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Die Erfindung betrifft die Kontrolle der Energiedichte in einem Target eines Teilchenbeschleunigers, das von einem Teilchenstrahl des Beschleunigers getroffen wird mit dem Ziel, bei einem Verfahren zur Erzeugung eines Partikelflusses aus dem Target eine Homogenisierung der Energiedichte über das Targetvolumen zu erreichen.
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Zur Erzeugung von Neutronenflüssen bspw. für Anwendungen in den Materialwissenschaften, für Kernreaktoren sowie für Wissenschaft und Forschung allgemein ist es nicht unüblich, Spallationsreaktionen auszunutzen. Bspw. kann zum Betrieb eines unterkritschen Kernreaktors ein Teilchenstrahl zum Einsatz kommen, der auf ein Neutronen-Spallationstarget gerichtet ist. In einem solchen unterkritischen Kernreaktor laufen die Kernreaktionen ab, ohne dass der Reaktor in den kritischen Zustand übergeht. Anstatt eine selbstständige Kettenreaktion aufrecht zu erhalten, wird eine externe Neutronenquelle verwendet, um die für die Kernreaktionen benötigten Neutronen zur Verfügung zu stellen. Diesen Zweck erfüllt bspw. das Spallationstarget, auf das der Teilchenstrahl des Beschleunigers gerichtet ist und aus dem in der Folge Neutronen herausgeschlagen werden, die schließlich in den unterkritischen Kernreaktor gelangen, um dort die Kernreaktionen zu bewirken. Diese Technologie ist an sich bekannt. Derartige unterkritische Kernreaktoren, die sich einen Teilchenbeschleuniger zunutze machen, werden als ADS-Reaktoren (”Accelerator Driven System”) oder kurz ADSR bezeichnet.
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Speziell zur Erzeugung von Neutronen in sog. Spallationsneutronenquellen, bspw. die Spallations-Neutronenquelle ”SNS” des Oak Ridge National Laboratory in den USA oder die in Planung befindliche European Spallation Source ”ESS”, wird ein Target bestehend aus einem Zielmaterial mit hoher Ordnungszahl wie bspw. Blei mit Protonen beschossen. Die einer Teilchenquelle entnommenen Protonen werden zunächst mit Hilfe eines Teilchenbeschleunigers auf eine bestimmte Endenergie beschleunigt und treffen schließlich mit dieser Energie auf das Target, um aus diesem die Neutronen herauszuschlagen.
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Da die kinetische Energie, auf die die Teilchen beschleunigt werden bzw. mit der sie die Beschleunigerstrecke verlassen und in das Target eindringen, üblicherweise fest steht, ist die Eindringtiefe in das Target und damit die Energiedeposition der Teilchen scharf in einer bestimmten Tiefe lokalisiert. Folge davon ist eine lokal extrem hohe Leistungsdeposition im Target, die im Hinblick auf Kühlung und thermisch-mechanische Belastung des Targets eine wesentliche technische Limitierung darstellt. Darüber hinaus würde im Falle eines gepulsten Betriebs des Beschleunigers die Belastung zusätzlich ein periodisch wechselndes Verhalten zeigen, was sich ebenfalls limitierend auswirkt.
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Dieses Problem der lokalen Energiedeposition wurde bisher mit Hilfe zweier Lösungsansätze angegangen: Im ersten Ansatz werden feste Targets verwendet, die aus einer Folge von Blechen getrennt durch Gas-Kühlkanäle bestehen. Dieser Ansatz ist jedoch dahingehend nachteilig, dass das Target sehr lang und damit die Neutronenemission unerwünschterweise auf ein großes Volumen auseinandergezogen wird. Im zweiten Ansatz werden flüssige Targets verwendet, wobei jedoch das Problem der lokalen Verdampfung (Kavitation) im Target besteht, da das Kühlmittel nicht schnell genug vorbeiströmen kann. Dieser Effekt ist insbesondere bei gepulst betriebenen Beschleunigern gravierend.
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Die Problematik wurde oben ausgehend von einer ADSR-Anwendung beschrieben. Diese Schwierigkeit ergibt sich jedoch generell in Anwendungen, bei denen ein Teilchenstrahl mit einer bestimmten Energie auf ein Target gerichtet wird.
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Es ist daher eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung, eine Möglichkeit anzugeben, mit der die Problematik der lokalen Energiedeposition im Target eines Teilchenbeschleunigers und die damit verbundenen Nachteile reduziert werden können.
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Diese Aufgabe wird durch die in den unabhängigen Ansprüchen angegebenen Erfindungen gelöst. Vorteilhafte Ausgestaltungen ergeben sich aus den abhängigen Ansprüchen.
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Bei der erfindungsgemäßen Lösung wird ausgenutzt, dass sich beim Durchgang der Teilchenstrahlung durch das Target in einer von der Teilchenenergie abhängigen Tiefe im Target der sog. Bragg-Peak ausbildet. Der Energieverlust dE der Teilchen pro Wegstrecke dz im Targetmaterial wird durch die sog. Bragg-Kurve beschrieben, die kurz vor dem Ende des Weges, d. h. kurz vor dem Ort, an dem die Teilchen keine kinetische Energie mehr aufweisen, ein signifikantes Maximum aufweist, den sog. Bragg-Peak. Im Bragg-Peak wird der Energieverlust pro Wegstrecke dE/dz und damit die deponierte Dosis bzw. Leistung maximal. Dabei wird in der Umgebung des Bragg-Peaks ein Großteil der Teilchenenergie deponiert, während sich auf das Targetmaterial auf dem Weg bis zum Bragg-Peak nur ein vergleichsweise geringer Anteil der Teilchenenergie verteilt.
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Der Energieverlust dE/dz auf dem Weg bis zum Peak sowie die Position des Bragg-Peaks in Strahlrichtung sind bei bekannter Teilchenart, Teilchenenergie und bekanntem Targetmaterial sehr genau vorhersagbar. Bei bestimmtem Targetmaterial und bestimmter Teilchenart steigt die Tiefe des Bragg-Peaks im Target mit steigender Teilchenenergie.
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Die vorliegende Erfindung löst das Problem der lokalen Energiedeposition im Target durch Variation der Energie des Teilchenstroms, d. h. durch den Betrieb des Teilchenbeschleunigers mit variabler, modulierbarer Endenergie. Mit variierter Energie des Teilchenstrahls variiert auch die Position des Bragg-Peaks in Strahlrichtung, so dass die Deponierung des Großteils der Energie bei unterschiedlichen Strahlenergien in unterschiedlichen Tiefen des Targets erfolgt. Die Variation der Teilchenenergie erlaubt also das insgesamt rekrutierte Target-Materialvolumen gezielt zu vergrößern und so die Energieverteilung im Target zu homogenisieren.
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Bei einem erfindungsgemäßen Verfahren zur Erzeugung eines Partikelflusses, insbesondere eines Neutronenflusses, wird ein Target mit einem Teilchenstrahl aus einem Teilchenbeschleuniger bestrahlt, so dass die zu erzeugenden Partikel aus dem Target herausgeschlagen werden und so den Partikelfluss bilden, wobei
- – zumindest ein Großteil der Teilchen des Teilchenstrahls im Target abgebremst wird und dabei zumindest ein Teil der Energie der Teilchen auf das Target übertragen wird und
- – der Teilchenbeschleuniger derart angesteuert wird, dass die Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke im Volumen des Targets variiert.
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Durch die Variation der Position des maximalen Energieübertrags ergibt sich, dass die Problematik der lokalen Energiedeposition im Target gar nicht mehr oder zumindest deutlich reduziert auftritt.
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Dabei erfolgt die Variation der Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke in Strahlrichtung, d. h. in Ausbreitungsrichtung des Strahls.
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Die Energie des Teilchenstrahls wird derart variiert, dass die Position des Bragg-Peaks im Target variiert.
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Zumindest ein zur Beschleunigung der Teilchen dienender HF-Resonator des Teilchenbeschleunigers wird derart angesteuert, dass die Energie der im HF-Resonator beschleunigten Teilchen mit der Zeit variiert.
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Die Strahlenergie E(t) kann kontinuierlich variiert oder in diskreten Schritten stufenweise verstellt werden. Je nach gewählter Option ergibt sich, dass die Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke dementsprechend kontinuierlich oder diskret verschoben wird. Ein kontinuierliches Verschieben hat den Vorteil, dass die Energiedeposition in Strahlrichtung gleichmäßig verteilt wird, während das diskrete Verstellen eine weniger aufwändige technische Realisierung erfordert.
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Die Verteilung der von den Teilchen auf das Targetvolumen übertragenen Energie wird über das Targetvolumen, insbesondere in Strahlrichtung, weitestgehend homogenisiert, so dass eine gleichmäßige Belastung des Targets erreicht wird und keine lokalen Peaks der Energiedeposition entstehen.
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Die Position des maximalen Energieübertrags in Strahlrichtung wird über die volle Erstreckung des Targets variiert wird.
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Bei einem erfindungsgemäßen Betriebsverfahren für einen Teilchenbeschleuniger zur Erzeugung eines Partikelflusses, insbesondere eines Neutronenflusses, der im Betriebszustand einen Teilchenstrahl erzeugt, mit dem ein Target bestrahlbar ist, wird
- – bei einer Bestrahlung des Targets zumindest ein Großteil der Teilchen des Teilchenstrahls im Target abgebremst und dabei zumindest ein Teil der Energie der Teilchen auf das Target übertragen,
- – der Teilchenbeschleuniger derart betrieben, dass bei der Bestrahlung die Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke im Targetvolumen variiert.
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Hierzu wird insbesondere die Energie des Teilchenstrahls variiert.
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Dazu wird zumindest ein zur Beschleunigung der Teilchen dieender HF-Resonator des Teilchenbeschleunigers entsprechend angesteuert, so dass die Energie der beschleunigten Teilchen mit der Zeit variiert.
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Eine erfindungsgemäße Steuervorrichtung für einen Teilchenbeschleuniger ist eingerichtet, um den Teilchenbeschleuniger derart anzusteuern, dass das erfindungsgemäße Verfahren zur Erzeugung eines Partikelflusses ausführbar ist.
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Die Steuervorrichtung ist insbesondere eingerichtet,
- – um im Betriebszustand den Teilchenbeschleuniger derart anzusteuern, dass dieser einen Teilchenstrahl mit einer variablen Strahlenergie erzeugt, und
- – um die Strahlenergie während eines Bestrahlvorganges derart zu variieren, dass eine Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke in einem vom Teilchenstrahl durchquerbaren Volumen eines Targets variiert.
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Ein erfindungsgemäßer Teilchenbeschleuniger ist mit der erfindungsgemäßen Steuervorrichtung ausgestattet.
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Der beschleunigte Teilchenstrahl ist vorzugsweise ein Protonenstrahl (H+).
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Das Target ist vorzugsweise ein Spallationstarget, insbesondere ein Neutronen-Spallationstarget.
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Die Erfindung kurz zusammengefasst wird also ein Teilchenbeschleuniger mit variabler Endenergie betrieben, um eine Leistungsdichtemodulation im Target durch gezielte Bragg-Peak-Steuerung zu erreichen.
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Durch die erfindungsgemäße Lösung werden mehrere Vorteile erzielt: Zum Einen verringert sich die maximale lokale Temperaturerhöhung. Weiterhin erhöht sich die Wärmeabfuhrrate, da das größere Zielvolumen mit einer größeren Wärmeaustauschfläche einhergeht. Schließlich lassen sich durch schlagartige thermische Ausdehnung verursachte akustisch-mechanische Schockwellen sowohl in der Amplitude verkleinern als auch in der Leistungsdichte der Schockfront reduzieren.
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Weitere Vorteile, Merkmale und Einzelheiten der Erfindung ergeben sich aus dem im Folgenden beschriebenen Ausführungsbeispiel sowie anhand der Zeichnungen.
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Dabei zeigt:
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1 einen Teilchenbeschleuniger und einen ADSR,
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2 das Prinzip der Erfindung mit Variation der Position des Bragg-Peaks im Target.
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In den Figuren sind identische bzw. einander entsprechende Bereiche, Bauteile, Bauteilgruppen oder Verfahrensschritte mit denselben Bezugsziffern gekennzeichnet.
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Die 1 zeigt als exemplarische Anwendung des erfindungsgemäßen Ansatzes eine Vorrichtung zur Erzeugung eines Neutronenflusses für einen beschleunigergetriebenen, unterkritischen Kernreaktor 100 (ADSR). Dargestellt sind der Kern 110 des Kernreaktors 100 sowie ein Spallationstarget 120. Das Target 120 wird mit einem Protonenstrahl S aus einem Teilchenbeschleuniger 200 bestrahlt, wobei der Teilchenbeschleuniger 200 eine Ionenquelle 220, eine Beschleunigerstrecke 230 mit zumindest einem HF-Resonator 231 sowie eine Steuervorrichtung 210 zur Ansteuerung des HF-Resonators 231 aufweist. In der 1 weist die Beschleunigerstrecke 230 exemplarisch zwei HF-Resonatoren 231, 232 auf, die von der Steuervorrichtung 210 angesteuert werden.
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Die HF-Resonatoren 231, 232 der Beschleunigerstrecke 230 sind in Strahlrichtung hintereinander angeordnet und bewirken die Beschleunigung der der Ionenquelle 220 entnehmbaren Teilchen, bspw. Wasserstoffkerne H+ bzw. Protonen derart, dass die beschleunigten Teilchen nach Austritt aus der Beschleunigerstrecke eine gewünschte Energie aufweisen.
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Durch die Steuervorrichtung 210 werden im Betriebszustand in den HF-Resonatoren 231, 232 HF-Felder erzeugt, die zur Beschleunigung der der Ionenquelle 220 entnommenen Teilchen H+ dienen. Diese grundsätzliche Arbeitsweise derartiger Beschleuniger einschließlich der Art und Weise der Erzeugung der HF-Felder in den HF-Resonatoren bspw. unter Verwendung eines Klystrons ist bekannt und soll hier nicht weiter dargelegt werden. Die Formulierung, dass ”die Steuervorrichtung 210 die HF-Felder erzeugt”, soll diese an sich bekannte Wirkungsweise beinhalten, d. h. die Steuervorrichtung 210 beinhaltet sowohl die zur Erzeugung der HF-Felder in den Resonatoren benötigten Komponenten einschließlich bspw. des Klystrons und der ggf. verwendeten Hohlleiter etc., als auch eine Elektronikbaugruppe, die die diversen notwendigen Berechnungen sowie die tatsächliche Ansteuerung der Komponenten vornimmt.
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Die Steuervorrichtung 210 ist nun derart eingerichtet, dass sie den Teilchenbeschleuniger 200 bzw. dessen Beschleunigerstrecke 230 und insbesondere die HF-Resonatoren 231, 232 derart ansteuert, dass die Energie der die Beschleunigerstrecke 230 verlassenden Teilchen mit der Zeit variiert. Mit anderen Worten wird hier also ein Beschleuniger 200 verwendet, der einen Teilchenstrom variabler, modulierbarer Energie abgibt.
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Bspw. haben Teilchen, die die Strecke 230 in einem Zeitraum ΔT1 verlassen und in das Target 120 eindringen, eine Energie E1, während Teilchen, die den Beschleuniger in Zeiträumen ΔT2 bzw. ΔT3 verlassen, Energien E2 bzw. E3 aufweisen.
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Die sich hieraus ergebenden Folgen für die Energie- bzw. Leistungsdeposition im Target 120 zeigt die 2 für die drei Energien E1, E2, E3. Im oberen Teil der 2 ist eine Draufsicht auf das Target 120 dargestellt. Im Target 120, das bspw. aus flüssigem Blei gebildet sein kann, ist ein Zielvolumen 121 definiert, in dem die Teilchen (H+) des Teilchenstrahls S aus dem Beschleuniger 200 abgebremst werden sollen.
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Je nach Endenergie E1, E2 bzw. E3, auf die der Beschleuniger 200 die Teilchen H+ gebracht hat, bildet sich an unterschiedlichen Positionen z1, z2 bzw. z3 in Strahlrichtung z der jeweilige Bragg-Peak aus. Dies ist im unteren Teil der 2 mit Hilfe der den verschiedenen Energien entsprechenden Bragg-Kurven demonstriert. Im dort dargestellten Diagramm ist der Energieverlust dE pro Wegstrecke dz im Targetmaterial, dE/dz, über der Position in Strahlrichtung z aufgetragen. Die Positionen zi der verschiedenen Bragg-Peaks hängen von der Teilchenenergie Ei ab.
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Wie sich anhand der 2 leicht erkennen lässt, wird durch den erfindungsgemäßen Ansatz erreicht, dass die Strahlenergie nicht mehr nur noch an einer Position im Target deponiert wird, sondern über das gesamte Zielvolumen verteilt werden kann. Dabei spielt es prinzipiell keine Rolle, ob der Beschleuniger gepulst oder kontinuierlich betrieben wird.
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Beim gepulsten Betrieb könnten bspw. die aufeinanderfolgenden Pulse des Pulszuges unterschiedliche Energien aufweisen. Alternativ könnte eine Gruppe bestehend aus mehreren aufeinanderfolgenden Pulsen eine erste Energie E1 aufweisen, während die Pulse einer darauf folgenden Pulsgruppe eine zweite Energie E2 aufweisen usw.
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Im kontinuierlichen Betrieb wird die Strahlenergie kontinuierlich variiert, d. h. bspw. in der Form E(t) = E0·sin(ωt) (mit einer Konstanten E0), oder es werden wie oben bereits angedeutet für bestimmte Zeiträume ΔTi diskrete Energiewerte bzw. -stufen Ei eingestellt.
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Dieselben, oben im Zusammenhang mit einem unterkritischen, beschleunigergetriebenen Kernreaktor (ADSR) beschriebenen Maßnahmen zur Variation der Position des Bragg-Peaks im Target können vorteilhaft natürlich auch in anderen Anwendungsfallen zum Einsatz kommen, bei denen ein Target mit einem Teilchenstrahl bestrahlt wird.
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Die typischen Energien des Teilchenstrahls richten sich nach der jeweiligen Anwendung bzw. dem zu erzeugenden Partikelfluss und dessen gewünschter Energie etc. Ebenso richtet sich die Amplitude der Energievariation, d. h. die maximalen und die minimalen Energien des Teilchenstrahls, in erster Linie nach der Dimensionierung und Beschaffenheit des Targets sowie nach der Art der Teilchen des Teilchenstrahls. Mit Hilfe der Bragg-Funktion bzw. über die Bethe-Bloch-Gleichung lässt sich bei Kenntnis dieser Parameter leicht berechnen, welche Strahlenergien benötigt werden, um die Position des maximalen Energieübertrags pro Wegstrecke in Strahlrichtung über die gewünschte Länge des Targets, im Extremfall über die gesamte Länge, zu variieren.
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Das Muster der Energievariation kann ebenfalls abhängig von den Gegebenheiten gewählt werden. Bspw. kann die Energie mit der Zeit entsprechend einer Sinusfunktion E(t) ∝ sin(ωt) + E0 oder einer linearen Funktion E(t) = a·t + E0 variiert werden, wobei die Konstante a in einem Zeitintervall ΔT1 bspw. größer als Null ist und in einem darauf folgenden Zeitintervall ΔT2 kleiner als Null (mit ΔT1 = ΔT2), jedoch mit dem gleichen Betrag wie im ersten Intervall. Dadurch wird erreicht, dass der Bragg-Peak im ersten Intervall mit konstanter Geschwindigkeit in Strahlrichtung über das Target verschoben wird, während er im zweiten Intervall zwar ebenfalls mit konstanter Geschwindigkeit, jedoch entgegen der Strahlrichtung verschoben wird. Dabei ist es denkbar, die Energievariation in diskreten Schritten oder aber kontinuierlich auszuführen.
