Спосіб прискорення заряджених частинок

Спосіб прискорення заряджених частинок, який включає групування потоку заряджених частинок у згустки та взаємодію останніх із високочастотним прискорюючим електромагнітним полем, який відрізняється тим, що високочастотне прис 38910 На фіг. 1-3 приведено залежності форми та амплітуди результуючого електромагнітного поля при додаванні основної та кратних гармонік з різною амплітудою та зміщенням фаз. На фіг. 1 зображені графіки залежності напруженості результуючих полів від фази при додаванні полів основної (крива 1) та другої гармоніки (криві 2 і 3) при відносній фазі ψ2=90° та співвідношенні амплітуд А2/А1=0,25 (крива 4) та А2/А1=0,33 (крива 5). На фіг. 2 зображені графіки залежності результуючих полів від фази першої та другої гармонік при відношенні амплітуд А2/А1=0,25 та відносній фазі ψ2=75° (крива 1), та 105° (крива 2). На фіг. 3 зображені графіки залежності напруженості результуючого поля від фази при додаванні основної (крива 1) та третьої (крива 3) гармонік при нульовій відносній фазі і співвідношенні амплітуд А3/А1=0,33 (крива 2). Винахід оснований на використанні ефекту нелінійної залежності як амплітуди поля випромінювання згустків, в основній полосі прискорюючої системи, так і амплітуди несиметричних полів у вищій полосах, від фазової довжини згустків, а також на створенні можливості забезпечення ідентичних умов прискорення для всіх частинок протяжного згустку шляхом одночасного включення до режиму прискорення полів кратних частот. Ефект досягається завдяки суттєвому розширенню часової області прискорюючого поля однакової амплітуди, як це витікає з аналізу кривих 4, 5 фіг. 1 та кривої 2 фіг. 3. Зокрема, як видно із порівняння кривих 1 і 5 фіг. 1, ідентичність умов прискорення у межах 5% зміни амплітуди прискорюючого поля, при оптимальній суперпозиції полів основної та другої гармонік, може бути забезпечено для згустків з фазовою довжиною до 114,5° в порівнянні із згустками з фазовою довжиною 34° у разі прискорення в полі тільки основної частоти. З іншого боку, як це видно з аналізу кривих на фіг. 2, порушення умов на взаємні фазові та амплітудні характеристики полів приводі до зменшення ефекту стабілізації результуючого прискорюючого поля в часі, що приводі до суттєвого збільшення енергетичного розбігу і відповідно до зменшення граничного прискореного заряду. Не зменшуючи загальності, розглянемо процес прискорення в одиночному резонаторі та обгрунтуємо наявність позитивного внеску додаткового включення поля другої гармоніки до процесу прискорення завдяки зменшенню амплітуди поля випромінювання згустків в основній полосі ПС. Розглянемо резонатор, з довжиною області взаємодії d, миючий два резонанси на частотах ω та 2ω, який збуджується від зовнішнього генератора струмом: поля згустками в ПС, природній процес, обумовлений черенковським випромінюванням, пропорційний абсолютному значенню струму в згустку та величині sin ωτ/ωτ, яка зростає зі зменшенням фазової довжини згустків (другий член рівняння (1)): sin wt m0c 2 dy = E0 cos j 0e - az - I 0 Rш 1 - e- az (1), e dx wt m0 c 2 dy - енергія, яка отримується на пеe dx вній довжині; m 0 - маса спокою електрону; е - заряд електрону; с - швидкість світла; z - повздовжня координата; E0 - напруженість поля на початку ПС; φ0 - фаза ВЧ поля; I0 - імпульсний струм потоку; wt - фазова довжина згустку; Rш, α - шунтовий опір та постійна згасання для прискорюючої хвилі. Із рівняння (1) виходить, що зменшення амплітуди прискорюючого поля за рахунок випромінювання поля згустками, тобто збільшення енергії потоку заряджених частинок, а значить збільшення граничного заряду можна досягти, або зменшенням амплітуди струму потоку, або збільшенням фазової довжини прискорюваних згустків. Перша можливість суперечить умові отримання великої інтенсивності прискорених пучків, в другому випадку порушується умова прискорення для протяжного згустку, так, що внаслідок порушення вимог адекватності прискорення для всіх частинок згустку в синусоїдальному полі, відбувається збільшення енергетичного розкиду та вилучення частинок з режиму прискорення по повздовжній координаті z. Ефекти випромінювання в вищі полоси також пропорційні величині sin ωτ/ωτ, тобто ступеню групування потоку [1]. Основне явище полягає у одночасному деформуванні потоку, у напрямку його поперечних зміщень, оскільки саме вони призводять до втрати частинок. В основу винаходу поставлено задачу удосконалення способу прискорення заряджених частинок шляхом створення прискорюючого високочастотного електромагнітного поля визначеної конфігурації і забезпечення відповідності фазової довжини згустків, що вводиться у прискорююче поле, та фазової довжини ділянки постійної амплітуди цього поля, що забезпечує збільшення граничного прискореного заряду. Поставлена задача вирішується у способі прискорення заряджених частинок, який включає групування потоку заряджених частинок у згустки і взаємодію останніх із високочастотним прискорюючим електромагнітним полем. Згідно з винаходом високочастотне прискорююче електромагнітне поле формують шляхом суперпозиції кратних частот, амплітуду та відносну фазу яких визначають із умов: 00 J2>0 та: ® ® enD2 æ dö A2 z ( x0 , y 0 ) sinç w ÷ 2 b 2wc è nø DW DWГ 1 - DWГ 2 = . DW1 DWГ 1 - C1 j0 (5в) ® D2 (8в) і при кінцевій фазовій довжині ( wt >1): ® ò f ( x, y) A dxdy ò A dV n wd f ( x, y ) A dxdy sin n ò = 4pc w ò A dV enD1 æ d ö A1z ( x0 , y0 ) sinç w ÷ b1wc è 2n ø DW sin wt sin 2wt (9) = DWГ 1 - DWГ 2 - C1 j0 - C 2 j0 wt 2wt DW1 j12 A 2 dV n wd 2 sin 2n D1 = 4pc w (8б) x0, y0 - поперечні координати потоку. Порівняємо отриманий результат з випадком прискорення в полі однієї (∆W1) та двох (∆W) гармонік при малій фазовій довжині згустку ( wt →0). ® ® ® enI 2 æ dö A2 z ( x0 , y 0 ) sin çw ÷ 2 b 2wc è nø C2 = j11 A1 dV ò (8a) C1= (5) sin 2wt + J2 2wt sin w 2t 2 b 2w 2 ò = -4pc enI1 æ d ö A1z ( x0 , y0 ) sinç w ÷ b1wc è 2n ø DW Г 2 = 2 A2 dV sin wt - J1 wt sin w1t 2 b1w1 (7) DW = DWГ 1 cos wt 0 - DWГ 2 cos 2wt 0 sin wt sin 2wt - C1 j0 cos wt 0 - C 2 j0 cos 2wt 0 (8) wt wt (4) вважаючи для простоти, що Е не залежить від Z та, проводячи інтегрування отримаємо: D1 J 0 zö æ E ç t = t0 + ÷ nø è тут t0 - час прольоту частинок через центр резонатора підставляючи (6) та інтегруючи (7), отримаємо: i .. ò sinwt sin 2wt J2 + D1 j0 ® ® ® ® wt A ( r ) coswt 2wt A2( r ) cos2wt (6) 1 2b2c 2b1c J1 - D1 j0 знайдемо приріст енергії частинки в резонаторі 3 38910 пропускання знижуються в порівнянні з випадком одночастотного прискорювача, більш ніж в 2 рази, що забезпечує суттєве збільшення величини граничного прискореного заряду. 4 38910 Фіг. 1 Фіг. 2 5 38910 Фіг. 3 __________________________________________________________ ДП "Український інститут промислової власності" (Укрпатент) Україна, 01133, Київ-133, бульв. Лесі Українки, 26 (044) 295-81-42, 295-61-97 __________________________________________________________ Підписано до друку ________ 2001 р. Формат 60х84 1/8. Обсяг ______ обл.-вид. арк. Тираж 50 прим. Зам._______ ____________________________________________________________ УкрІНТЕІ, 03680, Київ-39 МСП, вул. Горького, 180. (044) 268-25-22 ___________________________________________________________ 6