DE4304667C2 - Target-Moderator-Reflektor-Anordnung für eine gepulste Hochleistungs-Spallationsneutronenquelle - Google Patents

Description

1. Vorbemerkung

Für die Protonenstrahlleistungen bis maximal 1 MW wer­ den ruhende Targets in Hinblick auf die Wärmeabfuhr und die Strahlenschäden im Targetmaterial und den Strahl­ fenstern als machbar angesehen [1]. Selbst in diesem Leistungsbereich würde man jedoch Flüssigmetalltargets bevorzugen, wenn niedrigschmelzende und nicht­ gefährdende Materialien (Produktion langlebiger radio­ aktiver Spallationsprodukte, wie z. B. Polonium aus Wismuttargets) leicht verfügbar wären. Bei Strahllei­ stungen von, sagen wir 5 MW und darüber, und bei einem möglichen Einsatz von abgereichertem Uran sind die An­ forderungen jedoch um ein Vielfaches höher, so daß aus­ schließlich bewegte Targets möglich sein werden. Die Lösung des Problems Mithilfe eines bewegten Targets ist bereits beim abgelehnten 5.5 MW SNQ-Projekt vorgeschla­ gen worden [2]. Damals sollte der Protonenstrahl hori­ zontal auf den Umfang eines wie eine Drehanode gebauten Targetrades treffen. Aus nahliegenden Gründen war die Radebene ebenfalls mit horizontal angeordnet, weil tan­ gentiale Neutronenstrahlrohre unabdingbar sind.

Des weiteren ist aus DE 30 20 954 A1 eine rotierbare Tar­ getanordnung für Teilchenbeschleuniger bekannt mit ei­ nem kreisrunden Targetquerschnitt und einer zentrischen Targetlagerung, wobei zwei relativ zueinander bewegli­ che, einzeln rotierbare Targets vorgesehen sind.

Horizontale Protonenstrahlführung und prismatische ru­ hende Targets mit sog. "Flügelmoderatoren" (kleine, flache Moderatoren, deren Ebenen wie Flügel radial vom Target wegweisen), d. h. tangentiale Neutronenextrakti­ on, sind in drei der vier existierenden Spallations­ quellen verwirklicht. Da man an möglichst vielen ver­ schiedenen Moderatoren an einem einzelnen Target inter­ essiert ist, führt die Wahl von drei, vier oder gar mehr Moderatoren zwangsläufig dazu, daß nur zwei davon im Maximum des Ausflusses schneller Neutronen aus dem Target untergebracht werden können. Die verbleibenden Moderatoren können zwangsläufig nur in den intensitäts­ schwächeren Ausläufern des schnellen Flusses positione­ rit werden (siehe z. B. die Anordnung bei der englischen Quelle ISIS [3], die in Abb. 1a gezeigt ist). Als Ab­ hilfe kann eine vertikale Protonenstrahlführung dienen, die eine Anordnung von vier äquivalenten Flügelmodera­ toren ermöglicht, die um ein vertikales Target herum angeordnet sind. Mit der Ein­ führung des Konzeptes eines geteilten Targets [4], war es durch die Anordnung der Moderatoren in sog. flacher Geometrie (engl. slab, im Gegensatz zur Flügelanordnung ist hier die Flachseite dem Target zugekehrt) direkt vor der Targetlücke möglich, einen Gewinn von 40% an Ausfluß langsamer Neutronen aus den Moderatoren verglichen mit der Flügelanordnung zu erzielen (siehe Abb. 1b).

2. Das Konzept eines hybriden (bewegt + ruhend) Hochleistungstargets

Die Wärmefreisetzung entlang des Protonenstrahls in einem Spallationstarget kann in guter Näherung mit einer Exponentialfunktion beschrieben werden, wenn man von einer kurzen Aufbauzone am Targetkopf und dem Abbruch am Ende der Protonenreichweite absieht [5]. Die Abfallkonstante (freie Weglänge der Protonen) wird durch das Targetmaterial bestimmt und kann mit einem empirischen Ausdruck für den Absorp­ tionsquerschnitt für hochenergetische Protonen [6], σ_a = π.(r_oA^1/3)², abgeschätzt werden, wobei r_o = 1.26 fm und A die Atommasse bedeuten. Werte für die mittlere freie Weglänge Λ = (n.σ_a)⁻¹ für ausgewählte Targetmaterialien sind in Tabelle 1 aufgelistet. Die höchste thermische Belastung wird also im vordersten Teil eines jeden Targets auftreten. Die maximale Leistungsdichte p_o wird berechnet, indem man den exponentiel­ len Verlauf der Wärmefreisetzung über die Protonenreichweite R integriert und mit der gesamten im Target deponierten Leistung P(E) gleichsetzt. Die Reichweite R ist durch folgende empirische Formel gegeben [7]: R = 233 ρ⁻¹ Z^0.23 (E_gev - 0.032)^1.4, und die ge­ samte deponierte Leistung durch [8]: P(E) = 0.230 + 0.22 E_gev (GeV/p). Man erhält [2]

wobei j die mittlere Protonenstromdichte in Einheiten von mA/cm² ist. Für abgereich­ ertes Uran ist wegen der dabei auftretenden Schnellspaltung die maximale Leistungs­ dichte noch höher als die mit der obigen Formel berechnete (siehe Tabelle 1). Im Falle eines 5 MW-Strahls auf Tantal, einem günstigen Targetmaterial, wie er z. B. mit 800 MeV Protonen und einem Strom von 6.25 mA realisiert werden kann, beträgt die maximale Wärmedeposition 12.5 kW/cm³, wobei eine konstante Stromdichte über einen Strahlquerschnitt von 20 cm² angenommen wurde. (Zum Vergleich dies ist mehr als die zehnfache Leistungsdichte im Kern des Höchstflußreaktors am ILL in Grenoble.) In Tabelle 1 sind einige relevante Parameter ausgewählter Beispiele für Targetmaterialien aufgelistet.

Freie Weglänge A der Protonen, Protonenreichweite R und maximale Leistung­ dichte p_o für ausgewählte Targetmaterialien für E_p = 800 MeV. *) Wert für Uran nach Atchison [9]

Freie Weglänge A der Protonen, Protonenreichweite R und maximale Leistung­ dichte p_o für ausgewählte Targetmaterialien für E_p = 800 MeV. *) Wert für Uran nach Atchison [9]

Die aus dem obigen Strom folgende Stromdichte für ein ruhendes Fenster beträgt 312 µA/cm². Dieser Wert stellt ein noch schwierigeres Problem für die Technik eines Feststofftargets dar. Bis heute gibt es keine verläßliche Vorhersage zur Lebensdauer eines Fensters unter solchen Bedingungen [10]. Im Dauerbetrieb erprobt ist das Fenster des Strahlfängers am Los Alamos LINAC (800 MeV) mit 30 µA/cm² (siehe Abb. 1b).

Es ist unmittelbar einleuchtend, daß die technischen Anforderungen, die aus solchen Be­ lastungen resultieren, mit einem bewegten Target wesentlich entspannter sein werden. Die naheliegende Lösung ist ein Drehtarget, wie es schon für das SNQ-Projekt geplant war.

Erfindungsgemäße Aufgabe und Lösung

Im Gegensatz dazu verbindet das hier vorgestellte Konzept jedoch die Vorteile des ersteren (niedrige Leistungsdichte und geringe Strahlenschädigung) mit der Aus­ nutzung der Vorteile der besseren Neutronenökonomie (40% mehr Fluß) eines geteil­ ten Targets und der besseren Neutronennutzung durch vertikale Protonenstrahl­ führung (Strahlrohre im vollen 360°-Bereich). Der Protonenstrahl wird parallel zur Drehachse geführt. Außerdem wird eine erhebliche Reduzierung des notwendiger­ weise bewegten Targetmaterials erreicht durch Aufteilung des Targets in ein bewegtes sowie ein ruhendes Teil hinter dem Doppelrad.

Es ist vorstellbar, daß die optimale Dicke des Vorderteils eines geteilten Targets 7-8 cm beträgt. Andererseits ist die in dieser Tiefe deponierte Leistung nur etwa 20-30% niedriger als am Targetkopf, so daß es vernünftig erscheint, von Anfang an ein Doppelrad in neutronisch optimalem Abstand voneinander zu betrachten. Die prinzipielle Target-Moderator-Reflektor-Anordnung ist in Abb. 2 gezeigt, wobei eine Lösung mit einer Protonenstrahlführung von unten gewählt wurde.

Es erscheint wichtig darauf hinzuweisen, daß bei der vorgestellten Anordnung die höchstbelasteten Targetteile, und nur diese bewegt werden. Außerdem können die Anforderungen an möglichst viele verschiedene Moderatoren und eine maximale Zahl voll Neutronenstrahlrohren leicht erste werden, da die sog. flux-trap-Geometrie (synonym für geteiltes Target) und vertikale Protonenstrahlung verwirklicht sind. Der Ersatz des zweiten Targetrades durch ein entsprechendes ruhendes Teil für eine Spallationsquelle mittlerer Leistung ist eine zweckmäßige Variante des hier vorgestellten Konzepts.

3. Moderatoranordnung

Bei der Verwirklichung eines zweifach geteilten Targets kann man sich eine ganze Reihe verschiedener Moderatoranordnungen und -kombinationen vorstellen. Ein Beispiel soll im Folgenden behandelt werden.

Ein einzelner sog. "Rückstreumoderator" wird vor dem ersten Rad angebracht, unmittelbar neben der Stelle des Protoneneintritts ins Target. Langsame Neutronen werden hierbei von der gleichen Oberfläche des Moderators emittiert ("zurückgestreut"), durch die die schnellen Primärneutronen aus dem Target in den Moderator injiziert werden. Die dazu gehörige Gruppe von Neutronenstrahlrohren ist dabei radial von der Radachse weg ausgerichtet.

Das Moderatorpaar in der Lücke zwischen den Rädern ist so angeordnet, daß es sowohl in Rückstreu- als auch in Transmissionsgeometrie beaufschlagt werden kann. Rech­ nungen haben nämlich gezeigt [11] daß ein etwas höherer Fluß von der Rückstreuober­ fläche als von der Transmissionsfläche eines Moderators zu erwarten ist. Auf jeden Fall können so mit zwei Moderatoren vier Strahlrohrgruppen bedient werden. Die beiden fraglichen Moderatoren werden unmittelbar benachbart sein und einen rechten Winkel einschließen. Relativ zum oben beschriebenen einzelnen Rückstreumoderator wird das Paar um 45° verdreht sein, um eine symmetrische Strahlrohranordnung zu erreichen. Die Wahl eines Moderatorpaares an dieser Stelle ist natürlich nicht zwingend. Das hier vorgestellte Konzept würde auch vier (oder sogar mehr) Moderatoren zwischen den Rädern zulassen. Eine derartige Anordnung würde aber reine Transmissiongeometrie bedeuten. In diesem Fall müßte man einen oder mehrere Moderatoren voneinander ent­ koppeln, d. h. zwischen die Moderatoren und/oder den Reflektor neutronenabsorbierende Wände einbringen.

Die Zahl der Moderatoren neben der zweiten Targetlücke, d. h. zwischen dem zweiten Rad und dem ruhenden Targetteil sind ähnlichen Argumenten unterworfen wie die so eben beschriebenen. Im vorliegenden Vorschlag wird ein Moderatortriplet angenommen. Sowohl Rückstreu- als auch Transmissionsgeometrie sind verwirklicht und die Modera­ torflächen so ausgerichtet, daß sie die von den bisher diskutierten Moderatoren aus gelassenen Winkelbereiche zur vollen 360°-Nutzung ergänzen. Eine schematische Seitenansicht sowie eine Draufsicht der Targetumgebung sind in Abb. 3 gezeigt. Die Draufsicht deutet die gleichmäßige horizontale Belegung mit Strahlrohren an. Es ist jeweils nur die zentrale Richtung angegeben. Typischerweise kann es sich dabei um Strahlrohrtriplets handeln, die an jeweils einem der sechs diskutierten Moderatoren ihren Ausgang nehmen. Auf diese Weise würde man 24 Strahlrohre erhalten.

4. Grundlegende technische Targeteinzelheiten der erfindungsgemäßen Anordnung 4.1 Geometrische Auslegung

Targetgeometrie und Protonenstrahlrichtung erlauben eine vergleichsweise einfache Kühl­ mittelführung. Das Targetmaterial wird in flache ringförmige Platten unterteilt, die, durch einen ausreichend weiten Spalt voneinander getrennt, übereinander gestapelt werden. Das Kühlwasser wird durch die Achse zugeführt, fließt radial durch die obere Radhälfte nach außen und durch die untere zurück, wobei gleichzeitig die beiden Fenster gekühlt werden (siehe Abb. 4 und 5). Die Tragkonstruktion des Doppelrades kann aus einer geeigneten Aluminiumlegierung (z. B. AlMgSil) gefertigt werden. Keine maschinenbaulichen Details wie Minimierung der Zahl der Einzelteile oder Schweißnähte werden hier diskutiert.

In der vorliegenden Auslegung besteht der erste (dünne) Targetring aus 7 jeweils 1 cm dicken Platten. Einschließlich der Kühlspalte, Strahlfenster und Strukturmaterial ist die Gesamtdicke dieses Rades 11 cm. Der zweite (dicke) Targetring besteht aus 12 Ein-Zentimeter-Platten. Dieses Rad hat eine Gesamtdicke von 16 cm. Die effektiven (neutronischen) Targetdicken (hier 7 und 12 cm) müssen vor dem Bau einer numerischen Optimierungsrechnung unterworfen werden. Die hier zugrundegelegten Werte beruhen auf Rechnungen für lateral schmale Targets [11]. Die inhärente Reflektorwirkung lateral ausgedehnter Targets kann zu etwas anderen Werten führen. Beide Räder haben einen äußeren Durchmesser von 80 cm. Um die Drehfrequenz des Rades festzulegen, wurde ge­ fordert, daß zwei zeitlich aufeinanderfolgende Protonenpulse räumlich genau neben­ einander das Target treffen. Bei einem kreisförmigen Strahlquerschnitt mit einer Fläche von 20 cm² wie in Absatz 2, einem Auftreffabstand von ca. 35 cm vor der Achse und einer Protonenpulsfolgefrequenz von 50 Hz erhalten wir eine Rotationsfrequenz von ca. 1 Hz. Der Radantrieb kann entweder hydraulisch über die Nabe oder mechanisch über den Radrand (wartungs- und schmiermittelfreie Reibräder) erfolgen. Ein Vertikalschnitt durch das dünne Rad ist in Abb. 4 gezeigt. In Abb. 5 ist eine Draufsicht auf ein Radviertel gezeigt.

Das ruhende Targetteil wird typischerweise eine effektive Länge von 30 cm haben. Um diesen Targetteil gleichzeitig als Strahlfänger ansehen zu können, muß dessen Länge auch einer Optimierungsrechnung unterworfen werden, die aber erst bei der Festlegung auf ein Targetmaterial und eine bestimmte Protonenenergie sinnvoll ist. Der Durchmesser des ruhenden Teils wird größer als die entsprechenden lateralen Ringdimensionen der drehenden Teile sein, um den größten Teil des aufgeweiteten Strahls in Vorwärtsrichtung einschließlich der Kaskadenteilchen aufzufangen.

4.2 Thermohydraulische Auslegung

Da die Spallationsreaktion eine Vielzahl verschiedener geladener und neutraler, hoch­ energetischer Teilchen (Neutronen, Mesonen, Protonen) freisetzt, die das Target ver­ lassen, wird nur ein Teil der Protonenenergie im Target selbst deponiert. Für 800 MeV zum Beispiel, ist dies typischerweise etwa 50% [8]. Für die folgende Diskussion werden wir einen 5 MW Strahl von 800 MeV und eine Gesamtdeposition von 3 MW im Target annehmen, um eine obere Grenze für eine Abschätzung der thermohydraulischen An­ forderungen zu erhalten. Außerdem werden wir Tantal als Rechenbeispiel wählen, aber nur das höchst belastete, technisch anspruchsvollste erste (dünne) Targetrad betrachten. Die Ergebnisse für andere Targetmaterialien sind in der Tabelle 2 zusammengestellt. Für Wasser als naheliegendes Kühlmittel (obwohl eine Heliumgaskühlung die Komplika­ tionen durch Radiolyse umgehen würde) errechnet man den nötigen Durchsatz, um = 3 MW aus dem gesamten Target wegzukühlen zu

= /(c ρ ΔT) = 172 m³h⁻^-1

wobei ein Anstieg der Kühlwassertemperatur um ΔT = 15 K zugelassen wird. Gemäß dem exponentiellen Verhalten der Leistungsdeposition werden ungefähr 1.5 MW im ersten dünnen Rad umgesetzt was einem Durchsatz von ca. 85 m³/h entspricht. Für die folgende Diskussion haben wir das dünne Target in 7 Platten mit einer Dicke von je 1 cm unterteilt, getrennt durch einen Kühlspalt von d = 0.2 cm. Der Gesamtquerschnitt aller Spalte beträgt A_tot = 0,015 m², woraus eine mittlere Strömungsgeschwindigkeit in der Spalten von

v = /A_tot = 1.7 ms^-1

folgt. Die Reynoldszahl für Strömung in einem engen rechtwinkligen Kanal ist gegeben durch Re = 2 d v/ν (wobei die kinematische Viskosität ν₅₀ = 0.56×10^-6 m²s^-1 bei T = 50°C), d. h. Re ≃ 12 100. Diese Zahl bedeutet turbulente Strömung, der entsprechen­ de Druckabfall in einem Kühlkanal gegeben durch [12] Δp_t = lζρv²/(2d_h) ≃ 1090 Nm⁻² wobei l die Kanallänge, ζ = 0.316.Re⁻^0.25, ρ die Dichte des Wassers und d_h = 2 d der hydraulische Kanaldurchmesser bedeuten. Der Druckabfall in einer radialen Zuleitung (siehe Abb. 4 und 5) ist Δp_z ≃ 1240 Nm⁻², d. h. von gleicher Größenordnung. Gemäß dem gewählten Kühlmittelverlauf (vergleiche Abb. 4) sind die Strömungswider­ stände in Reihe. Wir erhalten daher als Druckverlust zunächst Δp_s = 2 (Δp_t + Δρ_z) = 4660 N/m², was ein vergleichsweise kleiner Wert ist. Größere Beiträge zum gesamten Druckverlust erwarten wir von den raschen Strömungsumlenkungen beim Eintritt in die Radscheiben und am Ende der Targetplatten. Man kann dies mit Δp_um = d_hρv²/r ab­ schätzen, wobei r der Umlenkradius ist. Mit d_h ≃ r erhalten wir Δp_um = 2890 N/m². Mit den vorhandenen 8 Umlenkungen ergibt sich ein Gesamtverlust von ≃ 23 000 N/m². Addieren wir hierzu den obigen Wert für Δp_s, so können wir den Gesamtdruckabfall abschätzen zu Δp_tot = 28 000 N/m². Dies entspricht etwa

Δp_tot = 0,29 bar.

Kommen wir nun zu den Temperaturen, die wir im Verlauf des gepulsten Betriebes zu erwarten haben. Wir nehmen wie bisher eine Pulsfolgefrequenz von f_rep = 50 s⁻¹ an. Die Pulsdauer t_p ist von der Größenordnung weniger Mikrosekunden, so daß wir die Leistungsdeposition als augenblicklich betrachten können. Wir interessieren uns zuerst für den entsprechenden Temperatursprung im höchstbelasteten Targetteil während eines einzelnen Protonpulses. Dieser ist gegeben durch

Δ = p₀/(c ρ f_rep) (1)

mit p₀ als maximale Leistungsdichte, c ist die spezifische Wärmekapazität und ρ die Dichte des Targetmaterials. Für Tantal ist p₀ = 12,5 kW/cm³ (Tabelle 1), und wir erhalten für die ersten Targetplatten einen Temperaturanstieg von Δ^Ta = 96 K. Da die Targetdrehfrequenz f_rot ≃ 1 s⁻¹ ist, wird sich das aufgeheizte Volumen während 1 Sekunde teilweise abkühlen. Aufeinander folgende Protonenpulse werden einen säge­ zahnartigen Temperaturverlauf mit steigender Charakteristik aufweisen, bis schließlich eine "Gleichgewichtstemperatur" erreicht ist, der Oszillationen mit obiger Amplitude überlagert sind. Die Gleichgewichtstargettemperatur kann folgendermaßen berechnet werden. Die zeitlich gemittelte maximale Leistungsdichte p₀ im rotierenden Target ist gegeben durch p₀ = (f_rot/f_rep).p_o. Für Tantal erhalten wir p₀^Ta = 0.288 kW/cm³. Dies bedeutet, daß wir p₀ = 144 W/cm² durch jede der beiden wassergekühlten Oberflächen der Platten transportieren müssen. Um die Oberflächentemperatur der Targetplatten berechnen zu können, benötigen wir den Wärmeübergangskoeffizienten α eines engen Kühlschlitzes, der gegeben ist durch α = λ.Nu/d_h. Die Nusseltzahl für turbulente Strömung ist [12] Nu = 0.037.(Re^0.75-180).Pr^0.42 ≃ 61.8. Mit λ = 6.48.10⁻³ Wcm⁻¹K⁻¹ für Wasser bei T_w = 50°C und d_h = 2 d erhalten wir α = 1.0 Wcm⁻²K⁻¹. Die Plattenober­ flächentemperatur T_s ist damit gegeben durch

Die Temperatur in der Targetplattenmitte ist dann gegeben durch [12]

(λ ist die Wärmeleitfähigkeit des Targetmaterials und D die Plattendicke). Für Tantalplatten mit D = 1 cm erhalten wir p₀D²/8λ = 66°C und

Dies ist die maximale "Gleichgewichts"-Temperatur im Zentrum der höchstbelasteten Targetplatte. Man muß sich aber daran erinnern, daß diesem Wert Oszillationen mit ± ΔT/2 gemäß dem oben beschriebenen thermischen Zyklieren während der Radumläufe überlagert sind. Zum Vergleich, in einem ruhenden Tantaltarget gleicher Geometrie wäre die Maximaltemperatur T_max ≃ 3190°C, was oberhalb der Schmelztemperatur läge.

In Tabelle 2 sind einige relevante thermodynamische Parameter und die Betriebstem­ peraturen für ausgewählte Targetmaterialien und für Aluminium als Fenstermaterial angegeben. Die Temperaturen in Tabelle 2 sind unter der Annahme gleicher Targetgeo­ metrie und Kühlmittelbedingungen (1 cm dicke Targetplatten getrennt durch 0.2 cm weite Kühlschlitze) berechnet.

Thermodynamische Parameter und Betriebstemperaturen für ausgewählte Target­ materialien. Dies sind: spezifische Wärme c, Dichte ρ, thermische Leitfähigkeit λ (bei 20°C), Plattenoberflächentemperatur T_s (01. 2), Temperatur in Plattenmitte T_c (Gl. 3), (T_s und T_c sind bei T_w = 50°C) und Temperatursprung ΔT (Gl. 1) während eines einzelnen Protonenpulses. p_o ist die zeitlich gemittelte Leistungs­ dichte. Dicke der einzelnen Targetplatte ist 1 cm in jedem Fall. Aluminium­ fensterdicke ist 0.5 cm. *) Abgeschätzte Temperatur auf der Vakuumseite

Thermodynamische Parameter und Betriebstemperaturen für ausgewählte Target­ materialien. Dies sind: spezifische Wärme c, Dichte ρ, thermische Leitfähigkeit λ (bei 20°C), Plattenoberflächentemperatur T_s (01. 2), Temperatur in Plattenmitte T_c (Gl. 3), (T_s und T_c sind bei T_w = 50°C) und Temperatursprung ΔT (Gl. 1) während eines einzelnen Protonenpulses. p_o ist die zeitlich gemittelte Leistungs­ dichte. Dicke der einzelnen Targetplatte ist 1 cm in jedem Fall. Aluminium­ fensterdicke ist 0.5 cm. *) Abgeschätzte Temperatur auf der Vakuumseite

4.3 Protonenstrahlfenster

Wie die Targetplatten werden die Strahlfenster ähnlichen Belastungen unterworfen. Die maximale Leistungsdichte in einem Aluminiumfenster (R = 108 cm für 800 MeV, Λ = 37 cm) ist p_o = 3.6 kW/cm³, was zu einem Temperatursprung von 30°C während eines Protonpulses führt. Die zeitlich gemittelte Leistungsdichte ist ^p_o = 0.083 kW/cm³. Die in einem 5 mm dicken Fenster deponierte Leistung muß hier durch eine Oberfläche allein abgeführt werden (wir vernachlässigen Strahlungskühlung auf der Vakuumseite), d. h. wir müssen 41.5 W über jeden Quadratzentimeter an das Kühlmittel abführen. Die entsprechende zeitlich gemittelte Fenstertemperatur ist ca. 92°C auf der wassergekühlten Fläche, während die Vakuumseite eine Temperatur von ca. 97°C annimmt. Aus diesem Grund braucht man für die Fenster keine besonderen thermischen und mechanischen Auslegungsbetrachtungen anzustellen.

5. Abschließende Bemerkungen

Das vorgeschlagene Targetkonzept hat eine ganze Reihe von Vorteilen gegenüber einem ruhenden oder alternativen Drehtarget, nämlich

• - "flux-trap"-Geometrie (geteiltes Target) und vertikale Protonenstrahlführung mit rotierendem scheibenförmigen Target oder Targets, in vergleichsweise kompakter Anordnung spezifische Wärmedeposition im Targetmaterial (um mindestens einen Faktor 40) niedriger
• - niedrigere spezifische Strahlenschäden im Targetmaterial
• - Protonenstromdichte am Strählfenster gering, (insb. weniger als 10 µA/cm²)
• - optimale Entkopplung der verschiedenen Moderatoren (kein Übersprechen durch die Targeträder)
• - inhärente Reflektorwirkung der lateral ausgedehnten Targetscheiben.
• - größere Protonenstrahlquerschnitte möglich, z. B. tangential entlang des Radumfangs verlängert
• - nur ein Teil des notwendigen Targetvolumens muß bewegt werden
• - Radnabe nicht in unmittelbarer Nachbarschaft der vorwärts gerichteten hochenergetischen Kaskadenteilchen (weniger anspruchsvolle Radlager und Kühlwasserzuführungsbedingungen).

Offenkundig gilt das vorgeschlagene Target-Moderator Konzept auch für einen Protonenstrahl von oben, wenn man die Reihenfolge der Teile umkehrt.

Einige abschließende Bemerkungen zu den Nutzeranforderungen erscheinen an dieser Steile angebracht. Es gilt heute als allgemein anerkannt [13], daß eine neue Spallationsneutronenquelle typischerweise vier verschiedene Moderatoren als Grund­ ausstattung enthalten sollte, die durch ihre Spektren und Pulsformen charakterisiert sind. Das hier vorgeschlagene Targetkonzept erlaubt auf natürliche Weise die Unter­ bringung von drei räumlich getrennten Moderatorgruppen. Im oben diskutierten Beispiel wurden sogar sechs Moderatoren identifiziert. Man kann also leicht vier verschiedene Moderatoren realisieren. Gemäß den Nutzeranforderungen kann dieser Satz aus zwei Paaren bestehen. Ein Paar bei Raumtemperatur und ein zweites bei tiefen (Flüssig- Wasserstoff) Temperaturen. Für beide Temperaturen sollte je ein Moderator hoher Intensität (angekoppelt, unvergiftet) und ein hochauflösender (entkoppelt und vergiftet) vorhanden sein. Detaillierte numerische Rechnungen werden bei der Zuordnung dieser Moderatoren an die optimalen Targetpositionen behilflich sein.

Eine erste Zuordnung könnte die folgende sein. Der thermische Hochintensitäts­ moderator wäre der Rückstreumoderator vor dem ersten Targetrad. Das Moderatorpaar zwischen den Rädern wäre sowohl für hohe Intensität als auch hohe Auflösung bei tiefen Temperaturen ausgelegt. Der Moderator hoher Auflösung könnte heterogen vergiftet sein und dabei die verschiedenen Pulsformen von seinen beiden leuchtenden Flächen abstrahlen. Das Moderatortriplet nach dem zweiten Targetrad könnten thermische Moderatoren hoher Intensität und hoher Auflösung oder eine Kombination von kalten und thermischen Moderatoren sein. Im letzteren Fall müßten die Moderatoren untereinander entkoppelt werden.

Literatur

[1] F.Atchison and G.Heidenreich, A Solid Target for SINQ Based on a Pb-Shot Pebble-bed. Proc. ICANS-XI, p 551, KEK Report 90-25 (1990) G.Heidenreich, Preliminary thermal and stress analysis of the SINQ window. ibid. p 536.
[2] G.S.Bauer in: Targets for Neutron Beam Spallation Sources. Jül-Conf-34, p. 155 (1980). ISSN 0344-5798
[3] e.g. A. Carne in: Targets for Neutron Beam Spallation Sources. Jül-Conf-34, p. 197 (1980). ISSN 0344-5798
[4] G.J.Russell; C.D.Bowman, E.R.Whitaker, H.Robinson and M.M.Meier, LANSCE High Power Target-Moderator-Reflector-Shield. Proc. ICANS-VIII, p 272 (1985)
[5] G.A.Bartholomew and P.R.Tunnicliffe (eds.), The AECL Study for an Intense Neutron Generator. AECL 2600 (1966)
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1960

)
[7] J.M.Carpenter, Nucl. Instr. Meth. 145 (1977) 91
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[9] F. Atchison in: Targets for Neutron Beam Spallation Sources. Jül-Conf-34, p.17 (

1980

). ISSN 0344-5798
[10] Technology of Targets and Moderators of Medium and High Power Spallation Neutron Sources. PSI-Proceedings 9203 (1992), ISSN 10196447
[11] Y.Kiyanagi and N.Watanabe, Some Neutronic Studies on Flux-Trap Type Moderator. Proc. ICANS-XI, p 408, KEK Report 90-25 (1990)
[12] F.Stelzer, Wärmeübertragung und Strömung, Verlag Thiemig, München (1971)
[13] Instrumentation & Techniques for the European Spallation Source. RAL Report RAL 92040, (1992).

Claims (2)

1. Target-Anordnung für eine gepulste Hochleistungs- Spallationsneutronenquelle mit wenigstens zwei hin­ tereinander angeordneten Targets zur Bildung einer "Flux-Trap"-Geometrie, bei der die hochbelasteten Targets drehbar ausgebildet sind, der Protonenstrahl parallel zur Drehachse auf den Umfang der drehbaren Targets geführt ist und deren Targetmaterial in fla­ che, ringförmige Platten unterteilt ist, die durch einen Spalt von einander getrennt übereinander ge­ stapelt sind, wobei auf diese Weise Kühlwasser durch die Achse zugeführt, radial durch die obere Radhälf­ te nach außen und durch die untere zurückgeführt werden kann und auf diese Weise auch die Strahlfen­ ster gekühlt werden.

2. Anordnung nach Anspruch 1, bei der das in Protonen­ strahlrichtung letztere Target in zur Protonen­ strahlrichtung senkrechter, lateraler Richtung größer als die lateralen Abmessungen der oder des beweglich ausgebildeten Targets ausgebildet ist.