Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL
Представлены результаты разработки диэлектрической структуры для планируемых в Argonne National Laboratory экспериментов по двухпучковому ускорению. Исследуемая структура - прямоугольный волновод с тремя диэлектрическими пластинами и двумя вакуумными каналами для возбуждающего и ускоряющего сгустко...
Gespeichert in:
Datum: | 2008 |
---|---|
Hauptverfasser: | , , , |
Format: | Artikel |
Sprache: | Russian |
Veröffentlicht: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2008
|
Schriftenreihe: | Вопросы атомной науки и техники |
Schlagworte: | |
Online Zugang: | http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111402 |
Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
Zitieren: | Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL / Г.В. Сотников, И.Н. Онищенко, Д.Л. Хиршфилд, Т.К. Маршалл // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 148-152. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraineid |
irk-123456789-111402 |
---|---|
record_format |
dspace |
spelling |
irk-123456789-1114022017-01-10T03:05:14Z Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL Сотников, Г.В. Онищенко, И.Н. Хиршфилд, Д.Л. Маршалл, Т.К. Новые методы ускорения, сильноточные пучки Представлены результаты разработки диэлектрической структуры для планируемых в Argonne National Laboratory экспериментов по двухпучковому ускорению. Исследуемая структура - прямоугольный волновод с тремя диэлектрическими пластинами и двумя вакуумными каналами для возбуждающего и ускоряющего сгустков. Цель оптимизации параметров - получить необходимую рабочую частоту и моду колебаний, симметричное в вакуумных каналах поперечное распределение поля, большое значение коэффициента трансформации и высокий ускоряющий градиент. Оптимизация выполнена для диэлектрических пластин из кордиерита. Представлено результати розробки діелектричної структури для експериментів по.двохпучковому прискоренню в ANL. Досліджувана структура - прямокутний хвилевід із трьома діелектричними пластинами й двома вакуумними каналами. В результаті оптимізації одержані необхідні частота й мода коливань збуджуваного поля, симетричний у вакуумних каналах поперечний розподіл поля, велике значення коефіцієнта трансформації й високе значення прискорювального поля. Results of elaboration of dielectric structure for ANL experiments on two beam acceleration are presented. Investigated structure is rectangular waveguide having three dielectric plates and two vacuum channels for exciting and accelerated bunches. The goal of optimization of parameters is to obtain necessary frequency and mode of excited wave, symmetrical cross distribution of wakefield through vacuum channels, great transformation ratio and high accelerating gradient. 2008 Article Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL / Г.В. Сотников, И.Н. Онищенко, Д.Л. Хиршфилд, Т.К. Маршалл // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 148-152. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. 1562-6016 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111402 621.384.6 ru Вопросы атомной науки и техники Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
collection |
DSpace DC |
language |
Russian |
topic |
Новые методы ускорения, сильноточные пучки Новые методы ускорения, сильноточные пучки |
spellingShingle |
Новые методы ускорения, сильноточные пучки Новые методы ускорения, сильноточные пучки Сотников, Г.В. Онищенко, И.Н. Хиршфилд, Д.Л. Маршалл, Т.К. Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL Вопросы атомной науки и техники |
description |
Представлены результаты разработки диэлектрической структуры для планируемых в Argonne National Laboratory
экспериментов по двухпучковому ускорению. Исследуемая структура - прямоугольный волновод с тремя диэлектрическими пластинами и двумя вакуумными каналами для возбуждающего и ускоряющего сгустков. Цель оптимизации параметров - получить необходимую рабочую частоту и моду колебаний, симметричное в вакуумных каналах поперечное распределение поля, большое значение коэффициента трансформации и высокий ускоряющий градиент. Оптимизация выполнена для диэлектрических пластин из кордиерита. |
format |
Article |
author |
Сотников, Г.В. Онищенко, И.Н. Хиршфилд, Д.Л. Маршалл, Т.К. |
author_facet |
Сотников, Г.В. Онищенко, И.Н. Хиршфилд, Д.Л. Маршалл, Т.К. |
author_sort |
Сотников, Г.В. |
title |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL |
title_short |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL |
title_full |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL |
title_fullStr |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL |
title_full_unstemmed |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL |
title_sort |
пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в anl |
publisher |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
publishDate |
2008 |
topic_facet |
Новые методы ускорения, сильноточные пучки |
url |
http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/111402 |
citation_txt |
Пятизонная двухканальная кильватерная диэлектрическая структура для экспериментов по двухпучковому ускорению в ANL / Г.В. Сотников, И.Н. Онищенко, Д.Л. Хиршфилд, Т.К. Маршалл // Вопросы атомной науки и техники. — 2008. — № 3. — С. 148-152. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. |
series |
Вопросы атомной науки и техники |
work_keys_str_mv |
AT sotnikovgv pâtizonnaâdvuhkanalʹnaâkilʹvaternaâdiélektričeskaâstrukturadlâéksperimentovpodvuhpučkovomuuskoreniûvanl AT oniŝenkoin pâtizonnaâdvuhkanalʹnaâkilʹvaternaâdiélektričeskaâstrukturadlâéksperimentovpodvuhpučkovomuuskoreniûvanl AT hiršfilddl pâtizonnaâdvuhkanalʹnaâkilʹvaternaâdiélektričeskaâstrukturadlâéksperimentovpodvuhpučkovomuuskoreniûvanl AT maršalltk pâtizonnaâdvuhkanalʹnaâkilʹvaternaâdiélektričeskaâstrukturadlâéksperimentovpodvuhpučkovomuuskoreniûvanl |
first_indexed |
2025-07-08T02:07:30Z |
last_indexed |
2025-07-08T02:07:30Z |
_version_ |
1837042724643012608 |
fulltext |
____________________________________________________________
PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2008. № 3.
Series: Nuclear Physics Investigations (49), p.148-152.
148
УДК 621.384.6
ПЯТИЗОННАЯ ДВУХКАНАЛЬНАЯ КИЛЬВАТЕРНАЯ
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА ДЛЯ ЭКСПЕРИМЕНТОВ
ПО ДВУХПУЧКОВОМУ УСКОРЕНИЮ В ANL
Г.В. Сотников1, И.Н. Онищенко1, Дж.Л. Хиршфилд2,3, Т.К. Маршалл2,4
1ННЦ «Харьковский физико-технический институт», Харьков, Украина
2Omega-P, Inc., 199 Whitney Avenue, New Haven Connecticut 06511, USA
3Department of Physics, Yale University, New Haven, Connecticut 06520, USA
4Department of Applied Physics, Columbia University, New York City 10027 USA
E-mail: sotnikov@kipt.kharkov.ua
Представлены результаты разработки диэлектрической структуры для планируемых в Argonne National La-
boratory экспериментов по двухпучковому ускорению. Исследуемая структура - прямоугольный волновод с
тремя диэлектрическими пластинами и двумя вакуумными каналами для возбуждающего и ускоряющего сгу-
стков. Цель оптимизации параметров - получить необходимую рабочую частоту и моду колебаний, симмет-
ричное в вакуумных каналах поперечное распределение поля, большое значение коэффициента трансформа-
ции и высокий ускоряющий градиент. Оптимизация выполнена для диэлектрических пластин из кордиерита.
1. ВВЕДЕНИЕ
Ускорение заряженных частиц кильватерными
полями, возбуждаемыми сгустком или последова-
тельностью сгустков, принадлежит к двухпучковым
схемам ускорения. Двухпучковые схемы ускорения
предложены достаточно давно, хорошо изучены
теоретически, в настоящее время один ускоритель-
ный проект (не использующий кильватерные поля) -
CLIC в Церне - находится в стадии интенсивной ин-
женерной и экспериментальной разработки. В стадии
меньшей интенсивности находятся исследования ус-
корения с помощью кильватерных полей, возбуждае-
мых в диэлектрических структурах. Но, как показали
уже проведенные теоретические и эксперименталь-
ные исследования, темп ускорения может быть суще-
ственно выше, чем в существующих ускорителях, и
диэлектрические структуры могут быть использова-
ны в будущих мульти-ТэВ коллайдерах.
Исторически большинство исследований по
кильватерным полям в диэлектрических структурах
выполнено для цилиндрических конфигураций. В
последнее время значительный интерес проявляется
к планарным [1-7] и прямоугольным конфигурациям
диэлектрических структур [8,9]. Это вызвано их
следующими преимуществами:
− простота изготовления;
− легкая настройка рабочей частоты посредством
подгонки металлических стенок волновода, сво-
бодных от диэлектрика;
− для данной частоты и ускоряющего напряжения
они могут запасать энергии больше, чем цилинд-
рические конфигурации, что приводит к умень-
шению пучковой нагрузки [7];
− дополнительная внутренняя фокусировка −
структура поперечных сил, действующих на
электронный пучок, подобна имеющейся при
квадрупольной фокусировке [1,3,8];
− возможность реализации многомодового режима
возбуждения, приводящая к значительному уве-
личению амплитуды кильватерного поля [2,7].
Рассмотренные в [1-9] диэлектрические структу-
ры являются трехзонными (планарные отличаются
от прямоугольных тем, что размер в одном из попе-
речных направлений существенно больше размера
в другом направлении), т.е. имеется две диэлектри-
ческие пластины и один вакуумный канал. Недавно
предложена пятизонная диэлектрическая структура
[10] с двумя вакуумными каналами, один - для ве-
дущих сгустков, второй – для ускоряемого сгустка.
Она имеет дополнительные достоинства:
− гибкость в получении необходимого коэффици-
ента трансформации между каналами;
− возможность простой технической реализации
подавления возбуждаемых нежелательных мод,
например, посредством аксиальных щелей;
− непрерывная и независимая вакуумная откачка
вакуумных каналов через невозмущающие акси-
альные щели.
Теоретические исследования и численное моде-
лирование пятизонных диэлектрических структур
[10,11] показали перспективность их как секций бу-
дущего кильватерного ускорителя. C целью провер-
ки основных принципов такого ускорителя, в осо-
бенности, возможности получения больших коэф-
фициентов трансформации и больших напряженно-
стей ускоряющего поля, на базе ускорительного
комплекса ANL, будет проведена серия эксперимен-
тов. Имеющееся в ANL оборудование позволяет
получать одиночные сгустки с энергией 14 МэВ и
зарядом 1…100 нКл и последовательности из
64 сгустков, каждый с зарядом 50 нКл. Ниже приве-
дены результаты расчета и оптимизации диэлектри-
ческих структур, служащих для возбуждения в них
рабочей моды типа 31LSM . Именно эта мода обес-
печивает симметричную поперечную структуру по-
ля в вакуумных каналах и большое значение коэф-
фициента трансформации.
149
2. ОСНОВНЫЕ ФОРМУЛЫ,
ПРИМЕНЯЕМЫЕ В РАСЧЕТАХ
Пятизонную диэлектрическую структуру можно
представить как частный случай ( 1 2ε ε= ) шестизон-
ной, поперечное сечение которой показано на Рис.1.
А шестизонную диэлектрическую структуру можно
условно разбить на две симметричные трехзонные
структуры, каждая из которых имеет диэлектриче-
ские пластины одинаковой толщины. Известно
[12,13,3,7], что собственные волны трехзонной ди-
электрической структуры можно представить в виде
суперпозии нечетных LSM- и LSE-мод и четных
LSM- и LSE-мод. Нечетные моды имеют симмет-
ричное в перпендикулярном к пластинам направле-
нии распределение продольного электрического
поля zE , обращающееся в ноль на внешних грани-
цах диэлектрических пластин. Поэтому, если на
Рис.1 на границе между двумя диэлектриками ус-
ловно ввести металлическую стенку, то она не ока-
жет возмущения на симметричные волны, которые и
представляют интерес для расчета ускорительной
структуры. Простейшей волной в шестизонной
структуре, имеющей указанные свойства, является
LSM31.
Рис.1. Поперечное сечение структуры
Приведенные рассуждения являются отправной
точкой для выбора размеров структуры. Другой
важный момент – если мы хотим получить большой
коэффициент трансформации между каналами уско-
рения и возбуждения, размер канала, в котором рас-
пространяется ведущий сгусток, должен быть зна-
чительно больше, чем ускорительный канал.
Собственные частоты многозонной диэлектриче-
ской структуры, возбуждаемые электронным сгуст-
ком, будем определять из дисперсионных уравнений
для LSM- и LSE-волн [13,14]. Компактная форма
этих уравнений [15] для LSM-волн имеет вид
1 1 2
1 1
1 1
21
cos
sin ,cos 0,
sin
N
x NN
x N
x x i Nx
i x N
N
k w
k k w k w S k k wε
ε
− ≥
=
⎞⎛
⎞⎛ ⎞⎛ ⎟⎜ =⎟⎜ ⎟⎜ ⎟⎜
⎝ ⎠⎝ ⎠ ⎜ ⎟
⎝ ⎠
∏ (1)
и для LSE волн имеет вид
1 2
1 11
1 11
2
sin
cos , sin 0,
cos
NNN
x NN
xx x i
i Nx
x N
k w
kk w k w T
k
k w
μ
μ − ≥
=
⎞⎛ −⎞⎛ ⎞⎛ ⎟⎜− =⎟⎜ ⎟⎜ ⎟⎜⎝ ⎠⎝ ⎠ ⎜ ⎟
⎝ ⎠
∏
(2)
где матрица
cos sin
sin cos
i ii
x i x ii
x
i i
i ix
x i x i
i
k w k w
k
S
k k w k w
ε
ε
⎞⎛ − ⎟⎜
⎟⎜≡
⎟⎜
⎟⎜
⎝ ⎠
,
и матрица
cos sin
sin cos
i ii
x i x ii
x
i i
i ix
x i x i
i
k w k w
k
T
k k w k w
μ
μ
⎞⎛ − ⎟⎜
⎟⎜≡
⎟⎜
⎟⎜
⎝ ⎠
,
2 2 2 2 2
0 0( ) ( 1) /i
x i i mn ynk v kβ ε μ ω= − − ; /(2 )ynk n dπ= ; mnω -
искомые собственные частоты; 0 0 /v cβ = ; 0v - ско-
рость сгустка; , ,i i iwε μ - диэлектрическая и магнит-
ная проницаемость, ширина i -й зоны (1 i N≤ ≤ ).
Для получения выражений для кильватерного
поля будем исходить из уравнений для поперечных
к диэлектрическим пластинам компонент электро-
магнитного поля:
( )
2 2
2
02 2
1 ( 1) 4 ,x x
x
E EE
x x y s x
ρε β εμ π
ε ε
∂ ∂∂ ∂ ∂ ⎞⎛+ − − = ⎜ ⎟∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ⎝ ⎠
(3)
( )
2 2
2
02 2
1 ( 1) 4x x z
x
H H jH
x x y s y
μ β εμ π
μ
∂ ∂ ∂∂ ∂
+ − − = −
∂ ∂ ∂ ∂ ∂
, (4)
где ρ − плотность заряда; 0zj vρ= - плотность тока
сгустка, движущегося равномерно и прямолинейно
вдоль оси z ; 0s v t z= − ; проницаемости ε и μ
предполагаются зависящими от x .
Уравнение (3) определяет возбуждение LSM-
волн, а уравнение (4) – LSE-волн. Решения этих
уравнений для точечного сгустка с зарядом Q и на-
чальным положением в точке 0 0 0, ,x y z имеют вид:
[ ]
0
,
0 0 02
0 0
4 sin ( )sin ( )
( )1 ( ) ( ) ( ),
( ) || ||
x yn yn
m n
xmn
xmn mn
xmn
QE k y d k y d
dw
E x
x E x s z
x x E
π
ε ψ
ε ⊥
= + +
∂
× +
∂
∑
(5)
0 0
,
0 0 02
4 sin ( ) cos ( )
( )
( ) ( ) ( ).
|| ||
x yn yn yn
m n
xmn
xmn mn
xmn
QH k k y d k y d
dw
H x
x H x s z
H
π β
μ ψ⊥
= + +
× +
∑
(6)
где:
2
0 0
0 0
2 sin( / ) ( ) / , если 0
( ) ,
exp( | | / ) / | |, иначе
mn mn mn
mn
mn mn
v s v s
s
v s v
ω θ ω ω
ψ
ω ω⊥
⎧− >⎪= ⎨
−⎪⎩
2 2 2
0
0
2|| || ( 1)
w
xmn xmnE dx E
w
β εμ ε= −∫ ,
2 2 2
0
0
2|| || ( 1)
w
xmn xmnH dx H
w
β εμ μ= −∫ ,
1
N
i
i
w w
=
= ∑ - ширина волновода, ( ) ( )i
xmn xmnE x e x= и
( ) ( )i
xmn xmnH x h x= 1( )i ia x a− ≤ ≤ - собственные
функции, определенные кусочным образом в каж-
дой зоне, 1ia − - левая, ia - правая граница i -й зоны.
Функции ( )i
xmne x задаются выражениями (35)-(36)
работы [14], а ( )i
xmnh x имеют вид:
150
1 (cos ( ), sin ( ) ,i i i ii
xmn x i x ii
i x
h k a x k a x
k
μ
ξ
μ
⎞⎛
= − − − ⎟⎜
⎝ ⎠
(7)
1
1
1
sin
(1 2),
sin
cos
sin 0
, .
1sin sin
cos
NN NN
x NNi x
xj N
j i N x N
x N
NN N N
x NNN Nx x
x N N
N x N x N
x N
k w kkT i N
k a
k w
k w k kk
k a k a
k w
μ
ξ
μ
ξ ξ
−
= +
−
⎞⎛ −⎞⎛ ⎟⎜= ≤ ≤ −⎟⎜ ⎟⎜⎝ ⎠⎜ ⎟
⎝ ⎠
⎞⎛− ⎞⎛⎟⎜= = ⎟⎜⎟⎜ ⎝ ⎠⎜ ⎟
⎝ ⎠
∏
Другие компоненты электромагнитного поля вы-
ражаются через xE и xH из оставшихся уравнений
Максвелла.
3. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТОВ
Будем считать, что заряд сгустка прямоугольной
формы равномерно распределен по его объему.
Кильватерное поле сгустка конечных размеров по-
лучается суммированием полей точечных зарядов,
деленных на объем сгустка.
Для численных расчетов будем использовать па-
раметры сгустка, имеющиеся в ANL. В табл.1 и на
Рис.2-7 приведены результаты оптимизации струк-
туры с целью возбуждения в ней моды LSM31..
Таблица 1. Параметры сгустка и ускорительной
структуры для ANL экспериментов
Частота LSM31-моды 80.003 ГГц
Ширина ускорительного канала 2aac 2.0 мм
Ширина канала возбуждения 2adr 10 мм
Высота структуры 2d 8 мм
Отношение максимумов полей в
ускорительном и ведущем каналах
5,7
Коэффициент трансформации ~8:1
Толщина 1-й пластины (Cordierite) 0.343 мм
Толщина 2-й пластины (Cordierite) 0.513 мм
Толщина 3-й пластины (Cordierite) 0.181 мм
Диэлектрическая проницаемость, ε 4.0
Размеры сгустка b b bx y z× × : 1,8х1,8х1,5 мм
Энергия ведущего сгустка 14 MэВ
Заряд ведущего сгустка 50 нКл
Число ведущих сгустков 1
Положение центра ведущего сгустка 7,856 мм
На Рис.2 показано поперечное распределение
продольного электрического поля в рассчитанной 5-
зонной структуре. Распределение полей первых пя-
ти LSM и LSE мод построено в точках соответст-
вующих продольных максимумов. Видно, что мода
LSM31 имеет наибольшую амплитуду в ускоритель-
ном канале и отношение амплитуд в центрах уско-
рительного и ведущего канала равно 5,7. Из пара-
зитных мод наибольшей амплитудой обладает мода
LSE11 с максимумом на второй диэлектрической
пластине ~ 22 МВ/м и несимметричная мода LSM21,
которая вблизи третьей пластины имеет напряжен-
ность ~30 МВ/м. Продольное распределение акси-
ального электрического поля, вычисленное в центре
ускорительного канала и в центе канала транспор-
тировки ведущего сгустка, представлено на Рис.3.
Рис. 2. Поперечный профиль продольного электри-
ческого поля LSM- и LSE-мод, частоты которых
приведены в верхних частях графиков. Заштрихо-
ванные области – диэлектрические пластины
Рис.3. Продольный профиль аксиального электри-
ческого поля моды LSM31 (вверху) и полного поля
(внизу) в ускорительном и ведущем каналах
Коэффициент трансформации, вычисленный для
рабочей моды колебаний как отношение макси-
мального ускоряющего поля к максимуму тормозя-
151
щего поля в сгустке, max 10.9R = . Возбуждаемые
паразитные моды увеличивают максимум ускоряю-
щего поля, но уменьшают коэффициент трансфор-
мации. Однако, даже если их специально не подав-
лять, он остается достаточно большим, max 4.8R = .
Для подавления паразитных мод можно исполь-
зовать несколько способов. Один из них заключает-
ся в использовании цепочки сгустков с периодом
следования bL , равным периоду рабочей моды.
Мощность, сосредоточенная в каждой из возбуж-
даемых мод колебаний, зависит от количества сгу-
стков по следующему закону
2 2sin ( ) / sin ( )
rad
mn
b mn mnP N ξ ξ , (8)
/mn b mnLξ π λ= , 02 /mn mnvλ π ω= , bL - период следо-
вания сгустков. Из (8) следует, что мощность резо-
нансных мод колебаний пропорциональна квадрату
числа сгустков. Нерезонансные моды будут усили-
ваться в меньшей степени или подавляться. В табл.2
приведен результат интерференции кильватерного
поля от трех сгустков. Для сравнения приведена
спектральная мощность, излучаемая одиночным
сгустком. Наибольшая спектральная мощность из-
лучения одиночного сгустка сосредоточена в модах
(в спадающем порядке) LSM31, LSE11, LSM21, LSM11.
Но только две из них LSM31 и LSM21 усиливаются
последовательностью из трех сгустков. Мода LSM31
усилилась в 9 раз, а LSM21 усилилась в 8,9 раза. Та-
ким образом, подавить моду, используя цепочку
сгустков, не удается. Это связано с тем, что ее час-
тота близка к частоте рабочей моды колебаний
LSM31.
Таблица 2. Спектральная мощность излучения трех
идентичных сгустков, следующих с периодом
LSM31-моды. Заряд каждого сгустка -50 нКл,
энергия -14 MэВ
Мода Частота,
ГГц
Мощность, МВт
Nb=3 Nb=1
LSM11 45.605 9.2 14.1
LSM21 78.295 170.3 19.15
LSM31 80.003 273.8 30.42
LSM41 196.616 0.0016 0.002
LSM51 272.063 0.0027 0.007
LSE11 37.937 20.4 21.51
LSE21 135.775 0.0017 0.014
LSE31 177.964 0.055 0.032
LSE41 246.452 0.637 0.084
LSE51 342.291 0.003 0.008
Подавить возбуждение моды LSM21 можно сме-
щением ведущего сгустка от центра в точку, где ак-
сиальное поле этой моды проходит через ноль (см.
Рис.2). На Рис.4 приведено продольное распределе-
ние аксиального электрического поля в случае, когда
ведущий сгусток расположен в точке 0,6drx = см.
Смещение ведущего сгустка привело к возрастанию
ускоряющего поля более чем в два раза, по сравне-
нию с положением ведущего сгустка в центре веду-
щего канала (ср. с Рис.3), ~ 80 MВ/мzE . Но при
этом, несколько упал коэффициент трансформации,
если его вычислять, как и прежде, max 4R ≈ . Если вы-
числять коэффициент трансформации как среднее
ускоряющее к среднему тормозящему полю, то при
помещении ускоряемого сгустка на расстоянии
4.4 мм от головы ведущего сгустка, это даст ~ 8 :1R .
Анализ спектральной мощности излучения показал,
что в этом случае возбуждаются только три моды:
LSE11 (95,2 MВт), LSM11 (64,5 MВт) и LSM31
(51,5 MВт); мощность остальных мод более чем на
три порядка ниже, а мода LSM21 вообще не возбуж-
дается.
Рис.4. Продольный профиль полного аксиального
электрического поля в центрах ускорительного и
ведущего каналов. Как и на Рис.2 учтены те же
пять LSM- и пять LSE-мод
Полученное высокое значение ускоряющего по-
ля и подавление паразитной моды LSM21 позволяет
рассматривать вариант со смещенным от центра
ведущим сгустком в качестве кандидата для экспе-
риментов в ANL. Но смещение сгустка от центра
приводит к увеличению поперечных сил и, таким
образом, к ухудшению транспортировки пучка. По-
этому следует оценить поперечное смещение веду-
щего сгустка в этом случае.
Рис.5. Распределение отклоняющей силы xF по по-
перечному сечению сгустка в направлении, перпен-
дикулярном диэлектрическим пластинам
На Рис.5 приведено распределение отклоняющей
силы, действующей на ''хвост'' сгустка, по попереч-
ному сечению сгустка. Хотя отклоняющая сила со
стороны рабочей моды мала, полная отклоняющая
сила достаточно велика, в центре сгустка она равна
152
~ 8 MэВ/м. При транспортировке сгустка с энергией
14 MэВ на расстояние 10 смzΔ = его поперечное
смещение будет равно 2,7 ммxΔ = . Это - достаточ-
ное смещение, чтобы его проверить эксперимен-
тально и оно не является опасным. Но при транс-
портировке на большие расстояния получающееся
смещение сгустка необходимо устранять.
ЛИТЕРАТУРА
1. A. Tremaine, J. Rosenzweig, P. Schoessow. Elec-
tromagnetic wake fields and beam stability in slab-
symmetric dielectric structures // Phys. Rev. E. 1997,
v.56, №6, p.7204-7216.
2. T.B. Zhang, J.L. Hirshfield, T.C. Marshal, B. Hafizi.
Stimulated dielectric wake-field accelerator //Phys.
Rev. E. 1997, v.56, №4, p.4647-4655.
3. S.Y. Park, C. Wang, J.L. Hirshfield. Theory for
Wake Fields and Bunch Stability in Planar Dielectric
Structures // Advanced Accelerator Concept: Tenth
Workshop, AIP Conference Proceedings 647(1),
American Institute of Physics: New York. 2002,
p.527-541.
4. T.C. Marshall, C. Wang, J.L. Hirshfield. Femtose-
cond planar electron beam source for micron-scale
dielectric wakefield accelerator// Phys. Rev. ST Ac-
cel. Beams. 2001, v.4, №12, 121301(7).
5. T.C. Marshall, J-.M. Fang, J.L. Hirshfield, et. al.
Wake fields excited in a micron-scale dielectric rec-
tangular structure by a train of femtosecond bunches
// Advanced Accelerator Concept: Ninth Workshop.
AIP Conf. Proc. 647(1), American Institute of Phys-
ics: New York, 2002, p.361-370.
6. C. Wang, J.L. Hirshfield, J-.M. Fang, T.C. Marshall.
Strong wakefields generated by a train of femtose-
cond bunches in a planar dielectric microstrucrure //
Phys. Rev. ST Accel. Beams. 2004, v.7, №5,
051301(11).
7. T.C. Marshall, I.N. Onishchenko, N.I. Onishchenko,
G.V. Sotnikov. Mode-locking in a dielectric wake
field resonator accelerator // Strong Microwaves in
Plasma: VI Int. Workshop. Inst. of Appl. Phys. Rus.
Ac. Sci., Nizhny Novgorod. 2006, v.1, p.277-282.
8. L. Xiao, W. Gai, X. Sun. Field analysis of dielectric-
loaded recrtangular waveguide accelerating structure
// Phys. Rev. E. 2001, v.65, №1, 016505(9).
9. T.C. Marshall, I.N. Onishchenko, G.V. Sotnikov.
Comparative analysis of excitation of LSM and LSE
waves by a bunch train in dielectric loaded rectangu-
lar resonator // Problems of Atomic Science and
Technology. Series “Plasma Physics” (12). 2006,
№6, p.172-174.
10. C. Wang, V.P. Yakovlev, J.L. Hirshfield. Rectangu-
lar dielectric-lined two-beam wakefield accelerator
structure // Proc. PAC 2005. IEEE. 2005, p.1333-
1335.
11. C. Wang, V.P. Yakovlev, T.C. Marshall, et al. Rec-
tangular dielectric-loaded structures for achieving
high acceleration gradients // Advanced Accelerator
Workshop. AIP Conf. Proc. 877, American Institute
of Physics: New York, 2006, p.910-917.
12. L. Pincherle. Electromagnetic waves in metal tubes
filled longitudinally with two dielectric // Phys.Rev.
1944, v.66, №5-6, p.118-130.
13. Ю.В. Егоров. Частично заполненные волноводы.
М.: «Советское радио», 1967, с.216.
14. C. Wang, J.L. Hirshfield. Theory of wakefields in
multizone dielectric lined waveguide // Phys. Rev.
ST Accel. Beams. 2006, v.9, №3, 031301(18).
A FIVE-ZONE TWO-CHANNEL DIELECTRIC WAKEFIELD STRUCTURE FOR TWO BEAM
ACCELERATION EXPERIMENTS AT ARGONNE NATIONAL LABORATORY
G.V. Sotnikov, I.N. Onishchenko, J.L. Hirshfield, T.C. Marshall
Results of elaboration of dielectric structure for ANL experiments on two beam acceleration are presented. In-
vestigated structure is rectangular waveguide having three dielectric plates and two vacuum channels for exciting
and accelerated bunches. The goal of optimization of parameters is to obtain necessary frequency and mode of ex-
cited wave, symmetrical cross distribution of wakefield through vacuum channels, great transformation ratio and
high accelerating gradient.
П’ЯТИЗОННА ДВОКАНАЛЬНА КІЛЬВАТЕРНА ДІЕЛЕКТРИЧНА СТРУКТУРА
ДЛЯ ЕКСПЕРИМЕНТІВ ПО ДВОХПУЧКОВОМУ ПРИСКОРЕННЮ В ANL
Г.В. Сотніков, І.М. Оніщенко, Дж.Л. Хіршфілд, Т.К. Маршалл
Представлено результати розробки діелектричної структури для експериментів по.двохпучковому прис-
коренню в ANL. Досліджувана структура - прямокутний хвилевід із трьома діелектричними пластинами й
двома вакуумними каналами. В результаті оптимізації одержані необхідні частота й мода коливань збуджу-
ваного поля, симетричний у вакуумних каналах поперечний розподіл поля, велике значення коефіцієнта
трансформації й високе значення прискорювального поля.
|