前方への強力なリチウムビームのデモンストレーション | 株式会社ピークライダーソリューションズ

Scientific Reports volume 12、記事番号: 14016 (2022) この記事を引用

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研究用原子炉の代替品として、不要な放射線をほとんど発生しないため、リチウムビームドライバーを使用する小型の加速器駆動中性子発生装置が有力な候補となる可能性がある。しかし、強力なリチウムイオンビームを供給することは難しく、実用化は不可能だと考えられていました。不十分なイオン束という最も重大な問題は、直接プラズマ注入方式を適用することで解決されました。このスキームでは、レーザーアブレーションによって生成された金属リチウム箔からのパルス化された高密度プラズマが効率的に注入され、高周波四重極線形加速器 (RFQ リニアック) によって加速されます。 1.43 MeV まで加速した場合、35 mA のピークビーム電流が得られました。これは、従来の入射器および加速器システムが供給できる値よりも 2 桁高い値です。

中性子は、X 線や荷電粒子とは異なり、深い侵入深さと凝縮物質との独特の相互作用を持っているため、材料の特性を調査するための非常に多用途なプローブとなっています1、2、3、4、5、6、7。特に、中性子散乱技術は、凝縮物質の組成、構造、内部応力を研究するためによく使用され、X 線分光法では検出が難しい金属合金中の微量化合物に関する詳細な情報を得ることができます8。この技術は基礎科学における強力なツールと考えられており、金属やその他の材料メーカーによって採用されています。最近では、レールや航空機部品などの機械部品の残留応力を検出するために中性子回折が適用され始めています9、10、11、12。中性子は陽子が豊富な物質で簡単に捕捉できるため、石油やガスを探すために井戸でも使用されています13。同様の技術は土木分野でも活用されています。非破壊中性子検査は、建物、トンネル、橋の隠れた欠陥を検出するための効果的なツールです。中性子線の応用は科学研究と産業の両方で積極的に使用されており、これらの技術の多くは歴史的に原子炉を使用して開発されてきました。

しかし、核不拡散に対する世界的な合意により、研究目的の小型原子炉の建設はますます困難になりつつある。さらに、最近の福島原発事故により、原子炉の建設は社会的にほとんど受け入れられなくなりました。この傾向に伴い、加速器駆動中性子源の需要が増加しています2。いくつかの大型加速器駆動の核破砕中性子源施設が、原子炉の代替としてすでに稼働している 14,15。しかし、中性子線の特性をより有効に活用するには、産業界や大学規模の研究施設が保有できる小型の加速器駆動源の利用促進が不可欠である16。加速器駆動中性子源は、原子炉の代替として機能するだけでなく、新しい機能や特徴を追加します14。たとえば、線形加速器駆動の発電機は、ドライバービームを操作することで中性子束を簡単にパルス化できます。中性子は一度放出されると制御することが難しく、バックグラウンドの中性子によって引き起こされるノイズのため放射線測定の分析は困難です。加速器駆動のパルス中性子は、この問題を回避できます。陽子加速器技術に基づくいくつかのプロジェクトが世界中で提案されている17、18、19。陽子駆動の小型中性子発生器で使用される最も一般的な反応は、吸熱反応である 7Li(p, n)7Be および 9Be(p, n)9B です 20。ドライバー陽子線のエネルギーが閾値をわずかに上回るように選択された場合、過剰な放射線と放射性廃棄物を最小限に抑えることができます。しかし、標的となる原子核の質量は陽子よりもはるかに重いため、発生した中性子は四方八方に散乱します。このほぼ等方的な中性子束の放出により、研究中の物体への中性子の効率的な輸送が妨げられます。さらに、物体の位置で必要な中性子の線量を生成するには、ドライバー陽子の数とそのエネルギーの両方を大幅に増加する必要があります。その結果、高線量のγ線と中性子が大きな角度で分布し、吸熱反応の利点が損なわれてしまいます。典型的な陽子ベースの小型加速器駆動中性子発生装置には放射線防護のための厚い遮蔽があり、それはシステムの最も大規模な部分です。ドライバー陽子エネルギーを増加させる必要がある場合、通常、加速施設のサイズをさらに増加する必要があります。

従来の加速器駆動の小型中性子源の共通の欠点を克服するために、逆運動学的反応スキームが提案されている21。このスキームでは、陽子ビームの代わりに重いリチウムイオンビームがドライバービームとして使用され、ターゲットは炭化水素プラスチック、水素化物、水素ガス、水素プラズマなどの水素に富んだ材料です。ベリリウムイオンドライバービームなどの代替手段が検討されています。ただし、ベリリウムは有毒物質であるため、取り扱いには特別な注意が必要です。したがって、リチウムは逆運動学反応スキームに最も適したビームです。リチウム原子核の運動量は陽子よりも大きいため、核衝突の質量中心は前方に移動し続け、中性子も前方に放出されます。この機能により、大きな角度での不要なγ線と中性子の放出が大幅に排除されます22。従来のプロトンドライバーのケースと逆運動学シナリオの比較を図1に示します。

陽子対リチウムドライバービームの中性子生成角度の図 (Adobe illustrator CS5、15.1.0、https://www.adobe.com/products/illustrator.html を使用して描画)。 (a) ドライバー陽子ははるかに重いリチウム標的原子に衝突するため、この反応によって中性子はあらゆる方向に放出されます。 (b) 逆に、リチウムイオンドライバーが水素を豊富に含むターゲットに衝突すると、システムの質量中心速度が大きいため、中性子が狭い円錐内で前方向に生成されます。

しかし、陽子と比較して、必要な高電荷状態の重イオンの束を生成するのが難しいため、逆運動学セットアップを備えた中性子発生装置は少数しか存在しませんでした 23,24,25。これらの施設はすべて、タンデム静電加速器と組み合わせたマイナススパッタリングイオン源を利用しています。ビーム加速の効率を高めるために他のタイプのイオン源を使用することが提案されています26。いずれにせよ、利用可能なリチウムイオンビーム電流はわずか 100 μA に制限されます。 1 mA の Li3+27 を使用するという提案がありますが、この方法を使用したイオンビーム電流はまだ確認されていません。強度の点では、リチウムビーム駆動加速器は、10 mA を超えるピーク陽子電流が可能な陽子ビーム駆動加速器と競合することができませんでした28。

リチウムビームに基づく実用的なコンパクトな中性子発生装置を実現するには、高強度の完全にストリップされたイオンを生成することが好ましい。イオンは電磁力によって加速および誘導され、より高い電荷状態はより効率的な加速に寄与します。リチウムイオンビームドライバーには、10 mA 以上の Li3+ ピーク電流が必要です。

この研究では、高度な陽子加速器に匹敵する、最大 35 mA のピーク電流による Li3+ ビーム加速を実証します。最初のリチウムイオンビームはレーザーアブレーションによって作成され、もともと C6+ 加速のために開発された直接プラズマ注入スキーム (DPIS) が適用されました。特別に設計された高周波四重極線形加速器 (RFQ リニアック) は、4 ロッド共振構造を使用して製造されました 29。加速されたビームが設計どおりの高純度のビームエネルギーを有することを確認した。 Li3+ ビームが高周波 (RF) 加速器によって効率的に捕捉され加速されると、後続の線形加速器 (リニアック) セクションを使用して、ターゲットから強力な中性子束を生成するために必要なエネルギーを提供できます。

高フラックスイオンの加速は、すでに十分に確立された技術である。効率的で新しいコンパクトな中性子発生器の実現に向けた残りの課題は、完全に剥ぎ取られた多数のリチウムイオンの生成と、加速器内のRF周期と同期した一連のイオンパルスからなるバンチ構造の形成である。この目標を達成するために設計された実験の結果は、次の 3 つのサブセクションで説明されます: (1) 完全に除去されたリチウムイオンビームの生成、(2) 特別に設計された RFQ 線形加速器によるビームの加速、および (3)加速されたビームを分析してその内容を検証します。ブルックヘブン国立研究所 (BNL) では、図 2 に示す実験装置を構築しました。

加速されたリチウムビームのビーム解析に使用された実験装置の概要 (Inkscape、1.0.2、https://inkscape.org/ によって示されています)。右から左に、レーザーアブレーションプラズマがレーザーターゲット相互作用チャンバー内で生成され、RFQ リニアックに向かって輸送されます。 RFQ ライナックに入るとき、イオンはプラズマから分離され、ドリフト領域抽出電極と RFQ 電極間の 52 kV の電圧差によって生成される急激な電場によって RFQ ライナックに注入されます。抽出されたイオンは、長さ 2 m の RFQ 電極に導かれながら、22 keV/n から 204 keV/n まで加速されます。 RFQ リニアックの出口に設置された変流器 (CT) は、イオンビーム電流の非破壊測定を提供します。ビームは 3 つの四重極磁石によって集束され、Li3+ ビームを選択して検出器内に曲げるために使用される双極子磁石に導かれます。スリットの後ろでは、格納可能なプラスチックシンチレーターと、-400 V にバイアスされたファラデーカップ (FC) が、加速されたビームを検出するために使用されます。

完全にイオン化したリチウム (Li3+) イオンを生成するには、その第 3 イオン化エネルギー (122.4 eV) を超える温度のプラズマを生成する必要があります。私たちはレーザーアブレーションを用いて高温プラズマを生成することを試みました。リチウム金属は化学的に活性であり、特別な取り扱いが必要であるため、このタイプのレーザーイオン源はリチウムイオンビームの生成には一般的に使用されていません。リチウム箔をレーザー相互作用真空チャンバーに設置する際に、湿気や空気による汚染を最小限に抑えるためのターゲット装填システムを開発しました。すべての材料の準備は、乾燥アルゴンガスの制御された環境で実行されました。リチウム箔がレーザーターゲットチャンバーに取り付けられると、ショットあたり 800 mJ のエネルギーで Nd:YAG パルスレーザーによって箔が照射されました。レーザー出力密度は、ターゲット上の焦点で約 1012 W/cm2 であると推定されました。パルスレーザーが真空中でターゲットをアブレーションすると、プラズマが生成されます。プラズマは、主に逆制動放射プロセスによって、6 ns のレーザーパルスの間加熱され続けます。加熱段階では閉じ込められた外部場が適用されないため、プラズマは三次元的に膨張し始めます。プラズマがターゲットの表面で膨張し始めると、プラズマの質量中心は、600 eV/n のエネルギーでターゲット表面に垂直な速度を獲得します。加熱後、プラズマは等方的に膨張しながら軸方向にターゲットから遠ざかり続けます。

図 2 に示すように、アブレーションプラズマは、ターゲットと同じ電位を持つ金属容器に囲まれた真空空間に膨張します。したがって、プラズマは電界のない領域を通って RFQ ライナックの方向にドリフトします。真空チャンバーに巻かれたソレノイドコイルにより、レーザー照射チャンバーとRFQライナックの間に軸方向の磁場が印加されます。ソレノイド磁場は、RFQ アパーチャへの輸送中に高いプラズマ密度を維持するために、ドリフトプラズマの半径方向の膨張を抑制します。一方、プラズマはドリフト中に軸方向に膨張し続け、細長いプラズマを形成します。高電圧バイアスが、RFQ 入口の抽出開口部までプラズマを封入する金属容器に印加されます。バイアス電圧は、RFQ リニアックによる適切な加速に必要な 7Li3+ 注入速度を提供するように選択されます。

生成されたアブレーションプラズマには 7Li3+ だけでなく、他の充電状態のリチウムや汚染元素も含まれており、これらは同時に RFQ リニアックに輸送されます。 RFQ リニアックによる加速実験の前に、プラズマ中のイオンの種とエネルギー分布を調査するためにオフライン飛行時間 (TOF) 分析が実行されました。詳細な分析装置と観察された電荷状態分布については「方法」の項で説明します。分析の結果、図 3 に示すように 7Li3+ イオンが主な種であり、全粒子数の約 54% を占めることがわかりました。分析に基づいて、イオンビーム出射点における 7Li3+ のイオン電流は次のように推定されました。 1.87mA。加速試験中、79 mT のソレノイド磁場が膨張するプラズマに印加されました。その結果、プラズマから抽出され検出器で観測された 7Li3+ 電流は 30 倍に増加しました。

飛行時間分析を使用して得られた、レーザー生成プラズマ内のイオンの割合。 7Li1+ と 7Li2+ のイオンは、それぞれビームの 5% と 25% を構成します。実験誤差の範囲内で、検出された 6Li 種の割合は、リチウム箔ターゲット中の天然の 6Li 存在量 (7.6%) と一致しています。少量の酸素汚染 (6.2%)、主に O1+ (2.1%) および O2+ (1.5%) が観察されました。これは、リチウム箔ターゲットの表面酸化によるものと考えられます。

リチウムプラズマは、前述したように、RFQ リニアックに到達する前に電界のない領域を漂います。 RFQ リニアックの入口には、金属容器内に直径 6 mm のオリフィスがあり、52 kV でバイアスされています。 RFQ 電極の電圧は 100 MHz で ± 29 kV で急速に変化しますが、RFQ 加速器の電極は平均してゼロ電位であるため、電圧により軸方向の加速が生じます。オリフィスと RFQ 電極のエッジの間の 10 mm のギャップに強い電場が生成されるため、プラズマ内の陽イオンのみがオリフィスのプラズマから抽出されます。従来のイオン輸送システムでは、イオンは、RFQ 線形加速器のかなり前で電場によってプラズマから分離され、その後、ビーム集束素子によって RFQ アパーチャ内に集束されます。しかし、強力な中性子源に必要な強力な重イオンビームの場合、空間電荷効果による非線形反発力によりイオン輸送系で大きなビーム損失が発生し、加速できるピーク電流が制限されます。当社の DPIS では、空間電荷によるイオンビーム損失が発生しないように、高強度イオンがドリフトプラズマとして RFQ アパーチャの抽出ポイントに直接輸送されます。今回の実証では、DPIS が初めてリチウムイオンビームに適用されました。

RFQ 構造は、低エネルギー大電流イオンビームを束ねて加速するために開発され、加速の第 1 段階の標準になりました。 RFQ を使用して 7Li3+ イオンを 22 keV/n の注入エネルギーから 204 keV/n まで加速しました。プラズマ中のより低い電荷状態のリチウムおよび他の種もプラズマから抽出され、RFQ アパーチャに注入されましたが、7Li3+ に近い電荷対質量比 (Q/A) を持つイオンのみが RFQ リニアックで加速できました。

図 4 は、図 2 に示すように、RFQ リニアックの出口で変流器 (CT) によって検出された波形と、分析用磁石の後のファラデーカップ (FC) によって検出された波形を示しています。波形間の時間シフトは次のように説明できます。検出器の位置における TOF の違い。 CT で測定されたピークイオン電流は 43 mA でした。 CT 位置では、検出されたビームには設計エネルギーまで加速されたイオンだけでなく、十分に加速されていない 7Li3+ 以外のイオンも含まれる可能性があります。しかし、CTとFCで検出されたイオン電流波形の類似性は、イオン電流が主に加速された7Li3+からなり、FCでの電流ピークの減少はCTとFCの間のイオン輸送中のビーム損失によって引き起こされたことを意味します。。ビーム損失は包絡線シミュレーションによっても確認されました。 7Li3+ のビーム電流を正確に測定するために、次のセクションで説明するように、このビームを双極子磁石によって分析しました。

CT (黒いトレース) および FC (赤いトレース) 検出器の位置で記録された加速ビームの波形。これらの測定は、レーザー生成プラズマが生成されたときに光検出器によって検出されたレーザー光によってトリガーされました。黒い曲線は、RFQ リニアックの出口に取り付けられた CT で測定された波形を示しています。この検出器は RFQ リニアックに検出器が近接しているために 100 MHz RF ノイズを拾うため、98 MHz ローパス FFT フィルターを適用して、検出信号にかかる 100 MHz RF 共振信号を除去しました。赤い曲線は、分析用磁石が 7Li3+ イオンビームを誘導した後の FC での波形を示しています。この磁場では、7Li3+ に加えて N6+ と O7+ も輸送できます。

RFQ リニアックの後のイオンビームは、一連の 3 つの四重極集束磁石によって集束され、次に双極子磁石によって分析されてビーム内の不純物が分離されました。 0.268 T の磁場が 7Li3+ ビームを FC に向けました。この磁場による検出波形を図4の赤い曲線で示します。ビームのピーク電流は35mAに達し、既存の従来型静電加速器で得られる一般的なLi3+ビームの100倍以上に達しました。ビームパルス幅は半値全幅で２．０μｓであった。双極子磁場による 7Li3+ ビームの検出は、バンチングとビームの加速の成功を示します。双極子磁場を走査しながら FC によって検出されたイオンビーム電流を図 5 に示します。きれいな単一ピークが観察され、他のピークから十分に分離されています。 RFQライナックによって設計エネルギーまで加速されたすべてのイオンは同じ速度を持つため、同様のQ/Aを持つビームは双極子磁場によって分離することが困難です。したがって、7Li3+ と N6+ または O7+ を区別することができませんでした。ただし、不純物の量は隣接する電荷状態から推定できます。たとえば、N7+ と N5+ は容易に分離でき、不純物の一部である可能性がある N6+ は、N7+ および N5+ とほぼ同量であると予測されます。汚染量は約２％と推定された。

双極子磁場を走査することによって得られるビーム成分のスペクトル。 0.268 T のピークは 7Li3+ および N6+ に対応します。ピークの幅はスリットでのビームのサイズに依存します。ピーク幅にもかかわらず、7Li3+ は 6Li3+、O6+、および N5+ からは十分に分離されていますが、O7+ および N6+ からは分離されていません。

FCの位置では、図6に示すように、挿入可能なシンチレータを使用してビームプロファイルを確認し、高速デジタルカメラで記録しました。結果は、35mAのパルス7Li3+ビームが204keVのRFQ設計エネルギーまで加速されたことを示しました。 /n、これは 1.4 MeV に相当し、FC 検出器までずっと輸送されます。

FC の前にシンチレータースクリーンで観察されたビームプロファイル (フィジー、2.3.0、https://imagej.net/software/fiji/ で色付け)。分析双極子磁石の磁場は、RFQ 設計エネルギーまで加速された Li3+ イオンビームを導くように設定されました。緑色の領域内の青色のスポットは、シンチレーター材料の欠陥によるものです。

固体リチウム箔の表面をレーザーでアブレーションすることで 7Li3+ イオンの生成を達成しました。高電流イオンビームは、DPIS を使用して特別に設計された RFQ 線形加速器によって捕捉され、加速されました。磁石の分析後に FC で達成されたピーク 7Li3+ 電流は、1.4 MeV のビームエネルギーで 35 mA でした。これは、逆運動学中性子源を実現する上で最も重要な部分が実験的に達成されたことを証明します。この論文のこのセクションでは、高エネルギー加速器と中性子ターゲットステーションを含むコンパクトな中性子源設計全体について説明します。設計は、私たちの研究室の既存のシステムで得られた結果に基づいています。リチウム箔とRFQ線形加速器の間の距離を短くすることによって、ピークイオンビーム電流をさらに増加させることができることに留意すべきである。図7は、提案された小型加速器駆動中性子源の全体概念を示しています。

提案されたコンパクトな加速器駆動中性子源の概念設計 (Freecad、0.19、https://www.freecadweb.org/ によって描画)。右から左へ：レーザーイオン源、ソレノイドマグネット、RFQライナック、中エネルギービーム輸送（MEBT）、IHライナック、中性子発生用の相互作用チャンバー。発生した中性子線は指向性が強いため、主に前方方向に放射線が遮蔽されます。

RFQ リニアックの後には、さらなる加速のためにインターデジタル H 構造線形加速器 (IH リニアック)30 が計画されています。 IH 線形加速器は、π モードドリフト管構造を使用して、特定の速度範囲に対して高い電場勾配を提供します。 1D 縦力学シミュレーションと 3D エンベロープシミュレーションに基づいて概念検討が行われました。計算の結果、妥当なドリフト管電圧 (450 kV 未満) と集束磁石の強度を備えた 100 MHz IH 線形加速器は、1.8 m で 40 mA のビームを 1.4 から 14 MeV まで加速できることがわかりました。加速器チェーンの末端でのエネルギーの広がりは± 0.4 MeV であると推定されており、これは中性子変換ターゲットで生成される中性子のエネルギースペクトルに大きな影響を与えません。さらに、ビームエミッタンスは十分に低いため、中程度の強度とサイズの四極磁石を使用する場合に通常必要とされるビームスポットよりも小さなビームスポットにビームを集束させることができます。 RFQ ライナックと IH ライナックの間の中エネルギービーム輸送 (MEBT) では、バンチャー共振器を使用してバンチ構造を保存します。横方向のビームサイズを制御するために、3 つの四重極磁石が使用されます。この設計戦略は多くの加速器施設で使用されています31、32、33。イオン源からターゲットチャンバーまでのシステム全体の推定全長は 8 m 未満で、標準的なセミトレーラートラックに積み込むことができます。

中性子変換ターゲットは線形加速器のすぐ下流に設置されます。逆運動学シナリオを使用した以前の研究に基づいて、ターゲットステーションの設計について説明します23。報告されている変換ターゲットには、固体材料 (ポリプロピレン (C3H6) および水素化チタン (TiH2)) およびガスターゲットシステムが含まれます。各ターゲットには長所と短所があります。固体ターゲットでは、厚さを細かく制御できます。ターゲットが薄いほど、中性子の発生の空間的位置がより正確に定義されます。ただし、そのようなターゲットには、依然としてある程度の望ましくない核反応や放射線が存在する可能性があります。一方、水素ガスターゲットは、主な核反応の生成物である 7Be の生成を除いて、よりクリーンな環境を実現できます。それにもかかわらず、水素ガスは阻止力が弱く、十分なエネルギーを蓄積するには長い物理的距離が必要です。これは、TOF 測定には若干不利です。さらに、水素ガスターゲットを封止するために薄膜が使用される場合、膜からのγ線の発生と入射リチウムビームのエネルギー損失を考慮する必要があります。

LICORNE ではポリプロピレンターゲットが使用されていましたが、ターゲットシステムはタンタル箔で密閉された水素ガスセルに更新されました。 7Li34 のビーム電流が 100 nA であると仮定すると、どちらのターゲットシステムも最大 107 n/s/sr を生成できます。この報告された中性子収量変換を私たちが提案する中性子源に適用すると、各レーザーショットで 7 × 10–8 C のリチウムドライバービームを供給できます。これは、1 秒あたりわずか 2 回のレーザーショットで、LICORNE が 1 秒間の連続ビームで提供する中性子よりも 40% 多い中性子を提供できることを意味します。レーザーショットの頻度が増加すると、総光束は容易に増加する可能性があります。市販されている 1 kHz レーザーシステムを想定すると、平均中性子束は単純に約 7 × 109 n/s/sr にスケールできます。

プラスチックのターゲットでシステムの高い繰り返し率を採用する場合、たとえばポリプロピレンの融点は 145 ～ 175 °C と低く、熱伝導率は 0.1 ～ 0.22 と低いため、ターゲットへの熱の蓄積を制御する必要があります。 W/m/K. 14 MeV のリチウムイオンビームの場合、ビームエネルギーを反応閾値 (13.098 MeV) まで下げるには、厚さ 7 μm のポリプロピレンターゲットで十分です。単一のレーザーショットによって生成されたイオンがターゲットに与える衝撃の合計を考慮すると、ポリプロピレンを通過するリチウムイオンのエネルギー蓄積は 64 mJ/パルスと推定されます。すべてのエネルギーが直径 10 mm の円内に伝達されると仮定すると、パルスあたりの対応する温度上昇は約 18 K/パルスになります。ポリプロピレンターゲットへのエネルギー蓄積は、放射損失やその他の熱損失がなく、すべてのエネルギー損失が熱として蓄積されるという単純な仮定に基づいています。 1 秒あたりのパルス数を増やすには熱の蓄積を除去する必要があるため、同じスポットでのエネルギーの蓄積を避けるためにテープ状のターゲットを使用する場合があります23。 100 Hz のレーザー繰り返し率でターゲット上に 10 mm のビームスポットがあると仮定すると、ポリプロピレンテープの走査速度は 1 m/s になります。ビームスポットの重なりが許容される場合、より高い繰り返し率が実現可能です。

また、ターゲットを損傷することなく、より強力なドライバービームを使用できるため、水素ガスセルターゲットについても調査しました。中性子線は、ガスセルの長さと内部の水素ガスの圧力を変えることで簡単に調整できます。加速器内のターゲットガス領域と真空を分離するには、通常、薄い金属箔が使用されます。したがって、フォイルでのエネルギー損失を補償するには、入射リチウムビームエネルギーを増加させる必要があります。報告書 35 で説明されているターゲットアセンブリは、1.5 気圧の H2 ガス圧を備えた長さ 3.5 cm のアルミニウム容器で構成されています。 16.75 MeV のリチウムビームは、空冷された厚さ 2.7 μm の Ta 箔を通ってセルに入り、セルの端でのリチウムビームのエネルギーは反応閾値まで減速します。リチウムビームのエネルギーを 14.0 MeV から 16.75 MeV に増加するには、IH ライナックを約 30 cm 延長する必要があります。

ガスセルターゲットからの中性子の放出も調査されました。 LICORNE で前述したガスターゲットの場合、GEANT436 シミュレーションは、参考文献 37 の図 1 に示すように、高度に指向性のある中性子が円錐内で生成されることを示しています。参考文献３５は、エネルギー範囲が０．７から３．０ＭｅＶの間であり、最大コーン開口部が一次ビームの伝播方向に対して１９．５°であったことを示している。高度に指向性のある中性子により、ほとんどの角度で遮蔽材の量を大幅に削減できるため、構造の重量が軽減され、測定装置を設置する際の柔軟性が向上します。放射線防護に関しては、中性子のほかに、このようなガスターゲットシステムは質量系の中心で 478 keV の γ 線も等方的に放出します 38。これらのγ線は、7Be の崩壊と、一次 Li ビームが Ta 入射窓に当たるときに生成される 7Li の脱励起によって生成されます。ただし、厚い Pb/Cu 円筒形コリメータを追加することにより、バックグラウンドを大幅に低減できます 35。

代替ターゲットとして、固体ターゲットほどではないものの、比較的高い水素圧力と中性子生成のための小さな空間領域を達成できるプラズマウィンドウ 39,40 を採用することができます。

私たちは、GEANT4を使用して、リチウムビームの予想されるエネルギー分布とビームサイズに応じた中性子変換ターゲットのオプションを検討しています。私たちのシミュレーションは、上記の文献に示されている水素ガスターゲットの一貫した中性子エネルギーと角度分布を示しています。どのターゲットシステムでも、水素が豊富なターゲット上の強力な 7Li3+ ビームによって駆動される逆運動学反応によって、高度に指向性のある中性子を生成できます。このように、既に確立されている技術を組み合わせることにより、新たな中性子源を実現することができる。

レーザー照射条件は加速実証前のイオンビーム生成実験を再現した。レーザーは、基本波長 1064 nm、スポットエネルギー 800 mJ、およびパルス持続時間あたり 6 ns でレーザー出力密度 1012 W/cm2 で使用された卓上ナノ秒 Nd:YAG システムでした。ターゲット上のスポットサイズは直径 100 μm と推定されました。金属リチウム（Alfa Aesar、純度99.9％）は十分に柔らかいため、精密にカットされた材料を金型に押し込みました。箔の寸法は２５ｍｍ×２５ｍｍ、厚さ０．６ｍｍであった。レーザーを照射するとターゲット表面にクレーター状のダメージが発生するため、電動ステージでターゲットを移動させ、レーザーショットごとにターゲット表面の新しい部分を提供しました。残留ガスによる再結合を避けるために、チャンバー内の圧力は 10-4 Pa の範囲以下に保たれました。

レーザースポットサイズが 100 μm で、生成から 6 ns 以内であったため、初期レーザープラズマの体積は小さくなります。ピンポイントでボリュームが拡大していくと考えられます。検出器をターゲット表面から一定の距離 xm に置くと、得られる信号はイオン電流 I、イオンの到達時間 t、パルス幅 τ に対して次の関係に従います。

生成されたプラズマは、レーザーターゲットから 2.4 m および 3.85 m 離れた位置にある FC およびエネルギーイオン分析装置 (EIA) を介した TOF によって検査されました。 FC には、電子を防ぐために -5 kV にバイアスされたサプレッサーメッシュがありました。 EIA には 90 度の静電偏向器があり、これは 2 つの同軸金属円筒電極で構成され、電圧は同じですが極性が反対で、外側がプラス、内側がマイナスです。膨張するプラズマはスリットの後ろの偏向器に導かれ、シリンダー全体にわたる電場によって曲げられました。 E/z = eKU の関係を満たすイオンは、二次電子増倍管 (SEM) (浜松 R2362) によって検出されます。ここで、E、z、e、K、U はイオンのエネルギー、電荷状態、電荷です。それぞれ電子の、EIA 幾何学的係数、および電極間の電位差です。偏向器にかかる電圧を変化させると、プラズマ内のイオンのエネルギーと電荷状態の分布が得られました。 EIA の走査電圧 U/2 の範囲は 0.2 V ～ 800 V で、これは荷電状態ごとに 4 eV ～ 16 keV のイオンエネルギーに相当します。

「完全剥離リチウムビームの生成」で説明したレーザー照射条件で解析したイオンの電荷状態分布を図8に示します。

分析されたイオンの電荷状態分布。これは、EIA によって分析され、式 (1) を使用してリチウム箔から 1 m 離れた位置でスケールされたイオン電流密度の時間的プロファイルです。 (1)と(2)。レーザー照射条件は「完全剥離リチウムビームの生成」の項に記載した条件を使用した。それぞれの電流密度を積分することで、図3に示すプラズマ中のイオンの割合を計算しました。

レーザーイオン源は、高電荷状態の数ミリアンペアクラスの強力なイオンビームを提供できます。しかし、空間電荷の反発力によりビームの到達が非常に難しいため、一般的には使用されていませんでした。従来の方式では、イオンビームはプラズマから抽出され、ビームラインを通って第1段加速器に輸送されます。ビームラインには、加速器の受け入れ条件に合わせてイオンビームを成形するいくつかの集束磁石が備わっています。ビームラインでは、空間電荷力により、特に低速領域でビームが非線形に発散し、深刻なビーム損失が観察されます。医療用炭素加速器の設計におけるこの問題を克服するために、新しいビーム送出方式、つまり DPIS41 が提案されています。私たちはこの技術を新しい中性子源の強力なリチウムイオンビームの加速に応用しました。

プラズマが生成・拡大する空間は、図4に示すように金属製の容器で囲まれています。密閉空間はソレノイドコイル内の容積も含めてRFQ共振器の入口まで延長されています。５２ｋＶの電圧が容器に印加された。 RFQ 共振器では、RFQ が接地されているため、イオンは直径 6 mm の開口部を通る電位によって抽出されました。イオンはプラズマ状態で送達されるため、ビームラインでの非線形反発力を排除できます。さらに、前述したように、DPIS と組み合わせたソレノイド場を適用して、抽出オリフィスでのイオン密度を制御および強化しました。

RFQ リニアックは、図 9a に示すように円筒形の真空チャンバーで構成されています。その内部には、4本の無酸素銅ロッドがビーム軸の周りに四重極対称で配置されています（図9b）。 4 本のロッドとチャンバーは共振 RF 回路を形成します。誘導された RF 場により、ロッド上に時間とともに変化する電圧が生成されます。軸の周りで長手方向に注入されたイオンは、四重極場によって横方向に閉じ込められます。その間、ロッドの先端が調整されて軸方向の電場が生成されます。軸方向電界は、入射された連続ビームをビームバンチと呼ばれる一連のビームパルスに分割します。各バンチは、1 RF 期間 (10 ns) 内の特定の期間に含まれます。隣接するバンチは、RF 周期に従って間隔があけられます。 RFQ リニアックでは、レーザーイオン源からの 2 μs ビームが 200 個のビームバンチの列に変換されます。次に、束は設計されたエネルギーまで加速されます。

RFQ リニアック加速器。 (a) (左) RFQ リニアックチャンバーの外側。 (b) (右) チャンバー内の 4 ロッド電極。

RFQ リニアックの主な設計パラメータは、ロッド電圧、共振周波数、ビームボア半径、および電極の変調です。ロッド電圧± 29 kV は、電界が絶縁破壊の閾値よりも低くなるように選択されました。共振周波数が低いほど、横方向の集束力は大きくなりますが、平均加速場は小さくなります。ボア半径が大きいほど、より大きなビームサイズを受け入れることができ、したがって空間電荷の反発力が小さくなるため、より大きなビーム電流を受け入れることができます。一方、ボア半径が大きいほど、RFQ リニアックに電力を供給するためにより大きな RF 電力が必要になります。また、現場の品質要件からも制限されます。これらのバランスから、大電流ビーム加速用に共振周波数 (100 MHz) とボア半径 (4.5 mm) が選択されました。変調は、損失の少ないビーム束を作成し、加速効率を最大化するために選択されました。設計は繰り返し最適化され、2 m で 40 mA の 7Li3+ イオンを 22 から 204 keV/n まで加速する RFQ リニアック設計が得られました。実験中に測定された RF 電力は 77 kW でした。

RFQ リニアックは、一定範囲の Q/A を持つイオンを加速できます。したがって、線形加速器の端まで輸送されるビームを分析するには、同位体およびその他の種を考慮する必要があります。さらに、部分的に加速されたものの、加速器の途中で加速条件から脱落した目的のイオンは、横方向の閉じ込めを満たし、最後まで届けることができます。設計粒子 7Li3+ 以外の不要ビームを不純物と呼びます。私たちの実験では、リチウム金属箔は空気中の酸素や窒素と反応する可能性があるため、不純物に関する主な懸念は 14N6+ と 16O7+ です。これらのイオンには、7Li3+ と一緒に加速できる Q/A があります。双極子磁石を使用して異なる Q/A のビームを分離し、RFQ リニアック後のビームを分析しました。

RFQ リニアックの後のビームラインは、双極子磁石の後の FC に向かって完全に加速された 7Li3+ ビームを輸送するように設計されました。 -400 Vにバイアスされた電極を使用してカップからの二次電子を抑制し、イオンビーム電流を正確に測定しました。これらの光学系を使用すると、イオンの軌道が双極子内で分離され、Q/A に応じて異なる位置に集中します。焦点位置でのビームは、運動量の広がりや空間電荷の反発力などのいくつかの要因により、一定の幅を持ちます。 2 つのイオン種の焦点位置間の距離がビーム幅よりも大きい場合にのみ、イオン種を分離できます。可能な限り高い解像度を達成するために、ビームがほぼ焦点に集まるビームのウエスト付近に水平スリットが設置されました。スリットと FC の間にシンチレータースクリーン (サンゴバンの CsI (Tl)、40 mm × 40 mm × 3 mm) がありました。シンチレーターは、最高の分解能を達成するために設計粒子が通過する最小スリットサイズを決定し、高電流重イオンビームの合理的なビームサイズが実現できることを実証するために使用されました。シンチレーター上のビーム画像は、真空窓を通して CCD カメラで撮影されました。露光時間ウィンドウは、ビームのパルス幅全体をカバーするように調整されました。

現在の研究中に使用または分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

マンケ、I.ら。磁区の三次元イメージング。ナット。共通。 1、125。https://doi.org/10.1038/ncomms1125 (2010)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

アンダーソン、IS et al. コンパクトな加速器駆動中性子源による研究の機会。物理学。議員654、1-58。 https://doi.org/10.1016/j.physrep.2016.07.007 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ウルシウオリ、A.ら。中性子ベースのコンピュータマイクロトモグラフィー: テストケーススタディとしての Pliobates cataloniae と Barberapithecus huerzeleri。午前。Ｊ．Ｐｈｙｓ．人類ポール。 166、987–993。 https://doi.org/10.1002/ajpa.23467 (2018)。

論文 PubMed Google Scholar

Krawitz、AD 中性子ひずみ測定。メーター。科学。テクノロジー。 27、589–603。 https://doi.org/10.1179/1743284710Y.0000000029 (2011)。

記事 CAS Google Scholar

Vandersluis, E.、Ravindran, C.、Sediako, D.、Elsayed, A. & Byczynski, G. A319 Al 合金の段階的凝固におけるストロンチウム修飾: その場中性子回折研究。 J.合金。コンプ 792、240–249。 https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2019.04.037 (2019)。

記事 CAS Google Scholar

シェン、C.ら。ワイヤーアーク積層造形プロセスを使用して製造された Fe-Fe3Ni 傾斜機能材料の熱誘起相進化: その場中性子回折研究。 J. アロイズ Compd. 826、154097。https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2020.154097 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Liss, KD、Harjo, S.、Kawasaki, T.、Aizawa, K. & Xu, P. その場中性子回折で測定した、Al-10Sr 合金内のアルミ化ストロンチウムの異方性熱格子膨張と結晶構造。 J. アロイズ Compd. 869、159232。https://doi.org/10.1016/j.jallcom.2021.159232 (2021)。

記事 CAS Google Scholar

池田達也ほか中性子とシミュレーションを使用した積層造形大型自動車部品の残留応力解析。 SAE テクニカルペーパー 2020-01-1071。 https://doi.org/10.4271/2020-01-1071 (2020)。

Loke, K. et al. 厚さ方向の中性子回折測定を使用した、角度を付けてスプレーされたコールドスプレーコーティングの残留応力解析。Ｊ．サーム．噴射。テクノロジー。 30、1810 ～ 1826 年。 https://doi.org/10.1007/s11666-021-01252-5 (2021)。

記事 ADS Google Scholar

佐々木哲ほか中性子回折によるレールの残留応力の測定。 265、1402～1407を着用してください。 https://doi.org/10.1016/j.wear.2008.04.047 (2008)。

記事 CAS Google Scholar

ブラウン、Ｄ．ら。積層造形された 304L ステンレス鋼の機械的応答に対する微細構造の影響のその場中性子回折研究。メタル。メーター。トランス。 A 48、6055–6069。 https://doi.org/10.1007/s11661-017-4330-4 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

ロイ、T.ら。中性子回折によって調査されたレーザークラッド重量物レールの残留応力。 J. メーター。プロセス。テクノロジー。 278、116511。https://doi.org/10.1016/j.jmatprotec.2019.116511 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

Krakowiak, K. et al. 従来の油井セメント系のナノケモメカニカル特性: 高温と硬化時間の影響。セム。結論解像度 67、103–121。 https://doi.org/10.1016/j.cemconres.2014.08.008 (2015)。

記事 CAS Google Scholar

Jie, W. et al. 中国の核破砕中性子源 - 応用の見通しの概要。中国の物理学。 C 33、1033–1042。 https://doi.org/10.1088/1674-1137/33/11/021 (2009)。

記事 Google Scholar

メイソン、TE 他破砕中性子源: 材料研究のための強力なツール。 AIP会議手順 773、21–25。 https://doi.org/10.1063/1.1949491 (2015)。

記事 ADS Google Scholar

池田裕也ほか小型加速器ベースの中性子源の中性子工学回折への応用の展望。 Nucl. インストラム。方法 A 833、61 ～ 67。 https://doi.org/10.1016/j.nima.2016.06.127 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

小林哲也、大竹裕子、九島裕也、池田裕也、林崎直子、コンクリート構造物の非破壊検査用加速器駆動可搬型中性子源の開発。 2017 年の IEEE 核科学シンポジウムおよび医用画像会議 (NSS/MIC)、1-2。 https://doi.org/10.1109/NSSMIC.2017.8532890 (2017)。

イバラ、A. et al. IFMIF-DONES プロジェクト: 予備工学設計。 Nucl. Fusion 58、105002。https://doi.org/10.1088/1741-4326/aad91f (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

池田伸、大竹裕、小林哲、林崎直子、コンパクト中性子源 RANS-III 用 500 MHz RFQ 線形加速器の設計。 Nucl. インストラム。方法 B 461、186 ～ 190。 https://doi.org/10.1016/j.nimb.2019.09.051 (2019)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Kiyanagi, Y.、Saakurai, Y.、Kumada, H.、Tanaka, H. 世界中の加速器ベースの BNCT プロジェクトの状況。 AIP会議手順 https://doi.org/10.1063/1.5127704 (2019)。

記事 Google Scholar

JR ヴァンホイ、NA グアルダラ、GA グラス逆運動学反応からの指向性中性子ビーム。 AIP会議手順 1336 年、463 ～ 468 年。 https://doi.org/10.1063/1.3586142 (2011)。

記事 ADS CAS Google Scholar

デイビス、J.ら。高強度のレーザーとターゲットの相互作用によって駆動される 7Li(d, xn) 核融合反応からの中性子生成。プラズマ物理学コントロール。 Fusion 52、045015。https://doi.org/10.1088/0741-3335/52/4/045015 (2010)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Lebois, M. et al. p(7Li,n)7Be逆反応を利用した運動学的集束中性子源の開発。 Nucl. インストラム。方法 A 735、145 ～ 151。 https://doi.org/10.1016/j.nima.2013.07.061 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Qi、L.ら。高速中性子領域における 238U(n, f) の即発核分裂 γ 線スペクトルの統計的研究。物理学。 Rev. C 98、014612。https://doi.org/10.1103/PhysRevC.98.014612 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

リー、HP 他。コンパクト強力高速中性子施設用のCW線形加速器の設計。 Nucl. インストラム。方法 A 930、156 ～ 166。 https://doi.org/10.1016/j.nima.2019.03.086 (2019)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Zhang、J.ら。ハイブリッド 2.45 GHz マイクロ波 7Li3+ イオン源用のコンパクトな磁石システムの設計。 Nucl. インストラム。方法 A 969、164019。https://doi.org/10.1016/j.nima.2020.164019 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

パーク、JY 他 KBSI加速器用28GHz超伝導電子サイクロトロン共鳴イオン源の最初の結果。科学牧師。インストラム。 87、02A717。 https://doi.org/10.1063/1.4933029 (2016)。

論文 CAS PubMed Google Scholar

ロバノフ、NR セシウムスパッタ型イオン源による強力な負リチウムビームの生成。 Nucl. インストラム。方法 B 415、72 ～ 81。 https://doi.org/10.1016/j.nimb.2017.11.004 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Schempp、A.、Deitinghoff、H.、Ferch、M.、Junior、P. & Klein、H. 軽イオン加速用の 4 ロッド λ/2-RFQ。 Nucl. インストラム。方法 B 10–11、831–8 https://doi.org/10.1016/0168-583X(85)90119-3 (1985)。

記事 ADS Google Scholar

ノルティ、E.ら。ミュンヘン重イオン後加速器。核楽器方法 158、311 ～ 324。 https://doi.org/10.1016/S0029-554X(79)93145-8 (1979)。

記事 ADS CAS Google Scholar

岡村正人ほか AGS-RHICの陽子入射装置用の新しい中エネルギービーム輸送ライン。線形加速器会議 LINAC2010 の議事録、つくば、日本、458–460 (2010)。

Raparia, D. et al. A. BNL 200 MeV リニアックにおける低エネルギーおよび中エネルギーのビーム輸送のアップグレード。線形加速器会議 LINAC2010 の議事録、つくば、日本、455–457 (2010)。

Haseroth, H. CERN 重イオン施設。第 4 回欧州粒子加速器会議 EPAC'94 の議事録、英国ロンドン、138 ～ 142 (1994)。

Wilson, JN、Lebois, M.、Halipré, P.、Oberstedt, S. & Oberstedt, A. 高速中性子によって引き起こされる核分裂における即時放出。物理学。プロセディア 64、107–113。 https://doi.org/10.1016/j.phpro.2015.04.014 (2015)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ウィルソン、JNら。 238U(n, f) 反応からの核分裂フラグメントの電荷収量の異常。物理学。レット牧師。 118、222501。https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.118.222501 (2017)。

論文 ADS CAS PubMed Google Scholar

アリソン、J.ら。 Geant4 の最近の開発。核楽器メス。 A 835、186-225。 https://doi.org/10.1016/j.nima.2016.06.125 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Qi、L.ら。 LICORNE 中性子源からの高速指向性中性子を使用した 239Pu(n, f) の即時核分裂ガンマ線放出スペクトルデータ。 EPJ Web会議 169, 00018。 https://doi.org/10.1051/epjconf/201816900018 (2018)。

記事 CAS Google Scholar

アグネス、P. et al. 核および電子の反動に対する液体アルゴンのエネルギー応答の測定。物理学。 Rev. D 97、112005。https://doi.org/10.1103/PhysRevD.97.112005 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Hershcovitch, A. 真空と大気の境界面用のプラズマウィンドウと、非真空イオン材料の改質用ソースの集束レンズ。科学牧師。資料 69、868–873。 https://doi.org/10.1063/1.1148468 (1998)。

記事 ADS CAS Google Scholar

De Beer, A.、Hershcovitch, A.、Franklyn, CB、Van Straaten, S. & Guzek, J. 単一エネルギー高速中性子生成用の高圧差動ポンプ重水素ガスターゲットのプラズマウィンドウの性能 – 暫定結果。 Nucl. インストラム。方法 B 170、259 ～ 265。 https://doi.org/10.1016/S0168-583X(00)00175-0 (2000)。

記事 ADS Google Scholar

岡村正人：重イオン慣性核融合用レーザーイオン源。マターラジット。極値 3、61 ～ 66。 https://doi.org/10.1016/j.mre.2017.12.002 (2018)。

記事 Google Scholar

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ブルックヘブン国立研究所での実験研究は、契約 DE-SC0012704 に基づき、米国エネルギー省科学局によって支援されました。この研究は、JSPS 科研費助成金番号 JP20K20404、ブルックヘブン国立研究所のプログラム開発助成金、およびチェコ共和国教育・青少年・スポーツ省 (MEYS) からのモビリティプロジェクト (モビリティ助成金番号 MSM100481902) によって支援されました。

ブルックヘブン国立研究所、アプトン、ニューヨーク州、11973、米国

Masahiro Okamura, Shunsuke Ikeda & Takeshi Kanesue

RIKEN, Hirosawa, Wako, Saitama, 351-0198, Japan

Masahiro Okamura

Tokyo Tech World Research Hub Initiative (WRHI), Tokyo Institute of Technology, 4259 Nagatsuta, Midori-ku, Yokohama, Kanagawa, 226-8503, Japan

Masahiro Okamura

長岡技術科学大学新潟県長岡市上富岡1603-1

Kazumasa Takahashi

チェコ科学アカデミー核物理研究所、Hlavní 130, 250 68, Husinec-Řež, Czech Republic

アントニーノ・カンナヴォ、ジョバンニ・チェッチョ、アナスタシア・カッシサ

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MO、TK、SI、KTはリチウムビームの加速を実施し、データを解析した。 SI は、本格的な加速器中性子源を設計するためにポスト加速器内のイオンビームをシミュレートしました。 ACとGCによるプラズマ分析を行い、提案したシステムで発生する中性子の特性をシミュレーションにより調査し、中性子発生室や放射線遮蔽などの加速器中性子源システムの詳細を設計した。 AC は、中性子変換器ターゲットアセンブリの GEANT4 シミュレーションを作成しました。著者全員が原稿の執筆に協力しました。

岡村正広さんへの対応です。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

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転載と許可

岡村正人、池田真司、兼末哲也、他前方パルス中性子発生のための強力なリチウムビームのデモンストレーション。 Sci Rep 12、14016 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-18270-0

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受信日: 2022 年 4 月 21 日

受理日: 2022 年 8 月 8 日

公開日: 2022 年 8 月 18 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-18270-0

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