304L 6.35*1mm Rostfritt stål lindade rörleverantörer, demonstration av en intensiv litiumstråle för generering av pulsade direkta neutroner

Tack för att du besöker Nature.com.Du använder en webbläsarversion med begränsat CSS-stöd.För bästa upplevelse rekommenderar vi att du använder en uppdaterad webbläsare (eller inaktiverar kompatibilitetsläge i Internet Explorer).Dessutom, för att säkerställa löpande support, visar vi webbplatsen utan stilar och JavaScript.
Reglage som visar tre artiklar per bild.Använd bakåt- och nästaknapparna för att flytta genom bilderna, eller skjutkontrollknapparna i slutet för att flytta genom varje bild.

Som ett alternativ till studiet av kärnreaktorer kan en kompakt acceleratordriven neutrongenerator som använder en litiumjonstråledrivare vara en lovande kandidat eftersom den producerar lite oönskad strålning.Det var dock svårt att leverera en intensiv stråle av litiumjoner, och den praktiska tillämpningen av sådana anordningar ansågs omöjlig.Det mest akuta problemet med otillräckligt jonflöde löstes genom att tillämpa ett direkt plasmaimplantationsschema.I detta schema injiceras och accelereras en högdensitetspulsad plasma som genereras genom laserablation av en litiummetallfolie effektivt av en högfrekvent fyrpolsaccelerator (RFQ-accelerator).Vi har uppnått en toppstråleström på 35 mA accelererad till 1,43 MeV, vilket är två storleksordningar högre än vad konventionella injektor- och acceleratorsystem kan ge.
Till skillnad från röntgenstrålar eller laddade partiklar har neutroner ett stort penetrationsdjup och unik interaktion med kondenserad materia, vilket gör dem extremt mångsidiga sonder för att studera egenskaper hos material1,2,3,4,5,6,7.I synnerhet används neutronspridningstekniker ofta för att studera sammansättning, struktur och inre spänningar i kondenserat material och kan ge detaljerad information om spårföreningar i metallegeringar som är svåra att upptäcka med röntgenspektroskopi8.Denna metod anses vara ett kraftfullt verktyg inom grundläggande vetenskap och används av tillverkare av metaller och andra material.På senare tid har neutrondiffraktion använts för att detektera kvarvarande spänningar i mekaniska komponenter såsom järnvägs- och flygplansdelar9,10,11,12.Neutroner används också i olje- och gaskällor eftersom de lätt fångas upp av protonrika material13.Liknande metoder används även inom anläggningsarbeten.Icke-förstörande neutrontestning är ett effektivt verktyg för att upptäcka dolda fel i byggnader, tunnlar och broar.Användningen av neutronstrålar används aktivt inom vetenskaplig forskning och industri, av vilka många historiskt har utvecklats med hjälp av kärnreaktorer.
Men med det globala samförståndet om icke-spridning av kärnvapen, blir det allt svårare att bygga små reaktorer för forskningsändamål.Dessutom har den senaste olyckan i Fukushima gjort det nästan socialt acceptabla att bygga kärnreaktorer.I samband med denna trend växer efterfrågan på neutronkällor vid acceleratorer2.Som ett alternativ till kärnreaktorer är flera stora acceleratordelande neutronkällor redan i drift14,15.För en effektivare användning av neutronstrålarnas egenskaper är det dock nödvändigt att utöka användningen av kompakta källor vid acceleratorer, 16 som kan tillhöra industri- och universitetsforskningsinstitutioner.Acceleratorneutronkällor har lagt till nya möjligheter och funktioner utöver att fungera som ersättning för kärnreaktorer14.Till exempel kan en linac-driven generator enkelt skapa en ström av neutroner genom att manipulera drivstrålen.När de väl emitterats är neutroner svåra att kontrollera och strålningsmätningar är svåra att analysera på grund av bruset som skapas av bakgrundsneutroner.Pulsade neutroner som styrs av en accelerator undviker detta problem.Flera projekt baserade på protonacceleratorteknik har föreslagits runt om i världen17,18,19.Reaktionerna 7Li(p, n)7Be och 9Be(p, n)9B används oftast i protondrivna kompakta neutrongeneratorer eftersom de är endotermiska reaktioner20.Överskottsstrålning och radioaktivt avfall kan minimeras om den energi som väljs för att excitera protonstrålen ligger något över tröskelvärdet.Massan av målkärnan är dock mycket större än protonernas, och de resulterande neutronerna sprids i alla riktningar.Så nära isotrop emission av ett neutronflöde förhindrar effektiv transport av neutroner till studieobjektet.Dessutom, för att erhålla den nödvändiga dosen av neutroner vid objektets plats, är det nödvändigt att avsevärt öka både antalet rörliga protoner och deras energi.Som ett resultat kommer stora doser av gammastrålar och neutroner att spridas genom stora vinklar, vilket förstör fördelarna med endotermiska reaktioner.En typisk acceleratordriven kompakt protonbaserad neutrongenerator har stark strålningsskärmning och är den skrymmande delen av systemet.Behovet av att öka energin för att driva protoner kräver vanligtvis en ytterligare ökning av acceleratoranläggningens storlek.
För att övervinna de allmänna bristerna hos konventionella kompakta neutronkällor vid acceleratorer föreslogs ett inversionskinematiskt reaktionsschema21.I detta schema används en tyngre litiumjonstråle som en styrstråle istället för en protonstråle, och riktar sig mot väterika material som kolväteplast, hydrider, vätgas eller väteplasma.Alternativ har övervägts, såsom berylliumjondrivna balkar, men beryllium är ett giftigt ämne som kräver särskild försiktighet vid hantering.Därför är en litiumstråle den mest lämpliga för inversionskinematiska reaktionsscheman.Eftersom litiumkärnornas rörelsemängd är större än protonernas, rör sig masscentrumet för kärnkollisioner ständigt framåt, och neutroner emitteras också framåt.Denna funktion eliminerar i hög grad oönskade gammastrålar och neutronutsläpp i hög vinkel22.En jämförelse av det vanliga fallet med en protonmotor och scenariot med omvänd kinematik visas i figur 1.
Illustration av neutronproduktionsvinklar för proton- och litiumstrålar (ritad med Adobe Illustrator CS5, 15.1.0, https://www.adobe.com/products/illustrator.html).(a) Neutroner kan kastas ut i vilken riktning som helst som ett resultat av reaktionen på grund av att rörliga protoner träffar de mycket tyngre atomerna i litiummålet.(b) Omvänt, om en litiumjondrivare bombarderar ett väterikt mål, genereras neutroner i en smal kon i framåtriktningen på grund av den höga hastigheten i systemets masscentrum.
Emellertid existerar endast ett fåtal omvänd kinematisk neutrongenerator på grund av svårigheten att generera det erforderliga flödet av tunga joner med hög laddning jämfört med protoner.Alla dessa anläggningar använder negativa sputterjonkällor i kombination med elektrostatiska tandemacceleratorer.Andra typer av jonkällor har föreslagits för att öka effektiviteten av strålaccelerationen26.I vilket fall som helst är den tillgängliga litiumjonstråleströmmen begränsad till 100 µA.Det har föreslagits att använda 1 mA Li3+27, men denna jonstråleström har inte bekräftats med denna metod.När det gäller intensitet kan litiumstråleacceleratorer inte konkurrera med protonstråleacceleratorer vars maximala protonström överstiger 10 mA28.
För att implementera en praktisk kompakt neutrongenerator baserad på en litiumjonstråle är det fördelaktigt att generera högintensiv helt utan joner.Jonerna accelereras och styrs av elektromagnetiska krafter, och en högre laddningsnivå resulterar i effektivare acceleration.Li-ion stråldrivare kräver Li3+ toppströmmar som överstiger 10 mA.
I detta arbete demonstrerar vi accelerationen av Li3+-strålar med toppströmmar upp till 35 mA, vilket är jämförbart med avancerade protonacceleratorer.Den ursprungliga litiumjonstrålen skapades med laserablation och ett Direct Plasma Implantation Scheme (DPIS) som ursprungligen utvecklades för att accelerera C6+.En specialdesignad radiofrekvens quadrupole linac (RFQ linac) tillverkades med en fyrstavs resonansstruktur.Vi har verifierat att den accelererande strålen har den beräknade strålenergin med hög renhet.När Li3+-strålen effektivt fångas upp och accelereras av radiofrekvensacceleratorn (RF), används den efterföljande linac-sektionen (acceleratorn) för att ge den energi som behövs för att generera ett starkt neutronflöde från målet.
Accelerationen av högpresterande joner är en väletablerad teknik.Återstående uppgift med att förverkliga en ny högeffektiv kompakt neutrongenerator är att generera ett stort antal helt avskalade litiumjoner och bilda en klusterstruktur bestående av en serie jonpulser synkroniserade med RF-cykeln i acceleratorn.Resultaten av experiment utformade för att uppnå detta mål beskrivs i följande tre underavsnitt: (1) generering av en helt utan litiumjonstråle, (2) strålacceleration med en specialdesignad RFQ-linac och (3) analysacceleration av balken för att kontrollera dess innehåll.På Brookhaven National Laboratory (BNL) byggde vi den experimentella uppställningen som visas i figur 2.
Översikt över experimentuppställningen för accelererad analys av litiumstrålar (illustrerad av Inkscape, 1.0.2, https://inkscape.org/).Från höger till vänster genereras laserablativ plasma i laser-målinteraktionskammaren och levereras till RFQ-linac.När jonerna går in i RFQ-acceleratorn separeras jonerna från plasmat och injiceras i RFQ-acceleratorn genom ett plötsligt elektriskt fält som skapas av en 52 kV spänningsskillnad mellan extraktionselektroden och RFQ-elektroden i driftområdet.De extraherade jonerna accelereras från 22 keV/n till 204 keV/n med hjälp av 2 meter långa RFQ-elektroder.En strömtransformator (CT) installerad vid utgången av RFQ linac ger oförstörande mätning av jonstråleströmmen.Strålen fokuseras av tre fyrpoliga magneter och riktas till en dipolmagnet, som separerar och riktar Li3+-strålen in i detektorn.Bakom slitsen används en infällbar plastscintillator och en Faraday-kopp (FC) med en förspänning på upp till -400 V för att detektera den accelererande strålen.
För att generera helt joniserade litiumjoner (Li3+) är det nödvändigt att skapa ett plasma med en temperatur över dess tredje joniseringsenergi (122,4 eV).Vi försökte använda laserablation för att producera högtemperaturplasma.Denna typ av laserjonkälla används inte vanligtvis för att generera litiumjonstrålar eftersom litiummetall är reaktivt och kräver speciell hantering.Vi har utvecklat ett målladdningssystem för att minimera fukt och luftföroreningar vid installation av litiumfolie i vakuumlaserinteraktionskammaren.Alla materialberedningar utfördes i en kontrollerad miljö av torr argon.Efter att litiumfolien installerats i lasermålkammaren bestrålades folien med pulsad Nd:YAG-laserstrålning med en energi av 800 mJ per puls.Vid fokus på målet uppskattas laserns effekttäthet till cirka 1012 W/cm2.Plasma skapas när en pulsad laser förstör ett mål i ett vakuum.Under hela 6 ns laserpulsen fortsätter plasman att värmas upp, främst på grund av den omvända bremsstrahlung-processen.Eftersom inget begränsande yttre fält appliceras under uppvärmningsfasen, börjar plasman att expandera i tre dimensioner.När plasman börjar expandera över målytan, får plasmans masscentrum en hastighet vinkelrät mot målytan med en energi på 600 eV/n.Efter uppvärmning fortsätter plasmat att röra sig i axiell riktning från målet och expanderar isotropiskt.
Som visas i figur 2 expanderar ablationsplasman till en vakuumvolym omgiven av en metallbehållare med samma potential som målet.Således driver plasmat genom det fältfria området mot RFQ-acceleratorn.Ett axiellt magnetfält appliceras mellan laserbestrålningskammaren och RFQ-linac med hjälp av en solenoidspole lindad runt vakuumkammaren.Magnetfältet hos solenoiden undertrycker den radiella expansionen av den drivande plasman för att bibehålla en hög plasmadensitet under leverans till RFQ-öppningen.Å andra sidan fortsätter plasman att expandera i axiell riktning under driften, vilket bildar en långsträckt plasma.En högspänningsförspänning appliceras på metallkärlet som innehåller plasman framför utgångsporten vid RFQ-inloppet.Förspänningen valdes för att ge den erforderliga 7Li3+-insprutningshastigheten för korrekt acceleration av RFQ-linac.
Den resulterande ablationsplasman innehåller inte bara 7Li3+, utan även litium i andra laddningstillstånd och förorenande element, som samtidigt transporteras till RFQ-linjäracceleratorn.Före accelererade experiment med användning av RFQ linac, utfördes en offline-time-of-flight-analys (TOF) för att studera sammansättningen och energifördelningen av joner i plasman.Den detaljerade analytiska inställningen och observerade laddningstillståndsfördelningar förklaras i avsnittet Metoder.Analysen visade att 7Li3+-joner var huvudpartiklarna och stod för cirka 54% av alla partiklar, som visas i Fig. 3. Enligt analysen uppskattas 7Li3+-jonströmmen vid jonstrålens utgångspunkt till 1,87 mA.Under accelererade tester appliceras ett 79 mT solenoidfält på det expanderande plasmat.Som ett resultat ökade 7Li3+-strömmen som extraherades från plasman och observerades på detektorn med en faktor 30.
Fraktioner av joner i lasergenererad plasma erhållen genom time-of-flight analys.7Li1+- och 7Li2+-jonerna utgör 5 % respektive 25 % av jonstrålen.Den detekterade fraktionen av 6Li-partiklar överensstämmer med det naturliga innehållet av 6Li (7,6%) i litiumfoliemålet inom experimentfelet.En lätt syreförorening (6,2%) observerades, främst O1+ (2,1%) och O2+ (1,5%), vilket kan bero på oxidation av ytan av litiumfoliemålet.
Som tidigare nämnts driver litiumplasman i ett område utan fält innan det går in i RFQ-linac.Ingången på RFQ linac har ett 6 mm diameter hål i en metallbehållare, och förspänningen är 52 kV.Även om RFQ-elektrodspänningen ändras snabbt ±29 kV vid 100 MHz, orsakar spänningen axiell acceleration eftersom RFQ-acceleratorelektroderna har en medelpotential på noll.På grund av det starka elektriska fältet som genereras i 10 mm gapet mellan öppningen och kanten på RFQ-elektroden, extraheras endast positiva plasmajoner från plasman vid öppningen.I traditionella jonleveranssystem separeras joner från plasmat av ett elektriskt fält på ett avsevärt avstånd framför RFQ-acceleratorn och fokuseras sedan in i RFQ-öppningen av ett strålfokuseringselement.Men för de intensiva tunga jonstrålar som krävs för en intensiv neutronkälla kan icke-linjära repulsiva krafter på grund av rymdladdningseffekter leda till betydande strålströmsförluster i jontransportsystemet, vilket begränsar toppströmmen som kan accelereras.I vår DPIS transporteras högintensiva joner som ett drivande plasma direkt till utgångspunkten för RFQ-öppningen, så det finns ingen förlust av jonstrålen på grund av rymdladdning.Under denna demonstration applicerades DPIS på en litiumjonstråle för första gången.
RFQ-strukturen har utvecklats för att fokusera och accelerera lågenergi högström jonstrålar och har blivit standarden för första ordningens acceleration.Vi använde RFQ för att accelerera 7Li3+ joner från en implantatenergi på 22 keV/n till 204 keV/n.Även om litium och andra partiklar med lägre laddning i plasman också extraheras från plasman och injiceras i RFQ-öppningen, accelererar RFQ-linac endast joner med ett laddning-till-massaförhållande (Q/A) nära 7Li3+.
På fig.Figur 4 visar de vågformer som detekteras av strömtransformatorn (CT) vid utgången av RFQ-linac och Faraday-koppen (FC) efter att ha analyserat magneten, som visas i fig.2. Tidsförskjutningen mellan signalerna kan tolkas som skillnaden i flygtiden vid detektorns plats.Toppjonströmmen uppmätt vid CT var 43 mA.I RT-läget kan den registrerade strålen innehålla inte bara joner accelererade till den beräknade energin, utan även andra joner än 7Li3+, som inte accelereras tillräckligt.Likheten mellan jonströmsformerna som hittas med hjälp av QD och PC indikerar dock att jonströmmen huvudsakligen består av accelererad 7Li3+, och minskningen av toppvärdet för strömmen på PC orsakas av strålförluster under jonöverföring mellan QD och PC.Förluster Detta bekräftas också av kuvertsimuleringen.För att noggrant mäta 7Li3+ strålströmmen analyseras strålen med en dipolmagnet som beskrivs i nästa avsnitt.
Oscillogram av den accelererade strålen registrerade i detektorpositionerna CT (svart kurva) och FC (röd kurva).Dessa mätningar utlöses av detektering av laserstrålning av en fotodetektor under laserplasmagenerering.Den svarta kurvan visar vågformen uppmätt på en CT ansluten till RFQ-linac-utgången.På grund av dess närhet till RFQ-linac, tar detektorn upp 100 MHz RF-brus, så ett 98 MHz lågpass FFT-filter applicerades för att ta bort 100 MHz-resonans-RF-signalen som överlagrades på detekteringssignalen.Den röda kurvan visar vågformen vid FC efter att den analytiska magneten riktar 7Li3+ jonstrålen.I detta magnetfält kan förutom 7Li3+, N6+ och O7+ transporteras.
Jonstrålen efter RFQ-linac fokuseras av en serie av tre fyrpoliga fokuseringsmagneter och analyseras sedan med dipolmagneter för att isolera föroreningar i jonstrålen.Ett magnetfält på 0,268 T riktar 7Li3+-strålarna in i FC:n.Detekteringsvågformen för detta magnetfält visas som den röda kurvan i figur 4. Strålens toppström når 35 mA, vilket är mer än 100 gånger högre än en typisk Li3+-stråle som produceras i befintliga konventionella elektrostatiska acceleratorer.Strålpulsbredden är 2,0 µs vid full bredd vid halva maximum.Detekteringen av en 7Li3+ stråle med ett dipolmagnetiskt fält indikerar framgångsrik hopsamling och strålacceleration.Jonstråleströmmen som detekteras av FC vid avsökning av dipolens magnetiska fält visas i fig. 5. En ren enda topp observerades, väl åtskild från andra toppar.Eftersom alla joner som accelereras till designenergin av RFQ-linac har samma hastighet, är jonstrålar med samma Q/A svåra att separera med dipolmagnetiska fält.Därför kan vi inte skilja 7Li3+ från N6+ ​​eller O7+.Mängden föroreningar kan dock uppskattas från angränsande laddningstillstånd.Till exempel kan N7+ och N5+ lätt separeras, medan N6+ ​​kan vara en del av föroreningen och förväntas finnas i ungefär samma mängd som N7+ och N5+.Den beräknade föroreningsnivån är cirka 2 %.
Strålkomponentspektra erhålls genom att skanna ett dipolmagnetfält.Toppen vid 0,268 T motsvarar 7Li3+ och N6+.Toppbredden beror på storleken på balken på slitsen.Trots breda toppar separerar 7Li3+ bra från 6Li3+, O6+ och N5+, men separerar dåligt från O7+ och N6+.
På platsen för FC bekräftades strålprofilen med en plug-in scintillator och spelades in med en snabb digitalkamera som visas i figur 6. Den pulsade 7Li3+ strålen med en ström på 35 mA visas accelereras till en beräknad RFQ energi på 204 keV/n, vilket motsvarar 1,4 MeV, och överförs till FC-detektorn.
Strålprofil observerad på en pre-FC scintillatorskärm (färgad av Fiji, 2.3.0, https://imagej.net/software/fiji/).Magnetfältet för den analytiska dipolmagneten avstämdes för att rikta accelerationen av Li3+ jonstrålen till designenergin RFQ.De blå prickarna i det gröna området orsakas av defekt scintillatormaterial.
Vi uppnådde genereringen av 7Li3+-joner genom laserablation av ytan på en solid litiumfolie, och en högströms jonstråle fångades in och accelererades med en specialdesignad RFQ-linac med DPIS.Vid en strålenergi på 1,4 MeV var toppströmmen för 7Li3+ som nåddes på FC efter analys av magneten 35 mA.Detta bekräftar att den viktigaste delen av implementeringen av en neutronkälla med invers kinematik har implementerats experimentellt.I denna del av artikeln kommer hela designen av en kompakt neutronkälla att diskuteras, inklusive högenergiacceleratorer och neutronmålstationer.Designen baseras på resultat erhållna med befintliga system i vårt laboratorium.Det bör noteras att toppströmmen för jonstrålen kan ökas ytterligare genom att förkorta avståndet mellan litiumfolien och RFQ-linac.Ris.7 illustrerar hela konceptet för den föreslagna kompakta neutronkällan vid acceleratorn.
Konceptuell design av den föreslagna kompakta neutronkällan vid acceleratorn (ritad av Freecad, 0.19, https://www.freecadweb.org/).Från höger till vänster: laserjonkälla, solenoidmagnet, RFQ-linac, mediumenergistråleöverföring (MEBT), IH-linac och interaktionskammare för neutrongenerering.Strålskydd tillhandahålls främst i framåtriktningen på grund av den snävt riktade naturen hos de producerade neutronstrålarna.
Efter RFQ linac planeras ytterligare acceleration av den interdigitala H-strukturen (IH linac)30 linac.IH-linacs använder en π-lägesdriftrörstruktur för att ge höga elektriska fältgradienter över ett visst hastighetsområde.Den konceptuella studien genomfördes baserad på 1D longitudinell dynamiksimulering och 3D-skalsimulering.Beräkningar visar att en 100 MHz IH linac med en rimlig driftrörsspänning (mindre än 450 kV) och en stark fokuseringsmagnet kan accelerera en 40 mA stråle från 1,4 till 14 MeV på ett avstånd av 1,8 m.Energifördelningen i slutet av acceleratorkedjan uppskattas till ± 0,4 MeV, vilket inte nämnvärt påverkar energispektrumet för neutroner som produceras av neutronomvandlingsmålet.Dessutom är strålemissionsförmågan tillräckligt låg för att fokusera strålen till en mindre strålfläck än vad som normalt skulle krävas för en fyrpolig magnet med medelstor styrka och storlek.Vid överföring av medelenergistråle (MEBT) mellan RFQ-linac och IH-linac, används den strålformande resonatorn för att upprätthålla den strålformande strukturen.Tre fyrpoliga magneter används för att styra storleken på sidobalken.Denna designstrategi har använts i många acceleratorer31,32,33.Den totala längden på hela systemet från jonkällan till målkammaren beräknas vara mindre än 8 m, vilket får plats i en vanlig semitrailer.
Neutronomvandlingsmålet kommer att installeras direkt efter linjäracceleratorn.Vi diskuterar målstationsdesign baserat på tidigare studier med inverskinematiska scenarier23.Rapporterade omvandlingsmål inkluderar fasta material (polypropen (C3H6) och titanhydrid (TiH2)) och gasformiga målsystem.Varje mål har fördelar och nackdelar.Solida mål tillåter exakt tjocklekskontroll.Ju tunnare målet är, desto mer exakt är det rumsliga arrangemanget av neutronproduktionen.Sådana mål kan dock fortfarande ha en viss grad av oönskade kärnreaktioner och strålning.Å andra sidan kan ett vätemål ge en renare miljö genom att eliminera produktionen av 7Be, huvudprodukten av kärnreaktionen.Vätgas har dock en svag barriärförmåga och kräver ett stort fysiskt avstånd för tillräcklig energifrisättning.Detta är något ofördelaktigt för TOF-mätningar.Dessutom, om en tunn film används för att täta ett vätemål, är det nödvändigt att ta hänsyn till energiförlusterna av gammastrålar som genereras av den tunna filmen och den infallande litiumstrålen.
LICORNE använder polypropenmål och målsystemet har uppgraderats till väteceller förseglade med tantalfolie.Om man antar en strålström på 100 nA för 7Li34, kan båda målsystemen producera upp till 107 n/s/sr.Om vi ​​tillämpar denna påstådda omvandling av neutronutbyte på vår föreslagna neutronkälla, kan en litiumdriven stråle på 7 × 10–8 C erhållas för varje laserpuls.Detta innebär att avfyring av lasern bara två gånger per sekund producerar 40 % fler neutroner än LICORNE kan producera på en sekund med en kontinuerlig stråle.Det totala flödet kan enkelt ökas genom att öka laserns excitationsfrekvens.Om vi ​​antar att det finns ett 1 kHz lasersystem på marknaden kan det genomsnittliga neutronflödet lätt skalas upp till cirka 7 × 109 n/s/sr.
När vi använder system med hög repetitionshastighet med mål av plast är det nödvändigt att kontrollera värmeutvecklingen på målen eftersom till exempel polypropen har en låg smältpunkt på 145–175 °C och en låg värmeledningsförmåga på 0,1–0,22 W/ m/K.För en 14 MeV litiumjonstråle är ett 7 µm tjockt polypropenmål tillräckligt för att reducera strålenergin till reaktionströskeln (13,098 MeV).Med hänsyn till den totala effekten av joner som genereras av ett laserskott på målet, uppskattas energifrisättningen av litiumjoner genom polypropen till 64 mJ/puls.Om man antar att all energi överförs i en cirkel med en diameter på 10 mm, motsvarar varje puls en temperaturökning på cirka 18 K/puls.Energiutsläpp på polypropenmål baseras på det enkla antagandet att alla energiförluster lagras som värme, utan strålning eller andra värmeförluster.Eftersom att öka antalet pulser per sekund kräver eliminering av värmeuppbyggnad, kan vi använda bandmål för att undvika energiutsläpp vid samma punkt23.Om man antar en 10 mm strålfläck på ett mål med en laserrepetitionshastighet på 100 Hz, skulle skanningshastigheten för polypropenbandet vara 1 m/s.Högre repetitionsfrekvens är möjlig om strålfläcksöverlappning tillåts.
Vi undersökte också mål med vätgasbatterier, eftersom starkare drivljus kunde användas utan att skada målet.Neutronstrålen kan enkelt ställas in genom att ändra längden på gaskammaren och vätgastrycket inuti.Tunna metallfolier används ofta i acceleratorer för att separera målets gasformiga område från vakuum.Därför är det nödvändigt att öka energin hos den infallande litiumjonstrålen för att kompensera för energiförlusterna på folien.Målenheten som beskrivs i rapport 35 bestod av en aluminiumbehållare 3,5 cm lång med ett H2-gastryck på 1,5 atm.Litiumjonstrålen på 16,75 MeV kommer in i batteriet genom den luftkylda 2,7 µm Ta-folien, och energin från litiumjonstrålen i slutet av batteriet bromsas till reaktionströskeln.För att öka strålenergin hos litiumjonbatterier från 14,0 MeV till 16,75 MeV behövde IH linac förlängas med cirka 30 cm.
Emissionen av neutroner från gascellsmål studerades också.För de tidigare nämnda LICORNE-gasmålen visar GEANT436-simuleringar att högorienterade neutroner genereras inuti konen, som visas i figur 1 i [37].Referens 35 visar energiområdet från 0,7 till 3,0 MeV med en maximal konöppning på 19,5° i förhållande till helljusets utbredningsriktning.Mycket orienterade neutroner kan avsevärt minska mängden skärmningsmaterial i de flesta vinklar, minska vikten på strukturen och ge större flexibilitet vid installation av mätutrustning.Ur strålskyddssynpunkt sänder detta gasformiga mål utöver neutroner ut 478 keV gammastrålar isotropiskt i tyngdpunktskoordinatsystemet38.Dessa γ-strålar produceras som ett resultat av 7Be-avklingning och 7Li-deexcitation, vilket inträffar när den primära Li-strålen träffar ingångsfönstret Ta.Men genom att lägga till en tjock 35 Pb/Cu cylindrisk kollimator kan bakgrunden reduceras avsevärt.
Som ett alternativt mål kan man använda ett plasmafönster [39, 40], vilket gör det möjligt att uppnå ett relativt högt vätetryck och ett litet rumsligt område för neutrongenerering, även om det är sämre än fasta mål.
Vi undersöker inriktningsalternativ för neutronomvandling för den förväntade energifördelningen och strålstorleken för en litiumjonstråle med GEANT4.Våra simuleringar visar en konsekvent fördelning av neutronenergi och vinkelfördelningar för vätemål i ovanstående litteratur.I vilket målsystem som helst kan högorienterade neutroner produceras genom en omvänd kinematisk reaktion som drivs av en stark 7Li3+ stråle på ett väterikt mål.Därför kan nya neutronkällor implementeras genom att kombinera redan befintlig teknik.
Laserbestrålningsförhållandena reproducerade jonstrålegenereringsexperiment före den accelererade demonstrationen.Lasern är ett stationärt nanosekund Nd:YAG-system med en lasereffekttäthet på 1012 W/cm2, en fundamental våglängd på 1064 nm, en punktenergi på 800 mJ och en pulslängd på 6 ns.Fläckdiametern på målet uppskattas till 100 µm.Eftersom litiummetall (Alfa Aesar, 99,9% ren) är ganska mjuk, pressas det exakt skurna materialet in i formen.Foliemått 25 mm × 25 mm, tjocklek 0,6 mm.Kraterliknande skada uppstår på ytan av målet när en laser träffar det, så målet flyttas av en motoriserad plattform för att ge en ny del av målets yta med varje laserskott.För att undvika rekombination på grund av kvarvarande gas hölls trycket i kammaren under intervallet 10-4 Pa.
Den initiala volymen av laserplasman är liten, eftersom storleken på laserfläcken är 100 μm och inom 6 ns efter dess generering.Volymen kan tas som en exakt punkt och utökas.Om detektorn är placerad på ett avstånd xm från målytan, så följer den mottagna signalen förhållandet: jonström I, jonankomsttid t och pulsbredd τ.
Den genererade plasman studerades med TOF-metoden med FC och en energijonanalysator (EIA) placerad på ett avstånd av 2,4 m och 3,85 m från lasermålet.FC har ett dämparnät förspänt med -5 kV för att förhindra elektroner.EIA har en 90 graders elektrostatisk deflektor som består av två koaxiala cylindriska metallelektroder med samma spänning men motsatt polaritet, positiv på utsidan och negativ på insidan.Det expanderande plasmat riktas in i deflektorn bakom slitsen och avböjs av det elektriska fältet som passerar genom cylindern.Joner som uppfyller förhållandet E/z = eKU detekteras med hjälp av en sekundär elektronmultiplikator (SEM) (Hamamatsu R2362), där E, z, e, K och U är jonenergin, laddningstillståndet och laddningen är EIA-geometriska faktorer .elektroner respektive potentialskillnaden mellan elektroderna.Genom att ändra spänningen över deflektorn kan man få energi- och laddningsfördelningen av joner i plasman.Svepspänningen U/2 EIA ligger i intervallet från 0,2 V till 800 V, vilket motsvarar en jonenergi i intervallet från 4 eV till 16 keV per laddningstillstånd.
Fördelningarna av laddningstillståndet för de analyserade jonerna under betingelserna för laserbestrålning som beskrivs i avsnittet "Generering av helt strippade litiumstrålar" visas i Fig.8.
Analys av fördelningen av jonernas laddningstillstånd.Här är jonströmdensitetens tidsprofil analyserad med EIA och skalad 1 m från litiumfolien med hjälp av ekvationen.(1) och (2).Använd laserbestrålningsförhållandena som beskrivs i avsnittet "Generering av en helt exfolierad litiumstråle".Genom att integrera varje strömtäthet beräknades andelen joner i plasman, som visas i figur 3.
Laserjonkällor kan leverera en intensiv multi-mA jonstråle med hög laddning.Emellertid är strålleverans mycket svårt på grund av rymdladdningsrepulsion, så det användes inte i stor utsträckning.I det traditionella schemat extraheras jonstrålar från plasman och transporteras till den primära acceleratorn längs en strållinje med flera fokuseringsmagneter för att forma jonstrålen enligt acceleratorns upptagningsförmåga.I rymdladdningskraftstrålar divergerar strålarna icke-linjärt, och allvarliga strålförluster observeras, särskilt i området med låga hastigheter.För att övervinna detta problem i utvecklingen av medicinska kolacceleratorer, föreslås ett nytt DPIS41 strålleveransschema.Vi har tillämpat denna teknik för att accelerera en kraftfull litiumjonstråle från en ny neutronkälla.
Såsom visas i fig.4 är utrymmet i vilket plasmat genereras och expanderas omgivet av en metallbehållare.Det slutna utrymmet sträcker sig till ingången till RFQ-resonatorn, inklusive volymen inuti solenoidspolen.En spänning på 52 kV applicerades på behållaren.I RFQ-resonatorn dras joner av potential genom ett 6 mm hål genom att jorda RFQ.De icke-linjära repulsiva krafterna på strållinjen elimineras när jonerna transporteras i plasmatillståndet.Dessutom, som nämnts ovan, applicerade vi ett solenoidfält i kombination med DPIS för att kontrollera och öka tätheten av joner i extraktionsöppningen.
RFQ-acceleratorn består av en cylindrisk vakuumkammare som visas i fig.9a.Inuti den är fyra stavar av syrefri koppar placerade fyrpolsymmetriskt runt strålens axel (fig. 9b).4 stavar och kammare bildar en resonans RF-krets.Det inducerade RF-fältet skapar en tidsvarierande spänning över staven.Joner implanterade längsgående runt axeln hålls i sidled av fyrpolfältet.Samtidigt moduleras spetsen på staven för att skapa ett axiellt elektriskt fält.Det axiella fältet delar upp den injicerade kontinuerliga strålen i en serie strålpulser som kallas en stråle.Varje stråle är innesluten inom en viss RF-cykeltid (10 ns).Intilliggande strålar är fördelade enligt radiofrekvensperioden.I RFQ linac omvandlas en 2 µs stråle från en laserjonkälla till en sekvens av 200 strålar.Strålen accelereras sedan till den beräknade energin.
Linjäraccelerator RFQ.(a) (vänster) Yttre vy av RFQ-linakammaren.(b) (höger) Fyrstavselektrod i kammaren.
De huvudsakliga designparametrarna för RFQ-linac är stavspänningen, resonansfrekvensen, strålhålsradien och elektrodmodulering.Välj spänningen på stången ± 29 kV så att dess elektriska fält ligger under tröskeln för elektriskt genombrott.Ju lägre resonansfrekvens, desto större är den laterala fokuseringskraften och desto mindre är medelaccelerationsfältet.Stora bländarradier gör det möjligt att öka strålstorleken och följaktligen öka strålströmmen på grund av den mindre rymdladdningsrepulsionen.Å andra sidan kräver större bländarradier mer RF-effekt för att driva RFQ-linac.Dessutom begränsas den av webbplatsens kvalitetskrav.Baserat på dessa balanser valdes resonansfrekvensen (100 MHz) och bländarradien (4,5 mm) för acceleration av högströmsstrålen.Moduleringen är vald för att minimera strålförluster och maximera accelerationseffektiviteten.Designen har optimerats många gånger för att producera en RFQ-linac-design som kan accelerera 7Li3+-joner vid 40 mA från 22 keV/n till 204 keV/n inom 2 m.RF-effekten uppmätt under experimentet var 77 kW.
RFQ-linacs kan accelerera joner med ett specifikt Q/A-intervall.Därför, när man analyserar en stråle som matas till slutet av en linjär accelerator, är det nödvändigt att ta hänsyn till isotoper och andra ämnen.Dessutom kan de önskade jonerna, delvis accelererade, men nedsänkta under accelerationsförhållanden i mitten av acceleratorn, fortfarande möta sidoinneslutning och kan transporteras till slutet.Andra oönskade strålar än konstruerade 7Li3+-partiklar kallas för orenheter.I våra experiment var 14N6+ och 16O7+ föroreningar av största vikt, eftersom litiummetallfolien reagerar med syre och kväve i luften.Dessa joner har ett Q/A-förhållande som kan accelereras med 7Li3+.Vi använder dipolmagneter för att separera strålar av olika kvalitet och kvalitet för strålanalys efter RFQ-linac.
Strållinjen efter RFQ linac är designad för att leverera den fullt accelererade 7Li3+ strålen till FC efter dipolmagneten.-400 V förspänningselektroder används för att undertrycka sekundära elektroner i koppen för att exakt mäta jonstråleströmmen.Med denna optik separeras jonbanorna i dipoler och fokuseras på olika ställen beroende på Q/A.På grund av olika faktorer som momentumdiffusion och rymdladdningsrepulsion har strålen vid fokus en viss bredd.Arterna kan endast separeras om avståndet mellan fokalpositionerna för de två jonarterna är större än strålens bredd.För att få högsta möjliga upplösning installeras en horisontell slits nära strålens midja, där strålen är praktiskt taget koncentrerad.En scintillationsskärm (CsI(Tl) från Saint-Gobain, 40 mm × 40 mm × 3 mm) installerades mellan slitsen och PC:n.Scintillatorn användes för att bestämma den minsta slits som de designade partiklarna måste passera genom för optimal upplösning och för att visa acceptabla strålstorlekar för högströms tunga jonstrålar.Strålbilden på scintillatorn registreras av en CCD-kamera genom ett vakuumfönster.Justera exponeringstidsfönstret så att det täcker hela strålens pulsbredd.
Datauppsättningar som används eller analyseras i den aktuella studien är tillgängliga från respektive författare på rimlig begäran.
Manke, I. et al.Tredimensionell avbildning av magnetiska domäner.Nationell kommun.1, 125. https://doi.org/10.1038/ncomms1125 (2010).
Anderson, IS et al.Möjlighet att studera kompakta neutronkällor vid acceleratorer.fysik.Rep. 654, 1-58.https://doi.org/10.1016/j.physrep.2016.07.007 (2016).
Urchuoli, A. et al.Neutronbaserad datormikrotomografi: Pliobates cataloniae och Barberapithecus huerzeleri som testfall.Ja.J. Physics.antropologi.166, 987-993.https://doi.org/10.1002/ajpa.23467 (2018).