s. Kap.
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Kap. 3: Injektor 3. Injektor von J. Voigtländer Die sehr unterschiedlichen Anforderungen an den Elektronenstrahl (s. Kap. 1.2., Tabelle 1-1) werden mit zwei alternativ zu betreibenden Injektoren erreicht. Für Anwendungen mit hohen Peakströmen im Bunch (Bunchladung bis zu 100pC) wird eine gepulste Gun verwendet. Für Anwendungen mit möglichst kleiner transversaler Emittanz (εn(90%) < 1 π⋅mm⋅mrad) und mittleren Strahlströmen <200µA wird eine Hochfrequenz-Gun eingesetzt. 3.1. Gepulster Injektor von Dr. A. Büchner Der gepulste Injektor dient der Erzeugung eines gepulsten Elektronenstrahls, der nach einer Beschleunigung in supraleitenden Kavitäten für den Betrieb der FEL‘s verwendet wird. Der vom Injektor gelieferte Elektronenstrahl besitzt eine Energie von 250keV bei einer Bunchladung von 85pC und eine Wiederholfrequenz von 11,8MHz, was einem mittleren Strahlstrom von 1mA entspricht. Die Wiederholfrequenz ist der 110. Teil der Arbeitsfrequenz des Beschleunigers von 1,3GHz (s.a. Kap. 2.3.4. „Zeitstruktur“). Der Strahl kann mit einer Makropulsung beaufschlagt werden. Am Eingang der ersten supraleitenden Cavity (dem Ausgang des Injektors) beträgt die transversale Emittanz ca. 10π⋅mm⋅mrad(90%) und die longitudinale Emittanz ca. 50π⋅keV⋅deg(90%). Der Injektor (Bild 3-1) besteht aus einer elektronisch gepulsten thermischen Elektronenquelle (Triode) mit nachfolgender elektrostatischer Beschleunigung auf eine Energie von 250keV. Die Elektronenquelle liefert Bunche mit einer Länge von ca. 600ps. Diese Elektronenbunche gelangen in den subharmonischen Prebuncher, der bei einer Frequenz von 260MHz arbeitet (ein Fünftel der Arbeitsfrequenz). Die Bunchlänge entspricht 56° einer Periode der Buncherfrequenz. Die Bunche werden durch die im Buncher erfolgte Energiemodulation in der nachfolgenden Driftstrecke komprimiert. Im anschließenden 1,3GHz-Fundamental-Buncher werden die Elektronenbunche nochmals moduliert, ehe sie in die erste supraleitende Cavity eingeschossen werden. Fünf Magnetlinsen und mehrere Steerer sorgen für die notwendige Strahlfokussierung. Ein Makropulsgenerator kann Makropulse einer Länge bis zu 1ms bei Wiederholraten bis zu 100Hz erzeugen. Diagnoseelemente dienen der Justage des Strahles sowie der Überwachung und Optimierung während des laufenden Betriebes. 3.1.1. Berechnungen Die Berechnungen zum Injektor basieren auf einem Entwurf vom Hansen Experimental Physics Laboratory der Stanford Universität in Kalifornien (USA). In diesem Entwurf wurde versucht, trotz dem durch die hohe Bunchladung bedingten negativen DesignReport3.doc 3-1 28.10.98 Kap. 3: Injektor Effekt der Raumladung auf die Strahlqualität möglichst geringe Emittanzen des Strahles zu erreichen. Dazu wurden die Magnetlinsen so angeordnet und eingestellt, daß der Strahldurchmesser auf 1cm begrenzt und dabei nicht zu stark fokussiert wird. Durch den Einsatz von zwei Bunchern wird in etwa eine um den Faktor 3 geringere longitudinale Emittanz als bei Verwendung nur eines Bunchers erreicht. Der longitudinale Fokus der Buncher liegt bei ca. 11cm innerhalb der ersten supraleitenden Cavity. Demzufolge beträgt die Bunchlänge am Ausgang des Injektors noch ca. 45ps. Ebenso liegt der transversale Fokus, der mit der letzten Magnetlinse eingestellt wird, innerhalb der ersten supraleitenden Cavity. Gun 0 Steerer 1 VakuumPumpe Ventil Solenoid 1 260MHz Subharmonic Buncher 1m View Screen 1 Solenoid 2 2m Steerer 2 Blende 1 Steerer 3 Blende 2 MakropulsGenerator 3m Ventil Solenoid 3 Steerer 4 VakuumPumpe 4m View Screen 2 1,3GHz Fundamental Buncher Solenoid 4 Ventil VakuumPumpe Solenoid 5 5m Kryostat mit TESLA-Kavität Bild 3-1: Aufbau des Injektors DesignReport3.doc 3-2 28.10.98 Kap. 3: Injektor Bild 3-2: longitudinaler Phasenraum vor Eintritt in Linac 1 Bild 3-3: transversaler Phasenraum vor Eintritt in Linac 1 Die erste Cavity wird neben der Beschleunigung des Strahls auch dazu benutzt, die Bunchlänge deutlich zu verkleinern. Dabei wird in Kauf genommen, daß damit nicht DesignReport3.doc 3-3 28.10.98 Kap. 3: Injektor die volle Energie auf den Bunch übertragen wird. Nach der ersten Beschleunigersektion beträgt die Bunchlänge in etwa 5ps. Die transversale Emittanz beträgt dann ca. 20 π⋅mm⋅mrad(90%) und die longitudinale Emittanz ca. 60 π⋅keV⋅deg(90%). Bild 3-4: logitudinaler Phasenraum nach Linac 1 Bild 3-5: transversaler Phasenraum nach Linac 1 DesignReport3.doc 3-4 28.10.98 Kap. 3: Injektor 3.1.2. Gun Der Elektronenstrom wird durch eine konventionelle Triode vom Pierce-Typ erzeugt. Es wird eine Kathoden-Gitter-Anordnung verwendet, die auf einem 2¾“-ConflatFlansch montiert und somit austauschbar ist. Der Kathodenanordnung folgt eine zweistufige elektrostatische Beschleunigungsstrecke, die den Elektronenstrahl auf max. 300keV beschleunigt. Kathoden- und Anodenanordnungen sind in einem zweiteiligen Isolator untergebracht. Dessen Kathodenseite liegt auf einer Hochspannung von -300kV. Der Mittelring mit der 1. Anode erhält -150kV und die 2. Anode befindet sich auf Erdpotential. Bild 3-6 zeigt den Aufbau der Gun. Bild 3-6: Aufbau der Gun Eine Poisson-Simulation (nach Konstruktion und Bau der Gun) ergab die in Bild 3-7 dargestellte Verteilung des elektrostatischen Feldes und den in Bild 3-8 gezeigten Feldstärkeverlauf auf der Strahlachse. Bild 3-7: Feldverteilung in der Gun DesignReport3.doc 3-5 28.10.98 Kap. 3: Injektor Bild 3-8: Feldverlauf entlang der Strahlachse Der Feldverlauf nach Bild 3-8 diente als Input zur Simulation des Elektronenstrahls in der Gun. Ohne Berücksichtigung des Gitters ergibt sich der Fokus des Strahls in etwa am Ende der Gun (ca. 20-22cm nach der Kathode). Die Simulationsergebnisse hängen sehr stark von dem verwendeten Simulationsverfahren und –programmen sowie deren Einstellungen ab. Dies trifft besonders auf den Strahldurchmesser und die longitudinale Emittanz zu, die in diesem Fall dem effektiven ∆E entspricht (0,02 bis 0,06%). Der Strahldurchmesser beträgt im Fokuspunkt 1,5mm bis 2,5mm und die transversale Emittanz ist kleiner als 11π⋅mm⋅mrad(90%). Der Wert für die longitudinale Emittanz liegt zwischen 12 und 26π⋅keV⋅deg(90%). 3.1.3. 260MHz Subharmonic Buncher Der erste Buncher ist als Koaxial-Resonator im TM010-Mode ausgeführt. Die Form der Cavity gestattet eine möglichst einfache mechanische Fertigung bei hoher statischer und dynamischer Stabilität des Gefäßes. Die Strahlrohre im Buncher sind vollständig aus Kupfer, während das eigentliche Gefäß aus Edelstahl ausgeführt wird. So ergeben sich eine verhältnismäßig einfache Fertigung und moderate HF-Verluste im Vergleich zu einem vollständig aus Kupfer bestehendem Buncher. Der Buncher besteht aus einem Rohr, den beiden Seitenwänden und den beiden Strahlrohren. Die Oberflächen haben spiegelnde Qualität. In die Strahlrohre sind Kühlschlangen eingearbeitet. An den Seitenwänden und auf dem Umfang sind jeweils zweimal zwei Kühlrohre zur Wasserkühlung montiert. Die inneren Abmessungen sind 400mm Durchmesser und 400mm Länge. Der Innendurchmesser der Strahlrohre ist 25,4mm und der Spalt ist ca. 40,2mm groß. Die vorgesehene Arbeitsspannung über dem Spalt ergibt sich aus den PARMELASimulationen zu etwa 30kV. Die Berechnungen mit SUPERFISH liefern eine theoretische Güte von 12200 und eine charakterische Impedanz r/Q von 225Ω. Die maximale elektrische Feldstärke beträgt 1,25MV/m. Unter Berücksichtigung des TransitTime-Faktors von 0,9927 und der Verluste durch Tuner und Antennen ergibt sich theoretisch eine benötigte HF-Leistung von 163W. DesignReport3.doc 3-6 28.10.98 Kap. 3: Injektor Die Temperaturabhängigkeit von ca. 3,2kHz/°C und die durch Fertigungstoleranzen verursachte Verstimmung der Cavity (ca. 36kHz/10µm) werden über ein zweistufiges Abstimmsystem korrigiert. Die Grobabstimmung wird durch eine Veränderung des Spaltes zwischen den beiden Strahlrohren bei der Inbetriebnahme des Bunchers fest vorgenommen. Die Feinabstimmung wird mit einem Stempel, der von einem Antrieb verstellt werden kann, erreicht. Es wurde ein Abstimmbereich von maximal ±267kHz (0,1%) für den Fein-Tuner vorgesehen. Der Antrieb gestattet einen Hub von ±25,4mm. X 1:1 Bild 3-9: Aufbau des 260MHz Subharmonic Bunchers 3.1.4. 1,3GHz Fundamental Buncher Als zweiter Buncher wird ebenfalls ein Resonator im TM010-Mode verwendet. Die Form der Cavity und das Durchmesser zu Länge-Verhältnis wurden auf minimale Verlustleistung hin optimiert. Die inneren Abmessungen sind ca. 131mm Durchmesser und 60mm Länge. Der Innendurchmesser der Strahlrohre ist 25,4mm und der Spalt ist 20mm groß. Die vorgesehene Arbeitsspannung über dem Spalt ergibt sich aus den PARMELASimulationen zu ca. 12kV. Die Berechnungen mit SUPERFISH liefern eine theoretische Güte von 13750 und eine charakterische Impedanz r/Q von 103Ω. Die maximale elektrische Feldstärke beträgt 1,2MV/m. Unter Berücksichtigung des TransitTime-Faktors von 0,92 und der Verluste durch Tuner und Antennen ergibt sich theoretisch eine benötigte HF-Leistung von 50W. Die Cavity wird vollständig aus Kupfer mit spiegelnder Oberfläche gefertigt. Sie besteht aus einem Topf-förmigen Gefäß und einer Seitenwand. An einer Seitenwand ist ein Kühlring zur Wasserkühlung eingearbeitet. Die durch die Temperaturabhängigkeit von ca. –10kHz/°C und die durch Fertigungstoleranzen verursachten Verstimmungen der Cavity (ca. 520kHz/10µm) werden über ein zweistufiges Abstimmsystem korrigiert. Es wurde ein Abstimmbereich von maximal ±1,5MHz für den Grob-Tuner und DesignReport3.doc 3-7 28.10.98 Kap. 3: Injektor von maximal ±3,75MHz (0,3%) für den Fein-Tuner vorgesehen. Der Grob-Tuner wird bei der Inbetriebnahme des Bunchers fest eingestellt, während der Fein-Tuner mit einem handelsüblichen Antrieb online eingestellt wird. Der Antrieb gestattet einen Hub von ±12,7mm. X 2:1 Bild 3-10: Aufbau des 1,3GHz Fundamental Bunchers 3.1.5. Solenoide Zur Strahlfokussierung werden fünf baugleiche Magnetlinsen (Solenoide) eingesetzt. Sie bestehen jeweils aus zwei entgegengesetzt gepolten Spulen (Doppelsolenoide), so daß keine Drehung des Strahles bewirkt wird. Die Linsen sind magnetisch vollständig geschirmt. Die minimale Fokuslänge beträgt 25cm bei 300 keV. Bild 3-11: Aufbau des Solenoids DesignReport3.doc 3-8 28.10.98 Kap. 3: Injektor Die Berechnung des Solenoides erfolgte mit dem Programm POISSON. Bild 3-12 zeigt den gemessenen Feldstärkeverlauf auf der Strahlachse. Die Hauptkennwerte der Magnetlinsen sind Tabelle 3-1 zu entnehmen. 0.05 0.04 0.03 B / Tesla 0.02 0.01 0.00 -0.01 -0.02 -0.03 900 Wdg. 1,36 A -0.04 0 50 100 150 200 250 300 z / mm Bild 3-12: Feld entlang der Strahlachse max. Feldstärke fokussierende Stärke Amperewindungen max. Strom max. Verlustleistung Gap Länge Innendurchmesser Außendurchmesser 0,04 Tesla 76⋅10-6 Tesla2 m 1224 Aw 2A 40 W 18 mm 100 mm 44 mm 240 mm Tabelle 3-1: Kennwerte der Solenoide 3.1.6. Makropuls-Generator Der Makropulsgenerator dient der Erzeugung einer Folge von Makropulsen durch periodische Unterbrechung des Elektronenstrahls. Dabei sind die Länge der Makropulse sowie die Pausenzeit zwischen den Pulsen in weiten Grenzen einstellbar (s. Tabelle 1-1). Kernstück des Makropulsgenerators ist eine Parkeinrichtung (beam parking circuit, Bild 3-13), die den Strahl während der Pulspausen so ablenkt, daß er nicht in den nachfolgenden Teil des Beschleunigers gelangen kann. 2 A-A 6 11,12 1 15,18 16 17 4 7 6 5 10 Abstand A kann durch Verkuerzung der Steererspulen auf ca. 300 vergroeßert werden Bild 3-13: Parkeinrichtung DesignReport3.doc 3-9 28.10.98 Kap. 3: Injektor Zwei orthogonal angeordnete Spulenpaare werden während der Pausen zwischen den Makropulsen von je einem sinus- und einem cosinusförmigen Strom gespeist. Die so erzeugten, um 90° gegeneinander phasenverschobenen Magnetfelder bewirken, daß der Elektronenstrahl auf einer Kreisbahn rotiert und so von einer wassergekühlten Blende aufgefangen wird. Während des Makropulses sind die Spulen abgeschaltet und der Strahl kann durch die Blendenöffnung in den Beschleuniger gelangen. Die Ablenkspulen sind induktivitätsarm aufgebaut, um schnelle Ein- und Ausschaltvorgänge zu ermöglichen. Der Makropulsgenerator besitzt eine interne Funktionsberwachung, die mit dem Interlocksystem verbunden ist. Im Fehlerfall wird der Beschleuniger abgeschaltet, um Beschädigungen z.B. durch Überlastung nachfolgender Komponenten zu verhindern. 3.1.7. Hochspannungsplattform und Steuerung 3.1.7.1. Hochspannungsplattform Alle Elemente zur Steuerung des Strahlstromes befinden sich in einem geschlossenen Behälter auf dem Potential von maximal –300kV. Die Betriebsspannung 230V AC wird über einen Trenntrafo 3kVA mit einer Isolierspannung von 300kVDC und die Steuersignale über Glasfaser-Lichtwellenleiter zugeführt. Der Aufbau des Hochspannungsteils ist in Bild 3-14, die Anordnung der Baugruppen auf der Hochspannungsplattform ist in Bild 3-15 dargestellt. Injektor Hochspannungsplattform Umax / 2 LWL zur SIMATIC, LWL für HF-Signale Stützer + Spannungsteiler Umax = -300kV Trenntrafo 230 / 230V 3kVA HV-Gerät -300kV 300kV DC Bild 3-14: Hochspannungsteil (schematisch) DesignReport3.doc 3 - 10 28.10.98 Bedienelemente (Leist.-Verst.) Bedienelemente Kap. 3: Injektor Impulsgenerator 19" 3HE Aufnahme 19" 3HE Aufnahme Opt.-Link Taktfr. SV +/- 0...48V SV +/- 0...48V Opt.-Link TTL-St. SV -5V + sonstige 11,8 --> 118MHz A007-TAN.PRK2 BreitbandLeistungsVerstärker Impulsgenerator für Testzwecke SIMATIC ET200M +12V/6A, +5V/3,6A Stromversorgung +48V/0,4A, -48V/0,4A Zum Injektor Bild 3-15: Hochspannungsplattform –300kV (Ansicht von oben) 3.1.7.2. Steuerung Zur Steuerung der auf der Plattform angeordneten Geräte ist eine SIMATIC ET200M vorgesehen. Diese ist über den Profibus DP seriell mit der zentralen SPS (S7-400) mittels Lichtwellenleiter (LWL) verbunden. Damit ist es möglich, auf einfache Art Befehle und analoge Sollwerte auf das Hochpannungspotential zu übertragen bzw. Statuswerte und analoge Istwerte auszulesen. Schnelle Triggersignale müssen unmittelbar über weitere LWL übertragen werden. Durch das Einbinden der Steuerung in das allgemeine Steuerungssystem ist die Bedienung vom Operatorpanel im Raum 106 sowie von der Leitstelle möglich. 3.1.7.3. Mikroimpulserzeugung Die Erzeugung des Elektronenstrahls erfolgt mittels einer Glühkathode. Der kontinuierliche Elektronenstrom wird durch das Steuergitter in Bunche mit einer Länge von ca. 600ps unterteilt. Die Ansteuerung des Gitters ist phasenstarr mit der Hochfrequenz für die Beschleunigungskavitäten gekoppelt, s. Kap. 8.2, Bild 8-2. Das Blockschaltbild für die Erzeugung der Gitterimpulse ist in Bild 3-16 dargestellt. DesignReport3.doc 3 - 11 28.10.98 Kap. 3: Injektor 5ns 600ps 100V 118MHz LWL PLL / VCO Mischer Gitter Impulsformer 11,8MHz (23,6MHz) Kathode Empfänger Verstärker ImpulsGenerator -Ug 5ns 84,6ns (42,3ns) Bild 3-16: Prinzip der Erzeugung des Gitterimpulses Die Grundfrequenz für die Mikropulse von 11,8MHz (23,6MHz bei Arbeit mit Beamseparator) wird mittels Lichtwellenleiter auf das Hochspannungspotential übertragen. Aus dieser Grundfrequenz werden einerseits ca. 5ns breite Impulse abgeleitet und andererseits eine Frequenz von 118MHz erzeugt. Beide Signale gelangen zu einem Mischer, an dessen Ausgang ein Signal mit der Periodizität von 11,8MHz entsteht und das den steilsten Teil (Nulldurchgang) der 118MHz-Schwingung beinhaltet. Nach entsprechender Verstärkung wird in der Impulsformerstufe mittels schneller Schaltdioden ein ca. 600ps breiter und 100V hoher Spannungsimpuls erzeugt. Die nachfolgende kapazitive Trennung ermöglicht das Anlegen einer Gittervorspannung zum Einstellen des Arbeitspunktes. DesignReport3.doc 3 - 12 28.10.98 Kap. 3: Injektor 3.2. HF-Injektor von Dr. D. Janssen 3.2.1. Konzeption des Glühkathoden HF-Injektors Für kern- und strahlungsphysikalische Experimente wurde im Rahmen des Projekts ELBE ein Glühkathoden HF-Injektor entwickelt. Diese beiden Experimente benötigen hohe mittlere Strahlströme zur Erzeugung der notwendigen Zählraten, können aber auf hohe Bunchladungen verzichten. Eine zusätzliche Bedingung der kernphysikalischen Experimente ist eine hohe Energieauflösung des Elektronenstrahls von ∆E/E=5⋅10-4 . Daraus folgt eine Energieschärfe von 10keV bei einer Gesamtenergie von 20MeV. Die strahlungsphysikalischen Experimente erfordern zusätzlich eine Emittanz < 1π⋅mm⋅mrad. Tabelle 3-2: geforderte Strahlparameter des ELBE-Beschleunigers für die Kern- und Strahlungsphysik Endenergie mittl.Strahlstrom norm. Emittanz Energieschärfe 20 MeV 200µA (1mA) < 1π⋅mm⋅mrad 10 keV Diese Strahlparametervorgaben erlauben es, den mittleren Strahlstrom auf eine hohe Repetitionsrate zu verteilen. Da der ELBE-Beschleuniger bei einer Grundfrequenz von 1,3GHz arbeitet, wurde diese auch für den Glükathoden HF-Injektor verwendet. Dabei arbeitet der Injektor im cw-Betrieb und besetzt jede HF-Periode mit einem Elektronenbunch. Die daraus resultierende Bunchladung Q = Iav/frep liegt damit selbst bei 1mA Strahlstrom noch deutlich unter 1pC. Somit sind Raumladungseffekte zu vernachlässigen. Die Forderung nach einem relativ hohen mittleren Strahlstrom wirft einige grundlegende Fragen zum Injektordesign auf. Die konventionelle Strategie der Hochfrequenz-Elektronenquellen, den Elektronenbunch innerhalb weniger Resonatoren auf relativistische Energien zu beschleunigen, lässt sich im cw-Betrieb aufgrund des HFLeistungsbedarfs im Megawatt-Bereich mit normalleitenden Resonatoren nicht durchführen. Allerdings ist bei den gegebenen Strahlparametern mit ihren vernachlässigbaren Raumladungskräften die Beschleunigung im Injektorbereich auf solch hohe Energien gar nicht notwendig. Daher wurde der Injektor so konzipiert, daß die Elektronenbunche mit einer Energie von 340 keV direkt in den Hauptbeschleuniger (Linac 1) eingeschossen werden können. DesignReport3.doc 3 - 13 28.10.98 Kap. 3: Injektor Bild 3-17: Aufbau des HF-Injektors für ELBE Zur Erzielung eines hohen Strahlstroms wurde für den Injektor eine spezielle Lösung gefunden, die es gestattet, daß mehr als 50% der von der Kathode emittierten Elektronen dem Beschleuniger zugeführt werden [1]. Konventionelle Shopper, die mittels eines deflektierenden Resonators einen Elektronenstrahl über ein Blendensystem wedeln, schneiden die gewünschte Phasenlänge aus dem DC-Strahl heraus. Der Strahlverlust kann dabei mehr als 90% betragen. Durch den geringen Strahlverlust des Glühkathoden HF-Injektors können die Anforderungen an die Kathode verringert werden, so daß zugunsten einer kleinen Emittanz auf den Einsatz großflächiger Dispenserkathoden verzichtet werden kann. Die Konzeption des HF-Injektors besteht aus einer Kombination sowohl von HFBeschleunigungsresonatoren als auch von Hochspannungsbeschleunigungsstrecken. In Bild 3-17 ist eine schematische Skizze sowohl der HF-Elektronenquelle als auch der nachfolgenden Hauptbeschleunigersektion ohne Details der dazwischen liegenden Strahlführung gegeben. Die Elektronenquelle bildet ein 1,3GHz Resonator mit eingebauter LaB6 Kathode. Darauf folgt eine elektrostatische Immersionslinse, die den Elektronenpuls auf eine mittlere Energie von ca. 65 keV beschleunigt. Neben dem Energiegewinn bewirkt diese Linse eine transversale Fokussierung, die den Strahldurchmesser innerhalb der Apertur des Resonators hält. Direkt darauf folgt der Buncher, der für die longitudinale Phasenfokussierung des Bunches sorgt. Unmittelbar hinter dem Buncher ist eine Solenoidlinse angebracht, die den Strahl wiederum fokussiert, so daß er das nachfolgende elektrostatische Beschleunigungsrohr passieren kann. Hier durchläuft der Strahl nochmals eine Spannugsdifferenz von 250 bis 300kV. Die Hauptbeschleunigungssektion besteht aus zwei supraleitenden, neunzelligen Resonatoren, deren Design ursprünglich für das TESLA Projekt entwickelt wurde. Zwischen dem Injektor und den neunzelligen Resonatoren befindet sich neben den Strahlführungselementen ein einzelliger, normalleitender Resonator. Dieser Resonator bewirkt nochmals eine Modellierung des longitudinalen Phasenraums um die Anforderungen der Energiebreite erfüllen zu können. DesignReport3.doc 3 - 14 28.10.98 Kap. 3: Injektor 3.2.2. Die Optimierung der longitudinalen Strahlparameter Bei der Optimierung der longitudinalen Strahlparameter kann man sich auf die eindimensionale Dynamik mit wenigen Teilchen entlang der Achse beschränken. Durch diese Beschränkung werden die Bahnverfolgungsrechnungen entlang des Beschleunigers sehr schnell. Das erlaubt es, die Ergebnisse wiederum als Input einer numerischen Optimierungsroutine zu verwenden und sich so durch Variation der Eingangsparameter dem Optimum zu nähern. Diese Optimierungsrechnungen wurden mit dem Programm TEGUN durchgeführt. Als zu optimierende Grösse wurde die rmsEnergiebreite gewählt. ∆E = 1 N N ∑ (E − E n =1 n )2 (3.2.1) Dabei ist allerdings darauf zu achten, daß diese Definition bei einem instabilen Verhalten des Elektronenbunches die Konvergenz auf das Optimum verhindern kann. Sollte der Bunch einen langen Schwanz haben, so haben die wenigen Teilchen im Schwanz einen sehr großen Einfluß auf die Energiebreite. Daher wurden zur Optimierung nur 90% der Teilchen verwendet, die die geringste Abweichung von der mittleren Energie haben. Dieser Prozentsatz wurde für diese spezielle Anwendung rein heuristisch ermittelt. Neben der Energiebreite läßt sich natürlich auch die Phasenbreite als Optimierungsparameter verwenden, was für Anwendungen, die eine kurze Bunchlänge erfordern, von Interesse ist. Hierzu wurden Rechnungen unternommen, um festzustellen, ob am ELBE-Beschleuniger die Erzeugung kohärenter Undulatorstrahlung möglich ist. Als Variationsparameter stehen prinzipiell die Amplituden, Phasen und Abstände der einzelnen Resonatoren zur Verfügung. Dabei ist eine Randbedingung, daß die geforderte Endenergie erreicht wird, wobei die Gradienten in den Beschleunigerresonatoren innerhalb realisierbarer Werte bleiben müssen. Die dazugehörigen Feldverteilungen der Resonatoren wurden mit dem Programm SUPERFISH [2] numerisch berechnet. Bild 3-18: Aufbau der Glühkathoden HF-Elektronenquelle DesignReport3.doc 3 - 15 28.10.98 Kap. 3: Injektor Die auf diese Weise ermittelten Werte der Resonatoren dienen als Ausgangspunkt für dreidimensionale Strahldynamikrechnungen mit dem Programm PARMELA. Es zeigt sich, daß dabei die bei der eindimensionalen Optimierung ermittelte Energiebreite mit einer Abweichung von wenigen Prozenten reproduziert werden kann. 3.2.3. HF-Elektronenquelle und Buncher Wie schon zuvor erwähnt, basiert die Konzeption des Injektors auf einer Kombination von DC- und HF-Beschleunigungselementen. Durch die Verwendung einer elektrostatischen Beschleunigungsstrecke befinden sich sowohl der HF-Quellenresonator als auch der Buncher auf einer Hochspannungsplattform. Da dadurch die zur Verfügung stehende HF-Leistung und Kühlkapazität sehr limitiert ist, muß sich das Design der Resonatoren durch eine hohe Shuntimpedanz auszeichnen. Es wurde daher für beide Resonatoren die sogenannte Reentrant Geometrie gewählt (Bild 3-18), bei der sich die Beschleunigungsstrecke des Resonators zwischen zwei in den Resonatorraum ragenden Nasen auf einen kleinen Spalt reduziert. Der Leistungsbedarf des Quellenresonators beschrängt sich für eine integrale Beschleunigungsspannung von 10kV auf 60W. Die lokale Feldstärke an der Kathode beträgt dabei 3 MV/m. Desgleichen liegt der Leistungsbedarf des Bunchers für eine integrale Beschleunigungsspannung von 13.5kV bei ca. 80W. Hierbei beträgt die vom Strahl dissipierte Leistung ca. 2W. Sie läßt sich gegenüber der thermischen Verlustleistung im Resonator vernachlässigen. Der geringe HF-Leistungsbedarf ermöglicht es, die HF-Verstärker direkt auf der Hochspannungsplattform zu betreiben. Dafür werden zwei Halbleiterverstärker eingesetzt, die eine maximale Ausgangsleistung von je 100W erlauben. Da HFQuellenresonator und Buncher aufgrund der dazwischen geschalteten Imersionslinse sich auf unterschiedlichen Potentialen befinden, muß die Phasensynchronisation über Lichtwellenleiter erfolgen. 3.2.3.1. Feldverteilung und Strahldynamik im HF–Quellenresonator Im Gegensatz zur Photokathoden HF-Elektronenquelle erfolgt die Pulsung des Elektronenstrahls nicht direkt durch einen externen Laserpuls, sondern indirekt durch das Hochfrequenzfeld des Hf-Quellenresonators. Die von der Glühkathode emittierten Elektronen werden nur in der positiven Halbwelle des sinusförmig oszillierenden Beschleunigungsfeldes von der Kathode extrahiert. Von diesen zwischen 00 und 1800 der HF-Phase extrahierten Elektronen können allerdings nicht alle den HF-Quellenresonator verlassen. Die im Phasenbereich zwischen 1170 und 1800 emittierten Elektronen werden wieder zur Kathode zurückbeschleunigt. In Bild 3-19 ist die Abhängigkeit der Austrittsphase von der Startphase der Elektronen wiedergegeben. In der Nähe des Umkehrpunktes bei 1170 steigt die Austrittsphase der Elektronen sprunghaft an. Da dies nur in einem kleinen Intervall von ca. 200 der Eintrittsphase geschieht, bildet sich ein langgestreckter Schwanz am Elektronenbunch aus, der aber nur einen geringen Anteil an der Gesamtladung enthält. Diese Elektronen in der Nähe der Umkehrpunkte bewirken die zuvor erwähnten Probleme bei der numerischen Optimierung der longitudinalen Strahldynamik. Im Beschleuniger werden solche Elektronen in den darauffolgenden BeschleunigungsresoDesignReport3.doc 3 - 16 28.10.98 Kap. 3: Injektor natoren auf Grund Ihrer Abweichung von der Sollbahn stark defokussiert und am Strahlrohr abgestreift. Tabelle 3-3: HF-Parameter des Quellenresonators und des Buncherresonators Frequenz Shuntimpedanz unbel. Güte (SUPERFISH) unbel. Güte (gemessen) Leistungsbedarf Durchmesser Spaltweite Strahlrohrweite Quellenresonator 1300 MHz 1.3 MΩ 11160 7220 ± 210 80W 122 mm 3.0 mm 4.0 mm Buncher 1300 MHz 2.3 MΩ 11700 9960 ± 82 80W 110 mm 4.0 mm 6.0 mm Die Kathode sebst ist innerhalb des Wehneltzyliders angeordnet (Bild 3-18). Dabei ist sie von ihrer Umgebung isoliert und kann auf ein separates Gleichspannungspotential zwischen 0V und 500V gelegt werden. Diese Potential erzeugt einen negativen Gradienten gegenüber dem Wehneltzylinder und bewirkt somit eine Strahlfokussierung. Daher sind für die Strahldynamik zwei unterschiedliche Felder an der Kathode zu berücksichtigen. Erstens das DC-Feld zwischen der Kathode und dem Wehneltzylinder und zweitens das HF-Feld des Resonators. An der Kathodenspitze mit einem Durchmesser von nur 100µm kommt es dabei zu lokalen Feldüberhöhungen. In Bild 3-21 ist das HF-Feld an der Kathode dargestellt. Bild 3-19: Austrittsphase Φout der Elektronen aus der HF-Quelle in Abhängigkeit von der Startphase Φin DesignReport3.doc 3 - 17 28.10.98 Kap. 3: Injektor Bild 3-20: Elektrisches HF-Feld, TM010 - Mode im HFQuellenresonator Bild 3-21: Elektrisches HF-Feld, TM010 - Mode an der Kathode Es zeigt sich, daß bei positiven Gradienten das HF-Feld am Rand des Wehneltzylinders ebenso wie das DC-Feld eine fokussierende Ausrichtung hat. Um dies zu erreichen, wurde die Kathodenspitze um 0.5mm hinter die Öffnung des Wehneltzylinders zurückgezogen, da sonst der defokussierende Einfluss der radial nach außen gerichteten Feldvektoren an der Kathode überwogen hätte. Die Überlagerung des DC- und HF-Feldes hat auch Auswirkungen auf die longitudinale Strahldynamik. So ist bei einem kleinem Phasenwinkel der Hochfrequenz die Richtung der addierten Feldkomponenten an der Kathode negativ, da das in Sperrrichtung liegende DC-Feld größer ist als das momentane HF-Feld. Dieser Einfluß läßt sich in Bild 3-19 erkennen. Zwischen 00 und ca. 150 treten keine Elektronen aus dem Resonator aus, da sie nicht an der Kathode extrahiert werden können. Dieser Effekt bewirkt eine signifikante Reduzierung der longitudinalen Emittanz. Experimentell konnte dies allerdings nicht verifiziert werden. Insbesondere war der Einfluss der DCSpannung geringer als erwartet. So hätte man bei Spannungen von ca. 300V eine totale Unterdrückung der Elektronenemission erwartet. Dies konnte bei Spannungen bis zu 500V nicht beobachtet werden. Eine mögliche Erklärung ist neben der Dejustierung der Kathodenspitze durch thermische Ausdehnung beim Aufheizen, daß der feldüberhöhende Einfluss der Kathodenkanten ausserhalb des Auflösungsvermögens des verwendeten Feldberechnungsprogramms lag. 3.2.3.2. Elektronenrückstreuung im HF-Quellenresonator Ein weiterer untersuchter Effekt ist die Aufheizung der Kathode durch rückbeschleunigte Elektronen. In Bild 3-22 ist die Strahlleistung sowohl der vorwärts- als auch der rückwärtsbeschleunigten Elektronen in Abhängikeit vom Gradienten an der Kathode dargestellt. Bei der Simulation wurde die Richardson-Dushmann Gleichung unter BeDesignReport3.doc 3 - 18 28.10.98 Kap. 3: Injektor rücksichtigung des Schottky Effekts zugrunde gelegt. Für die Stromdichte J an der Kathode in Abhängigkeit von der Temperatur T und der Extraktionsfeldstärke E gilt: 2 J = A0T exp( eE 4πε 0 k 2T 2 - e Φ k T ) (3.2.2) Die materialabhängige Mengenkonstante A0 und die Austrittsarbeit Φ wurden für LaB6 mit A0=30A/(cm2K2) und Φ=2.7eV angesetzt [3]. Der effektive Kathodenradius wurde mit 150µm und die Kathodentemperatur mit 1800 K angenommen. Die Berechnung der Strahlparameter erfolgte mit dem Programm track, welches erlaubt, die einzelnen Feldstärken (HF und DC) in kleinen Schrittweiten über einen weiten Bereich zu variieren. Die Rechnungen zeigen, daß bei einer Kathodenfeldstärke von 3MV/m, die einer integralen Beschleunigungsspannung von 10kV entspricht, die Strahlleistung der rückbeschleunigten Elektronen 0.2W beträgt. Der mittlere Strahlstrom beträgt bei diesen Parametern 208µA. Der Einfluß der rückbeschleunigten Elektronen auf den Emissionsstrom ist schwierig zu berücksichtigen. Die thermischen Auswirkungen lassen sich anhand der vom Hersteller [4] angegebenen Heizkurve der Kathode abschätzen. Danach ist die elektrische Heizleistung bei T=1800K gleich 5W mit einer lokalen Steigung von 100K/W. Folglich sollte die Temperaturerhöhung durch den Elektronenstrom < 50 K betragen. Eine Schwierigkeit besteht allerdings darin, daß die Erhitzung durch die rückgestreuten Elektronen den Emissionsstrom wieder erhöht und somit eine verstärkende Rückkopplung verursacht. Abgeschwächt wird dieser Effekt durch die Wärmeleitung über die Kathodenhalterung und die Wärmestrahlung der Kathode, die sich proportional zu T4 verhält. Bild 3-22: Strahlleistung der vor- und rückbeschleunigten Elektronen im HF-Quellenresonator DesignReport3.doc 3 - 19 28.10.98 Kap. 3: Injektor Analytisch läßt sich dieser Sachverhalt durch die Wärmebillanzgleichung der Kathode beschreiben. dQ = cw dT = (R IHZ2 - f(T) ) dt (3.2.3) eE eΦ − mit f(T) = K(T-T0) + S(T - T0 ) - D T exp 2 2 kT 4πε 0 k T 4 4 2 dQ ist die in der Zeiteinheit dt der Kathode zugeführte Wärmemenge, die bei der Wärmekapazität cw zu einer Temperaturerhöhung dT führt. Die Konstanten K und S charakterisiern die Wärmeleitung bzw. die Wärmestrahlung. Die Größe D kennzeichnet den Wärmetransfer durch die rückgestreuten Elektronen, wobei angenommen wird, daß deren Anzahl proportional zur Zahl der emittierten Elektronen ist. Der Term RIHZ2 berücksichtigt die Wärmezufuhr durch den Heizstrom IHZ. Im thermischen Gleichgewicht gilt dQ = dT = 0 und da alle Konstanten in Gl. (3.2.3) positiv sind, läßt sich deren graphische Lösung wie folgt darstellen: Bild 3-23: Graphische Darstellung der Wärmebillanz der Kathode Man erkennt, daß für ein bestimmtes Intervall des Heizstroms IZ drei verschiedene Temperaturen der Kathode möglich sind, und daß es ein instabiles Gebiet gibt, wo mit steigendem Heizstrom die Temperatur sinkt. Die genaue Bestimmung der Konstanten wurde bisher aus zeitlichen Gründen nicht durchgeführt. Die experimentellen Ergebnisse zeigen, daß sich bei Strahlströmen bis 50µA keine nennenswerte Verstärkung des Emissionsstroms durch die rückbeschleunigten Elektronen zeigte. Bei Strömen bis ca. 100µA stabilisierte sich der Strom durch die erhöhte Wärmestrahlung. Bei höheren Strömen kommt es zu einem selbstverstärkenden, monotonen Anstieg des Strahlstroms, der schließlich zum Auslösen des Sicherheitssystems am Beschleunigerstand führt. Dabei wird dann der Kathodenheizstrom und die Beschleunigerspannung auf Null gefahren, um Schäden an der Apparatur, insbesondere der Kathode, zu vermeiden. Bei dieser Instabilität befidet sich der Heizstrom offensichtlich in dem oben erwähnten Gebiet, wo mehrere Lösungen der Gl. (3.2.3) mit dQ=dT=0 existieren. Um den Strahlstrom auch über 100µA fahren zu können, wurde ein Regelsystem installiert, das den Strahlstrom durch Variation der Kathodenstrahlheizung konstant DesignReport3.doc 3 - 20 28.10.98 Kap. 3: Injektor hält. Hierbei wurde der Strahlstrom über den Spannungsabfall am Netzteil der Immersionslinse gemessen. Da das System computergesteuert ist, wurde eine Softwarelösung implementiert. Ein Nachteil dieser Lösung ist die sich aus der geringen Datentransferrate der verwendeten SIMATIC Prozesssteurung [5] ergebende hohe Zeitkonstante der Regelung im Bereich von mehreren 100 ms. Hierdurch ließen sich Ströme bis ca. 160µA stabilisieren. Eine daraufhin eingesetzte schnellere, analoge Strombegrenzung ließ eine Stabilisierung bis 400µA zu. Es ist zu vermuten, daß eine aufwendigere analoge Lösung, wie z.B. ein PID-Regler, eine Stabilisierung des Stahlstroms auf einem noch höherem Niveau zuläßt. Bild 3-24: Long. Phasenraum hinter HFElektronenquelle (80% aller Teilchen) Bild 3-25: Long. Phasenraum hinter dem Buncher (80% aller Teilchen) 3.2.3.3. Immersionslinse und Buncher Der den HF-Quellenresonator verlassende Elektronenstrahl weist eine große Phasenbreite von über 1000 und eine starke Divergenz auf. Daher muß der Bunch, um Strahlverluste zu vermeiden, möglichst dicht hinter der HF-Elektronenquelle transversal fokussiert werden. Dazu befindet sich direkt hinter der HF-Quelle eine Immersionslinse. Der daran anschließende Buncher bewirkt eine lineare Fokussierung im longitudinalen Phasenraum. Hierbei wird die Krümmung, die der Bunch im longitudinalen Phasenraum am Ausgang der HF-Quelle hat, vermindert (Bild 3-24). Zusätzlich erhält der Bunch im Phasenraumdiagramm eine positive Neigung (Bild 3-25). Dies bedeutet, daß die vorderen Teilchen im Bunch einen geringeren Impuls als die hinteren haben. Daher bewegen sich die Elektronen in ihrer z-Koordinate während der nachfolgenden Driftstrecke aufeinander zu. Die maximale Komprimierung der Bunchlänge hängt von der Linearität der Korrelation zwischen Teilchenimpuls und zPosition ab. Aufgrund seiner großen Phasenlänge erfährt der Elektronenbunch durch die sinusförmige Oszillation des HF-Feldes eine starke Krümmung im longitudinalen Phasenraum, nachdem er den HF-Quellenresonator verlassen hat (Bild 3-24). Diese Nichtlinearität kann durch den Buncher teilweise kompensiert werden. Da die Güte dieser Kompensation von der Amplitude, Phase und Beschleunigerspaltweite des Bunchers und der Eingangsenergie des Bunches abhängt, wurden diese Parameter mit dem unter 3.2.2. beschriebenen Verfahren numerisch optimiert. Die eindimensionalen Rechnungen, die später durch dreidimensionale PARMELA-Rechnungen verifiziert wurden, zeigen, daß eine Komprimierung der Bunchlänge auf 50 rmsBreite möglich ist. Bild 3-26 zeigt ein deutliches Minimum der longitudinalen Emittanz bei 3230 Phasendifferenz zwischen Buncher und HF-Quellenresonator. Ebenso ist DesignReport3.doc 3 - 21 28.10.98 Kap. 3: Injektor der große Einfluß des Bunchschwanzes auf die lomgitudinale Emittanz zu erkennen. Die Prozentzahlen im Diagramm stehen für den relativen Anteil der zur Emittanzberechnung berücksichtigten Teilchen. Hierbei sind die Teilchen nach ihrem Abstand vom Schwerpunkt des Bunches geordnet. Es zeigt sich, daß sich die 80%- und die 100% - Emittanz um bis zu zwei Größenordnungen unterscheiden. Da der Bunch den HF-Quellenresonator mit einer mittleren Energie von nur 10 keV verläßt, ist eine Erhöhung der Teilchenenergie vor dem Eintritt in den Buncher notwendig. Diese erfolgt ebenfalls durch die Immersionslinse. Die eindimensionalen Optimierungsrechnungen ergeben, daß mit der Verringerung der mittleren Teilchenenergie eine kleinere Beschleunigungsspaltweite des Bunchers notwendig wird, um eine optimale Strahlkompression zu ermöglichen. Bild 3-26: Longitudinale Emittanz hinter dem Buncher in Abhängigkeit von der Phase Bild 3-27: Elektrische HF-Feldverteilung TM010-Mode im Buncher DesignReport3.doc Bild 3-28: Äquipotentiallinien in der Immersionslinse 3 - 22 28.10.98 Kap. 3: Injektor Daher wurden die Randbedingungen für die Beschleunigungsspannung der Immersionslinse und die Spaltweite des Bunchers durch die technisch realisierbaren Werte bestimmt. Hierbei wurde eine Spaltweite des Bunchers von 4mm gewählt und die Beschleunigungsspannung der Immersionslinse auf maximal 55kV festgesetzt. Die Beschleunigungsstrecke der Immersionslinse beträgt 8mm. Die maximale Oberflächenfeldstärke liegt bei ca. 7MV/m und ist bei einer entsprechenden Politur der Oberfläche als unkritisch anzusehen. Neben dem Energiegewinn liefert diese Linse die notwendige transversale Fokussierung, um den Strahl ohne Verluste durch die Strahlrohröffnung des Bunchers zu führen. Die bildseitige Brennweite dieser Linse beträgt 20,8mm und die gegenstandsseitige Brennweite ist 48,8mm. Die Formgebung der Linse erfolgte unter dem Gesichtspunkt, Fehler durch sphärische Aberrationenen zu minimieren. Als weitere Linse ist hinter dem Buncher ein gekapselter Solenoid angebracht, um eine weitere transversale Fokussiermöglichkeit vor dem elektrostatischen Beschleunigungsrohr zu haben. 3.2.3.4. Systemaufbau Obwohl schon in die eindimensionalen Optimierungsrechnungen technische Parameter wie Leistungsbedarf und Feldüberschlagslimit als Randbedingungen eingegangen sind, sind bei der Konstruktion der Glühkathoden HF-Elektronenquelle weitere Restriktionen zu berücksichtigen. Hierbei gehen eine Vielzahl unterschiedlicher Einflüsse aus den Bereichen Mechanik, Vakuum- und HF-Technik und der Hochspannungstechnik ein. Bild 3-29 zeigt die konstruktiven Details der Einheit HF-Elektronenquelle und Buncher. Einen dominierenden Einfluss auf die Auslegung dieser beiden Resonatoren hat die elektrostatische Beschleunigungsstrecke. Der daraus resultierende Betrieb auf Hochspannungspotential begrenzt, wie schon diskutiert, die zur Verfügung stehende Hochfrequenzleistung. Darüber hinaus sind aber noch weitere Größen wie Platzbedarf, Kühlleistung und Vakuumpumpleistung davon betroffen. 3.2.3.4.1. Mechanik und Vakuum Die höchsten Vakuumanforderungen entstehen durch einen langzeitstabilen Betrieb der LaB6 Kathode. Dazu muß auf der Hochspannungsplattform ein Druck ≤ 10-8 mbar erreicht werden. Hierbei ist der Partialdruck der oxydierenden Restgaskomponenten (O, H2O,CO,CO2 usw.), die mit der Kathode reagieren, für die Lebensdauer entscheidend. Für den zuvor genannten Enddruck ist mit einer maximalen Lebensdauer von 5000 Stunden bei einer Betriebstemperatur von 1800K zu rechnen. Da das Anbringen einer aktiven Vakuumpumpe auf der Hochspannungsplattform aus Platzgründen ausscheidet, erfolgt die Evakuierung durch das elektrostatische Beschleunigungsrohr. Dazu ist hinter dem Beschleunigungsrohr auf Erdpotential eine Ionenzerstäuberpumpe mit einer Pumpleistung von 240l/s installiert. Das Vorvakuum wird mittels eines verfahrbaren Pumpstandes erzeugt, welcher mit einer ölfreien Turbomolekularund Membranpumpe arbeitet. Wie bereits erwähnt, sind der HF-Quellenresonator und der Buncher-Resonator auf hohe Shuntimpedanz optimiert. Daraus ergeben sich sehr geringe Strahlrohrdurchmesser im Bereich weniger Millimeter (s. Tabelle 3-3). Die Pumpleistung durch ein Rohr mit dem Durchmesser d und der Länge l ist bei der in diesem Druckbereich anDesignReport3.doc 3 - 23 28.10.98 Kap. 3: Injektor zunehmenden Molekularströmung proportional d3/l. Da der Durchmesser des Beschleunigerrohres ca. 10cm beträgt, bedeutet dies eine Reduktion der Pumpleistung am Strahlrohr der Resonatoren um mehr als drei Zehnerpotenzen. Bild 3-29: Aufbau der Glühkathoden HF-Elektronenquelle Folglich konnte der konventionelle Weg, das Resonatorvolumen ausschließlich durch das Strahlrohr zu pumpen, nicht beschritten werden. Die Resonatoren sind daher in einem sie umgebenden Vakuumgefäß montiert, daß eine Verlängerung des Querschnitts des Beschleunigungsrohres darstellt. Um die Pumpleistung zu erhöhen, wurden in die einzelnen Resonatoren Schlitze eingefügt, die den gesamten Pumpquerschnitt im Resonatorinnenraum auf 4-5cm2 erhöhen. Der resultierende Leitwert zwischen Kathode und Pumpe beträgt grob abgeschätzt 5-10l/s. Störungen des Resonatorfeldes wurden durch die Ausrichtung der Schlitze parallel zum magnetischen HF-Feld vermieden. Eine Verschlechterung der Resonatorgüte durch parasitäre Ankopplung ist nicht zu erwarten, da die Tiefe der Schlitze ein mehrfaches de Eindringtiefe des Grundmodes beträgt. Das umgebende Vakuumgefäß wirft allerdings Probleme bei der Kühlung der Resonatoren auf. Die anfallende Wärmelast von HF-Quelle und Buncher beträgt zusammen zwar nur etwa 150W, sie kann aber nur durch Konvektion am Außengefäß zur Umgebungsluft abgeführt werden. Die Wärmeleitung zwischen Resonator und Außengefäß wird dadurch erschwert, daß diese nur an vier Aufhängungspunkten miteinander in Kontakt sind (Kontaktfläche 11,2cm2). Überdies ist der Werkstoff des Außenbehälters Edelstahl, der mit einer Wärmeleitfähigkeit von ca. 1W/cmK ein vierzig mal schlechterer Wärmeleiter als Kupfer ist. Daraus resultiert, daß die Resonatoren trotz der niedrigen HF-Leistung eine Betriebstemperatur von 1200 C erreichen. Der DesignReport3.doc 3 - 24 28.10.98 Kap. 3: Injektor Einfluß der Temperaturerhöhung auf das Vakuum durch verstärkte Ausgasung ist zwar minimal, aber die Wärmeausdehnung der Resonatoren verursacht eine Frequenzdrift der Resonatoren. In Bild 3-30 ist der Frequenzdrift des Buncherresonators in Abhängigkeit von der Betriebszeit nach Einschalten der HF-Leistung dargestellt. Die gesamte Frequenzerniedrigung beträgt ca. 1,4MHz, wobei hier die vorlaufende HF-Leistung 50W betrug. Auffallend an der Kurve ist, daß ihre Steigung |df/dt| nicht mit zunehmeder Betriebszeit monoton kleiner wird, wie man bei einer Verlangsamung des Temperaturausgleichs aufgrund der sich anpassenden Temperaturdifferenz erwarten würde. Vielmehr nimmt die Steigung zu, um dann in einen sehr flachen Verlauf zu münden. Dies läßt sich durch den Aufbau mechanischer Spannungen am Resonator erklären, die sich diskontinuierlich entlasten. Bild 3-30: Frequenzverschiebung des Buncher Resonators nach dem Einschalten der HF-Leistung (PHF = 50W) Wie im folgenden noch besprochen wird, ist die Frequenzdrift größer als der Tuningbereich des Bunchers. Somit muß der Resonator unter Berücksichtigung der Frequenzdrift vorgestimmt werden, um nach Einschalten der HF-Leistung über einen Zeitraum von ca. 2 Stunden auf seine Endfrequenz zu kommen. Dies kann natürlich nur eine vorläufige Lösung sein, da die Vorabstimmung des Resonators durch unkalkulierbare mechanische Spannungen sehr fehlerträchtig ist. Eine Erweiterung des Tuningbereiches scheint die beste Lösung zu sein. Eine Temperaturstabilisierung durch aktive Kühlung wurde diskutiert, ist aber aufgrund des hohen Aufwandes (Durchführung der Kühlmedien, Platzmangel etc.) nicht weiter verfolgt worden. 3.2.3.4.2. Resonatoren und HF–Technik Als Resonatormarterial wurde für die HF-Quelle und den Buncher-Resonator sauerstoffarmes (OFHC) Kupfer verwendet. Diese Material wurde vor allem aus vakuumtechnischen Gründen gewählt, da hierdurch die Ausgasung von oxidierenden Restgasen von vornherein minimiert wird. Der negative Einfluß dieser Gase auf die Kathodenlebensdauer wurde schon zuvor diskutiert. Die Fertigung der Resonatorzellen erfolgte durch Drehen aus dem Vollmaterial. Um die erforderliche Oberflächenrauhigkeit zu erreichen, wurden Diamantwerkzeuge verwendet. Die maximale Rauhigkeit wird durch die Skintiefe des HF-Feldes bestimmt und beträgt für Kupfer bei einer Frequenz von 1,3GHz ca. 1,8µm. DesignReport3.doc 3 - 25 28.10.98 Kap. 3: Injektor Da die Verbindungsstellen der Resonatorhalbzellen einen guten elektrischen Kontakt aber keine Vakuumdichtigkeit gewährleisten müssen, wurden diese als Presspassungen ausgelegt. Die Fügestelle einer Resonatorhalbzelle ist dabei als Schneidkante geformt, um die Kontakpunkte zwischen beiden Halbzellen bei der Zusammenfügung nahe der Innenseite zu plazieren. Gegeüber der bei Kupferresonatoren gebräuchlichen Lötung im Vakuumofen hat diese Verbindungstechnik den Vorteil, keinen Glühvorgang zu benötigen. Dieser bedeutet stets eine beträchtliche Reduzierung des Elastizitätsmoduls des Materials. Da aufgrund der mechanischen Konstruktion des Tuners der Buncher-Resonator eine elastische Rückstellkraft gegenüber dem Tuner aufbringen muß, verringert ein Glühvorgang den maximalen Tuningbereich. Die Verbindungstechnik selbst erwies sich als zuverlässig. Es konnte keine signifikante Reduktion in der Resonatorgüte beobachtet werden, die sich auf diese Nahtstelle zurückführen ließe. Das Frequenztuning des HF-Quellenresonators erfolgt durch Verschiebung des Wehneltzylinders innerhalb des Resonators. Die Verstellung erfolgt zweistufig. Erstens durch eine grobe manuelle Voreinstellung mittels einer Mikrometerschraube mit einem Stellweg von 3mm und zweitens durch eine automatisierte Feineinstellung mittels eines Piezostellglieds mit 100µm Verstellweg. Wie Bild 3-31 zeigt, läßt sich somit der Resonator manuell in einem Frequenzbereich von mehr als 200MHz verstimmen. Bei der Sollfrequenz von 1,3GHz beträgt die lokale Steigung df/dz = 52MHz/mm. Somit kann der Resonator durch das Piezostellglied um 5,2MHz in seiner Resonanzfrequenz verstellt werden. Bild 3-31: Tuningkurve des HF- Quellenresonators Die Verwendung des Wehneltzylinders als Tuner mit seinem großen Anteil an der Resonatoroberfläche und dem damit verbundenen großen Tuningbereich erklärt sich aus dem ursprünglichen Entwicklungskonzept des HF-Quellenresonators. Dieses sah eine Gleichspannungsbeschleunigungsstrecke bis zu 5kV zwischen Wehneltzylinder und der gegenüberliegenden Resonatorwand vor, um so die Elektronenenergie neben der HF-Beschleunigung zusätzlich zu modifizieren. Allerdings ist dieses Konzept schwierig zu realisieren, da es eine im HF-Bereich leitende Verbindung zwischen dem Wehneltzylinder und dem restlichen Resonator mit gleichzeitiger Gleichspannungsisolation erfordert. Lösungen, die eine Choke-Flansch-Verbindung zwischen beiden Resonatorteilen vorsah, wurden untersucht. Der Vorteil für die longitudinalen DesignReport3.doc 3 - 26 28.10.98 Kap. 3: Injektor Strahlparameter konnte allerdings nicht die konstruktiven Schwierigkeiten aufwiegen, so daß diese Lösung verworfen wurde. Die schon zu weiten Teilen fertige Konstruktion des Resonators wurde so modifiziert, daß der Wehneltzylinder mit dem übrigen Resonator durch Federkontakte aus Kupfer-Beryllium elektrisch leitend verbunden wurde. Die Federkontaktierung erwies sich in der Praxis allerdings als unvorteilhaft. So konnte im HF-Quellenresonator eine unbelastete Güte von Qo=7220 erreicht werden, was etwa 65% des berechneten Wertes entspricht (s. Tabelle 3-3). Zudem ist diese Güte nicht stabil und hat sich nach längerer Betriebszeit auf einen Wert von Q0= 5700 reduziert. Eine Demontage des Resonators zeigte, daß sich die Kontaktfedern verbiegen und Schleifspuren auf dem Wehneltzylinder hinterlassen. In einem Fall waren die Kontaktfedern nach längerem Betrieb sogar mit dem Wehneltzylinder verlötet. Dies deutet auf einen hohen lokalen Widerstand an den Kontaktstellen hin. Die dadurch entstehenden thermischen Verluste erklären auch die gemessene Gütereduktion. Der Buncher-Resonator hingegen erreicht eine Güte von Q0=9960, was 85% des Designwertes entspricht. Das Tuning des Bunchers erfolgt durch eine axiale Verformung des Resonators. Der Vorteil besteht darin, daß keine elektrischen Kontaktsiellen im feldbelasteten Bereich des Resonators notwendig sind. Somit entfallen Schleifkontakte oder Choke-FlanschVerbindungen. Durch das Tunen wird primär die Spaltweite des Bunchers variiert. Bild 3-32: Externe Güte der Schleifenkopplung in Abhängigkeit vom Anstellwinkel Φ; Funktion: a/cos2(Φ). Da hier die Feldkonzentration im Resonator maximal ist, ist die relative Frequenzänderung bei Änderung des Abstandes der „Bunchernasen“ sehr groß (Slater-Theorem [6]). Die SUPERFISH-Rechnungen zeigen eine relative Frequenzänderung von 108MHz/mm bei axialer Verformung. Die komprimierende Kraft wird außerhalb des Vakuums durch einen Kniehebel auf den Buncher übertragen. Dabei bleibt die Verformung des Resonators im Elastizitätsbereich, so daß die Rückstellkraft vom Resonator selbst aufgebracht wird. Der maximale Tuningbereich des Resonators beträgt 250kHz und liegt somit weit unter der thermischen Frequenzdrift bei Warmfahren des Resonators. Daher ist ein Vortuning des Bunchers erforderlich. Zudem zeigt der Frequenzverlauf beim Tunen DesignReport3.doc 3 - 27 28.10.98 Kap. 3: Injektor starke Hystereseeffekte. Zur Vergrößerung des Tuningbereiches ist geplant, den Resonator bis in den plastischen Bereich zu deformieren. Dazu muß das System sowohl Druck als auch Zugkräfte auf den Buncher ausüben können. Gleichzeitig soll das ganze System so vorgespannt werden, daß die durch das mechanische Spiel bedingte Hysterese vermieden wird. Das gleiche Tuningprinzip ist auch für den HFQuellenresonator vorgesehen. Dazu soll ein neuer Resonator gefertigt werden, bei dem der Wehneltzylinder in die Resonatorrückwand integriert ist. Durch eine Verjüngung der Resonatorrückwand wird analog zum Buncher eine elastische Deformation des Resonators möglich. Ziel dieser Modifikation ist es, ähnlich hohe Güten wie beim Buncher zu erreichen. HF-Quellenresonator und Buncher sind als zweifach gekoppelte Resonatoren ausgelegt. Hierbei ist der Hauptkoppler auf kritische Ankopplung (Qext = Q0/2) ausgelegt, um einen maximalen Leistungstransfer in den Resonator zu gewährleisten. Der zweite Koppler mit sehr viel schwächerer Ankopplung (Qext ≅ 105 ) dient zur Aufnahme eines Referenzsignals, mit dem Frequenz, Amplitude und Phase stabilisiert werden können. Zudem erhöht sich durch eine zweifache Kopplung die Genauigkeit bei der Messung der HF-Parameter. Die geringe übertragene HF-Leistung erlaubt es, auf eine aktive Kühlung der Koppelelemente zu verzichten. Bei den Versuchen wurden als möglichen Kopplerarten sowohl eine kapazitive Ankopplung an das Resonatorfeld über eine Stabantenne, als auch eine induktive Ankopplung über eine Koppelschleife verwendet. Bild 3-33: Blockschaltbild der HF-Versorgung DesignReport3.doc 3 - 28 28.10.98 Kap. 3: Injektor Beide Arten der Ankopplung verhielten sich im Dauerbetrieb stabil. Als Nachteil der kapazitiven Ankopplung sind die hohen Feldstärken an den Antennenspitzen anzusehen. Diese können durch Feldemission zur Zündung einer Bogenentladung führen. In einem Fall führte dies während des Versuchsbetriebes zum Abbrennen der Antenne. Zudem ist bei Schleifenantennen ein einfaches Anpassen der externen Güte durch Verdrehen der Öffnungsfläche der Schleife zum Resonatorfeld möglich. Bild 3-32 zeigt den weiten Variationsbereich der externen Güte. Der Fit liefert die erwartete funktionale Abhängigkeit a/cos2(Φ). In den Parameter a geht die Induktivität der Koppelschleife und der magnetische Fluß des HF-Feldes durch die Öffnungsfläche ein. Allerdings liegen die experimentellen und theoretischen Werte von a um eine Größenordnung auseinander. Dies kann man durch Impedanzsprünge im direkten Zuleitungsbereich der Antenne erklären. Bild 3-33 zeigt das Blockschaldbild der HF-Versorgung. Wie schon erwähnt, werden beide Resonatoren durch je einen HF-Verstärker gespeist. Diese Verstärker bestehen jeweils aus acht parallel geschalteten Halbleiterverstärkermodulen und liefern eine Ausgangsleistung von je 100 W. Das Eingangssignal der Verstärker wird von einem Masteroszillator über ein phasenstabiles Glasphaserkabel auf die Hochspannungsplattform geleitet. Die Phasenlage zwischen HF-Quellenresonator und Buncher kann dann durch einen spannungskontrollierten Phasenschieber im Bereich zwischen 00 und 3600 variiert werden. Das Bild 3-33 zeigt auch die Anbindung des im Kapitel 12.1. behandelten Kicker-Resonators für die Bunchlängenmessung. 3.3. Diagnostik Die Strahldiagnostik dient der Messung, Einstellung und Optimierung der Strahllage und der Strahlqualität. Dabei ist zwischen der Grundjustage des Strahles und der Justage bzw. Optimierung während des laufenden Betriebes zu unterscheiden. Eine detaillierte Darstellung der Meßeinrichtungen ist im Kapitel 6.2. „Strahldiagnose“ nachzulesen. Zur Grundjustage des Strahles sind zwei Leuchttargets vorgesehen. Damit kann die Strahllage eingestellt und das Strahlprofil bestimmt werden. Der Strahlstrom wird an zwei Stellen mittels einstellbarer, isolierter Blenden gemessen, die in ihrer Endlage als Faraday-Cups fungieren. Diese Blenden können im laufenden Betrieb dann zur Begrenzung des Strahlquerschnittes (zur Ausblendung des Strahlhofes) verwendet werden. Die Messung des Blendenstromes gibt zudem Aufschluß über eine etwaige Verschiebung der Strahllage. Die Messung der Emittanz erfolgt mittels Leuchttarget im Zusammenspiel mit einer Magnetlinse, deren Brennweite über den Linsenstrom verändert wird. Als Leuchttarget wird eines der Targets verwendet, das auch zur Messung der Strahllage bzw. des Strahlprofiles benutzt wird. DesignReport3.doc 3 - 29 28.10.98 Kap. 3: Injektor 3.4. Literatur [1] D. Janssen, P. vom Stein: "A low emittance cw-electron injector for the ELBE accelerator", NIM A380 (1996) 497 [2] J. H. Billen, L. M. Young: "POISSON/SUPERFISH on PC compatibles", Proc. PAC 1993, Vol.2 (1993) 790 [3] J. Eichmeier: "Moderne Vakuumtechnik", Springer Verlag Berlin, 1981 [4] Inc. Kimball Physics. ES - 432E, Extendet Life LaB6 Cathode, User information, Wilton NH,1991 [5] Siemens AG, Siemens Industrieelle Kommunikationsnetze, Katalog IK10, 1994 [6] H. G. Unger: "Elektromagnetische Theorie für die HF-Technik“, Hüthig Verlag, Heidelberg 1984 DesignReport3.doc 3 - 30 28.10.98