Ускорители тяжёлых ионов. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

Ускорители тяжёлых ионов - мощные ускорит. установки, предназначенные для получения интенсивных пучков тяжёлых ионов (элементов тяжелее лития) в широком диапазоне масс и энергий. Использование пучков ускоренных тяжелых ионов стало в кон. 20 в. осн. методом исследований в области ядерной физики. Тяжёлые ионы используются в изучении деления ядер, свойств ядер вблизи границы устойчивости, в исследовании механизма взаимодействия сложных ядерных систем, состоящих из большого числа нуклонов, в к-рых проявляются коллективные эффекты, связанные со свойствами ядерной материи. Это позволяет получать важную физ. информацию не только в области ядерной физики, но и в физике твёрдого тела, астрофизике и др. Реакции с тяжёлыми ионами дают принципиальные возможности для синтеза тяжёлых элементов, включая синтез и изучение свойств сверхтяжёлых элементов.

Большие удельные потери тяжёлых ионов позволяют исследовать вещество в экстремальных состояниях, в условиях сверхвысоких температур и существенного изменения структуры материала. Эти уникальные свойства тяжёлых ионов дают возможность использования их для моделирования радиац. повреждений разл. материалов, подвергающихся воздействию больших нейтронных потоков в совр. ядерных реакторах, для глубокой послойной имплантации прецизионных трековых мембран, в биофизике, биомедицине и т. д. T. о., исследования с помощью тяжёлых ионов проводятся во MH. областях, связанных как с фундам. проблемами совр. ядерной физики, так и с решением прикладных задач.

Методы генерации (получения) тяжёлых ионов

Диапазон ускоряемых частиц и интенсивность пучка во многом определяются возможностями ионных источников. Для T. и. у. используются источники высокозарядных ионов.

Вероятность образования иона с зарядом Z в результате одиночного электронного удара быстро уменьшается с увеличением Z, поэтому для получения достаточно эффективного выхода высокозарядных ионов используют процессы многократной ионизации. Для этого необходимо увеличить время пребывания ионов в облаке плазмы, содержащей горячие электроны. Темп-pa электронов Е_е должна лежать в диапазоне кэВ

если необходимо достичь больших значений Z и избежать процессов прямого захвата электронов (процесс рекомбинации). Кроме того, для образования высокозарядных ионов должно выполняться условие

, т. е. плотность плазмы h должна превосходить плотность нейтрального газа n₀, чтобы свести до минимума захват электронов в результате столкновений. Если обозначить концентрацию электронов в плазме п_е, а время её удержания т, то условия образования многозарядных ионов для трёх типичных случаев можно записать след. образом:

а) если

с/см³, E_е<100 эВ, то образуются тяжёлые ионы с малым Z;

б) многозарядные ионы лёгких элементов с макс. Z (полная обдирка) образуются, если

с/см³, Е_е<5 кэВ;

в) многозарядные ионы тяжёлых элементов с большим Z образуются при

с/см³, E_e,~40 кэВ.

Эти условия реализуются в той или иной степени в разл. конкретных типах источников.

Дуанлазмотрон (DP)

В источнике этого типа разрядный столб зажигается между катодом и анодом сквозь канал промежуточного электрода. В зазоре анод - промежуточный электрод за счёт сильного неоднородного радиаль-но-симметричного магн. поля, создаваемого наконечниками электродов, образуется плотная анодная плазма, обладающая повышенной по сравнению с катодной плазмой температурой вторичных электронов. Эти электроны ионизуют рабочее вещество вплоть до образования многозарядных ионов. Осн. параметры

Е_е= 10 эВ, длительность импульса 1 MC, частота повторения 100 Гц. Однако возможности DP ограничены из-за малой величины n_eт, поэтому он в осн. используется как источник низкозарядных ионов для инжекторов линейных ускорителей (для малых Z он позволяет получать большие импульсные интенсивности пучка).

Дуговой источник (PIG)

B дуговом источнике образование многозарядных ионов происходит в плазменном разряде за счёт ступенчатой ионизации (~ 100 мкс) нейтрального газа электронами, осциллирующими в магн. поле в промежутке катод - антикатод. Осн. параметры PIG:

, Е_е~ 100 эВ, длительность импульса 1-3 мс при частоте повторения импульсов 100-200 Гц. В плазменном разряде источника PIG в результате ионной бомбардировки происходит интенсивное разрушение материала катода и антикатода, вследствие чего срок службы источника обычно не превосходит 25-30 ч. Тем не менее источник данного типа позволяет получать в определ. диапазоне зарядового спектра наиб. интенсивности пучков ионов из веществ, находящихся как в газовой, так и твердотельной фазах.

Источник с электронно-циклотронным резонансом (ECR)

Этот тип источника-двухступенчатый. В первой ступени с помощью электронов, разогретых за счёт передачи энергии вынужденных СВЧ-колебаний на ларморовской электронной частоте f_л, создаётся низкозарядная плазма при давлении 10^-2 -10^-3 тор (подводимая мощность СВЧ<0,5 кВт, f_л = 6,4- 16 ГГц для разл. типов конструкций). Во второй стадии создаётся давление ~10^-7 тор, холодная плазма диффундирует в зеркальную магнитную ловушку, где за счёт электронно-циклотронного резонанса (мощность СВЧ 1 -1,5 кВт) энергия электронов плазмы повышается до 1 -10 кэВ. Магн. ловушка в зоне ионизации плазмы быстрыми электронами увеличивает время их взаимодействия с ионами до 10-50 мс

и заметно повышает заряд ионов. Источник прекрасно воспроизводит характеристики пучка, обладает высокой надёжностью в работе и большим сроком службы.

Лазерный источник (ЛИМЗ)

В источнике этого типа в результате взаимодействия сфокусированного лазерного излучения с поверхностью мишени создаётся плазменный факел с высокими температурой и плотностью электронов, поглощающий осн. часть световой энергии. В нём за времена ~ 1 мкс происходят ионизация и образование многозарядных ионов. Осн. параметры лазерного источника при использовании СО₂-лазера:

с/см³, Е_е до 100 эВ, длительность импульса 1 -10 мкс при частоте повторения импульсов 1 Гц. Источник позволяет получать высокозарядные ионы с относительно большой интенсивностью пучка в импульсе, поэтому он применяется в ускорителях импульсного действия (синхротроны, накопительные кольца).

Электронно-лучевой источник (EBTS)

В этом источнике образование высокозарядных ионов происходит в результате длительного (сотни MC) времени взаимодействия низкозарядных ионов с интенсивным электронным пучком с энергией в неск. десятков кэВ и плотностью тока до 1000 А/см². Такие времена взаимодействия обеспечиваются удержанием ионов в потенц. яме, образованной в радиальном направлении полем пространств. заряда электронного пучка, проходящего внутри системы дрейфовой трубки, а в аксиальном направлении - подъёмом потенциала на крайних секциях дрейфовой трубки. Осн. параметры электронно-лучевого источника:

с/см³, Е_е~(50 - 60) кэВ, длительность импульса ~50 мкс при частоте повторения импульсов 1 Гц. Этот источник используется в ускорителях импульсного действия.

Особенности работы источников можно проиллюстрировать нек-рыми графиками. На рис. 1 представлена рабочая область параметров Е_е и

для разл. типов источников тяжёлых ионов, а какими зарядами обладают генерируемые этими источниками ионы, можно видеть из рис. 2. Зависимость интенсивности пучка от заряда для ионов Xe в разл. типах источников приведена на рис. 3.

Рис. 1. Рабочая область параметров E_e, и n_eдля различных типов источников тяжёлых ионов: DP - дуаплазмотрон; PIG - дуговой источник; ECR - источник с электронно-циклотронным резонансом; EBIS -электронно-лучевой источник.

Рис. 2. Возможности источников тяжёлых ионов различного типа. Верхняя кривая (Z/A)_max соответствует полностью обдирным ионам, где Z и А-атомный номер и масса иона соответственно.

Рис. 3. Зависимость интенсивности пучка от заряда для ионов Xe в различных типах источников.

Кроме получения ионов непосредственно из источника, возможен и др. метод генерации высокозарядных ионов. Ускоренные тяжёлые ионы при прохождении через тонкую мишень (газовую или твердотельную) в результате взаимодействия с атомами мишени теряют часть электронов и увеличивают своё зарядовое состояние. При равновесной толщине мишени прошедшие частицы имеют заряды Z, распределённые вокруг нек-рого среднего, равновесного заряда по нормальному закону Гаусса F(Z)

Равновесный заряд Z определяется атомным номером ускоренной частицы и её скоростью (энергией). Величина равновесного заряда растёт с энергией ионов, а дисперсия распределения d падает с её увеличением. Этот метод получения высокозарядных тяжёлых ионов, называемый обдиркой, широко используется и является основой для создания больших ускорительных комплексов разл. типов, позволяющих получать пучки ионов в большом диапазоне масс и энергий.

Ускорение тяжёлых ионов в электростатических и линейных ускорителях

Этот способ ускорения достаточно широко распространился в последние 20-25 лет. В ускорителях этого типа получают пучки с высоким энергетич. разрешением

малым эмиттансом (неск. p·мм·мрад) и плавной вариацией по энергии, что весьма удобно в прецизионных исследованиях структуры ядерной материи. Схема совр. эл--статич. ускорителя дана на рис. 4. Пучок отрицат. ионов, генерируемых в источнике, ускоряется высоковольтным инжектором и затем вводится в осн. ускоритель, представляющий собой заполненный изолирующим газом под высоким давлением кожух, внутри к-рого расположена система ускоряющих трубок. Здесь ионы, пройдя через газовую или твердотельную мишень (или их комбинацию), в результате обдирки увеличивают свой заряд и ускоряются высоковольтным потенциалом терминала до конечной энергии (эффективность обдирки зависит от типа ионов и величины высоковольтного потенциала).

Рис. 4. Схематическое изображение современного электростатического ускорителя вертикального типа.

Энергия ионов на выходе ускорителя для одной обдирки определяется выражением

где E-полная энергия, V_т и V_и - потенциалы на терминале и инжек-ции соответственно,

-равновесный заряд иона после обдирки. Для двойной обдирки

где

-равновесный заряд иона после второй обдирки. Расчётные зависимости масс тяжёлых ионов, ускоренных до энергии 6 МэВ/нуклон (энергия ку-лоновского барьера на урановой мишени), от значения высоковольтного потенциала на терминале для 4 комбинаций обдирочных мишеней представлены на рис. 5. Интенсивность ускоренного до конечной энергии пучка для ионов ср. масс

при двойной обдирке (фольга - фольга) составляет ~5·10^-3 от интенсивности инжектируемого пучка.

Рис. 5. Зависимость массы тяжёлых ионов, ускоренных в электростатическом ускорителе до энергии 6 МэВ/нуклон от высоковольтного потенциала на терминале для четырёх комбинаций обдирочных мише- ней. Для одиночной обдирки фольга или газовая мишень находятся под потенциалом терминала, в случае двойной обдирки втораямишень установлена под 2/3 потенциала терминала.

Эл--статич. ускорители позволяют получать пучки тяжёлых ионов в массовом диапазоне A =< 100 с энергией до 10 МэВ/нуклон и интенсивностями (10⁹-10¹¹)с^-1. Дальнейшее увеличение энергии и расширение диапазона ускоряемых масс связано с их использованием в качестве инжекторов в ускорители др. типов (циклотроны, линейные ускорители, синхротроны).

Рис. 6. Различные схемы линейных ускорителей тяжёлых ионов.

Ускорение тяжёлых ионов может быть и на линейных ускорителях (рис. 6). Наиб. совр. конструкцией "классического" линейного ускорителя является ускоритель UNILAC (Германия, Дармштадт), на котором получены пучки разл. ионов от ¹⁴N до ²³⁸U с макс. энергией 20 МэВ/нуклон и интенсивностями (10¹³ - 2^.10¹¹)с^-1. Ионы, вытягиваемые из источника, сначала ускоряются эл--статич. инжектором, а после банчировки - ВЧ-струк-турой Видероэ на выходе к-рой ионы приобретают энергию 1,4 МэВ/нуклон. Далее, пройдя через обдирочную мишень, ионы увеличивают свой первонач. заряд в 3-4 раза и ускоряются 4 ВЧ-секциями Альвареца до энергии 11,4 МэВ/нуклон. Поскольку ускорители Видероэ и Альвареца работают на фиксированной частоте, энергия ускоренных ионов постоянна. Для её изменения используются 17 независимо сфазированных однозазорных резонаторов, к-рые дают возможность получать пучки ионов от 2 до 20 МэВ/нуклон. Длина ускорителя UNILAC равна 112 м, потребляемая импульсная мощность 34 МВт (ср. мощность

8 МВт). Существ. повышение энергии ионов представляет серьёзную техн. проблему и связано со значит. увеличением мощности питания. Предел интенсивности ускоренного пучка определяется возможностями первой ступени, где при высоких плотностях тока пучка и относительно низкой энергии ионов весьма значительно ку-лоновское расталкивание. Это ограничение может быть ослаблено, если в качестве начального использовать линейный ускоритель с ВЧ квадрупольной фокусировкой (RFQ-структура). Другой разновидностью линейных ускорителей является ускоритель с варьируемой частотой RILAC, состоящий из 6 четвертьволновых резонаторов, частота к-рых изменяется от 17 до 45 МГц и к-рыe обеспечивают суммарный ускоряющий потенциал 20 MB. Величина потребляемой ВЧ мощности составляет 400 кВт на ниж. частоте и 1200 кВт на верхней. На RILAC получены пучки ускоренных ионов от ¹⁴N до ¹²⁹Xe с энергиями (4-0,8) МэВ/нуклон и интенсивностями (6-10¹³-10¹²)c^-1. Дальнейшее повышение энергии в линейных ускорителях такого типа связано со значит. увеличением ВЧ-мощности, что делает ускорение пучка до более высоких энергий нерациональным.

Кроме описанных установок для ускорения тяжёлых ионов реализованы и др. схемы. В них в качестве первой ступени используется эл--статич. ускоритель, пучок к-рого после обдирки инжектируется и ускоряется отдельными, независимо сфазированными ВЧ-резонаторами (обычными или сверхпроводящими). По сравнению с обычными резонаторами, темп ускорения у к-рых ~ 1 МВ/м, сверх-проводящие позволяют реализовать более эффективное ускорение (до 5 МВ/м). В ускорителях такого типа конечная энергия определяется количеством ВЧ-резонаторов, а интенсивность пучка ограничена возможностями инжектора и для ионов ср. масс не превышает 10¹⁰ с^-1. Увеличить интенсивность пучка можно заменой эл--статич. ускорителя на линейный с RFQ-структурой, что позволяет ускорять относительно интенсивные пучки до энергий, достаточных для ввода и дальнейшего ускорения системой одиночных резонаторов. Зависимость макс. кинстич. энергии тяжёлых ионов от массы для нек-рых линейных ускорителей представлена на рис. 7.

Рис. 7. Зависимость максимальной кинетической энергии тяжёлых ионов от массы для различных линейных ускорителей.

Будущее развитие линейных ускорителей связано с их использованием в качестве инжекторов в синхротроны или накопители тяжёлых ионов, для к-рых применение RFQ-структур позволит получать большие импульсные интенсивности ускоренного пучка.

Циклотронный метод ускорения тяжёлых ионов

Этот метод при сравнительно разумных затратах даёт возможность получать интенсивные пучки тяжёлых ионов достаточно высоких энергий (сотни МэВ/нуклон) в широком диапазоне масс (вплоть до урана) и с хорошим качеством

, эмиттанс пучка в обеих плоскостях

•мм·мрад). Для циклотрона принципиально существуют прямой метод ускорения ионов, при к-ром заряд частицы из ионного источника остаётся постоянным в процессе всего цикла ускорения, и каскадный способ ускорения со скачкообразным увеличением заряда частицы за счёт обдирки на каждом этапе. Интенсивность пучков при прямом ускорении ионов целиком определяется интенсивностью высокозарядных ионов, полученных из источника, а энергия ионов определяется величиной магн. жёсткости (размерами установки). При каскадном методе ускорения ионы с относительно низким зарядом (и, следовательно, высокой интенсивностью) ускоряются до определ. энергии (наиб. оптимальна энергия 1-2 МэВ/нуклон) и после обдирки на мишени (однократной или многократной), увеличив свой заряд, поступают в дальнейшее ускорение. Поскольку предускоритель рассчитан на относительно низкую энергию, а осн. прирост энергии частицы приобретают, обладая высоким зарядом, каскадный метод ускорения (рис. 8) представляется достаточно оптимальным для получения высокой энергии пучка (интенсивность пучка с конечной энергией в значит. степени определяется возможностями инжектора). В связи с большим прогрессом в создании источников высокозарядных ионов (особенно ECR-типа) трудно однозначно отдать предпочтение к--л. из способов, и выбор конкретного варианта является определённым компромиссом между требуемыми энергией, интенсивностью ионов, а также стоимостью ускорителя.

Рис. 8. Схема каскадного способа ускорения тяжёлых ионов в циклотроне.

Расширение возможностей прямого метода ускорения в первую очередь связано с получением высокого уровня магн. поля (увеличение диаметра полюса D нецелесообразно, т. к. вес электромагнита пропорционален D³), что достигается применением сверхпроводящих материалов. В разл. научных центрах мира созданы циклотроны с макс. уровнем ср. поля (40-53) кГс, к-рое реализуется с помощью сверхпроводящей основной обмотки и железных секторов, обеспечивающих азимутальную вариацию магн. поля.

Синхротронный метод ускорения тяжёлых ионов. Получение высоких энергий заряж. частиц (более 1 ГэВ/нуклон) наиб. оптимально осуществить на ускорителях синхро-тронного типа, и в этом смысле ускорение тяжёлых ионов не является исключением. Для его реализации применяется каскадный способ ускорения с использованием обдирки (однократной или многократной). Для получения очень высоких энергий (100-200 ГэВ/нуклон) применяется неск. ускоряющих колец, каждое из к-рых выполняет роль умножителя энергии. Инжектором в синхротроне, как правило, служит линейный ускоритель, нач. часть к-рого для существ. увеличения импульсной интенсивности пучка тяжёлых ионов представляет собой ВЧ-структуру REQ-типа. Ускорительно-накопит. "комплексы тяжёлых ионов одновременно с получением ускоренных первичных и вторичных (радиоакт.) пучков разл. ядер позволяют за счёт использования совр. методов охлаждения пучков (электронное, стохастическое, лазерное) существенно улучшить их калество (энергетич. разброс 10^-4 - 10^-6 в зависимости от интенсивности накопленного пучка, эмиттанс пучка

•мм^.мрад) и яркость. Кроме классич. схем ускорителей, в к-рых движущийся пучок взаимодействует с неподвижной мишенью, с целью значит. повышения эффективности использования энергии частиц применяется метод встречных пучков - соударяются частицы, принадлежащие двум пучкам, движущимся навстречу друг другу (рис. 9). Примером такого комплекса является сооружаемый в Брукхейвене (США) релятивистский коллайдер RHIC, предназначенный для получения сталкивающихся пучков ионов золота с энергией 100 ГэВ/нуклон каждый и светимостью 2^.10²⁶ см^-2·с^-1 (кроме тяжёлых ионов на нём возможно получение сталкивающихся пучков протонов с энергией 250 ГэВ и светимостью 1,5·10³¹ см^-2.с^-1).

Рис. 9. Общая схема ускорительного комплекса тяжёлых ионов со встречными пучками (на примере релятивистского коллайдера RHIC).

Литература по ускорителям тяжёлых ионов

Знаете ли Вы, как разрешается парадокс Ольберса?
(Фотометрический парадокс, парадокс Ольберса - это один из парадоксов космологии, заключающийся в том, что во Вселенной, равномерно заполненной звёздами, яркость неба (в том числе ночного) должна быть примерно равна яркости солнечного диска. Это должно иметь место потому, что по любому направлению неба луч зрения рано или поздно упрется в поверхность звезды.
Иными словами парадос Ольберса заключается в том, что если Вселенная бесконечна, то черного неба мы не увидим, так как излучение дальних звезд будет суммироваться с излучением ближних, и небо должно иметь среднюю температуру фотосфер звезд. При поглощении света межзвездным веществом, оно будет разогреваться до температуры звездных фотосфер и излучать также ярко, как звезды. Однако в дело вступает явление "усталости света", открытое Эдвином Хабблом, который показал, что чем дальше от нас расположена галактика, тем больше становится красным свет ее излучения, то есть фотоны как бы "устают", отдают свою энергию межзвездной среде. На очень больших расстояниях галактики видны только в радиодиапазоне, так как их свет вовсе потерял энергию идя через бескрайние просторы Вселенной. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.