WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

Из рис. 2 видно, что даже на начальном участке Если канал траспортировки заполнен газом ксеноном, транспортировки плотность газа порядка или меньше объемный заряд ионного пучка полностью скомпенсирокритической плотности ngc. Однако пучок остается ван, согласно (6), при давлении газа P 3·10-6 Torr. Для скомпенсированным по заряду на длине z 23 cm, c расчета параметры ксеноновой плазмы заимствованы пока амплитуда ионных колебаний плазмы не достигнет из [6]: Te = 3eV, i (e) 8 · 10-16 cm2. Найденная ве величины max miv2/e 1 eV. При этом инкремент s личина давления газа не сильно отличается от величины нарастания колебаний, определяемый конечным времедавления остаточного газа в самом циклотроне. Однако нем жизни ионов H+ в квазинейтральной плазме, имеет натекание тяжелых частиц ксенона в вакуумный объем величину Im kz 0.2cm-1; ионная ленгмюровская циклотрона не рекомендуется. Поэтому для компенсачастота pi = 9.3 · 106 s-1; bi = 1.3 · 107 s-1. Миции объемного заряда ионного пучка используют моленимальное значение амплитуды потенциала спонтанно кулярный водород, натекающий в инжектор из водородвозбуждаемых ионных колебаний плазмы полагается ного плазменного источника отрицательных ионов H-.

0 10-2 B. Режим компенсации объемного заряда на В этом случае критическое давление газа, при котором начальном участке дрейфа пучка при низком давлении начинается декомпенсация пучка, Pc = 1.2 · 10-4 Torr газа наблюдался в [5].

(ngc = 4.3 · 1012 cm-3). Для расчета использовались слеДля данных параметров пучково-плазменной систедующие величины Te = 1eV, i(H2) =1.5 · 10-16 cm2.

мы в области декомпенсации объемного заряда затуНа величину давления газа в инжекторе накладыва- хание за счет выноса ионов плазмы является опреется ограничение, поскольку при высокой плотности ча- деляющим в величине инкремента нарастания ионных стиц газа создаются благоприятные условия для пробоев колебаний. Поэтому в расчетах динамики пучка при участке z > z необходимо использовать выражение в доускоряющей системе плазменного источника. Кроме c 1/этого, с ростом плотности газовой среды в канале транс- Im kz = 0 bi/2vb 0.77bi/vb, полагая постоянной портировки уменьшается плотность частиц пучка в ре- плотность отрицательных ионов на оси при незначительзультате неупругого процесса — конверсии отрицатель- ном изменении радиуса пучка. В аналогичных условиях ных ионов в нейтральные атомы и положительные ионы, эксперимента [8] на участке экспоненциального нарастания амплитуды ионных колебаний в декомпенсировансечение которых соответственно -10 = 7.3 · 10-16 cm2, ном пучке измеренный инкремент оставался постоян-11 = 0.43 · 10-16 cm2.

ным и равным 0.7bi/vb.

Из рис. 1 следует, что на длине z = 140 cm степень декомпенсации объемного заряда пучка достигает 50%.

При этом амплитуда потенциала в поперечных колебаниях на оси пучка нарастает от 1 V (z 23 cm) до величины 80 V, если инкремент неустойчивости положить равным 3.8 · 10-2 cm-1. Такие глубокие пульсации потенциала отмечены в работе [5].

Расчет динамики пучка отрицательных ионов без учета пучково-плазменного взаимодействия в канале свободного дрейфа и в четырех квадрупольных магнитных линзах проводился на основе решения уравнения огибающей пучка в декартовой системе координат d2xb 2 eb evbxbG = + -, (12) dz2 b xbWb 2Wb xгде G — градиент магнитного поля квадрупольной Рис. 2. Распределение плотности частиц газа H2 вдоль оси инжектора. линзы.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. Влияние пучково-плазменного взаимодействия на транспортировку ионов в инжекторе циклотрона Первый и второй члены в правой части уравнения (12) определяют дефокусировку ионов из-за конечного эмиттанса пучка и кулоновского рассталкивания соответственно. В плоскости yz уравнение огибающей имеет такой же вид, а последний член в правой части берется со знаком плюс.

Численное интегрирование дифференциального уравнения (12) проводилось методом Рунге–Кутта. На рис. представлены огибающие пучка при транспортировке в условиях вакуума и полной компенсации объемного заряда. В первом случае градиенты магнитного поля в четырех квадруполях имели величину: G1 = 0.9T/ m, G2 = -2.2T/ m, G3 = 2.2T/ m, G4 = -0.9T/ m. Приведенные оптимальные значения градиентов магнитного поля в линзе не устраняют потери тока пучка на стенке.

В условиях полной компенсации объемного заряда при Рис. 4. Траектории ионов пучка в условиях пучково-плазG1 = 0.45T/ m, G2 = -1.2T/ m, G3 = 1.2T/ m, менного взаимодействия (сплошные кривые) и огибающая G4 = -0.45 T / m удается минимизировать радиус и обес- пучка с полной компенсацией заряда (штриховая кривая, печить требуемую сходимость пучка к оси. Однако соответствующая кривая 2 на рис. 3).

режим полной компенсации заряда пучка, как было показано выше, не реализуется при низком давлении газа в инжекторе.

муле (10). Найденные значения плотности ионов исРасчет динамики пучка отрицательных ионов в капользовались для определения силы Миллера (7):

нале транспортировки в условиях пучково-плазменного eEM = -0J1(J0 -J1/)·2(0, z )/8brb. Принятое привзаимодействия проводился методом крупных частиц ближение малого изменения радиуса (плотности) перна основе решения уравнения движения в декартовой воначально круглого пучка позволяют при вычислении системе координат силы Миллера использовать аксиально-симметричную модель.

d2x eEM(x) evbxG = - -. (13) На рис. 4 приведены траектории частиц пучка, инdz 2Wb 2Wb жектированных на разных расстояниях от оси системы.

Градиенты магнитного поля в квадруполях такие же, как На участке полной компенсации заряда пучка (z z ) c и в случае полной компенсации заряда пучка. Видно, что не учитывалось влияние на динамику отрицательных в приосевой области пучка, где имеется отрицательно заионов слабого фокусирующего поля (2) EM 1V/ cm.

ряженный желоб, отрицательные ионы дефокусируются.

В процессе расчета динамики ионов на участке деИ наоборот, периферийные частицы под действием самокомпенсации пучка на каждом шаге по координасогласованного пучково-плазменного поля EM движутся те z вычислялась плотность ионов плазмы по форк оси пучка. В результате плотность частиц вблизи оси пучка убывает, а плотность периферийных частиц растет.

Этот эффект, а также значительное изменение поперечных размеров пучка (рис. 4) противоречат исходному приближению. В этих условиях необходимо учитывать изменение плотности частиц пучка при вычислении инкремента неустойчивости и амплитуды потенциала на оси подтвержден экспериментально и не вызывает сомнения. Его нельзя не учитывать при расчете динамики пучка в протяженных системах транспортировки.

Таким образом, в настоящей работе определены условия пучково-плазменного взаимодействия при транспортировке отрицательных ионов в инжекторе циклотрона.

Уточнены условия динамической декомпенсации ионного пучка, возбуждающего собственные колебания плазмы. Найдено более точное по сравнению с [3] значение критической плотности газа, ниже которого происходит декомпенсация объемного заряда пучка. Получены распределения плотности ионов плазмы и стационарного Рис. 3. Огибающие пучка с объемным зарядом (1) и с полной электрического поля в частично скомпенсированном компенсацией заряда (2) в инжекторе с четырьмя квадрупопучке в условиях развитой поперечной ион-ионной лями.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып. 124 С.В. Григоренко, С.Ю. Удовиченко неустойчивости и интенсивного потока положительных ионов поперек пучка. Проведен расчет динамики пучка на участках полной и частичной компенсации его объемного заряда. Показано, что пучково-плазменное взаимодействие заметно влияет на динамические характеристики пучка на выходе из канала транспортировки.

Это влияние необходимо учитывать при согласованной работе инжектора и циклотрона. Для того чтобы минимизировать поперечные размеры пучка и обеспечить требуемую сходимость отрицательных ионов к оси, необходима корректировка магнитного поля в квадруполях и параметров пучково-плазменной системы.

Список литературы [1] Удовиченко С.Ю. // ЖТФ. 1995. Вып. 4. С. 31–39.

[2] Ваганов Н.Г., Сидоров В.П., Удовиченко С.Ю. // ВАНТ.

Сер. Термоядерный синтез. Вып. 4. С. 36–39.

[3] Удовиченко С.Ю. // ЖТФ. 1994. Вып. 8. С. 104–112.

[4] Афанасьев Ю.В., Ворогушин М.Ф., Григоренко С.В., Строкач А.П. // Тез. докл. Восьмого совещания по применению ускорителей заряженных частиц в промышленности и медицине. Санкт-Петербург, 1995. С. 150.

[5] Габович М.Д., Джабаров Д.Г., Найда А.П. // Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 29. Вып. 9. С. 536–539.

[6] Sherman J., Pitcher E., Stevens R., Allison P. // Proc.

VI Intern. Symp. on the Production and Neutralization of Negative Ions and Beams. Brookhaven, 1992. P. 686–694.

[7] Габович М.Д., Симоненко Л.С., Солошенко И.А., Шкорина Н.В. // ЖЭТФ. 1974. Т. 67. Вып. 5. С. 1710–1716.

[8] Джабаров Д.Г., Найда А.П. // ЖЭТФ. 1980. Т. 78. Вып. 6.

С. 2259–2265.

[9] Солошенко И.А. // Физика плазмы. 1982. Т. 8. Вып. 1.

С. 103–110.

[10] Горецкий В.П., Найда А.П. // Физика плазмы. 1985. Т. 11.

Вып. 4. С. 394–399.

Журнал технической физики, 2003, том 73, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.