Формирование ускоренных пучков в инжекторе тяжелых ионов ускорительного комплекса NICA ЛФВЭ ОИЯИ тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, кандидат наук Левтеров Константин Александрович

• Левтеров Константин Александрович
• кандидат наук
• 2023

Оглавление диссертации кандидат наук Левтеров Константин Александрович

Оглавление

Введение

Глава 1. Проект линейного ускорителя тяжелых ионов (ЛУТИ) ускорительного

комплекса NICA, разработанный на основе концептуальных решений

1.1 Обзор линейных инжекторов тяжелых ионов

1.1.1 Высокоточный инжектор HSI и инжектор высокозарядных ионов HLI ускорительного комплекса GSI FAIR

1.1.2 Линейный ускоритель тяжелых ионов в CERN

1.1.3 Инжектор тяжелых ионов ускорительного комплекса BNL

1.1.4. Проект ИФВЭ инжектора тяжелых ионов на основе Н-резонаторов с пространственно

периодической квадрупольной фокусировкой

1.2 Проект линейного ускорителя тяжелых ионов (ЛУТИ) ускорительного комплекса NICA, разработанный на основе концептуальных решений

1.2.1 Выбор максимального значения отношения массы к заряду ускоряемых ионов A/Z

1.2.2 Выбор максимального значения ионного тока линейного ускорителя

1.2.3 Выбор входной и выходной энергии линейного ускорителя

1.2.4 Выбор ускоряющей структуры

1.3 Состав инжектора тяжелых ионов

1.4 Заключение к Главе

Глава 2. Создание лазерного источника ионов на основе Nd-YAG лазера и результаты

исследования ионизационных состояний железной и углеродной лазерной плазмы

2.1 Лазерная плазма как источник многозарядных ионов

2.2 Лазерный источник ионов инжекционного комплекса NICA на основе Nd-YAG лазера

2.3 Результаты экспериментальных исследований ионизационных состояний углеродной плазмы, произведенной Nd-YAG лазером лазерного источника ионов инжекционного комплекса NICA

2.4 Результаты экспериментальных исследований ионизационных состояний железной плазмы произведенной Nd-YAG лазером лазерного источника ионов инжекционного комплекса NICA.

72

2.5 Заключение к Главе

Глава 3. Ввод в эксплуатацию ЛУТИ, измерение энергии ионов на выходе ускоряющих

секций ЛУТИ

3.1 Канал транспортировки пучков низкой энергии LEBT. Данные моделирования и экспериментальные результаты формирования пучков ионов в канале LEBT

3.2 Ввод в эксплуатацию ЛУТИ, измерение энергии ионов на выходе ускоряющих секций ЛУТИ

3.3 Заключение к Главе

Глава 4 Формирование ускоренных пучков ионов в ускорителе ЛУТИ и инжекция в

Бустер

4.1 Канал транспортировки пучков высокой энергии ЛУТИ-Бустер (HEBT)

4.2 Экспериментальные результаты ускорения в ЛУТИ пучков однозарядного гелия и их инжекция в Бустер

4.3 Экспериментальные результаты ускорения в ЛУТИ пучков ионов железа Fe14+ от лазерного источника и их инжекция в Бустер

4.4 Экспериментальные результаты ускорения в ЛУТИ ионов углерода С4+ от лазерного источника и их инжекция в Бустер

4.5 Методика настройки фазы ВЧ поля во второй ускоряющей секции по измерениям фазовой протяженности микробанчей

4.6 Заключение к Главе 4 105 Заключение 106 Библиографиеский список 107 Приложение 1 113 Приложение

Введение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Формирование ускоренных пучков в инжекторе тяжелых ионов ускорительного комплекса NICA ЛФВЭ ОИЯИ»

Актуальность диссертации.

В рамках проекта NICA по созданию ускорительного коллайдерного комплекса в ЛФВЭ ОИЯИ, Дубна, ведутся работы по проектированию и вводу в эксплуатацию двух инжекторов. Линейный ускоритель легких ионов заменит ускоритель Альвареца ЛУ-20 и будет обеспечивать инжекцию в Нуклотрон пучков ионов с массово-зарядовым отношением A/Z < 3 и энергией 7 МэВ/н и протонов с энергией 13 МэВ/н. Линейный ускоритель тяжелых ионов (ЛУТИ) состоит из ускоряющей секции RFQ и двух ускоряющих секций с трубками дрейфа (DTL) и спроектирован для инжекции в сверхпроводящий синхротрон Бустер тяжелых ионов с энергией 3.2 МэВ/н и зарядово-массовым соотношением A/Z< 6.35. В 2015 г. ЛУТИ установлен на рабочем месте в зале инжекционного комплекса.

Бурное развитие физики элементарных частиц во второй половине 20-го столетия произошло во многом благодаря колоссальному успеху, достигнутому инженерами при создании и совершенствовании ускорителей и накопителей заряженных частиц. Выдающиеся и наиболее важные открытия происходили по результатам экспериментальных исследований с частицами все больших и больших энергий, поэтому одним из определяющих факторов при создании ускорительных комплексов стало повышение энергии для всего спектра ускоряемых частиц: электронов протонов, ядер и ионов [1]. Релятивистская ядерная физика как новое научное направление зародилась и получила бурное развитие во второй половине 20-го столетия. В Дубне на синхрофазотроне в 1970 г. были ускорены сначала дейтроны, а позднее и более тяжелые ядра, вплоть до серы с энергией 4.5 ГэВ/н, а в Беркли на ускорителе "Bevalak" получены ядра с энергией до 2 ГэВ/н. [2,3]. Оперируя тяжелыми ионами как одним из ключевых инструментов своих исследований, эта область науки в целом и темпы ее развития в значительной мере определяются параметрами пучков тяжелых ионов, которые удается получать в специализированных ускорителях [2].

Ускорительный комплекс ЛФВЭ ОИЯИ берет начало с момента создания к концу 1950-х Синхрофазотрона. Первым инжектором для него стал протонный линейный ускоритель УФТИ (Украинского Физико-Технического Института) с выходной энергией 10 МэВ [4], использующий сеточную фокусировку для обеспечения устойчивого радиального движения. Недостатки инжектора УФТИ [5] ограничивали эксплуатационные возможности Синхрофазотрона, а выходные параметры пучка и система инжекции не позволяли получить ожидаемую интенсивность ускоренного пучка в конце цикла ускорения. Система высокочастотного питания ускорителя состояла из четырнадцати отдельных генераторов и

была чрезвычайно сложна в настройке и эксплуатации. Из-за ненадежной работы линейного ускорителя УФТИ В.И. Векслер одобрил предложение коллектива ученых сделать новый ускоритель на энергию 10 МэВ самим [5] и в 1961 году в качестве инжектора был запущен линейный ускоритель с сеточной фокусировкой ЛУ-9 с энергией пучка 9.4 МэВ [6,7]. После ввода в действие ЛУ-9 интенсивность ускоренного в кольце Синхрофазотрона пучка возросла до величины (2-3)10 р/имп, значительно увеличив полезное время работы Синхрофазотрона на физические эксперименты. В дальнейшем усовершенствование инжектора на основе ЛУ-9 было связано с увеличением тока пучка форинжектора и уменьшением его угловых характеристик [8]. В 1964 году было решено построить более мощный и современный протонный ускоритель на энергию 20 МэВ - ЛУ-20 с трубками дрейфа, оснащенными магнитными квадрупольными линзами жесткой фокусировки. Однако, сооружение ЛУ-20 сильно затянулось [5]. Поэтому для повышения интенсивности ускоренных пучков была проведена модернизация ЛУ-9, которая состояла в переходе на жесткую фокусировку квадрупольными линзами взамен сеточной фокусировки и привела к созданию ЛУ-9М. Сначала ЛУ-9, а затем и ЛУ-9М использовались для инжекции в Синхрофазотрон как протонов, так и дейтронов, причем ускорение последних осуществлялось на второй кратности периода ускорения [9].

Ввод в действие ЛУ-20 в 1974 году позволил увеличить предельную интенсивность

протонного пучка в кольце ускорителя до 2.5*10° р/имп при рекордной интенсивности 12

4*10 р/имп [10]. Так же как и предыдущие инжекторы Синхрофазотрона ЛУ-20 был спроектирован как протонный ускоритель с периодом ускорения (5Х и выходной энергией 20 МэВ. С Октября 1974 года ЛУ-20 начал использоваться как инжектор дейтронов и альфа-частиц в Синхрофазотрон. Для ускорения в ЛУ-20 заряженных частиц с периодом ускорения (5Х необходимо, чтобы они имели в каждой точке ускоряющей структуры скорость равную расчетной скорости протонов, т.е. приращение скорости в ускоряющем зазоре для частиц и протонов должно быть одинаковым. Для того чтобы частица в ускоряющем зазоре получала такое же приращение скорости, что и протоны, напряженность ускоряющего поля должна быть в А/2 раз больше, чем расчетная напряженность поля для ускорения протонов, где А и 2 -атомная масса и зарядовое число ускоряемой частицы соответственно. Таким образом, значение напряженности электрического поля должно быть поднято минимум в два раза, что соответствовало бы необходимому значению для ускорения дейтронов и а-частиц. Уровень мощности ВЧ поля вводимого в резонатор при этом должен быть увеличен в четыре раза. Поскольку расчетное значение напряженности электрического поля для ускорения протонов

равно ~18 кВ/см, то требуемое для ускорения дейтронов и а-частиц значение напряженности поля составляет ~36 кВ/см. Практически реализовать стабильную работу ЛУ-20 с таким уровнем поля оказалось невозможно вследствие электрических пробоев в зазорах и ограничения на максимально достижимую мощность ВЧ поля. Кроме того, поскольку для обеспечения нужной начальной скорости частиц на входе в ЛУ-20 использовался электростатический предускоритель, то значение электрического потенциала высоковольтного терминала с источником ионов относительно «земли» нужно было бы поднять минимум в два раза до ~1.3 МВ. Это привело бы к глубокой перестройке как системы подачи на терминал электрического потенциала, так и системы обеспечения электрическим питанием оборудования, расположенного на платформе.

Поэтому ускорение всех частиц, кроме протонов, в ЛУ-20 происходило в режиме 2$Х (на второй кратности периода ускорения), т.е. скорость ионов в каждой точке ускоряющей структуры и на выходе ускорителя составляла половину от расчетной скорости протонов. Энергия ускоренных в ЛУ-20 ионов составляла 5 МэВ/н [10-12]. Максимально достижимый уровень высокочастотного электрического поля в ускоряющих зазорах ЛУ-20, исключающий частые электрические пробои, позволял стабильно ускорять пучки ионов с отношением Л/2=3 [11]. Поскольку ЛУ-20 был спроектирован как протонный ускоритель, то ускорение ионов в режиме второй кратности приводило к неблагоприятным значениям факторов времени пролета для данной геометрии ускоряющей структуры и потерям ионов. Для эффективного ускорения ионов необходимо было либо обеспечить очень сильный наклон поля, чтобы поднять напряженность поля в начальных зазорах, что при имеющейся системе ВЧ питания реализовать было невозможно, либо повысить общий уровень поля, что тоже не являлось оптимальным решением. Более того, имеющиеся в начальной части ускорителя квадрупольные линзы были неспособны обеспечить нужные градиенты для фокусировки ионов с ZЛ<0.5, что также приводило бы потерям пучка в ускорителе. Поэтому было принято решение разделить резонатор ЛУ-20 на два отсека перегородкой, установленной на 11 -ой трубке. В первом отсеке резонатора ускоряющая фокусирующая структура рассчитывалась на ускорение ионов. Оба отсека резонатора должны были возбуждаться отдельными генераторами на уровнях ВЧ мощности, обеспечивающих рассчитанные напряженности поля, которые при Z/Л=0.3 составляли Е01=2,2 МВ/м и Е02=2,0 МВ/м для первого и второго отсеков соответственно. Обеспечение радиальной устойчивости при ускорении ионов с Z/Л=0,3 требует градиентов в начальных линзах порядка 100 Т/м, что требует возбуждения их обмоток большими токами, поэтому новые линзы были изготовлены для работы в импульсном режиме. Для наилучшего

согласования пучка между двумя резонаторами в 11 -ой трубке дрейфа были размещены две квадрупольные линзы. Полутрубка и первые одиннадцать трубок дрейфа линейного ускорителя были заменены на новые. Настройка каждого периода на резонансную частоту обеспечивалась выбором диаметров трубок дрейфа при постоянном коэффициенте ускоряющих зазоров. После юстировки ускоряющего фокусирующего канала была установлена перегородка на одиннадцатой трубке дрейфа. Однако стабильно возбуждать каждый отсек резонатора по отдельности не получилось. Перегородку пришлось убрать и перейти на однорезонаторную схему ускорителя. Несмотря на то, что не все цели описанной выше модернизации ЛУ-20 были достигнуты, по данным оперативных журналов ускорительных сеансов можно сделать вывод, что перестройка начальной части ускорителя существенно повысила эффективность ускорения ионов. Так, например, значение максимального тока дейтронов на выходе ЛУ -20 поднялось с 10 мА до 14 мА. При этом значение максимального тока протонов на выходе ускорителя упало с 50 мА до 30 мА, что, однако, не считалось чрезмерно высокой платой ввиду неуклонного роста спроса на ионные пучки и спада интереса к протонным пучкам.

Получение ускоренных пучков дейтронов на дубненском Синхрофазотроне показало, что принципиальных трудностей для ускорения пучков сложных ядер до релятивистских энергий нет. Однако, ввиду относительно высокого значения давления остаточного газа в ионной камере (> 1.2 10-6 торр) ускорение ионов в Синхрофазотроне не проводилось из-за больших потерь, вызываемых их перезарядкой при взаимодействии с атомами и молекулами остаточного газа, поэтому Синхрофазотрон использовался для ускорения исключительно ядер элементов. Ядра элементов либо производились источником ионов непосредственно, либо выходящие из источника ионы в определенном зарядовом состоянии после ускорения в линейном ускорителе превращались в ядра, теряя остаточные электроны на обдирочной мишени. Производство пучков ядер с достаточно высокой интенсивностью источниками ионов тем более затруднительно, чем выше атомная масса А используемого химического элемента.

Для получения пучков ядер легких элементов на ускорительном комплексе ЛФВЭ использовались источники дуоплазматрон, лазерный источник ионов и источник поляризованных дейтронов «Полярис». Начиная с углерода, ядра элементов производились на обдирочной мишени после ускорения в ЛУ-20 ионов данного элемента.

Для получения ядер более тяжелых элементов нужно использовать другие источники. В ЛФВЭ ОИЯИ для этого использовался разработанный в Лаборатории электронно-лучевой источник ионов БЫЕ, который в своей современной модификации ББК (электронно-струнный источник ионов) предназначен быть поставщиком ионов тяжелых элементов для ускорителя

тяжелых ионов (ЛУТИ) проекта NICA. Однако даже для не очень больших значений атомной массы производство пучков ядер становится крайне неэффективным, тогда как достаточная интенсивность пучков ионов в довольно высоких зарядовых состояниях может быть достигнута для элементов с атомной массой А~200 и выше.

Таким образом, недостаточно высокий вакуум в камере Синхрофазотрона не позволял использовать то разнообразие пучков ионов, которое могли обеспечить источники ионов и инжектор. Наличие ускорителя с вакуумными условиями, требуемыми для ускорения ионов, позволило бы расширить набор предоставляемых для исследований ускоренных пучков в область элементов с большими значениями атомной массы для решения задач релятивистской ядерной физики.

В начале 1970-х годов во многих исследовательских центрах мира начались работы по созданию новых технологий для внедрения техники сверхпроводимости в ускорители заряженных частиц. Первая сверхпроводящая магнитная система синхротронного типа "Тэватрон" была создана в Национальной лаборатории США им. Э. Ферми и запущена в тоннеле имеющегося теплого ускорителя на энергию 500 ГэВ. Эта система позволила удвоить конечную энергию ускоряемых протонов до 1 ТэВ, и затем была применена в проектах таких ускорителей, как HERA, УНК, RHIC, LHC. Максимальная величина индукции магнитного поля в этих магнитах, названных магнитами типа "cos9", лежит в диапазоне 3.5^8.5 Тл [13]. В период с 1973 по 1975 г в ЛВЭ ОИЯИ по инициативе А.М. Балдина для замены Синхрофазотрона также началась разработка сверхпроводящего жесткофокусирующего ускорителя - Нуклотрона. По ряду причин, в основном, финансового характера, коллективу лаборатории пришлось отказаться от использования магнитов типа "cos9" и разработать свое направление развития простых в изготовлении и недорого стоящих сверхпроводящих магнитных систем для синхротронов с уровнями полей 1.8-2 Тл [13]. Результатом работ по утвержденному в январе 1986 года проекту "Реконструкция магнитной системы Синхрофазотрона на сверхпроводящую - Нуклотрон" стало создание в России первого действующего сверхпроводящего синхротрона, основанного на сверхпроводящих магнитах нового типа - с железным ярмом и обмоткой возбуждения из трубчатого сверхпроводящего кабеля [13]. С момента запуска в 1993 году Нуклотрона и до прекращения работы Синхрофазотрона в 2002 году ЛУ-20 являлся инжектором протонов с выходной энергией 20 МэВ и ускоренных в режиме второй кратности ионов с конечной энергией 5 МэВ/н для обоих кольцевых ускорителей.

До 1999 года эксперименты на Нуклотроне проводились только на станции внутренней мишени с управляемыми режимами ввода тонких пленочных и нитяных мишеней в область циркуляции ускоренного внутреннего пучка Нуклотрона [3]. После вывода из действия Синхрофазотрона, отработавшего за 45 лет своей эксплуатации более 100 тысяч часов, Нуклотрон оказался единственным ускорителем Лаборатории, обеспечивающим пучками физические установки. Разработка и строительство Нуклотрона велись параллельно с развитием действующего ускорительного комплекса на базе Синхрофазотрона с целью обеспечения широкого набора ускоренных ядер, эффективного вывода ускоренного пучка, разветвленной сети каналов первичных и вторичных пучков [14].

К 2001 году на ускорительном комплексе ЛВЭ ОИЯИ действовали или были подготовлены к исследованиям 12 физических установок: СФЕРА, ГИБС, ФАЗА, ДЕЛЬТА-СИГМА, ДЕЛЬТА, ДИСК, СМС, МАРУСЯ, СКАН-1, СКАН-2, СТРЕЛА, СЛОН. В планах было использование спектрометра МРС (MRS) из Лос-Аламоса (США) [3]. К этому времени на Нуклотроне была введена в действие и налажена система медленного вывода [14,15], позволяющая получать стабильные выведенные ускоренные пучки, и велись работы по обеспечению транспортировки пучков к физическим установкам в большой экспериментальный зал. Интенсивности ускоряемых на тот момент в Синхрофазотроне и Нуклотроне пучков представлен в таблице 1 [3].

Таблица 1. Интенсивности пучков ускоряемых в Синхрофазотроне и Нуклотроне к 2001 году

Интенсивность, частиц за цикл

Тип ионов Синхрофазотрон Нуклотрон

Р 4-1012 2-1010

d 1012 2-1010

d| 2-10y -

4He 5-1010 8-108

7Li 2-10y -

12C 109 108

20Ne 104 -

24Mg 5-106 106

32S 103 -

24Kr 103

Длительность многооборотной инжекции частиц в Синхрофазотрон составляла 300330 мкс и позволяла накапливать ускоряемые частицы в кольце ускорителя. Длительность инжекции в Нуклотрон составляет 8 мкс и определяется временем, за которое

инжектированные частицы совершают один оборот в кольце ускорителя. Поэтому для получения достаточно высокой интенсивности ускоренных в Нуклотроне пучков решающее значение приобретает интенсивность инжектируемых в него частиц. Переделка начальной части протонного ускорителя ЛУ-20 обеспечила более эффективное ускорение ионов. Параллельно велись работы и по повышению интенсивности пучков на выходе источников ионов.

Интенсивность ускоренных пучков в Синхрофазотроне и Нуклотроне зависит от режима инжекции в вакуумную камеру ускорителя. Максимальный захват частиц в синхротронный режим обеспечивается при заполнении рабочей области камеры ускорителя наибольшим количеством частиц. Для ускорителей со слабой фокусировкой, имеющих камеру больших размеров, инжекцию можно продолжать до тех пор, пока мгновенная равновесная орбита инжектируемых частиц не достигнет середины камеры, а амплитуда радиальных бетатронных колебаний станет равной радиальной полуширине камеры. Длительность инжекции при этом ограничена временем движения первой частицы от инфлекторной пластины до центрального радиуса камеры. Время инжекции можно увеличить вдвое, если энергию инжектируемых частиц менять таким образом, чтобы мгновенная равновесная орбита, на которую инжектируются частицы, имела фиксированный радиус и проходила в непосредственной близости от внутренней инфлекторной пластины. Тогда инжекцию можно продолжать до тех пор, пока мгновенная равновесная орбита частиц, инжектированных в начале, в результате сворачивания в нарастающем магнитном поле достигнет внутренней стенки камеры. Перед инжекцией в Синхрофазотрон для этого использовался дебанчер, который помимо уменьшения энергетического разброса инжектируемого пучка, осуществлял необходимую модуляцию энергии. Горизонтальный размер вакуумной камеры Синхрофазотрона составлял 120 см и позволял вести ее заполнение таким образом, чтобы первые частицы совершали до 240 оборотов, двигаясь по спирали с шагом сворачивания 5 мм при энергии инжекции 20 МэВ. Такой режим инжекции в Синхрофазотрон обеспечивал не только максимальный захват в синхротронный режим, но и минимум потерь при прохождении резонансов при дальнейшем ускорении до максимальной энергии, так как потери в процессе фазового движения определяются суммой амплитуд синхротронных и бетатронных колебаний.

Апертура синхротронов однозначно определяется характеристиками инжектора, динамикой частиц при ускорении и процессами вывода пучка. С ростом энергии инжектируемых пучков их эмиттансы, как правило, уменьшаются. Поэтому апертура магнитов синхротронов может быть уменьшена в первом приближении обратно пропорционально корню

из кинетической энергии инжектируемых частиц. Однако определяющим фактором в определении минимального размера апертуры является необходимость иметь в камере достаточное пространство для обеспечения высокоэффективного резонансного вывода пучка. Апертура равная 110x55 мм и конструкция сильнофокусирующего сверхпроводящего синхротрона Нуклотрон рассчитаны на однооборотную инжекцию в него пучков от инжектора ЛУ-20. Длительность инжекции пучков ионов в Нуклотрон равна времени одного оборота по периметру ускорителя и составляет ~8 мкс.

Выше отмечалось, что высокая интенсивность пучков в Синхрофазотроне обеспечивалась, во многом, благодаря использованию многооборотной инжекции длительностью порядка сотен микросекунд (таблица 2) [10]. Это позволяло использовать источники ионов с невысоким значением выходного ионного тока при достаточно большой его длительности для накопления в камере Синхрофазотрона пучков требуемой интенсивности.

Число накопленных в камере кольцевого ускорителя частиц в первом приближении пропорционально длительности инжекции. В соответствии с длительностью однооборотной инжекции в Нуклотрон интенсивность некоторых инжектируемых в него пучков оказалась в десятки раз меньше по отношению к интенсивности пучков инжектируемых в Синхрофазотрон. Требование к повышению интенсивности пучков ускоренных в Нуклотроне пучков до значений привело к необходимости модернизации имеющихся источников ионов или к созданию новых.

Источники ионов инжекционного комплекса

К настоящему времени в ускорительной технике используются следующие типы источников ионов: плазменный источник с холодным или подогревным катодом, дуоплазматрон, источник на основе электронного циклотронного резонанса, лазерный источник ионов и электронно-лучевой источник. Перечисленные источники, за исключением электронно-лучевого, основаны на отборе ионов из произведенной тем или иным способом плазмы. При разработке плазменных источников решаются две основные физико-технические задачи: нахождение и реализация способа образования плазмы и эффективный отбор из плазмы ионов для создания пучка с максимальным током. Весь спектр ускоряемых на ЛУ-20 частиц обеспечивали четыре типа источников: дуоплазматрон, лазерный источник, электроннолучевой источник КРИОН и источник поляризованных дейтронов "Полярис" [12,14,16]. Интенсивности и длительности пучков на выходе ЛУ-20 приведены в таблице 2.

Таблица 2. Интенсивности ускоренных в ЛУ-20 пучков

Тип ядра Интенсивность на выходе ЛУ-20 Источник Длительность импульса, мкс

Р 1.5-1014 дуоплазмотрон 500

ё 1-1014 дуоплазмотрон 500

dT 2.5-1010 «Полярис» 100

4Не 1-1013 дуоплазмотрон 500

3Не 3.5-1011 дуоплазмотрон 500

7Ь1 5-1010 лазерный 15

6Ь1 3-10у лазерный 15

12с 6.5-1010 лазерный 25

16о 6-10у лазерный 10

19Р 2.5-109 лазерный 6

22Ке 2-107 КРИОН-С 40

24мв 2-108 лазерный 25

1-108 лазерный 25

32§ 4-106 КРИОН-С -

Плазменный источник ионов

Для производства пучков протонов, дейтронов и а-частиц на протяжении ряда лет использовался разработанный в ЛФВЭ ОИЯИ дуоплазматрон - плазменный источник ионов с подогреваемым катодом и двойным контрагированием плазмы [14] (Таблица 1). Благодаря большой длительности и величине ионного тока на выходе дуоплазматрона (500 мкс, 50 мА) интенсивность пучков была достаточно высокой для инжекции как в Синхрофазотрон так и в Нуклотрон. Однако конструкционные особенности дуоплазматрона не позволили использовать его после вынужденной перестройки форинжектора ЛУ-20. Поэтому в ходе модернизации источников ионов для производства пучков протонов, дейтронов и однозарядного гелия был разработан и создан плазменный источник с полым холодным катодом (Рисунок 1). Пучки ионов однозарядного гелия, произведенные данным источником, использовались в первых запусках Бустера (Глава 4).

Рисунок 1. Плазменный источник ионов He+, H+ и D Источники поляризованных частиц «Полярис» и SPI

Первый пучок поляризованных дейтронов на инжекционном комплексе ЛФВЭ был произведен криогенным источником поляризованных частиц "Полярис" и ускорен на Синхрофазотроне в 1981 году. Этот источник обеспечил ускорительному комплексу лаборатории рекордные по энергии пучки векторно- и тензорно- поляризованных дейтронов [3,12,14,16] для выполнения программы исследований на пучках поляризованных дейтронов, продолжавшейся вплоть до 1992 г. Пучки поляризованных дейтронов от криогенного источника «Полярис» удовлетворяли требованию по импульсной интенсивности только при условии многооборотной инжекции в Синхрофазотрон (Таблица 2). Для получения ускоренных пучков поляризованных частиц достаточной интенсивности в условиях однооборотной инжекции в Нуклотрон в 2010 году началась реализация проекта по разработке и созданию универсального высокоинтенсивного источника поляризованных дейтронов и протонов SPI (Source of Polarized Ions), а также работы по модернизации форинжектора ЛУ-20 [17,18,19,20,21,22,23,24]. В 2016 году новый источник был смонтирован и установлен на высоковольтной платформе нового форинжектора ЛУ-20. (Рисунок 2), а в 2017 году в ходе 5254-го сеансов были получены ускоренные в Нуклотроне пучки поляризованных дейтронов и

9 8

протонов с интенсивностями 2-10 и 1.8-10 частиц в импульсе соответственно [23]. Параллельно велись работы по созданию инжектора тяжелых ионов [24-28]

Рисунок 2. Источник поляризованных протонов и дейтронов SPI на высоковольтном терминале форинжектора ЛУ-20, состыкованный с каналом LEBT

Лазерный источник ионов

Ядра и ионы легких элементов с требуемым для ускорения в ЛУ-20 отношением A/Z можно получить, используя лазерный источник ионов. Привлекательной чертой лазерного источника ионов является возможность быстрого перехода от ускорения одних сортов ионов к другим. К 1973 году было опубликовано сообщение о создании лазерного инжектора ионов для циклотрона МИФИ [29], и, примерно в это время, началось сотрудничество МИФИ и ОИЯИ по созданию лазерных источников многозарядных ионов [29,30].

Первый лазерный источник ионов ЛФВЭ был создан в 1973 году в сотрудничестве с

группой ученых МИФИ и был основан на лазере на неодимовом стекле с импульсной

мощностью ~5 109 Вт. Этот лазер включал в себя задающий генератор и семь квантовых

усилителей. Плотность потока сфокусированного излучения на поверхности мишени 13 „

составляла ~5 10 Вт/см2 [31]. В 1976 г. пучок ядер углерода, экстрагированных из лазерной плазмы, был ускорен в линейном ускорителе ЛУ-20, а затем инжектирован в Синхрофазотрон и ускорен до релятивистской энергии [14,31]. Фактором, ограничивающем возможность применения лазера на неодимовом стекле в ускорительных сеансах, являлась малая максимальная частота посылок импульсов лазерного излучения (~1 импульс в минуту), которая снижала эффективное время ускорительных сеансов [17,28]. Использование усилительных стержней, изготовленных из Nd-YAG кристаллов, позволяло увеличить частоту работы лазера до требуемого значения, однако из-за высокой стоимости от такой модернизации пришлось отказаться.

С целью обеспечения ускорительного комплекса ЛФВЭ пучками легких ионов с требуемой частотой инжекций был разработан и введен в эксплуатацию лазерный источник на

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Левтеров Константин Александрович, 2023 год

- источники ионов

- канал транспортировки пучков низкой энергии LEBT

- линейный ускоритель тяжелых ионов ЛУТИ с межсекционными каналами

- канал транспортировки пучков высокой энергии HEBT Работу инжектора обеспечивают следующие системы:

- система питания резонаторов инжектора высокочастотным электромагнитным полем

- система питания корректоров, соленоидов и квадрупольных линз постоянным или переменным электрическим током

- система подачи высокого напряжения на терминал с источником ионов

- система обеспечения вакуума в рабочих объемах

Каналы транспортировки LEBT и HEBT будут рассмотрены в главах 3 и 4. Линейный ускоритель тяжелых ионов (ЛУТИ) был разработан компанией Bevatech OHG, Германия, в соответствии с техническими требованиями, представленными в таблице 1.1. ЛУТИ инжекционного комплекса NICA состоит из трех ускоряющих секций: секции с пространственно однородной квадрупольной фокусировкой RFQ и двух секций с трубками дрейфа IH1 и IH2 на основе H-резонаторов с ускоряющей структурой KONUS.

RFQ, первая ускоряющая секция ЛУТИ

Концепция ускорителей с пространственно-однородной квадрупольной фокусировкой, предложенная в 1970 году Капчинским И.М. и Тепляковым В.А., основана на использовании высокочастотного электромагнитного поля с квадрупольной симметрией для ускорения и радиальной фокусировки пучков заряженных частиц. Они показали, что если расстояние между противоположными электродами четырехпроводной линии изменяется вдоль оси с периодом равным пути, который проходит равновесная частица за период высокочастотного поля, а фазы изменения расстояний в перпендикулярных плоскостях сдвинуты на полпериода, то помимо квадрупольного фокусирующего эффекта, создается резонансный ускоряющий эффект за счет появления продольной составляющей компоненты электрического поля. Такой подход позволяет конструировать ускорители, которые могут захватывать в режим ускорения пучки ионов с таким низким значением начальной энергии, которое не доступно для ускоряющих структур с трубками дрейфа. Поэтому ускорители RFQ используются для предварительного ускорения пучков низкой энергии и формирования их фазового портрета для инжекции в ускоряющие структуры с трубками дрейфа или циклические ускорители.

Радиочастотные квадруполи (RFQ) не могут конкурировать с электростатическими инжекторами или генераторами Ван-де-Граафа с точки зрения энергетического разрешения и качества пучка. Однако более низкое значение входной энергии по сравнению с тем, которое необходимо для ускорителей с трубками дрейфа, позволяет понизить значение электрического потенциала, подаваемого на платформу с размещенным на ней источником ионов. Это приводит к более простой организации электрического питания оборудования источников ионов и удобству их обслуживания, что особенно важно для громоздких и потребляющих

большую электрическую мощность источников. Во введении была описана модернизация форинжектора ЛУ-20, целью которой как раз и являлось снижение напряжения инжекции для организации электрического питания источников "Крион" и SPI.

Первая ускоряющая секция ЛУТИ представляет собой радиочастотный квадруполь ЯГ^ выполненный в виде четырехпроводной линии, рассчитанный на ускорение частиц от энергии

17 кэВ/н до энергии инжекции в ускоряющую структуру с трубками дрейфа 300 кэВ/н. Фазовые

22+

проекции пучка ионов Аи на фазовые плоскости на входе и на выходе RFQ показаны на рисунке 1.7. Основные параметры RFQ представлены в таблице 1.2.

Таблица 1.2. Параметры RFQ ЛУТИ

Параметр Единицы измерения Значение

Рабочая частота ВЧ поля RFQ МГц 100.625

Входная энергия, Ein кэВ/н 17

Выходная энергия, Eout МэВ/н 0.3

A/Z - 6.35

Ток пучка мА 10

Выходной поперечный эмиттанс, 4 RMS пмммрад 0.45

Выходной продольный эмиттанс, 4 RMS градкэВ 250

Пиковый ток мА 10

Коэффициент прохождения % 90

Напряжения на электродах кВ 70

ВЧ мощность кВт 150

Длина RFQ см 310

Диаметр ВЧ полости см 35

Число опор 20

Расстояние между опорами мм 158

Апертура мм 5.2-3.0

Модуляция мм 1.0-2.0

1 и in in -i.ii Х-Х П in F 1-0 адиан аш=5. В ) Т' 25,is 0 ходны 1.11 III -1.11 сил, e фаз Y-\ SI'ICA овые (см npoe ради щии ан) IIS in -I.IS dcp-d Ä'(rp ад-М эВ)

-1.4 -l.l II I.I 1.4 -1.4 -1.1 II II 1.4 -1 .Выходные фазовые проекции Х-Х' (см-радиан) Y-Y1 (см-радиан) i dcp-c 1 1 W (град-lv 1 Iii эВ)

IIS 1 II -IIS IIS I.II -MS IIS III -IIS

((

))

4 -l.l II It 1.4 -1 4 -l.l II II 1 4 i -и i it к

32+

Рисунок 1.7. Фазовые проекции пучка ионов Au на входе и выходе RFQ

Канал транспортировки пучков средней энергии МЕВТ

Для поперечного и продольного согласования пучка между RFQ и И1 ЛУТИ используется канал транспортировки пучков промежуточных энергий MEBT (Рисунок 1.8). Пучок ионов, имеющий на выходе RFQ энергию 300 кэВ/н, должен быть инжектирован в первую ускоряющую секцию, работающую на той же частоте ВЧ поля, что и ЯР^ 100.625 МГц.

Рисунок 1.8. Канал транспортировки пучков средней энергии MEBT: вертикальный и горизонтальный корректоры (XY-steerer), трансформатор тока (current transformer), дублеты квадрупольных линз (QD1 и QD2), вакуумный затвор (Gate valve), фазовый датчик (Phase Probe).

Известно, что непрерывный во времени пучок заряженных частиц, поступающий из форинжектора на вход линейного ускорителя ионов, используется частично и степень его использования определяется углом захвата линейного укорителя, который примерно равен 3 где значение синхронной фазы. Обычно синхронная фаза выбирается в пределах 30^40°, поэтому в режим ускорения захватывается примерно четверть пучка, поступающего из форинжектора. Для повышения эффективности захвата ионного пучка между ускорителем и форинжектором используют группирователи (банчеры), представляющие собой резонаторы, как правило, с одним, двумя или четырьмя зазорами, которые устанавливаются на расстоянии порядка 1 м. до входа в линейный ускоритель. Физика процесса группировки частиц может несколько отличаться для группирователей разных конструкций.

При использовании для предварительного ускорения RFQ пучок ионов на его выходе является уже сгруппированным, однако для эффективного захвата пучка ускоряющей структурой с трубками дрейфа KONUS такая группировка недостаточна, учитывая фазовое расплывание пучка на пространстве дрейфа, поэтому для дополнительной группировки пучков необходимо использовать банчер. Оптимальная конструкция банчера зависит от величины тока группируемого пучка, его энергии, базы дрейфа и др. Для продольной фокусировки пучка ионов на вход первой ускоряющей секции ЛУТИ используется четырехзазорный четвертьволновой банчер (Рисунок 1.8). По результатам моделирования фазовая протяженность сгустка на выходе RFQ ЛУТИ составляет ~50°. Использование группирователя позволяет сфокусировать на вход IH1 ЛУТИ сгустки протяженностью ~40°, тогда как без дополнительной группировки на пространстве дрейфа в 1.4 м. между выходом RFQ и входом в IH1 фазовая протяженность составила бы ~200° на входе в секцию IH1 ЛУТИ (Рисунок 1.9).

Радиальная фокусировка осуществляется двумя дублетами квадрупольных линз, один из которых располагается перед банчером, а второй - за ним. Для корректировки траектории пучка на выходе RFQ размещены вертикальный и горизонтальный корректоры (Рисунок 1.8).

Рисунок 1.9. Профили пучка Au на входе в IH1 после группировки пучка банчером (слева) и без группировки (справа), полученные численным моделированием с использованием кода LORASR

IH1 и IH2 - ускоряющие секции ЛУТИ со структурой KONUS

После предварительного ускорения в RFQ сформированный в канале MEBT пучок ионов поступает для основного ускорения на вход двух следующих ускоряющих секций. Ускоряющие секции ЛУТИ IH1 и IH2 представляют собой Н-резонаторы с размещенной внутри ßXI2 ускоряющей структурой с трубками дрейфа KONUS, работающие на Н110 моде высокочастотных колебаний с рабочей частотой 100.625 МГц. Первая ускоряющая секции ЛУТИ IH1 начинается с двух группирующих зазоров с синхронной фазой -40°, за которой следуют десять зазоров с нулевой синхронной фазой. Для радиальной фокусировки

используется расположенный внутри резонатора триплет квадрупольных линз, который для продольного движения пучка представляет собой пространство дрейфа, вслед за которым пучок группируется в трех зазорах с синхронной фазой -40° и переводится в следующие двенадцать зазоров с нулевой синхронной фазой (Рисунок 1.10). Параметры ускоряющей секции 1Н1 ЛУТИ представлены в таблице 1.3.

Рисунок 1.10. Ускоряющая структура ускоряющей секции ЛУТИ IH1; полное число зазоров 27 (27 gaps): две группы с синхронной фазой -40° (2 gaps и 3 gaps) и две группы с нулевой синхронной фазой (10 gaps и 12 gaps)

Таблица 1.3. Параметры ускоряющей секции IH1 ЛУТИ

Параметр ускоряющей секции 1Н1 Единицы измерения Значение

Рабочая частота ВЧ поля МГц 100.625

Входная энергия, Ещ кэВ/н 300

Выходная энергия, Еои МэВ/н 1.84

Л/2 - 6.35

Ток пучка мА 10

0, добротность - 20900

эффективное шунтовое МОм/м 283

сопротивление

Zeff• cos2ф МОм/м 264

Мощность ВЧ, Рс (Л/2=6.35), 1=0 шЛ кВт 173

Мощность ВЧ , Р^(Л/2=6.35), 1=10 шЛ кВт 274

Длина1Н1 мм 2216

Число зазоров - 27

Число триплетов - 1

Между секциями 1Н1 и 1Н2 установлен триплет квадрупольных линз, вторая секция содержит 18 зазоров. Первые четыре зазора являются группирующими с отрицательной синхронной фазе -40°, а остальные четырнадцать - с нулевой синхронной фазой (Рисунок 1.11). Параметры ускоряющей секции Ш2 ЛУТИ представлены в Таблице 1.4.

Рисунок.1.11. Ускоряющая структура ускоряющей секции ЛУТИ IH1; полное число зазоров 18 (18 gaps):, одна группа с синхронной фазой -40° (4 gaps) и одна группа с нулевой синхронной фазой (14 gaps)

Таблица 1.4. Параметры ускоряющей секции IH2 ЛУТИ.

Параметр ускоряющей секции IH2 Единицы измерения Значение

Рабочая частота ВЧ поля МГц 100.625

Входная энергия, Ein кэВ/н 1.84

Выходная энергия, Eout МэВ/н 3.2

A/Z - 6.35

Ток пучка мА 10

Q, добротность - 22200

Zeff, эффективное шунтовое МОм/м 251

сопротивление

Zeff cos2p МОм/м 234

Мощность ВЧ, Pc (A/Z=6.35), I=0 mA кВт 132

Мощность ВЧ , Ptot(A/Z=6.35), I=10 mA кВт 209

ДлинаIH1 мм 1917

Число зазоров - 18

Число триплетов - 0

Численное моделирование показывает, что на выходе из линейного ускорителя ЛУТИ пучок частиц представляет собой последовательность микросгустков длиной ~6 см (при полной фазовой протяженности 85°), следующих друг за другом на расстоянии L=вХ =24.6 см (в-приведенная скорость частиц, Х- длина волны ускоряющего поля). Разброс по энергиям составляет ±3-10- . (рисунок 1.12). Проекции сгустка ионов золота Аи31+ на фазовые плоскости на выходе ускорителя и его огибающие по данным численного моделирования представлены на рисунках 1.12 и 1.13.

3

Рисунок 1.12. Проекции пучка ионов Ли на продольные и поперечные фазовые плоскости на выходе ЛУТИ, полученные численным моделированием с использованием ЬОКАБЯ

22+

Рисунок 1.13. Поперечные (верх) и продольные (низ) огибающие пучка ионов Ли в канале МЕВТ и ускоряющих секциях 1Н1 и 1Н2, полученные численным моделированием с использованием кода ЬОЯЛ8Я

Схема размещения диагностического оборудования и вид ЛУТИ в инжекционном зале показаны на рисунке 1.14.

Рисунок 1.14. Схема размещения оборудования на ускорителе ЛУТИ (слева) и вид ЛУТИ (справа) [24,27,87]

Система ВЧ питания инжектора тяжелых ионов ускорительного комплекса ЛФВЭ

ОИЯИ.

В системе ВЧ питания инжектора тяжелых ионов ускорительного комплекса ЛФВЭ ОИЯИ впервые используются твердотельные усилители с выходной мощностью до 340 кВт. Это позволило сэкономить место в ускорительном зале и разместить усилители в непосредственной близости от резонаторов.

Для воздействия на пучок ионов в каждом из резонаторов инжектора тяжелых ионов возбуждаются электромагнитные колебания соответствующего типа. В резонаторах 1Н1 и 1Н2 -это электромагнитные колебания, соответствующие стоячей волне типа Н110. Группирователь (банчер) и разгруппирователь (дебанчер) представляют собой четвертьволновые резонаторы, нагруженные трубками дрейфа. ЯГ^ представляет собой последовательность полуволновых резонаторов сильно связанных между собой посредством четырехпроводной линии. Система высокочастотного питания инжектора должна обеспечивать возбуждение в резонаторах сфазированного высокочастотного электромагнитного поля заданной частоты с необходимым уровнем мощности на время прохождения в них пучка ионов. При запланированной в проекте трехоборотной многократной инжекция в Бустер пучок представляет собой сгустки ионов с пиковым значением тока 2 мА и длительностью ~30 мкс, следующие друг за другом с интервалами 100 мс.

Поэтому для высокочастотного питания резонаторов инжектора используются импульсные ВЧ усилители с рабочей частотой 100.625 МГц, длительностью импульса 200 мкс и частотой посылок импульсов 10 Гц. Один усилитель с максимальной мощностью 140 кВт используется для возбуждения ВЧ поля в ЯГ^, два усилителя по 340 кВт каждый - для

возбуждения ускоряющих секций IH1 и IH2, и два усилителя, по 4 кВт каждый, предназначаются для резонаторов банчера и дебанчера. Управление сигналами, поступающими на входы усилителей, осуществляется через систему ВЧ контроля низкого уровня LLRF (Low Level RF control system), разработанную и произведенную в ИТЭФ (Москва). В соответствии с числом резонаторов инжектора блок LLRF генерирует пять синусоидальных сигнала с частотой 100.625 МГц, которые непрерывно поступают на высокочастотные входы усилителей. Мощность ВЧ сигналов на выходе каждого усилителя определяется амплитудой сигнала на его входе, поэтому в системе LLRF предусмотрена функция регулировки амплитуды выходящих сигналов. При прохождении пучком ионов структуры, состоящей из нескольких резонаторов, необходимо, чтобы после выхода из одного резонатора микросгустки ионов попадали в первый зазор следующего резонатора при расчетном значении фазы ВЧ поля, т.е. поля в резонаторах должны быть согласованы по фазам. Для согласования фаз полей в резонаторах инжектора в системе LLRF предусмотрена функция регулировки и удержания фазы каждого из пяти генерируемых выходных сигналов относительно фазы внутреннего опорного сигнала. Таким образом, на высокочастотные входы усилителей могут быть поданы непрерывные сигналы с заданными амплитудами и сдвигами фаз. Время появления и длительность высокочастотного импульса на выходе усилителей определяются временем прихода и длительностью синхронизирующих импульсов, поступающих на запускающие входы.

Для автоматической стабилизации рабочих частот резонаторов в систему LLRF включена функция автоматической регулировки частоты (АРЧ), которая обеспечивает поддержание заданного значения собственной частоты резонаторов во время работы инжектора. Для этого используются сигналы падающей и отраженной волн (Fk и R), полученные от направленных ответвителей установленных на выходе усилителей, и сигналы с контрольных петель (пикапов), расположенных внутри резонаторов (Ck). Подстройка частоты осуществляется согласно разработанному алгоритму работы АРЧ путем перемещения подстроечных плунжеров резонаторов с помощью шаговых двигателей (Мк) (Рисунок 1.15). Амплитуды сигналов пикапов также дают косвенное представление о необходимом уровне мощности ВЧ поля накопленного в резонаторах для ускорения ионов с определенным отношением A/Z и используются при настройке.

Рисунок 1.15. Схема системы АРЧ высокочастотного питания ускорителя ЛУТИ, Fk, Rk-сигналы падающей и отраженной волн, Ck - сигналы пикапов, Мk - шаговые двигатели

1.4 Заключение к Главе 1

В качестве инжектора Бустера ускорительного комплекса NICA выбран линейный ускоритель на энергию 3.2 МэВ/н с ускоряющей структурой KONUS, состоящий из трех ускоряющих секций: секция предварительного ускорения RFQ (300 кэВ/н) и две DTL секции основного ускорения IH1 (1.84 кэВ/н) и IH2 (3.2 МэВ/н).

Выбранное отношение атомной массы к заряду ^/Z=6.35 ускоряемых ионов определяется требованием к интенсивности пучка на выходе источника ионов, ограничениями, связанными с размером Бустера и максимальным магнитным полем в дипольных магнитах, а также энергией необходимой для обдирки ионов золота до ядер.

Входная энергия ускорителя ЛУТИ выбрана 17 кэВ/н, при этом длина ускорителя составляет 9.4 м, а необходимое напряжение инжекции подаваемое на высоковольтный

31+

терминал при ускорении ионов Au равно 108 кВ.

Критериями выбора выходной энергии 3.2 МэВ/н являлись минимизация кулоновского сдвига частот бетатронных колебаний в Бустере и потерь ионов пучка при взаимодействии с атомами и молекулами остаточного газа за время инжекции и ускорения. При энергии инжекции 3.2 МэВ/н среднеквадратичный поперечный эмиттанс сгруппированного пучка после адиабатического захвата по расчетам равен £=9,9 п мм мрад. Полный поперечный эмиттанс (stot=4s) составляет £tot=40 п мм мрад, и он примерно в 1.4 раза меньше, чем вертикальный

аксептанс Бустера равный 60 п мм мрад, а потери частиц на остаточном газе за время трехкратной инжекции при энергии 3.2 МэВ/н и ускорения до 600 МэВ/н составляют ~2.5%.

Выбранное значение ионного тока ускорителя 10 мА длительностью 8 мкс определяется зарядовым составом и процентным содержанием ионов золота целевой зарядности на выходе из источника Крион для обеспечения требуемой интенсивности при инжекции в Бустер.

Ускоритель с требуемыми параметрами был спроектирован и изготовлен компанией Bevatech (Германия). В качестве ускоряющей структуры была выбрана структура с трубками дрейфа KONUS (Kombinierte Null Grad Struktur). Характерной особенностью структуры KONUS является высокий темп набора энергии при малом росте эмиттанса.

31+

По данным численного моделирования динамики пучка ионов Au в ЛУТИ с использованием кода LORASR и TraceWin энергия ионов на выходе ЛУТИ равна (3.2±0.003) МэВ/н, полная фазовая протяженность сгустков -85°, а коэффициент прохождения составляет >90%.

Глава 2.

Создание лазерного источника ионов на основе М-УАО лазера и результаты исследования ионизационных состояний железной и углеродной лазерной плазмы

2.1 Лазерная плазма как источник многозарядных ионов

К настоящему времени в ускорительной технике широко используются разные типы источников ионов: плазменный источник с холодным или подогревным катодом, дуоплазматрон, источник на основе электронного циклотронного резонанса, лазерный источник ионов, электронно-лучевой источник и другие. Перечисленные источники, характеризуются тем, что производят плазму, из которой затем отбираются ионы. При разработке плазменных источников решаются две основные задачи: нахождение и реализация способа образования плазмы и эффективный отбор из плазмы ионов для получения пучка с максимальным ионным током. Наиболее важными параметрами плазмы являются ее плотность и температура. Различают плотности электронную, ионную и нейтральных атомов. С точки зрения производства многозарядных ионов для большинства ионных источников, в том числе и для лазерного источника, определяющую роль играют электронная температура и электронная плотность плазмы. Для эффективной ионизации энергия электронов должна быть достаточно высока, а время нахождения ионов в зоне горячей плазмы с электронной плотностью пе должна быть больше времени ионизации. Процессы формирования лазерного излучения, его взаимодействия с веществом и образования лазерной плазмы, взаимодействия излучения с плазмой и образования многозарядных ионов описаны в работах [75-82]. Для плазменных источников в работе [81] приводятся следующие условия для образования многозарядных тяжелых ионов с зарядом Z:

ю < {г) < 50

Ю10 < пе.т < 1013е ■ с/ст^ (2.1)

50 < к ■ Те < 2000 эВ

здесь <2>- среднее зарядовое состояние ионов, кТе- электронная температура плазмы, пе -электронная плотность, т- время нахождения ионов в области плазмы с данной температурой.

В большинстве источников, кроме лазерного источника, плазма образуется посредством ионизации вещества, находящегося в газообразном состоянии. Для этого в рабочем объеме с газом создаются разряды различного типа, например, дуговые или тлеющие электрические

разряды в источниках типа Пеннинга, или высокочастотные разряды в ВЧ-источниках. В источниках электронно-лучевого типа ионизация газообразного вещества осуществляется пропусканием через него ускоренного пучка электронов. Характерные значения плотности плазмы в этих источниках определяются давлением газа в рабочей области и находятся в диапазоне 10-1016 е/см-3. Из условий (2.1) следует, что для таких источников необходимое время удержания ионов т в области горячей плазмы лежит в диапазоне 1-10-6 секунд, чтобы обеспечить указанные ионизационные состояния с требуемым средним зарядом <2>.

В лазерном источнике ионов плазма образуется из твердого вещества в результате воздействия на него короткого импульса сфокусированного лазерного излучения. В случае,

9 2 9 2

если плотность потока лазерного излучения q превышает значение 109 Вт/см2 ^>109 Вт/см2;, плазма образуется непосредственно при взаимодействии излучения с поверхностью твердого тела. При такой интенсивности поглощенная энергия превышает энергию, необходимую для плавления, испарения и ионизации вещества, что эквивалентно нагреву до температуры 105 К. Такая температура соответствует энергии ионизации нейтральных атомов и молекул, и составляет около 10 эВ. Повышение температуры в области образования плазмы вызывает локальное повышение давления (верхняя оценка дает значение 105 атм. при температуре 105 К). Образованная плазма быстро разлетается, и ее плотность уменьшается по мере расширения. В области своего образования плотность плазмы определяется плотностью твердого тела, которая

23 3

по порядку величины составляет ~10 см- . Одновременно с расширением плазмы происходят процессы ее взаимодействия излучения. Характер взаимодействия излучения с плазмой зависит от соотношения плотности плазмы и длины волны лазерного излучения. Критическая плотность электронов, при которой плазма становится непрозрачной для излучения, определяется из формулы:

_ те.-п-с2 _ _ 10^1

' еКР _ Л2 (2.2)

где Х- длина волны излучения в мкм, пекр -[см-3].

При плотности электронов больше критической взаимодействие лазерного излучения с плазмой носит характер оптического резонансного поглощения [32]. Для излучения Кё-УЛО

21 3

лазера (Х=1.06 мкм) критическая плотность равна пекр = 10 см- , для излучения СО2- лазера

19 3

(Х=10.6 мкм) она составляет пекр=10 см- . Для достижения указанных в соотношении (2.1) ионизационных состояний при значениях плотности плазмы, лежащих в диапазоне

19 21 3

10-1021 е/см-3 , достаточно, чтобы время удержания ионов т в области горячей плазмы составляло —(10-9-10-11) секунд. Из всех рассмотренных выше источников ионов величина

произведения электронной плотности на время удержания ионов для лазерного источника имеет самое высокое значение при достаточно высокой электронной температуре.

Помимо высокого значения параметра пет для эффективной ионизации температура плазмы Те должна быть достаточно высокой (2.1). Согласно излучательно-дефлаграционной модели, на начальной стадии образования и разлета лазерной плазмы излучение поглощается, в основном, в тонком слое с плотностью, близкой к критической (2.2), а температура более плотной области плазмы повышается за счет электронной теплопроводности. На этой стадии в области плотной лазерной плазмы происходит формирование ионизационных состояний. Отношение среднего зарядового состояния ионов <2> к атомному номеру А и температура плазмы в области с плотностью пе>пекр являются функцией произведения длины волны и плотности потока излучения на мишени:

к ■ Ге ■ ((7)/4 ) з = 1 . 2 5 ■ 1 0 - 6 ■ ( q ■ А2) 2/ 3 (2.3)

где Те (эВ), плотность потока излучения q (Вт/см2), X (мкм), А и (7)- атомная масса и среднее зарядовое состояние элемента материала мишени. Эта зависимость находится в хорошем

13 2

согласии с экспериментальными данными, и при плотности потока 10 Вт/см электронная температура достигает значений ~1 кэВ [81]. С ростом атомного номера элемента мишени А появление ионов с одинаковым значением отношения заряда к массе 2/Л происходит при более высоком значении из-за роста требуемой температуры электронов плазмы,

обеспечивающей ионизационные состояния с большими <2>. Из данных приведенных в работе Тонона [81] можно сделать вывод, что при значениях ( q ■ А2 ) = ( 1 0 1 1 — 1 0 1 2 ) Вт/см2 ионы с отношением Л/2-6.35 могут образовываться в лазерной плазме для элементов с атомными номерами А~50=60. В той же работе автор отмечает, что при ( q ■ А2 ) = ( 1 0 1 3 ) Вт/см2 следует учитывать, что значительная часть излучения (~50%) отражается от лазерной плазмы. Акцентируя внимание на производстве многозарядных ионов конкретного элемента, можно сказать, что повышение плотности потока лазерного излучения на мишени приводит к повышению максимального зарядового состояния образующихся ионов [81]. Плотность потока излучения q на мишени пропорциональна энергии в импульсе и обратно пропорциональна площади области фокусировки и длительности импульса и, в первом приближении, может быть оценена по формуле:

q=^ (24)

где E- энергия в импульсе излучения, т- длительность импульса излучения, r0- радиус кружка фокусировки.

Минимальный диаметр кружка фокусировки r0 связан с параметром качества пучка М, длиной волны излучения X, фокусным расстоянием собирающей линзы f и диаметром пучка на линзе D формулой:

, 4-Л-М2-/ , k-D3 , ч

d 0 =-- + —- (2.5)

и 7т-D 2-/2 v у

здесь k - аберрационный коэффициент линзы.

Формирование ионизационных состояний в области плотного ядра с высокой электронной температурой соответствуют ранней стадии разлета лазерной плазмы. Основными процессами, приводящими к изменению заряда ионов на этой стадии, являются ударная ионизация, а также излучательная рекомбинация в корональной модели и тройная рекомбинация в модели локального термодинамического равновесия.

Поздняя стадия разлета плазмы соответствует адиабатическому расширению и падению электронной температуры в области r>r0. В этой области происходит ускорение ионов, частичная рекомбинация и формируется окончательный зарядовый спектр. В зоне с r>r0 плазма движется с практически постоянной скоростью, ее ионизационные состояния, энергетический спектр и пространственные характеристики также практически не меняются. Разлет ионов лазерной плазмы происходит в пределах круглого конуса, осью которого является нормаль к поверхности мишени в точке фокусировки лазерного излучения. Максимальный угол разлета ионов определяется их зарядом и уменьшается с ростом Z, т.е. при заданной плотности потока лазерного излучения на поверхности мишени более узкое распределение имеют ионы с Z=Zmax. Интегральное количество ионов и количество ионов каждой зарядности, разлетающихся под углом к нормали, уменьшается с увеличением угла. Узкое угловое распределение разлетающейся лазерной плазмы является следствием ускорения ионов в условиях плоского газодинамического расширения горячего ядра факела плазмы в вакуум и возникающего при этом самосогласованного электрического поля.

2.2 Лазерный источник ионов инжекционного комплекса NICA на основе Nd-YAG лазера.

Линейный ускоритель и инжекционная цепочка настраиваются на ускорение и транспортировку данного типа ионов со строго определенным отношением заряда к массе A/Z. В плазме лазерного источника согласно выражению (2.3) при заданной длине волны излучения

оптимизируются ионизационные состояния таким образом, чтобы в ней в максимальном количестве присутствовали ионы с требуемым параметром Л/2 при изменении плотности потока излучения на поверхности мишени. Для получения достаточно высокой интенсивности лазерного излучения на мишени и образования плазмы с большим содержанием высокозарядных ионов используются импульсные лазеры, имеющие энергию до нескольких Джоулей в импульсе длительностью 10-100 нс. Выходное излучение лазера должно быть сфокусировано на поверхность мишени, например, с помощью собирающих линз или зеркал.

Лазерный источник ионов на основе СО2 лазера [17,28] был введен в действие в 1984 году и поставлял пучки легких ионов для ускорителя ЛУ-20. Ограничивающими характеристиками ускорителя ЛУ-20 являются максимальное значение напряженности ускоряющего электрического поля, при превышении которой стабильная работа становится невозможной из-за пробоев в зазорах ускоряющей структуры, и ресурс системы высокочастотного питания. Вследствие этих ограничений предельное значение параметра Л/2 для ионов, ускоряемых в ЛУ-20, равно Л/2=3. Поскольку СО2 лазер инжекционного комплекса ЛФВЭ работает без задающего генератора и без модуляции добротности, выходное излучение является многомодовым, а длительность гигантского импульса составляет ^ 100 нс. Оба эти фактора ограничивают максимальное значение плотности потока излучения на поверхности мишени в месте фокусировки и, соответственно, электронную температуру плазмы (2.3), несмотря на довольно большую энергию излучения в импульсе (~4 Дж). Как следствие, содержание в плазме ионов в высоких зарядовых состояниях также ограничено даже для элементов с атомным номером А^5-10. Например, характеристики излучения СО2 лазера инжекционного комплекса оказываются достаточными для образования углеродной лазерной плазмы с высоким содержанием четырехзарядных ионов углерода С4+. Содержание ионов в более высоком зарядовом состоянии С5+ невелико и не удовлетворяет требованию по интенсивности для инжекции в Нуклотрон, а наличие ядер С6+ пренебрежимо мало. Поэтому в

ЛУ-20 сначала ускоряются ионы С4+ до энергии 5 МэВ/н, при которой они на обдирочной

6+

мишени до ядер С и по каналу транспортировки доставляются к секции инжекции в Нуклотроне. Обдирочная мишень располагается сразу за выходом из ускорителя ЛУ-20, для обдирки используется углеродная пленка толщиной 50 мкг/см . Из-за постепенной деградации ламп усилительных каскадов системы высокочастотного питания возбуждение в резонаторе ЛУ-20 высокочастотного поля требуемой мощности для ускорения частиц с массово-зарядовым отношением близким к предельному значению Л/2=3 становилось все более затруднительным. Прямым выходом являлось повышение зарядового состояния ускоряемых ионов за счет

повышения плотности потока излучения. При ускорении ионов частиц одного вида, находящихся в разных зарядовых состояниях 2l и 22, отношение требуемых амплитуд Е: и Е2 ускоряющего электрического поля в зазорах ускорителя обратно пропорционально отношению зарядов ионов Е1/Е2=22/21, а отношение соответствующих выходных мощностей системы ВЧ питания - их квадратов: Р1/Р2=(Е1/Е2) =(22/2:) . Поэтому для снижения нагрузки на систему ВЧ питания можно использовать для ускорения ионы, находящиеся в более высоком зарядовом состоянии, при условии соблюдения требований по интенсивности сформированных пучков. Для ускорения ионов С5+ вместо С4+ требуемая мощность высокочастотного поля, вводимого в резонатор должна быть уменьшена в 1.6 раза, а для ускорения С6+ - в 2.25 раза. Соответствующее снижение амплитуды напряженности ускоряющего поля в зазорах ускорителя уменьшило бы вероятность возникновения пробоев и позволило работать системе ВЧ питания в более «мягком» и экономном режиме.

Кроме того, с вводом в эксплуатацию нового ускорителя тяжелых ионов ЛУТИ появилась возможность ускорения ионов с Л/2<6.35, поэтому повышение плотности потока лазерного излучения на мишени позволило бы расширить ассортимент ускоряемых ионов в область более тяжелых элементов с атомными номерами А<100.

Для того чтобы обеспечить достаточно высокую плотность излучения на мишени и производство ионов в высоких зарядовых состояниях при относительно невысокой энергии в

импульсе, можно использовать одномодовое излучение с минимальным значением параметра

2

М2

, т.е. профиль лазерного пучка должен быть максимально приближен к Гауссовому профилю ((2.4) и (2.5)). Для нового лазерного источника были приобретены две лазерные установки на основе Nd-YAG лазеров: ЬРУ7864 с энергией 1,0 Дж 10-12 нс и ЬРУ78640 с энергией 2,8 Дж,

длительность импульса излучения для обоих лазеров составляет 10-12 нс. (Таблица 2.1).

2

Значение параметра

М2

для лазера ЬРУ7864 равно 1.3, а для лазера ЬРУ78640 -2. Близость параметра М2 к единице характеризует высокое качество излучения и означает, что распределение энергии по поперечному сечению лазерного пучка с высокой точностью приближено к Гауссовому как в ближней, так и в дальней зоне его распространения. В лазере ЬРУ7864 это обеспечивается использованием стабильного телескопического задающего генератора с апертурой для подавления колебаний мод высшего порядка. В лазере ЬРУ78640 используется неустойчивый резонатор и заднее зеркало с градуированным коэффициентом отражения. Основные параметры лазерных установок ЬРУ7864 и ЬРУ78640 и профили пучков лазерного излучения в дальней зоне согласно паспортным данным представлены в таблице 2.1 и на рисунке 2.1.

Рисунок 2.1. Профили излучения в дальней зоне согласно паспортным данным для лазеров LPY7864 (слева) и LPY7864G (справа).

При фокусировке излучения на мишень используется плоско-выпуклая линза с фокусным расстоянием 12.5 см. и радиусом кривизны поверхности 1.52 м. Аберрационный коэффициент такой линзы к=0.034 (Приложение 2). Диаметр лазерного пучка на линзе равен 12 мм. для лазера LPY7864 и 20 мм. для LPY7864G.

Рассчитанный по формуле (2.5) минимальный диаметр кружка фокусировки излучения лазера LPY7864 составляет 45 мкм, а для лазера LPY7864G - 56 мкм, а плотности потока

13 2 12 2

излучения, рассчитанные по формуле (2.4) равны 10 Вт/см и 6.6 1012 Вт/см2 соответственно.

Таблица. 2.1 Основные характеристики Nd-YAG лазеров источника ионов инжекционного комплекса NICA

LPY7864 LPY7864G

Длина волны, нм 1064 1064

Энергия излучения в импульсе, мДж 2800 1000

Длительность импульса излучения, нс 10 10

Расходимость, мрад 0.5 0.5

Частота следования импульсов, Гц 2 2

Диаметр выходного пучка, мм 9.5 12.5

Параметр М2 1.3 2

Тип задающего генератора Неустойчивый с градуированной отражательной способностью зеркала Стабильный диафрагмированный

При стендовых испытаниях, описанных в данной главе, и в ускорительных сеансах ПНР Бустера (Глава 4) использовался лазер ЬРУ7864. При вводе в эксплуатацию ЛУТИ использовался лазер ЬРУ78640.

В состав нового лазерного источника ионов входят лазерная установка на основе импульсного №-УАО лазера, система транспортировки и фокусировки излучения, камера с мишенью и присоединенная к ней труба дрейфа лазерной плазмы, а также система вакуумной откачки, обеспечивающая давление остаточного газа ~10-6 Торр. Выходное лазерное излучение посредством плоского зеркала, расположенного на юстировочном столике на расстоянии ~ 1 м от выхода лазера, направляется на фокусирующую плоско-выпуклую линзу, расположенную в объективе, встроенном в вакуумную камеру с мишенью. Конструкция объектива и система фокусировки позволяют использовать линзы с фокусным расстоянием в диапазоне 5-12 см. Угол между нормалью к поверхности мишени и падающим излучением составляет -80° Система удаленного управления перемещением объектива включает в себя шаговый двигатель и позволяет изменять расстояние между линзой и центром камеры, в который подводится рабочая точка мишени. Взаимодействие лазерного излучения с веществом мишени в области пятна фокусировки через определенное время приводит к разрушению поверхности мишени и необходимости перехода на новую рабочую точку. Время, через которое рабочая точки мишени должна быть заменена на новую рабочую точку, определяется требованием к интенсивности пучка ионов на выходе линейного ускорителя и варьируется от нескольких часов до времени, равного периоду импульсов инжекции, который составляет, как правило, от 4 до 8 секунд. Например, для получения пучков углерода С4+ с требуемой интенсивностью для ускорения в ЛУ-20 излучение СО2 лазера должно быть сильно расфокусировано в точке взаимодействия с мишенью для того, чтобы период смены рабочей точки составлял 4-5 часов без существенного падения интенсивности ускоренного пучка. Для получения ускоренных пучков ионов Fe14+ с достаточной интенсивностью в ЛУТИ фокусировка излучения Nd-YAG лазера на мишени должна поддерживаться чрезвычайно острой, поэтому рабочую точку приходилось менять после первого же использования. В лазерном источнике ионов ЛФВЭ используются цилиндрическая и плоская мишени, для которых разработаны и используются соответствующие системы удаленного управления перемещением.

Цилиндрическая мишень представляет собой цилиндр из требуемого для производства ионов материала, закрепленный внутри камеры источника на стержне с микрометрической резьбой таким образом, что ось стержня совпадает с главной осью цилиндра. Переход на новую рабочую точку осуществляется поворотом стержня шаговым двигателем на малый угол, при

котором цилиндр также поворачивается, одновременно смещаясь вдоль своей оси. Большая площадь рабочей поверхности цилиндрической мишени обеспечивает возможность длительной работы без остановок для ее замены, что является важным свойством с точки зрения увеличения полезного времени в ускорительных сеансах.

Плоская мишень представляет собой набор пластинок, закрепленных на алюминиевой подложке, которая перемещается внутри камеры двумя шаговыми двигателями в горизонтальной и вертикальной плоскостях для подведения рабочей точки мишени к месту фокусировки лазерного излучения. Использование плоской мишени позволяет инжектировать в линейный ускоритель пучки ионов разных сортов путем подведения в рабочую область камеры одной из расположенных на подложке пластинок, изготовленных из соответствующих материалов. Время необходимое для перемещения в рабочую зону новой пластины не превышает одной минуты. Системы управления как цилиндрической, так и плоской мишенями, позволяют задавать значение шага перемещения и число импульсов лазерного излучения, после которого происходит автоматический переход на новую рабочую точку.

Исследования ионизационных состояний плазмы лазерного источника проводились на стенде с использованием лазера LPY7864 [28] (Рисунок 2.2).

Рисунок 2.2 Схема стенда для изучения ионизационных состояний лазерной плазмы [28]

Путь проходимый лазерным излучением от выходного окна лазера до поверхности мишени составлял ~1.5 м. Система транспортировки и фокусировки излучения включала в себя поворотное зеркало (mirror), фокусирующую линзу (focusing lens) с фокусным расстоянием 12 см и призму (prism). Угол между нормалью к поверхности мишени и линией падения излучения составлял ~20о Для мониторинга стабильности лазерного излучения между выходным окном лазера и поворотным зеркалом была установлена прозрачная тонкая пластинка (thin glass plate) таким образом, чтобы отраженная от нее часть излучения (~1%)

попадала на быстрый фотодиод (photodetector), сигнал с которого выводился на осциллограф (osc). Для защиты от разлетающейся плазмы перед призмой было установлено сапфировое стекло (sapphire glass shield). Пространство для разлета лазерной плазмы представляло собой металлическую трубу длиной 1.8 м (drift space), одним концом пристыкованную к камере с мишенями (target), а другим - к электростатическому анализатору (electrostatic analiser) с радиусом кривизны по средней линии 240 мм. Расстояние L от рабочей точки мишени до входа во вторично-эмиссионный умножитель составляло 2.3 м. Вакуум в рабочем объеме обеспечивался двумя турбомолекулярными насосами и во время испытаний поддерживался на уровне ~10-6 Торр. Зарядовый состав лазерной плазмы определялся времяпролетным методом по сигналам вторичного электронного умножителя ВЭУ-6 (SEM detector), расположенного на выходе электростатического анализатора. Перед входом в анализатор и на его выходе перед детектором ВЭУ были установлены медные пластины с щелями для обеспечения достаточного энергетического разрешения. Пластины также использовались в качестве коллекторов для получения сигналов о приходе ионного тока.

Для определения напряжения инжекции в ускоритель ЛУТИ, полезно иметь информацию о том, какой энергией обладают ионы на выходе лазерного источника и, соответственно, на входе в канал LEBT (Глава 3).

Общая формула для энергии настройки анализатора при пренебрежении действием краевых полей:

Е = к • е • Z • (í/2 - í/i) (2.6)

где к- безразмерный коэффициент, зависящий от геометрических параметров дефлектора, е -элементарный заряд, Z- зарядовое число иона, U2 и U1 - напряжения на электродах дефлектора.

В экспериментах использовалось симметричное питание электродов дефлектора, при котором U2=-Ui = U. Коэффициент к был определен экспериментально по времени появления сигналов с ВЭУ, вызванных приходом протонов. Для гарантированного присутствия в плазме протонов в качестве мишени использовалась плотная полиэтиленовая пленка толщиной 5 мм. График зависимости момента времени появления сигналов с ВЭУ, вызванных ионами водорода, от напряжения между электродами электростатического анализатора, построенный по экспериментальным данным, приведен на рисунке 2.3.

Рисунок 2.3. Экспериментально полученная зависимость времени появления сигналов с ВЭУ, вызванных приходом ионов водорода, от напряжения между электродами электростатического анализатора

Значение коэффициента к вычислялось по формуле:

к =

тр(Ь/1р)2/2

е-2 и

(2.7)

где Ь- расстояние от рабочей точки мишени до входа во вторично-эмиссионный умножитель, е - элементарный заряд, Ц- время между моментом возникновения импульса лазерного излучения и моментом появления сигнала ВЭУ, и- значение симметричного напряжения на каждом электроде относительно "земли". Среднее значение оказалось равным к=3.1. Тогда формулу (2.6) для вычисления энергии ионов, попавших на вход ВЭУ при данном значении и, можно переписать в следующем виде:

Е = 3.1-1/А-(2Щ [эВ/н]

(2.8)

где и - абсолютное значение симметричного напряжения на каждом электроде относительно "земли", измеренное в Вольтах.

Поскольку для получения в лазерной плазме ионов в наиболее высоком зарядовом состоянии необходимо обеспечить максимальную плотность потока излучения на поверхности, то рабочая точка мишени должна с высокой точностью находится в фокусе линзы, а уровень накачки лазера должен быть близок к максимальному значению. После устранения эффекта отражения излучения, приводившего к неконтролируемому сбросу накачки лазера и повреждению оптических элементов, энергия в импульсе упала на 20% и составила 0.8 Дж [28]. Ожидаемая средняя плотность потока лазерного излучения на мишени по оценкам упала до ~8 1012 Вт/см2.

Зарядовое состояние иона определялось из соотношения:

= Л ¿ • (2.9),

где Z и Ai - заряд иона в единицах элементарных зарядов и атомная масса элемента соответственно, tH и ti - времена появления сигналов с ВЭУ, вызванные приходом протонов и ионов, соответственно.

Для исследования ионизационных состояний лазерной плазмы в качестве материала мишеней были выбраны углерод и железо. Пучки ионов углерода востребованы в прикладных исследованиях ускорительного комплекса ЛФВЭ и, прежде всего, для медико-биологических исследований на выведенных пучках Нуклотрона. Получение ускоренных пучков ионов железа расширяет ассортимент предоставляемых ускорительным комплексом ионов с большим атомным номером и позволяет понять перспективы использования лазерного источника для ускорения пучков ионов еще более тяжелых элементов в ЛУТИ. Кроме того, прикладные исследования с ускоренными ионами железа на выведенных пучках Нуклотрона играют важную при моделировании радиации малых доз в длительных космических полетах, а также при исследованиях их воздействия после ускорения в ЛУТИ на микроэлектронную аппаратуру, используемую в космических полетах.

2.3 Результаты экспериментальных исследований ионизационных состояний углеродной плазмы, произведенной Nd-YAG лазером лазерного источника ионов

инжекционного комплекса NICA

Времяпролетный анализ, проведенный на стенде лазерного источника (Рисунок 2.3), показал наличие в углеродной лазерной плазме шести зарядовых состояний ионов. Для отрыва последнего электрона К-оболочки атома углерода необходимо затратить энергию равную энергии его связи с ядром 490 эВ. Экспериментально было определено что необходимая для этого температура лазерной плазмы для данной лазерной установки и системы фокусирования обеспечивалась только при максимально острой фокусировке, а довольно стабильное присутствие в лазерной плазме ядер углерода наблюдалось в каждом из примерно 10 первых импульсов лазерного излучения (Рисунок 2.4), после чего амплитуды сигналов детектора ВЭУ, соответствующие времени прилета ядер углерода резко падали и, в конце концов, сигналы совсем пропадали, и для их восстановления необходимо было переходить на новую рабочую точку мишени. Значение потенциала на электродах электростатического анализатора было подобрано по максимуму амплитуды сигнала с ВЭУ, соответствующего приходу ядер углерода, и составило 300 В, что в соответствии с формулой (2.8) соответствует энергии 0.93 кэВ/н.

Присутствие ионов С5+ в плазме также требовало острой фокусировки, но наблюдалось значительно дольше без смены рабочей точки. Более низкие зарядовые состояния С4+, С3+, С2+ и С1+ присутствовали в плазме как при острой фокусировке, так и при несколько

расфокусированном излучения. По мере того, как фокусировка делалась все менее острой,

2+

наблюдался рост амплитуды сигналов детектора ВЭУ, соответствующих приходу ионов С2+, и уменьшение амплитуд сигналов от С4+ и С3+. Во время экспериментов по облучению углеродной мишени довольно часто наблюдались сигналы, соответствующие появлению ионов водорода [28] (Рисунок 2.4).

Рисунок 2.4. Сигналы с ВЭУ-6, полученные при исследовании ионизационных состояний углеродной лазерной плазмы; коллекторный сигнал на входе в анализатор (синий); коллекторный сигнал на входе в ВЭУ-6 (желтый) [28]

Величина ионного тока на входе в электростатический анализатор оценивалась по коллекторному сигналу с медной пластины с проделанной в ней для прохода ионов щелью, расположенной перед входом в дефлектор, на которую подавалось запирающее напряжение 150 В и составляла < 200 мА. Коллекторный сигнал ионного тока с медной пластины с щелью, расположенной перед входом в детектор ВЭУ, использовался совместно с сигналами ВЭУ для настройки энергии анализатора.

2.4 Результаты экспериментальных исследований ионизационных состояний железной плазмы произведенной Nd-YAG лазером лазерного источника ионов инжекционного комплекса NICA

Присутствие в железной лазерной плазме ионов Fe16+ стабильно наблюдалось при

острой фокусировке первые 1 -2 импульса лазерного излучения, и примерно к пятому импульсу

сигналы ВЭУ, соответствующие их приходу, полностью пропадали. При первом воздействии

импульса лазерного излучения на новую рабочую точку, отмечалось появление сигналов,

-с 17+

соответствующих времени прихода ионов железа Fe , последующие импульсы приводили к довольно стабильному появлению сигналов ВЭУ, соответствующих ионам Fe14+ и ниже [28] (Рисунок 2.5).

Рисунок 2.5. Сигналы с ВЭУ-6, полученные при исследовании ионизационных состояний железной лазерной плазмы, вертикальный маркер установлен на отметке, соответствующей времени прихода ионов Fe16+, коллекторный сигнал на входе в анализатор (желтый); коллекторный сигнал на входе в ВЭУ-6 (голубой) [28].

Как и в случае углеродной мишени, отмечалось частое появление сигналов, вызванных ионами водорода (Рисунок 2.5). Величина ионного тока на входе в электростатический анализатор оценивалась по коллекторному сигналу с медной пластины с щелью, расположенной перед входом в дефлектор, на которую подавалось запирающее напряжение 150 В, и составляла <100 мА. Значение потенциала электродов электростатического

анализатора было подобрано по максимуму амплитуды сигнала с ВЭУ, соответствующего приходу ионов Бе , и составило 300 В что в соответствии с формулой (2.8) соответствует энергии 0.5 кэВ/н.

Сравнение расчетных значений энергии связи электронов с ядрами углерода и железа (таблица 2.2) показывает, что значение энергии связи последнего электрона К-оболочки атома углерода составляет 490 эВ и, практически, равно значению энергии связи необходимой для отрыва последнего s-электрона 3-й оболочки атома железа и образования иона Fe16+, которое составляет 489 эВ. Расчетное значение энергии необходимое для образования ионов железа семнадцатой зарядности определяется энергией связи первого р-электрона третьей оболочки атома железа и составляет ~1263 эВ. Образование лазерной плазмы с достаточной для

Т-. 17+

возникновения ионов температурой только при первом воздействии остро

сфокусированного излучения на поверхность мишени отражает тот факт, что при повторном взаимодействии фокусировка уже не является столь острой, по всей видимости, из-за разрушения мишени в области пятна фокусировки. Поэтому для образования плазмы с максимальным содержанием ионов в высоких ионизационных состояниях необходимо менять рабочую точку каждый раз после воздействия на поверхность мишени импульса лазерного излучения. На рисунке 2.6 показана фотография проволочки диаметром 90 мкм. на фоне рабочей поверхности цилиндрической железной мишени, которая использовалась во втором сеансе пусконаладочных работ, в котором использовались пучки ионов Бе14+для инжекции и ускорения в Бустере. Поврежденные области образованы однократным воздействием сфокусированного лазерного излучения. Видно, что визуально заметный размер наиболее сильно поврежденной области примерно совпадает со значение для диаметра кружка фокусировки, рассчитанным по формуле (2.5).

Рисунок 2.6. Фотография круглой проволочки диаметром 90 мкм на фоне поверхности цилиндрической железной мишени

Присутствие в плазме ионов Fe17+ свидетельствует о том, что реально достигнутая температура образуемой плазмы существенно выше, чем необходимая для образования ионов железа в самом низком зарядовом состоянии Fe9+, удовлетворяющих условию Л/2<6.35 ускорения в ЛУТИ. Существенная разница в потенциалах ионизации для образования ионов Бе9+ (233 эВ) и Fe17+ (1263 эВ) позволяет предположить, что существует перспектива ускорения более тяжелых элементов, для которых максимально достижимое зарядовое состояние ионов удовлетворяет условию Л/2<6.35 для ускорения в ЛУТИ. В области элементов периодической системы с атомными массами А~90 привлекательными, с точки зрения отсутствия изотопов, выглядят иттрий (9оУ) и ниобий (933ЫЪ), для которых предельными зарядовыми состояниями для ускорения в ЛУТИ являются 90У14+ и 933ЫЪ15+. Энергии связи электронов и электронное строение атомов иттрия и ниобия в окрестности предельных зарядовых состояний приведены в таблице. 2.2.

Таблица 2.2 Строение электронных оболочек и энергии связи электронов в атомах углерода, железа, иттрия и ниобия.

Ионизационное состояние 12С С С2+ С С4+ С5+ С6+

Л/2 12 6 4 3 2.4 1

Энергия ионизации, эВ 9 21.7 47.8 64.4 392 490

Электронное строение атома углерода 1б22б22р2

Ионизационное состояние 56Бе 9+ Бе Бе Бе15+ Бе Бе17+ Бе

Л/2 6.22 4 3.73 3.5 3.29 3.11

Энергия ионизации, эВ 233 390 456 489 1263 1356

Электронное строение атома железа 1б2 2б2 2р6 зб2 3р6 4б2 Зё6

Ионизационное состояние 89У у13+ у14+ у15+ у16+ у17+ у18+

Л/2 6.84 6.35 5.93 5.56 5.24 3.11

Энергия ионизации, эВ 271 485 536 588 641 697

Электронное строение атома иттрия 1б2 2б2 2р6 Зб2 Зр6 4б2 Зё10 4р6 5б2 4^

Ионизационное состояние 93№ №13+ №14+ №15+ №16+ №17+ къ18+

Л/2 7.15 6.64 6.2 5.81 5.48 5.16

Энергия ионизации, эВ 271 485 536 588 641 697

Электронное строение атома ниобия 1б2 2б2 2р6 зб2 Зр6 4б2 Зё10 4р6 5Б1 4ё4

Таким образом, исследования ионизационных состояний углеродной лазерной плазмы показали, что ионы С с отношением Л/2=6 близким к проектному, стабильно образуются при

многократном воздействии слабо сфокусированного лазерного излучения на одну и ту же

рабочую точку мишени и могут быть использованы для формирования пучков при вводе в

эксплуатацию ускорителя тяжелых ионов ЛУТИ. При острой фокусировке в углеродной

лазерной плазме присутствуют все зарядовые состояния ионов вплоть до ядер углерода, а в

-с 17+

случае железной мишени - вплоть до Fe .

Для экстракции ионов из лазерной плазмы и формирования пучков ионов для инжекции в линейный ускоритель был создан канал транспортировки пучков низкой энергии LEBT (Low Energy Beam Transport channel).

2.5 Заключение к Главе 2

Для обеспечения инжекционного комплекса пучками легких частиц в высоких зарядовых состояниях создан лазерный источник ионов на основе Nd-YAG лазера. Качество излучения и энергия импульса излучения длительностью 10 нс по расчетам позволяет получить

13 2

плотность потока на мишени ~10 Вт/см и произвести лазерную плазму, содержащую ионы в высоких зарядовых состояниях в достаточном количестве для формирования пучков и ускорения в ЛУТИ.

Стабильное присутствие ядер углерода С6+ и ионов Fe17+ по данным экспериментальных исследований зарядового состояния углеродной и железной лазерной плазмы, подтвердило, что излучение используемого Nd-YAG лазера может быть достаточно остро сфокусировано и иметь достаточно высокую плотность потока на мишени для образования высокотемпературной плазмы, содержащей ионы в высоких зарядовых состояниях.

При настройке лазерного источника на слабую фокусировку излучения в углеродной плазме стабильно присутствуют ионы С2+, которые могут быть использованы для экспериментального подтверждения возможности ускорения тяжелых ионов со значением A/Z=6 близким к проектному A/Z =6.35.

Глава 3.

Ввод в эксплуатацию ЛУТИ, измерение энергии ионов на выходе ускоряющих секций

ЛУТИ.

Для того чтобы согласовать параметры пучка ионов, полученного на выходе источника, с требуемыми входными параметрами пучка ионов для инжекции в линейный ускоритель, необходимо создать канал транспортировки пучков низкой энергии LEBT (Low Energy Beam Transport channel). Канал транспортировки пучков низкой энергии инжектора тяжелых ионов

31 +

ускорительного комплекса NICA должен обеспечивать согласование пучка ионов Au с током до 10 мА между источником ионов "Крион" и первой ускоряющей секцией RFQ ЛУТИ при минимальной потери интенсивности и минимальном росте эмиттанса. Ожидаемые параметры пучка ионов на выходе источника представлены во Введении (таблице 3). При использовании лазерного источника ионов разработанный и созданный канал LEBT инжектора выполняет также задачу экстракции ионов из лазерной плазмы.

3.1 Канал транспортировки пучков низкой энергии LEBT. Данные моделирования и экспериментальные результаты формирования пучков ионов в канале LEBT.

Канал транспортировки пучков ионов низкой энергии включает в свой состав два электрода Е1 и Е2, электростатическую трубку, два соленоида L1 и L2, а также двойной корректор для возможной вертикальной и горизонтальной коррекции траектории пучка (Рисунок 3.1) [18,22,25]. Основными геометрическими параметрами канала, подлежащими определению, являются его общая длина, а также расстояние между соленоидами и последним соленоидом и входом в RFQ [83].

Рисунок 3.1. Схема канала транспортировки пучков низкой энергии инжекционного комплекса NICA, E1, E2 - электроды, L1, L2 - магнитные соленоиды [25]

Проектная входная энергия, которую должны иметь ионы для инжекции в RFQ ЛУТИ,

составляет 17 кэВ/н. Расстояние между выходом источника Крион-6Т и фокусирующими

электродами канала LEBT составляет ~0.7 м. Для того, чтобы избежать потерь ионов за счет их

кулоновского расталкивания, им необходимо придать энергию для более быстрого

прохождения этого промежутка. Для этого электрический потенциал источника ионов будет

22+

поднят относительно платформы на величину 10-20 кВ, при этом ионы Au на выходе источника будут иметь энергию 1.6-3.2 кэВ/н. Достигнув входа в канал LEBT, ионы фокусируются электродами Е1 и Е2 на вход электростатической трубки. Далее ускоренные до энергии инжекции 17 кэВ/н ионы фокусируются соленоидами на вход RFQ ЛУТИ (Рисунок 3.1). В случае использования лазерного источника ионов электрод Е1, имеющий отрицательный относительно платформы потенциал, является вытягивающим для ионов и запирающим для электронов и формирует границу плазмы, с которой экстрагируются ионы. Измеренная на стенде с помощью электростатического анализатора энергия ионов, экстрагированных из лазерной плазмы, равна примерно 1 кэВ/н для ядер углерода и убывает с ростом атомного номера элемента.

Фокусирующее действие ускоряющего поля трубки и магнитного поля соленоидов позволяет минимизировать потери ионов при их транспортировке ко входу RFQ. Для того, чтобы ускорить ионы до энергии 17 кэВ/н для инжекции в RFQ в канале LEBT ЛУТИ используется электрическое поле, формируемое в электростатической ускоряющей трубке. Величина разности потенциалов, которую должны пройти ионы для того, чтобы приобрести энергию необходимую для инжекции в линейный ускоритель, называют напряжением

32+

инжекции. Для инжекции ионов Au в ЛУТИ значение напряжения инжекции должно составлять ~85-95 кВ с учетом того, что источник Крион-6Т уже имеет потенциал 10-20 кВ относительно платформы. При использовании пучков углерода для ввода в эксплуатацию ЛУТИ максимальное напряжение инжекции составляло 102 кВ и использовалось при ускорении ионов С2+. Электрическое питание источника ионов осуществлялось посредством разделительного трансформатора 160кВ/35кВА [26].

Ускоряющее электрическое поле формируется в электростатической трубке, которая представляет собой девять металлических диафрагм, гальванически разделенных керамическими кольцами. Диафрагмы соединены между собой резистивным делителем, образуя восемь ускоряющих зазоров. Один фланец трубки заземлен, а на другой подается положительный потенциал, создавая, таким образом, необходимое напряжение инжекции. Для создания необходимого потенциала в ЛФВЭ был разработан и создан генератор

высоковольтных импульсов величиной до 150 кВ на основе импульсного трансформатора. Полная длительность импульса ускоряющего напряжения составляет ~1 мс, максимальная частота следования импульсов - 1 импульс/5 секунд и определяется временем зарядки накопительных электрических емкостей модулятора. На плато импульса временная стабильность величины напряжения составляет 0.1% за 50 мкс (Рисунок 3.2). Реализована возможность подачи на электроды Е1 и Е2 как импульсного, так и постоянного электрических потенциалов. Основные характеристики канала LEBT представлены в таблице 3.1.

Таблица 3.1 Параметры канала LEBT ЛУТИ

Параметр А/2 <6.35

Тип питания напряжением инжекции импульсный

Значение напряжения инжекции <150 кВ

Длительность импульса напряжения 500 мкс

Число соленоидов 2

Индукция магнитного поля <1.2 Тл

Число фокусирующих электродов 2

Корректор в/г 1

Максимальный потенциал электродов <50 кВ

Частота следования импульсов, Гц <0.2

Длина, м 1.6

Рисунок 3.2 Осциллограмма импульса напряжения на высоковольтной платформе канала LEBT, амплитуда импульса 60 кВ

Для фокусировки на вход RFQ ускоренного в электростатической трубке до энергии 17 кэВ/н пучка ионов используется магнитное поле двух соленоидов. За вторым соленоидом расположен диагностический узел, имеющий в своем составе цилиндр Фарадея и профилометр (Рисунок 3.1). Возбуждение обмоток соленоидов осуществляется импульсным током, радиус апертуры соленоидов равен 55 мм, при этом максимально достижимое измеренное значение индукции магнитного поля на оси составляет 1.2 Тл. Максимальный импульс, который может быть получен частицей в магнитном поле, определяется произведением радиуса кривизны ее траектории на величину индукции магнитного поля, которое называют магнитной жесткостью пучка Вг. В нерелятивистском приближении для ионов, имеющих массу т и заряд q, магнитная жесткость пучка определяется формулой:

цс '

1 IV

где р^/с - приведенная скорость частиц, у=1/(1-у /с ) Лоренц-фактор. Энергии инжекции в

RFQ ЛУТИ 17 кэВ/н соответствует значение р=6.0410~, Лоренц-фактор при этом можно

22+

считать равным единице (у ~1). Магнитная жесткость проектного пучка ионов золота Аи при энергии инжекции 17 кэВ/н и требуемое напряжение инжекции приведены в таблице 3.2. Там же приведены магнитные жесткости пучков ионов, использовавшихся при вводе в эксплуатацию ЛУТИ и для инжекции в Бустер, а также требуемые напряжения инжекции.

Таблица 3.2. Значения Вг для проектного пучка ионов золота и пучков ионов, использованных для ввода в эксплуатацию ЛУТИ и инжекции в Бустер, а также кинетические энергии ионов и требуемые напряжения инжекции. * -значение напряжения инжекции без учета "поднятия" потенциала источника Крион-6Т относительно платформы

Аи32+ Бе14+ С2+ С4+ Не+

кинетическая энергия иона Т, МэВ 3.349 0,952 0.204 0.204 0.068

Магнитная жесткость Вг, Тл-м 0.115 0.075 0.113 0.056 0.075

Напряжение инжекции, кВ 108* 68 102 51 68

Фокусное расстояние соленоида для пучка с магнитной жесткостью (Вг) можно вычислить по формуле из работы [84]:

1 _ ¡B2dz _ L

f (2-B-r)2 4t2

(3.2),

здесь L - эффективная длина соленоида, В - величина индукции магнитного поля на оси

32+ „

соленоида. Для пучка ионов Au , обладающего наибольшей жесткостью, фокусное расстояния

при максимальном значении индукции 1.2 Тл, вычисленное по формуле (3.2) составляет ~37 см,

поэтому соленоид L2 был установлен на расстоянии 40 см от входа RFQ. Результаты

моделирования динамики пучка ионов золота в канале LEBT с помощью программы MCIB04

[85] показывают возможность хорошего прохождения и фокусировки пучка на вход RFQ

(Рисунок 3.3) [25].

Рисунок 3.3 Результаты моделирования динамики пучка ионов золота Au31+ в канале LEBT с помощью программы MCIB04 [25]

Осциллограммы сигналов, полученных на цилиндре Фарадея диагностического узла при оптимальных настройках канала LEBT для ускорения пучков С2+, С3+ и С4+ представлены на

рисунках 3.4-3.6, при этом во всех случаях фокусировка лазерного излучения на мишени

2+

настроена на максимальный выход ионов С .

Рисунок 3.4 Осциллограмма сигнала на цилиндре Фарадея, полученный попаданием в него пучка ионов углерода от лазерного источника ионов при настройке канала LEBT на ускорение в RFQ ЛУТИ ионов С2+

Рисунок 3.5 Осциллограмма сигнала на цилиндре Фарадея, полученный попаданием в него пучка ионов углерода от лазерного источника ионов при настройке канала LEBT на ускорение в RFQ ЛУТИ ионов С3+

Рисунок 3.6 Осциллограмма сигнала на цилиндре Фарадея, полученный попаданием в него пучка ионов углерода от лазерного источника ионов при настройке канала LEBT на ускорение в RFQ ЛУТИ ионов С4+

Сравнение экспериментально подобранных значений индукции магнитного поля в соленоидах канала LEBT, соответствующих наилучшему захвату пучков ионов углерода в RFQ, показывает, что для фокусировки пучков с большей жесткостью требуется большее значение индукции (Таблица 3.3).

Таблица 3.3. Экспериментально подобранные значения индукции магнитного поля в соленоидах канала LEBT, соответствующие наилучшему захвату пучков в ускорение в RFQ.

C2+ C C4+ C5+ C6+ He+ Fe

L1, Гс 300 300 300 216 0 750 610

L2, Гс 1300 800 560 450 422 1440 1260

В связи с требованием иметь как можно более сходящийся пучок ионов на входе в RFQ соленоид L2 канала LEBT был быть установлен в максимальной близости ко входу в RFQ. Для этого был изготовлен соленоид с уменьшенной апертурой равной 57 мм с максимальным значением индукции магнитного поля на оси 2.4 Тл. Фокусное расстояние при максимальной индукции, рассчитанное по формуле (3.2), составляет ~10 см. Новый соленоид был установлен на расстоянии 23 см от входа в RFQ и испытан при ускорении пучков Не+. Эффективность прохождения пучков однозарядного гелия при ускорении в RFQ выросла на 15% по сравнению с не модернизированной конфигурацией канала LEBT.

3.2 Ввод в эксплуатацию ЛУТИ, измерение энергии ионов на выходе ускоряющих секций

ЛУТИ.

Настройка ускорителя ЛУТИ на ускорение пучка ионов с определенным отношением Л/2 и величиной тока состоит в подборе необходимого уровня мощности и фазы ВЧ поля, возбуждаемого в резонаторах, и подборе необходимого возбуждения обмоток квадрупольных линз двух дублетов и двух триплетов. Основным критерием настройки является получение на выходе ЛУТИ пучка, ускоренного до проектного значения энергии 3.2 МэВ/н при максимальном коэффициенте прохождения.

Поскольку на вход ЛУТИ поступает непрерывный пучок ионов, а его группировка происходит в первой ускоряющей секции то значение разности фазы между выходным

сигналом, поступающим на вход усилителя и опорным сигналом системы LLRF не имеет

практического значения и поэтому не регулируется. Для того, чтобы сформированные и ускоренные в RFQ микросгустки ионов попадали в зазоры следующих резонаторов ЛУТИ в нужной фазе ВЧ поля, для сигналов, поступающих на входы усилителей И1, банчера и И2, в перечисленном порядке должны быть подобраны амплитуды и значения разности фаз. При настройке поперечной фокусировки пучка в качестве опорных значений использовались данные, полученные посредством моделирования динамики пучка.

При вводе в эксплуатацию линейного ускорителя тяжелых ионов ЛУТИ использовались пучки ионов углерода, произведенные лазерным источником ионов [24,27,28]. Для измерения выходной энергии ускоренных ионов использовалась зависимость величины индукции отклоняющего магнитного поля от энергии частиц при заданном угле отклонения. Магнитное поле создавалось анализирующим дипольным магнитом, установленном на выходе ЛУТИ. Возбуждение обмоток магнита осуществлялось постоянным электрическим током. Экспериментально снятая зависимость величины индукции магнитного поля на оси в центре магнита от величины тока в его обмотке показывает, что при значениях тока выше 150 А начинает сказываться магнитное насыщение железа ярма и зависимость перестает быть линейной Паспортная эффективная длина магнита составляет 0.647 м.

В зазор магнита был установлен ионопровод, начальная часть которого соединялась с короткой частью канала на выходе ускорителя, а на его конце был размещен цилиндр Фарадея для регистрации отклоненных магнитным полем ионов. Чтобы получить достаточное энергетическое разрешение апертура ионопровода перед входом в магнит и перед цилиндром Фарадея была перекрыта двумя медными пластинками с проделанными в них точно по центру вертикальными щелями шириной ~1 мм. Ось начальной части ионопровода совпадала с осью

ускорителя, а ось конечной части составляла с осью ускорителя угол 25°, равный углу поворота ионов, прошедших через обе щели (Рисунок 3.7).

Настройка радиальной фокусировки осуществлялась регулировкой токов в обмотках линз дублетов и триплетов квадрупольных линз. Диагностика параметров пучка осуществлялась тремя фазовыми датчиками, расположенными на выходе каждой ускоряющей секции, двумя трансформаторами тока, один из которых располагался на выходе RFQ, а другой - на выходе третьей ускоряющей секции И2, а также двумя цилиндрами Фарадея (Рисунок 3.7).

Рисунок 3.7. Схема размещения анализирующего магнита и диагностического оборудования для измерения энергии ускоренных в ЛУТИ пучков ионов [87,89]

Задача состояла в том, чтобы измерить значение энергии (или приведенную скорость в) ускоренных ионов на выходе каждой ускоряющей секции с достаточным разрешением. Для иона элемента периодической системы с атомным номером А, находящегося в зарядовом состоянии 2 и движущегося перпендикулярно линиям магнитного поля, центростремительное ускорение вызывается силой Лоренца:

(3.3),

где та - атомная единица массы (931.5 МэВ), е - элементарный заряд, с - скорость света, В -значение индукции магнитного поля, г - радиус кривизны траектории. Радиус кривизны траектории частицы определяется углом поворота и эффективной длиной магнита Ь соотношением:

(3.4)

Угол поворота фиксирован конструкцией ионопровода, расположенного в зазоре дипольного магнита, поэтому, приняв в формуле (3.3) r=const, для ионов одного типа, имеющих разные скорости ßo и ß, и прошедших магнит по траектории, совпадающей с осью ионопровода, при значениях индукции В0 и В соответственно, можно записать следующее соотношение:

ß=ßo- © (З.5),

Такой подход дает возможность вычисления скорости ускоренных ионов по измеренному значению В и экспериментально полученным реперным значениям ß0 и В0 без использования величин эффективной длины или эффективного радиуса магнита. Для определения реперных значений скорости и поля ионы углерода были ускорены в электростатической трубке, на которую было подано ускоряющее напряжение 90 кВ, и измерены значения токов в обмотке магнита, соответствующие максимумам сигналов, полученных на цилиндре Фарадея (Рисунок 3.8). Пространство дрейфа ионов от выхода ускоряющей трубки до входа в магнит составляло ~11 м, вакуум в канале LEBT был не хуже

7 8 9

~10" Торр, вакуум в резонаторах ускорителя и промежуточных каналах составлял -10" -^10" Торр. При известной разности потенциалов U, пройденной ионами с атомным номером А и зарядовым числом Z, приведенную скорость можно вычислить по формуле:

ß-J-ЛЧ (3.6)

Вычисленные по формуле /5.5/ значения приведенных скоростей и соответствующие величины индукции магнитного поля, определенные по измеренным токам с использованием полученной зависимости B(I), приведены в таблице 3.3. При известных величинах скорости и индукции формулу (3.3) можно преобразовать для вычисления эффективного радиуса магнита:

Вычисленные по формуле (3.4) эффективные радиусы для каждого зарядового состояния также приведены в таблице 3.3. Вычисленная с использованием формулы (3.4) средняя эффективная длина магнита составляет 0.69 м, что больше паспортной длины на 7%.

А. а.и.

с3

с 12

(-16+ 1 1 - С1+ Л

Рисунок 3.8. Экспериментально снятая зависимость амплитуды сигналов на цилиндре Фарадея за анализирующим магнитом, вызванных пучком ионов углерода, ускоренных разностью потенциалов 90 кВ, от величины тока в обмотке магнита.

Для того, чтобы измерить энергию пучка ионов углерода на выходе RFQ, ускоритель настраивался на ускорение ионов с соответствующим отношением Л^, затем резонаторы ускоряющих секций И1 и И2 блокировались от возбуждения в них высокочастотного поля снятием соответствующих запускающих импульсов системы синхронизации, подаваемых на вход усилителей, и представляли собой, таким образом, пространство дрейфа для ускоренного в RFQ пучка. Проектному значению выходной энергии ускоренного в RFQ пучка 300 кэВ/н соответствует значение приведенной скорости во =0.0254. Для измерения энергии ускоренного пучка ионов на выходе второй ускоряющей секции 1Н1 от ВЧ питания отключалась третья секция 1Н2. Проектному значению выходной энергии 1.84 МэВ/н ускоренного в 1Н1 пучка соответствует значение приведенной скорости во =0.0628. Экспериментально полученные зависимости амплитуды сигналов, полученных на цилиндре Фарадея, расположенном за анализирующим магнитом, от величины индукции магнитного поля в центре магнита приведены на рисунках 3.9-3.11. Проектное значение приведенной скорости ускоренных в ЛУТИ ионов в = 0.0827.

Сигнал цф Ускорение в (^О

С34-, 2038 б

С44-, 15 25 б С2+; 30 42 б

С5+Д213 б 1 , /

О 500 1000 1500 2000 2500 ЗООО 3500

Рисунок 3.9. Зависимость амплитуды сигналов на цилиндре Фарадея, расположенном за анализирующим магнитом, от величины индукции магнитного поля для пучка ионов углерода, ускоренного в первой ускоряющей секции RFQ при "выключенных" секциях 1Н1 и И2

Рисунок 3.10. Зависимость амплитуды сигналов на цилиндре Фарадея, расположенном за анализирующим магнитом, от величины индукции магнитного поля для пучков ионов углерода, ускоренных в двух ускоряющих секциях RFQ+IH1 при "выключенной" секции И2

Сигнал ЦФ, Ускорение е ИР<Э+1Н1+1Н2 С2+'9 542 В

СЗ+, 6647 е