Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac
Ion superconducting linac is based on periodic system from short identical niobium drift tube cavities. This linac supplies typically 1 MV of accelerating potential per cavity. By specific phasing of the RF cavities one can provide a stable particle motion in the whole accelerator. The longitudinal...
Saved in:
| Date: | 2010 |
|---|---|
| Main Authors: | , , |
| Format: | Article |
| Language: | English |
| Published: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2010
|
| Subjects: | |
| Online Access: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/15701 |
| Tags: |
Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
|
| Journal Title: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Cite this: | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac / E.S. Masunov, A.S. Plastun, A.V. Samoshin // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 2. — С. 114-117. — Бібліогр.: 6 назв. — англ. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1859638806458662912 |
|---|---|
| author | Masunov, E.S. Plastun, A.S. Samoshin, A.V. |
| author_facet | Masunov, E.S. Plastun, A.S. Samoshin, A.V. |
| citation_txt | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac / E.S. Masunov, A.S. Plastun, A.V. Samoshin // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 2. — С. 114-117. — Бібліогр.: 6 назв. — англ. |
| collection | DSpace DC |
| description | Ion superconducting linac is based on periodic system from short identical niobium drift tube cavities. This linac supplies typically 1 MV of accelerating potential per cavity. By specific phasing of the RF cavities one can provide a stable particle motion in the whole accelerator. The longitudinal and transverse ion beam dynamics is studied in this linac. The equation of motion in the Hamiltonian form done by means of the smooth approximation. This equation is used for analysis of the nonlinear ion beam dynamics in superconducting linac. It was shown that the connection between the phase acceptance and the transverse emittance can be found by means of the effective potential function. The focusing methods by the solenoid field and RF field are studied. The results of this investigation are compared with the numerical simulation of ion beam dynamics in superconducting linac.
Линейный ионный сверхпроводящий ускоритель основан на периодической последовательности коротких идентичных ниобиевых резонаторов с трубками дрейфа. В таком ускорителе каждый резонатор обеспечивает ускоряющее напряжение около 1 МВ. С помощью специальной фазировки поля в каждом резонаторе можно обеспечить устойчивое движение во всем ускорителе. Изучается продольная и поперечная динамика пучка в таком ускорителе. С помощью метода усреднения получено трехмерное уравнение движения в гамильтоновой форме. Это уравнение используется для анализа нелинейной динамики пучка в сверхпроводящем ускорителе. Показано, как найти связь между фазовым аксептансом и поперечным эмиттансом пучка с помощью эффективной потенциальной функции. Изучаются методы фокусировки с помощью магнитного поля соленоидов и ВЧ-поля. Результаты исследований сравниваются с численным моделированием динамики ионного пучка в сверхпроводящем линейном ускорителе.
Лінійний іонний надпровідний прискорювач заснований на періодичній послідовності коротких ідентичних ніобієвих резонаторів із трубками дрейфу. У такому прискорювачі кожен резонатор забезпечує прискорювальну напругу близько 1 МВ. За допомогою спеціального фазування поля в кожному резонаторі можна забезпечити стійкий рух у всьому прискорювачі. Вивчається поздовжня і поперечна динаміка пучка в такому прискорювачі. За допомогою методу усереднення отримане тривимірне рівняння руху в гамільтоновій формі. Це рівняння використається для аналізу нелінійної динаміки пучка у надпровідному прискорювачі. Показано, як знайти зв'язок між фазовим аксептансом і поперечним еміттансом пучка за допомогою ефективної потенційної функції. Вивчаються методи фокусування за допомогою магнітного поля соленоїдів і ВЧ-поля. Результати досліджень погоджуються із чисельним моделюванням динаміки іонного пучка в надпровідному лінійному прискорювачі.
|
| first_indexed | 2025-12-07T13:18:53Z |
| format | Article |
| fulltext |
____________________________________________________________
PROBLEMS OF ATOMIC SCIENCE AND TECHNOLOGY. 2010. № 2.
Series: Nuclear Physics Investigations (53), p.114-117.
114
ION BEAM DYNAMICS IN SUPERCONDUCTING DRIFT TUBE LINAC
E.S. Masunov, A.S. Plastun, A.V. Samoshin
National Research Nuclear University MEPhI, Moscow, Russia
E-mail: AVSamoshin@mephi.ru
Ion superconducting linac is based on periodic system from short identical niobium drift tube cavities. This linac
supplies typically 1 MV of accelerating potential per cavity. By specific phasing of the RF cavities one can provide
a stable particle motion in the whole accelerator. The longitudinal and transverse ion beam dynamics is studied in
this linac. The equation of motion in the Hamiltonian form done by means of the smooth approximation. This equa-
tion is used for analysis of the nonlinear ion beam dynamics in superconducting linac. It was shown that the connec-
tion between the phase acceptance and the transverse emittance can be found by means of the effective potential
function. The focusing methods by the solenoid field and RF field are studied. The results of this investigation are
compared with the numerical simulation of ion beam dynamics in superconducting linac.
PACS: 29.27.-A, 29.27.Bd
1. INTRODUCTION
Ion superconducting linac is usually based on the
superconducting (SC) independently phased cavities.
This linac consists of the niobium cavities which can
provide typically 1 MV of accelerating potential per
cavity. Such structures can be used for ion acceleration
with different charge-to-mass ratio in the low energy
region [1] and for proton linac in the high-energy region
(SNS, JHF, ESS project). It is desirable to have a con-
stant geometry of the accelerating cavity in order to
simplify manufacturing. Such geometry leads to a non-
synchronism but a stable longitudinal particle motion
can be provided by proper phasing of the RF cavities.
The ions are accelerated and slipping relative to the RF
wave in dependence of the ratio between the particle
velocity β and the phase velocity of the wave βG in re-
sonator. The geometrical velocity βG of the RF wave is
constant for cavities. The geometric size of a cavity and
a wave velocity in the each cavity βG must be changed
step by step from one class to other class. The optimum
number of cavity in each class determines the number of
classes in SC linac. By controlling the driven phase of
the accelerating structure and the distance between the
cavities, the beam can be both longitudinally stable and
accelerated in the whole system. In this paper two me-
thods of the beam dynamics investigation are compared
for low ion velocities and for the charge-to-mass ratio
Z/A = 1/66. This comparison can be demonstrated with
an example the post-accelerator of radioactive ion
beams (RIB) linac, where beam velocity increases from
β = 0.01 to β = 0.06 [1].
Beam focusing can be provided with the help of SC
solenoid lenses, following each cavity and with the help
of special RF fields. A schematic plot of one period of
the accelerator structure is shown in Fig.1. The low-
charge-state beams and the low velocity require stronger
transverse focusing than one is used in existing SC ion
linac. The large radial variation of the axial accelerating
field induces a beam energy spread, which will accumu-
late as the beam passes through successive resonators.
Early investigation of beam dynamics shown that for the
initial normalized transverse emittance
εT = 0.1π⋅mm⋅mrad and the longitudinal emittance
εV = 0.3π⋅keV/u⋅nsec the connection between the longi-
tudinal and transverse motion can be neglected if maxi-
mum beam envelop Xm < 3…4 mm and inner radius of
drift tubes a = 15 mm.
2. PARTICLE MOTION IN SC LINAC
The general axisymmetric equations of motion for
ion moving inside an accelerator can be written as
( )
( )( )
2 2
2
2 2
2 2
2
2 2
d dγ , ,
d d 2 γ
d dγ , 1 ββ .
d d 2 γ
z
Gr
z eZ e ZE r t A
t t Am zA m
r eZ e ZE r t A
t t Am rA m
φ
φ
∂⎛ ⎞ = −⎜ ⎟ ∂⎝ ⎠
∂⎛ ⎞ = − −⎜ ⎟ ∂⎝ ⎠
r
r
(1)
In every cavity the acceleration RF field of periodic H-
cavity can be represented as an expansion of spatial
harmonics
0 0
0 1
( ) cos( ( ))cos( ),
( )sin( ( )) cos( ),
z n n i
r n n i
E E I h r h z z t
E E I h r h z z t
ω
ω
⎧ = −⎪
⎨
= −⎪⎩
∑
∑
(2)
where E0 is amplitude of RF field at the axis (E0 ≠ 0 if –
Lr/2 < z–zi < Lr/2), hn = π/D + 2πn/D, n = 0, 1, 2, …,
Di = βGλ/2 is the period length of the cavity, Lr is the
cavity length, zi is the coordinate of the i-th cavity cen-
ter, I0, I1 are the modified Bessel functions. Let we call
particle which is accelerating on axis and does not have
slow phase and transverse oscillations term as reference.
In our case the reference particle velocity βc and the
geometrical velocity βG are closely in each class of the
identical cavities. Retaining in (2) only zeroth harmonic
we can use the traveling wave system. In this system ωt
can be replaced by h0(z–zi) + φ0i, where φ0i is the RF
phase when the reference particle traverses the cavity
center. In equation (1) the value Aφ is the azimuthal vec-
tor-potential of the magnetic field in every solenoid
(B = rotA).
Superconducting cavities can provide high accelerat-
ing gradient in linear accelerators. Together with the
higher rate of energy gain in SC linac the defocusing
factor is much higher in comparison to the normal con-
ducting linear accelerator. The beam focusing can be
provided by SC solenoids which follow each the cavity
[1]. The conditions of longitudinal and transverse beam
stabilities for the structure consisting from the periodic
sequence of the cavities and solenoids were studied ear-
ly using transfer matrix calculation [2]. In SC linac de-
sign, it is very important to know the bucket size since it
relates to the longitudinal RF focusing. But the linac
115
longitudinal acceptance cannot be calculated by matrix
method because of the assumption that the particles
have small longitudinal oscillation amplitude. In order
to investigate the nonlinear ion beam dynamics in such
accelerator structure and to calculate the longitudinal
and transverse acceptances it can be used the smooth
approximation [3,4]. In this paper, equation of motion
for ion beam in the Hamiltonian form is derived in the
smooth approximation for superconducting linac.
Fig.1. Layout of structure period
In periodical structure, which was shown in Fig.1,
RF field can be expanded into a Fourier series as
( )
( ) .sincosI
,sincosI
1
,,0.01
1
,,0.00
⎭
⎬
⎫
⎩
⎨
⎧
++=
⎭
⎬
⎫
⎩
⎨
⎧
++=
∑
∑
∞
∞
zkfzkffrk
L
UE
zkfzkffrk
L
UE
n
s
nrn
c
nrrr
n
s
nzn
c
nzzz
(3)
Here )ψφcos(00, += cz Sf , )ψφsin(00, +−= cr Sf ,
( ) ( )ψφcos1, +−= +
cn
nc
nz Tf , ( ) ( )ψφsin1 1
, +−= ++
cn
nc
nr Tf ,
( ) ( )ψφsin1, +−= −
cn
ns
nz Tf , ( ) ( )ψφcos1 1
, +−= −+
cn
ns
nr Tf ,
−+± ±= nnn SST , Sn
± = sin(Yn
±)/Yn
±, Yn
± = (kc ± kn)Lr/2.
In this expressions: E = 2U/Lr, U is the cavity voltage
amplitude; kn = 2πn/L, n = 0, 1, 2, …; kc is slipping fac-
tor, kc = (2π/λ)(1/βc – 1/βG). In the coefficients fn
c,s the
phase relative to the reference particle ψ defined by
ψ = ω(t – tc), tc is the flight time of the reference parti-
cle.
In the simple case the vector-potential of the mag-
netic field Aφ = Br/2 can be approximated by the step
function for every solenoid. If Ls is effective solenoid
length and L is the lattice period, the external solenoid
magnetic field can be represented as an expansion into
spatial harmonics also.
3. BEAM DYNAMICS IN SMOOTH
APPROXIMATION
3.1. SOLENOID FOCUSING
Let us consider particle motion in the polyharmonic
fields of the cavities (3) and solenoids. The ion dynam-
ics in such periodic structure is complicated. The parti-
cles trajectories can be presented as a sum of the slowly
term and a fast oscillation term with a period L. The
normalized particle velocity deviation with respect to
the reference particle velocity, Δβ, can be represented as
a sum of a slow motion term and a fast oscillation term
also.
Following Ref. [5] one can apply an averaging over
the fast oscillations and obtain the phase (ψ) and radial
(ρ = h0r) motion equations in smooth approximation:
( )
( )
d ψ d dψlnβγ ,
dξ dξ ψdξ
d ρ d dρlnβγ ,
dξ dξ ρdξ
2
eff
2
2
eff
2
U
3
U
∂⎡ ⎤
+ = −⎢ ⎥ ∂⎣ ⎦
∂⎡ ⎤
+ = −⎢ ⎥ ∂⎣ ⎦
(4)
where Ueff = U0 + U1 + U2 is effective potential function.
We use the following designations:
( )[ ] 2
000 ρ
2
1φsinφcosψ)ψφsin(ρIα4
L
LbSU c
ccc +−−+= ,
( )
( )
( ) ( )
( )
( )∑
∞
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
+++=
1
2
,
2
,2
2
12
,
2
,2
2
02
1 π2
ρI
π2
ρI
α s
nr
c
nr
s
nz
c
nz gg
n
gg
n
U ,(5)
( )
( ) ( )∑∑ ⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
+−= 2
2
2
2
2
,
12 ρ
sin
π2
1sin
π2
ρρIα4
n
n
n
n
c
nrs
X
X
n
b
X
X
n
g
L
L
bU .
Here 332 γβλ2 ggmcA
eZULπα = is interaction parameter,
b = (eZBL/2Amcβcγc)2 is focusing parameter,
Xn = πnLs/L, ( ))ψφcos(φcos00, +−= ccz Sg ,
( ))ψφsin(φsin00, +−−= ccr Sg ,
( ) ( )( )ψφcosφcos1, +−−= +
ccn
nc
nz Tg ,
( ) ( )( )ψφsinφsin1, +−−= −
ccn
ns
nz Tg ,
( ) ( )( )ψφsinφsin1 1
, +−−= ++
ccn
nc
nr Tg ,
( ) ( )( ), cosφ cos φ ψn 1s
r n n c cg 1 T+ −= − − + .
In this expression for Ueff we take into account the
coherent oscillations of bunches and the effective poten-
tial function describe slowly oscillations in the reference
particle frame. Earlier, in [5] the effective potential
function was found in the frame where averaged veloc-
ity of reference particle, 0β =c . Now, it is interesting to
compare these two cases.
The effective potential Ueff provides the full descrip-
tion of the ion dynamics in the smooth one-particle ap-
proximation. In our case the analysis of the effective
potential function (5) makes it possible to find the longi-
tudinal acceptance. Fig.2 shows the phase acceptance
(thin line) and maximum energy width inside the RF
bucket (thick line) for Lr/L = 1/4, φc = –20° and differ-
ent β. In case when the effective potential function was
found in the reference particle frame the phase accep-
tance and maximum energy width shown by gray lines,
and when higher harmonics is absent (single wave ap-
proximation) by black lines. The influence of the fast
oscillations is negligibly for maximum energy width.
Fig.2. The phase acceptance (Φ) and maximum energy
width (Δγ) within bunch for different β
116
For the charge-to-mass ratio Z/A = 1/66, φc > –20°,
β = 0.01 and the transverse emittance
εT = 0.1π·mm·mrad the beam focusing can be realized
for the solenoid field above B ≤ 20 T.
3.2. APF AND SOLENOID FOCUSING
As was shown early the beam focusing can be real-
ized for the solenoid field near B ~ 20 T. The value of
magnetic field B can be reduced by using of addition
alternative phase focusing (APF). The smooth approxi-
mation has been applied to the study of APF in RIB
linac. By adjusting the drive phase (φ1 and φ2) of the
two cavities, we can achieve the acceleration and the
focusing by less magnitude of magnetic field B [2].
Adding a focusing solenoid into period will also allow
separate control of the transverse and longitudinal beam
dynamics. It is interesting to investigate the nonlinear
ion beam dynamics in such accelerated structure. New
effective potential function Ueff must be finding for this
accelerating structure. The analysis of the effective po-
tential function makes it possible to study the condition
at which the phase and radial stability of the beam is
achieved and calculate the longitudinal acceptance.
In the simplest case when a slipping factor is kc = 0,
φ1 = –30°, φ2 = 20° and ρ = 0 the longitudinal accep-
tance is shown on Fig.3. Now the influence of the fast
oscillations is considerable. The maximum energy width
inside the RF bucket has the minimum in β =0.017 and
the phase acceptance decreases from 60° to 15°. The
value of magnetic field of solenoids Bmin can be reduced
to 9 T in this case.
Fig.3. The phase acceptance (Φ) and maximum energy
width (Δγ) within bunch for different β
4. NUMERICAL SIMULATION
OF ION BEAM DYNAMICS
4.1. SOLENOID FOCUSING
For the analyses of longitudinal and transverse mo-
tions the beam dynamic are studied in averaged field.
The field components can be easily obtained from effec-
tive potential function. Solution can be obtained only by
numerical simulation as the field components are nonli-
near functions. The results of ion beam numerical simu-
lations with Z/A = 1/66 are shown in Fig.4. In this case
we use simplified model and propose that the geometri-
cal speed βG varies in each cavity. On Fig.4,a and 4,b
the beam at the front-end of accelerator, and on 4,c and
4,d through 50 periods are represented. At value of
magnetic field B = 20 T all particles remained within
beam envelop around 4 mm. The length of the period is
1 m, the length of the solenoid is 0.2 m, and the cavity is
0.28 m. Accelerating potential per cavity typically is
equal 1 MV and an initial particle phase in the cavity
length is φc = –20°. Initial beam velocity is βin = 0.01,
final velocity is βout = 0.04.
Fig.4. Beam dynamics in the smooth approximation
(solenoid focusing)
4.2. APF AND SOLENOID FOCUSING
The initial parameters of numerical simulation for
this system are similar to the previous system. The ini-
tial particle phase in the cavity are φ1 = –20° and
φ2 = 30°, and magnetic field of solenoid is B = 12 Tl. In
this case the beam moved through 20 periods. The re-
sults shown in Fig.5 agree with previously calculation.
Fig.5. Beam dynamics in the smooth approximation
(solenoid and APF focusing)
5. NUMERICAL SIMULATION
IN POLYHARMONIC FIELD
The numerical simulation in polyharmonic field was
performed to verify of the result obtained bellow. Nu-
merical simulation was spent for the same focusing pe-
riods and the same initial parameters as in section 4 ac-
cordingly. Geometrical velocity βG varies in each cavity
too. The results of ion beam dynamics numerical simu-
lations in a polyharmonic field are close to results re-
ceived in smooth approximation. The beam longitudinal
volume increase negligible and transverse emittance
slowly vying.
117
Fig.6. Beam dynamics in the polyharmonic field
(solenoid focusing)
Fig.7. Beam dynamics in the polyharmonic field
(solenoid and APF focusing)
CONCLUSIONS
The methods of the beam focusing in SC linac anal-
ysis are compared for low ion velocities. By the smooth
approximation it was studied more detailed nonlinear
ion beam dynamics and founded the beam stability area.
It was done the recommendations for choice of the ref-
erence particle phases and the value of solenoid mag-
netic field B. It was shown that the smooth approxima-
tion gives very good agreement with the simulation in
polyharmonic field. By the smooth approximation it is
studied nonlinear ion beam dynamics in linac with com-
bined focusing.
REFERENCES
1. P.N. Ostroumov, et al. // Proc. of PAC’2001. Chi-
cago, IL, June 18-21, 2001, p.4080.
2. E.S. Masunov, D.A. Efimov, P.N. Ostroumov //
Proc. of EPAC’2004. p.1405-1407.
3. E.S. Masunov, N.E. Vinogradov // Phys. Rev. 2001,
ST AB, 4, 070101.
4. Ji Qiang, R.W. Garnett // Nucl. Instr. and Meth.
2003, v.A496, p.33.
5. E.S. Masunov, A.V. Samoshin // Proc. of
PAC’2007. Albuquerque, NM, p.1568-1570.
6. E.S. Masunov, A.V. Samoshin // Proc. of Ru-
PAC’2006. P.162-164.
Статья поступила в редакцию 07.09.2009 г.
ДИНАМИКА ИОННОГО ПУЧКА В СВЕРХПРОВОДЯЩЕМ УСКОРИТЕЛЕ
С ТРУБКАМИ ДРЕЙФА
Э.С. Масунов, А.С. Пластун, А.В. Самошин
Линейный ионный сверхпроводящий ускоритель основан на периодической последовательности корот-
ких идентичных ниобиевых резонаторов с трубками дрейфа. В таком ускорителе каждый резонатор обеспе-
чивает ускоряющее напряжение около 1 МВ. С помощью специальной фазировки поля в каждом резонаторе
можно обеспечить устойчивое движение во всем ускорителе. Изучается продольная и поперечная динамика
пучка в таком ускорителе. С помощью метода усреднения получено трехмерное уравнение движения в га-
мильтоновой форме. Это уравнение используется для анализа нелинейной динамики пучка в сверхпроводя-
щем ускорителе. Показано, как найти связь между фазовым аксептансом и поперечным эмиттансом пучка с
помощью эффективной потенциальной функции. Изучаются методы фокусировки с помощью магнитного
поля соленоидов и ВЧ-поля. Результаты исследований сравниваются с численным моделированием динами-
ки ионного пучка в сверхпроводящем линейном ускорителе.
ДИНАМІКА ІОННОГО ПУЧКА В НАДПРОВІДНОМУ ПРИСКОРЮВАЧІ
З ТРУБКАМИ ДРЕЙФУ
Е.С. Масунов, А.С. Пластун, А.В. Самошин
Лінійний іонний надпровідний прискорювач заснований на періодичній послідовності коротких ідентич-
них ніобієвих резонаторів із трубками дрейфу. У такому прискорювачі кожен резонатор забезпечує приско-
рювальну напругу близько 1 МВ. За допомогою спеціального фазування поля в кожному резонаторі можна
забезпечити стійкий рух у всьому прискорювачі. Вивчається поздовжня і поперечна динаміка пучка в тако-
му прискорювачі. За допомогою методу усереднення отримане тривимірне рівняння руху в гамільтоновій
формі. Це рівняння використається для аналізу нелінійної динаміки пучка у надпровідному прискорювачі.
Показано, як знайти зв'язок між фазовим аксептансом і поперечним еміттансом пучка за допомогою ефекти-
вної потенційної функції. Вивчаються методи фокусування за допомогою магнітного поля соленоїдів і ВЧ-
поля. Результати досліджень погоджуються із чисельним моделюванням динаміки іонного пучка в надпро-
відному лінійному прискорювачі.
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-15701 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1562-6016 |
| language | English |
| last_indexed | 2025-12-07T13:18:53Z |
| publishDate | 2010 |
| publisher | Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Masunov, E.S. Plastun, A.S. Samoshin, A.V. 2011-01-31T15:57:50Z 2011-01-31T15:57:50Z 2010 Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac / E.S. Masunov, A.S. Plastun, A.V. Samoshin // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 2. — С. 114-117. — Бібліогр.: 6 назв. — англ. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/15701 Ion superconducting linac is based on periodic system from short identical niobium drift tube cavities. This linac supplies typically 1 MV of accelerating potential per cavity. By specific phasing of the RF cavities one can provide a stable particle motion in the whole accelerator. The longitudinal and transverse ion beam dynamics is studied in this linac. The equation of motion in the Hamiltonian form done by means of the smooth approximation. This equation is used for analysis of the nonlinear ion beam dynamics in superconducting linac. It was shown that the connection between the phase acceptance and the transverse emittance can be found by means of the effective potential function. The focusing methods by the solenoid field and RF field are studied. The results of this investigation are compared with the numerical simulation of ion beam dynamics in superconducting linac. Линейный ионный сверхпроводящий ускоритель основан на периодической последовательности коротких идентичных ниобиевых резонаторов с трубками дрейфа. В таком ускорителе каждый резонатор обеспечивает ускоряющее напряжение около 1 МВ. С помощью специальной фазировки поля в каждом резонаторе можно обеспечить устойчивое движение во всем ускорителе. Изучается продольная и поперечная динамика пучка в таком ускорителе. С помощью метода усреднения получено трехмерное уравнение движения в гамильтоновой форме. Это уравнение используется для анализа нелинейной динамики пучка в сверхпроводящем ускорителе. Показано, как найти связь между фазовым аксептансом и поперечным эмиттансом пучка с помощью эффективной потенциальной функции. Изучаются методы фокусировки с помощью магнитного поля соленоидов и ВЧ-поля. Результаты исследований сравниваются с численным моделированием динамики ионного пучка в сверхпроводящем линейном ускорителе. Лінійний іонний надпровідний прискорювач заснований на періодичній послідовності коротких ідентичних ніобієвих резонаторів із трубками дрейфу. У такому прискорювачі кожен резонатор забезпечує прискорювальну напругу близько 1 МВ. За допомогою спеціального фазування поля в кожному резонаторі можна забезпечити стійкий рух у всьому прискорювачі. Вивчається поздовжня і поперечна динаміка пучка в такому прискорювачі. За допомогою методу усереднення отримане тривимірне рівняння руху в гамільтоновій формі. Це рівняння використається для аналізу нелінійної динаміки пучка у надпровідному прискорювачі. Показано, як знайти зв'язок між фазовим аксептансом і поперечним еміттансом пучка за допомогою ефективної потенційної функції. Вивчаються методи фокусування за допомогою магнітного поля соленоїдів і ВЧ-поля. Результати досліджень погоджуються із чисельним моделюванням динаміки іонного пучка в надпровідному лінійному прискорювачі. en Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Новые методы ускорения, сильноточные пучки Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac Динамика ионного пучка в сверхпроводящем ускорителе с трубками дрейфа Динаміка іонного пучка в надпровідному прискорювачі з трубками дрейфу Article published earlier |
| spellingShingle | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac Masunov, E.S. Plastun, A.S. Samoshin, A.V. Новые методы ускорения, сильноточные пучки |
| title | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| title_alt | Динамика ионного пучка в сверхпроводящем ускорителе с трубками дрейфа Динаміка іонного пучка в надпровідному прискорювачі з трубками дрейфу |
| title_full | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| title_fullStr | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| title_full_unstemmed | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| title_short | Ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| title_sort | ion beam dynamics in superconducting drift tube linac |
| topic | Новые методы ускорения, сильноточные пучки |
| topic_facet | Новые методы ускорения, сильноточные пучки |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/15701 |
| work_keys_str_mv | AT masunoves ionbeamdynamicsinsuperconductingdrifttubelinac AT plastunas ionbeamdynamicsinsuperconductingdrifttubelinac AT samoshinav ionbeamdynamicsinsuperconductingdrifttubelinac AT masunoves dinamikaionnogopučkavsverhprovodâŝemuskoritelestrubkamidreifa AT plastunas dinamikaionnogopučkavsverhprovodâŝemuskoritelestrubkamidreifa AT samoshinav dinamikaionnogopučkavsverhprovodâŝemuskoritelestrubkamidreifa AT masunoves dinamíkaíonnogopučkavnadprovídnomupriskorûvačíztrubkamidreifu AT plastunas dinamíkaíonnogopučkavnadprovídnomupriskorûvačíztrubkamidreifu AT samoshinav dinamíkaíonnogopučkavnadprovídnomupriskorûvačíztrubkamidreifu |