Aufbau eines neuen Ionengenerators und Durchführung von

Aufbau eines neuen Ionengenerators
und Durchführung von
Strahluntersuchungen
Diplomarbeit
von
Philipp Schneider
Institut für Angewandte Physik
Johann Wolfgang Goethe-Universität
Frankfurt am Main
Januar 2008
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
3
2 Grundlagen des Strahltransportes
5
2.1
Strahlzusammensetzung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.2
Perveanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
2.3
Emittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7
2.3.1
Effektive Emittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8
2.3.2
Randemittanz (Fläche) . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8
2.3.3
rms-Emittanz (Dichteverteilung) . . . . . . . . . . . . .
9
2.4
Brillanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
3 Diagnostik
11
3.1
Bestimmung des Strahlstromes . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
3.2
Bestimmung der Phasenraumdichteverteilung
3.2.1
3.3
Aufbau der Schlitz-Gitter-Emittanzmessanlage . . . . . 15
Impulsspektrometer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
3.3.1
Aufbau des Impulsspektrometers . . . . . . . . . . . . 16
4 Numerische Simulation
4.1
. . . . . . . . . 13
19
IGUN-Rechnungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
4.1.1
Pentoden-Extraktionssystem . . . . . . . . . . . . . . . 20
4.1.2
Pierce-Winkel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
5 Experimenteller Aufbau
27
1
5.1
5.2
Ionenquelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
5.1.1
Plasmakammer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
5.1.2
Pentoden-Extraktions-System . . . . . . . . . . . . . . 29
Gabor-Plasma-Linse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
5.2.1
Aufbau der Gabor-Plasma-Linse . . . . . . . . . . . . . 32
6 Messungen
35
6.1
Strahlstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
6.2
Emittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
6.3
Brillanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
6.4
Impulsspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
7 Zusammenfassung und Ausblick
49
Abbildungsverzeichnis
53
Literaturverzeichnis
55
Danksagung
57
Erklärung
59
2
Kapitel 1
Einleitung
Die Bedeutung von Ionenstrahlen nimmt in der heutigen Zeit stetig zu, so
dass auch die Anforderungen an die Ionenstrahlen immer größer werden.
Heutzutage werden Ionenstrahlen in mehreren Bereichen schon intensiv genutzt. Einige Einsatzbereiche sind die physikalische Grundlagenforschung
(kernphysikalische Untersuchungen), der Einsatz in der Medizin (Strahlentherapie), in der Industrie (Oberflächenveränderung) oder auch die Raumfahrt (Ionenantrieb). Weiterhin gibt es noch viele andere kleinere Nutzungsgebiete, die hier nicht alle aufgezählt werden können.
Jedes Gebiet stellt dabei andere Anforderungen an den Ionenstrahl. Werden
beim Ionenantrieb zum Beispiel sehr hohe Ströme das Maß aller Dinge sein,
wird bei der Strahlentherapie die Zuverlässigkeit und Gleichmäßigkeit des
Ionenstrahls an erster Stelle stehen.
Mit dieser Arbeit soll ein Ionengenerator aufgebaut werden, der Ionen zum
Einschuss und zur Weiterbeschleunigung für einen RFQ zur Verfügung stellt.
Auch sollte ein Ionenstrahl erzeugt werden, an dem Untersuchungen zur optischen Emittanzbestimmung [1] leicht durchgeführt werden können. Aus diesem Grund wurde als Arbeitsgas Helium gewählt, da es ein Edelgas ist und
daher nur sehr schwer mit anderen Gasen Verbindungen eingeht oder reagiert.
3
4
Kapitel 2
Grundlagen des
Strahltransportes
Im Folgenden werden die Parameter erläutert, die zur Beschreibung eines
Ionenstrahls und dessen Transport durch einen Beschleuniger nötig sind.
2.1
Strahlzusammensetzung
Ein Ionenstrahl kann sich aus verschiedenen Teilchen und Molekühlen zusammensetzen. Diese Zusammensetzung ist von verschiedenen Quellenparametern abhängig. In erster Linie entscheidend ist das zu ionisierende Gas, das
sich zusammen setzt aus dem Restgas, welches noch im Vakuumrezipienten
(Ionenquelle) ist und dem eingespeisten Arbeitsgas. In dieser Arbeit wurde
Helium als Arbeitsgas gewählt, da dieses Gas keine Molekühle oder andere
chemische Verbindungen bildet. Dies ist wichtig, da nicht die Eigenschaften
des Arbeitsgases, sondern die der Ionenquelle bezüglich der Emittanzbestimmug entscheidend sind[3, 6].
In Abbildung 2.1 ist eine Strahlzusammensetzung wie sie bei diesen Experimenten vorlag dargestellt. Es ist deutlich zu erkennen, dass der Anteil an He+
überwiegt. Die anderen größeren Peaks sind He2+ , H+ und N+
2 . Die Ionenart
ist demnach nahezu auf das eingespeiste Arbeitsgas beschränkt. Diese Ionen
können sich jetzt noch im Ionisationsgrad unterscheiden. Die unterschiedlichen Ladungszustände des Ions werden durch verschiedene Ionisationsenergie
erzeugt. So hat z.B. He+ eine Ionisationsenergie von ca. 24,5 eV und He2+
eine von ca. 54,4 eV.
5
Abbildung 2.1: Strahlzusammensetzung
In dieser Arbeit beträgt der Strahlanteil von He+ nahezu 90%.
Für die Erzeugung höherer Ionisationsgrade werden spezielle Quellen verwendet, die vorhandene Volumenquelle ist dagegen darauf ausgelegt möglichst
viele einfach ionisierte Ionen zu erzeugen.
Eine ECR-Ionenquelle z.B. erzeugt hochgeladene Ionen, stellt dafür aber auch
mehr Ionisationsenergie durch Mikrowellenheizung des Plasmas bereit und
schließt die Ionen durch eine so genannte Min-B Konfiguration länger ein.
2.2
Perveanz
Die Perveanz ist ein Maß für die Wirkung der Raumladung und gibt die obere Grenze des extrahierbaren Strahlstroms in Abhänigkeit von der Extraktionsgeometrie und des Masse- zu Ladungsverhältnisses der Teilchen an. Für
die Extraktionsgeometrie entscheidend ist das so genannte Aspektverhältniss
S = r/d; Abstand der Extraktionselektroden d und Radius der Exktraktionsöffnung r. Hierfür muss das Plasma allerdings ausreichend dicht sein und
eine große transversale Ausdehnung besitzen.
Aus dem Child-Langmuir-Gesetz [2]
r
4
2q U 3/2
j = ε0
(2.1)
9
mi d2
6
folgt die Stromdichte und unter der Annahme einer zylindersymmetrischen
Extraktion der Strahlstrom
r
4π
2q 2 3/2
I=
ε0
S U
(2.2)
9
mi
Als Perveanz wird der Teil
4π
ε0
P =
9
r
2q 2
S
mi
(2.3)
bezeichnet, so dass man auch schreiben kann
I = P U 3/2
(2.4)
Lawson führte 1958 die generalisierte Perveanz für den nichtrelativistischen
Fall β < 0,1 ein [4].
r
mi I
1
K=
(2.5)
4πε0 2q U 3/2
Wenn man jetzt Formel 2.2 in Formel 2.5 einsetzt folgt daraus als obere
Grenze
S2
K=
(2.6)
9
Man kann zwar den Abstand d verkleinern, bekommt dann allerdings vermehrt Hochspannungüberschläge, sodass es eine untere Grenze für den Abstand in Abhängigkeit von der Extraktionsspannung gibt. Wenn man r vergrößert, muss man darauf achten, dass die theoretische transversale Ausdehnung des Plasmas noch gegeben ist.
In dieser Arbeit wurde ein Aspektverhältnis von 0,5 gewählt, womit sich eine
generalisierte maximale Perveanz von 0,028 ergibt.
2.3
Emittanz
Die Emittanz ist die wichtigste Größe zur Beschreibung der Strahlqualität.
Sie gibt die Größe der Fläche an, die der Ionenstrahl im 2-dimensionalen
Unterraum des 6N-dimensionalen Phasenraums einnimmt.
Meist kann man den 6-dimensionalen Phasenraum auf einen 2-dimensionalen
reduzieren (wenn die 2-dimensionalen Phasenräume von einander entkoppelt
sind), was für die Praxis einige Vorteile hat, da die Strahlionendichteverteilung nicht simultan in allen 6-Dimensionen gemessen werden kann. Es gibt
unterschiedliche Definitionen der Emittanz.
7
2.3.1
Effektive Emittanz
Gemessene Strahlemittanzen lassen sich in den 2-dimensionalen Unterräumen
oft durch Ellipsen annähern. Mit Kenntniss der Ellipsenparameter αε , βε und
γε , siehe Abbildung 2.2, lassen sich erste Transporteigenschaften abschätzen.
Bei der effektiven Emittanz wird die Ellipse so gewählt, dass sie die gemessene
zu beschreibende Emittanzfigur einschließt, Abbildung 2.3.
Abbildung 2.2: Bezeichnungen einer Emittanzellipse, mit den Ellipsenparamtern α β γ
2.3.2
Randemittanz (Fläche)
Die Randemittanzen entsprechen der Projektion der Dichteverteilung des
Ionenstrahls auf die jeweiligen Unterräume F (x, x′ ) bzw. F (y, y ′ ) die noch
mit dem Faktor π −1 korrigiert werden müssen.
εx =
F (x, x′ )
π
εy =
8
F (y, y ′ )
π
(2.7)
Abbildung 2.3: Links dargestellt die effektive Emittanzellipse und rechts die
Randemittanz
Hierbei werden die transversalen Impulse px und py auf den longitudinalen
Impuls pz normiert:
x′ =
px
pz
y′ =
py
pz
(2.8)
Die Randemittanzen sind von der Teilchengeschwindigkeit nicht unabhängig,
weshalb man sie noch mit der auf die Lichgeschwindigkeit normierten Teilchengeschwindigkeit β = v/c und dem relativistischen γ multiplizieren muss.
Nun spricht man von der normierten Randemittanz
εn,x = βγ · εx
εn,y = βγ · εy
(2.9)
Es können auch x%- Randemittanzen definiert werdern, welche den entsprechenden prozentualen Teilchenanteil enthalten. Die 100%-Randemittanz
kann in der Praxis allerdings nicht exakt erreicht werden.
2.3.3
rms-Emittanz (Dichteverteilung)
Meist wird die rms(root-mean-square)-Emittanz verwendet, da durch sie die
Dichteverteilung der Strahlionen im Phasenraum berücksichtigt wird. Die
rms-Emittanz ist definiert über die Momente der Dichteverteilung im Ortsund Impulsraum [5].
q
εrms = hx2 i hx′2 i − hxx′ i2
(2.10)
auch hier ist die normierte Form der Emittanz sinnvoll
εnorm,rms = βγ · εrms
9
(2.11)
2.4
Brillanz
Eine weitere Größe zur Beschreibung der Qualität einer Ionenquelle ist die
Brillanz
I
B= 2
(2.12)
π εxx′ εyy′
oder im zylindersymetrischen Fall
B=
I
π 2 ε2
(2.13)
neben einem großen Strahlstrom wird also eine kleine Emittanz angestrebt.
10
Kapitel 3
Diagnostik
Mit geeigneten Diagnoseverfahren lassen sich die in Kapitel 2 vorgestellten
Strahlparameter bestimmen. Für die Strahldiagnose gibt es zwei grundlegende
Arten.
Eine ist die zerstörende Strahldiagnose, hierbei wird das Meßgerät in den
Strahlweg gefahren und dabei die Eigenschaften bestimmt. Der Ionenstrahl
wird dabei zerstört und steht erst nach Herausfahren des Hindernisses aus
dem Strahlengang wieder zur Verfügung. Die Strahleigenschaften werden dabei nicht gleichzeitig bestimmt, während der Strahl weiterhin für Experimente
zur Verfügung steht.
Die andere Art ist die zerstörungsfreie Strahldiagnose, dabei wird die Beeinflussung des Strahls auf sich außerhalb des Strahlenganges befindende Objekte
gemessen, z.B. das Restgasleuchten des Strahls kann mit einer Kamera aufgenommen werden. Der Strahl steht dabei durchgehend zur weiteren Verfügung
bereit.
Natürlich haben beide Arten der Strahldiagnose ihre Vorteile, z.B. kann die
zerstörende Strahldiagnose auch sehr kleine bzw. schwache Ionenstrahlen
noch sehr gut und genau bestimmen, wohingegen ein sehr intensiver Ionenstrahl das Meßgerät zerstören würde. Der wichtigste Vorteil der zerstörungsfreien Strahldiagnose liegt darin, dass die Eigenschaften des Strahls bestimmt
werden können, während er weiter zur Verfügung steht. Damit lassen sich
Änderungen der Strahleigenschaften instantan durchführen. Außerdem wird
in diesem Fall der Strahl durch die Messung weit weniger beeinflusst.
In dieser Arbeit wird zur Bestimmung des Ionenstrahlstromes eine Faradaytasse verwendet. Für die Bestimmung der Phasenraumdichteverteilung
(Emittanz) wird eine Schlitz-Gitter-Emittanzmessanlage benutzt und ein Impulsspektrometer um die Strahlzusammensetzung und Energie zu bestimmen.
11
3.1
Bestimmung des Strahlstromes
In dieser Arbeit wird der Strahlstrom mit Hilfe einer Faradaytasse, wie sie
in Abbildung 3.1 schematisch dargestellt ist, bestimmt.
Abbildung 3.1: schematische Abbildung der Faradaytasse mit beiden Möglichkeiten der SEU
Hauptbestandteil der Faradaytasse ist eine Kupferplatte die per Druckluft in
den Strahlengang hinein bzw. heraus gefahren werden kann. Wenn der positiv geladene Ionenstrahl nun auf die Kupferplatte trifft, wird er neutralisiert
indem er Elektronen aus der Kupferplatte aufnimmt. Dieser Elektronenfluss
kann nun über ein Messgerät als Strom gemessen werden und ist äquivalent
dem Ionenstrahlstrom. Da der Ionenstrahl beim Auftreffen auf die Kupferplatte Energie besitzt, werden auch noch Elektronen aus der Kupferplatte
herausgesprengt. Da diese sogenannten Sekundär-Elektronen nicht dem Ionenstrahlstrom entsprechen, muss man versuchen diese zu unterdrücken. Für
die Sekundär-Elektronen-Unterdrückung (SEU) gibt es zwei Möglichkeiten,
entweder elektrostatisch oder magnetisch.
Bei der elektrostatischen Sekundär-Elektronen-Unterdrückung wird vor der
Kupferplatte eine isoliert aufgehängte Repeller-Elektrode auf eine negative
12
Spannung von ca. 0,5 kV gebracht. Hierdurch entsteht für die Elektronen
ein Potentialberg, der nicht überwunden werden kann und sie werden in die
Kupferplatte zurück gedrängt.
Bei der magnetischen Sekundär-Elektronen-Unterdrückung werden die Elektronen per Magnetfeld daran gehindert die Kupferplatte zu verlassen.
Abbildung 3.2: Einfluss der Repeller-Elektrode
Wie in der Abbildung 3.2 deutlich zu erkennen ist, wird ohne SekundärElektronen-Unterdrückung ein Ionenstrahlstrom gemessen, der ungefähr doppelt so groß ist wie der Wirkliche.
3.2
Bestimmung der Phasenraumdichteverteilung
Für die Bestimmung der Phasenraumdichteverteilung gibt es verschiedene
Emittanzmessanlagen.
Die Allison-Emittanzmessanlage verwendet eine elektrostatische Winkelselektion, schematische Darstellung in Abbildung 3.3. Hierbei wird durch einen
Schlitz ein Teilstrahl aus dem Ionenstrahl ausgeblendet, der im elektrischen
Feld eines Plattenkondensators transversal abgelenkt wird [12]. Nach einem
13
Abbildung 3.3: Schematische Darstellung der Allison-Emittanzmessanlage
zweiten Schlitz wird der Strom des Teilstrahles in einer Faraday-Tasse als
Funktion des Ablenkwinkels bestimmt. Dadurch kann die 2-dimensionale
Strahlemittanz in der x-x’-Ebene bestimmt werden. Der Nachteil dieser Anlage liegt in der Begrenzung der Plattenkondensatorspannung und damit in
der Beschränkung der Strahlenergie [11].
Eine weiter Möglichkeit ist die Pepper-Pot Messmethode [13], hierbei wird
eine Metallplatte mit vielen gleichmäßig angeordneten Löchern in den Strahl
gefahren. Dadurch werden mehrere Teilstrahlen ausgeblendet, diese werden
in einem bestimmten Abstand ∆ z auf einem geeigneten Szintillator abgebildet. Aus der Aufweitung der Teilstrahlen kann dann die 4-dimensionale
Emittanz ε (x, x’, y, y’) bestimmt werden.
Für diese Arbeit stand eine Schlitz-Gitter-Emittanzmessanlage zur
Verfügung. Mit dieser Messanlage kann die 2-dimensionale Strahlemittanz
in der x-x’-Ebene bestimmt werden. Dafür wird ein Teil des Ionenstrahls
durch einen Schlitz ausgeblendet und trifft nach einem bekannten Abstand
auf ein Gitter. Dabei werden sowohl der Schlitz als auch das Gitter in festen
Messschritten durch den Strahl gefahren. Der ausgeblendete Ionenstrahl erzeugt nun bei jedem Messschritt auf den Drähten des Gitters einen Strom,
der für jeden Draht separat aufgenommen wird. Somit lässt sich der Ort x
des Ionenstrahls und mit der Formel
14
x′ = arctan
∆x
l
(3.1)
die transversalen Impulse x’ bestimmen; l ist hier der Abstand vom Schlitz
zum Gitter.
3.2.1
Aufbau der Schlitz-Gitter-Emittanzmessanlage
Der prinzipielle Aufbau der Schlitz-Gitter-Emittanzmessanlage ist in Abbildung 3.4 links und der praktische rechts zu sehen. Der Schlitz ∆x ist hierbei
0,1 mm breit. Der Abstand l zwischen dem Schlitz und dem Gitter beträgt
246 mm, kann aber durch verschiedene Zwischentanks variiert werden. Das
Gitter besteht aus 60 Drähten die eine Dicke b von 0,1 mm haben und
im Abstand a von 1 mm angeordnet sind. Sowohl der Schlitz als auch das
Gitter, können über einen Motor in Abständen von 0,125 mm nach oben
bzw. nach unten gefahren werden, was zu einer maximalen Genauigkeit
von 0,125 mm für den Ort und 0,67 mrad für den transversalen Impuls
führt. Der Strahl kann bei dieser Konfiguration bis zu einem Radius von
xmax = 150 mm und einem transversalen Impuls bis x′max = 131 mrad
vermessen werden. Die Steuerung wird hierbei komplett über einen Rechner
getätigt [6].
Abbildung 3.4: links die schematische Darstellung der Emittanzmessanlage
und rechts ein Foto des Schlitzes (vorne) und des Gitters (hinten)
15
3.3
Impulsspektrometer
Um eine genaue Information über die Strahlzusammensetzung zu bekommen
wird der Ionenstrahl bei bekannter Energie durch einem Dipolmagneten gelenkt. Dieser Magnet lenkt die Teilchen je nach Ladungs-Masseverhältniss
auf unterschiedliche Bahnradien. Ursache dafür ist die Lorentzkraft
~ = q (~p × B)
~
F~ = q(~v × B)
m
(3.2)
Da sich jetzt alle Teilchen mit unterschiedlichen Ladungs-zu-Masseverhältnissen auf verschiedenen Bahnradien bewegen, kann durch zwei Lochblenden, eine beim Eintritt in den Dipol und eine vor dem Detektor, genau
ein Ladungs-zu-Masseverhältniss den Magneten passieren und am Ende registriert werden. Nun wird das Magnetfeld des Dipolmagneten schrittweise
variiert und dabei der Strom in der Faradaytasse aufgezeichnet.
3.3.1
Aufbau des Impulsspektrometers
Abbildung 3.5: Foto des verwendeten Impulsspektrometers
Der Seperationsmagnet besteht aus einem Dipolmagneten der horizontal angeordnet ist. Am Anfang und am Ende des Magneten befindet sich je eine
Lochblende. Die Sollbahn des Magneten hat einen Radius von 250 mm und
das Magnetfeld kann zwischen 0 T bis 0,585 T variiert werden, damit können
einfach geladene Ionen bis zu einer Masse von 50 bei einer Energie von 20
keV und bis zu einer Masse von 20 bei einer Energie von 50 keV die Sollbahn
16
des Magneten passieren und registriert werden. Als Detektor dient hier eine
Faradaytasse, wie sie in Abschnitt 3.1 beschrieben wurde.
Abbildung 3.6: Aufgenommenes Massenspektrum bei 20 keV Strahlenergie
In der Abbildung 3.6 ist ein aufgenommenes Impulsspektrum dargestellt. Es
ist hier gut zu erkennen, dass der Ionenstrahl hauptsächlich aus He+ besteht,
der Peak bei Massenzahl 4. Der Peak bei der Massenzahl 2 steht hier für He2+
und bei 1 für H+ . Der breitere Peak zwischen 1 und 2 lässt sich dadurch
erklären, dass nicht alle He2+ Ionen in der Quelle erzeugt werden, sondern
auch noch im Extraktionsgap, siehe Abbildung 3.7. Da diese Ionen nicht die
gesammte Beschleunigungsspannung durchfallen, besitzen sie etwas weniger
und verschmiertere Energie.
Abbildung 3.7 zeigt schematisch die unterschiedlichen Entstehungsorte der
He2+ -Ionen. Da für diese Arbeit aber nur die He+ -Ionen von Interesse sind,
werden die He2+ -Ionen nicht weiter berücksichtigt.
17
Abbildung 3.7: Schematische Darstellung der unterschiedlichen Entstehungsorte, 1-6, an denen der energieverschmierte He2+ -Peak entsteht.
(PE=Plasmaelektrode, FE=Formierungselektrode, EE=Erdelektrode)
18
Kapitel 4
Numerische Simulation
Zur Berechnung des zu erwartenden Strahlenverlaufs im Extrakionssytem
stand das Programm IGUN zur Verfügung. IGUN ist ein Simulationsprogramm, das nach dem FDM(finite difference method)-Prinzip arbeitet. Hierbei werden die Potentiale in Maschenpunkten eines regelmäßigen Gitters definiert. Die Laplacegleichung wird durch die Mittelung über die Potentiale
gelößt und die Felder über die Differenzen der Potentiale berechnet.
Es ist allerdings noch anzumerken, dass die Nummerischen Simulationsergebnisse nicht immer mit den experimentellen Befunden übereinstimmten, so
dass IGUN nur nach gründlichen Überlegungen eingesetzt werden sollte [9].
4.1
IGUN-Rechnungen
Da ein Injektor mit einem Pentoden-Extraktionssystem aufgebaut werden
sollte, wurden verschiedene Rechnungen von Pentoden-Extraktionssystemen
mit IGUN durchgeführt.
Beim Konstruieren der technischen Zeichnungen für die Anfertigung der
Quellenbauteile tat sich auch die Frage auf, inwiefern der Pierce-Winkel
wirklich für die Ionenextraktion entscheidend ist, weshalb auch hierzu einige Rechnungen und Überlegungen getätigt wurden. Der Pierce-Winkel ist
eine Anschrägung der Plasmaelektrode, wodurch eine Verzerrung des elektrischen Feldes, entsteht, dies hat eine fokussierende Wirkung auf den zu
extrahierenden Strahl. [15].
19
4.1.1
Pentoden-Extraktionssystem
Ein Pentoden-Extraktions-System besteht aus fünf Elektroden. Dieses hat
den Vorteil, dass man die Extraktion der Ionen aus der Plasmakammer auf
einen optimalen Wert einstellen kann, wohingegen die gesammte Strahlenergie variabel bleibt. Auch kann man größere Strahlenergien bei günstigen
Aspektverhältnissen erzeugen, da sich die Spannung auf zwei Beschleunigungsgaps teilt.
Da das Ziel war, einen Ionenstrahl mit bis zu 40 keV zu extrahieren, wurden die ersten Rechnungen bei dieser Strahlenergie durchgeführt, um das
konzipierte Exraktionssystem dafür zu überprüfen. Bei diesen Rechnungen
wurde die geplante Anordnung der drei letzten Elektroden und verschiedene Quelleneinstellungen verändert. So kann man in Abbildung 4.1 und dazu
in Tabelle 4.1, erkennen wie sich unterschiedliche Plasmadichten auf den
Strahlverlauf auswirken und daraus die Einstellungen ableiten, die für einen
maximalen Strahlstrom nötig sind.
Plasmadichte
εrms
xmax
[genormt]
[mm*mrad] [mm]
1
10,25
6,8
2,34
10,10
5,3
3,68
5,24
1,7
4,90
5,44
2,8
6,14
6,85
4,2
7,74
7,69
5,1
9,04
9,54
6,2
10,30
12,26
6,4
x′max Strom I Transmission
[mrad]
[mA]
[%]
97
0,83
87
84
1,95
100
41
2,93
100
32
4,00
100
48
4,63
93
60
5,42
97
71
6,46
95
76
5,89
78
Tabelle 4.1: Mit IGUN berechnete Werte für die Abbildung 4.1, die Plasmadichte wurde auf den Wert der ersten Rechnung genormt
Anschließend wurde noch die Anordnung der drei letzten Elektroden
untersucht, Abbildung 4.4 und dazu Tabell 4.2. Auch hier wurde die vorherige Vermutung, je kürzer die Distanz zwischen Formierungselektrode und
den drei letzten Elektroden ist, um so weniger Strahlverlust, wieder bestätigt.
Im Anschluss an die Messungen wurden die gemessenen Daten nochmal mit
IGUN-Rechnungen verglichen. Allerdings stimmten die von IGUN berechneten Werte nicht zufriedenstellend mit den gemessenen überein, da bei der
Messung Sekundärelektronen die Messwerte zum Teil stark veränderten. Erst
durch mehrere Annahmen, z.B. der in der Messung vermeintlich extrahierte
20
Abstand zwischen
der Formierungsund Erdelektrode
[mm]
15
24
εrms
xmax
[mm*mrad] [mm]
14,96
6,5
11,11
5,6
x′max
[mrad]
78
69
Strom I Transmission
[mA]
3,62
2,90
[%]
38
30
Tabelle 4.2: Für Abbildung 4.4 mit IGUN berechnete Werte
Strom muss halbiert werden, siehe auch 3.1, konnten die IGUN-Rechnungen
und die Messungen annähernd in Übereinstimmung gebracht werden.
4.1.2
Pierce-Winkel
Desweiteren wurden noch Simulationsrechnungen zum Einfluss des PierceWinkels getätigt. Dieser liegt bei 67,5◦ und soll das elektrische Feld im
Bereich der Extraktion so verformen, dass am Strahlrand Kräftegleichgewicht zwischen der Raumladung des Strahls und dem elektrischen Feld
vorliegt. Damit wird der Strahl achsenparallel extrahiert.
Für die Rechnung wurde der Pierce-Winkel von 0◦ bis 67◦ in kleinen Schritten geändert und die einzelnen Strahlverläufe sowie -parameter verglichen.
Piercewinkel
[◦ ]
0
47
67
εrms
xmax
[mm*mrad] [mm]
4,58
5,0
13,04
6,0
11,09
6,4
x′max Strom I Transmission
[mrad]
[mA]
[%]
93
4,42
58
72
6,62
78
78
4,27
55
Tabelle 4.3: Die mit IGUN berechneten Werte für die Abbildung 4.5
Wie in Abbildung 4.5 bzw. Tabelle 4.3 zu sehen ist, ist der Einfluss des Piercewinkels bei der Extraktion von Ionen sehr unterschiedlich. Zum Einen ist
ein Ionenstrahl, mit einem dem theoretischen Wert des Pierce-Winkels (67,5◦ )
entsprechendem Pierce-Winkel, nur mit geringen transversalen Impulsen und
einem geringen Strahlradius versehen, zum Anderen ist ein Ionenstrahl mit
stark abweichendem Pierce-Winkel niedriger in der Emittanz. Bei großen
Abweichungen, siehe 0◦ , macht es sich dagegen schon bemerkbar und man
sollte demnach bei der Konstruktion der Plasmaelektrode auf einen Winkel
im Bereich von ± 10◦ vom Pierce-Winkel achten.
21
Abbildung 4.1: Die Plasmadichte wurde von oben nach unten sukzessive
erhöht
22
Abbildung 4.2: Die Plasmadichte wurde weiter von oben nach unten sukzessive erhöht
23
Abbildung 4.3: Beim weiteren Erhöhen der Plasmadichte wölbt sich die Plasmagrenzschicht weiter nach außen
24
Abbildung 4.4: Im unteren Bild sieht man den erhöhten Strahlverlust im
Vergleich zu dem oberen Bild
25
Abbildung 4.5: Drei Strahlenverläufe mit IGUN berechnet, Piercewinkel 0◦
(oben), 47◦ (mitte) und 67◦ (unten)
26
Kapitel 5
Experimenteller Aufbau
In Abbildung 5.1 ist der Aufbau von vorne und in Abbildung 5.2 ist der Aufbau
nochmals von der Seite gezeigt
Abbildung 5.1: Blick ist in den Strahl gerichtet
Die einzelnen Bauteile des experimentellen Aufbaus werden im Weiteren genauer erklärt.
5.1
Ionenquelle
Für diese Arbeit wurde eine Volumenionenquelle genutzt wie sie in Abbildung
5.3 schematisch und in Abbildung 5.4 am Aufbau dargestellt ist.
27
Abbildung 5.2: Foto des experimentellen Aufbaus mit Schlitz-GitterEmittanzmesseinrichtung und Impulsspektrometer von der Seite
Diese Ionenquelle besteht im Wesentlichen aus der Plasmakammer, dem Exktraktionsgap und den drei letzten Elektroden. Die Plasmakammer ist der
Teil bis zur Plasmaelektrode, das Extraktionsgap der Teil zwischen Plasmaund Formierungselektrode und die drei letzten Elektroden sind drei engbeieinanderliegenden Elektroden (Erd-, Schirm-, Erdelektrode), diese drei Teile
werden im Weiteren noch genauer beschrieben und erklärt.
5.1.1
Plasmakammer
Die Plasmakammer besteht aus einem wassergekühlten zylindrischen hohlen
Kupferblock. In die Plasmakammer ragt ein Filament aus Wolfram hinein,
welches für die Bereitstellung der Elektronen sorgt. Weiterhin ist um den
Kupferblock noch ein Solenoid gewickelt, der durch sein Magnetfeld die Trajektorien der Elektronen verlängert und das Plasma von der Wand fernhalten
soll, da es sonst zu viel Energie abgeben würde.
28
Abbildung 5.3: Schematische Darstellung der Ionenquelle
5.1.2
Pentoden-Extraktions-System
Ein Pentoden-Extraktions-System besteht wie der Name schon sagt aus fünf
Elektroden. Dieses hat den Vorteil, das man die Extraktion der Ionen aus
der Plasmakammer auf einen optimalen Wert einstellen kann, wohingegen die
gesammte Strahlenergie variabel bleibt. Auch kann man große Strahlenergien
bei günstigen Aspektverhältnissen anlegen, da sich die Spannung auf zwei
Beschleunigungsgaps teilt.
Extraktionsgap Das Extraktionsgap ist für die Extraktion der Ionen aus
dem Plasma verantwortlich. Je nachdem wie groß die angelegte Spannung
in Bezug zur Plasmadichte ist, wird der Plasmarand nach innen oder außen
gewölbt. Man versucht die Plasmarandschicht so einzustellen, dass das
~
interne, durch die Plasmadichte erzeugte, E-Feld
gleich dem externen, durch
~
die angelegte Spannung erzeugte, E-Feld
entspricht. In diesem Fall spricht
man vom Matched Case“ oder Angepassten Fall“ und der Ionenstrahl
”
”
wird mit einem minimalen Radius und Divergenzwinkel aus dem Plasma
29
Abbildung 5.4: Foto der Quelle am Aufbau
extrahiert, siehe Abbildung 5.5 [9].
Anfangs gab es noch das Problem, dass sich die Formierungselektrode negativ
zur Plasmakammer auflud, da die Sekundärelektronen, die beim Auftreffen
des Ionenstrahls auf die erste Erdelektrode entstehen, von der Elektrode angezogen wurden und nicht abfließen konnten. Um das zu verhindern wurde
eine Widerstandskaskade parallel zum Hochspannungsnetzgerät der Formierungselektrode angebracht über die die Elektronen nun abfließen können.
Die drei letzten Elektroden Bei den drei letzten Elektroden handelt
es sich um zwei Elektroden, auf Erdpotential, und einer Schirmelektrode,
mit negativem Potential, dazwischen. Die Schirmelektrode zwischen den Erdelektroden ist dafür da, um den Elektronen die sich nach der Quelle noch
im Ionenstrahl befinden oder dort entstehen, einen Potentialberg zu zeigen,
den sie nicht überwinden können. Die Elektronen würden sonst in die Quelle
beschleunigt und dem Strahl verloren gehen.
Man versucht möglichst viele Elektronen im Ionenstrahl zu erhalten um die
Raumladung, die durch die positiv geladenen Ionen entsteht, zu kompensieren. Man spricht dann vom raumladungskompensierten Ionenstrahl [7].
Ein großes Problem bei der Konstruktion war, eine Anordnung zu finden, bei
der die Isolatoren zwischen den Erdelektroden und der Schirmelektrode nicht
so schnell besputtert werden. Das metallische Gas, was für die Besputterung
30
Abbildung 5.5: Bei dem Fall oben ist die Plasmadichte zu groß, in der Mitte
angepasst und unten zu klein für die eingestellte Extraktionsfeldstärke
verantwortlich ist, wird dadurch erzeugt, dass die Ionenquelle nicht immer
im Angepassten Fall betrieben wurde und der Ionenstrahl deshalb auf die
Elektroden auftraf.
Durch die Besputterung gab es Anfangs bereits nach 1-2 Stunden mehrere
Hochspannungsüberschläge zwischen den Elektroden, wodurch die Standzeit
der Ionenquelle sehr kurz war. Nach Veränderung der Oberflächenstruktur
der Isolatoren wurde die Standzeit deutlich verlängert.
5.2
Gabor-Plasma-Linse
Bereits 1946 hatte Denis Gabor die Idee einen positiv geladenen Ionenstrahl
mittels einer stabil eingeschlossenen Elektronenwolke zu fokussieren [14]. Es
31
wurde allerdings lange Zeit geforscht, bis man die Vorteile einer GaborPlasma-Linse in Experimenten wirklich feststellen konnte.
Bei einer Gabor-Plasma-Linse wird eine Elektronenwolke radial durch ein
Magnetfeld und longitudinal durch eine Potentialwanne eingeschlossen.
Abbildung 5.6: Links die schematisch Darstellung und rechts ein Foto der
verwendeten Gabor-Plasma-Linse
Die in dieser Arbeit verwendete Gabor-Plasma-Linse ist in Abbildung
5.6 schematisch und als Foto dargestellt. Dies ist ein leicht modifizierter
Nachbau der Gabor-Plasma-Linse, die Anfang der 90-er Jahre am IAP
entwickelt und in [11] ausgiebig getestet wurde.
5.2.1
Aufbau der Gabor-Plasma-Linse
Die Gabor-Plasma-Linse in Abbildung 5.6 besitzt eine zylindrische Anode
mit einem Durchmesser von dA = 10 cm und einer Länge von zA = 16 cm.
Um die Anode ist im Abstand von 1cm ein Solenoid gewickelt, der, bei
aktiver Kühlung, mit maximal ISOL = 5 A durchflossen werden kann und
dabei ein Magnetfeld von Bz = 0, 03 T auf der Achse erzeugt. Zwischen
der Anode und den Erdelektroden, eine am Anfang und eine am Ende mit
dem Durchmesser dG = 7 cm, kann eine Spannung von Maximal UA = 6 kV
angelegt werden.
In Abbildung 5.7 ist der Potenialverlauf auf der Achse bei UA = 6 kV und
das berechnete und gemessene Magnetfeld auf der Achse bei ISOL = 1 A
dargestellt. Bestimmt wurden diese Werte in [11]
32
Abbildung 5.7: Berechneter Potentialverlauf auf der Achse für UA = 6 kV
und berechneter sowie gemessener Verlauf des Magnetfeldes für einen Strom
von IA = 1 A
33
34
Kapitel 6
Messungen
Zuerst wurde bei einer Strahlenergie von WB = 20 keV eine generelle Untersuchung der Ionenquelle durchgeführt. Dafür wurde die Extraktionsspannung
UEx von 1-15 kV bei einem Bogenstrom von 2-10 A variiert. Abschließend
wurde noch für ausgewählte Fälle die Strahlenergie schrittweise auf bis zu
WB = 40 keV erhöht.
6.1
Strahlstrom
Zuerst wurde der Zusammenhang zwischen der Plasmadichte in der Ionenquelle und dem extrahierten Strahlstrom untersucht. Neben Quellenparametern wie Solenoidfeldstärke und Gasdruck kann die Plasmadichte durch
Variation des Bogenstromes, der proportional zur Anzahl der in die Plasmakammer emittierten Elektronen ist, manipuliert werden.
In Abbildung 6.1 kann man sehr gut den linearen Zusammenhang zwischen
Plasmadichte (wird über den Bogenstrom reguliert) und extrahierbarem
Strahlstrom erkennen.
Der nicht ganz lineare Verlauf im Bereich von 7A Bogenstrom ist auf ein zu
geringen Gaseinlass, und damit bedingtes dünneres Plasma, zurückzuführen.
Weiterhin ist hier noch zu beachten, dass durch Strahlverlust produzierte
Sekundär-Elektronen, auch ein Grund für den nicht ganz linearen Verlauf,
diesen Wert auf ca. das Doppelte erhöhten, siehe 3.1.
Der in Abbildung 6.1 geplottete Strahlstrom ist dabei nicht gleich dem
registriertem Strahlstrom in der Faradaytasse, da auf dem Weg von der
Extraktion bis zur Faradaytasse schon Strahlverluste zu verzeichnen sind
wodurch Sekundär-Elektronen entstehen, zudem war der Durchmesser des
35
Abbildung 6.1: Der extrahierte Strahlstrom gegen den Bogenstrom aufgenommen für unterschiedliche Extraktionsspannungen (3 - 11 kV)
Ionenstrahles bei einigen Quelleneinstellungen größer als die Öffnung der
Faradaytasse somit konnte nicht immer der gesammte Strahlstrom registriert
werden.
In den Abbildungen 6.2, 6.3, 6.4 kann man den in der Faradaytasse registrierten Strom in Abhängigkeit von der Extraktionsspannung für drei
unterschiedliche Plasmadichten sehen. Der maximal extrahierbare Strom
nach Child-Langmuir ist zum Vergleich mitgeplottet.
Es ist gut zu erkennen, dass sich das Maximum des Strahlstroms mit
dichterem Plasma zu höheren Extraktionsspannungen hin verschiebt. Dies
ist dadurch zu erklären, dass ein dünneres Plasma nicht ein so starkes
inneres elektrisches Feld erzeugt wie ein dichteres Plasma. Wenn jetzt die
Extraktionsspannung erhöht wird, und damit das äußere elektrische Feld
stärker ist als das Innere, biegt sich die Plasmagrenzschicht nach innen
und die Ionen werden nicht mehr parallel extrahiert. Durch diese konkave
Extraktion haben die Ionen schon eine transversale Geschwindigkeit mit der
sie die restlichen Elektroden des Aufbaus nicht mehr passieren können und
auf den Elektroden verloren gehen. Siehe auch Abbildung 5.5.
Im umgekehrten Fall darf das äußere elektrische Feld aber auch nicht zu
36
Abbildung 6.2: Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 3A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von WB = 20 keV
schwach sein, da sich die Plasmagrenzschicht sonst nach außen wölbt und
die Ionen konvex extrahiert würden.
37
Abbildung 6.3: Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 6A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von WB = 20 keV
Abbildung 6.4: Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 10A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von WB = 20 keV
38
Abbildung 6.5: Der Faradaytassenstrom in Abhängigkeit vom Bogenstrom
und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von WB = 20keV
In Abbildung 6.5 ist gezeigt wie der Strom sich in Abhängigkeit vom
Bogenstrom und der Extraktionsspannung ändert. Aus dieser Abbildung
lässt sich für jeden Bogenstrom die Extraktionsspannung ablesen, bei der der
Ionenstrahl im Angepassten Fall extrahiert wird. Der Angepasste Fall ist bei
den Quelleneinstellungen erreicht, bei denen der Strom in der Faradaytasse
am grössten ist.
Die Transmission und damit der Strahlstrom kann auch durch Erhöhen der
Strahlenergie gesteigert werden. Eine höhere Strahlenergie führt dazu, dass
die lokale Raumladung geringer wird und deshalb der Strahl sich nicht so
schnell aufweitet. So wird z.B. der Strahlstrom auf fast das Doppelte gestei39
gert, nur durch die doppelte Strahlenergie, siehe Tabelle 6.1
WB
[keV]
20
30
40
IEx ohne SEU IF DT Transmission mit 1/2 IEx
[mA]
[mA]
[%]
6,7
1,05
31
7,1
1,5
42
6,1
2,1
69
Tabelle 6.1: Steigerung des Strahlstroms in der Faradaytasse (IF DT ) und der
Transmission durch Erhöhen der Strahlenergie WB
6.2
Emittanz
Die in dieser Arbeit gemessenen Emittanzen, bei WB = 20 keV, sind in
Tabelle 6.2 in Abhängigkeit vom Bogenstrom dargestellt, es wurde bei jedem
Bogenstrom nur der Angepasste Fall der Ionenextraktion betrachtet.
Bogenstrom εrms,norm r-r’ ε100%,norm x-x’
[A]
[mm*mrad]
[mm*mrad]
2
0,0024
0,013
3
0,0025
0,016
4
0,0027
0,012
5
0,0029
0,013
6
0,0030
0,014
7
0,0031
0,017
8
0,0031
0,015
9
0,0031
0,017
10
0,0031
0,017
IGUN εrms,norm
[mm*mrad]
0,037
0,029
0,031
0,032
0,020
0,020
0,024
0,012
0,019
Tabelle 6.2: Emittanzen
In Abbildung 6.6 ist wieder ein Flächenplott, diesmal der Emittanz gegenüber
der Extraktionsspannung und dem Bogenstrom, dargestellt.
40
Abbildung 6.6: Die Emittanz in Abhängigkeit vom Bogenstrom und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von WB = 20keV
Und in Abbildung 6.7 wird gezeigt, wie sich die Emittanz ändert beim
Durchgang durch den Angepassten Fall.
6.3
Brillanz
An der Größe der Brillanz kann der Angepasste Fall erkannt werden, denn
im Angepassten Fall ergibt sich aus einer kleinen Emittanz und einem großen
Strahlstrom eine große Brillanz, siehe Gleichung 2.13. In Abbildung 6.8 ist
die Brillanz in Abhängigkeit von der Extraktionspannung und dem Bogenstrom dargestellt. Es läßt sich feststellen, daß das Strommaximum und das
Emittanzmaximum bei verschiedenen Einstellungen liegen.
41
Abbildung 6.7: Aufgenommene Emittanzen vor dem Angepassten Fall (oben),
im Angepassten Fall (Mitte) und nach dem Angepassten Fall (unten), bei der
Quelleneinstellung Bogenstrom von 3 A
42
Abbildung 6.8: Die Brillanz in Abhängigkeit vom Bogenstrom und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von WB = 20keV
6.4
Impulsspektroskopie
Die Strahlzusammensetzung ist bei allen Messungen annähernd konstant geblieben. In Abbildung 2.1 ist ein aufgenommenes Spektrum zu sehen.
Der für diese Arbeit interessantere Teil des Masssenspektrums ist in den Abbildungen 6.9, 6.10 und 6.11 nochmal explizit dargestellt. Es ist hier gut zu
erkennen wie die Entstehung der sekundären He2+ -Ionen von der Extraktionsspannung abhängt.
Auch hier, wie auch schon in Abbildung 2.1, ist deutlich zu erkennen, dass
der gewünschte He+ Anteil sehr stark überwiegt. Die zwei anderen schar43
Abbildung 6.9: Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer
Extraktionsspannung von 15 kV
Abbildung 6.10: Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer
Extraktionsspannung von 9 kV
44
Abbildung 6.11: Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer
Extraktionsspannung von 1 kV
fen Peaks sind die des He2+ und des H + . Der breitere Peak zwischen dem
H + und dem He2+ kommt durch die unterschiedlichen Orte des Ionisierens,
wie schon unter 3.3.1 beschrieben, zu stande. Der He2+ Peak entsteht dabei
nur im Quellenplasma. Dies ist daran zu erkennen, dass sich der sekundäre
He2+ Peak bei einer Extraktionsspannung von 1kV auf einen größeren Bereich ausdehnt, als bei einer Extraktionsspannung von 15kV. Wohingegen der
He2+ Peak sich invariant in seiner Breite gegenüber der Extraktionsspannung
verhält. Die Breite des Peaks steht dabei für den räumlichen Bereich im Extraktionssystem, indem die He2+ Ionen erzeugt werden.
Somit kann man sagen, dass der Ionenstrahl nur aus der gewünschten Ionenspezies und dem gewollten Ionisationsgrad besteht. Diese Reinheit“ des
”
Ionenstrahls ist wichtig für spätere Experimente mit dem Ionenstrahl, da
z.B. ein N 2+ -Strahl ganz andere Eigenschaften bezüglich des Transportes
aufweisst.
Die Energieunschärfe in Abbildung 6.12 wurde über die Breite der halben
Maximalenenergie ausgewertet. In dieser Abbildung kann sehr gut gesehen
werden, dass die Energieunschärfe des Ionenstrahls im Angepassten Fall
am geringsten ist; zum Vergleich ist der Faradaytassenstrom mitgeplottet.
Dies wird dadurch erklärt, dass die Energieunschärfe der Emittanz in
z-Richtung entspricht und die Emittanzen im Angepassten Fall generell
45
Abbildung 6.12: Energieunschärfe in Abhängigkeit von der Extraktionsspannung bei 3A Bogenstrom und 20 keV Strahlenergie
am geringsten sind. Es wird in dieser Abbildung auch deutlich, dass der
Faradaytassenstrom im Angepassten Fall am größten ist und dannach stark
fällt; auf ca.50%.
In Abbildung 6.13 ist sehr gut zu erkennen wie sich eine höhere Strahlenergie
auf den Ionenstrahl auswirkt; die Emittanz sinkt und der Strahlstrom steigt.
Ursache dafür ist die geringere lokale Raumladung, die mit der Energie zusammenhängt.
Demnach sollte Versucht werden möglichst schnell auf hohe Energien zu kommen, um mit einer Ionenquelle Ionenstrahlen mit kleinen Emittanzen zu erzeugen.
46
Abbildung 6.13: Gemessene Emittanzen und Strahlströme in Abhängigkeit
der Strahlenergie, bei 4A Bogenstrom
47
48
Kapitel 7
Zusammenfassung und Ausblick
In dieser Arbeit wurde ein neuer Ionengenerator aufgebaut und der erzeugte
Ionenstrahl auf seine Strahleigenschaften untersucht.
Für den Aufbau des Ionengenerators wurden zuerst Überlegungen zur
geometrischen Anordnung der Bauteile angestellt. Anschließend wurde die
geplante Anordnung durch Simulationsrechnungen mit IGUN untersucht
und angepasst. Nachdem die Simulationsrechnungen gute Ergebnisse prophezeiten wurde der Ionengenerator entsprechend aufgebaut. Schon früh
deutete sich bei den darauffolgenden Messungen an, dass die Erwartungen
an den Ionenstrahl erfüllt oder gar übertroffen werden sollten.
Bei der Auswertung der Messergebnisse zeigten sich immer wieder interessante Eigenschaften und Verhaltensweisen des Ionenstrahls, die physikalisch
zu deuten und deren Urschache zu erklären war. Auch wurden mit den
erzielten Messergebnissen nochmals Simulationsrechnungen durchgeführt
und verglichen.
Der Aufbau des Experiments dauerte leider länger als erwartet, da
zunächst die Grundvoraussetzungen, wie Stromzuführungen, Experimentierträger, Wasserleitungen etc. installiert werden mussten und dies mehr Zeit
in Anspruch nahm als gedacht.
Leider konnten, aufgrund mehrerer Defekte und Probleme beim Aufbau
des Experiments, die Messungen unter Einsatz der Gabor-Plasma-Linsen
nicht mehr durchgeführt werden. Allerdings sind diese bereits sehr gut
ausgemessen worden [11] und werden nur noch zum Fokussieren des Strahls
benötigt, so dass für weitere Experimente die Gabor-Plasma-Linsen relativ
leicht eingebaut und in Betrieb genommen werden können.
49
Durch diese Arbeit steht dem Institut jetzt ein neuer Ionengenerator
zur Verfügung, der der Forschung neue Möglichkeiten bietet. So soll der
jetzt zur Verfügung stehende Ionenstrahl z.B. für die weitere Erforschung
der zerstörungsfreien Strahldiagnose genutzt werden. Mit dem Ionenstrahl
können aber auch weitere Transporteigenschaften von Raumladungslinsen
und allgemein neue Transportmethoden untersucht werden.
50
Abbildungsverzeichnis
2.1
Strahlzusammensetzung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6
2.2
Bezeichnungen einer Emittanzellipse, mit den Ellipsenparamtern α β γ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8
Links dargestellt die effektive Emittanzellipse und rechts die
Randemittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
9
2.3
3.1
schematische Abbildung der Faradaytasse mit beiden Möglichkeiten der SEU . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
3.2
Einfluss der Repeller-Elektrode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
3.3
Schematische Darstellung der Allison-Emittanzmessanlage . . 14
3.4
links die schematische Darstellung der Emittanzmessanlage
und rechts ein Foto des Schlitzes (vorne) und des Gitters (hinten) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
3.5
Foto des verwendeten Impulsspektrometers . . . . . . . . . . . 16
3.6
Aufgenommenes Massenspektrum bei 20 keV Strahlenergie . . 17
3.7
Schematische Darstellung der unterschiedlichen Entstehungsorte, 1-6, an denen der energieverschmierte He2+ -Peak
entsteht. (PE=Plasmaelektrode, FE=Formierungselektrode,
EE=Erdelektrode) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
4.1
Die Plasmadichte wurde von oben nach unten sukzessive erhöht 22
4.2
Die Plasmadichte wurde weiter von oben nach unten sukzessive
erhöht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
4.3
Beim weiteren Erhöhen der Plasmadichte wölbt sich die Plasmagrenzschicht weiter nach außen . . . . . . . . . . . . . . . . 24
51
4.4
Im unteren Bild sieht man den erhöhten Strahlverlust im Vergleich zu dem oberen Bild . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
4.5
Drei Strahlenverläufe mit IGUN berechnet, Piercewinkel 0◦
(oben), 47◦ (mitte) und 67◦ (unten) . . . . . . . . . . . . . . . 26
5.1
Blick ist in den Strahl gerichtet . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
5.2
Foto des experimentellen Aufbaus mit Schlitz-GitterEmittanzmesseinrichtung und Impulsspektrometer von
der Seite . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28
5.3
Schematische Darstellung der Ionenquelle
5.4
Foto der Quelle am Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
5.5
Bei dem Fall oben ist die Plasmadichte zu groß, in der Mitte
angepasst und unten zu klein für die eingestellte Extraktionsfeldstärke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
5.6
Links die schematisch Darstellung und rechts ein Foto der verwendeten Gabor-Plasma-Linse . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
5.7
Berechneter Potentialverlauf auf der Achse für UA = 6 kV
und berechneter sowie gemessener Verlauf des Magnetfeldes
für einen Strom von IA = 1 A . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
6.1
Der extrahierte Strahlstrom gegen den Bogenstrom aufgenommen für unterschiedliche Extraktionsspannungen (3 - 11 kV) . 36
6.2
Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 3A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von
WB = 20 keV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
6.3
Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 6A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von
WB = 20 keV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
6.4
Der in der Faradaytasse bestimmte Strahlstrom für die Plasmaeinstellungen: 10A Bogenstrom, bei einer Strahlenergie von
WB = 20 keV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
6.5
Der Faradaytassenstrom in Abhängigkeit vom Bogenstrom
und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von
WB = 20keV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
6.6
Die Emittanz in Abhängigkeit vom Bogenstrom und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von WB = 20keV . 41
52
. . . . . . . . . . . 29
6.7
Aufgenommene Emittanzen vor dem Angepassten Fall (oben),
im Angepassten Fall (Mitte) und nach dem Angepassten Fall
(unten), bei der Quelleneinstellung Bogenstrom von 3 A . . . . 42
6.8
Die Brillanz in Abhängigkeit vom Bogenstrom und der Extraktionsspannung bei einer Strahlenergie von WB = 20keV . . . . 43
6.9
Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer Extraktionsspannung von 15 kV . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
6.10 Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer Extraktionsspannung von 9 kV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44
6.11 Aufnahme eines Massenspektrums von 0-5 amu, bei einer Extraktionsspannung von 1 kV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
6.12 Energieunschärfe in Abhängigkeit von der Extraktionsspannung bei 3A Bogenstrom und 20 keV Strahlenergie . . . . . . . 46
6.13 Gemessene Emittanzen und Strahlströme in Abhängigkeit der
Strahlenergie, bei 4A Bogenstrom . . . . . . . . . . . . . . . . 47
53
54
Literaturverzeichnis
[1] F. Sittinger, Untersuchungen zu optischen Profil- und
Emittanzmessungen an niederenergetischen intensiven Ionenstrahlen, Dissertation, Institut für Angewandte Physik,
Universität Frankfurt, (1995)
[2] C. Child, Phys. Rev.32, 492 (1911)
[3] K. Volk, Entwicklung einer effizienten Ionenquelle zur
Produktion intensiver, hochbrillanter, atomarer, einfach
geladener Ionenstrahlen, Dissertation, Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt, (1993)
[4] J. D. Lawson, Perveance and the bennet pinch relation
in patially neutralized electron beams, J. Electr. Control 5
(1958)
[5] M. Sarstedt, Untersuchung zu Strahlformierung und
Transport intensiver Ionenstrahlen und ihrer Injektion in
einen RFQ-Beschleuniger, Dissertation, Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt, (1994)
[6] R. Hollinger, Entwicklung und Untersuchung einer
Hochstrom-Ionenquelle zur Erzeugung intensiver, hochbrillanter Protonenstrahlen, Dissertation, Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt, (2000)
[7] J. Pozimski, Untersuchungen zum Transport raumladungskompensierter niederenergetischer und intensiver Ionenstrahlen mit einer Gabor Plasma-Linse, Dissertation,
Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt,
(1997)
55
[8] P. Groß, Untersuchungen zum Emittanzwachstum intensiver Ionenstrahlen bei teilweiser Kompensation der Raumladung, Dissertation, Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt, (2000)
[9] O. Kester, Ionenquellen und ihre Anwendung, Script zur
Vorlesung, Institut für Angewandte Physik, Universität
Frankfurt, (2007)
[10] F. Sittinger, A. Schempp, Untersuchungen zu optischen Strahldiagnosemessungen an Ionenstrahlen, Interner
Report10-94, Institut für Angewandte Physik, Universität
Frankfurt, (1994)
[11] O. Meusel, Fokussierung und Transport von Ionenstrahlen mit Raumladungslinsen, Dissertation, Institut für Angewandte Physik, Universität Frankfurt (2005)
[12] P. W. Allison, J. D. Shermann and D. B. Holtkamp,
An emittance scanner for intense low energy beams, IEEE
Trans. Nucl. Sci. 30, (1987)
[13] K. Raecke, Messung kleiner Emittanzen an Linearbeschleunigern, Diplomarbeit, Physikalisches Institut, Universität Bonn, (1997)
[14] D. Gabor, A Space-Charge Lens for the Focussing of Ion
”
Beams“, Nature 160 (1947)
[15] J. Pierce Theory and Design of Electron Beams, Van
Norstrand, New York (1954)
56
Danksagung
An erster Stelle danke ich meiner Freundin Claudia Drescher, die mich
immer unterstützt und mir mit Rat und Tat zur Seite steht, auch wenn es
mal nicht so gut läuft.
Ich danke Herrn Prof. Dr. Ulrich Ratzinger für die Aufnahme in seine Arbeitsgruppe und die hilfreichen Ratschläge und Tipps bezüglich dieser Arbeit.
Dr. Oliver Meusel danke ich für die gute Betreuung und Hilfe bei meinem
Experiment. Ich danke auch dem Rest der NNP Arbeitsgruppe, Long Phi
Chau, Dr. Martin Droba, Ninad Joshi, Patrick Nonn, Kathrin Schulte und
Christoph Wiesner, für die Unterstützung bei Fragen, Hilfe bei diversen
Umbauten am Experiment, für das Gesellschaftleisten und Diskutieren.
Weiterhinhin bedanke ich mich auch bei den Mitarbeitern des IAP’s,
Daniel Bänsch, Joachim Jaitner und Ilja Müller, für die Hilfe beim Vakuum
erzeugen, bei elektrischen Verkabelungen und Anschlüssen.
Natürlich danke ich auch den Professoren, Mitarbeitern, Studenten und
sonstigen der anderen Arbeitsgruppen des IAP’s, die mir mit Material oder
Ratschlägen ausgeholfen haben.
Ein besonderer Dank gilt auch der Werkstatt des IAP’s, stellvertretend
hierfür Herrn Günter Hausen, für die Anfertigung auch aufwendigerer
Arbeiten.
Ein großes Danke auch an meine Kommilitonen, dafür, dass sie mir das
Studium auch in schwereren Zeiten verschönert haben.
57
Und last but not least“ danke ich noch meiner Familie. Vorneweg meinen
”
Eltern Gertrud und Wilfried Schneider für die Unterstüzung im Studium und
das sie sich für so viele Kindern entschieden haben, die mir alle zusammen
mein bisheriges Leben erleichtert und verschönert haben. Deshalb gebührt
auch ein großer Dank meinen Geschwistern Kerstin, Wiebke, Matthias,
Moritz, Frederike und Mareike.
Danke!
58
Erklärung
Ich versichere hiermit, dass ich die vorliegende Arbeit selbstständig verfasst,
keine anderen als die angegebenen Hilfsmittel verwendet und sämtliche
Stellen, die benutzten Werken im Wortlaut oder dem Sinne nach entnommen
sind, mit Quellen- bzw. Herkunftsangaben kenntlich gemacht habe.
Frankfurt am Main, den
59