽物體周圍均采用同樣的結構進行防護，即可實現(xiàn)對4π空間入射帶電粒子的偏轉。

圖10 彎曲晶體單元捕獲同一平面不同方向入射粒子示意圖（碳納米管）Fig. 10 Isotropous coplanar particles captured by bent crystal unit (carbon nanotube)

3.2 偏轉屏蔽方法與傳統(tǒng)屏蔽方法比較

采用上述屏蔽結構對空間帶電粒子進行偏轉屏蔽分析。2.1節(jié)中給出，空間0.04～7 MeV能量范圍的電子在碳納米管中的臨界角范圍為2.3°～0.3°，臨界半徑范圍為91 nm～9 μm。按照最大能量電子對應的參數(shù)構建屏蔽結構，每層屏蔽結構的厚度為 9 μm，共需構建 360°/(2×0.3°)=600 層，則屏蔽總厚度為5.4 mm。該結構在5.4 mm的屏蔽厚度條件下，存在一定的概率將7 MeV的電子偏轉到水平方向，從而實現(xiàn)對其下方物體的屏蔽。傳統(tǒng)上采用能量損失原理進行帶電粒子屏蔽時，7 MeV電子在碳中的射程約為17.9 mm[13]，即需要17.9 mm厚度的碳層才可實現(xiàn)對7 MeV電子的屏蔽。僅從屏蔽厚度考慮，利用彎曲晶體的結構屏蔽空間電子時優(yōu)于傳統(tǒng)方法。

采用同樣的方法可針對質子建立屏蔽結構，2.1節(jié)中同時給出，空間0.1～400 MeV能量范圍的質子在碳納米管中的臨界角范圍為1.4°～0.02°，臨界半徑范圍為24 μm～0.8 mm。按照最大能量質子對應的參數(shù)構建屏蔽結構，每層屏蔽結構的厚度為0.8 mm，共需構建 360°/(2×0.02°)=9000 層，則屏蔽總厚度為7.2 m。傳統(tǒng)上采用能量損失的原理進行帶電粒子屏蔽防護時，400 MeV質子在碳中的射程約為40.7 cm[14]?？梢娎脧澢w結構對質子進行偏轉屏蔽，從屏蔽厚度角度考慮要比傳統(tǒng)方法差得多。

3.3 小結

傳統(tǒng)屏蔽方法是利用帶電粒子與物質中電子碰撞損失能量的原理來降低帶電粒子的能量，當屏蔽厚度超過帶電粒子射程后，可以降低帶電粒子的通量，從而達到降低輻射劑量的效果；目前航天器設計中的艙板屏蔽、機殼屏蔽、局部鉭屏蔽等均基于此原理。這種方法的局限性是粒子能量越高，則粒子射程越長，所需屏蔽物質越厚，由此增加的屏蔽質量就越大。

偏轉屏蔽方法利用的是物質內部的規(guī)則電勢場，將帶電粒子進行偏轉，從而減少穿越至屏蔽層后方的帶電粒子，達到降低輻射劑量的效果。該方法利用了晶體內部的微觀勢場，以鎢晶體為例，該晶體內部的電場強度達到了0.7×1013V/m，對帶電粒子的偏轉能力是傳統(tǒng)磁鐵的104倍[1]。

偏轉屏蔽方法除具備對帶電粒子的偏轉能力外，同時也具備傳統(tǒng)屏蔽方法的作用。采用彎曲晶體對帶電粒子進行偏轉屏蔽時，粒子如果未被捕獲到溝道中，則會在屏蔽物質內產生能量損失，這與傳統(tǒng)屏蔽方法是一致的。因此，該結構同時具備傳統(tǒng)方法中對帶電粒子能量損失的作用，以及溝道效應的偏轉效果，從此定性的角度考慮，彎曲晶體屏蔽結構對空間帶電粒子的屏蔽效果要優(yōu)于傳統(tǒng)的能量損失方法。

采用圖10所示的偏轉晶體結構對空間帶電粒子進行屏蔽時，可將一定比例的帶電粒子偏轉到水平方向，從而降低晶體結構下方防護對象接受到的帶電粒子通量，減少防護對象的受輻射劑量。但該方式存在一定的缺陷，即由于將一定比例的帶電粒子偏轉到水平方向，會導致水平方向的粒子通量增強，當該方向存在其他對象時，該對象會接受到更多的輻射劑量。

4 仿真分析

Bagli在Geant4中實現(xiàn)了晶體對帶電粒子偏轉作用的仿真[15]，并在Geant4中提供了相應的開源程序[16]。目前該程序只支持固體晶體的分析，不支持碳納米管分析；且只支持晶體單一方向彎曲，不支持晶體旋轉后的分析，無法開展圖10所示的組裝彎曲晶體分析，只能開展晶體單一方向彎曲、粒子垂直入射情況的仿真。

應用Bagli在Geant4-10.3版本中提供的開源程序開展晶體對帶電粒子偏轉仿真分析，彎曲晶體采用 Si(1, 1, 1)，尺寸為 0.5 mm×10 mm×10 mm，其中厚度為0.5 mm，彎曲長度為10 mm。文獻[3]中最大彎曲角度設置為30 mrad（即1.7°），彎曲半徑設置為333 mm，彎曲方向為圖11中紅色箭頭所示的反方向；防護對象設置為0.5 mm×0.5 mm×0.5 mm的硅晶體，距離彎曲晶體10 mm。防護對象位于彎曲晶體上方，粒子從彎曲晶體下方垂直入射，粒子源設定為400 MeV的質子。根據以上設置，偏轉后的粒子與中心的距離為30 mrad×20 mm=0.6 mm，大于防護對象的尺寸（0.5 mm），因此可以確保偏轉后的粒子不會擊中防護對象。

圖11 Si(1,1,1)晶體偏轉400 MeV質子仿真示意Fig. 11 Simulation of 400 MeV proton bent by Si(1,1,1)crystal

圖11給出了不加入晶體偏轉效應（圖11(a)）和加入晶體偏轉效應（圖11(b)）2種情況下，晶體對400 MeV質子的作用效果。在不加入晶體偏轉效應的條件下，絕大多數(shù)質子擊中了防護對象；在加入晶體偏轉效應的條件下，質子發(fā)生了明顯偏轉，絕大多數(shù)粒子未擊中防護對象。如圖12所示，加入晶體偏轉效應后，粒子角度主要分布在1.7°附近，與晶體彎曲角度一致，證實了彎曲晶體的偏轉效果。

圖12 400 MeV質子被Si(1,1,1)晶體偏轉后的角度分布Fig. 12 Angle distribution of 400MeV proton bent by Si(1,1,1) crystal

Si(1, 1, 1)晶體偏轉400 MeV質子的仿真結果見表2，可以看到，加入晶體偏轉效應后，擊中防護對象的粒子數(shù)降低了2個數(shù)量級，防護對象受到的輻射劑量也降低了1個數(shù)量級左右。

表2 Si(1,1,1)晶體偏轉 400 MeV 質子仿真結果Table 2 Simulation result of 400 MeV proton bent by Si (1, 1, 1) crystal

本次仿真結果給出的偏轉效率約為99.3%，高于圖7給出的偏轉效率約為50%的結果，這是因為本次仿真采用的晶體彎曲半徑為333 mm，遠大于圖7計算采用的彎曲半徑1 cm的數(shù)據，從式(5)可以看到，晶體彎曲半徑越大，偏轉效率越高。

5 結束語

本文介紹了帶電粒子在晶體溝道中的偏轉機理，以臨界角、臨界半徑、退溝道長度和偏轉效率4個關鍵參數(shù)為基礎進行了偏轉效果分析。并以硅晶體和碳納米管作為載體，針對地球輻射帶中0.04～7 MeV的電子和0.1～400 MeV的質子，分析了4個關鍵參數(shù)的影響。結果表明，對于同等能量的帶電粒子，碳納米管具有較大的臨界角、較小的臨界半徑、較大的退溝道長度和較高的偏轉效率。此外，碳納米管更容易進行大角度彎曲操作；因此，相較于硅晶體，盡管目前碳納米管的試驗結果還不豐富，但更具備工程應用前景。

針對空間粒子各向同性入射的特點，建立了可偏轉各向同性入射粒子的結構。對該結構所需屏蔽厚度的分析表明，偏轉屏蔽的方式較傳統(tǒng)屏蔽方法而言只適用于電子。從屏蔽效果看，該結構同時具備傳統(tǒng)方法中對帶電粒子能量損失的作用，以及溝道效應的偏轉效果，因此屏蔽效果要優(yōu)于傳統(tǒng)的能量損失方法。但偏轉屏蔽方式會增加粒子偏轉方向的通量，造成該方向輻射劑量增大，故應用時應確保粒子增強方向的器件或單機可接受增強的劑量，或者粒子增強方向無電子元器件或單機，必要情況下，應針對整個航天器進行屏蔽。

采用基于Geant4的程序針對單一彎曲方向晶體、垂直入射粒子進行了初步仿真分析，結果顯示在條件設置合理的情況下，彎曲晶體可降低粒子通量2個數(shù)量級和輻射劑量約1個數(shù)量級。后續(xù)將針對目前的仿真程序進行改進，使之適用于旋轉晶體的分析，從而針對文中構建的適用于各向同性入射粒子的偏轉晶體屏蔽結構開展分析，獲取針對空間粒子的防護效果。