Przygotowanie izotopowo czystej wiązki jonów 229Th do badań 229 mth

Lars von der Wense; Benedict Seiferle; Ines Amersdorffer; Peter G. Thirolf

doi:10.3791/58516

Artykuł metodologiczny

Przygotowanie izotopowo czystej wiązki ^{jonów 229}Th do badań ^{229 m}th

8.8K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/58516

⸱

3 maja 2019

Lars von der Wense¹ , Benedict Seiferle¹ , Ines Amersdorffer¹ , Peter G. Thirolf¹

¹Faculty of Physics, Ludwig-Maximilians-Universität München

W tym artykule

Podsumowanie

Przedstawiamy protokół generowania izotopowo oczyszczonej niskoenergetycznej wiązki jonów ²²⁹Th ze źródła²³³U. Ta wiązka jonów jest używana do bezpośredniego wykrywania ^{rozpadu w stanie podstawowym 229m}Th za pośrednictwem kanału rozpadu konwersji wewnętrznej. Mierzymy również wewnętrzny okres konwersji ^{wynoszący 229 m}Th.

Streszczenie

Opisano metodologię generowania izotopowo czystej wiązki jonów ²²⁹Th w stanach ładunku 2+ i 3+. Ta wiązka jonów umożliwia badanie nisko położonego izomerycznego pierwszego wzbudzonego stanu ²²⁹Th przy energii wzbudzenia około 7,8 (5) eV i czasie promieniowania do 10⁴ sekund. Przedstawiona metoda pozwoliła na pierwszą bezpośrednią identyfikację rozpadu izomeru toru, kładąc podwaliny pod badanie jego właściwości rozpadowych jako warunku wstępnego optycznej kontroli tego przejścia jądrowego. Wysokoenergetyczne jony ²²⁹Th powstają w α rozpadzie radioaktywnego źródła ²³³U. Jony są termizowane w komórce zatrzymującej gaz buforowy, ekstrahowane, a następnie powstaje wiązka jonów. Ta wiązka jonów jest oczyszczana przez separator masy kwadrupolowej w celu wytworzenia czystej wiązki jonów. W celu wykrycia rozpadu izomerycznego jony są gromadzone na powierzchni detektora płytkowego z mikrokanałami, gdzie obserwuje się elektrony emitowane w rozpadzie konwersji wewnętrznej stanu izomerycznego.

Wprowadzenie

Pierwszy wzbudzony stan metastabilny w jądrze toru-29, oznaczany jako ^229mTh, zajmuje wyjątkową pozycję w krajobrazie nuklearnym, ponieważ posiada najniższą energię wzbudzenia jądrowego spośród wszystkich obecnie znanych około 176 0 wzbudzonych stanów jądrowych. Podczas gdy typowe energie jądrowe mieszczą się w zakresie od keV do regionu MeV, ^29mTh posiada energię poniżej 10 eV powyżej stanu podstawowego jądra¹^,²^,³. Obecnie najbardziej akceptowaną wartością energii dla tego stanu jest 7,8(5) eV⁴^,⁵. Ta niska wartość energii wzbudziła zainteresowanie różnych środowisk fizyków i doprowadziła do zaproponowania kilku interesujących zastosowań. Wśród nich znajdują się laser jądrowy⁶, wysoce stabilny kubit dla obliczeń kwantowych⁷ oraz zegar jądrowy⁸^,⁹.

Powodem, dla którego oczekuje się, że ^29mTh znajdzie szeroki wachlarz zastosowań, jest fakt, że ze względu na niezwykle niską energię jest to jedyny stan jądrowy, który mógłby umożliwić bezpośrednie wzbudzenie laserowe jądra przy użyciu obecnie dostępnej technologii laserowej. Do tej pory bezpośrednie wzbudzenie laserowe jądra ^29mTh było jednak niemożliwe z powodu niewystarczającej wiedzy na temat parametrów stanu metastabilnego, takich jak jego dokładna energia i czas życia. Choć istnienie wzbudzonego stanu jądrowego o niskiej energii w ²⁹Th przypuszczano już w 1976 roku¹⁰, cała wiedza na temat tego stanu mogła być wywnioskowana jedynie z pomiarów pośrednich, co nie pozwalało na precyzyjne określenie parametrów jego rozpadu. Sytuacja ta zmieniła się w 2016 roku, kiedy pierwsza bezpośrednia detekcja rozpadu ^29mTh otworzyła drogę do licznych pomiarów mających na celu dokładne ustalenie parametrów stanu wzbudzonego¹^,¹². W niniejszym opracowaniu przedstawiono szczegółowy protokół opisujący poszczególne kroki niezbędne do bezpośredniej detekcji ^29mTh, przeprowadzonej w eksperymencie z 2016 roku. Bezpośrednia detekcja ta stanowi podstawę do precyzyjnego wyznaczenia energii i czasu życia ^29mTh, a tym samym do opracowania zegara jądrowego. W dalszej części omówiono koncepcję zegara jądrowego jako najważniejszego zastosowania ^29mTh.

Dzięki względnej szerokości linii ΔE/E~10^-20 przejście stanu podstawowego izomeru toru potencjalnie kwalifikuje go jako jądrowy standard częstotliwości („zegar jądrowy”)⁸^,⁹. Ze względu na to, że jądro atomowe jest o około 5 rzędów wielkości mniejsze w porównaniu z powłoką elektronową, momenty jądrowe (magnetyczny dipol i elektryczny kwadrupol) są odpowiednio mniejsze niż w przypadku atomów, co sprawia, że zegar jądrowy jest w dużej mierze odporny na zewnętrzne zaburzenia (w porównaniu z obecnie najnowocześniejszymi zegarami atomowymi). W związku z tym jądrowy standard częstotliwości obiecuje niezwykle stabilne i dokładne działanie zegara. Chociaż dokładność osiągnięta w najlepszych obecnych zegarach atomowych wynosi około 2,1x10^-18 ¹³, co odpowiada odchyleniu o 1 sekundę w okresie czasu znacznie dłuższym niż wiek wszechświata, zegary jądrowe dają potencjał do dalszej poprawy, która mogłaby stać się istotna dla szerokiego wachlarza zastosowań. Satelitarne systemy nawigacyjne, takie jak Global Positioning System (GPS), Global Navigation Satellite System (GLONASS) lub Galileo, operują obecnie z precyzją pozycjonowania rzędu kilku metrów. Gdyby udało się ją poprawić do skali centymetrowej, a nawet milimetrowej, można by przewidzieć mnogość zastosowań, od autonomicznego prowadzenia pojazdów po śledzenie ładunków lub komponentów. Oprócz bardzo dokładnych zegarów takie systemy wymagałyby niezawodnej, nieprzerwanej pracy z długoterminową stabilnością dryfu, co zapewniłoby długie interwały resynchronizacji. Zastosowanie zegarów jądrowych mogłoby okazać się korzystne z tego praktycznego punktu widzenia. Dalsze praktyczne zastosowania (zsynchronizowanych sieci) zegarów jądrowych mogłyby znaleźć zastosowanie w dziedzinie geodezji relatywistycznej¹⁴, gdzie zegar pełni rolę trójwymiarowego czujnika grawitacji, wiążąc lokalne różnice potencjału grawitacyjnego ΔU z mierzonymi (względnymi) różnicami częstotliwości zegara Δf/f za pomocą relacji Δf/f=-ΔU/c²(gdzie c oznacza prędkość światła). Najlepsze obecne zegary są w stanie wykrywać przesunięcia grawitacyjne wynikające z różnic wysokości wynoszących około ±2 cm. Zatem ultraprecyzyjne pomiary przy użyciu sieci zegarów jądrowych mogłyby być wykorzystane do monitorowania dynamiki komór magmy wulkanicznej lub ruchów płyt tektonicznych¹⁵. Co więcej, zaproponowano wykorzystanie takich sieci zegarów jako narzędzia do poszukiwania teoretycznie opisanej klasy topologicznej ciemnej materii¹⁶. W literaturze można znaleźć obszerną dyskusję na temat zastosowania zegara jądrowego opartego na ^29mTh w dążeniu do wykrycia potencjalnych zmian czasowych stałych fundamentalnych, takich jak stała struktury subtelnej α lub parametr oddziaływania silnego (m_q/Δ_QCD, gdzie m_q reprezentuje masę kwarku, a Δ_QCD parametr skali oddziaływania silnego), sugerowanych w niektórych teoriach jednoczących grawitację z innymi oddziaływaniami¹⁷. Wykrycie zmiany czasowej w energii przejścia stanu podstawowego ^29mTh może zapewnić zwiększoną o około 2-5 rzędów wielkości czułość na zmiany czasowe stałej struktury subtelnej lub parametru oddziaływania silnego¹⁸^,¹⁹^,²⁰^,²¹^,²^,²³^,²⁴^,²⁵^,²⁶. Obecna granica eksperymentalna dla takiej zmiany α wynosi (dα/dt)/α=-0,7(2,1)10^-17/rok²⁷. W dalszej części opisane zostanie podejście eksperymentalne do bezpośredniej detekcji rozpadu stanu podstawowego ^29mTh.

Dowody na istnienie izomeru toru 29 do niedawna można było wywieść jedynie z pomiarów pośrednich, sugerujących energię wzbudzenia 7,8(5) eV (co odpowiada długości fali w próżniowym zakresie ultrafioletowym 160(1) nm)⁴^,⁵. Nasze podejście eksperymentalne, mające na celu bezpośrednią identyfikację deekscytacji stanu podstawowego izomeru ^29mTh, opiera się na przestrzennej separacji populacji izomeru w komórce zatrzymującej z gazem buforowym, a następnie na ekstrakcji i transporcie z separacją masową w kierunku odpowiedniej jednostki detekcyjnej w celu rejestracji produktów deekscytacji²⁸^,²⁹. Dzięki temu można rozdzielić procesy populacji i deekscytacji izomeru, co pozwala na uzyskanie czystego środowiska pomiarowego, wolnego od wpływów natychmiastowego tła. Populacja izomeru odbywa się poprzez rozpad α z radioaktywnego źródła ²³U, w którym 2% gałęzi rozpadu nie prowadzi bezpośrednio do stanu podstawowego ²⁹Th, lecz zamiast tego populuje izomeryczny pierwszy stan wzbudzony. Jądra reculujące po rozpadzie α są termalizowane w atmosferze ultrazczystego helu w komórce zatrzymującej z gazem buforowym, a następnie kierowane przez elektryczne pola radiowo-częstotliwościowe (RF) i prądu stałego (DC) w stronę dyszy ekstrakcyjnej, gdzie powstający naddźwiękowy strumień gazu wciąga je do przyległej komory próżniowej. Znajduje się w niej (segmentowana) struktura kwadrupolo-radiowo-częstotliwościowa (RFQ), która pełni rolę przewodnika jonów, chłodnicy przestrzeni fazowej, a potencjalnie także liniowej pułapki Paula do grupowania ekstrahowanych jonów. Szczegółowy opis komórki zatrzymującej z gazem buforowym oraz RFQ ekstrakcyjnej znajduje się w ref.³⁰^,³¹^,³². Ponieważ do tego momentu ekstrahowana wiązka jonów zawiera oprócz ^29(m)Th także łańcuch produktów potomnych rozpadu α, separacja masowa jest przeprowadzana przy użyciu kwadrupolowego separatora mas (QMS) w kolejnej komorze próżniowej, aby ostatecznie wygenerować izotopowo czystą wiązkę ^29(m)Th w wybranych stanach ładunku (q=1-3). Szczegółowy opis QMS można znaleźć w ref.³^,³⁴. Detekcję rozpadu izomerycznego osiągnięto poprzez bezpośrednie uderzanie jonów Th w powierzchnię detektora z płytką mikrokanałową (MCP), gdzie uwalniane są elektrony, które następnie są przyspieszane w kierunku ekranu fluorescencyjnego i obrazowane za pomocą kamery CCD (charge-coupled device). Przegląd układu eksperymentalnego przedstawiono na Rysunku 1. Szczegółowy opis znajduje się w ref.³⁵.

Schemat ustawienia spektroskopowego; komponenty optyczne do analizy emisji w badaniu fotonicznym.
Rysunek 1: Przegląd układu eksperymentalnego. Izomer toru-29 jest zasiedlany poprzez 2-procentową gałąź rozpadu w rozpadzie alfa uranu-23. ^29mJony Th, opuszczając ²³³Ze względu na energię odrzutu kinetycznego, jony U są termalizowane w komorze zatrzymującej z gazem buforowym wypełnionej helem pod ciśnieniem 30 mbar. Jony są ekstrahowane z objętości zatrzymywania za pomocą pól RF i DC, a niskoenergetyczna wiązka jonowa jest formowana przy użyciu radiofrequency quadrupole (RFQ). Wiązka jonowa jest oczyszczana masowo za pomocą kwadrupolowego separatora mas (QMS), a następnie jony są delikatnie implantowane w powierzchnię detektora z mikrokanałową płytką (MCP) połączonego z ekranem fluorescencyjnym, co umożliwia detekcję z rozdzielczością przestrzenną wszelkich występujących sygnałów. Za uprzejmą zgodą Springer Research, rycina ta została zmodyfikowana z¹¹. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.

Poniższy protokół opisuje procedurę generowania wiązki jonów ^29(m)Th, która umożliwiła pierwszą bezpośrednią detekcję rozpadu stanu podstawowego izomeru toru, kładąc tym samym fundament pod badanie jego właściwości rozpadu jako warunek wstępny dla docelowo planowanej pełnej optycznej kontroli tego egzotycznego stanu jądrowego w celu jego zastosowania jako ultraprecyzyjnego wzorca częstotliwości jądrowej. Dla lepszej orientacji na Ryc. 2 przedstawiono schematyczny przegląd układu wykorzystanego do bezpośredniej detekcji rozpadu izomerycznego¹, zawierający numerację komponentów opisanych w poniższym protokole. Jako wstawka zamieszczono również komponenty wykorzystane do wyznaczania czasu życia¹².

Schemat układu próżniowego ze spektrometrią mas, prowadnicami jonowymi RFQ, detektorami MCP; układ spektroskopowy.
Rysunek 2: Schematyczny rysunek ustawienia doświadczalnego wykorzystanego do detekcji rozpadu izomerycznego. Komponenty wykorzystane do pomiaru czasu życia przedstawiono na wstawce. Poszczególne elementy, do których będziemy się odwoływać w sekcji protokołu, zostały oznaczone numerami. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Protokół

Uwaga: Liczby podane w protokole będą odnosić się do Rysunek 2.

1. Bezpośrednie wykrywanie rozpadu izomerycznego Th-229

Montaż źródła 233-uranu
1. Zamontuj źródło α 233-uranu (1) przez otwór kołnierza dostępowego w komorze próżniowej ogniwa gazowego do górnego końca systemu elektrod pierścieniowych lejka (2) wewnątrz ogniwa gazowego (3).
  UWAGA: Źródło ²³³U o średnicy 290 kBq, 90 mm zostało wyprodukowane poprzez powlekanie molekularne na napylanym tytanem waflu Si³⁶. W celu osiągnięcia optymalnej wydajności odrzutu źródła α, jego grubość nie powinna przekraczać 16 nm, co odpowiada zakresowi zatrzymywania 84 keV ²²⁹Th w uranie.
2. Podłącz do uchwytu źródłowego, aby umożliwić przesunięcie DC źródła. Zamknij i uszczelnij kołnierz dostępowy i podłącz okablowanie zewnętrzne do źródła ²³³U.
Opróżnianie komory próżniowej i wypalanie
1. Opróżnianie całego systemu próżniowego należy rozpocząć od uruchomienia pompy próżniowej do obróbki zgrubnej (4), jeśli jest wyłączona (sterowanej za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5)) i otworzyć trzy (obsługiwane ręcznie) zawory (6), które łączą poszczególne części różnicowych stopni pompowania z pompą do obróbki zgrubnej.
  UWAGA: Rozpocznij otwieranie zaworów z komór znajdujących się za komorą gazową z otwartym zaworem zasuwowym (7) w kierunku pompy turbomolekularnej ogniwa gazowego, aby wytworzyć gradient ciśnienia, który zapobiega zasysaniu potencjalnych zanieczyszczeń z komór wylotowych do komory ogniwa gazowego, gdzie wymagana jest najwyższa czystość.
2. Gdy ciśnienia osiągną poziom w zakresie sub-mbar (odczytany za pomocą interfejsu użytkownika (5)) uruchomić pompy turbo ogniwa gazowego (8), kwadrupol ekstrakcyjny o częstotliwości radiowej (RFQ) (9) i kwadrupolowy separator masy (QMS) (10).
3. (Opcjonalnie) Otwórz zawór obejściowy (11), aby umożliwić również skuteczne opróżnienie przewodu doprowadzającego gaz.
4. Kontynuuj pompowanie przez kilka (4-5) godzin, aż osiągniesz ciśnienie nasycenia, zwykle w zakresie niskich ^10-7 mbar.
5. Uruchomić system pieczenia (12) za pomocą interfejsu użytkownika (5) z narastającą (zwykle 20 °C - 40 °C na godzinę) krzywą grzewczą do maksymalnej temperatury 130 °C.
6. Piecz system próżniowy w temperaturze 130 °C przez 1-2 dni, aż odczyty ciśnienia zaczną spadać.
7. Rozpocznij sekwencję chłodzenia systemu pieczenia za pomocą interfejsu użytkownika (5) z sekwencją zmniejszania, zwykle 20 °C - 40 °C na godzinę.
  UWAGA: Chłodzenie systemu trwa zazwyczaj 8 godzin i odbywa się w nocy. Pomyślne przygotowanie systemu próżniowego osiąga się, gdy końcowe ciśnienie ogniwa po schłodzeniu mieści się poniżej ^5x10-10mbar. Ciśnienia w komorze RFQ i QMS będą mieścić się odpowiednio w zakresie ^10-9 mbar i ^10-8 mbar.
8. Podłącz okablowanie zewnętrzne do komory próżniowej RFQ.
Przygotowanie instalacji gazowej i dostawa ultraczystego He
1. Uruchom oczyszczacz gazu MonoTorr (13) i odczekaj 20 minut, aż osiągnie temperaturę roboczą.
2. Zamknij zawór obejściowy (11), jeśli jest otwarty.
3. Otwórz butlę z gazem He (14) (do pracy używa się He o czystości 99,9999 %).
4. Otwórz zawór reduktora ciśnienia (15), aż pojawi się ciśnienie około 0.5 bara.
5. Otwórz zawór łączący reduktor ciśnienia z przewodem gazowym (16).
6. Otworzyć regulator przepływu gazu (17), aż pojawi się przepływ gazu około 1,1 (co odpowiada około 5 mbar l/s).
7. Przepłucz przewód gazowy przez około 10 minut, aby usunąć resztki gazów z rurki.
8. Zamknij zawór łączący reduktor ciśnienia z przewodem gazowym (16).
9. Poczekaj kilka minut, aż zostanie wyjęty z rurki gazowej.
10. (Opcjonalnie) Aby uzyskać najwyższą czystość gazu buforowego, należy napełnić kriopułapkę (18) ciekłym azotem.
11. Ustawić zasuwę (7) między ogniwem gazu buforowego a jego turbopompą molekularną na tryb automatyczny i zamknąć zawór za pomocą interfejsu użytkownika (5).
12. Otworzyć zawór łączący reduktor ciśnienia z przewodem gazowym (16).
  UWAGA: Komora buforowa jest teraz wypełniona ok. 30 mbar gazu He. W ten sposób ciśnienie RFQ i QMS wzrasta odpowiednio do ^10-4 mbar i ^10-5 mbar.
13. Wyreguluj prędkość obrotową pompy turbomolekularnej komory próżniowej ekstrakcji RFQ (9) na 50%, aby ustawić ciśnienie otoczenia na około ^10-2 mbar.
Zastosuj elektryczne pola prowadzące do ciągłej ekstrakcji jonów
1. Przyłożyć potencjał prądu stałego do źródła α 233-uranu (1) o napięciu 39 V w trybie ciągłym za pośrednictwem niestandardowego zasilania napięciem stałym (19).
2. Zastosować gradient potencjału prądu stałego 4 V/cm (w zakresie od 35 V do 3 V) za pośrednictwem zasilacza prądu stałego (20) i przesunięcie napięcia o 3 V za pomocą 24-kanałowego zasilacza z przesunięciem prądu stałego (21) do 50-krotnie segmentowego systemu elektrod pierścieniowych lejka. Wszystkie napięcia są kontrolowane za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5).
3. Przyłóż potencjał prądu stałego o napięciu typowo 2 V do elektrody dyszy ekstrakcyjnej (22) za pomocą tego samego komputerowego interfejsu użytkownika (5).
4. Zastosuj gradient potencjału prądu stałego do 12-krotnej ekstrakcji segmentowej - RFQ (27).
  UWAGA: Napięcie każdego segmentu można przyłożyć indywidualnie za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5) za pośrednictwem 24-kanałowego zasilacza offsetowego DC (21). Napięcie 1,8 V jest przykładane do segmentu znajdującego się najbliżej dyszy odciągowej. Napięcia kolejnych segmentów są następnie stopniowo zmniejszane o 0,2 V, co daje napięcie 0 V przyłożone do 10. segmentu RFQ. Odpowiada to gradientowi prądu stałego wynoszącemu 0,1 V/cm. W przypadku planowanego ciągłego transportu wyekstrahowanych jonów, do 11. i 12. segmentu RFQ przykładane jest napięcie 0 V. W tym celu zasilanie napięciem stałym 12. segmentu zapytania ofertowego (23) pozostawia się na poziomie 0 V, a dostosowany moduł wyzwalający (24) ustawia się w trybie pracy ciągłej.
5. Zastosuj częstotliwość i amplitudę RF do systemu elektrod pierścieniowych lejka za pomocą generatora funkcyjnego (25) i liniowego wzmacniacza RF (26).
  UWAGA: Typowe wartości częstotliwości i amplitudy to odpowiednio 850 kHz i 220 V_pp. Napięcia mogą być kontrolowane za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5). Podczas aplikacji napięcia lejka RF należy monitorować prąd zasilania DC z przesunięciem lejka (21). W przypadku iskier, które mogą wystąpić, jeśli czystość gazu buforowego jest niewystarczająca, prąd ten zacznie rosnąć.
6. Zastosuj częstotliwość RF (zwykle 880 kHz) i amplitudę (zwykle 120-250 V_pp) do kwadrupola ekstrakcji o częstotliwości radiowej (27) (ekstrakcja-RFQ) za pomocą generatora częstotliwości (28) i dwóch wzmacniaczy RF (29, 30), jednego dla RFQ i jednego dla pojedynczej elektrody wiązkowej. Napięcie można kontrolować za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5).
7. Przyłożyć potencjał prądu stałego -1 V do elektrody wyjściowej (31) ekstrakcji-RFQ za pośrednictwem zasilacza prądu stałego Mesytec MHV-4 (32).
8. Zastosować napięcia niezrównoważenia DC do kwadrupolowego separatora masy (33) (QMS). Napięcie niezrównoważenia QMS (elektroda środkowa i soczewki Brubakera) jest wybierane na -2 V za pomocą niestandardowych modułów offsetowych DC (34,35).
9. Uruchomić kwadrupolowy separator masy (33) QMS, włączając generator funkcyjny QMS (36), wzmacniacz RF (37) i uruchamiając interfejs użytkownika QMS (38). W interfejsie użytkownika QMS wstawiany jest stosunek masy do przeładowania wybranych rodzajów jonów (zwykle 76 u/e lub 114,5 u/e, odpowiednio dla ekstrakcji Th³⁺lub Th²⁺). Wstawiana jest również akceptacja QMS (zwykle 1 do 2 u/e) i częstotliwość RF (zwykle 825 kHz).
  UWAGA: Program Labview automatycznie zastosuje i będzie kontrolował amplitudę RF i potencjały DC wymagane do wyboru jonów. Wymagane amplitudy RF mieszczą się w zakresie od 600 do 1500 V_pp, a potencjały DC od 50 V do 120 V. Potencjały prądu stałego do separacji masy są generowane przez niestandardowy moduł prądu stałego (39). Pętla sprzężenia zwrotnego jest zaimplementowana do stabilizacji napięcia RF i DC.
10. Przyłóż potencjał prądu stałego do skupiającej struktury elektrody triodowej (40) za QMS (-2 V/- 62 V/-22 V) za pośrednictwem 4-kanałowego (MHV-4) modułu zasilania napięciem Mesytec (32).
Sonduj ekstrakcję jonów i dostrajaj QMS
1. Zastosować atrakcyjny potencjał powierzchniowy -1000 V do płyty czołowej dwupłytkowego (geometria w jodełkę) detektora mikrokanałowego (MCP) (41) za pomocą modułu wysokonapięciowego (HV) (42).
2. Przyłożyć potencjał +900 V do tylnej strony drugiej płytki MCP za pomocą modułu HV (43).
3. Przyłóż potencjał +5 000 V do ekranu luminoforowego (44) umieszczonego za detektorem MCP za pomocą modułu HV (45).
4. Włączyć kamerę CCD (46) za ekranem luminoforowym i skonfigurować parametry ekspozycji kamery CCD w odpowiednim graficznym interfejsie użytkownika na komputerze do akwizycji danych (47).
  UWAGA: Kamera CCD jest umieszczona w światłoszczelnej obudowie (48), aby zakryć detekcję przed światłem otoczenia. W przypadku, gdy ekstrakcja przebiega prawidłowo, a jony przechodzą przez QMS, na ekranie luminoforowym powinien być widoczny silny sygnał spowodowany jonowym oddziaływaniem wyekstrahowanych jonów. Sygnał ten jest teraz monitorowany przez kamerę CCD.
5. Wykonaj skanowanie masowe, aby zbadać kształt sygnału i odpowiednio dostroić QMS do ekstrakcji żądanych form jonów.
  Uwaga: Jest to procedura iteracyjna przeprowadzana za pomocą interfejsu użytkownika systemu zarządzania jakością (38). Wybierz żądany stosunek masy do przeładowania (zwykle 114,5 u/e dla ²²⁹Th²⁺) i zdolność rozdzielczą QMS (zwykle 1 u/e), a następnie zbadaj sygnał uderzenia jonowego za pomocą kamery CCD. Przesuwaj wybraną masę w krokach co 0,5 u/e, aż do momentu zaobserwowania sygnału. Gdy tylko sygnał zostanie zaobserwowany, sprawdź, czy można zaobserwować również sygnał ²³³U²⁺, przesuwając stosunek masy do ładunku o 2 u/e do wyższych mas. Jeśli również ten sygnał zostanie zaobserwowany, sprawdź, czy sygnały można rozdzielić. Jeśli tak nie jest, należy dostosować zdolność rozdzielczą QMS do momentu, gdy sygnały ²²⁹Th²⁺ i ²³³U²⁺ będą wyraźnie rozróżniane. Następnie ustaw QMS tak, aby ekstrahował tylko²²⁹form jonów Th²⁺.
Wykrywanie rozpadu izomerycznego
1. Wyłączyć czujnik ciśnienia QMS (49) za pomocą jednostki sterującej czujnika ciśnienia (50) w celu zmniejszenia tła pochodzącego ze zjonizowanego helu i światła wytwarzanego przez czujnik.
2. Dostosuj parametry QMS, aby wyodrębnić formy jonów Th²⁺ lub Th³⁺ w celu wykrycia rozpadu izomerycznego.
3. Zmniejszyć potencjał powierzchniowy przedniej płyty detektora MCP (41) do -25 V za pomocą (42), aby uniknąć wykrywania sygnału od elektronów pochodzących bezpośrednio z jonowego wpływu uderzających jonów. W ten sposób uzyskuje się "miękkie lądowanie" jonów ^229(m)Th na powierzchni MCP przed rozpadem izomerycznym.
4. Zastosuj potencjał przyspieszający typowo +1,900 V do drugiej płytki MCP, aby uzyskać optymalne wzmocnienie elektronów za pomocą (43).
5. Zastosuj potencjał przyspieszający typowo +6,000 V do ekranu luminoforowego umieszczonego za detektorem MCP za pomocą (45).
  UWAGA: Faktycznie zastosowane napięcia będą zależeć od wydajności MCP.
6. Rozpocznij sekwencję akwizycji obrazów CCD i zapisz dane na dysku za pomocą interfejsu użytkownika kamery (47).
7. Używaj programów Matlab do oceny obrazu i przetwarzania końcowego.
  UWAGA: Opis programów i sposobu ich użycia można znaleźć w Ref.³⁵ Dodatek B.3. Surowe dane ramek graficznych oraz programy użyte do oceny zostały udostępnione online pod adresem DOI 10.5281/zenodo.1037981.

2. Pomiar ^229-tego okresu połowicznego rozpadu (zmiana układu)

Wyłączenie i odpowietrzenie systemu.
1. Wyłącz wysokie napięcia systemu detekcji MCP (42,43,45), QMS (37,38), systemu lejka (25,26) i zapytania o ekstrakcję (28,29,30).
2. (Opcjonalnie) Wyłącz wszystkie pozostałe napięcia DC.
3. Ręcznie zamknąć układ zasilania He (zawory 14 i 16) i poczekać, aż ciśnienie w komorze buforowej gazu zmniejszy się poniżej 2 mbar.
4. Otwórz zasuwę, która łączy pompę turbo z komórką zatrzymującą bufor gazu (7) za pośrednictwem interfejsu użytkownika (5) i poczekaj, aż He zostanie całkowicie usunięty z systemu.
5. Zamknąć zawór (17) przewodu doprowadzającego gaz i wyłączyć oczyszczacz gazu (13).
6. Ustaw zasuwę (7) na tryb ręczny, aby zapobiec jej zamknięciu, gdy układ jest odpowietrzany suchym azotem.
7. Zamknij trzy zawory łączące pompy turbo z pompą do obróbki zgrubnej (6) i wyłącz trzy pompy turbo (8,9,10).
8. Włączyć czujnik ciśnienia QMS (49).
9. Poczekaj, aż prędkość obrotowa pomp turbo zostanie zmniejszona do znacznie poniżej 100 Hz, zgodnie z monitorowaniem w interfejsie użytkownika (5).
10. Napełnij dewara (51) ciekłym azotem i powoli otwórz zawór odpowietrzający (52). Poczekaj kilka minut, aż system zostanie całkowicie odpowietrzony suchym azotem.
  UWAGA: Alternatywnie można użyć suchego azotu z butli gazowej. W takim przypadku należy jednak uważać, aby nie doszło do nadciśnienia (np. poprzez włożenie zaworu nadciśnieniowego lub płytki bezpieczeństwa). Alternatywą jest również użycie powietrza, ale doprowadzi to do nieco dłuższego czasu ewakuacji ze względu na wilgotność.
11. Zamknij zawór odpowietrzający (52).
Zastąp MCP ekranem luminoforowym (41,44) małym detektorem MCP z pojedynczą anodą (53)
1. Odłącz i wyjmij kamerę CCD (46) wraz z obudową światłoszczelną (48).
2. Odłączyć detektor MCP od ekranu luminoforowego (41,44).
3. Otwórz kołnierz podciśnieniowy, który łączy MCP i ekran luminoforowy z komorą próżniową.
4. Umieść MCP z pojedynczą anodą (53) w odległości kilku mm za wyjściem systemu ekstrakcji triody (40) i połącz trzy przewody łączące płytę czołową (42), płytę tylną (43) i anodę MCP (54) z przepustami elektrycznymi.
5. Zamknij komorę próżniową, system jest teraz gotowy do opróżnienia i wypalenia.
6. Zapewnij zewnętrzne okablowanie MCP z pojedynczą anodą do modułów WN i układu odczytu.
Opróżnienie systemu i wypalenie
1. Opróżnić układ próżniowy, wykonując czynności od 1.2.1 do 1.2.3.
2. Postępuj zgodnie z procedurą wypalania opisaną w krokach od 1.2.4 do 1.2.8.
Przygotowanie przewodów gazowych i dostawa ultra czystego He
1. Wykonaj kroki od 1.3.1 do 1.3.12.
  UWAGA: W przypadku pracy w trybie grupowym zwykle uruchamiamy turbopompę RFQ ze 100% prędkością obrotową, co skutkuje ciśnieniem w zakresie ^10-4 mbar.
Zastosuj elektryczne pola naprowadzające do grupowania jonów
1. Przyłóż potencjał prądu stałego 69 V do źródła α 233-uranu (1) za pośrednictwem dostosowanego napięcia stałego (19).
2. Zastosować gradient potencjału prądu stałego wynoszący 4 V/cm (w zakresie od 65 V do 33 V) przez zasilacz prądu stałego (20) i przesunięcie napięcia 33 V przez 24-kanałowe zasilanie z przesunięciem prądu stałego (21) do 50-krotnie segmentowego systemu elektrod pierścieniowo-pierścieniowych lejka. Wszystkie napięcia są kontrolowane za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5).
3. Przyłóż potencjał prądu stałego 32 V do elektrody dyszy ekstrakcyjnej (22) za pomocą tego samego komputerowego interfejsu użytkownika (5).
4. Zastosuj gradient potencjału DC do 12-krotnej ekstrakcji segmentowej-RFQ.
  UWAGA: Napięcie każdego segmentu można przyłożyć indywidualnie za pomocą komputerowego interfejsu użytkownika (5) za pośrednictwem 24-kanałowego zasilacza offsetowego DC (21). Napięcie 31,8 V jest przykładane do segmentu znajdującego się najbliżej dyszy odciągowej. Napięcia kolejnych segmentów są następnie stopniowo zmniejszane o 0,2 V, w wyniku czego do 10. segmentu zapytania ofertowego podawane jest napięcie 30 V. Odpowiada to gradientowi prądu stałego wynoszącemu 0,1 V/cm. W przypadku wytworzenia wiązki jonów jony są magazynowane i schładzane w 11. elektrodzie. W związku z tym 11. elektroda jest ustawiona na 25 V, a ostatni segment RFQ jest podnoszony do 44 V za pośrednictwem zasilania napięciem stałym (23) w celu akumulacji jonów w lokalnym wiadrze potencjału przed uwolnieniem wiązki jonów poprzez obniżenie ostatniego segmentu elektrody do 0 V w ciągu mikrosekundy, wyzwalanego przez niestandardowy moduł wyzwalający (24).
5. Ustaw moduł spustowy (24) w tryb wiązki. Moduł spustowy umożliwia regulację szybkości wyzwalania i czasu wyzwalania. Zazwyczaj jako częstotliwość wyzwalania wybiera się 10 Hz.
6. Zastosuj pozostałe napięcia do systemu, wykonując kroki od 1.4.5 do 1.4.10.
Sonduj ekstrakcję jonów i dostrajaj QMS
1. Wyłączyć czujnik ciśnienia QMS (49) za pomocą jednostki sterującej czujnika ciśnienia (50) w celu zmniejszenia tła pochodzącego ze zjonizowanego helu i światła wytwarzanego przez czujnik.
2. Zastosować atrakcyjny potencjał powierzchniowy -2 000 V do płyty czołowej MCP z pojedynczą anodą (52) za pomocą modułu HV (42).
3. Przyłóż potencjał -100 V do tylnej strony MCP. Anoda MCP jest ustawiona na masę.
4. Włączyć moduł zasilacza 12 V (55) dla MCP przedwzmacniacz (56).
  UWAGA: Pojedyncze jony uderzające w detektor MCP są teraz zliczane za pomocą kombinacji przedwzmacniacza (56), wzmacniacza (57) i dyskryminatora frakcji stałej (CFD) (58). Sygnał CFD jest wysyłany do karty akwizycji danych (DAQ) komputera PC używanej do sterowania QMS i może być monitorowany za pomocą interfejsu użytkownika QMS (38).
5. Wykonaj skanowanie masowe, aby zbadać kształt sygnału i odpowiednio dostroić QMS do ekstrakcji żądanych form jonów.
  UWAGA: Odbywa się to za pomocą interfejsu użytkownika QMS (38). W tym celu ustawiany jest początkowy i końcowy stosunek masy do przeładowania (np. 110 u/e do 120 u/e dla zakresu mas ²²⁹Th²⁺), a także zdolność rozdzielcza (np. 1 u/e) i czas całkowania (5 s) na krok skanowania, a skanowanie masowe rozpoczyna się po naciśnięciu przycisku skanowania. W przypadku, gdy ekstrakcja przebiega prawidłowo, a jony przechodzą przez QMS, widoczne będą silne sygnały toru i uranu spowodowane wpływem jonów wyekstrahowanych.
Pomiar żywotności
1. Dostosuj parametry QMS, aby wyodrębnić formy jonów Th²⁺ lub Th³⁺ w celu wykrycia rozpadu izomerycznego.
2. Zmniejszyć potencjał powierzchniowy przedniej płyty detektora MCP (52) do -25 V przez (42) w celu zmniejszenia sygnału uderzenia jonowego.
3. Zastosuj potencjał przyspieszający typowo +1,900 V do drugiej płytki MCP, aby uzyskać optymalne wzmocnienie elektronów za pomocą (43).
4. Przyłóż potencjał przyspieszający typowo +2,100 V do anody MCP przez (53).
5. Rozpocznij akwizycję danych za pomocą skalera mikrokanałowego (59).
  UWAGA: Przedwzmacniacz (56) i skaler mikrokanałowy (59) pozwalają na odczyt detektora MCP z rozdzielczością czasową. Zarówno wiązki jonów, jak i skaler mikrokanałowy są wyzwalane przez moduł wyzwalający (24). Sygnał skalera jest uzyskiwany za pośrednictwem interfejsu użytkownika Labview (60). Wykładniczy ogon rozpadu o czasie życia około 10 mikrosekund staje się widoczny po wiązkach jonów, odpowiadających rozpadowi izomerycznemu toru.

Wyniki

Opisana wcześniej metoda umożliwiła ekstrakcję produktów rozpadu α ze źródła ²³U umieszczonego w komorze zatrzymującej z gazem buforowym, pracującej pod ciśnieniem ok. 30 mbar ultra-czystego helu w temperaturze pokojowej. Po raz pierwszy z takiego urządzenia z wysoką wydajnością udało się wyekstrahować jony o ładunku do trzykrotnego²⁹. Rysunek 3a przedstawia widmo masowe jonów wyekstrahowanych z komory z gazem buforowym, ukazując trzy grupy produktów rozpadu α ²³U (wraz z towarzyszącymi adduktami zanieczyszczeń) w stanach jonowych jednokrotnie, dwukrotnie i trzykrotnie naładowanych. Zauważalna jest dominacja ekstrakcji ²²⁹Th³⁺ w porównaniu do ²³U³⁺, podczas gdy oba gatunki są ekstrahowane z podobną intensywnością w stanie dwukrotnego naładowania. Fakt ten wykorzystano do pomiarów porównawczych z jonami ²³U, co pozwoliło wykluczyć wpływ zderzeń jonowych jako źródło sygnału.

Wykresy spektrometrii masowej i schematy intensywności sygnału dla analizy izotopowej; obejmuje wykres 3D.
Rysunek 3Identyfikacja bezpośredniego rozpadu izomeru 29-toru. a) Pełny skan masy wykonany za pomocą ²³³Proszę o podanie tekstu źródłowego do tłumaczenia.²⁹. Jednostki podano jako masa atomowa (u) podzielona przez ładunek elektryczny (e). b) Porównanie sygnałów MCP uzyskanych podczas akumulacji toru i uranu w stanach ładunku 2+ i 3+ (zgodnie ze strzałkami prowadzącymi do skanu masy). ²³³U i ²³⁴Wykorzystano U źródeł (numer źródła podano po prawej stronie każdego wiersza). Każdy obraz odpowiada pojedynczemu pomiarowi przy czasie całkowania 2 0 s (przysłona o średnicy 20 mm zaznaczona przerywanym okręgiem). Pomiary wykonano przy napięciu powierzchni MCP wynoszącym -25 V, aby zapewnić miękkie lądowanie jonów. c) Sygnał z ²²⁹Rozpad izomeryczny uzyskany podczas ²²⁹Th³⁺ ekstrakcja z źródła 1. Uzyskano średnicę obszaru sygnału o wielkości około 2 mm (FWHM). Uzyskana maksymalna intensywność sygnału wynosi 0,08 zliczeń/(s mm²).²) przy poziomie tła wynoszącym około 0,01 zliczeń /(s mm²). Za uprzejmą zgodą Springer Research ¹¹. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Po transporcie, chłodzeniu i separacji masowej wiązka jonów uderza w powierzchnię detektora z mikrokanalikami (MCP), gdzie niski przyciągający potencjał powierzchniowy zapewnia tłumienie sygnałów z uderzeń jonów i pozostawia jedynie elektrony pochodzące z kanału rozpadu konwersji wewnętrznej (IC) izomeru ^29mTh, które ulegają multiplikacji w silnym polu elektrycznym kanałów płytki detektora. Wynikowe sygnały MCP uzyskane dla trzech różnych źródeł uranu przedstawiono na Rysunku 3b. Gatunki jonów dwu- lub trzykrotnie naładowanych, wyselekcjonowane za pomocą quadrupolowego separatora mas w każdym poszczególnym pomiarze, są wskazane strzałkami z górnego panelu. Przedstawione są obrazy zarejestrowane kamerą CCD za ekranem fluorescencyjnym, na który przyspieszano elektrony z MCP. Pole widzenia kamery CCD jest zaznaczone przerywanymi okręgami odpowiednio dla jonów ²⁹Th i ²³U trzykrotnie naładowanych (dwie pierwsze kolumny) oraz dwukrotnie naładowanych (dwie ostatnie kolumny). Górny rząd przedstawia wynik uzyskany dla źródła ²³U o małej powierzchni (ok. 10 ekstrahowanych jonów ²⁹Th³⁺ na sekundę, źródło 1), natomiast dolny rząd pokazuje to samo dla silniejszego źródła z ok. 10 0 ekstrahowanych jonów ²⁹Th³⁺ na sekundę (źródło 3). Oczywiste jest, że w obu przypadkach uzyskano wyraźny sygnał dla ²⁹Th, podczas gdy nie zaobserwowano żadnego sygnału elektronowego dla ²³U 1. Aby udowodnić, że sygnał ten faktycznie pochodzi z deekscytacji jądrowej, a nie z procesu w powłoce atomowej, środkowy rząd pokazuje obraz z kamery uzyskany przy użyciu źródła ²³⁴U, w którym rozpad α prowadzi do powstania sąsiedniego izotopu ²³⁰Th o porównywalnej strukturze elektronowej, lecz innej strukturze jądrowej. Zgodnie z oczekiwaniami dla ²³⁰Th, w żadnym z badanych przypadków nie stwierdzono sygnału elektronów konwersyjnych. Zatem silny sygnał, przedstawiony na Rysunku 3c z doskonałym stosunkiem sygnału do tła, jest wyraźnie skorelowany z rozpadem ^29mTh.

Dodatkowe pomiary weryfikacyjne wspierające tę interpretację przedstawiono na Rysunku 4. Przedstawiają one dwa pomiary dostarczające dalszych dowodów na to, że zarejestrowane sygnały elektronowe rzeczywiście pochodzą z rozpadu izomeru jądrowego: na Rysunku 4a pokazano, że przyciągający potencjał powierzchni detektora MCP zmieniano od -100 V (sprzyjając powstawaniu elektronów w wyniku uderzenia jonów) w dół do 0 V, porównując szybkości zliczeń zarejestrowane przez MCP dla wyekstrahowanych jonów ²⁹Th²⁺ (kolor czerwony) i ²³U²⁺ (kolor niebieski). Wyraźnie widać, że dla ²³U²⁺ szybkość zliczeń spada do zera przy realizacji tzw. „miękkiego lądowania” (soft landing) nadlatujących jonów przy napięciu powierzchni poniżej ok. -40 V, podczas gdy dla ²⁹Th²⁺ znaczna szybkość zliczeń utrzymuje się aż do progu 0 V. Na Rysunku 4b niebieska krzywa przedstawia szybkość zliczeń elektronów zarejestrowaną dla wyekstrahowanych jonów po silnym przyspieszeniu w kierunku powierzchni detektora MCP przy napięciu -20 V. Uderzenia jonów ²³U²⁺ i ²⁹Th²⁺ obserwuje się z niemal równą intensywnością, co wykazano już dla jonów dwudodatnich w wyekstrahowanym widmie masowym na Rysunku 3a. Czerwona krzywa przedstawia ten sam scenariusz, jednak tym razem dla „miękkiego lądowania” nadlatujących jonów przy potencjale powierzchni MCP wynoszącym -25 V. Nie jest już widoczny żaden sygnał uderzenia jonów ²³U²⁺, natomiast dla ²⁹Th²⁺ utrzymuje się sygnał pochodzący z rozpadu izomerycznego przez konwersję wewnętrzną¹.

Wykres dopasowania widmowego pokazujący wpływ napięcia MCP na liczbę jonów dla izotopów Th, analiza rozpadu.
Rycina 4Pomiary weryfikacyjne rozpadu izomerów. a) ²²⁹Th²⁺ sygnał (czerwony) w porównaniu do ²³³U²⁺ (niebieski) jako funkcja napięcia powierzchniowego MCP. Błędy zaznaczono zacienionymi obszarami. b) Sygnał ekstrahowanych jonów jako funkcja stosunku masy do ładunku za QMS dla napięć powierzchniowych MCP wynoszących -25 V (rozpad izomeru, czerwony) oraz -20 V (uderzenie jonów, niebieski). Należy zwrócić uwagę na różne czasy całkowania i skale osi. Oprócz sygnału przy 114,5 u/e (odpowiadającego ²²⁹Th²⁺), pojawia się kolejny sygnał przy 17,5 u/e, który pochodzi z rozpadu izomerycznego ²³⁵U. Za uprzejmą zgodą Springer Research¹¹. Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.

W ten sposób można jednoznacznie udowodnić (wraz z dodatkowymi argumentami podanymi w ref. ¹), że sygnał zaobserwowany na Ryc. 4 pochodzi z rozpadu izomerycznego ^29mTh i stanowi pierwszą bezpośrednią identyfikację deekscytacji tego nieuchwytnego izomeru.

Następnie segmentowy ekstraktor-RFQ został wykorzystany jako liniowa pułapka Paula do wytworzenia wiązki paczek jonowych, co umożliwiło pomiary czasu życia izomeru toru. Ponieważ w naszych warunkach wysokiej próżni w temperaturze pokojowej czas przechowywania nie jest wystarczająco długi, aby zbadać oczekiwany czas życia radiacyjnego wynoszący do 10⁴ sekund, dla naładowanych jonów ^29mTh można było wyznaczyć jedynie dolną granicę t_1/2 > 1 minuta, ograniczoną przez maksymalny osiągalny czas przechowywania jonów w liniowej pułapce Paula¹. Jednakże, stosując tę samą strategię detekcji, która była wcześniej wykorzystywana do identyfikacji rozpadu izomeru po neutralizacji jonów toru na powierzchni detektora MCP, oczekiwany znacznie krótszy czas życia neutralnych atomów ^229mTh ulegających rozpadowi poprzez konwersję wewnętrzną pozwala na uzyskanie informacji o czasie życia¹². Rysunek 5a przedstawia oczekiwany kształt widma czasu rozpadu, zasymulowany dla paczki jonowej o szerokości impulsu 10 μs. Podczas gdy czerwona krzywa wskazuje sygnał uderzenia jonów, a sygnał z rozpadu wykładniczego o czasie połowicznego rozpadu 7 μs jest reprezentowany przez szarą krzywą z długim ogonem rozpadu, oczekiwany sygnał z rozpadu izomeru toru, składający się zarówno z uderzenia jonowego, jak i wykładniczego rozpadu izomerycznego, zilustrowano niebieską krzywą. Rysunek 5b przedstawia wynik odpowiadającego temu pomiaru odpowiednio dla ²³U³⁺ (czerwony) i ²⁹Th³⁺ (niebieski). Podczas gdy jony uranu wykazują jedynie sygnał uderzenia jonowego, w przypadku toru-29 można wyraźnie zaobserwować oczekiwany ogon rozpadu izomeru¹².

Wykres analizy zaniku przedstawiający wpływ jonowy, rozpad izomeryczny; widma absorpcji przejściowej.
Rysunek 5Symulowane i zmierzone czasowe charakterystyki uderzenia i zaniku jonów. a) Symulacja charakterystyki czasu rozpadu izomeru dla ²²⁹wiązki. Symulacja opiera się na zmierzonym kształcie wiązki oraz założeniu, że 2% z nich ²²⁹Jony Th znajdują się w stanie izomerycznym o okresie półtrwania wynoszącym 7 μs po neutralizacji. Przyjmuje się, że sprawność detekcji elektronów jest 25 razy większa od sprawności detekcji jonów. b) Pomiar rozpadu izomerycznego przy użyciu wiązki impulsowej ^29(m)Th³⁺ wiązka jonowa (niebieska). Pomiar porównawczy z ²³³U³⁺ jest zaznaczone na czerwono. Za uprzejmością American Physical Society¹². Aby wyświetlić tę figurę w większym rozmiarze, kliknij tutaj.

Dopasowanie ogona zaniku do funkcji wykładniczej (co odpowiada dopasowaniu liniowemu do reprezentacji logarytmicznej na Rysunku 6) pozwala w końcu wyznaczyć okres połowicznego rozpadu neutralnego izomeru ^29mTh wynoszący 7(1) μs¹². Wartość ta jest zgodna z teoretycznie oczekiwaną redukcją czasu życia o dziewięć rzędów wielkości w stosunku do ok. 10⁴ sekund w przypadku izomeru naładowanego, co wynika z dużego współczynnika konwersji α_{IC ~}10⁹ ³⁷.

Wykres dopasowania zaniku widm jonów Th, dane absorpcji przejściowej, przedstawiające Th2+ i Th3+.
Rysunek 6Dopasuj do ^{29 m}Krzywa rozpadu Th. Wykres logarytmiczny charakterystyki zaniku czasowego dla ^29(m)Th²⁺ jony (a) i ²²⁹(m)Th³⁺ jony (b) wraz z krzywą dopasowania zastosowaną w celu wyznaczenia okresu połowicznego rozpadu izomerycznego ^29mTh po rekombinacji ładunku na powierzchni detektora MCP. Za uprzejmością American Physical Society¹². Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.

Dyskusja

Zasięg odrzutowych jąder potomnych rozpadających się α w uranie wynosi zaledwie około 16 nm. W celu osiągnięcia wysokiej sprawności źródła jonów o α-odrzutowym dla danej aktywności źródła, konieczne jest ograniczenie grubości materiału źródłowego do tego zakresu. Na skuteczność α odciągu odrzutu duży wpływ ma czystość ogniwa buforowo-gazowego. Zanieczyszczenia gazu zatrzymującego doprowadzą do wymiany ładunku lub powstania cząsteczek. W związku z tym samo ogniwo gazowe musi być zbudowane zgodnie z ultrawysokimi standardami próżni, w szczególności aby umożliwić wypalenie ogniwa i uniknięcie jakichkolwiek materiałów organicznych znajdujących się w środku. Gaz zatrzymujący musi być oczyszczany zgodnie z aktualnym stanem techniki, począwszy od najwyższej jakości gazu wspomaganego oczyszczaniem katalitycznym i dostarczania do ogniwa gazowego za pośrednictwem ultra czystego przewodu doprowadzającego gaz, częściowo otoczonego pułapką kriogeniczną w celu zamrożenia zanieczyszczeń. Ogólnie rzecz biorąc, staranne ustawienie centralnej osi całego zestawu do pozycji dyszy ekstrakcyjnej komórki gazowej ma zasadnicze znaczenie dla osiągnięcia wysokiej wydajności transportu i wykrywania²⁹.

Krok 1.4.5 jest najbardziej krytyczny dla protokołu. W celu efektywnej ekstrakcji jonów do elektrody pierścieniowej lejka należy zastosować wysoką amplitudę RF. Jeśli jednak amplituda zostanie wybrana zbyt wysoko, w ogniwie gazowym pojawią się iskry. Maksymalna osiągalna amplituda napięcia RF zależy w krytycznym stopniu od czystości gazu buforowego. Pomyślne podanie napięcia jest monitorowane za pomocą prądu napięcia niezrównoważenia lejka. Prąd ten wzrośnie w przypadku iskier. Jeśli wystąpiły iskry, procedurę wypalania należy powtórzyć, aby zagwarantować najwyższą wydajność ekstrakcji jonowej.

Kolejnym krytycznym punktem jest przyłożenie wysokich napięć do detektora MCP (kroki 1.6.2-1.6.4). Emisje pola mogą wystąpić na MCP, co prowadzi do emisji elektronów, co może prowadzić do artefaktów sygnałowych.

Optymalna ekstrakcja jonów i transport (schłodzony i oczyszczony masowo) w kierunku jednostki detekcyjnej wymaga starannego ustawienia centralnej osi optycznej. Niezbędna jest dostępność optycznego systemu osiowania (laser do osiowania lub teodolit). Efektywny transport jonów przez ekstrakcję RFQ i QMS wymaga ciągłej stabilizacji amplitud częstotliwości radiowych dla dwóch przeciwległych faz przyłożonych do każdej przeciwległej pary prętów²⁹. Identyfikacja problemów z ekstrakcją lub transportem może być ułatwiona dzięki diagnostyce jonów realizowanej np . za pomocą wielokanałowego detektora płytkowego umieszczonego kolejno w różnych pozycjach wzdłuż ścieżki jonów podczas fazy rozruchu konfiguracji lub alternatywnie, np . poniżej 90^o za zapytaniem o ekstrakcję z wysokim ujemnym napięciem powierzchniowym (1-2 kV) w celu przyciągnięcia wszystkich wyekstrahowanych jonów w kierunku detektora.

Podczas pracy zazwyczaj mogą pojawić się dwa problemy. Nie wszystkie napięcia są prawidłowo przyłożone. W tym przypadku zwykle nie są ekstrahowane żadne jony i trzeba znaleźć miejsce nieprawidłowo przyłożonego napięcia. W buforze helowym obecne są również zanieczyszczenia. W takim przypadku wydajność ekstrakcji potrójnie naładowanych jonów toru zostanie drastycznie zmniejszona i nastąpi tworzenie cząsteczek. W najgorszym przypadku po przyłożeniu napięcia lejka pojawią się nawet iskry. Przyczyną niedostatecznej czystości gazu jest zazwyczaj nieszczelność w przewodzie doprowadzającym gaz lub nieprawidłowo zamknięty kołnierz ogniwa zatrzymującego bufor gazu.

Opisana metoda generowania czystej wiązki jonów zawierających nisko położony energetycznie izomer Th o długości ^{229 m}może być zastosowana we wszystkich porównywalnych przypadkach, w których jon będący przedmiotem zainteresowania może być wyekstrahowany z atmosfery gazu buforowego w znacznych ilościach. Czystość ogniwa gazowego i gazu buforowego jest obowiązkowa, dlatego ilość pozostałych zanieczyszczeń gazowych jest ograniczeniem czułości metody. Podczas gdy zastosowany detektor mikrokanałowo-płytkowy (MCP) opiera się na detekcji elektronów, co zostało tutaj wykorzystane do rejestracji niskoenergetycznych elektronów konwersyjnych, ten przypadek leży już na granicy niskiej energii krzywej wydajności dla MCP³⁸, podczas gdy dla wyższych energii metoda ta znacznie zyskałaby na skuteczności wykrywania.

Do tej pory opisana metoda dostarczyła jedynej zgłoszonej bezpośredniej i jednoznacznej identyfikacji deekscytacji izomeru toru. Alternatywnie, próżniowe kryształy przezroczyste w ultrafiolecie (VUV) (z dużymi przerwami energetycznymi, przekraczającymi założoną energię wzbudzenia izomeru) są domieszkowane ²²⁹Th. Celem jest umieszczenie ^{jonów 229}Th w wysokim (4⁺) stanie naładowania sieci krystalicznej, zahamowanie dewzbudzenia przez dużą przerwę energetyczną i dążenie do wzbudzenia izomeru za pomocą promieniowania rentgenowskiego z synchrotronowych źródeł światła. Pomimo eleganckiej koncepcji tego podejścia, do tej pory nie udało się zaobserwować fluorescencji VUV w serii eksperymentów zgłoszonych przez kilka grup na całym świecie 39,40,41,42,43. To samo odnosi się do klasy eksperymentów, które mają na celu zrealizowanie wzbudzenia jądrowego izomeru przez powłokę elektronową ²²⁹Th, przy użyciu tak zwanego przejścia mostka elektronowego. W tym przypadku sprzężenie rezonansowe między przejściem powłoki elektronowej a izomerem jądrowym powinno pozwolić na bardziej wydajną populację izomerów^44,45. Inne eksperymenty, które mają na celu zbadanie właściwości izomerycznych, opierają się na mikrokalorymetrii⁴⁶ lub obserwacji nadsubtelnego przesunięcia w powłoce atomowej⁴⁷. Całkiem niedawno doniesiono o innej metodzie wzbudzania izomeru w plazmie indukowanej laserem⁴⁸ i jest ona przedmiotem dyskusji naukowej w społeczności.

Odkrycie kanału rozpadu konwersji wewnętrznej izomeru^{toru 11} i wyznaczenie odpowiadającego mu okresu połowicznego rozpadu neutralnego ^229mTh (7(1) μs)¹² może być wykorzystane w przyszłości do realizacji pierwszego całkowicie optycznego wzbudzenia za pomocą pulsacyjnego, przestrajalnego lasera VUV opartego na już istniejącej technologii. W ten sposób obecny paradygmat, zgodnie z którym wymagałoby to znacznie lepszej wiedzy na temat energii wzbudzenia i odpowiedniego dostosowanego rozwoju lasera, może zostać ominięty. W przeciwieństwie do tego, wykorzystując wiedzę o wewnętrznej emisji elektronów konwersyjnych, bramkowanie wykrywania elektronów konwersji za pomocą impulsu laserowego zapewni wysoki stosunek sygnału do tła, jednocześnie umożliwiając skanowanie 1 eV energii wzbudzenia w czasie krótszym niż 3 dni⁴⁹. Co więcej, wyznaczenie energii wzbudzenia izomeru, będącej jeszcze w trakcie prac, może być oparte na opisanej metodzie generowania wiązki ^229mTh poprzez wysyłanie elektronów rozpadu IC do spektrometru elektronów z butelką magnetyczną z siatkami elektrod o polu opóźniającym⁵⁰. Ta sama technika pozwoli również na wyznaczenie czasu życia izomerycznego dla różnych środowisk chemicznych (np. na materiałach o dużej przerwie energetycznej, takich jak CaF₂ lub zamrożony argon) lub w ²²⁹Th⁺ , a także w wolnym, neutralnym atomie.

Opisana metoda generowania izotopowo czystej wiązki jonów toru o stanie naładowania 3+ może być wykorzystana jako narzędzie do dostarczania jonów toru do przyszłych eksperymentów spektroskopii laserowej. W takim przypadku wiązka jonów może być wykorzystana do załadowania pułapki Paula w stabilny i wydajny sposób. Jak dotąd jedyną alternatywną metodą jest wyprodukowanie ²²⁹Th³⁺ metodą ablacji laserowej z stałego celu. Wymaga to jednak dużej intensywności lasera i dużej ilości ²²⁹Th, który jest drogim materiałem radioaktywnym i prowadzi do zanieczyszczenia zużytych komponentów próżniowych. Z tego powodu opisana metoda może mieć znaczącą przewagę, jeśli chodzi o eksperymenty z laserową spektroskopią jądrową. Pierwsza aplikacja tego typu została już opublikowana⁵¹ .

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Ta praca była wspierana przez program Unii Europejskiej Horyzont 2020 w zakresie badań i innowacji na podstawie umowy o grant nr 664732 "nuClock", przez grant DFG Th956/3-1 oraz przez Wydział Fizyki Medycznej LMU za pośrednictwem Laboratorium Maiera-Leibnitza.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
Nazwa	Firma	Numer katalogowy	Komentarze
Uran-233 Źródło:	Instytut fü r Radiochemie Universitä t Moguncja	dostosowana	290 kBq U-233 osadzona na lejku RF o średnicy 90 mm
	Secamus Laserschneidtechnik GmbH	dostosowane	50 elektrod pierścieniowych, wycinanych laserowo i elektropolerowanych
Komórka zatrzymująca bufor gazowy	Warsztat LMU Monachium	dostosowane	Komora próżniowa DN200 CF do komory zatrzymującej gaz buforowy
Pompa do obróbki zgrubnej	Leybold	Screwline SP 250	Pompa do obróbki zgrubnej dla całego system
Sterowanie pompą do obróbki zgrubnej	Siemens	Micromaster 420	Jednostka sterująca do Screwline SP 250
Wakuometr Ciśnienie wstępne	Pfeiffer	TPR 265	Regulator ciśnienia pompy do obróbki zgrubnej
Cela wakuometru 1	Pfeiffer	CMR 261	Regulator ciśnienia do komórki (zakres wysokiego ciśnienia)
Cela wakuometru 2	Pfeiffer	PBR 260	Regulator ciśnienia do komory ( zakres niskiego ciśnienia)
Wakuometr RFQ	Pfeiffer	PKR 261	Regulator ciśnienia do odczytu ciśnienia RFQ
Manometr QMS	Pfeiffer	PKR 261	Regulator ciśnienia do odczytu ciśnienia QMS
Jednostka sterująca	Pfeiffer	TPG 256 A	Jednostka sterująca do wszystkich manometrów
Komputer sterujący	Fujitsu	nieznany	Komputer sterujący gazem buforowym Komórka zatrzymująca
Simatic z procesorem	Siemens	S7-300	Simatic do automatyzacji i sterowania
Simatic bez procesora	Siemens	ET 200M	Simatic do automatyzacji i sterowania
Zawory próżniowe	SMC	XLH-40	Zawory próżniowe do sterowania ewakuacją
Zasuwa UHV	VAT	48240-CE74	Zasuwa do zamykania ogniw podczas pracy
Pompa turbomolekularna 1	Pfeiffer	TMU 400M	Pompa turbo do komórki
Jednostka sterująca dla TMP 1	Pfeiffer	TCM 1601	Jednostka sterująca dla TMP TMU 400M
Pompa turbomolekularna 2	Pfeiffer	HiMag 2400	Trubo do RFQ
Pompa turbomolekularna 3	Pompa Edwards	STP 603	Trubo do QMS
Jednostka sterująca dla TMP 3	Edwards	SCU-800	Jednostka sterująca do TMP Edwards STP 603
Zawór obejściowy przewodu gazowego	Swagelok	SS-6BG-MM	Zawór do obejścia regulatora przepływu masy
Tuleje grzewcze	Isopad	dostosowane	Tuleje grzewcze do wypalania w komórce i RFQ Czujniki
temperatury	Isopad	TAI/NM NiCrNi	Czujniki temperatury do systemu wypalania
Sterownik ogrzewania	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowana	jednostka sterująca do tulei grzewczych Isopad
Katalityczny oczyszczacz gazu	SAES MonoTorr	PS4-MT3-R-2	Oczyszczacz gazu do dostarczania ultraczystego
helu Butla gazowa He	Air Liquide	He 6.0, 50 litrów	Hel o czystości 99,9999 %
Reduktor ciśnienia	Druva	FMD 502-16	Reduktor ciśnienia do butli gazowej He
Zawór zasilania gazem	Swagelok	SS-6BG-MM	Zawór do otwierania lub zamykania dopływu gazu
Kontrola przepływu masowego	AERA	FC-780CHT	Zawór sterujący przepływem masowym do
jednostki sterującej zasilaniem He do zaworu przepływu masowego	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	Jednostka sterująca do kontroli przepływu masowego AERA
Rurki gazowe	Dockweiler	Ultron	elektropolerowane rurki gazowe do zasilania He
Pułapka	kriogenicznaIzoterma	nieznana	pułapka kriogeniczna do oczyszczania He (opcjonalnie)
Zasilanie napięciem DC dla źródła	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	zasilacz napięcia nieprzesuniętego DC dla źródła U-233
Zasilanie napięciem stałym dla lejka	Heinzinger	LNG 350-6	Zasilacz do gradientu DC lejka
Zasilanie napięciem DC dla RFQ	Iseg	nieznane	napięcie DC zasilanie dla offsetu lejka, dyszy i RFQ
dysza Laval	Friatec AG	dostosowana	dysza Lavala do ekstrakcji He i jonów
Zasilanie napięciem stałym dla układarki	Heinzinger	LNG 350-6	Zasilanie prądem stałym do elektrody wiązkowej
Moduł spustowy Warsztat	elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	Moduł spustowy do pracy w wiązkach Generator
RF do lejka	Stanford Research Systems	SRS DS 345	Generator RF do lejka
Wzmacniacz RF do lejka	Przemysł nawigacji elektronicznej	ENI 240L-1301	Wzmacniacz RF do lejka
Dzielnik faz RF do lejka	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	dzielnik faz RF do lejka
RF+DC mikser do lejka	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	dzielnik napięcia i mikser RF+DC dla napięcia
lejkaWarsztat RFQ	ekstrakcji LMU Monachium	dostosowany	RFQ do tworzenia lub przechowywania wiązki jonów
Generator RF dla RFQ	Stanford Research Systems	SRS DS 345	Generator RF do
RFQ Wzmacniacz RF do RFQ Warsztat	elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	wzmacniacz RF do RFQ
Wzmacniacz RF do RFQ Wzmacniacz RF do elektrody wiązkowej	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	Wzmacniacz RF do elektrody wiązkowej
Mikser RF+DC do RFQ	Warsztat elektroniczny LMU w Monachium	dostosowany	Miesza potencjały RF i DC dla napięcia RFQ
Elektroda wyjściowa RFQ	Warsztat LMU w Monachium	dostosowany	otwór wyjściowy o średnicy 2 mm do pompowania różnicowego
4-kanałowe zasilanie prądem stałym	Mesytec	MHV 4	DC offset dla apertury i triody
QMS	Warsztat LMU Monachium	dostosowany	kwadrupolowy separator masy do wyboru m/q
Moduł offsetowy Brubaker DC	Elektroniczny warsztat LMU Monachium	dostosowany	zasilacz offsetowy DC do soczewek Brubaker modułu offsetowego QMS
QMS DC	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowane	zasilanie offsetowe DC dla QMS
Konwerter USB-analogowy	EA Elektro-Automatik	UTA12	do generowania sygnału dla QMS WN manetka
QMS Manetka HV	Elektroniczny warsztat LMU Monachium	przystosowany	do zmiany napięcia modułu QMS DC
Moduł QMS DC	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	Moduł zapewniający napięcia stałe dla QMS
Generator RF dla QMS Generator RF dla QMS	Generator RF Tektronix	AFG 3022B	do QMS
Wzmacniacz RF dla QMS	Warsztat elektroniczny LMU Monachium	dostosowany	Wzmacniacz RF do QMS
Picoscope	Picoscope Technology	Picoscope 4227	Oscyloskop do sterowania QMS RF
Control PC 2	Fujitsu	Esprimo P900	Komputer sterujący do
systemu ekstrakcji triody	Warsztat LMU Monachium	dostosowany	Zestaw trzech elektrod pierścieniowych do prowadzenia jonów
Detektor MCP	Beam-Imaging-Solutions	BOS-75-FO	Detektor MCP z filtrem fosforowym
Zasilanie napięciem DC dla MCP	Keithley Instruments	Zasilanie HV 246	Zasilanie napięciem dla MCP po stronie czołowej
Zasilanie napięciem DC dla MCP	CMTE (moduł NIM)	HV 3160	Zasilanie napięciem dla MCP Zasilanie
MCP		Fluke HV Zasilanie 410B	ekranem luminoforowym
	PointGrey	FL2-14S3M-C	Kamera CCD do nagrywania obrazu
Komputer sterujący 3	Fujitsu	Esprimo P910	Komputer sterujący do kamery CCD
Światłoszczelna obudowa	Warsztat LMU Monachium	dostosowany	Światłoszczelne drewniane pudełko na kamerę CCD
Dewar do zasilania LN2	Izoterma	nieznana	Dewar zapewnia suchy azot do wentylacji
Parownik dla LN2	Warsztat LMU Monachium	dostosowany	Parownik dostarczający suchy azot
Detektor MCP z pojedynczą anodą	Hamamatsu	F2223	Pojedynczy anodowy MCP do pomiaru czasu płynu
Zasilanie napięciem stałym dla MCP	Fluke	410B	Zasilanie napięciowe dla anody MCP
Zasilanie przedwzmacniacza	Elektronika	E 030-1	Zasilanie dla przedwzmacniacza
Przedwzmacniacz do sygnałów MCP	Ortec	VT120A	Przedwzmacniacz dla sygnałów MCP
Wzmacniacz dla sygnałów MCP	Ortec (moduł NIM)	Ortec 571	Wzmacniacz dla sygnałów MCP
CFD	Canberra	1428A	Dyskryminator stałej frakcji dla sygnałów MCP
Skaler wielokanałowy	Stanford Research	SR 430	Wielokanałowy skaler do odczytu sygnału
Control PC 4	Fujitsu	Esprimo P920	Komputer sterujący do odczytu skalera
Labview	National Instruments	różne wersje	Program służący do kontroli pomiarów
Matlab	Mathworks Inc.	wersja 7.0	Program służący do analizy danych

1 Pompa QMS prądem stałym po stronie tylnej dla Zasilacz do kamery CCD z Zasilanie WN Delta

Bibliografia

Reich, C. W., Helmer, R. G. Energy separation of the doublet of intrinsic states at the ground state of 229Th. Physical Review Letters. 64, 271-273 (1990).
Reich, C. W., Helmer, R. G. An excited state of 229Th at 3.5 eV. Physical Review C. 49, 1845-1858 (1994).
Guimaraes-Filho, Z. O., Helene, O. Energy of the 3/2+ state of 229Th reexamined. Physical Review C. 71, 044303(2005).
Beck, B. R., et al. Energy splitting of the ground-state doublet in the nucleus 229Th. Physical Review Letters. 98, 142501(2007).
Cerutti, F., Ferrari, A. Improved value for the energy splitting of the ground-state doublet in the nucleus 229Th. Proceedings of the 12th International Conference on Nuclear Reaction Mechanisms, , Varenna. (2009).
Tkalya, E. V. Proposal for a nuclear gamma-ray laser of optical range. Physical Review Letters. 106, 162501(2011).
Raeder, S., et al. Resonance ionization spectroscopy of thorium isotopes-towards a laser spectroscopic identification of the low-lying 7.6 eV isomer of 229Th. NJ. Physics. 44, 165005(2011).
Peik, E., Tamm, C. Nuclear laser spectroscopy of the 3.5 eV transition in 229Th. European Physical Letters. 61, 181-186 (2003).
Campbell, C. J., Radnaev, A. G., Kuzmich, A., Dzuba, V. A., Flambaum, V. V. Derevianko, A Single-Ion nuclear clock for metrology at the 19th decimal place. Physical Review Letters. 108, 120802(2012).
Kroger, L. A., Reich, C. W. Features of the low energy level scheme of 229Th as observed in the α of 233U. Nuclear Physics A. 259, 29-60 (1976).
vd Wense, L., et al. Direct detection of the Thorium-229 nuclear clock transition. Nature. 533, 47-51 (2016).
Seiferle, B., vd Wense, L., Thirolf, P. G. Lifetime measurement of the 229Th nuclear isomer. Physical Review Letters. 118, 042501(2017).
Nicholson, T. L., et al. Systematic evaluation of an atomic clock at 2.10-18 total uncertainty. Nature Communications. 6, 7896(2015).
Flury, J. Relativistic geodesy. Journal of Physics - Conference. 723, 012051(2016).
Ludlow, A. D., Boyd, M. M., Ye, J., Peik, E., Schmidt, P. O. Optical atomic clocks. Reviews of Modern Physics. 87, 637-701 (2015).
Derevianko, A., Pospelov, M. Hunting for topological dark matter with atomic clocks. Nature Physics. 10, 933-936 (2014).
Uzan, J. P. The fundamental constants and their variation: observational and theoretical status. Review of Modern Physics. 75, 403-455 (2003).
Flambaum, V. V. Enhanced effect of temporal variation of the fine structure constant and the strong interaction in 229Th. Physical Review Letters. 97, 092502(2006).
He, X., Ren, Z. Temporal variation of the fine structure constant and the strong interaction parameter in the 229Th transition. Nuclear Physics A. 806, 117-123 (2008).
Litvinova, E., Feldmeier, H., Dobaczewski, J., Flambaum, V. Nuclear structure of lowest 229Th states and time dependent fundamental constants. Physical Review C. 79, 064303(2009).
Flambaum, V. V., Wiringa, R. B. Enhanced effect of quark mass variation in Th229 and limits from Oklo data. Physical Review C. 79, 034302(2009).
Rellergert, W. G., et al. Constraining the evolution of the fundamental constants with a solid-state optical frequency reference based on the 229Th nucleus. Physical Review Letters. 104, 200802(2010).
Hayes, A. C., Friar, J. L. Sensitivity of nuclear transition frequencies to temporal variation of the fine structure constant or the strong interaction. Physics Letters B. 650, 229-232 (2007).
Berengut, J. C., Dzuba, V. A., Flambaum, V. V., Porsev, S. G. Proposed experimental method to determine a sensitivity of splitting between ground and 7.6 eV isomeric states in 229Th. Physical Review Letters. 102, 210808(2009).
Flambaum, V. V., Auerbach, N., Dmitriev, V. F. Coulomb energy contribution to the excitation energy in 229Th and enhanced effect of α variation. Europhysics Letters. 85, 50005(2009).
Porsev, S. G., Flambaum, V. V. Effect of atomic electrons on the 7.6 eV nuclear transition in 229mTh3+. Physical Review A. 81, 032504(2010).
Godun, R. M., et al. Frequency ratio of two optical clock transitions in 171Yb+ and constraints on the time variation of fundamental constants. Physical Review Letters. 113, 210801(2014).
vd Wense, L., Thirolf, P. G., Kalb, D., Laatiaoui, M., Thirolf, P. G. Towards a direct transition energy measurement of the lowest nuclear excitation in 229mTh. Journal of Instrumentation. 8, P03005(2013).
vd Wense, L., Seiferle, B., Laatiaoui, M., Thirolf, P. G. Determination of the extraction efficiency for 233U source recoil ions from the MLL buffer-gas stopping cell. European Physical Journal A. 51, 29(2015).
Neumayr, J. B. The buffer-gas cell and extraction RFQ for SHIPTRAP. , LMU . Munich, Germany. PhD Thesis (2004).
Neumayr, J. B., et al. The ion-catcher device for SHIPTRAP. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B. 244, 489-500 (2006).
Neumayr, J. B., et al. Performance of the MLL-Ion catcher. Review of Scientific Instruments. 77, 065109(2006).
Haettner, E. A novel radio frequency quadrupole system for SHIPTRAP & New mass measurements of rp nuclides. , University of Giessen. Germany. PhD Thesis (2011).
Haettner, E., et al. A versatile triple radiofrequency quadrupole system for cooling, mass separation and bunching of exotic nuclei. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A. 880, 138-151 (2018).
vd Wense, L. On the direct detection of 229mTh. Springer Theses 2018. , Springer international publishing. ISBN 978-3-319-70460-9 (2018).
Eberhardt, K., et al. Actinide targets for fundamental research in nuclear physics. AIP Conference Proceeding 1962s. , 030009(2018).
Karpeshin, F. F., Trzhaskovskaya, M. B. Impact of the electron environment on the lifetime of the 229Thm low-lying isomer. Physical Review C. 76, 054313(2007).
Gorugantu, R. R., Wilson, W. G. Relative electron detection efficiency of microchannel plates from 0-3 keV. Review of Scientific Instruments. 55, 2030-2033 (1984).
Jeet, J., et al. Results of a direct search using synchrotron radiation for the low-energy 229Th nuclear isomeric transition. Physical Review Letters. 114, 253001(2015).
Yamaguchi, A., Kolbe, M., Kaser, H., Reichel, T., Gottwald, A., Peik, E. Experimental search for the low-energy nuclear transition in 229Th with undulator radiation. New Journal of Physics. 17, 053053(2015).
Stellmer, S., Schreitl, M., Schumm, T. Radioluminescence and photoluminescence of Th:CaF2 crystals. Scientific Reports. 5, 15580(2015).
Stellmer, S., Schreitl, M., Kazakov, G. A., Sterba, J. H., Schumm, T. Feasibility study of measuring the 229Th nuclear isomer transition with 233U-doped crystals. Physical Review C. 94, 014302(2016).
Stellmer, S., et al. On an attempt to optically excite the nuclear isomer in Th-229. arXiv:1803.09294 [physics.atom-ph]. , (2018).
Porsev, S. G., Flambaum, V. V., Peik, E., Tamm, C. Excitation of the isomeric 229mTh nuclear state via an electronic bridge process in 229Th+. Physical Review Letters. 105, 182501(2010).
Campbell, C. J., Radnaev, A. G., Kuzmich, A. Wigner Crystals of 229Th for optical excitation of the nuclear isomer. Physical Review Letters. 106, 223001(2011).
Kazakov, G., et al. Prospects for measuring the 229Th isomer energy using a metallic magnetic microcalorimeter. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A. 735, 229-239 (2014).
Sonnenschein, V., et al. The search for the existence of 229mTh at IGISOL. European Physical Journal A. 48, 52(2012).
Borisyuk, P. V., et al. Excitation energy of 229Th nuclei in laser plasma: the energy and half-life of the low-lying isomeric state. arXiv:1804.00299v1 [nucl-th]. 53, 108(2018).
vd Wense, L., et al. A laser excitation scheme for 229mTh. Physical Review Letters. 119, 132503(2017).
Seiferle, B., vd Wense, L., Thirolf, P. G. Feasibility study of Internal Conversion Electron Spectroscopy of 229mTh. European Physical Journal A. 53, 108(2017).
Thielking, J., et al. Laser spectroscopic characterization of the nuclear-clock isomer 229mTh. Nature. 556, 321-325 (2018).

Przedruki i uprawnienia

Przeglądaj więcej artykułów

wiązka jonów toru-229 rozpad alfa uranu-233 komora stopująca z gazem buforowym kwadrupolowy separator mas detektor z płytką mikrokanalową detekcja stanu izomerycznego kwadrupol wysokiej częstotliwości wybór stanu ładunku czas życia izomeru jądrowego optyczny zegar jądrowy

Przygotowanie izotopowo czystej wiązki jonów 229Th do badań 229 mth