Name: Przygotowanie izotopowo czystej wiązki jonów 229Th do badań 229 mth (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2019-05-03T12:30:00.000+00:00
Duration: 10 min 42 s
Description: Poznaj metodę przygotowania izotopowo czystej wiązki jonów 229Th z źródła 233U do badań nad rozpadami jądrowymi. Technika umożliwia precyzyjne wykrywanie stanu podstawowego 229mTh poprzez kanał konwersji wewnętrznej.

ai_agent_IP

ai_agent

maintenance

instantTrialDurationMinutes

isBiopharma

enableNewMyJoveSectionDesign

educationFeatures

seoMetaApi

ai_copilot_institution_blacklist

ai_chat_institution_blacklist

freeAccessWindow

ssoRoleCapture

scheduledMaintenanceBanner

joveLabsFeatures

disable_autoplay_for_bots

extended_trial_duration

5 minutes

playerTrialDesktop

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.

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

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 90o 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 mmoże 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 229Th 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 izomerów44,45. 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 izomerutoru 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 .

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 (mq/ΔQCD, gdzie mq reprezentuje masę kwarku, a ΔQCD 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.
<img alt="Schemat ustawienia spektroskopowego; komponenty optyczne do analizy emisji w badaniu fotonicznym." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig1.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rysunek 1"> 
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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig1large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.</a>
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.
<img alt="Schemat układu próżniowego ze spektrometrią mas, prowadnicami jonowymi RFQ, detektorami MCP; układ spektroskopowy." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig2.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rysunek 2"> 
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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig2large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.</a>

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

przygotowanie izotopowo czystej wiązki jonów 229th do badań 229 mth

Preparing an Isotopically Pure 229Th Ion Beam for Studies of 229mTh

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.

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.
<img alt="Wykresy spektrometrii masowej i schematy intensywności sygnału dla analizy izotopowej; obejmuje wykres 3D." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig3.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rysunek 3"> 
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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig3large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.</a>
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.
<img alt="Wykres dopasowania widmowego pokazujący wpływ napięcia MCP na liczbę jonów dla izotopów Th, analiza rozpadu." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig4.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rycina 4"> 
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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig4large.jpg" target="_blank">Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.</a>
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 t1/2 &gt; 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.
<img alt="Wykres analizy zaniku przedstawiający wpływ jonowy, rozpad izomeryczny; widma absorpcji przejściowej." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig5.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rysunek 5"> 
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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig5large.jpg" target="_blank">Aby wyświetlić tę figurę w większym rozmiarze, kliknij tutaj.</a>
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 αIC ~ 109 37.
<img alt="Wykres dopasowania zaniku widm jonów Th, dane absorpcji przejściowej, przedstawiające Th2+ i Th3+." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/58516/58516fig6.jpg" data-altupdatedat="1788250015000" data-alt="Rycina 6"> 
Rysunek 6Dopasuj do 29 mKrzywa 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. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/58516/58516fig6large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.</a>

Przedstawiamy protokół generowania izotopowo oczyszczonej niskoenergetycznej wiązki jonów 229Th ze źródła 233U. Ta wiązka jonów jest używana do bezpośredniego wykrywania rozpadu w stanie podstawowym 229mTh za pośrednictwem kanału rozpadu konwersji wewnętrznej. Mierzymy również wewnętrzny okres konwersji wynoszący 229 mTh.

Przygotowanie izotopowo czystej wiązki jonów 229Th do badań 229 mth

A methodology is described to generate an isotopically pure 229Th ion beam in the 2+ and 3+ charge states. This ion beam enables one to investigate the ...

Metoda ta opisuje wytwarzanie izotopowo czystej wiązki jonów toru-229 po rozpadzie alfa uranu-233. Główną zaletą tej techniki jest to, że pozwala nam badać jony toru-229 w niskoenergetycznym stanie wzbudzonym jądrowo, który jest istotny dla rozwoju klubu jądrowego. Procedurę zademonstruje Ines Amersdorffer, studentka z naszego laboratorium.W tym zestawie zamontowane jest źródło uranu-233 w celu wytworzenia izotopowo czystej wiązki jonów toru-229. Komory próżniowe zostały opróżnione i wypieczone, aby przygotować się do eksperymentu. Konfiguracja znajduje się za elektroniką używaną do monitorowania i sterowania systemem.Naukowcy wchodzą w interakcję z elektroniką przede wszystkim za pośrednictwem komputerów, które również gromadzą i wyświetlają dane. Ten schemat przekrojowy przedstawia elementy aparatury. Rozważ kroki od generowania izomerów toru-229 i komórki zatrzymującej bufor gazu do ich wykrycia za pomocą kamery CCD.Liczące 290 kilogramów bekerela, wielkopowierzchniowe źródło uranu-233 wytwarza jądra toru-229 w rozpadzie alfa, zawierające 2% izomerów stanu wzbudzonego. Jądra toru prędkich uciekają ze źródła i są poddawane termizacji w ultraczystej helowej atmosferze buforowanej gazem. Następnie napotykają elektryczny system lejków.Jego częstotliwość radiowa i pole elektryczne prądu stałego kierują je w kierunku dyszy ekstrakcyjnej. Naddźwiękowy strumień gazu z dyszy przenosi jądra do komory próżniowej o strukturze kwadrupolowej o częstotliwości radiowej. Konstrukcja działa jako przewodnik jonowy, chłodnica przestrzeni czołowej i potencjalnie pułapka na bieguny.Następna komora próżniowa wyposażona jest w kwadrupolowy separator masy do izolowania izotopowo czystego toru-229 w wybieralnych stanach naładowania. Układ triodowo-elektrodowy z elektrodami trójpierścieniowymi skupia jony na detektorze. Interakcja z detektorem płytkowym z mikrokanałami powoduje rozpad metastabilnych jonów i uwalnianie elektronów, które są zwielokrotniane i wykrywane na ekranie luminoforowym za pomocą kamery CCD.Jest to przekrój poprzeczny komory próżniowej i związanych z nią urządzeń. Rozpocznij eksperyment od uruchomienia katalitycznego oczyszczacza gazu i odczekania 20 minut, aż osiągnie temperaturę roboczą. Następnie upewnij się, że zawór obejściowy jest zamknięty przed otwarciem butli z helem.Otwórz zawór reduktora ciśnienia, aż zostanie zmierzone ciśnienie około 0,5 bara. Następnie otwórz zawór od reduktora ciśnienia do przewodu gazowego. Otwórz regulator przepływu gazu, ustawiając ciśnienie w komórce na 32 milibary.Przepłukiwać rurkę gazową przez około 10 minut. Następnie zamknij zawór łączący reduktor ciśnienia z rurką gazową i odczekaj kilka minut, aż hel zostanie usunięty. Aby uzyskać gaz buforowy o wyższej czystości, napełnij kriopułapkę ciekłym azotem.Ustaw zasuwę między ogniwem gazu buforowego a jego turbopompą molekularną na tryb zdalnego sterowania, a następnie zdalnie zamknij zasuwę. Otwórz zawór łączący reduktor ciśnienia z przewodem gazowym. W tym momencie komora buforowa jest wypełniona około 30 milibarami helu gazowego.Ciśnienie w komorze kwadrupolowej o częstotliwości radiowej wynosi około 10 do minus czterech milibarów. Ciśnienie w komorze kwadrupolowego separatora masy wynosi około 10 do minus pięć milibarów. Dostosuj prędkość obrotową pompy turbomolekularnej podłączonej do komory próżniowej RFQ, aby ustawić ciśnienie otoczenia na poziomie 10 do minus dwóch milibarów.Ten zaktualizowany schemat zawiera reprezentacje sprzętu wymaganego do zastosowania prowadzących pól elektrycznych. Użyj zasilania napięciem stałym, aby przyłożyć potencjał prądu stałego do źródła uranu. Następnie przygotuj segmentowy system elektrod lejkowych.Przy zasilaniu prądem stałym i 24-kanałowym zasilaczu offsetowym prądu stałego należy zastosować gradient potencjału prądu stałego wynoszący cztery wolty na centymetr i przesunięcie trzech woltów. Przyłóż potencjał prądu stałego o napięciu około dwóch woltów do dyszy ekstrakcyjnej. Następnie należy przyłożyć potencjały prądu stałego do segmentowego kwadrupola o częstotliwości radiowej 12 V.Utwórz gradient za pomocą 24-kanałowego zasilacza offsetowego DC. Napięcia dla każdego z 12 segmentów kwadrupola mogą być stosowane indywidualnie. Zastosuj 1.8 V do segmentu znajdującego się najbliżej dyszy ekstrakcyjnej.Krok po kroku zmniejszaj napięcia w kolejnych segmentach o 0,2 wolta, aby uzyskać gradient prądu stałego o 0,1 wolta na centymetr. Teraz zastosuj generator funkcyjny i liniowy wzmacniacz RF, aby przyłożyć częstotliwość około 850 kiloherców, 220 woltów amplitudy międzyszczytowej do systemu elektrod pierścieniowych lejka. Za pomocą innego generatora częstotliwości i dwóch wzmacniaczy RF zastosuj amplitudę międzyszczytową o częstotliwości od 880 kiloherców od 120 do 250 woltów do kwadrupola ekstrakcyjnego o częstotliwości radiowej i pojedynczej elektrody wiązkowej.Po przyłożeniu napięcia RF do elektrod pierścienia lejka, jeśli gaz buforowy helu nie jest wystarczająco czysty, w ogniwie zatrzymującym bufor gazu pojawią się iskry. W takim przypadku należy przerwać procedurę i przeprowadzić wypalanie na jeden dzień, aby ponownie uzyskać pełną wydajność ekstrakcji. Użyj napięcia DCTAG, aby przyłożyć potencjał minus jeden wolt do elektrody ekstrakcyjnej kwadrupola o częstotliwości radiowej ekstrakcji.Ustaw napięcie niezrównoważenia kwadrupolowego separatora masy na minus dwa wolty w przypadku modułów offsetowych DC. Włącz generator funkcyjny i wzmacniacz RF powiązany z kwadrupolowym separatorem masy, aby go uruchomić. Po wybraniu stosunku masy do ładunku i akceptacji kwadrupolowego separatora masy, należy użyć czterokanałowego zasilacza, aby przyłożyć potencjały do struktury skupiającej elektrody triodowej.Po ustawieniu pól prowadzących należy pracować ze sprzętem niezbędnym do dostrojenia kwadrupolowego separatora masy. Zacznij od przyłożenia napięcia do dwupłytkowego detektora płytek mikrokanałowych, który ma płytkę przednią, płytkę tylną i ekran luminoforowy. Użyj modułu wysokonapięciowego, aby przyłożyć atrakcyjny potencjał ujemny 1 000 woltów do przedniej płyty dwupłytkowego detektora płytek mikrokanałowych.W przypadku drugiego modułu wysokonapięciowego przyłóż dodatnie napięcie 900 woltów do tylnej części drugiej płytki detektora. Użyj trzeciego modułu wysokonapięciowego, aby przyłożyć dodatnie 3,000 woltów do ekranu luminoforowego za detektorem płytkowym z mikrokanałami. Włącz kamerę CCD i światłoszczelną obudowę za ekranem luminoforowym i skonfiguruj jej parametry ekspozycji.Obserwuj wyjście kamery i odrywaj współczynnik przeładowania separatora masy kwadrupolowego od poniżej oczekiwanej wartości dla toru-229 dwa plus, aż pojawi się sygnał. Około 10 000 jonów toru dwa plus są ekstrahowane na sekundę, co odpowiada około 3,5% całkowitej wydajności. Po znalezieniu sygnału torowego przeskanuj lampę uranową-233 plus sygnał, ponownie zwiększając stosunek masy do ładunku.Gdy sygnał toru zniknie, sygnał uranu powinien stać się widoczny. Ustawić kwadrupolowy separator masy tak, aby ekstrahował tylko tor-229 dwa plus jony. Po dostrojeniu separatora masy kontynuuj wykrywanie rozpadu izomerycznego.Wyłączyć czujnik ciśnienia kwadrupolowego separatora masy, aby zredukować tło z jonizowanego helu i światła. Dostosuj parametry separatora, aby wyekstrahować wybrany jon toru. Następnie zmniejsz potencjał powierzchniowy przedniej płyty detektora płytowego mikrokanałowego do minus 30 woltów.Zastosuj potencjał przyspieszający do drugiej płytki detektora płytkowego z mikrokanałami, zwykle 1,900 woltów. Zastosuj potencjał przyspieszający do ekranu luminoforowego za detektorem, zwykle 4 000 woltów. Rozpocznij sekwencję akwizycji obrazów CCD.Szybkość zliczania wynosi około trzech zliczeń na sekundę. Przechowuj dane do oceny obrazu i przetwarzania końcowego. Ten skan masy jest wyrażony w jednostkach masy atomowej nad ładunkiem elektrycznym i reprezentuje liczby zmierzone w ciągu pięciu sekund.Istnieją trzy grupy wyekstrahowanych gatunków jonów w stanach naładowanych pojedynczo, podwójnie i potrójnie. Zwróć uwagę na względną liczbę potrójnie zjonizowanego toru w porównaniu z potrójnie zjonizowanym uranem. Te sygnały z mikrokanałowego detektora płytkowego dla potrójnie naładowanych stanów toru i uranu odzwierciedlają eksperymenty z trzema oddzielnymi źródłami uranu.Dwa źródła uranu-233 o różnej mocy dawały wyraźne sygnały dla toru, a nie dla uranu. Testy z użyciem źródła uranu-234 nie dostarczyły żadnych sygnałów dostarczających dowodów na to, że sygnały generowane przez źródło uranu-233 pochodzą z procesów deekscytacji jądrowej, a nie procesów powłoki atomowej. Obrazy z mikrokanałowego detektora płytkowego dla podwójnie naładowanego toru i uranu są zgodne z tą interpretacją.W przypadku tych danych atrakcyjna płytka detektora mikrokanałowego waha się od elektronów sprzyjających napięciu od uderzenia jonowego, aż do zera woltów. Istnieje znaczna szybkość zliczania dla podwójnie naładowanego toru aż do progu zera woltów, w przeciwieństwie do szybkości zliczania dla podwójnie naładowanego uranu. Dostarcza to dalszych dowodów na to, że sygnał pochodzi z rozpadu izomeru jądrowego.Technika ta utorowała drogę do pomiaru czasu życia i energii wzbudzenia thory-myz-imer, a także do pomiaru jego nadsubtelnej struktury. Docelowo może to doprowadzić do opracowania ultraprecyzyjnego optycznego zegara jądrowego.

preparing-an-isotopically-pure-229th-ion-beam-for-studies-of-229mth

Research

JoVE Journal

Engineering

Inżynieria

Miękkie lądowanie masowo wybranych jonów na powierzchniach jest skutecznym podejściem do wysoce kontrolowanego przygotowania nowych materiałów. W połączeniu z analizą za pomocą spektrometrii mas jonów wtórnych in situ (SIMS) i spektroskopii absorpcyjnej odbicia w podczerwieni (IRRAS), miękkie lądowanie zapewnia bezprecedensowy wgląd w interakcje dobrze zdefiniowanych gatunków z powierzchniami.

In Situ Spektroskopia SIMS i IR dobrze zdefiniowanych powierzchni przygotowanych przez miękkie lądowanie jonów o wybranej masie

Technika gradientów dyfuzyjnych w cienkich warstwach (DGT) jest proponowana do badań specjacyjnych plutonu. Protokół ten opisuje eksperymenty dyfuzyjne badające zachowanie Pu(IV) i Pu(V) w obecności materii organicznej. DGT rozmieszczone w źródle krasowym pozwalają na ocenę biodostępności Pu.

Pomiary specjacji i biodostępności plutonu środowiskowego z wykorzystaniem dyfuzji w cienkich warstwach

Tutaj prezentujemy przenośną platformę autoRAD do szybkiej separacji radiometrycznej i oznaczania 90Sr, ważnego produktu rozszczepienia, bardzo istotnego dla odpadów jądrowych.

Zautomatyzowana separacja i wstępne zatężanie 90Sr w systemie lab-on-valve na poziomie Ppq

Tutaj prezentujemy protokół do uzyskania 68Ga domieszkowanych rdzeniem nanocząstek tlenku żelaza poprzez szybką syntezę mikrofalową. Metodologia ta pozwala uzyskać nanocząstki PET/(T1)MRI o skuteczności znakowania radioaktywnego wyższej niż 90% i czystości radiochemicznej 99% w 20-minutowej syntezie.

Synteza nanocząstek tlenku żelaza domieszkowanego rdzeniem 68Ga do podwójnej pozytonowej tomografii emisyjnej /(T1)Obrazowanie metodą rezonansu magnetycznego

Protokół opisuje metodę oczyszczania i oddzielania nuklidu U i Th w próbce siarczku hydrotermalnego pod wodą za pomocą chromatografii współstrącania i ekstrakcji Fe dla datowania 230Th-U nierównowagi.

Rozdzielanie uranu i toru do datowania 230Th-U podwodnych siarczków hydrotermalnych

Informujemy o skutecznej technice radioznakowania węglem-11 w celu wytworzenia klinicznie istotnych znaczników dla pozytonowej tomografii emisyjnej (PET) przy użyciu wkładów do ekstrakcji do fazy stałej. 11Czynnik metylujący C przepuszcza się przez kartridż, który jest wstępnie załadowany prekursorem, a następująca po nim elucja za pomocą wodnego roztworu etanolu dostarcza chemicznie i radiochemicznie czyste znaczniki PET o wysokiej wydajności radiochemicznej.

Metylacja C w fazie stałej 11, oczyszczanie i formulacja do produkcji znaczników PET

Przedstawiono protokół automatycznego naświetlania cienkich złotych folii impulsami laserowymi o wysokiej intensywności. Protokół zawiera szczegółowy opis procesu wytwarzania tarcz do mikroobróbki oraz szczegółowy przewodnik dotyczący sposobu ustawiania celów w ognisku lasera z częstotliwością 0,2 Hz.

Zautomatyzowane dostarczanie mikrofabrykowanych tarcz do intensywnych eksperymentów z napromieniowaniem laserowym

Ten protokół przedstawia szczegółową procedurę przygotowania czterech radioznaczników węgla-11 za pomocą "metody pętlowej" [11C]metylacji. Opisujemy procedurę syntezy [11C]ER-176, z danymi dla trzech dodatkowych radioznaczników: [11C]MRB, [11C]mHED i [11C]PiB. Metoda pętlowa zapewnia wydajną syntezę ze zwiększoną wydajnością radiochemiczną w porównaniu z tradycyjną metylacją naczynia reakcyjnego [11C].

Zwiększenie wydajności i wydajności znakowania radioligandów węgla-11 w badaniach klinicznych z wykorzystaniem metody pętli

To badanie opisuje zautomatyzowany proces produkcji [68Ga]Ga-3BP-3940 za pomocą syntezatora GAIA V2, do obrazowania PET białka aktywującego fibroblasty. Przedstawiono również wyniki badań kontroli jakości przeprowadzonych na trzech seriach testowych.

Automatyczne przygotowanie [68Ga]GA-3BP-3940 na module syntezy do obrazowania PET mikrośrodowiska guza

Opisano protokół konstrukcji i testowania ogniw guzikowych baterii litowo-jonowych. Przedstawiono szczegółowe procedury wykonania elektrody roboczej, przygotowania elektrody przeciwnej, montażu ogniwa wewnątrz komory rękawicowej oraz testowania ogniwa.

Konstrukcja i testowanie ogniw guzikowych baterii litowo-jonowych

Poznaj metodę przygotowania izotopowo czystej wiązki jonów 229Th z źródła 233U do badań nad rozpadami jądrowymi. Technika umożliwia precyzyjne wykrywanie stanu podstawowego 229mTh poprzez kanał konwersji wewnętrznej.

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

Przeglądaj więcej filmów