304L 6,35*1 мм доставчици на спираловидни тръби от неръждаема стомана, Демонстрация на интензивен литиев лъч за генериране на импулсни директни неутрони

Благодарим ви, че посетихте Nature.com.Използвате версия на браузър с ограничена поддръжка на CSS.За най-добро изживяване ви препоръчваме да използвате актуализиран браузър (или да деактивирате режима на съвместимост в Internet Explorer).Освен това, за да осигурим постоянна поддръжка, показваме сайта без стилове и JavaScript.
Плъзгачи, показващи три статии на слайд.Използвайте бутоните за връщане назад и напред, за да се движите през слайдовете, или бутоните за управление на плъзгачите в края, за да се движите през всеки слайд.

Като алтернатива на изследването на ядрени реактори, компактен неутронен генератор, задвижван от ускорител, използващ драйвер за литиево-йонен лъч, може да бъде обещаващ кандидат, тъй като произвежда малко нежелано лъчение.Въпреки това беше трудно да се достави интензивен лъч от литиеви йони и практическото приложение на такива устройства се смяташе за невъзможно.Най-острият проблем с недостатъчния йонен поток беше решен чрез прилагане на схема за директна плазмена имплантация.В тази схема импулсна плазма с висока плътност, генерирана чрез лазерна аблация на литиево метално фолио, се инжектира ефективно и се ускорява от високочестотен квадруполен ускорител (RFQ ускорител).Постигнахме пиков ток на лъча от 35 mA, ускорен до 1,43 MeV, което е с два порядъка по-високо, отколкото могат да осигурят конвенционалните инжекторни и ускорителни системи.
За разлика от рентгеновите лъчи или заредените частици, неутроните имат голяма дълбочина на проникване и уникално взаимодействие с кондензирана материя, което ги прави изключително гъвкави сонди за изследване на свойствата на материалите1,2,3,4,5,6,7.По-специално, техниките за разсейване на неутрони обикновено се използват за изследване на състава, структурата и вътрешните напрежения в кондензирана материя и могат да предоставят подробна информация за следи от съединения в метални сплави, които са трудни за откриване с помощта на рентгенова спектроскопия8.Този метод се счита за мощен инструмент във фундаменталната наука и се използва от производителите на метали и други материали.Съвсем наскоро неутронната дифракция се използва за откриване на остатъчни напрежения в механични компоненти като железопътни и самолетни части9,10,11,12.Неутроните се използват и в нефтени и газови кладенци, тъй като лесно се улавят от богати на протони материали13.Подобни методи се използват и в гражданското строителство.Неразрушителният неутронен тест е ефективен инструмент за откриване на скрити дефекти в сгради, тунели и мостове.Използването на неутронни лъчи се използва активно в научните изследвания и индустрията, много от които исторически са били разработени с помощта на ядрени реактори.
Въпреки това, с глобалния консенсус относно неразпространението на ядрени оръжия, изграждането на малки реактори за изследователски цели става все по-трудно.Нещо повече, неотдавнашната авария във Фукушима направи изграждането на ядрени реактори почти социално приемливо.Във връзка с тази тенденция нараства търсенето на неутронни източници в ускорителите2.Като алтернатива на ядрените реактори, няколко големи източника на неутрони, разделящи ускорителя, вече работят14,15.Въпреки това, за по-ефективно използване на свойствата на неутронните лъчи е необходимо да се разшири използването на компактни източници в ускорителите, 16 които могат да принадлежат на индустриални и университетски изследователски институции.Ускорителните неутронни източници са добавили нови възможности и функции в допълнение към това да служат като заместител на ядрени реактори14.Например, задвижван от линейно ускоряващ генератор генератор може лесно да създаде поток от неутрони чрез манипулиране на задвижващия лъч.Веднъж излъчени, неутроните са трудни за контролиране и измерванията на радиацията са трудни за анализиране поради шума, създаван от фоновите неутрони.Импулсните неутрони, управлявани от ускорител, избягват този проблем.Няколко проекта, базирани на технологията на протонния ускорител, са предложени по света17,18,19.Реакциите 7Li(p, n)7Be и 9Be(p, n)9B се използват най-често в задвижвани от протони компактни неутронни генератори, тъй като те са ендотермични реакции20.Излишната радиация и радиоактивните отпадъци могат да бъдат сведени до минимум, ако енергията, избрана за възбуждане на протонния лъч, е малко над праговата стойност.Масата на целевото ядро ​​обаче е много по-голяма от тази на протоните и получените неутрони се разпръскват във всички посоки.Такова близко до изотропното излъчване на неутронен поток предотвратява ефективния транспорт на неутрони до обекта на изследване.Освен това, за да се получи необходимата доза неутрони на мястото на обекта, е необходимо значително да се увеличи както броят на движещите се протони, така и тяхната енергия.В резултат на това големи дози гама лъчи и неутрони ще се разпространяват под големи ъгли, унищожавайки предимството на ендотермичните реакции.Типичният компактен неутронен генератор на базата на протони, управляван от ускорител, има силно екраниране от радиация и е най-обемната част от системата.Необходимостта от увеличаване на енергията за задвижване на протони обикновено изисква допълнително увеличаване на размера на ускорителното съоръжение.
За да се преодолеят общите недостатъци на конвенционалните компактни източници на неутрони в ускорителите, беше предложена инверсионно-кинематична реакционна схема21.В тази схема по-тежък литиево-йонен лъч се използва като водещ лъч вместо протонен лъч, насочен към богати на водород материали като въглеводородни пластмаси, хидриди, водороден газ или водородна плазма.Разгледани са алтернативи, като лъчи, задвижвани от берилиеви йони, но берилият е токсично вещество, което изисква специално внимание при боравене.Следователно, литиевата греда е най-подходяща за инверсионно-кинематични реакционни схеми.Тъй като импулсът на литиевите ядра е по-голям от този на протоните, центърът на масата на ядрените сблъсъци непрекъснато се движи напред и неутроните също се излъчват напред.Тази функция значително елиминира нежеланите гама лъчи и неутронни емисии под висок ъгъл22.Сравнение на обичайния случай на протонен двигател и обратния кинематичен сценарий е показано на фигура 1.
Илюстрация на ъгли на производство на неутрони за протонни и литиеви лъчи (нарисувана с Adobe Illustrator CS5, 15.1.0, https://www.adobe.com/products/illustrator.html).(a) Неутроните могат да бъдат изхвърлени във всяка посока в резултат на реакцията поради факта, че движещите се протони удрят много по-тежките атоми на литиевата цел.(b) Обратно, ако литиево-йонен драйвер бомбардира богата на водород цел, неутроните се генерират в тесен конус в посока напред поради високата скорост на центъра на масата на системата.
Съществуват обаче само няколко обратни кинематични неутронни генератора поради трудността да се генерира необходимия поток от тежки йони с висок заряд в сравнение с протоните.Всички тези инсталации използват източници на отрицателни разпръснати йони в комбинация с тандемни електростатични ускорители.Предложени са други видове йонни източници за повишаване на ефективността на ускоряването на лъча26.Във всеки случай наличният ток на литиево-йонния лъч е ограничен до 100 µA.Предложено е да се използва 1 mA Li3+27, но този ток на йонен лъч не е потвърден с този метод.По отношение на интензитета ускорителите на литиев лъч не могат да се конкурират с ускорителите на протонен лъч, чийто пиков протонен ток надвишава 10 mA28.
За да се реализира практичен компактен неутронен генератор, базиран на литиево-йонен лъч, е изгодно да се генерира висок интензитет, напълно лишен от йони.Йоните се ускоряват и насочват от електромагнитни сили, а по-високото ниво на заряд води до по-ефективно ускорение.Литиево-йонните лъчеви драйвери изискват Li3+ пикови токове над 10 mA.
В тази работа ние демонстрираме ускоряването на Li3+ лъчи с пикови токове до 35 mA, което е сравнимо с напреднали протонни ускорители.Оригиналният литиево-йонен лъч е създаден с помощта на лазерна аблация и схема за директна плазмена имплантация (DPIS), първоначално разработена за ускоряване на C6+.Специално проектиран радиочестотен квадруполен линейни ускорители (RFQ линейни ускорители) беше произведен с помощта на резонансна структура с четири пръта.Проверихме, че ускоряващият лъч има изчислената енергия на лъча с висока чистота.След като лъчът Li3+ бъде ефективно уловен и ускорен от радиочестотния (RF) ускорител, последващата секция на линейния ускорител (ускорител) се използва за осигуряване на енергията, необходима за генериране на силен неутронен поток от целта.
Ускоряването на високоефективни йони е добре установена технология.Оставащата задача за реализиране на нов високоефективен компактен неутронен генератор е генерирането на голям брой напълно оголени литиеви йони и формирането на клъстерна структура, състояща се от серия от йонни импулси, синхронизирани с RF цикъла в ускорителя.Резултатите от експериментите, предназначени да постигнат тази цел, са описани в следните три подраздела: (1) генериране на напълно лишен от литиево-йонен лъч, (2) ускоряване на лъча с помощта на специално проектиран RFQ linac и (3) ускоряване на анализа на лъча, за да проверите съдържанието му.В Националната лаборатория Брукхейвън (BNL) изградихме експерименталната настройка, показана на фигура 2.
Преглед на експерименталната настройка за ускорен анализ на литиеви лъчи (илюстрирано от Inkscape, 1.0.2, https://inkscape.org/).От дясно на ляво се генерира лазерно-аблативна плазма в камерата за взаимодействие на лазер-мишена и се доставя до RFQ linac.При влизане в RFQ ускорителя, йоните се отделят от плазмата и се инжектират в RFQ ускорителя чрез внезапно електрическо поле, създадено от 52 kV разлика в напрежението между екстракционния електрод и RFQ електрода в областта на дрейфа.Извлечените йони се ускоряват от 22 keV/n до 204 keV/n с помощта на 2-метрови RFQ електроди.Токов трансформатор (CT), инсталиран на изхода на RFQ linac, осигурява безразрушително измерване на тока на йонния лъч.Лъчът се фокусира от три квадруполни магнита и се насочва към диполен магнит, който разделя и насочва Li3+ лъча в детектора.Зад процепа се използва прибиращ се пластмасов сцинтилатор и чаша на Фарадей (FC) с отклонение до -400 V за откриване на ускоряващия лъч.
За да се генерират напълно йонизирани литиеви йони (Li3+), е необходимо да се създаде плазма с температура над нейната трета йонизационна енергия (122,4 eV).Опитахме се да използваме лазерна аблация за производство на високотемпературна плазма.Този тип лазерен йонен източник не се използва често за генериране на литиево-йонни лъчи, тъй като литиевият метал е реактивен и изисква специална обработка.Ние разработихме система за целево натоварване, за да сведем до минимум влагата и замърсяването на въздуха при инсталиране на литиево фолио във вакуумно-лазерната камера за взаимодействие.Всички препарати на материали се извършват в контролирана среда от сух аргон.След като литиевото фолио беше инсталирано в камерата на лазерната мишена, фолиото беше облъчено с импулсно Nd: YAG лазерно лъчение при енергия от 800 mJ на импулс.При фокусиране върху целта плътността на лазерната мощност се оценява на около 1012 W/cm2.Плазмата се създава, когато импулсен лазер унищожи мишена във вакуум.По време на целия лазерен импулс от 6 ns плазмата продължава да се нагрява, главно поради процеса на обратното спирачно лъчение.Тъй като по време на фазата на нагряване не се прилага ограничаващо външно поле, плазмата започва да се разширява в три измерения.Когато плазмата започне да се разширява над целевата повърхност, центърът на масата на плазмата придобива скорост, перпендикулярна на целевата повърхност с енергия от 600 eV/n.След нагряване плазмата продължава да се движи в аксиална посока от целта, разширявайки се изотропно.
Както е показано на фигура 2, аблационната плазма се разширява във вакуумен обем, заобиколен от метален контейнер със същия потенциал като целта.По този начин плазмата се движи през зоната без поле към RFQ ускорителя.Аксиално магнитно поле се прилага между камерата за лазерно облъчване и RFQ linac посредством соленоидна намотка, навита около вакуумната камера.Магнитното поле на соленоида потиска радиалното разширение на дрейфиращата плазма, за да поддържа висока плътност на плазмата по време на доставяне до RFQ апертурата.От друга страна, плазмата продължава да се разширява в аксиална посока по време на дрейфа, образувайки удължена плазма.Високо напрежение се прилага към металния съд, съдържащ плазмата, пред изходния порт на входа на RFQ.Преднапрежението беше избрано да осигури необходимата скорост на инжектиране на 7Li3+ за правилно ускорение от RFQ linac.
Получената аблационна плазма съдържа не само 7Li3+, но и литий в други зарядни състояния и замърсители, които едновременно се транспортират до линейния ускорител RFQ.Преди ускорените експерименти с помощта на RFQ linac беше извършен офлайн анализ на времето на полет (TOF) за изследване на състава и енергийното разпределение на йони в плазмата.Подробната аналитична настройка и наблюдаваните разпределения на състоянието на заряд са обяснени в раздела Методи.Анализът показа, че 7Li3+ йони са основните частици, представляващи около 54% ​​от всички частици, както е показано на Фиг. 3. Според анализа, 7Li3+ йонният ток в точката на изход на йонния лъч се оценява на 1,87 mA.По време на ускорените тестове към разширяващата се плазма се прилага соленоидно поле от 79 mT.В резултат на това токът 7Li3+, извлечен от плазмата и наблюдаван на детектора, се увеличава с коефициент 30.
Фракции на йони в лазерно генерирана плазма, получени чрез анализ на времето на полет.Йоните 7Li1+ и 7Li2+ съставляват съответно 5% и 25% от йонния сноп.Откритата фракция от 6Li частици е в съответствие с естественото съдържание на 6Li (7,6%) в мишената от литиево фолио в рамките на експерименталната грешка.Наблюдава се леко замърсяване с кислород (6,2%), главно O1+ (2,1%) и O2+ (1,5%), което може да се дължи на окисляване на повърхността на мишената от литиево фолио.
Както бе споменато по-горе, литиевата плазма се движи в безполеви регион, преди да влезе в RFQ linac.Входът на RFQ linac има отвор с диаметър 6 mm в метален контейнер, а преднапрежението е 52 kV.Въпреки че напрежението на RFQ електрода се променя бързо ±29 kV при 100 MHz, напрежението причинява аксиално ускорение, тъй като електродите на RFQ ускорителя имат среден потенциал нула.Поради силното електрическо поле, генерирано в празнината от 10 mm между отвора и ръба на RFQ електрода, само положителни плазмени йони се извличат от плазмата в отвора.В традиционните системи за доставяне на йони йоните се отделят от плазмата чрез електрическо поле на значително разстояние пред RFQ ускорителя и след това се фокусират в RFQ отвора чрез елемент за фокусиране на лъча.Въпреки това, за интензивните тежки йонни лъчи, необходими за интензивен източник на неутрони, нелинейните сили на отблъскване, дължащи се на ефектите на пространствения заряд, могат да доведат до значителни загуби на лъчев ток в системата за транспортиране на йони, ограничавайки пиковия ток, който може да бъде ускорен.В нашия DPIS йони с висок интензитет се транспортират като движеща се плазма директно до изходната точка на RFQ апертурата, така че няма загуба на йонния лъч поради пространствен заряд.По време на тази демонстрация DPIS беше приложен към литиево-йонен лъч за първи път.
RFQ структурата е разработена за фокусиране и ускоряване на нискоенергийни високотокови йонни лъчи и се превърна в стандарт за ускорение от първи ред.Използвахме RFQ, за да ускорим 7Li3+ йони от енергия на импланта от 22 keV/n до 204 keV/n.Въпреки че литий и други частици с по-нисък заряд в плазмата също се извличат от плазмата и се инжектират в RFQ отвора, RFQ линейният ускорител ускорява само йони със съотношение заряд към маса (Q/A), близко до 7Li3+.
На фиг.Фигура 4 показва формите на вълните, открити от токовия трансформатор (CT) на изхода на RFQ linac и чашата на Фарадей (FC) след анализиране на магнита, както е показано на фиг.2. Изместването във времето между сигналите може да се тълкува като разлика във времето на полета в местоположението на детектора.Пиковият йонен ток, измерен при CT, е 43 mA.В RT позиция регистрираният лъч може да съдържа не само йони, ускорени до изчислената енергия, но и йони, различни от 7Li3+, които не са достатъчно ускорени.Въпреки това, сходството на формите на йонния ток, открити с помощта на QD и PC, показва, че йонният ток се състои главно от ускорен 7Li3+ и намаляването на пиковата стойност на тока на PC е причинено от загуби на лъч по време на пренос на йони между QD и НАСТОЛЕН КОМПЮТЪР.Загуби Това се потвърждава и от симулацията на обвивката.За точно измерване на тока на лъча 7Li3+, лъчът се анализира с диполен магнит, както е описано в следващия раздел.
Осцилограми на ускорения лъч, записани в позициите на детектора CT (черна крива) и FC (червена крива).Тези измервания се задействат от откриването на лазерно лъчение от фотодетектор по време на генериране на лазерна плазма.Черната крива показва формата на вълната, измерена на CT, свързан към изхода RFQ linac.Поради близостта си до RFQ linac, детекторът улавя 100 MHz RF шум, така че е приложен 98 MHz нискочестотен FFT филтър за премахване на 100 MHz резонансен RF сигнал, насложен върху сигнала за откриване.Червената крива показва формата на вълната при FC, след като аналитичният магнит насочи йонния лъч 7Li3+.В това магнитно поле, освен 7Li3+, могат да се транспортират N6+ и O7+.
Йонният лъч след RFQ linac се фокусира от серия от три квадруполни фокусиращи магнита и след това се анализира от диполни магнити, за да се изолират примесите в йонния лъч.Магнитно поле от 0,268 T насочва 7Li3+ лъчите към FC.Формата на вълната на откриване на това магнитно поле е показана като червената крива на Фигура 4. Пиковият ток на лъча достига 35 mA, което е повече от 100 пъти по-високо от типичния Li3+ лъч, произведен в съществуващите конвенционални електростатични ускорители.Широчината на импулса на лъча е 2,0 µs при пълна ширина при половин максимум.Откриването на 7Li3+ лъч с диполно магнитно поле показва успешно групиране и ускоряване на лъча.Токът на йонния лъч, открит от FC при сканиране на магнитното поле на дипола, е показан на Фиг. 5. Наблюдава се чист единичен пик, добре отделен от другите пикове.Тъй като всички йони, ускорени до проектната енергия от RFQ линейния ускорител, имат една и съща скорост, йонните лъчи с еднакви Q/A са трудни за разделяне от диполни магнитни полета.Следователно не можем да различим 7Li3+ от N6+ или O7+.Количеството на примесите обаче може да бъде оценено от съседни състояния на заряд.Например, N7+ и N5+ могат лесно да бъдат разделени, докато N6+ може да бъде част от примеса и се очаква да присъства в приблизително същото количество като N7+ и N5+.Прогнозното ниво на замърсяване е около 2%.
Спектри на компонентите на лъча, получени чрез сканиране на диполно магнитно поле.Пикът при 0,268 T съответства на 7Li3+ и N6+.Ширината на върха зависи от размера на лъча върху процепа.Въпреки широките пикове, 7Li3+ се отделя добре от 6Li3+, O6+ и N5+, но слабо се отделя от O7+ и N6+.
На мястото на FC, профилът на лъча беше потвърден с включен сцинтилатор и записан с бърза цифрова камера, както е показано на фигура 6. Показано е, че импулсният лъч 7Li3+ с ток от 35 mA е ускорен до изчислен RFQ енергия от 204 keV/n, което съответства на 1,4 MeV, и се предава на FC детектора.
Профил на лъча, наблюдаван на сцинтилаторен екран преди FC (оцветен от Фиджи, 2.3.0, https://imagej.net/software/fiji/).Магнитното поле на аналитичния диполен магнит беше настроено да насочва ускорението на йонния лъч Li3+ към проектната енергия RFQ.Сините точки в зелената зона са причинени от дефектен сцинтилационен материал.
Ние постигнахме генерирането на 7Li3+ йони чрез лазерна аблация на повърхността на твърдо литиево фолио и високотоков йонен лъч беше уловен и ускорен със специално проектиран RFQ linac с помощта на DPIS.При енергия на лъча от 1,4 MeV пиковият ток на 7Li3+, достигнат на FC след анализ на магнита, беше 35 mA.Това потвърждава, че най-важната част от реализацията на източник на неутрони с обратна кинематика е реализирана експериментално.В тази част на статията ще бъде обсъден целият дизайн на компактен неутронен източник, включително високоенергийни ускорители и неутронни целеви станции.Дизайнът се основава на резултати, получени със съществуващи системи в нашата лаборатория.Трябва да се отбележи, че пиковият ток на йонния лъч може да бъде допълнително увеличен чрез скъсяване на разстоянието между литиевото фолио и RFQ linac.Ориз.7 илюстрира цялата концепция на предложения компактен източник на неутрони в ускорителя.
Концептуален дизайн на предложения компактен източник на неутрони в ускорителя (начертан от Freecad, 0.19, https://www.freecadweb.org/).Отдясно наляво: лазерен йонен източник, соленоиден магнит, RFQ линейно ускоряващо устройство, пренос на лъч със средна енергия (MEBT), IH линейно ускоряващо устройство и камера за взаимодействие за генериране на неутрони.Радиационната защита се осигурява предимно в посока напред поради тясно насочения характер на генерираните неутронни лъчи.
След RFQ linac се планира допълнително ускоряване на Inter-digital H-structure (IH linac)30 linac.IH линейните ускорители използват дрейфова тръбна структура в π режим, за да осигурят високи градиенти на електрическото поле в определен диапазон от скорости.Концептуалното проучване беше проведено въз основа на 1D симулация на надлъжна динамика и 3D симулация на обвивка.Изчисленията показват, че 100 MHz IH linac с разумно напрежение на дрейфовата тръба (по-малко от 450 kV) и силен фокусиращ магнит може да ускори 40 mA лъч от 1,4 до 14 MeV на разстояние 1,8 m.Разпределението на енергията в края на веригата на ускорителя се оценява на ± 0,4 MeV, което не влияе значително върху енергийния спектър на неутроните, произведени от целта за преобразуване на неутрони.В допълнение, излъчвателната способност на лъча е достатъчно ниска, за да фокусира лъча в по-малко петно ​​на лъча, отколкото обикновено се изисква за квадруполен магнит със средна сила и размер.При предаване на лъч със средна енергия (MEBT) между RFQ линейния ускорител и линейния ускорител IH, резонаторът за формиране на лъч се използва за поддържане на структурата за формиране на лъч.За контрол на размера на страничния лъч се използват три квадруполни магнита.Тази стратегия за проектиране е използвана в много ускорители31,32,33.Общата дължина на цялата система от източника на йони до целевата камера се оценява на по-малко от 8 m, което може да се побере в стандартен камион с полуремарке.
Мишената за преобразуване на неутрони ще бъде инсталирана непосредствено след линейния ускорител.Обсъждаме проекти на целеви станции въз основа на предишни проучвания, използващи обратни кинематични сценарии23.Докладваните цели за преобразуване включват твърди материали (полипропилен (C3H6) и титанов хидрид (TiH2)) и газообразни целеви системи.Всяка цел има предимства и недостатъци.Твърдите цели позволяват прецизен контрол на дебелината.Колкото по-тънка е целта, толкова по-точно е пространственото разположение на производството на неутрони.Въпреки това, такива цели все още могат да имат известна степен на нежелани ядрени реакции и радиация.От друга страна, водородната мишена може да осигури по-чиста среда чрез елиминиране на производството на 7Be, основният продукт на ядрената реакция.Водородът обаче има слаба бариерна способност и изисква голямо физическо разстояние за достатъчно освобождаване на енергия.Това е малко неблагоприятно за измерванията на TOF.Освен това, ако се използва тънък филм за запечатване на водородна цел, е необходимо да се вземат предвид енергийните загуби на гама лъчи, генерирани от тънкия филм и падащия литиев лъч.
LICORNE използва полипропиленови мишени и целевата система е подобрена до водородни клетки, запечатани с танталово фолио.Ако приемем ток на лъча от 100 nA за 7Li34, и двете целеви системи могат да произведат до 107 n/s/sr.Ако приложим това претендирано преобразуване на добива на неутрони към предложения от нас източник на неутрони, тогава може да се получи задвижван от литий лъч от 7 × 10–8 C за всеки лазерен импулс.Това означава, че изстрелването на лазера само два пъти в секунда произвежда 40% повече неутрони, отколкото LICORNE може да произведе за една секунда с непрекъснат лъч.Общият поток може лесно да се увеличи чрез увеличаване на честотата на възбуждане на лазера.Ако приемем, че на пазара има лазерна система от 1 kHz, средният неутронен поток може лесно да бъде мащабиран до около 7 × 109 n/s/sr.
Когато използваме системи с висока честота на повторение с пластмасови мишени, е необходимо да се контролира генерирането на топлина върху мишените, тъй като например полипропиленът има ниска точка на топене от 145–175 °C и ниска топлопроводимост от 0,1–0,22 W/ m/K.За литиево-йонен лъч от 14 MeV полипропиленова мишена с дебелина 7 µm е достатъчна, за да намали енергията на лъча до прага на реакцията (13,098 MeV).Като се вземе предвид общият ефект на йони, генерирани от един лазерен изстрел върху целта, освобождаването на енергия от литиеви йони през полипропилен се оценява на 64 mJ/импулс.Ако приемем, че цялата енергия се прехвърля в кръг с диаметър 10 mm, всеки импулс съответства на повишаване на температурата от приблизително 18 K/импулс.Освобождаването на енергия върху полипропиленовите цели се основава на простото предположение, че всички загуби на енергия се съхраняват като топлина, без радиация или други топлинни загуби.Тъй като увеличаването на броя на импулсите в секунда изисква елиминиране на натрупването на топлина, можем да използваме лентови мишени, за да избегнем освобождаването на енергия в същата точка23.Ако приемем петно ​​от лъч от 10 mm върху мишена с честота на лазерно повторение от 100 Hz, скоростта на сканиране на полипропиленовата лента ще бъде 1 m/s.Възможни са по-високи честоти на повторение, ако е разрешено припокриване на петната на лъча.
Изследвахме и цели с водородни батерии, тъй като могат да се използват по-силни задвижващи лъчи, без да се повреди целта.Неутронният лъч може лесно да се настрои чрез промяна на дължината на газовата камера и налягането на водорода вътре.Тънките метални фолиа често се използват в ускорителите за отделяне на газообразната област на целта от вакуума.Следователно е необходимо да се увеличи енергията на падащия литиево-йонен лъч, за да се компенсират загубите на енергия върху фолиото.Мишената, описана в доклад 35, се състоеше от алуминиев контейнер с дължина 3,5 cm с налягане на H2 газ от 1,5 atm.Литиево-йонният лъч от 16,75 MeV навлиза в батерията през въздушно охлажданото 2,7 µm Ta фолио и енергията на литиево-йонния лъч в края на батерията се забавя до прага на реакцията.За да се увеличи енергията на лъча на литиево-йонните батерии от 14,0 MeV до 16,75 MeV, IH linac трябваше да бъде удължен с около 30 cm.
Излъчването на неутрони от мишени на газови клетки също беше изследвано.За гореспоменатите газови мишени LICORNE, симулациите на GEANT436 показват, че силно ориентирани неутрони се генерират вътре в конуса, както е показано на фигура 1 в [37].Справка 35 показва енергийния диапазон от 0,7 до 3,0 MeV с максимално отваряне на конуса от 19,5° спрямо посоката на разпространение на главния лъч.Силно ориентираните неутрони могат значително да намалят количеството на екраниращия материал при повечето ъгли, намалявайки теглото на конструкцията и осигурявайки по-голяма гъвкавост при инсталирането на измервателно оборудване.От гледна точка на радиационната защита, в допълнение към неутроните, тази газова цел излъчва 478 keV гама лъчи изотропно в центроидната координатна система38.Тези γ-лъчи се произвеждат в резултат на разпадане на 7Be и девъзбуждане на 7Li, което се случва, когато първичният Li лъч удари входния прозорец Ta.Въпреки това, чрез добавяне на дебел 35 Pb/Cu цилиндричен колиматор, фонът може да бъде значително намален.
Като алтернативна мишена може да се използва плазмен прозорец [39, 40], който позволява да се постигне относително високо налягане на водорода и малка пространствена област на генериране на неутрони, въпреки че е по-нисък от твърдите мишени.
Ние проучваме опциите за насочване на преобразуването на неутрони за очакваното разпределение на енергията и размера на лъча на литиево-йонния лъч, използвайки GEANT4.Нашите симулации показват последователно разпределение на неутронната енергия и ъгловите разпределения за водородни мишени в горната литература.Във всяка целева система силно ориентираните неутрони могат да бъдат произведени чрез обратна кинематична реакция, задвижвана от силен 7Li3+ лъч върху богата на водород мишена.Следователно, нови източници на неутрони могат да бъдат реализирани чрез комбиниране на вече съществуващи технологии.
Условията на лазерно облъчване възпроизвеждат експерименти за генериране на йонен лъч преди ускорената демонстрация.Лазерът е настолна наносекундна система Nd:YAG с плътност на мощността на лазера от 1012 W/cm2, основна дължина на вълната от 1064 nm, енергия на петна от 800 mJ и продължителност на импулса от 6 ns.Диаметърът на петното върху целта се оценява на 100 µm.Тъй като литиевият метал (Alfa Aesar, 99,9% чистота) е доста мек, прецизно изрязаният материал се пресова във формата.Размери на фолиото 25 мм × 25 мм, дебелина 0,6 мм.На повърхността на мишената се появява подобно на кратер увреждане, когато лазер я удари, така че мишената се премества от моторизирана платформа, за да осигури свежа част от повърхността на мишената с всеки лазерен изстрел.За да се избегне рекомбинация поради остатъчен газ, налягането в камерата се поддържа под диапазона от 10-4 Pa.
Първоначалният обем на лазерната плазма е малък, тъй като размерът на лазерното петно ​​е 100 μm и в рамките на 6 ns след генерирането му.Обемът може да се вземе като точна точка и да се разшири.Ако детекторът е поставен на разстояние xm от целевата повърхност, тогава полученият сигнал се подчинява на връзката: йонен ток I, време на пристигане на йони t и ширина на импулса τ.
Генерираната плазма е изследвана по метода TOF с FC и енергиен йонен анализатор (EIA), разположен на разстояние 2,4 m и 3,85 m от лазерната мишена.FC има потискаща решетка, предубедена с -5 kV за предотвратяване на електрони.EIA има 90-градусов електростатичен дефлектор, състоящ се от два коаксиални метални цилиндрични електрода със същото напрежение, но с противоположна полярност, положителен отвън и отрицателен отвътре.Разширяващата се плазма се насочва към дефлектора зад слота и се отклонява от електрическото поле, преминаващо през цилиндъра.Йоните, отговарящи на връзката E/z = eKU, се откриват с помощта на вторичен електронен умножител (SEM) (Hamamatsu R2362), където E, z, e, K и U са йонната енергия, състоянието на заряд и зарядът са геометрични фактори на EIA .електрони, съответно и потенциалната разлика между електродите.Чрез промяна на напрежението в дефлектора може да се получи разпределението на енергията и заряда на йони в плазмата.Напрежението на размахване U/2 EIA е в диапазона от 0,2 V до 800 V, което съответства на йонна енергия в диапазона от 4 eV до 16 keV за състояние на заряд.
Разпределенията на зарядното състояние на анализираните йони при условията на лазерно облъчване, описани в раздела „Генериране на напълно оголени литиеви лъчи“, са показани на фиг.8.
Анализ на разпределението на зарядното състояние на йони.Ето времевия профил на плътност на йонния ток, анализиран с EIA и мащабиран на 1 m от литиевото фолио, използвайки уравнението.(1) и (2).Използвайте условията на лазерно облъчване, описани в раздела „Генериране на напълно ексфолиран литиев лъч“.Чрез интегриране на всяка плътност на тока се изчислява съотношението на йони в плазмата, показано на фигура 3.
Лазерните йонни източници могат да доставят интензивен мулти-mA йонен лъч с висок заряд.Въпреки това, доставянето на лъч е много трудно поради отблъскването на космическия заряд, така че не беше широко използвано.В традиционната схема йонните лъчи се извличат от плазмата и се транспортират до първичния ускорител по протежение на лъчева линия с няколко фокусиращи магнита, за да се оформи йонният лъч според способността за улавяне на ускорителя.В лъчите със сила на пространствения заряд лъчите се разминават нелинейно и се наблюдават сериозни загуби на лъчи, особено в областта на ниските скорости.За да се преодолее този проблем при разработването на медицински въглеродни ускорители, се предлага нова схема за доставяне на лъч DPIS41.Приложихме тази техника, за да ускорим мощен литиево-йонен лъч от нов източник на неутрони.
Както е показано на фиг.4 пространството, в което се генерира и разширява плазмата, е заобиколено от метален контейнер.Затвореното пространство се простира до входа на RFQ резонатора, включително обема вътре в соленоидната бобина.Към контейнера е приложено напрежение от 52 kV.В RFQ резонатора йоните се изтеглят от потенциал през отвор с диаметър 6 mm чрез заземяване на RFQ.Нелинейните сили на отблъскване върху линията на лъча се елиминират, тъй като йоните се транспортират в плазмено състояние.В допълнение, както бе споменато по-горе, ние приложихме соленоидно поле в комбинация с DPIS, за да контролираме и увеличим плътността на йони в отвора за екстракция.
RFQ ускорителят се състои от цилиндрична вакуумна камера, както е показано на фиг.9а.Вътре в него четири пръта от безкислородна мед са разположени квадруполно симетрично около оста на лъча (фиг. 9b).4 пръта и камери образуват резонансна RF верига.Индуцираното радиочестотно поле създава променливо във времето напрежение върху пръта.Йоните, имплантирани надлъжно около оста, се задържат странично от квадруполното поле.В същото време върхът на пръта се модулира, за да създаде аксиално електрическо поле.Аксиалното поле разделя инжектирания непрекъснат лъч на поредица от импулси на лъча, наречени лъч.Всеки лъч се съдържа в рамките на определено време на RF цикъл (10 ns).Съседните лъчи са раздалечени според периода на радиочестотата.В RFQ linac лъч от 2 µs от лазерен източник на йони се преобразува в последователност от 200 лъча.След това лъчът се ускорява до изчислената енергия.
RFQ за линеен ускорител.(a) (вляво) Външен изглед на RFQ линейната камера.(b) (вдясно) Електрод с четири пръчки в камерата.
Основните конструктивни параметри на RFQ linac са напрежението на пръта, резонансната честота, радиуса на отвора на лъча и модулацията на електрода.Изберете напрежението на пръта ± 29 kV, така че неговото електрическо поле да е под прага на електрически пробив.Колкото по-ниска е резонансната честота, толкова по-голяма е страничната фокусираща сила и толкова по-малко е средното поле на ускорение.Големите радиуси на апертурата позволяват да се увеличи размерът на лъча и следователно да се увеличи токът на лъча поради по-малкото отблъскване на пространствения заряд.От друга страна, по-големите радиуси на апертурата изискват повече RF мощност за захранване на RFQ linac.Освен това е ограничено от изискванията за качество на сайта.Въз основа на тези баланси бяха избрани резонансната честота (100 MHz) и радиусът на отвора (4, 5 mm) за ускорение на лъча с голям ток.Модулацията е избрана така, че да минимизира загубата на лъч и да увеличи максимално ефективността на ускорението.Дизайнът е оптимизиран многократно, за да се създаде RFQ линейно ускоряващ дизайн, който може да ускори 7Li3+ йони при 40 mA от 22 keV/n до 204 keV/n в рамките на 2 m.RF мощността, измерена по време на експеримента, е 77 kW.
RFQ linacs могат да ускоряват йони със специфичен Q/A диапазон.Следователно, когато се анализира лъч, подаден към края на линеен ускорител, е необходимо да се вземат предвид изотопи и други вещества.В допълнение, желаните йони, частично ускорени, но спуснати при условия на ускорение в средата на ускорителя, все още могат да срещнат странично ограничение и могат да бъдат транспортирани до края.Нежеланите лъчи, различни от създадените 7Li3+ частици, се наричат ​​примеси.В нашите експерименти примесите 14N6+ и 16O7+ бяха от най-голямо значение, тъй като литиево-металното фолио реагира с кислорода и азота във въздуха.Тези йони имат съотношение Q/A, което може да се ускори с 7Li3+.Използваме диполни магнити за разделяне на лъчи с различно качество и качество за анализ на лъча след RFQ linac.
Линията на лъча след RFQ линейния ускорител е проектирана да достави напълно ускорения 7Li3+ лъч към FC след диполния магнит.-400 V преднапрегнати електроди се използват за потискане на вторичните електрони в чашата за точно измерване на тока на йонния лъч.С тази оптика йонните траектории се разделят на диполи и се фокусират на различни места в зависимост от Q/A.Поради различни фактори като дифузия на импулса и отблъскване на пространствения заряд, лъчът във фокуса има определена ширина.Видовете могат да бъдат разделени само ако разстоянието между фокалните позиции на двата вида йони е по-голямо от ширината на лъча.За да се получи възможно най-висока разделителна способност, в близост до талията на лъча е монтиран хоризонтален прорез, където лъчът е практически концентриран.Сцинтилационен екран (CsI (Tl) от Saint-Gobain, 40 mm × 40 mm × 3 mm) беше инсталиран между процепа и компютъра.Сцинтилаторът беше използван за определяне на най-малкия процеп, през който проектираните частици трябваше да преминат за оптимална разделителна способност и за демонстриране на приемливи размери на лъча за снопове тежки йони с голям ток.Изображението на лъча върху сцинтилатора се записва от CCD камера през вакуумен прозорец.Регулирайте прозореца за време на експозиция, за да покриете цялата ширина на импулса на лъча.
Наборите от данни, използвани или анализирани в настоящото проучване, са достъпни от съответните автори при разумно искане.
Manke, I. et al.Триизмерно изображение на магнитни домени.Национална комуна.1, 125. https://doi.org/10.1038/ncomms1125 (2010).
Anderson, IS et al.Възможности за изследване на компактни неутронни източници на ускорители.физика.Rep. 654, 1-58.https://doi.org/10.1016/j.physrep.2016.07.007 (2016).
Urcchuoli, A. et al.Базирана на неутрони компютърна микротомография: Pliobates cataloniae и Barberapithecus huerzeleri като тестови случаи.даJ. Физика.антропология.166, 987–993.https://doi.org/10.1002/ajpa.23467 (2018).