Inaugural-Dissertation
zur
Erlangung der Doktorw¨
urde
der
Naturwissenschaftlich-Mathematischen
Gesamtfakult¨
at
der
Ruprecht-Karls-Universit¨
at
Heidelberg
vorgelegt von
Dipl.-Phys. Rainer Cee
aus Heidelberg
– Tag der m¨
undlichen Pr¨
ufung: 5.4.2000 –
Entwicklung und Aufbau
von Strahldiagnosesystemen
f¨
ur den
Heidelberger Hochstrominjektor
Gutachter: Prof. Dr. Dirk Schwalm
Prof. Dr. Eike-Erik Kluge
Meiner Familie
Entwicklung und Aufbau von Strahldiagnosesystemen
f¨ur den Heidelberger Hochstrominjektor
Zusammenfassung
Mit dem neuen Hochstrominjektor am Max-Planck-Institut f¨
ur Kernphysik in Heidelberg
k¨
onnen Ionenstrahlen mit Intensit¨
aten bis zu einigen Milliamp`
ere beschleunigt werden. Auf-
grund der im Vergleich zum alten Injektor um zwei Gr¨
oßenordnungen h¨
oheren Strahlstr¨
ome ist
eine Anwendung der bisher an der MPI-Beschleunigeranlage zu Diagnosezwecken eingesetzten
Ger¨
ate beim neuen Injektor nur noch mit Einschr¨
ankungen m¨
oglich. Es war deshalb erforder-
lich, eine Strahldiagnose zu entwickeln, mit der die Strahleigenschaften auch unter den Bedin-
gungen des Hochstrominjektors untersucht werden k¨
onnen. Dazu wurde ein System aus Profil-
gittern zur Messung von Strahlprofil und -lage bei mittleren Intensit¨
aten (
10
A, DC)
aufgebaut. Ein wesentlicher Teil der Arbeit lag dabei in der Entwicklung einer neuen, an die
PC-Steuerung des Hochstrominjektors angepaßten Ausleseelektronik. F¨
ur den dar¨
uber hinaus-
gehenden Strombereich wurde ein Strahlprofilmonitor entwickelt, der die unter dem Einfluß des
Strahls ionisierten Restgasteilchen auf einen ortsaufl¨
osenden Detektor projiziert. Durch Rech-
nungen und Simulationen konnte gezeigt werden, daß der dabei auftretende Abbildungsfehler
mit
180
m unterhalb der intrinsischen Aufl¨
osung des verwendeten Detektors von 800
m
liegt. Schließlich wurde das Phasensondensystem des Hochstrominjektors um eine Phasenson-
de erweitert, wodurch man nun in der Lage ist, die Strahlenergie unabh¨
angig von Dipolma-
gneten ¨
uber eine Flugzeitmessung zu ermitteln. Die w¨
ahrend der Strahlzeiten durchgef¨
uhrten
Profil- und Energiemessungen konnten die Einsatzbereitschaft der neuen Diagnoseger¨
ate unter
Beweis stellen.
Development and construction of beam diagnostic systems
for the Heidelberg High Current Injector
Abstract
The new High Current Injector at the Max-Planck-Institut f¨
ur Kernphysik in Heidelberg pro-
vides ion beams with intensities up to several milliamp`
eres. Compared to the old injector that
implies an increase of the ion current by two orders of magnitude. As a consequence, the dia-
gnostic systems employed on the old part of the facility are no longer applicable. It was hence
the task of this thesis to develop a beam diagnostics that can be used under the conditions of
the High Current Injector. For this purpose a profile grid system for profile and position mea-
surements of beams with intermediate currents (
10
A, DC) was set up. This part of
the work mainly concerned the development of a new readout electronics matching to the PC-
control. For higher ion currents a beam profile monitor based on the projection of the residual
gas particles ionized by the interaction with the beam was developed. Calculations and simu-
lations of the projection process showed that the imaging defect of this device, estimated to be
180
m, is small compared to the intrinsic resolution of the detector in use, which amounts
to 800
m. Finally the phase probe system of the High Current Injector was supplemented by
another phase probe, which allows to determine the ion energy by a time of flight measurement.
The profile and energy measurements successfully carried out during beam times proved the
functionality of the new diagnostic devices.
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung 3
2 Grundlagen der Strahldiagnose 9
2.1 Strahldynamik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.1.1 Koordinatensystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.1.2 Phasenraum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.1.3 Phasenraumellipse und Separatrix . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
2.2 Strahlstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.3 Strahlprofil . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.4 Strahlenergie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
2.5 Strahlemittanz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
3 Das Strahlprofilgitter-Meßsystem 23
3.1 Drahtscanner oder Profilgitter? . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
3.2 Auslegung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.2.1 Zusammensetzung des Meßsystems . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.2.2 Mechanischer Aufbau der Profilgitter . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
3.3 Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter . . . . . . . . . . . . . . 30
3.3.1 Das Verst¨
arkermodul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
3.3.2 Das Steuermodul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
3.3.3 Das Steuermen¨
u am Kontrollpult . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
3.4 Wechselwirkung mit dem Strahl . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
3.4.1 Transmission . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
3.4.2 Obergrenze f¨
ur den Strahlstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
3.4.3 Metallzerst¨
aubung der Gitterdr¨
ahte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
3.4.4 Absch¨
atzung des Drahtsignals . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
3.5 Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
3.6 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
1
Inhaltsverzeichnis
4 Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor 55
4.1 Funktionsweise eines Restgasmonitors . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
4.2 Auswahl des Standortes und Auslegung der Diagnosekammer . . . . . . . . . 58
4.3 Der Monitor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
4.4 Absch¨
atzung des Detektorsignals . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
4.5 Profilmessungen mit dem Restgasmonitor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
4.6 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78
5 Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor 79
5.1 Flugzeit der Restgasionen im Monitor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
5.2 Thermische Bewegung der Restgasmolek¨
ule . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
5.3 Impuls¨
ubertrag beim Ionisationsstoß . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
5.4 Raumladungsfeld des Ionenstrahls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84
5.5 Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
5.6 Abschließende Betrachtung zum Abbildungsfehler . . . . . . . . . . . . . . . 98
6 Das Phasensonden-Meßsystem 101
6.1 Funktionsweise einer kapazitiven Sonde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101
6.1.1 Signalabsch¨
atzung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102
6.1.2 Sondenauslegung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
6.2 Energiebestimmung mit Phasensonden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
6.2.1 Messungen am Hochstrominjektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
6.2.2 On-line Energiemessung durch den Operateur . . . . . . . . . . . . . . 112
6.3 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114
A Ausleseelektronik 121
A.1 Schaltpl¨
ane . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122
A.2 Pinbelegungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125
B Konstruktionszeichnungen 131
B.1 Restgasmonitor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131
B.2 Strahltransformator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
2
Kapitel 1
Einleitung
Durch die Fertigstellung des Hochstrominjektors an der Beschleunigeranlage des Max-Planck-
Instituts f¨
ur Kernphysik k¨
onnen seit 1997 Ionenstrahlen mit Intensit¨
aten bis in den mA-Bereich
hinein beschleunigt werden [1]. Die Herausforderung, die sich dabei auf dem Gebiet der Strahl-
diagnose stellt, liegt in der Bereitstellung eines Systems von Meßger¨
aten, das einen Intensit¨
ats-
bereich von drei Gr¨
oßenordnungen (1
A–1 mA) abdecken muß. Die den bisher am MPI
eingesetzten Diagnoseger¨
aten zugrundeliegenden Meßprinzipien sind dabei nur in begrenztem
Umfang auf die neuen Bedingungen ¨
ubertragbar. Es war deshalb Ziel dieser Arbeit, ein Strahl-
diagnosesystem zu entwickeln, das sowohl bei kleinen als auch bei großen Strahlleistungen in
der Lage ist, die wichtigsten Strahlparameter zu erfassen und dem Operateur zug¨
anglich zu
machen.
Der Hochstrominjektor (HSI) erg¨
anzt den bisher am MPI verwendeten Linearbeschleuni-
ger, der aus einem elektrostatischen van-de-Graaff-Tandem-Beschleuniger (12 MV) und ei-
nem Nachbeschleuniger besteht, der sich aus 40 Spiralresonatoren mit einer maximalen ge-
samtdurchfallenen Beschleunigungsspannung von 25 MV zusammensetzt. Die notwendige
Umladung der Ionen auf H¨
ohe der positiv geladenen Hochspannungsplattform des Tandem-
Beschleunigers erfordert zun¨
achst die Erzeugung von negativen Ionen. Bei vielen Elementen
(Erdalkalimetalle, Edelgase) sind negative Ionen jedoch nicht stabil, so daß das Erreichen von
Stromst¨
arken, die ¨
uber einige
A hinaus gehen, mit den beiden zur Verf¨
ugung stehenden Io-
nenquellen (Duoplasmatron, MISS) nicht m¨
oglich ist. Diese Limitierung besteht am neuen
Hochstrominjektor nicht, da dieser die Beschleunigung positiver Ionen erlaubt, mit denen deut-
lich h¨
ohere Ionenstr¨
ome erzeugt werden k¨
onnen.
Von den h¨
oheren Intensit¨
aten profitieren vor allem die Experimente am Testspeicherring
TSR [2]. Insbesondere die Ionensorten
Li
,
Be
und
Mg
sind f¨
ur die dort durchgef¨
uhr-
ten Laserk¨
uhlexperimente von großem Interesse, da sie Resonanzlinien aufweisen, deren Fre-
quenzen mit kommerziellen Schmalbandlasern erfaßt werden k¨
onnen [3, 4]. Aber auch andere
Experimente, wie z.B. das Coulomb Explosion Imaging Experiment (CEI), konnten bereits mit
3
Kapitel 1. Einleitung
2PS
ECR
5 m
RFQ2 RFQ1
RFQ Beschleuniger
Du Du Tri Du Du Du
6% 5.7% 5.1% 4.5% 3.7% Tri A
Tri
Be
Li
+
+
CHORDIS
4%
Reb.
(Phase II)
Tri
Ladungs-
separator
Schlitz
(Phase II)
Strip. 7-Spalt Resonatoren Reb.
PS (PG)PG PS,PG RGM,PG
Abb. 1.1:
Aufbau des Hochstrominjektors. Neben den Beschleunigerkomponenten sind die Positio-
nen des Restgasmonitors (RGM), der Strahlprofilgitter (PG) und der Phasensonden (PS) eingezeichnet.
A: Ablenkmagnet, Tri: Quadrupoltriplett, Du: Quadrupoldublett.
Molek¨
ulionstrahlen des HSI beliefert werden [5, 6].
Abb. 1.1 zeigt schematisch den Aufbau des Hochstrominjektors. In der bereits abgeschlos-
senen ersten Aufbauphase wird der Strahl von zwei CHORDIS-(Cold or HOtReflex Discharge
Ion Source)-Quellen geliefert, bei denen in einer z.B. mit Argon gez¨
undeten Brennkammer ent-
weder Gasatome oder aber zerst¨
aubte Metallatome durch Elektronenstoß ionisiert werden [7].
Die beiden Betriebsarten Gas- und Sputtermode erm¨
oglichen die Bereitstellung von Ionensorten
¨
uber einen weiten Bereich des Periodensystems bis hin zu einfachen Molek¨
ulionen (siehe dazu
Tab. 1.1). Die geringe Einschlußzeit in der Brennkammer f¨
uhrt jedoch dazu, daß die Produktion
von mehrfach geladenen Ionen stark unterdr¨
uckt ist. F¨
ur die zweite Aufbauphase des HSI ist
daher eine zus¨
atzliche ECR-(Electron-Cyclotron-Resonance)-Ionenquelle vorgesehen, mit der
auch h¨
ohere Ladungszust¨
ande erreicht werden k¨
onnen [8, 9]. Die Beschleunigung schwerer Io-
nen wird dadurch ¨
uberhaupt erst m¨
oglich, da der Injektor auf ein minimales Ladung-zu-Masse
Verh¨
altnis von
!
= 1:9 ausgelegt ist. An die Quellensektion schließen zwei direkt aneinander
gekoppelte RFQ-(Radio-Frequency-Quadrupole)-Resonatoren mit einer Gesamtl¨
ange von 6 m
an, die die Ionen auf 0.5 MeV/u beschleunigen [10]. Durch die vier in Quadrupolsymmetrie
angeordneten Elektroden, auf die eine wellenf¨
ormige Struktur aufgepr¨
agt ist, erf¨
ahrt der Strahl
außer der Beschleunigung noch transversal und longitudinal eine Fokussierung, weshalb sich
dieser Beschleunigertyp f¨
ur den Einsatz bei langsamen Ionenstrahlen hoher Intensit¨
at besonders
gut eignet. Mit der auf den RFQ-Beschleuniger folgenden Matching-Sektion, bestehend aus ei-
nem 4%-Rebuncher und einem magnetischen Quadrupoltriplett, erf¨
ahrt der Strahl erneut eine
Fokussierung, bevor er in den n¨
achsten Beschleunigerabschnitt, den Siebenspaltresonatoren,
eingeschossen wird [11]. Mit diesem, in vier Modulen aufgebauten Driftr¨
ohrenbeschleuniger,
kann der Strahl bis auf max. 1.9 MeV/u beschleunigt werden, was einer maximalen Austrittsge-
schwindigkeit von
"
= 6.4 % entspricht. Zwischen den einzelnen Modulen der insgesamt acht,
aus je sechs Driftr¨
ohren bestehenden Spiralresonatoren, muß der Strahl immer wieder mit Qua-
4
drupollinsen fokussiert werden. Im Anschluß an den Siebenspaltbeschleuniger wird in Verbin-
dung mit dem Einbau der ECR-Quelle ein Ionenstripper mit einer magnetischen Umlenkstrecke
die Erzeugung und Separation hoher Ladungszust¨
ande erlauben. Ein erneuter Rebuncher (6%),
der den Strahl an den Nachbeschleuniger anpaßt, bildet den Abschluß des Injektors.
Ionensorte Betriebsart
#
$
/ [kV]
%'&)(+*,%.- /
/ [MeV]
10324
Gas 16.0 1.0 mA 2.0–7.5
57618
9
Gas 36.0 200 nA 8.6
74:<;=
Gas 30.0 5.0
A 0.03
0
>
Gas 20.0 50
A 1.5
?
Gas 16.0 5.0
A 2.0
?
03
Gas 20.0 5.0
A 2.37
03240
Gas 20.0 5.0
A 2.37
>
032
?
Gas 20.0 5.0
A 2.37
Tab. 1.1:
Auflistung der bisher am HSI beschleunigten Ionensorten mit den dazugeh¨
origen Extraktions-
spannungen
@
$
, den am Ausschuß des RFQ-Beschleunigers gemessenen Str¨
omen
A
%.&)(+*,%'-
und den
dabei erreichten Endenergien
B
. Die Strahlstr¨
ome waren dabei durch die nachfolgenden Expertimente
vorgegeben.
Zu Strahldiagnosezwecken verf¨
ugt der Hochstrominjektor ¨
uber eine ganze Reihe von Meß-
ger¨
aten (Tab. 1.2), die in speziell daf¨
ur vorgesehene Diagnosekammern eingebaut sind. Zur
Strommessung von ungepulsten Strahlen werden strahlungsgek¨
uhlte Faraday-Cups eingesetzt.
Die insgesamt f¨
unf Cups des HSI sind entlang der Beschleunigerstrecke so verteilt, daß an
allen wichtigen Punkten, d.h. vor allem beim Ein- und Ausschuß der verschiedenen Beschleu-
nigersektionen, die Intensit¨
at gemessen werden kann. Bei gepulsten Strahlen kann man sich
zus¨
atzlich die Signale zweier Strahltransformatoren anzeigen lassen (siehe Anhang B.2), die
ebenfalls Informationen ¨
uber den Strahlstrom und zus¨
atzlich ¨
uber die Pulsform liefern. Sie be-
finden sich vor den RFQ- bzw. hinter den Siebenspaltresonatoren. Die Beobachtung des trans-
versalen Strahlprofils geschieht im Bereich kleiner Strahlstr¨
ome (
CD
A) mit Hilfe eines
hinter dem 4%-Rebuncher eingebauten szintillierenden Quarzschirms. F¨
ur den weitaus h¨
aufi-
geren Fall von mittleren bis hohen Intensit¨
aten stehen f¨
ur die Profilmessung drei Strahlprofil-
gitter (
ECFG
A) und ein Restgasionisationsmonitor (
IH
CFG
A) zur Verf¨
ugung. Schließlich
5
Kapitel 1. Einleitung
Ger¨
at Position Bezeichnung
DS hinter 60
J
Quellenmagnet Scanner1
K
FC hinter 60
J
Quellenmagnet FC0
K
FC Einschuß RFQ FC1
K
FC hinter 4%-Rebuncher HSI-RFQ-Cup
FC Ausschuß Siebenspalter HSI-7Spalt-Cup
FC Ladungsseparator HSI-Select-Cup
L
FC hinter 6%-Rebuncher HSI-vorD2-Cup
ST hinter 60
J
Quellenmagnet HSI-RFQ-Trafo
ST Ausschuß Siebenspalter HSI-Select-Trafo
Q hinter 4%-Rebuncher HSI-RFQ-Quarz
PG hinter 4%-Rebuncher HSI-RFQ-Harfe
PG Einschuß Siebenspalter HSI-Einsch7-Harfe
PG Ausschuß Siebenspalter HSI-7Spalt-Harfe
L
PG hinter 6%-Rebuncher HSI-vorD2-Harfe
RGM hinter 4%-Rebuncher HSI-RFQ-RGM
PS Einschuß Siebenspalter HSI-Einsch7-Sonde
PS Ausschuß Siebenspalter HSI-7Spalt-Sonde
PS vor 4%-Rebuncher HSI-vorD2-Sonde1
PS vor 4%-Rebuncher HSI-vorD2-Sonde2
Tab. 1.2:
S¨
amtliche Strahldiagnoseger¨
ate am Hochstrominjektor mit ihren Bezeichnungen in der HSI-
Steuerung. DS: Drahtscanner, FC: Faraday-Cup, PG: Profilgitter, PS: Phasensonde, Q: Quarz, RGM:
Restgasmonitor, ST: Strahltransformator.
M
: in Quellensteuerung eingebunden,
N
: vorgesehen f¨
ur die
Aufbauphase II.
6
interessiert man sich noch f¨
ur die L¨
ange der bei der Beschleunigung erzeugten Mikropulse, die
mit den vier Phasensonden gemessen werden kann. Davon abgesehen erm¨
oglichen die Sonden
eine Bestimmung der Ionengeschwindigkeit und damit der Energie des Strahls. Die Positionen
von Profilgittern, Restgasmonitor und Phasensonden sind in Abb. 1.1 gekennzeichnet.
Die Schwerpunkte dieser Arbeit liegen im Aufbau des Strahlprofilgitter-Meßsystems ein-
schließlich seiner Ausleseelektronik, der Entwicklung des Restgasionisationsmonitors und der
Erweiterung des Phasensonden-Meßsystems. Kap. 2 gibt zun¨
achst einen Einblick in das Gebiet
der Strahldiagnose. Es erl¨
autert die in diesem Zusammenhang wichtigsten Grundbegriffe und
Meßprinzipien. In Kap. 3 wird daraufhin das Strahlprofilgitter-Meßsystem vorgestellt. Es bein-
haltet neben einer Betrachtung zur maximalen thermischen Belastbarkeit des Gitters vor allem
die mechanische Auslegung der Profilgitter, sowie den Aufbau und die Funktionsweise der neu
entwickelten Verst¨
arkungselektronik. Diese l¨
aßt sich in weiten Bereichen auch bei der Auslese
des Restgasmonitors einsetzen, mit dem sich Kap. 4 besch¨
aftigt. Neben der Beschreibung des
konstruktiven Teils der Entwicklung, wird darin auch auf die Berechnung des Restgassignals
eingegangen. Den bei der Profilmessung mit dem Restgasmonitor auftretenden Abbildungsfeh-
lern ist mit Kap. 5 ein eigenst¨
andiges Kapitel gewidmet. Kap. 6 befaßt sich schließlich mit dem
Phasensonden-Meßsystem und der Durchf¨
uhrung von Energiemessungen.
7
Kapitel 1. Einleitung
8
Kapitel 2
Grundlagen der Strahldiagnose
Der Betrieb eines Teilchenbeschleunigers erfordert die Abstimmung und Optimierung vieler
verschiedener Strukturkomponenten, angefangen bei der Ionenquelle, bis hin zu den beschleu-
nigenden Elementen und magnetischen Linsen. Dazu reicht es nicht aus, die z.B. mit Teilchen-
Tracking-Programmen berechneten Maschineneinstellungen zu kennen. Es ist vielmehr not-
wendig, das Verhalten des Strahls w¨
ahrend des Betriebs durch Messungen zu ¨
uberwachen. Die
Strahldiagnose ist daher ein unentbehrlicher Bestandteil eines jeden Beschleunigers. Das fol-
gende Kapitel soll dazu dienen, mit den Grundbegriffen der Strahldiagnose vertraut zu machen,
die zur Beschreibung eines Teilchenstrahls notwendig sind. Gleichzeitig soll zu jedem wichti-
gen Strahlparameter ein typisches Meßinstrument vorgestellt werden.
2.1 Strahldynamik
2.1.1 Koordinatensystem
In jedem Beschleuniger ist durch die geometrische Anordnung der Strahlf¨
uhrungsmagnete eine
Idealbahn festgelegt, die Sollbahn oder zentrale Bahn genannt wird. Bei einem Linearbeschleu-
niger ist sie i.allg. identisch mit der Strahlrohrachse. Teilchen, die sich auf dieser Bahn bewe-
gen, nennt man Sollteilchen. Fast alle Teilchen im Strahl bewegen sich jedoch nicht exakt auf
der zentralen Bahn, sondern oszillieren um diese herum, so daß die Sollbahn auch als mittlere
Bewegung der Teilchen im Beschleuniger interpretiert werden kann. Es bietet sich daher an, die
Bewegung eines Teilchens im Beschleuniger mit Hilfe eines ebenen
OP'QR=S
-Koordinatensystems
zu beschreiben, dessen Ursprung sich entsprechend der Geschwindigkeit des Teilchens auf der
Sollbahn mitbewegt (siehe Abb 2.1). Das Koordinatensystem ist so orientiert, daß die Norma-
le der
P
-
R
-Ebene durch den Tangentenvektor der Sollbahn festgelegt ist. Die
P
-Achse liegt in
der Horizontalen und zeigt in Strahlrichtung gesehen nach links. Die
R
-Achse steht senkrecht
dazu und zeigt nach oben. Die momentane Position des mitbewegten Koordinatensystems wird
9
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
Sollbahn
y
xs
Teilchenbahn
O
Abb. 2.1:
TVUXWZY.[
-Koordinatensystem zur Beschreibung der Teilchenbewegung. Der Koordinatenursprung
bewegt sich entsprechend der Geschwindigkeit des Teilchens auf der Sollbahn mit.
durch die auf der Sollbahn zur¨
uckgelegte Wegstrecke
\
festgelegt, die von einem beliebigen
aber festen Startpunkt
8
aus gerechnet wird.
2.1.2 Phasenraum
Der Zustand eines einzelnen Teilchens l¨
aßt sich durch einen Punkt im sechsdimensio-
nalen Phasenraum vollst¨
andig beschreiben. Anstatt der ¨
ublichen Phasenraumkoordinaten
OP]Q^
$
QR_Q^a`Q!baQ^ac4S
werden in der Strahldynamik transversal die Koordinaten
P'QR
und die Rich-
tungsabweichungen
PadQRed
verwendet, die man aus der Ortsableitung der Funktionen
PfO\4S
und
RgOh\4S
erh¨
alt:
P
d]i
j
P
j
\
Q R
d]i
j
R
j
\Ik
(2.1)
Zur Beschreibung des Teilchens in der longitudinalen Richtung verwendet man die Pha-
senabweichung
lnm
und die Energieabweichung
l
/
bez¨
uglich der Phase
mXo
und Ener-
gie
/
o
des Sollteilchens. Dabei ist
mXo
als die Phase definiert, mit der das Sollteilchen die
HF-Beschleunigungsstrecke passiert. Die Relativkoordinaten zur Beschreibung eines einzelnen
10
2.1. Strahldynamik
Teilchens kann man damit zu einem sechskomponentigen Vektor
pP)Oh\4S
zusammenfassen:
pPfO\4S
i
P
Pqd
R
Rrd
lsm
l
/
i
horizontale Ortsabweichung
horizontale Richtungsabweichung
vertikale Ortsabweichung
vertikale Richtungsabweichung
(longitudinale) Phasenabweichung
Energieabweichung
k
(2.2)
2.1.3 Phasenraumellipse und Separatrix
In der Beschleunigerphysik sind weniger die Bahnen der einzelnen Teilchen, als vielmehr die
Beschreibung des Teilchenstrahls als Gesamtheit aller Teilchen von Bedeutung. Dazu stellt man
sich diesen als ¨
Uberlagerung der Bahnen vieler Strahlteilchen vor (siehe Abb. 2.2). Durch die
Kenntnis der Dichteverteilung der Teilstrahlen,
t
OupP.S
i
t
OP'Q!P
d
QRXQR
d
QlnmgQl
/
S'Q
(2.3)
ist der Gesamtstrahl an einem Punkt
\
auf der Sollbahn vollst¨
andig bestimmt.
s
x
Abb. 2.2:
Darstellung eines Teilchenstrahls als ¨
Uberlagerung vieler Teilstrahlen. Jeder Teilstrahl re-
pr¨
asentiert die Bahn eines einzelnen Teilchens. Die ¨
außere Grenze der Bahnen (dick gezeichnete Linie)
bezeichnet man als Strahlenveloppe (siehe Abschnitt 2.3).
11
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
Durch die Projektion von
t
OupP.S
auf die transversale
OP'Q!PadS
- bzw.
OR_QRrd7S
-Ebene kommt man
zu den zweidimensionalen Dichteverteilungen
t
OP]Q!PqdS
und
t
OR_QRedS
. Tr¨
agt man nun die Punkte
OPavQ!P d
v
S
der mit
w
indizierten Teilchen eines Strahls in die Phasenebene
OhP)O\4SxQuP dOh\1SS
ein, so ergibt
sich eine Fl¨
ache, die nach Courant und Snyder die Form einer Ellipse mit folgender Gleichung
besitzt [12]:
y
P
fz|{a}
P]P
dz
"~P
di
Q
(2.4)
wobei
}
,
"
und
y
die Ellipsenparameter bezeichnen, deren anschauliche Bedeutung in Abb. 2.3
dargestellt ist. Die Phasenellipse repr¨
asentiert in allgemeiner Form die Eigenschaften eines
Teilchenstrahls in den beiden transversalen Ebenen. Da nur drei freie Parameter (z.B.
}
,
"
und
) ben¨
otigt werden, kann man eine weitere Bedingung angeben:
"
y
} i
C
k
(2.5)
Mit dieser Normalisierung der Parameter
}
Q"
und
y
bekommt der Parameter
die einfache
Bedeutung, daß
die Fl¨
ache der Ellipse ist.
Die Projektion der Dichtematrix
t
OupP.S
aus Gl. 2.3 auf die longitudinale (
lnmgQl
/
)-Ebene
f¨
uhrt schließlich zur zweidimensionalen Dichteverteilung
t
OlnmgQl
/
S
, die in Abb. 2.4 f¨
ur den
Fall eines HF-Beschleunigers schematisch dargestellt ist. Ein synchrones Teilchen mit La-
dungszahl
gewinnt in einem Hochfrequenzfeld mit Spannungsamplitude
#
stets die Energie:
l
/
i
g#)xmXo
k
(2.6)
Teilchen hingegen, deren Energien von der desSollteilchens abweichen, f¨
uhren sogenannte Syn-
chrotronschwingungenum die Sollphase
mXo
aus, die mit Energieschwingungen um die Sollener-
gie
/
o
gekoppelt sind. Innerhalb des stabilen Bereichs im Phasenraum, der durch die Separatrix
begrenzt wird, bewegen sich die Teilchen auf geschlossenen Kurven. Ist die von der Gesamt-
heit aller Teilchen besetzte Fl¨
ache klein, kann sie, wie im transversalen Fall, n¨
aherungsweise
durch eine Ellipse umrandet werden. Außerhalb der Separatrix f¨
uhren die Teilchen eine insta-
bile Bewegung durch und gehen verloren. Die maximale positive Phasenabweichung
lnm
$
des stabilen Bereichs h¨
angt von der Gr¨
oße der Sollphase ab. Es gilt die Beziehung [13]:
lnm
$
i
{
mXo
k
(2.7)
Die innerhalb der Separatrix maximal m¨
ogliche Energieabweichung
l
E
$
definiert die Ener-
gieakzeptanz des stabilen Bereichs. Sie steigt proportional zur Wurzel der HF-Spannung
#
an [13]:
l
/$
#
k
(2.8)
12
2.1. Strahldynamik
εγ
F = π ε
β
ε
−α
x’(s)
x(s)
εβ
Abb. 2.3:
Transversale Phasenraumellipse eines Teilchenstrahls. Die Parameter
XWZWZ
und
entspre-
chen den Ellipsenparameter aus Gl. 2.4.
∆E
max
∆ϕ
E∆max 0
E∆
∆ϕ0
∆ϕ
Abb. 2.4:
Teilchenbewegung im longitudinalen Phasenraum. Die fisch¨
ahnliche Separatrix (dicke Linie)
trennt die Bereiche stabiler und instabiler Teilchenbewegung. Aus den Schnittpunkten
B
und
der Phasenellipse mit den beiden Achsen berechnet sich die Strahlemittanz (siehe Abschn. 2.5).
13
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
2.2 Strahlstrom
Einer der wichtigsten Parameter eines Ionenstrahls ist sein Strahlstrom. Bei einem kontinuierli-
chen Strahl (DC-Strahl) ist der Strom zeitunabh¨
angig und kann durch die Angabe eines einzigen
Wertes charakterisiert werden. Als Einheit wird meistens das Amp`
ere verwendet. Gelegentlich
interessiert man sich auch f¨
ur den Teilchenstrom, der es erlaubt, Intensit¨
aten von Strahlen unter-
schiedlicher Ionenladung miteinander zu vergleichen. Im Falle eines gepulsten Strahls besitzt
der Strom eine Zeitstruktur, die durch die Pulsl¨
ange und dem Tastverh¨
altnis, dem Verh¨
altnis
von Pulsl¨
ange zu Periodendauer, eindeutig festgelegt ist. Bei der Angabe des Stroms muß zwi-
schen dem ¨
uber die Zeit gemittelten Strom
, der gerade dem Strom eines kontinuierlichen
Strahls gleicher Intensit¨
at entspricht, und dem Strom im Puls
'
o
(Peakstrom) unterschieden
werden. Handelt es sich um einen HF-Beschleuniger, dann ist dem Stromverlauf sowohl beim
DC-Strahl, als auch beim gepulsten Strahl eine weitere Struktur aufgepr¨
agt, die sich aus dem
Beschleunigungsprinzip herleitet [13]. Im Abstand der Hochfrequenz entstehen beim Beschleu-
nigungsvorgang Mikropulse, sog. Bunche, denen man ebenfalls einen Strom
]
zuordnen
kann. Der mittlere Strom
und der Pulsstrom
'
o
entsprechen dann der zeitlichen Mittelung
¨
uber
=!
. Der zeitliche Abstand zwischen zwei aufeinanderfolgenden Bunchen betr¨
agt am
HSI entsprechend den 108.48 MHz Senderfrequenz 9.22 ns. Einen ungepulsten Strahl mit einer
Mikrostruktur bezeichnet man auch als CW-Strahl. Die soeben beschriebenen Begriffe sind in
Abb. 2.5 noch einmal anschaulich dargestellt.
0
Makropulsstrom IPuls
Makropuls Periode
Zeit
Strom
HF-Periode
Bunchstrom I
mittlerer Strom I
Bunch
Abb. 2.5:
Zeitstruktur eines gepulsten Strahls. Man unterscheidet zwischen dem mittleren Strom
A
,
dem Makropulsstrom
A
.
o
und dem Bunchstrom
A
=!
(in Anlehnung an Ref. [14]).
14
2.2. Strahlstrom
Die Kenntnis des Strahlstroms ist bei vielen Vorg¨
angen w¨
ahrend des Beschleunigerbetriebs
von Bedeutung. So werden bereits die Parameter der Ionenquelle mit Hilfe der Strommessung
optimiert. Es ist z.B. m¨
oglich, durch langsames Hochfahren der Magnetfeldst¨
arke eines Ab-
lenkmagneten hinter der Quelle, ein Intensit¨
atsspektrums aufzunehmen, das Aufschluß dar¨
uber
gibt, welche Ionensorten in welchen Ladungszust¨
anden in der Quelle vorzufinden sind. Um im
weiteren Verlauf des Beschleunigers die Einstellungen von Dipol- und Quadrupolmagneten so-
wie Ablenkspulen (engl.: Steerer) auf maximalen Strom optimieren zu k¨
onnen, muß entlang der
Beschleunigerstrecke in regelm¨
aßigen Abst¨
anden eine Strommessung vorgesehen sein. Treten
w¨
ahrend des Strahlbetriebs Schwierigkeiten an der Maschine auf oder kommt es gar zu einem
Strahlverlust, vereinfacht sich dadurch die Lokalisierung der Fehlerquelle. Unabh¨
angig vom
Betrieb des Beschleunigers ist der genaue Wert des Teilchenflusses auch bei vielen Experimen-
ten von Interesse, so z.B. zur Dosisbestimmung bei der Ionenimplantation in Halbleitern oder
zur Bestimmung der Wirkungsquerschnitte von Reaktionen. Ein mit dem Strahlstrom eng ver-
kn¨
upfter Begriff ist die Transmission einer Beschleunigersektion. Sie gibt an, welcher Bruchteil
von der Intensit¨
at am Einschuß der Sektion bei deren Ausschuß noch vorhanden ist.
Das zur Strahlstrommessung wohl am h¨
aufigsten verwendete Instrument ist der Faraday-
Cup (Faraday-Tasse, Faraday-Becher) (Abb. 2.6). Ein pneumatisch in das Strahlrohr einge-
fahrener isolierter Kupfer- oder Edelstahlbecher f¨
angt die Ionen des Strahls in seinem Boden
auf. Der Becher ist an ein Amp`
eremeter angeschlossen, an dem der Strahlstrom
unmittel-
bar abgelesen werden kann. Bei geeigneter Triggerung des Meßger¨
ates k¨
onnen damit auch die
Pulsstr¨
ome
.
o
gemessen werden. Ein Effekt, der zu einer Verf¨
alschung der Strommessung
f¨
uhrt, ist die Emission von Sekund¨
arelektronen. Sekund¨
arelektronen, die den Cup nicht ver-
lassen, sondern an einer anderen Stelle der Oberfl¨
ache wieder auftreffen, haben keinen Einfluß
auf die Messung. Lediglich die Elektronen, die den Cup verlassen, f¨
uhren bei positiven (nega-
tiven) Ionenstr¨
omen zu einem Ansteigen (Absinken) des gemessenen Stromes. Der Bruchteil
der Elektronen, die den Cup durch die Eintritts¨
offnung verlassen, h¨
angt vom Verh¨
altnis der
Blendenapertur
zur Cupl¨
ange
ab. Eine einfache geometrische Absch¨
atzung f¨
uhrt zu [15]:
{
Oh
z
Sk
(2.9)
Daraus ist ersichtlich, daß sich der Bruchteil
f¨
ur kleine
und große
zu g¨
unstigen kleinen
Werte hin verschiebt. F¨
ur
(
i
\¢¡
k
) bzw.
F
(
i
\¢¡
k
) strebt
gegen 1/2.
L¨
ange und Radius des Cups unterliegen jedoch technisch bedingten Grenzen, so daß der Se-
kund¨
arelektroneneffekt nicht immer durch die geometrische Form ausreichend reduziert werden
kann. Eine weitere, sehr effiziente Methode, die Elektronen am Verlassen des Cups zu hindern,
ist das Anlegen einer negativen Vorspannung an einer vor dem Cup angebrachten Elektrode.
15
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
Becher
R
Blende Isolation
Permanentmagnet
Vorspannungselektrode
L
Strahl
Abb. 2.6:
Schema eines ungek¨
uhlten Faraday-Cups. Der auf den Becherboden treffende Strahlstrom
kann ¨
uber ein Amp`
eremeter ausgelesen werden. Die Felder der Vorspannungselektrode und des Perma-
nentmagneten unterdr¨
ucken das Entweichen von Sekund¨
arelektronen (in Anlehnung an Ref. [14]).
Eine Vorspannung von 500 V, mit der die Faraday-Cups der MPI-Beschleunigeranlage betrie-
ben werden, reicht in den meisten F¨
allen bereits aus, um die Emission von Sekund¨
arelektronen
nahezu vollst¨
andig zu unterdr¨
ucken. Ein zus¨
atzliches Magnetfeld, das die Elektronen innerhalb
des Cups auf Kreisbahnen zwingt, erh¨
oht die Effizienz des abstoßenden elektrischen Feldes
erheblich und erm¨
oglicht den Betrieb bei geringeren Vorspannungen. Derartige Faraday-Cups
werden bis zu Strahlleistungen von 600 W eingesetzt. Zur Messung von Ionenstrahlen h¨
oherer
Intensit¨
at kommen wassergek¨
uhlte Faraday Cups zur Anwendung, die Strahlleistungen bis zu
6 kW aufnehmen k¨
onnen [16].
Am Hochstrominjektor sind insgesamt f¨
unf Faraday-Cups eingebaut. Es handelt sich da-
bei um eine indirekt gek¨
uhlte, bzw. strahlungsgek¨
uhlte Ausf¨
uhrung, d.h. der Cup ist von einem
wassergek¨
uhlten Kupferk¨
orper umgeben, der die abgestrahlte W¨
arme aufnimmt und nach außen
abf¨
uhrt. Im Gegensatz dazu ist beim direkt gek¨
uhlten Faraday-Cup der Becher selbst wasser-
durchflossen, was die Effizienz der K¨
uhlung erh¨
oht. Dieser hat jedoch den Nachteil, daß ein
Teil des Stromes ¨
uber die im K¨
uhlwasser befindlichen Ladungstr¨
ager abfließen kann. Der dabei
auftretende relative Meßfehler bestimmt sich aus dem Verh¨
altnis des vom K¨
uhlwasser gebil-
deten Widerstandes
£¥¤
zum R¨
uckkoppelwiderstand
£
der Verst¨
arkungselektronik. Letzterer
muß bei der Messung kleiner Strahlstr¨
ome erh¨
oht werden, was zu einem Anstieg des relativen
Meßfehlers f¨
uhrt. Bei typischen Werten zur Messung von Nanoamp`
ere-Str¨
omen (
£I¤
= 1 M
¦
,
£
= 100 M
¦
) ergibt sich ein Fehler von 1% [14].
16
2.3. Strahlprofil
2.3 Strahlprofil
Projiziert man stellvertretend f¨
ur die beiden transversalen Komponenten
§'¨©
die Dichtevertei-
lung
ª¬«h§]¨!§a®
im zweidimensionalen Phasenraum eines Strahls auf die Ortsachse
§
so erh¨
alt man
die eindimensionale Dichteverteilung
ª¬«h§'®°¯ ª«§'¨u§
®'±²§
¨
(2.10)
die man als Strahlprofil bezeichnet. Das Strahlprofil entspricht also der Intensit¨
atsverteilung des
Strahls entlang der transversalen Ortskoordinaten. Im allgemeinen lassen sich die tats¨
achlichen
Profile in guter N¨
aherung durch eine Gaußfunktion beschreiben. Die N¨
aherung besteht unter
anderem darin, daß sich die Gaußverteilung von bis
³
erstreckt, der Strahl jedoch durch
das Strahlrohr nach außen begrenzt ist. F¨
ur die Halbwertsbreite (Abk.: FWHM = ”full-width
at half maximum“) der auf Eins normierten eindimensionalen Verteilungsfunktion
ª¬«h§'®°¯
´
µ!¶°·,¸¹1º¼»
½
½¾
½
»
(2.11)
gilt die Beziehung
¿n§aÀf¤DÁÂ
= 2.355
·q¸
. Die Standardabweichung
·,¸
kann als charakteristi-
sches Maß f¨
ur die Strahlbreite herangezogen werden. H¨
aufig wird dazu die sogenannte Zwei-
Sigma-Definition benutzt, die besagt, daß die Ausdehnung des Strahls auf den Bereich zwischen
-2
·a¸
§
+2
·,¸
beschr¨
ankt ist, d.h. die Strahlbreite
Ã
ist definiert als:
Ã~¯Ä
·,¸ÆÅ
(2.12)
Tats¨
achlich liegen dann nur 95% der Teilchen eines Strahls innerhalb seiner Breite. Oft weicht
der Profilverlaufweit außerhalb des Intensit¨
atsmaximums (
§ÈÇÊÉ
·e¸
) von der Gaußformdeutlich
ab. Bei diesem als Strahlhalo bezeichneten Untergrund handelt es sich um gestreute Strahlteil-
chen, die den eigentlichen Strahl umgeben.
Wenn man nun das Strahlprofil entlang des Beschleunigers an verschiedenen Stellen
Ë
mißt,
und den Strahlradius
£
, definiert ¨
uber
£Ê¯
µ ·q¸
¨
(2.13)
als Funktion von
Ë
auftr¨
agt, erh¨
alt man die Strahleinh¨
ullende oder Strahlenveloppe
̼«Ë4®
. Das
Aufzeichnen der Enveloppe (dick gezeichnete Linie in Abb. 2.2) ergibt eine unmittelbare und
anschauliche Darstellung des Verhaltens des Strahls im Strahlf¨
uhrungssystem. In Abb. 2.7 ist
der Zusammenhang zwischen Phasenraumellipse, Strahlprofil, -breite und -enveloppe noch ein-
mal veranschaulicht.
17
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
(s)
ρ
dn/dx
x(s)
x(s)
−2σ 1σ−1σ 2σ0
E(s)
b(s)
x’(s)
Abb. 2.7:
Zusammenhang zwischen Phasenraumellipse, Strahlprofil und Strahlbreite in der Zwei-Sigma-
Definition. Der Wert der Strahlenveloppe
ÍÏÎÐÑ
entspricht gerade dem Strahlradius
Ò
an einer bestimm-
ten Stelle
Ð
.
Eine Methode, mit der man auf sehr einfachem Wege die Position und das Profil eines
Strahls messen kann, ist der Einsatz von Szintillatoren. Bei der Auswahl des Szintillators
m¨
ussen sowohl Ionensorte und Energie, als auch die zu erwartenden Strahlintensit¨
aten ber¨
uck-
sichtigt werden. Man verwendet heute ¨
uberwiegend die in Tab. 2.1 aufgelisteten Materialien.
Zur Messung wird, wie in Abb. 2.8 dargestellt, ein aus dem Szintillatormaterial hergestell-
ter Schirm (Leuchttarget) unter einem Winkel von 45
Ó
in den Strahl eingefahren. Der mit ei-
nem Achsenkreuz bzw. Strichgitter versehene Schirm kann bei Bedarf durch ein kleines Fen-
Material Aktivator Farbe Abklingzeit I
ÔÕ×Ö
/[Protonen/(mm
Ø
s)]
Quarz – weiß ns 2 10
6
Li-Glas Ce violett 100 ns 1 10
6
Al
Ø
O
Ù
Cr rot ms 1 10
Ú
CsI Tl gr¨
un 900 ns 2 10
Û
Tab. 2.1:
Moderne Szintillatormaterialien [17].
Ü
ÔÕVÖ
bezeichnet die Empfindlichkeit des Szintillators,
d.h. die minimale Strahlintensit¨
at, die zur Durchf¨
uhrung von Messungen ben¨
otigt wird.
18
2.4. Strahlenergie
ster in der Kammer beleuchtet werden. Durch ein weiteres Fenster nimmt eine senkrecht zur
Strahlrichtung installierte Kamera das zweidimensionale Bild des Strahlquerschnitts auf. Die-
se eher qualitative Messung von Gr¨
oße und Lage des Strahls reicht in den meisten F¨
allen f¨
ur
den Beschleunigerbetrieb aus. Um zu einer mehr quantitativen Aussage ¨
uber das Strahlpro-
fil zu kommen, kann anstatt einer herk¨
ommlichen TV-Kamera eine CCD-(Charge-Coupled-
Device)-Kamera verwendet werden, deren digitales Bild eine genauere Auswertung erm¨
oglicht.
Am Hochstrominjektor ist ein nach diesem Prinzip funktionierendes Leuchttarget hinter
dem 4%-Rebuncher eingebaut. Die im Durchmesser 25 mm große und 3 mm dicke Scheibe be-
steht aus gesintertem Quarzglas (SiO
Ø
) und wird bis zu Strahlleistungen von max. 2 W (
¯
1
Ý
A
Þ
He
ß
, 0.5 MeV/u) eingesetzt.
Schirm (z.B. Quarz)
Strahl
Kamera
Fenster
Lichtquelle
Szintillierender
Abb. 2.8:
Typische Anordnung zur Beobachtung der Strahlposition und -gr¨
oße mit einem fahrbaren
Szintillatorschirm und einer Kamera.
2.4 Strahlenergie
Unter der Energie
Ì
eines Strahls versteht man die kinetische Energie seiner Teilchen. F¨
ur
einen Ionenstrahl gilt in nichtrelativistischer N¨
aherung folgender Zusammenhang:
Ìà¯
´
µ á âäã
«åæ®
Ø
¨
(2.14)
mit der Massenzahl
á
, der Nukleonenmasse
âäã
= 931.5 MeV/c
Ø
und der Ionengeschwindig-
keit
åæ
.
Abb. 2.9 zeigt, wie mit einer Anordnung aus einem Ablenkmagneten, zwei horizontalen
Schlitzblendenpaaren und einem abschließenden Quarz die Strahlenergie gemessen werden
kann. Ein mit Hilfe des ersten Blendenpaares genau auf Achse (
§ç¯éè
) in den Magneten ein-
geschossener Strahl, wird durch das Magnetfeld
ê
auf eine Kreisbahn gezwungen. Nur wenn
19
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
der Bahnradius dem Biegeradius
ª
des Magneten entspricht, verl¨
aßt der Strahl den Magneten
auch wieder bei
§n¯è
und kann durch die ¨
Offnung der zweiten Blende gelangen. Teilchen mit
zu hoher bzw. zu geringer Energie durchlaufen den Magneten mit einem von
ª
abweichenden
Radius und treffen links bzw. rechts auf die Blende. Bei einem Strahl unbekannter Energie wird
nun das Magnetfeld
ê
so eingestellt, daß der Strahl durch die gesamte Anordnung hindurch auf
den Quarz trifft. Durch Beobachten des Strahlflecks kann das Intensit¨
atsmaximum genau auf
das Achsenkreuz eingestellt werden. Unter Kenntnis des Magnetfeldes kann dann die Strahlge-
schwindigkeit
å~æ
in nichtrelativistische N¨
aherung (
ë<¯
´
)¨
uber folgende Gleichung bestimmt
werden [18]:
å~æG¯
ê ª ì
¹
á âäã
¨
(2.15)
mit der Teilchenladung
ì
¹
. Der Aufbau eignet sich auch zur Aufnahme der Impulsvertei-
lung des Strahls. Dazu muß das Feld des Magneten durchgestimmt und der Strom durch die
Blenden¨
offnung mit einem Faraday-Cup gemessen werden.
Am MPI-Nachbeschleuniger kann die Energie auf diese Weise mit dem Ablenkmagne-
ten D3 bestimmt werden. Dieser ist zur exakten Magnetfeldmessung mit einer NMR-Sonde
ausgestattet. Man erreicht damit relative Genauigkeiten in der Energiemessung von 5 10
º
Ù
[19].
B
Blende
Blende
Magnet
ϕ
ρ
E- E∆E+ E∆
Strahl
Quarz
Abb. 2.9:
Prinzip der Energiemessung mit einem Ablenkmagneten. Ist das Magnetfeld so eingestellt,
daß sich der Strahl im Zentrum des Quarzes befindet, kann ¨
uber die Gln. 2.15 und 2.14 seine Energie
ausgerechnet werden.
20
2.5. Strahlemittanz
2.5 Strahlemittanz
Unter der horizontalen und vertikalen Emittanz
í
eines Teilchenstrahls versteht man die
Fl¨
ache
î
seiner Phasenraumellipse geteilt durch
¶
:
íƯ
î
¶¨
(2.16)
mit der Einheit [mm mrad]. Die Emittanz ist unter Anwesenheit konservativer Kr¨
afte eine Er-
haltungsgr¨
oße. Die Beschleunigung selbst stellt jedoch einen nichtlinearen Vorgang dar, da
die longitudinale Geschwindigkeitskomponente der Teilchen anw¨
achst, w¨
ahrend die transver-
sale Komponente konstant bleibt. Dadurch wird die Neigung
§a
der Teilchenbahn zur Sollbahn
verringert, was eine Abnahme der Emittanz zur Folge hat. Um eine vom Teilchenimpuls un-
abh¨
angige Gr¨
oße zu bekommen, f¨
uhrt man daher die normierte Emittanz
íÖ
ein:
íÖï¯í åëð¨
(2.17)
mit dem relativistischen
å
und dem Lorentzfaktor
ë
als Normierungsfaktoren. Sie ist eine
Invariante gegen¨
uber der Beschleunigung und bleibt ¨
uber die gesamte Strahlf¨
uhrung konstant,
sofern keine anderen nichtlinearen Kr¨
afte auftreten.
Im longitudinalen Phasenraum, der von den Koordinaten
¿sÌ
und
¿nñ
aufgespannt wird,
definiert man die longitudinale Emittanz
íZò
. Wenn die von Teilchen besetzte Fl¨
ache sehr klein
ist und n¨
aherungsweise durch eine Ellipse umrandet werden kann, l¨
aßt sie sich schreiben als
íZòn¯ó¿nñ=ô ¿sÌÆô
Å
(2.18)
Dabei ist f¨
ur
¿nñ=ô
und
¿nÌÆô
der Wert der Phasenellipse am jeweiligen Achsenschnittpunkt ein-
zusetzen (vgl. Abb. 2.4). Die durch Gl. 2.18 definierte Gr¨
oße ist invariant gegen¨
uber der Be-
schleunigung. Die Emittanz der gr¨
oßtm¨
oglichen Phasenellipse, die ein Strahl besitzen darf, um
eine Beschleunigerstruktur ohne Verluste durchqueren zu k¨
onnen, bezeichnet man als Akzep-
tanz.
Um die Emittanz in einer der beiden
transversalen
Phasenebenen zu bestimmen, muß man
die Winkeldivergenz der Strahlteilchen in Abh¨
angigkeit von ihrer Ortskoordinate messen. Dies
kann mit einer Apparatur geschehen, wie sie in Abb. 2.10 skizziert ist. Mit einer fahrbaren
Schlitzblende werden Teilchen mit ann¨
ahernd gleicher Ortskoordinate vom Gesamtstrahl her-
ausselektiert. Hinter der Blende mißt man mit einem ortsempfindlichen Detektor in
§
-Richtung
das Intensit¨
atsprofil der ankommenden Teilchen, das in die Verteilung der Winkelabweichun-
gen
§
umgerechnet werden kann. Die Messung muß f¨
ur verschiedene Schlitzstellungen wie-
derholt und die Einzelprofile hintereinander in ein Phasendiagramm eingetragen werden. Das
21
Kapitel 2. Grundlagen der Strahldiagnose
Ergebnis der Messung k¨
onnte eine Verteilung ergeben, wie sie f¨
ur Abb. 2.11 berechnet wurde.
Derartige aufrecht stehende Phasenellipsen sind immer an den Stellen vorzufinden, an denen
der Strahl einen r¨
aumlichen Fokus aufweist. Die Dichteverteilung innerhalb der Phasenellipse
entspricht einer zweidimensionalen Gaußverteilung, die, wie bereits erw¨
ahnt, f¨
ur die meisten
Strahlen ein realistisches Modell darstellt. F¨
ur die Messung der
longitudinalen
Emittanz gibt es
mehrere destruktive und nichtdestruktive Methoden, die in Ref. [18] beschrieben sind und auf
die hier nicht n¨
aher eingegangen werden soll.
z
x
detektor
Profil-
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
õõõõõõõõõ
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
ööööööööö
‘
fahrbarer Schlitz
Strahl x
Abb. 2.10:
Prinzip der Emittanzmessung in einem der beiden transversalen Phasenr¨
aume. Die Messung
des Intensit¨
atsprofils muß f¨
ur verschiedene Schlitzpositionen wiederholt werden.
x / [mm]
-6 -4 -2 0 2 4 6
x’ / [mrad]
-8
-6
-4
-2
0
2
4
6
8
Abb. 2.11:
Berechnete Dichteverteilung
÷ÎVøXùZø
Ñ
in Form einer zweidimensionalen Gaußverteilung. Die
in Abb. 2.10 skizzierte Emittanzmessung w¨
urde bei einem r¨
aumlichen Fokus ein derartiges Schaubild
als Resultat liefern.
22
Kapitel 3
Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Zur Optimierung von Beschleunigerstrukturen ist die genaue Kenntnis der Lage und des Pro-
fils des beschleunigten Ionenstrahls unerl¨
aßlich. Wie schon in der Einleitung erw¨
ahnt, m¨
ussen
die Messungen am Hochstrominjektor dabei einen weiten Bereich an Strahlstr¨
omen ¨
uberspan-
nen. Dieses Kapitel besch¨
aftigt sich mit der Messung bei mittleren Str¨
omen im
Ý
A-Bereich.
Zwei in diesem Bereich h¨
aufig benutzte Methoden f¨
ur die Bestimmung der Strahleigenschaften
Lage und Profil stellen Strahlprofilgitter (”Harfen“) und Drahtscanner dar. Am Beginn dieses
Kapitels soll daher zun¨
achst diskutiert werden, warum man sich im Falle des Hochstrominjek-
tors f¨
ur ein System aus Profilgittern entschieden hat. Im Anschluß daran wird auf den Aufbau
der Profilgitter und deren Eigenschaften eingegangen. Ein wesentlicher Teil nimmt dabei die
Beschreibung der Ausleseelektronik ein.
3.1 Drahtscanner oder Profilgitter?
Vom Gesichtspunkt der Datenaufnahme sind sich beide Ger¨
ate sehr ¨
ahnlich. Bei einem Draht-
scanner ¨
uberstreicht ein d¨
unner Draht den Strahl in
§
- oder
©
-Richtung. H¨
aufig verwendet man
rotierende Scanner mit helixf¨
ormig gebogenen Dr¨
ahten, die es erlauben, w¨
ahrend einer Um-
drehung beide transversale Richtungen einmal zu durchfahren [20]. Durch das Auslesen des
auf den Draht treffenden Strahlstroms oder durch das Abziehen der emittierten Sekund¨
arelek-
tronen erh¨
alt man ein Signal, das proportional zur Ladung der auftreffenden Ionen ist. Tr¨
agt
man dieses gegen die Position bzw. den Winkel des Drahtes auf, resultiert daraus das Pro-
fil des Strahls. W¨
ahrend beim Drahtscanner die Ortsaufl¨
osung dadurch erreicht wird, daß ein
einzelner Draht den Strahl abtastet, sind beim Profilgitter eine ganze Anzahl horizontaler und
vertikaler Dr¨
ahte statisch zu einem Gitter angeordnet. Bringt man das Gitter in den Strahl, wer-
den, wie beim Drahtscanner, die auf die Dr¨
ahte treffenden Ionen bei Energien unter 2.0 MeV/u
(HSI: 0.5 MeV/u
ú
E
ú
1.9 MeV/u) vollst¨
andig abgebremst [14]. Die aufgefangene Ladung fließt
schließlich ¨
uber eine Verst¨
arkungselektronik ab und erlaubt die Darstellung des Strahlprofils in
23
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
den beiden transversalen Koordinaten als Funktion der Drahtnummer bzw. der Drahtposition.
Beide Ger¨
ate liefern also elektrische Signale, die proportional zur Strahlintensit¨
at am Ort der
Dr¨
ahte sind.
Bei der Entscheidung f¨
ur ein bestimmtes Drahtdiagnosesystem sollten folgende Punkte
ber¨
ucksichtigt werden:
Ein rotierender Drahtscanner erlaubt durch das bei der Rotation entstehende geometrische
Tastverh¨
altnis den Einsatz bei h¨
oheren Strahlleistungen als es bei einem statischen Gitter
m¨
oglich ist.
û
Beim Hochstrominjektor wird es notwendig sein, Str¨
ome bis in den mA-Bereich hin-
ein zu diagnostizieren. In diesem Bereich sind jedoch weder rotierende Drahtscanner
noch Strahlprofilgitter einsetzbar, da es aufgrund der hohen Leistungsaufnahme zu einem
Schmelzen bzw. Reißen der Dr¨
ahte kommt. F¨
ur diese hohen Str¨
ome wird daher der in
Kap. 4 beschriebene Restgasmonitor zum Einsatz kommen, der sich die Ionisation des
im Strahlrohr vorhandenen Restgases durch die Wechselwirkung mit dem Strahl zunutze
macht.
Verf¨
alschungen des Profils, die beim Profilgitter durch Abweichungen der Se-
kund¨
arelektronen-Koeffizienten der einzelnen Dr¨
ahte verursacht werden k¨
onnen, sind bei
der Anwendung eines Drahtscanners ausgeschlossen.
û
Die Ortsaufl¨
osung der am MPI eingesetzten Profilgitter wird durch den Drahtabstand von
1 mm vorgegeben. Bei dieser recht groben Aufl¨
osung spielen leichte Abweichungen zwi-
schen den verschiedenen Dr¨
ahten bei der Emission von Sekund¨
arelektronen in Bezug auf
die Profilform nur eine untergeordnete Rolle. Außerdem sollen aus den Daten keine quan-
titativen Schl¨
usse gezogen werden, sondern qualitative Ver¨
anderungen von Strahllage und
-breite beim Einstellen des Beschleunigers beobachtet werden.
Die zur Datenaufnahme notwendige Elektronik ist aufgrund der bei Harfen vorhandenen
hohen Kanalanzahl f¨
ur ein Scanner-System durchaus kosteng¨
unstiger. Allerdings gilt in
beiden F¨
allen: falls keine Notwendigkeit zur Digitalisierung des Signals f¨
ur eine Rech-
nersteuerung besteht, k¨
onnen die Profile auch auf einem einfachen Oszilloskop angezeigt
werden.
û
Am MPI f¨
ur Kernphysik wurde schon in den achtziger Jahren eine Ausleseelektronik f¨
ur
das Profilgitter-System am Nachbeschleuniger entwickelt [21]. Noch vorhandene Bautei-
le, wie z.B. Operationsverst¨
arker und Steckrahmen, konnten zur Einsparung von Kosten
24
3.1. Drahtscanner oder Profilgitter?
bei der neuen Elektronik f¨
ur den Hochstrominjektor verwendet werden. Auch die Anfer-
tigung neuer Platinen kann mit relativ geringem finanziellen Aufwand betrieben werden,
da der gesamte Herstellungvorgang, angefangen vom Design bis hin zur fertigen Platine,
am Institut selbst m¨
oglich ist.
W¨
ahrend beim Profilgitter die Strahlintensit¨
at an jedem Draht zur gleichen Zeit abgetastet
wird, nimmt ein sich bewegender Draht das Profil an verschiedenen Orten zu verschie-
denen Zeiten auf. Dadurch werden longitudinale und transversale Ver¨
anderungen der
Strahlintensit¨
at vermischt.
û
Dieser Effekt verursacht nur dann einen nennenswerten Einfluß, wenn w¨
ahrend der Mes-
sung longitudinale und transversale Strahleigenschaften gleichzeitig variiert werden. Die
im Strahl nat¨
urlich auftretenden Intensit¨
atsschwankungen sind so gering, daß eine quali-
tative Aussage ¨
uber das Strahlprofil, wie sie beim HSI erw¨
unscht ist, ihre G¨
ultigkeit nicht
verlieren w¨
urde.
Beim Profilgitter kann durch die Integration der Ladung ¨
uber die Zeit eine Verbesserung
des Signal-zu-Rausch Verh¨
altnisses herbeigef¨
uhrt werden.
û
Diesen Vorteil nutzt z.B. die GSI Darmstadt an ihrem UNILAC bei der neuesten Ent-
wicklung ihrer Profilgitterelektronik aus [22]. Eine Integration der Drahtstr¨
ome ist je-
doch nicht unbedingt erforderlich, da im interessierenden Strombereich (I
ü1ýþZÿ
GÇ
1
Ý
A)
das Elektronikrauschen bereits keine Rolle mehr spielt.
Im Falle eines gepulsten Strahls k¨
onnen Schwierigkeiten aufgrund der Forderung nach
einer exakten Synchronisation auftauchen, deren L¨
osung bei der Anwendung eines Pro-
filgitters kein Problem darstellt.
û
Am neuen Injektor m¨
ussen Messungen sowohl an kontinuierlichen, als auch an gepul-
sten Strahlen mit Wiederholfrequenzen zwischen 5 und 60 Hz erfolgen. Ein rotierender
Drahtscanner z.B. streicht in einer Sekunde ca. 20 mal in beiden transversalen Richtungen
¨
uber die Strahlrohrachse [20], d.h. w¨
ahrend einer Periodendauer von 100 ms (
¯
10 Hz)
nur f¨
unf mal. Bei einem realistischen Tastverh¨
altnis von 1:50 (Pulsdauer = 2 ms) w¨
are
das Zusammentreffen von Draht und Strahl rein zuf¨
allig.
Neben den oben erw¨
ahnten Vorteilen, die das Strahlprofilgitter bietet, war es haupts¨
achlich die-
ser letzte Punkt, der zur Entscheidung f¨
ur ein Strahlprofilgitter-Meßsystem am Heidelberger
Hochstrominjektor beitrug. Dar¨
uber hinaus befand sich am Institut eine ausreichende Anzahl
von Profilgittern, die im Zuge des Aufbaus des Systems im Nachbeschleuniger angefertigt wur-
den und f¨
ur den Hochstrominjektor zur Verf¨
ugung standen.
25
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
3.2 Auslegung
3.2.1 Zusammensetzung des Meßsystems
Am Hochstrominjektor sind derzeit drei Profilgitter eingebaut (Abb. 1.1). Das erste (HSI-RFQ-
Harfe) befindet sich in der Diagnosesektion hinter dem 4%-Rebuncher. Ein weiteres (HSI-
Einsch7-Harfe) ist von unten in die Kammer direkt vor dem ersten Siebenspaltresonator instal-
liert. Dazu mußte ein Interlock mit der von oben einfahrbaren Phasensonde geschaffen werden,
das ein Bet¨
atigen der Pneumatik verhindert, falls die Sonde bzw. das Gitter bereits eingefah-
ren ist. Eine genauere Beschreibung dieses auch bei der Diagnosekammer des Restgasmonitors
angewandten Interlocks erfolgt in Abschnitt 4.2. Das dritte Profilgitter (HSI-vorD2-Harfe) ist
in die letzte Diagnosekammer vor dem Ablenkmagnet D2 eingebaut. Eine zus¨
atzliche, vierte
Harfe, ist auf H¨
ohe des f¨
ur die zweite Aufbauphase des HSI geplanten Strippers vorgesehen.
Die genaue Position wird im Zusammenhang mit der Neuauslegung der gesamten Sektion zwi-
schen Siebenspaltern und 6%-Rebuncher beim Einbau des Strippers festgelegt. Tab. 3.1 gibt
einen ¨
Uberblick ¨
uber die Radien eines
Be
ß
-Strahls an den vier Diagnosestellen. Die angege-
ben Werte sind Resultate des Programms MIRKO [23], mit dem in Ref. [11] Strahldynamik-
rechnungen durchgef¨
uhrt wurden. Die in der linken Spalte angegebenen Bezeichnungen ent-
sprechen der Namensgebung in der HSI-Steuerung. Die HSI-Select-Harfe wird nur dann zum
Einsatz kommen, wenn die beschleunigten Strahlionen gestrippt werden sollen. Ist dies, wie
beim Beryllium, nicht der Fall, bleibt das vor dem Stripper liegende Quadrupoltriplett ausge-
schaltet und erzeugt keinen Fokus in der darauffolgenden Diagnosekammer. Damit erkl¨
art sich
auch der an dieser Stelle außergew¨
ohnlich große Strahlradius des
Be
ß
-Strahl von 15.9 mm.
Bezeichnung Position Strahlradius
x / [mm] y / [mm]
HSI-RFQ-Harfe hinter 4%-Rebuncher 1.4 2.9
HSI-Einsch7-Harfe vor Siebenspalter 3.2 6.0
HSI-Select-Harfe hinter Siebenspalter 15.9 (0.9) 7.8 (2.5)
HSI-vorD2-Harfe vor 6%-Rebuncher 6.4 (2.7) 6.1 (2.1)
Tab. 3.1:
Strahlradien in horizontaler und vertikaler Richtung f¨
ur einen
Be
ß
-Strahl an den Positionen
der Strahlprofilgitter [11]. Die Zahlen in Klammern beziehen sich auf einen
Ø
Ù
U
Ø
ß
-Strahl, der im
Gegensatz zum
Be
ß
-Strahl auf H¨
ohe der HSI-Select-Harfe einen Fokus aufweist (Erl¨
auterung s. Text).
26
3.2. Auslegung
Beabsichtigt man hingegen eine Hochladung der Ionen, so wird der Strahl unter Beobachtung
auf dem Profilgitter auf den Stripper fokussiert. Dies geschieht z.B. bei einem
Ø
Ù
U
Ø
ß
-Strahl,
dessen berechnete Radien (eingeklammerte Zahlen in Tab. 3.1) im Vergleich zum Beryllium an
den beiden letzten Diagnosestellen daher deutlich geringere Werte ergeben.
3.2.2 Mechanischer Aufbau der Profilgitter
Ein Profilgitter besteht aus insgesamt 32 Dr¨
ahten, wobei je 16 in horizontaler und vertikaler
Richtung aufgespannt sind. Die Dr¨
ahte haben einen Durchmesser von 0.1 mm und einen Ab-
stand von 1 mm. Dieser Drahtabstand legt die Aufl¨
osung des Gitters fest. Die Dr¨
ahte bestehen
aus einer W-Re(3%)-Legierung und sind mit Graphit geschw¨
arzt. Sie werden ¨
uber einen Kera-
mikrahmen in zwei zueinander um 90
Ó
gedrehten Ebenen isoliert aufgespannt. Abb. 3.1 zeigt
dazu die Fotografie eines mit Dr¨
ahten bespannten Keramikrahmens. Einkerbungen im Rahmen
legen die Position der Dr¨
ahte fest und verhindern, daß sich diese zu einem sp¨
ateren Zeitpunkt
verschieben. Am einen Drahtende befindet sich eine ¨
Ose, die in eine Feder eingeh¨
angt wird.
Durch die Feder ist sichergestellt, daß der Draht auch dann gespannt bleibt, wenn er im Betrieb
durch die auftreffenden Ionen aufgeheizt wird und sich ausdehnt. Auf der gegen¨
uberliegenden
Seite wird der Wolframdraht ¨
uber eine Nickelh¨
ulse an einen mit Kapton isolierten Kupferdraht
punktverschweißt. Die H¨
ulse dient gleichzeitig als Anschlag beim Einspannen des Drahtes.
Abb. 3.1:
Keramikrahmen eines Strahlprofilgitters mit aufgespannten Wolframdr¨
ahten. Die ¨
Offnung des
Rahmens hat eine Fl¨
ache von 20
20 mm
Ø
.
27
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Die Dr¨
ahte sind zun¨
achst an vier neunpolige Cannon-Stecker gel¨
otet, die oberhalb des Gitters
angebracht sind. Von dort aus werden die Signale zur Vakuumdurchf¨
uhrung in Form eines
32-poligen Rundsteckers geleitet. In Anhang A.2 ist dokumentiert, wie die Dr¨
ahte ¨
uber die
Amphenol-Stecker mit dem Rundstecker verbunden sind.
Das 20 20 mm
Ø
große Gitter wird auf beiden Seiten von einer Tantalblende mit einer
16 16 mm
Ø
großen Innen¨
offnung gesch¨
utzt, die den Aufl¨
osungsbereich der Profilmessung
festlegt. Die genauen Dimensionen der Blende sind in Abb. 3.2 eingezeichnet, die ein fertig
installiertes Profilgitter zeigt. Die ganze Anordnung befindet sich an einem Standard-UHV-
Preßluftantrieb. Der Abstand Befestigungsflansch–Strahlrohrachse betr¨
agt bei den in die Stan-
darddiagnosekammern eingebauten Gittern 68 mm (Abb. 3.3). Bei dem Gitter, das f¨
ur die
neuausgelegte Kammer des Strahlprofilmonitors vorgesehen ist, bel¨
auft sich dieser Abstand auf
115 mm (Abb. 3.4). Die wichtigsten Auslegungsparameter des Profilgitter-Meßsystems sind in
Tab. 3.2 noch einmal zusammengefaßt.
13.5
16
40
16
Abb. 3.2:
Meßkopf des Profilgitters in Strahlrichtung betrachtet. Eingetragen sind die Dimensionen der
Tantalblende in Einheiten mm.
28
3.2. Auslegung
antrieb
Hub
65
Pneumatik-
24.5
Isolationsring
Flansch
68
89.5
Abb. 3.3:
Auslegung der Profilgitterpneumatik f¨
ur die Standarddiagnosekammer.
antrieb
50
71.5
136.5
Pneumatik-
115
Hub
Isolationsring
Flansch
65
Abb. 3.4:
Auslegung der Profilgitterpneumatik f¨
ur die neue Diagnosekammer (Abschnitt 4.2).
29
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Anzahl der Dr¨
ahte 2 16
Drahtabstand 1.0 mm
Drahtpositionen bzgl. Strahlrohrachse 0.5 mm, 1.5 mm,
Å!Å!Å
Drahtdurchmesser 0.1 mm
Drahtl¨
ange 20 mm
Material W-Re(3%)-Legierung
Max. Leistungsaufnahme (DC) 0.25
Å!Å!Å
0.5 W/mm
Anzahl der Gitter 4 (max. 8)
Transmission 80%
Isolation (Rahmen) Glas-Keramik
Blende Ta, 16 16 mm
Ø
Tab. 3.2:
Wichtige Parameter des Profilgitter-Meßsystems.
3.3 Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
F¨
ur die Auslese der Profilgitter war es erforderlich, eine an die HSI-Steuerung angepaßte
Verst¨
arkungselektronik zu entwickeln. Das Blockdiagramm in Abb. 3.5 gibt einen ¨
Uberblick
ihrer Signalverarbeitung. Zu jedem Profilgitter geh¨
ort ein Verst¨
arkermodul, das aus insgesamt
drei Einsch¨
uben besteht. Auf zwei der Einsch¨
ube sind die Verst¨
arkungsschaltkreise f¨
ur die
§
-
bzw.
©
-Dr¨
ahte untergebracht. Der als Signaltreiber dienende dritte Einschub beinhaltet eine
Nachverst¨
arkerstufe und regelt die Betriebsspannungen f¨
ur die aktiven elektronischen Bauteile.
Jedes Verst¨
arkermodul ist mit dem Steuermodul verbunden, das auf maximal acht Profilgitter
ausgelegt ist. Es generiert den Trigger f¨
ur die Signalaufnahme und transformiert die Netzspan-
nung. Die Meßsignale werden von hier aus zum PC ”Harfenserver“ weitergegeben, in dem
sich eine I/O-Karte mit einem A/D-Wandler befindet. Die digitalen Ausgangssignale werden
daraufhin ¨
uber TCP/IP zum Kontrollpult gef¨
uhrt und k¨
onnen dort graphisch dargestellt wer-
den. Das System ist so ausgelegt, daß der Restgasmonitor (Kap. 4), der vom Gesichtspunkt
der Datenauslese den Profilgittern sehr ¨
ahnlich ist, nach geringf¨
ugigen Modifikationen in die
Profilgitter-Steuerung integriert werden konnte. In diesem Abschnitt soll die Funktionsweise
der einzelnen Module und die Eigenschaften der darin enthaltenen Schaltgruppen behandelt
werden.
30
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
-
-22V
+
Daten ausgelesen
Daten bereit
Flipflop
Stop Start
16 y
16 x
S/H
S/H
15V,
+
~220V
-U
I
MUX
MUX
U
I
+5V
MultiplexerSample&HoldI-U-Wandler OP
Position
vertikal
~220 V
...
Verstärkung
Verzögerung
MUX-Steuerung
Trigger
horizontal
Analog Signale
MUX-Steuerung,
Verstärkung Steuermodul
VerstärkermodulProfilgitter
Quellen-
22V
+
treiber
Signal-
Analog
Signale
8...
1,2
Server
Harfen-
TCP/IP
Netzwerk
Kontrollpult
Zähler
Breite Zähler
Und
ADC
Abb. 3.5:
Blockdiagramm der Profilgitter-Steuerung.
31
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
3.3.1 Das Verst¨
arkermodul
Die 2 16 Drahtsignale eines Profilgitters werden ¨
uber den bereits in Abschnitt 3.2.2 erw¨
ahnten
Rundstecker (Abb. A.5) aus dem Vakuumbereich herausgef¨
uhrt. Ein anschließender Adapter
teilt die Signale derart auf zwei 25-Pin-Cannon-Buchsen auf, daß die
- bzw.
-Dr¨
ahte an je
einer Buchse anliegen (Pinbelegung in Tab. A.3). Diese werden dann direkt auf die beiden
Cannon-Stecker aufgesteckt, die sich auf der Frontplatte der Verst¨
arkereinsch¨
ube befinden.
Die beiden Verst¨
arkerplatinen f¨
ur die horizontalen und vertikalen Dr¨
ahte sind identisch auf-
gebaut. Sie bestehen aus je 16 Verst¨
arkungseinheiten und je einem 16-Kanal-Multiplexer. Der
Schaltplan der Verst¨
arkerplatine befindet sich im Anhang A.1. Abb. 3.6 zeigt das Schaltbild
einer Verst¨
arkereinheit. Sie setzt sich aus einem I-U-Wandler und einer anschließenden Abtast-
1K
P2
R4
22K
h
CRh
50K
Eingang 100K
R1-15V
R2
C1
OP
+
-
P1
10K
10K
Ein
V-
-15V
V+ Aus Offset
Trigger Halte Kap.
S&H +15V
Offset
-15V Ref.
Ausgang
+15V +15V
100pF
10pF
Abb. 3.6:
Verst¨
arkereinheit bestehend aus einem I-U-Wandler und einer Abtast-Halte-Schaltung.
Halte-(Sample-and-Hold)-Schaltung zusammen. Ein I-U-Wandler ist eine Verst¨
arkungsschal-
tung, deren Ausgangsspannung proportional zum Eingangsstrom ist. Der bei der Gitterelek-
tronik des HSI verwendete Operationsverst¨
arker AD515JH zeichnet sich durch einen gerin-
gen Versorgungsstrom (max. 0.3 pA) und eine kleine Offsetspannung am Eingang aus (typ.
500
V) [24]. Das ¨
Ubersetzungsverh¨
altnis Eingangsstrom
zu Ausgangsspannung
wird vom R¨
uckkoppelwiderstand R2 festgelegt und berechnet sich einfach nach dem Ohmschen
Gesetz:
(3.1)
32
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
Der Widerstandswert von R2 kann aus der in Abschnitt 3.4.4 durchgef¨
uhrten Signal-
absch¨
atzung hergeleitet werden. Wie dort gezeigt wird, ist zum Erreichen einer Ausgangs-
spannung im Volt-Bereich ein Strom-zu-Spannungsverh¨
altnis von 20
A/V erforderlich. Die-
ses kann durch einen 50 k
Widerstand realisiert werden. Um w¨
ahrend der Testphase im
Verst¨
arkungsfaktor dennoch flexibel zu sein, wurden diese Widerst¨
ande auf Sockel gel¨
otet und
k¨
onnen daher bei Bedarf leicht ausgetauscht werden. Der dazu parallel geschaltete Kondensa-
tor C1 soll Schwingungen im Schaltkreis unterdr¨
ucken. Die Gr¨
oße von C1 h¨
angt vom Wider-
stand R2 ab. Beim Pr¨
ufen der Schaltung stellte sich heraus, daß bei hohen Werten (R2 5 M
)
nur eine sehr geringe Kapazit¨
at erforderlich ist. Diese kann dadurch erreicht werden, daß der
vorgesehene Kondensator nicht best¨
uckt, sondern nur durch die zwei aufeinander zulaufenden
Leiterbahnen realisiert wird. Geht man jedoch zu kleineren Widerst¨
anden R2 ¨
uber, muß die Ka-
pazit¨
at erh¨
oht werden. Die Tests ergaben, daß bei einem R2 von 50 k
eine Kapazit¨
at von 10 pF
ausreichend ist. Der 100 k
Widerstand am negativen Eingang des Operationsverst¨
arkers stellt
einen ¨
Uberladungsschutz dar, der keinen wesentlichen Einfluß auf das Verhalten der Schaltung
hat. Er ist so ausgelegt, daß bei einer ¨
Uberspannung von 10 V ein maximaler ¨
Uberladungsstrom
von 0.1 mA fließt. Das Potentiometer P1 dient schließlich zum Offsetabgleich des Verst¨
arkers.
Dabei ist darauf zu achten, daß beim Abgleichen der Eingang des Operationsverst¨
arkers nicht
auf Masse gelegt wird, sondern offen bleibt.
Wollte man die Profilgitter lediglich bei kontinuierlichen Ionenstrahlen benutzen, so w¨
are
eine Speicherung des Signals nicht notwendig, da die Zeit, die in diesem Fall zur Datenauslese
und Digitalisierung zur Verf¨
ugung steht, nicht durch die L¨
ange des Strahlpulses eingeschr¨
ankt
ist. Bei gepulsten Strahlen hingegen m¨
ussen die Signale f¨
ur die Dauer der Auslese gespei-
chert werden, da die L¨
ange eines Pulses (
!#"%$&(')+*
2 ms) nicht ausreicht, um alle 32 Kan¨
ale
eines Gitters nacheinander auszulesen. Die daf¨
ur ben¨
otigte Zeit liegt je nach Auslastung des
Netzwerkes bei ca. 10 ms (
100 Hz) [25]. Eine Schaltung, die in der Lage ist, diese Spei-
cheraufgabe zu erf¨
ullen, ist die Abtast-Halte-Schaltung (Sample-and-Hold-Schaltung). Eine
solche Schaltung besteht im wesentlichen aus einem Operationsverst¨
arker, der einen Konden-
sator w¨
ahrend der Abtast-(Sample-)Phase aufl¨
adt und die Ladung im Kondensator w¨
ahrend
der Halte-(Hold-)Phase h¨
alt. Die Sample-and-Hold-Schaltung kann im einfachsten Fall durch
einen Schalter
,
und einen Kondensator
-
realisiert werden, wie dies in Abb. 3.7 gezeigt ist. Ist
der Schalter zu Beginn geschlossen, l¨
adt sich der Kondensator auf den Wert der Eingangsspan-
nung
.
auf und folgt dann dem Eingangssignal. Wird der Schalter ge¨
offnet, h¨
alt der Kondensa-
tor die zu diesem Zeitpunkt anliegende Spannung. W¨
ahrend dieser Haltephase (Speicherphase)
kann sich das Eingangssignal also ver¨
andern, ohne daß das Ausgangssignal
dadurch beein-
flußt wird. Das Bet¨
atigen des Schalters erfolgt in Schaltung 3.6 ¨
uber den Trigger. Solange
am Triggereingang ein TTL-Signal (= Transistor-Transistor-Logik-Signal: 3 V
/0%/
7 V)
33
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
antrieb
Schalter- C
U
e
Ua
UeU
tt0t
Abtasten Halten
t0
offen
Schalter
geschlossen
Sa
Abb. 3.7:
Oben: Schaltungsprinzip einer Abtast-Halte-Schaltung bestehend aus einem Schalter
1
und
einem Kondensator
2
. Unten: zeitlicher Verlauf des Eingangssignals U
und des Ausgangssignals U
.
anliegt, wird das Eingangssignal abgetastet. F¨
allt die Spannung unter 3 V, geht die Schaltung
in den Haltezustand ¨
uber. Die Gr¨
oße des Haltekondensators
-3/
tr¨
agt zusammen mit dem dazu
in Serie geschalteten Widerstand
4/
entscheidend zu den Eigenschaften der Schaltung bei. So
steigt die Erfassungszeit, unter der man die erforderliche Zeit zum Laden des Kondensators auf
einen festgelegten Prozentsatz der Eingangsspannung versteht, mit zunehmender Kapazit¨
at an.
Das gleiche gilt auch f¨
ur die Haltezeit, die als die Zeit definiert ist, die die Ladung gehalten
werden kann, bis der Spannungsabfall gr¨
oßer als ein festgelegter Prozentsatz vom Anfangs-
wert wird. Bei der Wahl des Haltekondensators muß ein Kompromiß zwischen einer m¨
oglichst
kurzen Erfassungszeit (
-3/ 5/
klein) und m¨
oglichst langer Haltezeit (
-3/ 5/
groß) gefunden
werden. Letztere h¨
angt außerdem noch vom Leckstrom des Sample-and-Hold Bausteins ab
(Typ LF398H), der bei 20 pA liegt [26]. Als f¨
ur die Gitterelektronik geeignete Kombination
hat sich eine Haltekapazit¨
at von
-3/
= 100 pF und ein Widerstand von
4/
= 10 k
erwiesen.
Abb. 3.8 zeigt das mit diesen Werten gemessene Verhalten des Sample-and-Hold Ausgangssi-
gnals w¨
ahrend der Erfassung eines 10 V Gleichstrom-Eingangssignals (oben) bzw. der Abfall
dieser Spannung nach dem Umschalten in den Haltemodus (unten). Im Haltezustand strebt die
Ausgangsspannung der negativen Betriebsspannung entgegen. Um von dort aus auf die ange-
legten 10 V zu kommen, liest man f¨
ur die Erfassungszeit (99%) einen Wert von ungef¨
ahr 30
s
34
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
s]
6
µ
7
t / [
8
0 5 10 15 20 25 30 35 40 45
U / [V]
-15
-10
-5
0
5
10
15
Ausgangssignal
Trigger
t / [s]
8
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90
U / [V]
-15
-10
-5
0
5
10
15
Haltezeit (99%): 240 ms
Abb. 3.8:
Gemessene Erfassungs- (oben) und Haltezeit (unten) der Sample-and-Hold-Schaltgruppe bei
einer Haltekapazit¨
at von
29/
= 100 pF und einem Widerstand von
:;/
= 10 k
<
.
35
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
ab. Abgesehen von Einschwingvorg¨
angen muß mindestens diese Zeit gewartet werden, bis nach
dem Sample-Impuls auf
Hold
umgeschaltet und mit der Datenauslese begonnen werden kann,
wenn man das Signal mit einer Genauigkeit von 1% erfassen will. Umgekehrt ermittelt man aus
der unteren Kurve durch Anpassen einer Gerade eine Haltezeit (99%) im Bereich um 240 ms.
Dementsprechend gilt hier, daß die Datenauslese nach dieser Zeitspanne beendet sein muss,
will man den Fehler unter 1% halten.
Der Offset-Abgleich des Schaltkreises wird mit Hilfe des Potentiometers P2 durchgef¨
uhrt
(siehe Abb. 3.6). Dabei muß, wie auch beim Operationsverst¨
arker des I-U-Wandlers, der Ein-
gang des Bausteins offen gelassen werden. Zus¨
atzlich ist hier der Triggereingang auf High-
Pegel zu setzen, da sich die Schaltung sonst im Haltezustand befindet und sich das ¨
Andern der
Potentiometereinstellung nicht auf das Ausgangssignal auswirkt.
Die Ausgangssignale der Sample-and-Hold-Bausteine werden mit einem speziellen Schal-
ter, einem 16-Kanal-Multiplexer, zum dritten Einschub im Verst¨
arkermodul, dem Signaltreiber,
weitergeleitet (siehe dazu wieder Abb. 3.5). Der Multiplexer (Typ MX-1606M bzw. DG406DJ)
schaltet aus den 16 anliegenden Eingangssignalen jeweils ein ausgew¨
ahltes an seinen Ausgang.
Die Auswahl, welches der Eingangssignale an den Ausgang geschaltet wird, erfolgt ¨
uber seine
vier Adreßbits A0-A3. Die 16 Analogeing¨
ange auf diese Weise zu schalten und nicht alle Draht-
signale gleichzeitig weiterzuleiten ist erforderlich, weil f¨
ur jedes Profilgitter nur ein Eingang des
im Harfenserver befindlichen A/D-Umsetzers zur Verf¨
ugung steht, der f¨
ur alle Drahtkan¨
ale ei-
nes Profilgitters verwendet wird. Durch die vorangehende Abtast-Halte-Schaltung liegen die
Spannungen gleichzeitig an allen Kan¨
alen des Multiplexers an und werden nacheinander ¨
uber
den Signaltreiber und das Steuermodul auf einen der acht Eing¨
ange des A/D-Wandlers geschal-
tet. Um, wie in dem hier beschriebenen Fall, mehrere Multiplexer gleichzeitig benutzen zu
k¨
onnen, sind diese Bauteile mit einem
Inhibit
-(Hemm-)Eingang ausgestattet, mit dem das Ger¨
at
aktiviert (
High
-Pegel) bzw. deaktiviert (
Low
-Pegel) werden kann. Somit kann beim Auslesen
einer der horizontalen Dr¨
ahte der Multiplexer f¨
ur die vertikalen Dr¨
ahte ausgeschaltet werden
und umgekehrt.
Der Signaltreiber erh¨
alt also immer nur das Drahtsignal des momentan durchgeschalteten
Kanals. Es kann hier noch einmal um einen Faktor 10 verst¨
arkt werden, bevor es ¨
uber einen
BNC Stecker das Verst¨
arkermodul verl¨
aßt. Die Verst¨
arkung erfolgt ¨
uber einen nichtinvertieren-
den Verst¨
arker, d.h. Eingangsspannung und Ausgangsspannung haben das gleiche Vorzeichen.
Abh¨
angig von den Werten der Widerst¨
ande
4
und
>=
im Prinzipschaltbild 3.9, berechnet sich
das Verh¨
altnis von Ausgangsspannung zu Eingangsspannung wie [27]:
?@ACB3D
4
=
Bei geeigneter Wahl der Widerst¨
ande kann die Verst¨
arkung
?E
auf den gew¨
unschten Faktor
36
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
Rn
UeR1
Ua
-
+
Abb. 3.9:
Schaltprinzip eines nichtinvertierenden Verst¨
arkers. Der Verst¨
arkungsfaktor
F
ergibt sich aus
Gl. 3.3.1. Durch ¨
Uberbr¨
ucken des Widerstandes
:
kann
F
= 1 gesetzt werden.
eingestellt werden (hier:
>=
= 2 k
,
4
= 18 k
?E
= 10). Durch ¨
Uberbr¨
ucken des Wider-
standes
5
kann die Verst¨
arkung ausgeschaltet werden. Auf der Treiberplatine geschieht dies
mit Hilfe eines Relais (Typ TQ2). Außer der Signalnachverst¨
arkung sind auf ihr noch drei Span-
nungregler f¨
ur 15 V und +5 V untergebracht. Diese werden von den Operationsverst¨
arkern,
den Abtast-Halte-Bausteinen und den Multiplexern bzw. den Invertern (s.u.) und dem Relais
ben¨
otigt. Die Spannungen k¨
onnen, ebenso wie die Verst¨
arkung und der Trigger, anhand in die
Frontplatte eingelassener Leuchtdioden ¨
uberpr¨
uft werden. Die vier Adreßbits A0–A3 werden
invertiert an den Multiplexer weitergegeben. Beim Invertieren werden die Signale gleichzeitig
gepuffert, d.h. auf TTL-Pegel gesetzt. Das Steuersignal f¨
ur die
-
-Auswahl ist so verschal-
tet, daß die beiden Multiplexer ein entgegengesetztes
Inhibit
-Signal erhalten. Dazu wird es mit
Hilfe von drei Invertern so in zwei
Inhibit
-Signale aufgespaltet, daß bei einem
High
-Pegel das
Inhibit
-Signal des
-Multiplexer ebenfalls auf
High
sitzt, also aktiviert ist, w¨
ahrend das Inhibit-
Signal des
-Multiplexers auf
Low
steht, also deaktiviert ist. Ist das
-
-Auswahl-Signal auf
Low
-Pegel, sind dementsprechend die
-Kan¨
ale zur Auslese freigegeben. Der Schaltplan der
Treiberplatine befindet sich ebenfalls im Anhang A.1.
3.3.2 Das Steuermodul
Bei gepulstem Strahlbetrieb muß die Auslese der Profilgitter auf den Strahlpuls getriggert wer-
den. Als Trigger f¨
ur den Sample-and-Hold-Baustein bieten sich die gepulste Bogenspannung
der CHORDIS oder das Signal des direkt hinter der Quellensektion befindlichen Strahltransfor-
mators an. Diese Pulse, die im folgenden als Quellentrigger bezeichnet werden, k¨
onnen jedoch
37
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
nicht unmittelbar als Sample-and-Hold Signal verwendet werden. Da die L¨
ange dieser Pulse
identisch mit der L¨
ange der Strahlpulse ist, w¨
urde die Abtastung der Drahtsignale bis zu deren
Ende anhalten. Das Umschalten in den Halte-Modus w¨
urde dann erst zu einem Zeitpunkt ge-
schehen, zu dem der Strahl das Profilgitter bereits passiert hat. Daher muß f¨
ur die Datenauslese
ein Trigger generiert werden, der deutlich k¨
urzer als der Strahlpuls ist und dessen Abstand von
der Anstiegsflanke des von der Quelle her kommenden Pulses variiert werden kann (siehe dazu
Abb. 3.10). Diese Aufgabe wird vom Steuermodul ¨
ubernommen.
µ500 s
0-2.56 ms
0-2.56 ms
-2 ms
Breite
Strahlpuls
(Quellentrigger)
Triggerpuls
Position
Abb. 3.10:
Zeitlicher Zusammenhang zwischen Quellentrigger bzw.Strahlpuls und dem Triggerpuls f¨
ur
die Sample-and-Hold-Bausteine.
Wie aus dem Schaltplan A.3 im Anhang A.1 zu entnehmen ist, erzeugt die Schaltung mit
Hilfe einer logischen UND-Verkn¨
upfung nur dann einen Trigger, wenn sowohl ein Quellenpuls
als auch ein
Reset
vorliegen. Das
Reset
-Signal wird daraufhin auf
Low
gesetzt und erst nach der
Generierung eines Triggers und der Auslese der Daten durch den Harfenserver wieder auf
High
geschaltet, wodurch die Schaltung f¨
ur einen neuen Quellentrigger freigegeben wird. Dadurch
wird verhindert, daß w¨
ahrend der Auslese ein neuer Trigger generiert wird und eine Mischung
von Daten verschiedener Strahlpulse stattfindet. Der BNC-Eingang f¨
ur den Quellentrigger kann
wahlweise invers oder nicht invers beschaltet werden. Dadurch k¨
onnen sowohl negative, als
auch positive Pulse als Quellentrigger verwendet werden.
Nachdem ein Quellentrigger akzeptiert wurde, werden zun¨
achst zwei 4-Bit-Bin¨
arz¨
ahler
(Typ 74LS161) freigegeben, die mit der Verz¨
ogerungszeit des Triggerpulses geladen sind. Der
Zeittakt wird von einem 1 MHz Quarz vorgegeben, der ¨
uber einen Frequenzteiler (Typ 7456)
auf 100 kHz reduziert wird. Aus der Kombination der beiden 4-Bit-Bin¨
arz¨
ahler und der Takt-
frequenz ergibt sich die maximale Verz¨
ogerungszeit zu 2
G
2
G
1/100 kHz = 2.56 ms. Diese
38
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
reicht aus, um den Triggerpuls ¨
uber den gesamten Strahlpuls zu fahren, da die Pulsl¨
angen am
Hochstrominjektor in einem Bereich zwischen 500
H
s und 2 ms liegen (vgl. Abb. 3.10). Die
Einstellung in Schritten von 10
H
s erfolgt vom Kontrollpult aus. Die M¨
oglichkeit der Verz¨
oge-
rung des Triggers erlaubt es, bei gepulstem Strahlbetrieb das Strahlprofil an verschiedenen Stel-
len des Makropulses zu betrachten. Dadurch kann, wie in Abschnitt 3.5 gezeigt wird, nicht nur
der Stromverlauf des Pulses, sondern auch der Verlauf des Profils entlang des Pulses gemes-
sen werden. Nach Ablauf der ersten beiden Z¨
ahler wird ¨
uber einen Flipflop (Typ 74LS74) das
Triggersignal auf
High
gesetzt und eine zweite Verz¨
ogerungsschaltung gestartet, die ebenfalls
aus zwei 4-Bit-Bin¨
arz¨
ahler zusammengesetzt ist. Ist deren Z¨
ahlung beendet, wird der Trigger
wieder auf
Low
gesetzt. Dadurch kann mit der zweiten Zeitverz¨
ogerung die L¨
ange des Pul-
ses festgelegt werden. Die Pulsbreite kann manuell mit zwei Hexcode-Schalter wiederum in
Schritten von 10
H
s zwischen 0 und 2.56 ms eingestellt werden. Die minimale Breite des Trig-
gerpulses richtet sich nach der Erfassungszeit des Sample-and-Hold Schaltkreises, die, wie aus
Abb. 3.8 zu entnehmen ist, im Bereich um 30
H
s liegt.
Nach der Generierung des Triggers wird ¨
uber einen weiteren Flipflop das Daten-bereit-
(
Dready
-)Signal an den PC ”Harfenserver“ (Intel Prozessor 486, 33 MHz) weitergegeben. Die-
ses veranlaßt das dort aufgespielte Ausleseprogramm, die an den Kan¨
alen anliegenden Signale
nacheinander auszulesen. Ist dies geschehen, setzt es den Flipflop mit dem
Reset
-Signal zur¨
uck,
wodurch die Schaltung f¨
ur den n¨
achsten Trigger freigegeben wird. Will man die Elektronik bei
einem ungepulsten Strahl betreiben, muß f¨
ur den Fall, daß der BNC-Eingang des Quellentrig-
gers nicht invers betrieben wird, lediglich das BNC-Kabel abgezogen werden. Dadurch wird
das Triggersignal auf
High
gesetzt, und die Schaltung l¨
auft ab, sobald ein
Reset
vorliegt.
Außer der Erzeugung des Triggers findet im Steuermodul die Transformation und Gleich-
richtung der 220 V Netzspannung in 20 V statt, die f¨
ur die aktiven Bausteine der gesamten
Elektronik ben¨
otigt wird. Dar¨
uber hinaus laufen die Analogsignale s¨
amtlicher Verst¨
arkermodu-
le im Steuermodul zusammen, das die Schnittstelle zum Harfenserver darstellt, der mit einem
8-Kanal A/D-Wandler ausgestattet ist (Typ ACL-8111). Nach der Digitalisierung werden die
Signale ¨
uber TCP/IP (Transmission Control Protocol/Internet Protocol) zum Kontrollpult ¨
uber-
mittelt, wo sie mit Hilfe des Steuermen¨
us visualisiert werden k¨
onnen.
3.3.3 Das Steuermen¨u am Kontrollpult
Das Steuermen¨
u der Profilgitter ist ¨
uber das Men¨
u
Diagnose
auf der Hauptseite der
HSI-Steuerung zu erreichen. Unter Punkt
Strahlprofilgitter
sind die einzelnen Harfen aufge-
listet. Wird eine der Tasten gedr¨
uckt, so ¨
offnet sich das in Abb. 3.11 gezeigte Fenster. Links
oben ist die genaue Bezeichnung des angew¨
ahlten Profilgitters zu erkennen. Mit den beiden
39
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Kn¨
opfen links unten kann die Pneumatik des Gitters bet¨
atigt werden. Anhand der symboli-
schen Statusanzeige zwischen diesen beiden Kn¨
opfen l¨
aßt sich erkennen, ob das Profilgitter in
das Strahlrohr eingefahren ist oder nicht. Die Anzeige des Strahlprofils selbst ist dreigeteilt.
Auf der linken H¨
alfte ist das horizontale (oben) und das vertikale Profil (unten) dargestellt. Auf
der rechten H¨
alfte ist eine daraus berechnete dreidimensionale Gebirgsgraphik abgebildet. Die
Werte hierf¨
ur ergeben sich auf die gleiche Weise wie es in Abschnitt 3.5 beschrieben wird, d.h.
durch Multiplikation der Meßpunkte der eindimensionalen Profile an den entsprechenden Git-
terpunkten. Rechts oben kann die gew¨
unschte Gesamtverst¨
arkung angegeben werden. Sie setzt
sich aus der Nachverst¨
arkung auf der Treiberplatine (1 oder 10) und der Verst¨
arkung der ADC-
Karte im Harfenserver (1, 2, 4, 8 oder 16) zusammen. Durch Anw¨
ahlen der AUTO-Option
wird der Meßbereich so gew¨
ahlt, daß die Anzeige m¨
oglichst optimal genutzt wird. Mit Hilfe
des ¨
uber der 3D-Graphik angebrachten Pfeilschiebers kann die Verz¨
ogerung des Sample-and-
Hold-Triggers gegen¨
uber dem Quellentrigger eingestellt werden. Durch Dr¨
ucken der darunter
befindlichen Tasten l¨
aßt sich die Zeit um jeweils 10
H
s verstellen. Die Taste
Werte in Datei
speichern
, die unterhalb des
I
-Profils angebracht ist, bietet die M¨
oglichkeit, die angezeigten
Spannungswerte auf Festplatte oder Diskette in Form einer ASCII-Datei zu speichern. Dadurch
k¨
onnen die Profile zu einem sp¨
ateren Zeitpunkt genauer analysiert werden. Mit der
Zur¨
uck
Taste kehrt man schließlich wieder zur Liste der Profilgitter zur¨
uck.
Zum Abschluß des Abschnitts sind in Tab. 3.3 die wichtigsten Parameter der Ausleseelek-
tronik noch einmal zusammengefaßt.
I-U-Wandlung 20
H
A/V (100 nA/V)
Nachverst¨
arkung 10, optional
Trigger Verz¨
ogerung 0–2.56 ms
Trigger Pulsbreite 0–2.56 ms
Max. Ausgangsspannung 10 V
Dauer der Auslese 10 ms ( 20 ms)
Bildauffrischrate 10 Hz
Tab. 3.3:
Wichtige Parameter der Ausleseelektronik. In Klammern stehen die f¨
ur den Restgasmonitor
g¨
ultigen Werte.
40
3.3. Die Ausleseelektronik und Steuerung der Profilgitter
Abb. 3.11:
Steuermen¨
u der Profilgitter am HSI-Kontrollpult.
41
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
3.4 Wechselwirkung mit dem Strahl
3.4.1 Transmission
Im Gegensatz zu anderen Strahlprofilmonitoren, wie z.B. dem Quarz, bei denen der Strahl durch
die Messung zerst¨
ort wird, geht beim Profilgitter lediglich ein Teil des Strahls verloren. Die
Ionen, die nicht auf die Dr¨
ahte treffen, k¨
onnen das Gitter ungehindert passieren. Die Transmis-
sion
JLKNM
eines Strahlprofilgitters, also das Verh¨
altnis des Strahlstroms hinter dem Gitter zu dem
davor, h¨
angt von der geometrischen Anordnung seiner Gitterdr¨
ahte ab. F¨
ur Strahlen mit einem
nicht zu kleinen Strahlquerschnitt ergibt sich die Transmission gerade aus dem Verh¨
altnis der
freien Fl¨
ache zwischen den Gitterdr¨
ahten zur Gesamtfl¨
ache des Gitters. Dieses Verh¨
altnis l¨
aßt
sich in Abh¨
angigkeit des Quotienten
OQPSR
T
(3.2)
aus Drahtabstand
R
und Drahtdurchmesser
T
angeben.
Dazu unterteilt man das Gitter in gleich große Quadrate der Seitenl¨
ange
R
(siehe dazu
Abb. 3.12). Sofern sich die Eckpunkte an den Stellen befinden, an denen sich die Dr¨
ahte kreu-
UUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUU
UUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUUU
VVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVV
VVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVVV
WWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWW
WWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWWW
XXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXX
XXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXXX
YYY
YYY
YYY
YYY
YYY
YYY
YYY
YYY
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YYY
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YYY
YYY
YYY
YYY
YYY
ZZZ
ZZZ
ZZZ
ZZZ
ZZZ
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ZZZ
ZZZ
ZZZ
[ [
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\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
\ \
s
d
Abb. 3.12:
Die Transmission
]K&M
eines Strahlprofilgitters kann in Abh¨
angigkeit des Verh¨
altnisse von
Drahtabstand
^
zu Drahtdicke
_
angegeben werden.
zen, entspricht das Verh¨
altnis der Fl¨
ache
`
zwischen den Dr¨
ahten (hellgrau unterlegt) und der
Gesamtfl¨
ache
a
eines dieser Quadrate (gesamte grau unterlegte Fl¨
ache) dem entsprechenden
Verh¨
altnis des ganzen Gitters. Die Fl¨
ache
a
eines Quadrates betr¨
agt gerade
a
P
Rcbed
(3.3)
42
3.4. Wechselwirkung mit dem Strahl
Die Fl¨
ache
`
zwischen den Dr¨
ahten l¨
aßt sich ausdr¨
ucken als:
`
PCf
R
Thg
b Rcb ijR
T
P
R
f
R i
Thg
f¨
ur
T
Rkd
(3.4)
Schreibt man nach Gl. 3.2 f¨
ur
T
P
Rcl
O
ergibt sich daraus:
`
R
f
R i
R
O
g
P
Rcb
fnm i
O
g
P
a
fnm i
O
g
d
(3.5)
Bei Strahlen deren Querschnitt groß gegen¨
uber der Fl¨
ache
a
ist (
o
R
), berechnet sich die
Transmission
JLKNM
gerade aus dem Verh¨
altnis
`
l
a
:
JpK&M
`
a
m i
O
(3.6)
Wendet man diese Formel auf die am HSI verwendeten Profilgitter an, so ergibt sich mit
T
= 0.1 mm und
R
= 1 mm ein Verh¨
altnis zwischen Drahtdurchmesser und -abstand von
O
= 10
und daraus eine Transmission von
JpK&M
80%. Dieser durch einfache geometrische ¨
Uberle-
gungen erhaltene Wert konnte bei den Messungen bis auf ein Prozent Abweichung best¨
atigt
werden.
3.4.2 Obergrenze f¨ur den Strahlstrom
Bei Energien unterhalb 2 MeV/u liegt die Reichweite der Strahlionen in den Wolframdr¨
ahten
weit unterhalb der Drahtdicke von
T
= 0.1 mm. Dies hat zur Folge, daß die auf das Gitter
treffenden Strahlionen ihre gesamte kinetische Energie in den Dr¨
ahten deponieren. Die dar-
aus folgende Erhitzung legt eine nat¨
urliche Stromobergrenze f¨
ur den Einsatz von Profilgittern
fest. An der GSI Darmstadt konnte ¨
uber Jahre hinweg Erfahrung mit Profilgittern gesammelt
werden. Es hat sich gezeigt, daß die maximale Leistung, die ein Gitterdraht im Falle eines
DC-Strahls aufnehmen kann, bei 0.5 W pro mm vom Strahl getroffener Drahtl¨
ange liegt [28].
Bei Leistungen, die dar¨
uber liegen, nimmt die Zugfestigkeit der Wolframdr¨
ahte so weit ab, daß
sie unter der Spannung der Federn reißen. Dies geschieht bereits bei Temperaturen, die deutlich
unterhalb der Schmelztemperatur liegen.
Die Leistung, die ein einzelner Draht aufnehmen muß, ist das Produkt aus der durchlaufenen
Beschleunigungsspannung der Strahlionen
qr
und dem auf den Draht treffenden Strom
st.uwvxy
:
z
t.uwvxy
l&{
Watt
|
P
qr st.u}vxy
P~+lN{
eV/u
|
st.u}vxy@
(3.7)
mit der Strahlenergie
~
, der Massenzahl
und der Ladung der Strahlionen
. Geht man von
einem gaußf¨
ormigen Strahlprofil aus, dann muß ein Draht, der sich genau im Intensit¨
atsmaxi-
mum bei
= 0 befindet, die gr¨
oßte Leistung aufnehmen. Dieser kritische Draht absorbiert vom
43
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Gesamtstrahlstrom
s%
den seiner Dicke
T
entsprechenden Bereich um das Intensit¨
atsmaximum:
st.uwvxy
P
s
i
j
b
b
Q
}
T
s
T
i
d
(3.8)
Da der Draht ¨
uber den gesamten Strahldurchmesser 4
h
getroffen wird, kann er die maximale
Leistung
ze
v
P
d
W/mm
j
P
i
W/mm
h
(3.9)
aufnehmen. Mit
z
t.u}vxy
=
zL
v
ergibt sich aus Gl. 3.7 und 3.9 folgender Zusammenhang zwi-
schen dem maximal erlaubten Gesamtstrahlstrom
s
v
und der Strahlenergie
~
:
s
v
P
i
i
W/mm
b
~+lN{
eV/u
|
T
(3.10)
Mit 4
h
= 5 mm und
T
= 0.1 mm ergeben sich die in Abb. 3.13 gezeigten Kurven. Die
E / [MeV/u]
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2
A]
µ
/ [
max
I
10-1
1
10
102
103
1H
4He
7Li
24Mg
40Ar
56Fe
Energiebereich des
Hochstrominjektors
Abb. 3.13:
Die f¨
ur verschiedene Ionensorten aus Gl. 3.10 ermittelten maximal erlaubten Strahlstr¨
ome
f¨
ur den Einsatz von Profilgittern. Die Kurven beziehen auf einen DC-Strahl der Breite 4
= 5 mm und
Ionen der Ladung +1e.
44
3.4. Wechselwirkung mit dem Strahl
angegebenen Str¨
ome beziehen sich auf Ionen der Ladung +1
. Im Energiebereich des Hoch-
strominjektors liegt
s
v
selbst f¨
ur die leichten Ionensorten unterhalb von 30
H
A. Dies bedeutet,
daß der Einsatz von Profilgittern im Gleichstrombetrieb oberhalb 30
H
A bei einfach geladenen
Ionen grunds¨
atzlich vermieden werden sollte. Zur Ermittlung der zul¨
assigen Grenzwerte bei
mehrfach geladenen Ionen m¨
ussen die aus Abb. 3.13 abgelesenen Stromst¨
arken mit der La-
dungszahl
multipliziert werden.
Das genaue Temperaturverhalten eines Gitterdrahtes kann unter Zuhilfenahme des Stefan-
Boltzmann-Gesetzes untersucht werden. Vernachl¨
assigt man die W¨
armeleitung des Drahtes und
die Konvektion ¨
uber das Restgas, muß die Leistung
z
t.uwvxy
, die der Draht aufnimmt (Gl. 3.7),
gleich der Summe aus der bei der Drahttemperatur
J
f
g
abgestrahlten Leistung und der zeitli-
chen ¨
Anderung der im Draht gespeicherten Energie sein:
z
t.uwvxy
f
g
P¢¡
9£
J
G
f
g
J
G
¤
v¥
¦¢§¨n©Lª¬«
J
f
g
(3.11)
mit der Stefan-Boltzmann-Konstante
= 5.67 10
&
b
W/(cm
b
K
G
). Die Emissivit¨
at
¡
, die spezi-
fische W¨
armekapazit¨
at
§%¨
und die Dichte
©
von Wolfram sind zusammen mit der Oberfl¨
ache
£
und dem Volumen
ª
eines auf einer L¨
ange von 5 mm bestrahlten Drahtes in Tab. 3.4 aufgelistet.
Bei einem station¨
aren Ionenstrahl (DC-Strahl) mit
z
t.uwvxy
f
g
P
§(®
O
R
d
P
z
t.u}vxy
(3.12)
stellt sich ein Gleichgewicht ein, f¨
ur das gilt:
«
J
f
g
P
J
f
g
P
§®
O
R
d
P
JL¯°
d
(3.13)
±
5.0 mm
T
0.1 mm
©
19.35 mg/mm
²
£
1.57 mm
b
ª
39.27 10
²
mm
²
§%¨
(1000
³
C) 0.153 J/(gK)
¡
0.6
Tab. 3.4:
F¨
ur die Berechnung des maximal erlaubten Strahlstroms wichtige Parameter der Wolfram-
dr¨
ahte. Die Gr¨
oßen
´
,
µ
und
¶
beziehen sich nur auf den vom Strahl getroffenen Bereich.
45
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Unter diesen Voraussetzungen vereinfacht sich Gl. 3.11 und kann nach der Gleichge-
wichtstemperatur
Jp¯°
aufgel¨
ost werden:
JL¯°
P ·
z
t.uwvxy
¦
¡
9£
J
G
¤
v¥
¡
9£
(3.14)
Abb. 3.14 zeigt den Verlauf der Gleichgewichtstemperatur des kritischen Drahtes unter Be-
schuß eines Strahls einfach positiv geladener Ionen mit einer Energie von
~
= 2.0 MeV in
Abh¨
angigkeit vom Strahlstrom
s%
. F¨
ur diesen Fall liest man aus Abb. 3.13 einen maximal er-
laubten Strom von ca. 8
H
A ab. Wie sich aus Abb. 3.14 ergibt, erreicht der Draht dabei ungef¨
ahr
die H¨
alfte seiner Schmelztemperatur, die bei 3660 K liegt. Um eine thermische Zerst¨
orung der
Profilgitter zu verhindern, darf demnach die Drahttemperatur die H¨
alfte der Schmelztemperatur
nicht ¨
uberschreiten. Diese Aussage deckt sich ungef¨
ahr mit Angaben der GSI-Darmstadt, de-
nen zufolge es ab einer Temperatur von
J
2000 K zu einem Reißen der Dr¨
ahte kommt [28].
Handelt es sich um einen gepulsten Strahl, wird sich keine Gleichgewichtstemperatur ein-
stellen k¨
onnen, da sich die Dr¨
ahte zwischen zwei Strahlpulsen immer wieder abk¨
uhlen. Das
genaue Zeitverhalten ergibt sich dann aus der L¨
osung der Differentialgleichung 3.11. Sie hat
A]
µ
/ [
0
I
0
¸
246
¹
8
º
10 12 14
/ [K]
eq
T
0
¸
200
400
»
600
¹
800
º
1000
1200
1400
1600
1800
2000
¼
halbe Schmelztemperatur
E = 2.0 MeV
Abb. 3.14:
Gleichgewichtstemperatur des kritischen Drahtes in Abh¨
angigleit des Gesamtstrahlstroms
½
f¨
ur einen Strahl einfach positiv geladener Ionen mit einer Energie von
¾
= 2.0 MeV und einem Durch-
messer von 4
= 5 mm.
46
3.4. Wechselwirkung mit dem Strahl
nach Ref. [29] folgende Form:
P
m
hÀ¿
±
O
m
¦
¿J
f
g
m
¿J
f
g
m
¿ÁJ
f
g
m
¦
¿J
f
g
¦
iÃÂjÄnÅÆÇÂÉÈ
f
¿J
f
gg
iÊÂÉÄnÅÆÇÂjÈ
f
¿ÁJ
f
gg
(3.15)
mit den Abk¨
urzungen
P
z
t.u}vxy
¦
¡
9£
JG
¤
v¥
§%¨Ë©Lª
und
¿
P
¡
9£
z
t.uwvxy
¦
¡
9£
J
G
¤
v¥
G
d
(3.16)
ist dabei die Zeit am Anfang bzw. am Ende eines Strahlpulses und
J
f
g
die zu jedem
Aufheiz- bzw. Abk¨
uhlzyklus geh¨
orende Starttemperatur.
In Abb. 3.15 ist das Zeitverhalten der Drahttemperatur beim Beschuß mit einem Strahl ein-
fach positiv geladener Ionen (
~
= 2.0 MeV,
s
PÍÌ
d
H
A) im Falle eines Gleichstroms und
eines gepulsten Strahls gleicher mittlerer Intensit¨
at f¨
ur eine Pulsbreite von 500
H
s und eine
Frequenz von 5 Hz (Tastverh¨
altnis = 1:400) dargestellt. Beim DC-Strahl hat der Draht bereits
nach ca. 600 ms seine Gleichgewichtstemperatur von 1750 K erreicht. Beim gepulsten Strahl
bewegt sich der Temperaturverlauf zun¨
achst oberhalb der DC-Kurve und pendelt ab ca. 400 ms
t / [ms]
Î
0
¸
100 200
¼
300
Ï
400
»
500
Ð
600
¹
700
Ñ
800
º
900
Ò
1000
T(t) / [K]
0
¸
500
Ð
1000
1500
2000
2500
¼
gepulster Strahl
Ó
(1:400)
Ô
DC-Strahl A
µ
Õ
= 8.0
0
Ö
E = 2.0 MeV, I
Abb. 3.15:
Temperaturverhalten des kritischen Gitterdrahtes bei einem mit 5 Hz gepulsten (Tastverh¨
alt-
nis = 1:400) und einem ungepulsten Strahl. Der mittlere Strahlstrom betr¨
agt in beiden F¨
allen
½
×ÙØÚÛeÜ
A
(
Ý
= 1). W¨
ahrend sich beim Gleichstrom eine Gleichgewichtstemperatur einstellt, k¨
uhlt sich der Draht
im Falle des gepulsten Strahls zwischen den Pulsen immer wieder ab.
47
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
um deren Gleichgewichtstemperatur herum. In den Temperaturspitzen wird die Gleichgewicht-
stemperatur des DC-Strahls dabei um ca. 500 K ¨
uberschritten. Will man auch im Falle eines
gepulsten Strahls mit kleinem Tastverh¨
altnis die Dr¨
ahte nicht ¨
uber ihre halbe Schmelztempera-
tur hinaus belasten, muß der maximal erlaubte mittlere Strom gegen¨
uber den in Abb. 3.13 ange-
gebenen Werten um 1/3 reduziert werden. Das verschiebt den Temperaturverlauf des gepulsten
Strahls in Abb. 3.15 gerade so weit nach unten, daß die Spitzen auf der Kurve des DC-Strahls
liegen. Zu gr¨
oßeren Tastverh¨
altnissen hin (mit
s
P
§(®
O
R
d
), d.h. bei einer Ann¨
aherung des ge-
pulsten Strahls an einen kontinuierlichen Strahl, nehmen die Temperaturschwankungen immer
mehr ab, so daß ab Tastverh¨
altnissen
Þ
0.5 Abb. 3.13 ohne Korrektur auch auf den mittleren
Strom eines gepulsten Strahls angewandt werden kann.
3.4.3 Metallzerst¨
aubung der Gitterdr¨
ahte
Die Lebensdauer der Gitterdr¨
ahte ist durch Metallzerst¨
aubungsprozesse (engl.: sputtering) be-
grenzt. Bei bekannter Zerst¨
aubungsrate
ßhà
in Einheiten Drahtatome pro einfallendes Strahlion
kann das abgetragene Material
á5à
in [g/s] ¨
uber
á4à
P
ßEà st.u}vxy ât.uwvxy
ãåä
(3.17)
bestimmt werden (
ãæä
= 6.022 10
b
²
,
ât.uwvxy
= Massenzahl des Drahtmaterials = 184). Die
Lebensdauer
Jpà
eines Drahtes erh¨
alt man dann aus
Jpà
P
m
lÉi ç
t.uwvxy
á5à
d
(3.18)
Der Faktor 1/2 ergibt sich aus der Annahme, daß der Draht bereits nach Abtragung der H¨
alfte
seiner Masse zerst¨
ort ist. Die Zerst¨
aubungsrate
ßEà
kann mit Hilfe des Programms SRIM [30]
berechnet werden. F¨
ur einen
G
He
-Strahl erh¨
alt man f¨
ur 2.0 MeV (
P
0.5 MeV/u) eine Rate
von
ßEà
= 11.6 10
G
und f¨
ur 7.2 MeV (
P
1.8 MeV/u)
ßhà
= 8.8 10
G
. Der Strom auf den kri-
tischen Draht im Intensit¨
atsmaximum eines 5 mm breiten Strahls mit einem Gesamtstrom von
s
= 10
H
A kann anhand Gl. 3.8 berechnet werden. Es ergibt sich ein Wert von ungef¨
ahr 0.3
H
A.
Das vom Strahl getroffene Drahtvolumen entspricht einer Masse von
ç
t.uwvxy
= 1.5 10
G
g. Die
aus Gl. 3.18 resultierende Lebensdauern betragen dann
Jpà
30 10
²
h (
~
= 0.5 MeV/u) bzw.
Jpà
40 10
²
h (
~
= 1.8 MeV/u). F¨
ur schwerere Ionen, die eine h¨
ohere absolute Energie und
damit eine h¨
ohere Eindringtiefe besitzen, steigen die Lebensdauern sogar noch an. Es kann
daher festgestellt werden, daß der Einsatz der Profilgitter am Hochstrominjektor durch Metall-
zerst¨
aubungsprozesse nicht eingeschr¨
ankt wird.
48
3.4. Wechselwirkung mit dem Strahl
3.4.4 Absch¨
atzung des Drahtsignals
Der an einem Gitterdraht gemessene Strom ist der auf diesen Draht auftreffende Teil des Strahl-
stroms zuz¨
uglich eines Beitrags, der sich durch die Emission von Sekund¨
arelektronen ergibt.
Da es sich am Hochstrominjektor grunds¨
atzlich um positive Strahlionen handelt, wird die-
se eine Verst¨
arkung des Signals bewirken. Die Sekund¨
arelektronen-Ausbeute
è
, definiert als
das Verh¨
altnis der Anzahl der emittierten Sekund¨
arelektronen zur Anzahl der auftreffenden
Prim¨
arionen, wurde in Ref. [31] f¨
ur den Beschuß von f¨
unf verschiedenen Metalltargets mit
leichten Ionen in einem Energiebereich zwischen 1 und 30 MeV untersucht. Die Ergebnisse
mit den Metallen Aluminium, Molybd¨
an, Kupfer und Tantal als Targets sind in Abb. 3.17 dar-
gestellt. Da sie nur geringf¨
ugig voneinander abweichen, sollten sie n¨
aherungsweise auch f¨
ur ein
Wolframtarget G¨
ultigkeit besitzen. F¨
ur 2.0 MeV Alphateilchen liest man bei allen vier Metallen
den selben Wert von
è
6 ab. Da sich die Sekund¨
arelektronen-Ausbeute von Alphateilchen
und
é
He
ê
-Ionen aufgrund ihrer identischen Massen nicht wesentlich voneinander unterschei-
det, wurde zur Absch¨
atzung des Signals eines
é
He
ê
-Strahls mit 2.0 MeV ebenfalls ein
è
von 6
zugrunde gelegt.
Nimmt man wiederum ein gaußf¨
ormiges Strahlprofil an, berechnet sich das Signal auf den
ë
-ten Draht am Ort
ìhí
unter Ber¨
ucksichtigung der Sekund¨
arelektronen wie folgt:
î
íïñðèóòôõ
îö
÷ø ùú
úüû
êjýþÿ
úÇû
ýþÿ
ì
(3.19)
In Abb. 3.16 ist das nach dieser Absch¨
atzung
berechnete
Profil eines
é
He
ê
-Strahls
(
= 1.9 MeV,
î
= 78.0
A) mit
ùú
= 0.9 mm eingezeichnet (Quadrate). Die Dr¨
ahte befinden
x / [mm]
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
A]
µ
I / [
0
5
10
15
20
25
30
U / [V]
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1.4
+
He
4
1.9 MeV, = 6
γA
µ
= 78.0
Puls
I
= 0.9 mm
x
σ
Abb. 3.16:
Anhand Gl. 3.19 berechnetes (Quadrate) und gemessenes Strahlprofil (Histogramm) eines
é
He
ê
-Strahls mit 78.0
A im Puls. Die rechte Ordinate gibt die Ausgangsspannung bei 20
A/V an.
49
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
Abb. 3.17:
Sekund¨
arelektronen-Ausbeute (in Prozent) von Protonen, Deuteronen, Tritonen und Alpha-
teilchen auf verschiedene Metalltargets im Energiebereich zwischen 1 und 30 MeV (nach Ref. [31]).
50
3.5. Messungen
sich an den Positionen 0.5 mm, 1.5 mm, 2.5 mm usw. Um, wie f¨
ur die Profildarstellung
erforderlich, aus den mit Gl. 3.19 erhaltenen Drahtstr¨
omen (linke Ordinate) ein Ausgangssi-
gnal im Volt-Bereich zu erhalten (rechte Ordinate), ben¨
otigt man demnach eine Verst¨
arkung
von 20
A/V. Der Vergleich der Rechnung mit einem bei eben dieser Verst¨
arkung und auch
sonst gleichen Parametern
gemessenen
Strahlprofil (Histogramm) zeigt eine gute ¨
Ubereinstim-
mung der Ausgangsspannungen. Die Genauigkeit der Absch¨
atzung reicht daher aus, um den
Verst¨
arkungsfaktor des in Abschnitt 3.3 beschriebenen I-U-Wandlers anhand Gl. 3.19 auf rech-
nerischem Wege zu bestimmen.
3.5 Messungen
Das Profilgitter-Meßsystem konnte bereits w¨
ahrend der ersten Strahlzeiten am Hochstromin-
jektor mehrfach getestet werden. Die gemessenen Strahlbreiten lagen dabei im Bereich einiger
Millimeter. Es zeigte sich, daß die Gitteraufl¨
osung von 1 mm ausreichend ist, um mit den am
Kontrollpult angezeigten Strahlprofilen die Einstellungen von Quadrupolmagneten und Steerern
vorzunehmen. Insgesamt haben sich die Profilgitter schon jetzt als zuverl¨
assige Diagnoseein-
heiten erwiesen.
Abb. 3.18 zeigt die beiden transversalen Strahlprofile eines
é
He
ê
-Strahls mit 6.7
A
Strahlstrom (DC) und 1.9 MeV absoluter Energie, die mit dem ersten Profilgitter hinter dem
4%-Rebuncher aufgenommen wurden. Die Strommessung erfolgte mit dem in der gleichen
Diagnosekammer eingebauten Faraday-Cup. Die Darstellung der 16 Datenpunkte als Histo-
gramm tr¨
agt der Aufl¨
osung des Gitters Rechnung. W¨
ahrend der Strahl in
ì
-Richtung recht gut
fokussiert ist – die daran angepaßte Gaußkurve ergibt eine Strahlbreite von 4
ù
= 2.8 mm –
ist die Breite in
-Richtung mit 4
ù
= 6.8 mm mehr als doppelt so groß. Betrachtet man die
Intensit¨
atsmaxima der Profile, erkennt man, daß der Strahl in beiden transversalen Richtungen
genau auf der Strahlrohrachse bei
ì
bzw.
ï
liegt. Zus¨
atzlich zu den beiden Einzelprofilen
ist eine dreidimensionale Gebirgsgraphik abgebildet. Sie ergibt sich aus der Multiplikation der
Spannungswerte der zum Schnittpunkt auf der
ì
-
-Ebene geh¨
orenden Kan¨
ale. Resultiert daraus
ein negatives Ergebnis wird dieses Null gesetzt. Diese Darstellung entspricht i.allg. nicht dem
zweidimensionalen Intensit¨
atsprofil des Strahls. Da bei den eindimensionalen Profilen ¨
uber
jeweils die andere transversale Richtung integriert wird, geht die Information ¨
uber die Inten-
sit¨
atsverteilung entlang des Drahtes verloren, wodurch eine R¨
uckrechnung auf das tats¨
achliche
zweidimensionale Profil unm¨
oglich wird. Es ist jedoch immer gew¨
ahrleistet, daß der Schwer-
punkt der Verteilung erhalten bleibt.
Die in Abschnitt 3.3 beschriebene Ausleseelektronik der Profilgitter erm¨
oglicht es, das Pro-
51
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
x / [mm]
!
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
U / [V]
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2 σ
"
x
#
= 0.7 mm
X-Profil
$
y / [mm]
%
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
U / [V]
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
σ
"
y
&
= 1.7 mm
Y-Profil
'
x / [mm]
-8 -6 -4 -2 02
(
4
)
68
y / [mm]
-6
-4
-2
0
2
4
6
8
U2 / [V2]
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
3D Grafik
*
Abb. 3.18:
+
-,
,
-Profil und Gebirgsdiagramm eines
é
He
ê
-Strahls,
-
ö
= 6.7
A (DC) gemessen hinter
dem 4%-Rebuncher. Die Verst¨
arkung betrug in diesem Fall 2
A/V.
52
3.5. Messungen
t / [ms]
00.5 11.5 2
x / [mm]
-6
-4
-2
0
2
4
6
8
U / [V]
0
2
4
6
8
10
t / [ms]
00.5 11.5 2
x / [mm]
-6
-4
-2
0
2
4
6
8
U / [V]
0
2
4
6
8
10 a
t / [ms]
.
-1 0 1 2 3
U / [V]
-0.1
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7 Messung:
Strahltrafo
/
Profilgitter
b
Abb. 3.19:
D
ê
ÿ
-Makropuls (
0102
A im Puls) mit einer L¨
ange von 2 ms gemessen mit dem Profilgitter am
Einschuß in die Siebenspaltsektion (a) und mit dem Strahltrafo vor den RFQ-Resonatoren (b). Die in (b)
eingezeichneten Quadrate wurden durch die Integration der unter (a) gemessenen Profile ermittelt und
auf die Strahltrafomessung skaliert.
53
Kapitel 3. Das Strahlprofilgitter-Meßsystem
fil von gepulsten Strahlen an verschiedenen Stellen des Makropulses aufzunehmen. Dazu kann
der Zeitpunkt des Auslesetriggers in 10
s verstellt werden. Tr¨
agt man nun die zu verschie-
denen Zeitpunkten gemessenen Strahlprofile gegen die Triggerverz¨
ogerung auf, ergibt sich ein
Diagramm wie in Abb. 3.19 (a) dargestellt. Es besteht aus insgesamt 28 Einzelmessungen,
die in Zeitabst¨
anden von 50 und 100
s nacheinander aufgenommen wurden und gibt einen
Eindruck vom Verlauf des Profils entlang des Pulses. Abb. 3.19 (b) zeigt den gleichen Puls ge-
messen mit einem Strahltransformator. Die dort eingezeichneten Meßpunkte ergeben sich aus
der Integration der unter (a) dargestellten Profile ¨
uber die
ì
-Koordinate. Sie sind auf das Signal
des Strahltransformators skaliert und erlauben den direkten Vergleich der beiden Messungen.
¨
Ubereinstimmend ist in beiden F¨
allen die etwas flachere Anstiegsflanke und der steile Abfall
am Ende des Pulses zu erkennen. Die geringf¨
ugige Abweichung, die bez¨
uglich der Pulsl¨
ange
beobachtet wird, erkl¨
art sich aus der durch die Triggerpulsl¨
ange vorgegebenen Zeitverz¨
ogerung
beim Umschalten des Sample-and-Hold-Bausteins vom Abtast- in den Halte-Modus. Derartige
Messungen k¨
onnen in der zweiten Phase des HSI zur Untersuchung des Afterglow-Effektes [32]
der EZR-Quelle herangezogen werden.
3.6 Ausblick
Nach der Neuauslegung der Strippersektion hinter den Siebenspaltresonatoren kann mit dem
Einbau des vierten Profilgitters der Aufbau des Profilgitter-Meßsystems am Hochstrominjektor
abgeschlossen werden. Es wird dann an allen wichtigen Stellen entlang der Strahlf¨
uhrung die
M¨
oglichkeit bieten, Strahlprofil und -lage bei mittleren Strahlstr¨
omen zu messen. Durch ei-
ne ausreichend hohe Untersetzung des Strahls mit dem hinter der Quelle installierten Chopper
k¨
onnen auch gepulste Strahlen mit hohen Pulsstr¨
omen diagnostiziert werden. F¨
ur den mittle-
ren Strom m¨
ussen dabei jedoch die in 3.4.2 gemachten Aussagen ber¨
ucksichtigt werden. Bei
kontinuierlichen Strahlen hoher Intensit¨
at werden Profilmessungen jedoch nur noch mit dem
in Kap. 4 behandelten Restgasmonitor m¨
oglich sein. F¨
ur den Transport des Strahls zu den
Experimenten, d.h. vor allem zum TSR, ist es erforderlich, das Profilgitter-System auf den
Nachbeschleuniger zu erweitern. Dort sind bereits zehn Profilgitter eingebaut, deren Bauweise
mit denen des Hochstrominjektors identisch ist. Bei der daf¨
ur notwendigen Verst¨
arkungselek-
tronik kann man sich auf die am HSI geleistete Entwicklungarbeit st¨
utzen (siehe Abschn. 3.3).
Die Einbeziehung der Profilgitter in die Nachbeschleuniger-Steuerung kann nach der geplanten
Umstellung auf Windows NT ebenfalls in Anlehnung an den Hochstrominjektor erfolgen.
54
Kapitel 4
Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
In Kapitel 3 wurde gezeigt, daß Strahlprofilgitter lediglich bis zu Strahlstr¨
omen von
î
10
A
einsetzbar sind. Da am Hochstrominjektor aber deutlich h¨
ohere Intensit¨
aten auftreten k¨
onnen,
war es erforderlich, ein Diagnoseger¨
at zu entwickeln, das es erlaubt, Profilmessungen auch im
dar¨
uber hinausgehenden Strombereich durchzuf¨
uhren. Ein Instrument, das dazu in der Lage
ist, ist der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor, oder kurz Restgasmonitor (RGM). Nachdem
zun¨
achst dessen Meßprinzip erkl¨
art wird, soll im weiteren Verlauf des nun folgenden Kapitels
auf die technische Realisierung des f¨
ur den Hochstrominjektor entwickelten Ger¨
ates eingegan-
gen werden. Dies bezieht sich zum einen auf die Auslegung einer neuen Diagnosekammer
und zum anderen auf den Aufbau des Monitors selbst. Im Anschluß daran wird das unter
den Bedingungen am Hochstrominjektor zu erwartende Restgassignal und der daraus folgende
Verst¨
arkungsfaktor des I-U-Wandlers abgesch¨
atzt, bevor schließlich noch einige der Messungen
vorgestellt werden, die mit dem fertiggestellten Monitor durchgef¨
uhrt wurden.
4.1 Funktionsweise eines Restgasmonitors
Restgasmonitore treten im Gegensatz zu Strahlprofilgittern nicht in direkte Wechselwirkung
mit dem Ionenstrahl. Diese Eigenschaft macht sie f¨
ur die Diagnose von Hochstromstrahlen be-
sonders geeignet. Das Meßprinzip, das in Abb. 4.1 schematisch dargestellt ist, beruht auf der
Tatsache, daß das im Strahlrohr befindliche Restgas unter dem Einfluß des elektrischen Feldes
der vorbeifliegenden Strahlionen ionisiert wird. Unter der Voraussetzung, daß sich der Druck im
Strahlrohr in radialer Richtung nicht ver¨
andert, ist die Intensit¨
atsverteilung der ionisierten Rest-
gasteilchen identisch mit der des Ionenstrahls. Legt man nun senkrecht zur Flugrichtung des
Ionenstrahls ein elektrisches Feld an, k¨
onnen die Restgasionen in Richtung eines ortsaufl¨
osen-
den Detektors abgezogen werden. Je nach Richtung des Extraktionsfeldes k¨
onnen entweder
die emittierten Elektronen oder die Restgasionen zur Messung herangezogen werden. Letztere
werden meist bevorzugt, da sie aufgrund ihrer gr¨
oßeren Masse bessere Abbildungseigenschaf-
55
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
U
Detektor
HV
teiler
Elektroden strahl
Ionen-
bzw. -elektron
Kathode
feldformende
Spannungs-
Anode
Restgasion
Abb. 4.1:
Meßprinzip eines Restgasionisationsmonitors. Die positiven Restgasionen werden durch ein
elektrisches Feld auf einen ortsaufl¨
osenden Detektor abgebildet.
ten besitzen. Ein einzelner Monitor kann nur das Strahlprofil in einer bestimmten transversalen
Richtung ermitteln. Zeigt das Extraktionsfeld des Monitors in die vertikale Richtung, so erh¨
alt
man das horizontale Strahlprofil und umgekehrt. Um das Strahlprofil, wie beim Profilgitter, in
beiden Richtungen zu erhalten, werden folglich zwei Restgasmonitore ben¨
otigt, die zueinander
um 90
3
gedreht sind.
Der Monitor besitzt an seinen zur Flugrichtung des Strahls parallelen Außenseiten schmale
Streifenelektroden, die ¨
uber Spannungsteiler miteinander kontaktiert sind. Sie bilden ¨
Aquipo-
tenialfl¨
achen, die zu einer Verbesserung der Feldhomogenit¨
at im Inneren des Monitors f¨
uhren.
Diese Streifenelektroden werden deshalb auch feldformende Elektroden genannt. Eine genaue-
re Untersuchung des Einflusses der Streifenelektroden auf das Extraktionsfeld erfolgt in Ab-
schnitt 5.5.
Als ortsaufl¨
osender Detektor werden bei Restgasmonitoren h¨
aufig Mikrokanalplatten (MCP
=Multi-Channel-Plate) verwendet [33, 34, 35]. Ein MCP besteht aus einer Vielzahl von Glas-
kapillaren, die parallel angeordnet und miteinander verschmolzen sind. Durch Anlegen einer
elektrischen Spannung an die Kan¨
ale werden beim Auftreffen der Strahlung (Restgasionen oder
-elektronen) Sekund¨
arelektronen erzeugt, die nach dem Prinzip eines Elektronenvervielfachers
verst¨
arkt werden. Dabei k¨
onnen Vervielfachungsfaktoren zwischen 10
4
und 10
5
erreicht wer-
den [36]. Hinter der Mikrokanalplatte kann entweder mit einem Phosphorschirm und einer
CCD-Kamera oder mit Hilfe einer Widerstandsanode und der dazugeh¨
origen Elektronik das
56
4.1. Funktionsweise eines Restgasmonitors
gemessene Strahlprofil sichtbar gemacht werden. Der Detektor des am Heidelberger Testspei-
cherring installierten Restgasmonitors arbeitet nach diesem Prinzip [37]. Die in Abschnitt 4.4
folgende Absch¨
atzung des am Hochstrominjektor zu erwartenden Restgassignals zeigt jedoch,
daß eine Multikanalplatte als Detektor dort nicht in Frage kommt. Grund daf¨
ur ist vor allem der
im Vergleich zum TSR im Linearbeschleunigerbereich um einen Faktor 10
6
–10
é
h¨
ohere Rest-
gasdruck, aber auch der ca. 10mal gr¨
oßere Strahlstrom. Das daraus resultierende gr¨
oßere Signal
macht die durch das MCP erzielte Verst¨
arkung ¨
uberfl¨
ussig und h¨
atte außerdem eine Zerst¨
orung
der Glaskapillare zur Folge.
Ein ortsaufl¨
osender Detektor, der auch bei hohen Restgasstr¨
omen verwendet werden kann
und der an GSI-Darmstadt bereits erfolgreich eingesetzt wird [38], ist eine Abbildungselektro-
de, auf deren Oberfl¨
ache sich gegeneinander isolierte Leiterbahnen befinden, die parallel zur
Strahlrichtung verlaufen. In Abb. 4.2 ist eine Photographie der f¨
ur den Hochstrominjektor ent-
wickelten Abbildungselektrode zu sehen. In der Mitte ist der ortsaufl¨
osende Bereich mit den
Sammelstreifen zu erkennen. Der ortsunempfindliche Bereich, der die Sammelstreifen umgibt,
ist mit Masse geflutet. Im Gegensatz zum MCP kommt es bei einer solchen Abbildungselek-
trode abgesehen von Sekund¨
arelektronen zu keiner Signalverst¨
arkung. Das Strahlprofil erh¨
alt
man stattdessen durch eine elektronische Verst¨
arkung der auf die einzelnen Streifen fließenden
Restgasstr¨
ome. Bei den Sammelstreifen handelt es sich um 17
m dicke, verzinnte Kupferbah-
nen, die auf ein Tr¨
agermaterial (FR4) aufgebracht sind. Der Mittenabstand der insgesamt 32
Streifen mit einer L¨
ange von 57 mm betr¨
agt 0.8 mm. Dieses legt die intrinsische Aufl¨
osungs-
Abb. 4.2:
Abbildungselektrode des Restgasmonitors am Hochstrominjektor. Die in der Mitte liegenden
57 mm langen Sammelstreifen sind 0.65 mm breit und besitzen einen Abstand von 0.15 mm.
57
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
grenze des Monitors fest. Jeder Sammelstreifen ist ¨
uber eine Durchkontaktierung an einem
seiner beiden Enden mit einem von 32 Pins verbunden, die auf der R¨
uckseite der Elektrode in
zwei Gruppen eingel¨
otet sind. Von hier aus k¨
onnen die Signale durch Aufstecken von zwei
16-Pin Flachkabelbuchsen weitergeleitet werden.
Eine derartige Abbildungselektrode mit genau 32 Sammelstreifen hat den Vorteil, daß die
f¨
ur die Profilgitter entwickelte Steuerung und Ausleseelektronik nach einer Anpassung des
Verst¨
arkungsfaktors mit ansonsten nur geringf¨
ugigen Ab¨
anderungen auch f¨
ur die Auslese der
Restgasstr¨
ome genutzt werden kann. Diese bestehen im wesentlichen darin, daß beim Restgas-
monitor aufgrund der doppelten Kanalanzahl ein Verst¨
arkermodul je Monitoreinheit ben¨
otigt
wird, d.h. f¨
ur die Auslese beider transversalen Strahlprofile insgesamt zwei.
4.2 Auswahl des Standortes und Auslegung der Diagnose-
kammer
Bei der Auslegung des Hochstrominjektors wurde an drei Stellen Raum f¨
ur Strahldiagnose-
zwecke eingeplant. Die erste befindet sich direkt hinter dem 4%-Rebuncher. Wie aus Abb. 4.3
hervorgeht, bestand sie bisher aus einer Standarddiagnosekammer mit einem szintillierenden
Quarz, einem Profilgitter und einem horizontalen Schlitzblendenpaar. Hinter dem nachfolgen-
den Ventil war in einem separaten Kreuzst¨
uck ein Faraday-Cup installiert. Die in Abb. 4.3 nicht
mehr eingezeichnete Diagnosekammer mit einer Phasensonde und einem Profilgitter zwischen
Quadrupoltriplett und Beginn der Siebenspaltresonatoren kann ebenfalls zur ersten Diagnose-
sektion gez¨
ahlt werden. Die zweite Sektion am Ausschuß der Siebenspalter besteht zur Zeit
noch aus einem Faraday Cup und einer Phasensonde. Sp¨
ater soll an dieser Stelle die Strahldia-
gnose durch ein Profilgitter erg¨
anzt werden. Am Ende des Injektors k¨
onnen mit einer weiteren
Standarddiagnosekammer und einer Doppelphasensonde die Strahleigenschaften vor dem Ein-
schuß in den Nachbeschleuniger gemessen werden.
Ein f¨
ur den Beschleunigerbetrieb besonders kritischer Punkt ist der Einschuß des Ionen-
strahls in das erste Siebenspaltmodul. Longitudinal darf der Strahl an dieser Stelle eine Phasen-
breite von 5
3
ï
250 ps nicht ¨
uberschreiten [11]. Die transversale Akzeptanz, die durch den
Driftrohrdurchmesser festgelegt ist, betr¨
agt dort 20 mm. Aus diesem Grund ist die Kenntnis
der Strahllage und -breite dort besonders wichtig. Als sinnvoller Standort f¨
ur den Restgasmoni-
tor kam deshalb nur die erste Diagnosesektion in Frage. Dabei gab es jedoch zwei prinzipielle
Schwierigkeiten. Zum einen waren in dem gew¨
unschten Abschnitt nicht mehr ausreichend freie
Flansche vorhanden, zum anderen ist die aus den siebziger Jahren stammende Standarddiagno-
sekammer mit einem Rohrdurchmesser von 100 mm f¨
ur die Ausmaße eines Restgasmonitor
58
4.2. Auswahl des Standortes und Auslegung der Diagnosekammer
12
4
Trip-
Quarz
lett 4% Re-
buncher
85 265 255
Ventil Schlitze
Strahl
Profilgitter
75
720
40
69
Faraday Cup
Abb. 4.3:
Diagnosesektion hinter dem 4%-Rebuncher vor dem Umbau.
Strahl
Cup
Faraday
Strahlprofil-
monitor
Trip-
lett
Ventil
4% Re-
40
buncher
Quarz
85 75 520
Abb. 4.4:
Diagnosesektion hinter dem 4%-Rebuncher nach dem Umbau.
59
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
zu klein. Als einzige M¨
oglichkeit, den Restgasmonitor dennoch in die erste Diagnosesektion
zu integrieren, verblieb die Auslegung einer neuen Diagnosekammer. Diese sollte mit entspre-
chend vielen Flanschen ausgestattet sein, um Platz f¨
ur s¨
amtliche Diagnoseger¨
ate zu bieten. Da
allein f¨
ur den Restgasmonitor zwei Rohraufs¨
atze ben¨
otigt werden, muß eine solche Kammer
also mindestens drei DN 160 Flansche (RGM-X, RGM-Y, FC) und drei Flansche mit Ø 45 mm
Innendurchmesser (Quarz, Fenster, PG) besitzen. Durch den Wegfall des Kreuzst¨
uckes mit
dem Faraday-Cup, konnte f¨
ur die neue Kammer eine Gesamtl¨
ange von 520 mm veranschlagt
werden.
Die einfachste L¨
osung f¨
ur eine neue Diagnosekammer scheint ein DN 160 Normrohr zu
sein, auf das horizontal und vertikal die Rohre mit den erforderlichen Flanschen aufgeschweißt
werden. Man muß dabei jedoch ber¨
ucksichtigen, daß das Anbringen eines Rohraufsatzes auf
ein Rohr desselben Durchmessers zun¨
achst einen großen, bis zur H¨
alfte des Rohres reichen-
den, Materialabtrag erfordert, der eine mechanische Destabilisierung zur Folge hat. Durch die
Hitzeentwicklung beim anschließenden Anschweißen des Rohrstutzens kommt es deshalb un-
weigerlich zu einem Verziehen des Rohres, das nur durch eine entsprechende Schweißnaht auf
der gegen¨
uberliegenden Seite ausgeglichen werden kann. Ist dies nicht der Fall, kann dadurch
eine derart große Antiparallelit¨
at der beiden Endflansche verursacht werden, daß ein Einbau
in das Strahlrohr unm¨
oglich wird. Um diesem Problem auszuweichen, wurde deshalb, wie
in Abb. 4.5 gezeigt, zu einer Kombination aus zwei Kugeln (Ø 230 mm) ¨
ubergegangen, die
¨
uber ein kurzes Rohrzwischenst¨
uck miteinander verbunden sind. Bez¨
uglich der Stabilit¨
at beim
Schweißvorgang sind Kugeln aufgrund ihrer Symmetrie einem einfachen Rohr ¨
uberlegen. Der
Durchmesser der Kugeln ist so gew¨
ahlt, daß die Ø 45 mm Flansche lediglich in ein Loch auf der
Kugeloberfl¨
ache geschweißt werden m¨
ussen, um den erforderlichen Abstand zur Strahlrohrach-
se von 115 mm einzuhalten (vgl. dazu Abb. 3.4). Bei den großen DN 160 Flanschen, die einen
Abstand zur Strahlrohrachse von 138 mm aufweisen m¨
ussen, kann auf ein Rohrstutzen jedoch
nicht verzichtet werden.
In der in Strahlrichtung gesehen ersten Kugel (in Abb. 4.5 links) ist Raum f¨
ur den Quarz
und den horizontalen Restgasmonitor. Die beiden Flansche f¨
ur Quarz und gegen¨
uberliegendem
Fenster sind symmetrisch aufgebaut, so daß der Quarz wahlweise von rechts oder von links
in die Kammer eingebaut werden kann. An der Unterseite des Verbindungsrohres zur zweiten
Kugel befindet sich der Flansch f¨
ur den strahlungsgek¨
uhlten Faraday-Cup. Er ist auf ein Rohr
mit rechteckigem Querschnitt aufgebracht, was der Form seines K¨
uhlk¨
orpers Rechnung tr¨
agt.
Seitlich am Verbindungsrohr kann bei Bedarf ein Vakuummeßkopf angeschlossen werden. Bei
der hinteren Kugel k¨
onnen in horizontaler Position der Restgasmonitor f¨
ur das
-Profil und das
Profilgitter installiert werden. Der Flansch an der Oberseite der Kugel ist nicht belegt und steht
als Reserve zur Verf¨
ugung. Damit sind außer dem horizontalen Schlitzblendenpaar alle Dia-
60
4.2. Auswahl des Standortes und Auslegung der Diagnosekammer
Quarz/
Fenster Profil-
gitter
Restgasmonitor
(horizontal) Reserve
Messung
Faraday Cup Restgasmonitor
(vertikal)
Vakuum
Abb. 4.5:
Neue Diagnosekammer f¨
ur den Restgasmonitor mit einer Gesamtl¨
ange von 52.0 cm. In dieser
Darstellung verl¨
auft die Strahlrichtung von links nach rechts.
gnoseger¨
ate, die in der alten Kammer eingebaut waren, auch in der neuen vorhanden, in der
zus¨
atzlich Platz f¨
ur die beiden Restgasmonitore geschaffen wurde. Der Aufbau der Diagno-
sesektion hinter dem 4%-Rebuncher nach der Installation der neuen Kammer ist in Abb. 4.5
dargestellt.
Der wichtigste Unterschied zwischen den beiden Diagnosekammern besteht darin, daß in
der neuausgelegten Doppelkugel bestimmte Strahlrohrvolumina von verschiedenen Diagnose-
ger¨
aten besetzt werden. Z.B. w¨
urde ein gleichzeitiges Einfahren von Quarz und horizontalem
Restgasmonitor in die Kammer zu einer Kollision f¨
uhren. Genauso verh¨
alt es sich mit dem
vertikalen Restgasmonitor und dem Profilgitter in der zweiten Kugel. Dies ist bisher bei kei-
nem der an der MPI-Beschleunigeranlage eingebauten Diagnoseger¨
ate der Fall gewesen. Es
ist klar, daß auf alle F¨
alle verhindert werden muß, daß eines der beiden Diagnoseger¨
ate einge-
fahren werden kann, solange sich das andere noch im Strahlrohr befindet. Zu diesem Zweck
wurde ein Interlock entwickelt, das ein gegenseitiges Blockieren des Pneumatikantriebs verur-
sacht. Das Schalten des Antriebs erfolgt mit einer 230 V Wechselspannung. Dabei bedeuten
die anliegenden 230 V, daß die Pneumatik bet¨
atigt und das Diagnoseger¨
at in das Strahlrohr
eingefahren wird. Der wesentliche Teil des Interlocks ist ein aus einem Reed-Kontakt bestehen-
61
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
der Endlageschalter. Ein Reed-Kontakt oder auch Schutzrohrkontakt besteht aus magnetischen
Kontaktst¨
ucken, die in einem mit Schutzgas gef¨
ullten Glasr¨
ohrchen hermetisch eingeschlossen
sind. Unter dem Einfluß eines externen Magnetfeldes schließt sich der Schalter. An jedem der
betroffenen Pneumatikzylinder wurde nun ein kleiner (H¨
ohe: 5 mm, Ø 9 mm) Dipolmagnet
in den im Inneren befindlichen Messingkolben eingelassen. Dieser Kolben trennt die beiden
Kammern der Pneumatik und bewegt unter der Wirkung der Druckluft die Metallstange, an der
die Diagnoseger¨
ate befestigt sind. An der Außenseite des Zylinderdeckels wurde an der glei-
chen Stelle ein Reed-Kontakt aufgeschraubt. Auf diese Weise erreicht man, daß der Schalter
bei eingefahrenem Kolben offen und bei ausgefahrenem Kolben geschlossen ist. Dies wird bei
dem in Abb. 4.6 skizzierten Interlock ausgenutzt. Ist der Reed-Kontakt E
7
des eingefahrenen
K1
E2
S
2
E
1
~
K2
Zylinder 1
Relais
Relais
230 V
230 V
Zylinder 2
S
1
~
Abb. 4.6:
Pneumatik-Interlock der sich kreuzenden Diagnoseger¨
ate. Der Endlageschalter des ersten Zy-
linders E
8
ist seriell zum
9
230 V Stromkreis des zweiten Zylinders geschaltet und umgekehrt. Dadurch
wird ausgeschlossen, daß die Schaltspannung an beiden Pneumatiken zur selben Zeit anliegt.
Zylinders 1 seriell zum 230 V Stromkreis des Zylinders 2 verschalten, so wird bei letzterem erst
dann die Spannung freigegeben, wenn Zylinder 1 nach dem Herausfahren den Endlageschalter
E
8
geschlossen hat. Wird Pneumatik 2 trotzdem durch Schließen des Schalters S
:
bet¨
atigt,
¨
offnet sich Schalter K
:
im Stromkreis von Zylinder 1, was zur Folge hat, daß dieser herausge-
fahren wird. Da sich dann E
8
schließt, f¨
ahrt Zylinder 2 daraufhin ein. Ohne die Sicherheit des
Endlageschalters w¨
urde das Einfahren von Zylinder 2 und das Ausfahren von Zylinder 1 gleich-
zeitig erfolgen. Es k¨
onnte also ein Zusammenstoß ”auf halbem Wege“ erfolgen. Erst durch den
Einbau des Endlageschalters kann dies ausgeschlossen werden.
62
4.3. Der Monitor
4.3 Der Monitor
Bei der Auslegung der Monitorgeometrie muß versucht werden, den direkten Strahlbeschuß
einzelner Monitorkomponenten von vornherein auszuschließen. Ist dies nicht gew¨
ahrleistet,
kann es im ung¨
unstigsten Fall zu Sch¨
aden am Monitor, zumindest aber zu einer unerw¨
unschten
Abnahme der Strahltransmission kommen. Insbesondere w¨
urde beim Auftreffen von Strahlteil-
chen auf die Abbildungselektrode die Profilmessung verf¨
alscht werden. Eine weitere Gefahr
besteht darin, daß sich unter dem Einfluß des Strahls vom Monitor zerst¨
aubte Teilchen auf der
Oberfl¨
ache der Abbildungselektrode ablagern und so zu Kurzschl¨
ussen zwischen den Sammel-
streifen f¨
uhren k¨
onnen. Um dies zu verhindern, k¨
onnen zwei Maßnahmen getroffen werden.
Erstens muß die Monitor¨
offnung groß im Vergleich zum erwarteten Strahldurchmesser sein und
zweitens muß zus¨
atzlich eine Blende vor dem Monitor installiert werden. Eine direkt vor der
Diagnosekammer sitzende wassergek¨
uhlte Lochblende mit einer Apertur (Durchmesser) von
20 mm und eine quadratische Monitor¨
offnung von ungef¨
ahr 50 mm 50 mm stellen sicher,
daß es zu keinem der oben genannten Effekten kommen kann. Ber¨
ucksichtigt man die seitlich
am Monitor sitzenden Streifenelektroden ergibt sich daraus eine minimale Monitorbreite von
60 mm. Da das Meßsignal proportional zur L¨
ange der Sammelstreifen ist, ist es w¨
unschens-
wert, den zur Verf¨
ugung stehenden Flanschdurchmesser von 153 mm bei der gegebenen Breite
voll auszunutzen. Will man noch einen Abstand zwischen den Monitorecken und der Rohrin-
nenseite von mindestens 5 mm behalten, so darf die Diagonale 140 mm nicht ¨
uberschreiten.
F¨
ur die Monitorl¨
ange ergibt sich daraus ein Wert von 127 mm. Damit ist die Grundfl¨
ache von
Hochspannungs- und Abbildungselektrode festgelegt. Im Anhang B.1 befinden sich Konstruk-
tionszeichnungen des Restgasmonitors und den im folgenden beschriebenen Bauteilen.
Die Verbindung der beiden Elektroden wird ¨
uber isolierende Abstandhalter hergestellt, die
an den vier Ecken befestigt sind und gleichzeitig als Tr¨
ager der 2 3 feldformenden Elektroden
dienen. Die 11.5 mm langen Abstandhalter besitzen auf der einen Seite eine Gewindebohrung,
auf der anderen Seite einen Gewindebolzen und k¨
onnen so durch die an den beiden Enden der
Streifenelektroden vorhandenen L¨
ocher miteinander verschraubt werden. Sie sind aus einem
massiven PEEK
;
(= PolyEtherEtherKeton)-Zylinder herausgedreht und mit Entl¨
uftungsboh-
rungen versehen. PEEK
;
eignet sich besonders gut f¨
ur den Einsatz im Beschleunigerbereich,
da es gute Vakuumeigenschaften und eine hohe Strahlenbest¨
andigkeit besitzt. Die je vier PEEK-
Zylinder ergeben zusammen mit den drei 1 mm dicken Streifenelektroden einen Abstand zwi-
schen den beiden felderzeugenden Elektroden von genau 49 mm. Als Spannungsteiler sind auf
jeder Seite des Monitors vier 5 G
<
Widerst¨
ande an die Streifenelektroden angel¨
otet. Beim An-
legen von 5 kV f¨
allt daher an jedem Widerstand 1.25 kV ab. Dies liegt deutlich unterhalb der
Belastbarkeitsgrenze von 10 kV. Die Verbindung des Monitors zur Pneumatik wird durch eine
63
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
an der R¨
uckseite der Abbildungselektrode befestigten Platte hergestellt, an die ein Edelstahl-
zylinder angeschraubt ist. Dieser kann auf die Stange des Pneumatikantriebs gesteckt und mit
seitlichen Gewindestiften fixiert werden. An der Eintritts- und Austritts¨
offnung des Monitors
sind keine zus¨
atzlichen Blenden angebracht. Dies h¨
atte den f¨
ur den eigentlichen Monitor zur
Verf¨
ugung stehenden Platz deutlich eingeschr¨
ankt. Der Vorteil solcher auf einem bestimmten
Potential liegenden Herzogblenden w¨
are eine definierte Ausdehnung des Randfeldes und damit
die M¨
oglichkeit zur Berechnung der Ablenk- und Linseneigenschaften des Monitors. Die daf¨
ur
notwendige homogene Ersatzfeldl¨
ange, die der L¨
ange eines bis zum Rand homogenen Ersatz-
feldes entspricht, das die gleichen optischen Eigenschaften wie das urspr¨
ungliche Feld besitzt,
l¨
aßt sich aber auch ohne Herzogblenden bestimmen, sofern der Feldverlauf im Monitor bekannt
ist. Dazu wurde mit dem Programmpaket MAFIA [39], auf das in Abschnitt 5.5 n¨
aher eingegan-
gen wird, der Verlauf des Extraktionsfeldes
=?>
entlang der longitudinalen
@
-Achse ermittelt. Er
ist in Abb. 4.7 aufgetragen. Der innere Bereich der Abbildungselektrode, in dem die Sammel-
streifen liegen, erstreckt sich von
@
= -2.85 cm bis
@
= +2.85 cm. Er befindet sich vollst¨
andig im
homogenen Feldbereich. Die homogene Ersatzfeldl¨
ange berechnet sich aus der unterhalb der
Kurve liegenden Fl¨
ache dividiert durch das Feldmaximum. Es resultiert ein Wert von 155 mm,
der um 28 mm ¨
uber der geometrischen L¨
ange des Monitors liegt. Die Ablenkung der Strahl-
z / [cm]
A
-20 -15 -10 -5 0
B
5
C
10 15 20
/ [kV/cm]
y
E
0
B
0.2
B
0.4
B
0.6
B
0.8
B
1
Streifen-
länge
MAFIA-Rechnung:
Feldstärke
hom. Ersatzfeld
Abb. 4.7:
Vertikale Feldkomponente
D
>
im Restgasmonitor entlang der longitudinalen
E
-Achse. Die
daraus berechnete homogene Ersatzfeldl¨
ange bel¨
auft sich auf 155 mm. Man erkennt, daß die Abbildung
der Restgasionen auf die Sammelstreifen ausschließlich im homogenen Bereich des Feldes stattfindet.
64
4.3. Der Monitor
teilchen bei einem Extraktionsfeld von 1 kV/cm und einer Feldl¨
ange von 155 mm erreicht bis
zum Ende der Diagnosekammer jedoch nur im Falle eines Protonenstrahls mit ca. 4.1 mm ein
nennenswertes Ausmaß. F¨
ur
F
He
G
liegt die Ablenkung bereits bei einem Millimeter. Da diese
geringf¨
ugige Ablage mit den am HSI zur Verf¨
ugung stehenden Steerer-Paaren leicht korrigiert
werden kann, bedarf es keiner Kompensation des Extraktionsfeldes. Es kann daher auch bei
zuk¨
unftigen Strahldynamikrechnungen auf die Ber¨
ucksichtigung des Monitorfeldes verzichtet
werden.
Der Flansch, auf dem der Restgasmonitor sitzt, ist mit einer Hochspannungs- und ei-
ner 32-poligen Rundsteckerdurchf¨
uhrung versehen, wie sie auch beim Profilgitter verwen-
det wird (Pinbelegung im Anhang Tab. A.5). Die Hochspannung wird von einer Zweikanal-
Hochspannungsquelle (0
HIHJH
6 kV) geliefert, die sowohl manuell bedient, als auch ¨
uber analoge
Steuersignale ferngesteuert werden kann [40]. Die HV-Durchf¨
uhrung (max. 7 kV) ist auf der
Innenseite mit einem flexiblen Kabel verbunden, das mit der Hochspannungselektrode Kon-
takt hat. Es ist auf beiden Seiten durch eine Zugentlastung gesichert. Die Meßsignale werden
in zwei Str¨
angen `
a 16 Dr¨
ahten von den beiden am Anfang und Ende der Abbildungselektro-
de aufgesteckten 16-Pin Buchsen zum Rundstecker gef¨
uhrt. Um zu gew¨
ahrleisten, daß die
Buchsen durch mechanische Ersch¨
utterungen nicht herausrutschen k¨
onnen, sind sie mit einem
dar¨
uberliegenden B¨
ugel gesichert. Die mit Kapton isolierten Signalkabel verlaufen durch zwei
Stahlfedern, die wiederum an beiden Enden zugentlastet sind. Abb. 4.8 zeigt den fertigen Rest-
gasmonitor. Im Bild befindet sich oben die HV-Elektrode, an die eine
positive
Hochspannung
angelegt wird, so daß zur Ermittlung des Strahlprofilsdie Restgas
ionen
auf die gegen¨
uberliegen-
de Abbildungselektrode projiziert werden. Eine Zusammenfassung der wichtigsten Parameter
des Restgasmonitors gibt Tab. 4.1.
Die Justierung von horizontalem und vertikalem Monitor wurde auf unterschiedliche Wei-
se vorgenommen. Der horizontale Monitor konnte auf einer Testbank eingebaut werden, auf
der die Diagnosekammer in einer den sp¨
ateren Verh¨
altnissen entsprechenden Position aufge-
baut war. Dazu war der Monitor mit zwei Targets ausgestattet, die in die Eintritts- und Aus-
tritts¨
offnung eingesetzt wurden. Mit Hilfe eines Fernrohres konnte so die Abweichung von der
Strahlrohrmitte bestimmt werden. Der Abstand zwischen Flansch und Monitor, der beim hori-
zontalen Restgasmonitor der vertikalen Position entspricht, kann mit vier Metallh¨
ulsen variiert
werden, die ¨
uber die Verbindungsschrauben von Abbildungselektrode und Befestigungsplatte
gesteckt sind. Die Langl¨
ocher, mit der die Befestigungsplatte am Pneumatikantrieb befestigt
ist, erlauben es, den Versatz parallel zur Flanschoberfl¨
ache. d.h. beim X-Monitor die horizon-
tale Position, zu verstellen. Damit konnte die Position des horizontalen Monitors mit den in
Tab. 4.2 aufgef¨
uhrten Genauigkeiten eingestellt werden. Die Installation der Diagnosekammer
in das Strahlrohr konnte so mit dem bereits justierten Monitor vorgenommen werden. Beim
65
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
71
2
3
4
5
6
Abb. 4.8:
Fertiggestellter Restgasmonitor: 1. Signalkabel, 2. Abbildungselektrode, 3. 5 G
K
Spannungs-
teiler, 4. HV-Platte, 5. PEEK-Zylinder, 6. HV-Kabel, 7. Zugentlastung.
66
4.3. Der Monitor
Monitor: B H L in mm 60 53 127
Plattenabstand des feld- 49 mm
erzeugenden Systems
homogene Ersatzfeldl¨
ange 155 mm
feldformende Elektroden: Glasfaser, beschichtet
Abstand 11.5 mm
Dicke 1 mm
Spannungsteiler: 5 G
<
, 10%
Anzahl 4 auf jeder Seite
Belastbarkeit 10 kV
Abbildungselektrode: Glasfaser, beschichtet
Aufl¨
osung 0.8 mm
Aufl¨
osungsbereich 25.4 mm
Sammelstreifen: verzinntes Kupfer
Anzahl 32
Mittenabstand
LNM
0.8 mm
Breite 0.65 mm
Zwischenraum 0.15 mm
L¨
ange
O
57 mm
Dicke 17
P
m
Tab. 4.1:
Spezifikationen des Restgasmonitors.
67
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Einbau des vertikalen Restgasmonitors war dies nicht mehr m¨
oglich. Zwar konnte die Positi-
on des Monitor bez¨
uglich seines Flansches mit einem geeigneten Kreuzst¨
uck ebenfalls auf der
Testbank eingestellt werden, mit der Richtung der Monitorachse war dies jedoch nicht m¨
oglich,
da der Flansch selbst keinen fest definierten Winkel bez¨
uglich der Kammer besitzt, sondern frei
drehbar ist. Um die Justierung direkt am Strahlrohr vornehmen zu k¨
onnen, wurde der Monitor
so an der Pneumatik befestigt, daß seine Symmetrieachse parallel zu einer auf der Flanschau-
ßenseite eingravierten Markierung verl¨
auft. Mit Hilfe eines Nivellierinstruments konnte dann
der Monitor von außen auf die Strahlrichtung ausgerichtet werden.
Eintritt Austritt
horizontal +0.2 mm -0.02 mm
vertikal +0.25 mm -0.04 mm
Tab. 4.2:
Justiergenauigkeit beim horizontalen Restgasmonitor. Positive Werte bedeuten Abweichungen
nach oben bzw. nach rechts. Negative Werte entsprechend Abweichungen nach unten bzw. links (in
Strahlrichtung gesehen).
4.4 Absch¨
atzung des Detektorsignals
Die Ionisation eines Restgasteilchens
Q
durch ein Strahlion
R1S G
kann in allgemeiner Form durch
folgende Reaktionsgleichung beschrieben werden:
R
SGUT
Q RWV
SGYX[Z[G\T
Q^]
G\T`_
O
Tbabcedgf
H
(4.1)
Dabeik¨
onnen die Elektroneinfangprozesse mit
Oih
0 im Energiebereich des Hochstrominjektors
(
jkhmlon
) vernachl¨
assigt werden. Handelt es sich beim Restgasteilchen um ein zweiatomares
Molek¨
ul
Qqp
, muß zwischen der dissoziativen und der nichtdissoziativen Ionisation unterschie-
den werden:
R
SGT
Qqp
R
V
SGYXZ[G
T
Qp
]
G
T`_
O
Tabced
fsr
(a)
R
V
SGYXZ[G
T
Q
]
G
T
pqt G
T`_
O
TbauTvwced
fH
(b) (4.2)
Die dissoziative Ionisation 4.2 (b) ist hierbei um mindestens eine Gr¨
oßenordnung unter-
dr¨
uckt [41]. Um nun die Anzahl der im Monitorvolumen erzeugten Restgasionen absch¨
atzen zu
k¨
onnen, ben¨
otigt man die Ionisationsquerschnitte der in den Gl. 4.1 und 4.2 (a) beschriebenen
68
4.4. Absch¨
atzung des Detektorsignals
Reaktionen f¨
ur die verschiedenen Strahl–Restgas-Kombinationen und die Teilchendichten der
einzelnen Restgaskomponenten.
Die Teilchendichte
vix
der mit
y
indizierten Restgaskomponenten kann unter Kenntnis der
Partialdr¨
ucke
z
x
¨
uber die Beziehung
v{x|
z
x
}1~
mit
x
z
x|
z
(4.3)
berechnet werden. Dabei steht
}J~
f¨
ur die Boltzmann-Konstante und
f¨
ur die Temperatur.
Zur Bestimmung der Partialdr¨
ucke
z
x
muß die Zusammensetzung und der Gesamtdruck
z
des Restgases bekannt sein. Am Hochstrominjektor werden zur Messung des Gesamtdrucks
Penning-Manometer eingesetzt. Diese Kaltkathoden-Ionisationsmanometer weisen jedoch eine
Meßgenauigkeit von lediglich 50% auf. Dar¨
uber hinaus befinden sich die Meßzellen an den
Pumpstationen der Kryopumpen. Dies hat zur Folge, daß die Vakuummessung Werte liefert,
die im Vergleich zum tats¨
achlichen Druck im Strahlrohr deutlich zu niedrig liegen. Um f¨
ur
die Signalabsch¨
atzung einen genaueren Wert zu erhalten, wurde am Zwischenrohr der Diagno-
sekammer ein Bayard-Alpert-Manometer (Gl¨
uhkathoden-Ionisationsmanometer) an dem daf¨
ur
vorgesehenen Flansch eingebaut (s. auch Abb. 4.5). Dadurch war es m¨
oglich, den Druck di-
rekt zwischen den beiden Monitoreinheiten mit einer Genauigkeit von 10% zu messen. Die
w¨
ahrend der Strahlzeiten beobachteten Werte von einigen 10
f
mbar liegen rund eine Gr¨
oßen-
ordnung ¨
uber den von den Penning-R¨
ohren gemessenen. Bei der Absch¨
atzung des Detektorsi-
gnals wurde daher ein Gesamtdruck von
z
= 5 10
f
mbar zugrunde gelegt.
Die Zusammensetzung des Restgases kann aus dem Massenspektrum des am ersten RFQ-
Resonators installierten Massenspektrometers ermittelt werden. Dazu muß mit Hilfe der mit-
gelieferten Software, die die Ionisationswahrscheinlichkeiten und Fragmentverteilung der Mo-
lek¨
ule ber¨
ucksichtigt, die Konzentration der wichtigsten Gaskomponenten aus dem Spektrum
berechnet werden. In Abb. 4.9 ist die auf diese Weise gewonnene Restgaszusammensetzung
w¨
ahrend einer
F
He
G
-Strahlzeit zu sehen. Helium und Wasser machen zusammen den ¨
uberwie-
genden Anteil von ¨
uber 87% aus. Von den verbleibenden 13% f¨
allt mit 8.5% der gr¨
oßte Teil auf
den Sauerstoff.
Die Wirkungsquerschnitte f¨
ur die Ionisation von Gasteilchen unter Beschuß von
F
He
G
-Teilchen mit einer Energie von 1.8 MeV wurde f¨
ur die Targets He, N
:
, H
:
und Ar in
Ref. [42] experimentell bestimmt. Dieselbe Messung mit einem Wasserdampftarget wurde in
Ref. [43] durchgef¨
uhrt. Die dort erhaltenen Querschnitte
G
, f¨
ur die ein Meßfehler von 10%
angegeben wird, sind in Tab. 4.4 aufgelistet sind. Sie stellen den totalen Ionisationsquerschnitt
zur Produktion positiver Ionen dar, der wie folgt definiert ist:
G
|
GTk
:
GT
GT
HIHIHH
(4.4)
69
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Konzentration / [%]
10-1
1
10
102
Ar
CO2H2H2O CxHyN2O2He
Abb. 4.9:
Konzentration der wichtigsten Restgaskomponenten w¨
ahrend einer
F
He
G
-Strahlzeit.
Der Ionisationsquerschnitt von molekularem Sauerstoff kann aus den gegebenen Daten n¨
ahe-
rungsweise ¨
uber
G i
| _
G w
G w
c
(4.5)
berechnet werden.
Bevor damit das Restgassignal abgesch¨
atzt werden kann, muß noch ein Effekt ber¨
ucksich-
tigt werden, der zu einer Verst¨
arkung des an den Sammelstreifen gemessenen Stromes f¨
uhrt. Es
handelt sich dabei um die Emission von Sekund¨
arelektronen, die beim Aufprall der Restgasio-
nen an der Abbildungselektrode entstehen k¨
onnen. Um diesen Effekt quantitativ in die Rech-
nung einzubeziehen, k¨
onnen die Ergebnisse aus Ref. [44] herangezogen werden. Dort wurden
bei Energien von einigen keV unterschiedliche Metalloberfl¨
achen mit Gasteilchen beschossen
und jeweils der Sekund¨
arelektronen-Koeffizient
ermittelt. Im Falle von
F
He
G
-Ionen zeigt
sich, daß bei 2.5 keV Einschußenergie
nur unwesentlich vom Targetmaterial abh¨
angt. Der ge-
messene Wert liegt hier bei
0.5. Der Befund, daß die von Molek¨
ulen erzeugte Anzahl von
Sekund¨
arelektronen derjenigen entspricht, die die einzelnen Atome des Molek¨
uls unabh¨
angig
voneinander erzeugen w¨
urden, erlaubt es, aus den gemessenen Daten f¨
ur H
:
O-Molek¨
ule ein
von 2 abzulesen. Entsprechend dem Helium-zu-Wasser-Verh¨
altnis im Restgas von 2:1 kann
in der Signalabsch¨
atzung daher mit einer mittlerer Sekund¨
arelektronen-Ausbeute von
= 1
gerechnet werden.
Unter Einbeziehung der gesammelten Daten kann das Signal am
-ten Sammelstreifen, der
sich auf der Abbildungselektrode am Ort
befindet, unter der Annahme eines gaußf¨
ormigen
70
4.4. Absch¨
atzung des Detektorsignals
Restgas-
G
komponente [10
f
8
cm
:
]
He 0.8
H
:
O 3.6
O
:
5.0
N
:
4.5
H
:
1.1
Ar 4.5
Tab. 4.3:
Totaler Ionisationsquerschnitt
G
der wichtigsten Restgaskomponenten [42, 43]. Die Werte
beziehen sich auf einen
F
He
G
-Strahl mit einer Energie von 1.8 MeV.
Strahlprofils anhand folgender Gleichung gewonnen werden:
R
|_
T¡¢c
x
G
xvix
O¤£¥¦¥
R§
I¨
ª©
©J«
Ge¬ª®
:
©1«
f¬ª®
:
d
f°¯
²±
¯³
H
(4.6)
Da, wie in Abb. 4.7 gezeigt wurde, die Sammelstreifen ¨
uber ihre ganze L¨
ange im homogenen
Bereich des Extraktionsfeldes liegen, darf f¨
ur die effektive Streifenl¨
ange
O£¥¦¥
die geometrische
L¨
ange
O
= 57 mm eingesetzt werden. Da alle Feldlinien auf einem der Sammelstreifen en-
den, wird es keine Restgasionen geben, die im Bereich zwischen zwei Streifen auftreffen. Die
Integration muß sich daher sowohl ¨
uber die Streifenbreite als auch ¨
uber den Zwischenraum er-
strecken. Die Gr¨
oße
LNM
ist daher identisch mit dem Mittenabstand der Sammelstreifen, d.h.
L´M
= 0.8 mm.
Bei einem Strahl mit
R§
= 2 mA und einer Strahlfleckgr¨
oße von 4
ª©
= 5 mm f¨
uhrt die
Anwendung von Gl. 4.6 zu dem in Abb. 4.10 aufgetragenen Profil. Der Strom an einem Sam-
melstreifen, der an der linken Ordinate abgelesen werden kann, betr¨
agt im Maximum der Inten-
sit¨
atsverteilung ungef¨
ahr 140 nA. Bei einer I-U-Wandlung von 100 nA/V und ohne Ber¨
ucksich-
tigung der Nachverst¨
arkung f¨
uhrt dies zu einer Spannung von 1.4 V (rechte Ordinate). Um als
Ausgangssignal Spannungen im Volt-Bereich zu erhalten, muß nach dieser Absch¨
atzung beim
Restgasmonitor ein Widerstand von 10 M
<
in die R¨
uckkopplung des I-U-Wandlung eingesetzt
werden.
Vergleicht man das Ergebnis dieser Absch¨
atzung mit den im n¨
achsten Abschnitt gezeigten
Profilmessungen, so stellt man fest, daß die Signalh¨
ohe der gemessenen Profile die der berech-
71
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
x / [mm]
µ
-10 -5 0
B
5
C
10
I / [nA]
0
B
20
40
60
¶
80
·
100
120
140
160
= 1
γ
¸
= 2 mA
0
¹
I = 5 mm
x
º
σ
»
4
¼
mbar
-6
10
.
= 5.0
tot
p
U /[V]
0
B
0.2
B
0.4
B
0.6
B
0.8
B
1
1.2
1.4
1.6
Abb. 4.10:
Aus Gl. 4.6 mit den angegebenen Parametern berechnetes Strahlprofil. An der linken Ordi-
nate kann der Strom auf einen Sammelstreifen in Einheiten nA abgelesen werden. Die rechte Ordinate
gibt die Ausgangsspannung eines I-U-Wandlers mit
½ª¾g¿
= 100 nA/V an.
neten um einen Faktor 3–4 ¨
ubersteigt. Dies l¨
aßt sich nicht alleine durch den 10%-igen Fehler
beim Gesamtdruck und den Ionisationsquerschnitten erkl¨
aren. Vielmehr m¨
ussen daf¨
ur folgende
beiden Punkte verantwortlich gemacht werden:
Das Massenspektrometer am ersten RFQ-Resonator ist ca. 7 m vom Standort des Rest-
gasmonitors entfernt. Da nicht gew¨
ahrleistet ist, daß die in Abb. 4.9 gezeigte Zusammen-
setzung des Restgases ¨
uber die Beschleunigerl¨
ange konstant bleibt, k¨
onnen am Ort des
Monitors die Komponenten mit gr¨
oßeren Ionisationsquerschnitten durchaus einen h¨
oher-
en Anteil am Restgas besitzen. Ein Anstieg des Wasseranteils auf Kosten des Heliums
um 20% w¨
urde die Abweichung bereits auf einen Faktor 2–3 senken.
Die Verarbeitung der Abbildungselektrode erfolgt nicht unter Hochvakuumbedingungen.
Es kann daher zur Ausbildung einer Oxidschicht auf der verzinnten Oberfl¨
ache kommen,
die eine starke Erh¨
ohung der Sekund¨
arelektronen-Ausbeute bewirkt. Bei reinem Beryl-
lium z.B. betr¨
agt die maximale Ausbeute unter Elektronenbeschuß
]oÀ
©
0.9 – bei
oxidiertem hingegen 3.0 [45]. Es ist anzunehmen, daß dieser Effekt auch unter Be-
schuß mit Ionen auftritt.
Trotz der festgestellten Abweichungen kann auf die dargestellte Weise die Gr¨
oßenordnung
des f¨
ur die Ausleseelektronik notwendigen Verst¨
arkungsfaktors hergeleitet werden.
72
4.5. Profilmessungen mit dem Restgasmonitor
4.5 Profilmessungen mit dem Restgasmonitor
Die Betriebsbereitschaft des Restgasmonitors konnte w¨
ahrend mehrerer Strahlzeiten demon-
striert werden. Abb. 4.11 zeigt die beiden transversalen Strahlprofile eines
F
He
G
-Strahls mit
320
P
A Strahlstrom (DC) und 1.9 MeV absoluter Energie. Die Stromangaben beziehen sich
hier, wie auch im folgenden, auf den zwischen dem X- und Y-Monitor eingebauten Faraday-
Cup. Die Darstellung der 32 Datenpunkte als Histogramm tr¨
agt der Aufl¨
osung der Abbildungs-
elektrode Rechnung und entspricht derjenigen, die auch bei den Messungenmit den Profilgittern
gew¨
ahlt wurde. Im Gegensatz dazu erstrecken sich die Diagramme beim Restgasmonitor jedoch
¨
uber einen Bereich von -12.4 mm bis +12.4 mm. Die Anpassung der Gaußkurven erfolgt nach
der Methode der kleinsten Quadrate (engl.: least squares fit) bezogen auf die 32 Datenpunkte,
die sich aus den gemessenen Str¨
omen und dem Ort der jeweiligen Streifenmitte ergeben. Die
Gaußform stellt auch hier eine gute Beschreibung des Profilverlaufs dar. Aus dem
der Ver-
teilungsfunktion ergibt sich in
-Richtung eine Strahlbreite von 4
©
= 4.8 mm. Die Breite in
Á
-Richtung unterscheidet sich davon mit 4
Y>
= 4.4 mm nur geringf¨
ugig. Außerdem erkennt
man im letzteren Fall eine negative Strahlablage von ca. -2 mm. Beim
-Profil f¨
allt der Strahl-
versatz etwas geringer aus. Er betr¨
agt ca. 1 mm und weist in die positive Richtung (d.h. der
Strahl liegt in Strahlrichtung gesehen rechts unterhalb der Strahlrohrachse). Die zus¨
atzlich zu
den beiden Einzelprofilen abgebildete dreidimensionale Gebirgsgraphik lehnt sich ebenfalls an
die Darstellung bei den Profilgittern an. Genau wie dort ergibt sie sich aus der Multiplikati-
on der Spannungswerte der zum Schnittpunkt auf der
-
Á
-Ebene geh¨
orenden Kan¨
ale. F¨
ur ihre
Interpretation gelten die in Abschnitt 3.5 gemachten Aussagen.
Daß das Ger¨
at auch bei gepulsten Strahlen einsetzbar ist, wird aus Abb. 4.12 deutlich.
Abb. 4.12 (a) zeigt den Profilverlauf eines D
G
:
-Strahls mit 185
P
A im Puls. Der Strahlpuls
ist knapp 1.6 ms lang, besitzt eine langsam ansteigende Flanke und f¨
allt gegen Ende steil ab.
Eine Ver¨
anderung des Strahlprofils entlang des Pulses ist nicht zu erkennen. Es sei hier noch
einmal daran erinnert, daß ein solches Bild durch das hintereinander Auftragen von Einzel-
profilen entsteht, die bei verschiedenen Verz¨
ogerungszeiten aufgenommen wurde. Die Profile
stammen also nicht von ein und demselben Strahlpuls. Die gemessene Anstiegszeit des Strahl-
pulses steht daher in keinem Zusammenhang mit den Zeitkonstanten der Ausleseelektronik.
Der gleiche Verlauf des Profils ergibt sich auch aus der Aufnahme mit dem vor den beiden
RFQ-Resonatoren befindlichen Strahltransformator. Das in Abb. 4.12 (b) aufgetragene Signal
best¨
atigt die Form des Pulses, wie sie sich auch aus der Integration der unter (a) gemessenen
Profile ergibt. Diese ebenfalls eingezeichneten Datenpunkte sind auf das Signal des Strahltrans-
formators skaliert. Wie schon in Abb. 3.19 ist auch hier eine geringf¨
ugige Abweichung der aus
den beiden Messungen resultierenden Pulsl¨
angen zu beobachten.
73
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
x / [mm]
-10 -5 0 5 10
U / [mV]
0
50
100
150
200
σ
Â
x
Ã
= 1.2 mm
X-Profil
y / [mm]
Ä
-10 -5 0 5 10
U / [mV]
0
50
100
150
200
250
300
350 σ
Â
y
Å
= 1.1 mm
Y-Profil
x / [mm]
-10 -5 05
Æ
10
y / [mm]
-10
-5
0
5
Æ
10
U2 / [10-3V2]
0
10
20
30
Ç
40
È
50
Æ
60
70
É
80
3D Grafik
Ê
Abb. 4.11:
Mit dem Restgasmonitor gemessenes Strahlprofil eines 320
Ë
A
F
He
G
-Strahls (1.9 MeV).
F¨
ur die zweidimensionale Intensit¨
atsverteilung in der
Ì
-
Í
-Ebene gelten die gleichen Aussagen wie in
Abschnitt 3.5. Um die Signalh¨
ohe mit Abb. 4.10 vergleichen zu k¨
onnen, muß ber¨
ucksichtigt werden,
daß die Verst¨
arkung in diesem Fall lediglich 200 nA/V betrug.
74
4.5. Profilmessungen mit dem Restgasmonitor
t / [ms]
00.2 0.4 0.6 0.8 11.2 1.4 1.6
x / [mm]
-10
-5
0
5
10
U / [V]
0
0.5
1
1.5
2
2.5
t / [ms]
00.2 0.4 0.6 0.8 11.2 1.4 1.6
x / [mm]
-10
-5
0
5
10
U / [V]
0
0.5
1
1.5
2
2.5 a
t / [ms]
Î
-0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8
U / [V]
0
0.5
1
1.5
2
2.5
bb Messung:
Strahltrafo
Ï
Restgasmonitor
Abb. 4.12:
(a): Strahlprofil entlang eines 185
Ë
A D
G
:
-Pulses (1.9 MeV). Das Bild setzt sich aus 18 Profil-
messungen zusammen, die bei verschiedenen Trigger-Verz¨
ogerungszeiten gemessen wurden. (b): Strahl-
puls w¨
ahrend derselben Strahlzeit gemessen mit einem Strahltransformator. Der Vergleich mit den durch
die Integration der unter Messung (a) gemessenen Profile erhaltenen Punkte l¨
aßt erkennen, daß beide
Messungen dasselbe Erscheinungsbild bez¨
uglich der L¨
ange und Form des Pulses liefern.
75
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Das mit dem Restgasmonitor erhaltene Profil wurde auch mit dem Ergebnis einer Profil-
gittermessung verglichen. Dies ist nur bei einem gepulsten Strahl m¨
oglich, dessen mittlere
Leistung klein genug ist, um das Profilgitter nicht zu zerst¨
oren, dessen Strom im Puls jedoch
groß genug ist, ein ausreichendes Restgassignal zu erhalten. Dazu wurde ein
Ð
He
Ñ
-Strahl mit
einer Pulsl¨
ange von 1.5 ms mit einem Verh¨
altnis 1:10 getastet. Bei dem eingestellten Pulsstrom
von 78
Ò
A liegt man mit dem mittleren Strahlstrom gerade im Bereich des maximal erlaubten
Wertes von 8
Ò
A (f¨
ur
Ð
He
Ñ
bei 0.5 MeV/u, s. Abb. 3.13). Die beiden Profile, die mit dem
Restgasmonitor und dem ebenfalls in die neue Diagnosekammer eingebauten Profilgitter aufge-
nommen wurden zeigt Abb. 4.13. Die Breite der Gaußverteilung, die sich aus der Messung mit
dem Restgasmonitor ergibt, Abb. 4.13 (a), unterscheidet sich mit
ÓÔ
= 1.0 mm nur unwesentlich
von dem mit dem Profilgitter ermittelten Wert
ÓÔ
= 0.9 mm.
Mit den beiden Profilgittern RFQ-Harfe und 7Einsch-Harfe konnte auch der Einfluß der
Hochspannung auf die Strahllage untersucht werden. Bei ausgefahrenem RGM konnte bei der
28 cm hinter dem X-Monitor und direkt neben dem Y-Monitor eingefahrenen RFQ-Harfe kein
Unterschied in der Strahllage bei angeschalteter Hochspannung (+5 KV) bzw. ausgeschalteter
Hochspannung beobachtet werden. Diese Messung kann nicht mit eingefahrenem Restgasmo-
nitor durchgef¨
uhrt werden, da der Y-Monitor und die RFQ-Harfe das gleiche Strahlrohrvolumen
beanspruchen und beim Einfahren des Restgasmonitors grunds¨
atzlich beide Monitoreinheiten
bet¨
atigt werden. Bei dem ca. 100 cm weiter hinten liegenden Gitter 7Einsch-Harfe zeigte
sich bei eingefahrenem RGM horizontal ein Strahlversatz von
Õ´Ö
-1.8 mm und vertikal
ÕØ×
+1.3 mm. D.h. die Hochspannung lenkt den Strahl nach links oben ab, wie es bei posi-
tiver HV und positiv geladenen Strahlionen entsprechend der Geometrie zu erwarten ist. Beim
Ausfahren des Monitors ¨
uberstreichen die beiden Hochspannungsplatten die Strahlrohrachse,
so daß die Ablenkung in die entgegengesetzte Richtung weisen muß. Dies ist auch der Fall. Mit
ÕNÖ
+1.0 mm und
ÕØ×
-1.2 mm f¨
allt der Betrag der Ablenkung etwas geringer aus, da sich
der Strahl nicht mehr im homogenen Feldbereich des Monitor befindet. Der Strahl liegt zwar
mit dem gemessenem Versatz noch innerhalb der Akzeptanz des ersten Siebenspaltresonators,
da jedoch innerhalb der Siebenspaltersektion keine M¨
oglichkeit vorhanden ist, die Winkelabla-
ge des Strahls zu korrigieren, kann es dennoch zu erheblichen Transmissionsverlusten kommen.
Es ist deshalb notwendig, die Einstellung des Beschleunigers bei eingefahrenem Restgasmoni-
tor mit angeschalteter Hochspannung vorzunehmen und den Winkelversatz mit dem vor dem
4%-Rebuncher eingebauten Steerer-Paar zu korrigieren. Daß dies m¨
oglich ist, konnte im Ver-
lauf der obigen Messungen gezeigt werden.
76
4.5. Profilmessungen mit dem Restgasmonitor
x / [mm]
-10 -5 0 5 10
U / [mV]
0
50
100
150
200
250
300 σx = 1.0 mm
a
x / [mm]
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
U / [V]
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2 σx = 0.9 mm
b
Abb. 4.13:
Vergleich eines
Ð
He
Ñ
-Profils (
ÙÚÛÜÝ
= 78
Þ
A) gemessen mit dem Restgasmonitor (a) und
einem Profilgitter (b). Die beiden Messungen ergeben nahezu dieselbe Strahlbreite.
77
Kapitel 4. Der Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
4.6 Ausblick
Nachdem mit der Inbetriebnahme des Restgasmonitors zwischen RFQ- und Siebenspaltresona-
toren eine Diagnosem¨
oglichkeit f¨
ur hohe Strahlstr¨
ome besteht, k¨
onnen weitere, nach demsel-
ben Prinzip arbeitende Monitore, auch an anderen Positionen entlang der Beschleunigerstrecke
installiert werden. Die Herstellung der Monitore wird dadurch erleichtert, daß s¨
amtliche Bau-
teile einschließlich der Abbildungselektrode an den Einrichtungen des Instituts gefertigt werden
k¨
onnen. Die dazu erforderlichen Konstruktionszeichnungen sind in Anhang B.1 zusammenge-
stellt.
Als einer der n¨
achsten kritischen Punkte in der Strahlf¨
uhrung, an der die Diagnose von
Hochstromstrahlen notwendig sein wird, ist die Sektion hinter den Siebenspaltresonatoren
anzusehen. Dort muß im Zuge des Aufbau des Ionenstrippers auch eine Strahllage und
-profilmessung vorgesehen werden. Dazu k¨
onnte die noch auszulegende Stripperkammer einen
Restgasmonitor und die am Ausschuß der Siebenspaltresonatoren bereits vorhandenen Diagno-
seger¨
ate aufnehmen. Ein sinnvoller Aufbau der Kammer h¨
atte folgendes Aussehen: Als erste
Diagnoseeinheit plant man den Restgasmonitor ein. Zwischen dem X- und Y-Monitor k¨
onnte
ein Profilgitter und auf der gegen¨
uberliegenden Seite eine Phasensonde installiert werden. Da-
mit w¨
are man in der Lage, den Strahl auf den daran anschließenden Stripper zu fokussieren.
Hinter dem Stripper w¨
urde der Faraday-Cup den Abschluß der Kammer bilden. So k¨
onnen
w¨
ahrend der Testphase die Lebensdauern verschiedener Strippermaterialien ermittelt werden,
indem die Transmission in Abh¨
angigkeit von der Bestrahlungszeit gemessen wird.
78
Kapitel 5
Abbildungsfehler im
Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Im Falle einer idealen Abbildung sollte ein im Strahlbereich erzeugtes Restgasion beim Errei-
chen der Abbildungselektrode dieselben transversalen Koordinaten besitzen wie zum Zeitpunkt
seiner Entstehung. Die dazu erforderliche geradlinige Flugbahn senkrecht zur Detektorober-
fl¨
ache (gestrichelte Linie in Abb. 5.1) wird jedoch durch mehrere Effekte gest¨
ort. Dabei handelt
es sich zun¨
achst um die thermische Bewegung, die die Restgasmolek¨
ule bereits vor ihrer Ioni-
sation besitzen. Sie betr¨
agt zwar aufgrund der isotropen Richtungsverteilung im Mittel Null,
auf das einzelne Ion bezogen hat sie jedoch eine von Null verschiedene transversale Geschwin-
digkeitskomponente zur Folge. Bei ihrer Ionisation nehmen die Restgasmolek¨
ule einen zus¨
atz-
lichen Impuls auf, der zusammen mit der thermischen Bewegung die Anfangsgeschwindigkeit
des Restgasions festlegt. Das elektrische Feld, das danach auf die Ladung des Ions wirkt, ist
eine ¨
Uberlagerung aus dem Extraktionsfeld des Monitors und dem Raumladungsfeld des Ionen-
strahls. Zusammen mit den beim Extraktionsfeld selbst auftretenden Inhomogenit¨
aten f¨
uhrt dies
zu Feldkomponenten, die die Teilchen parallel zur Aufl¨
osungsrichtung beschleunigen. Bei der
nun folgenden tiefergehenden Diskussion der einzelnen Beitr¨
age wird ein kartesisches Koordi-
natensystem zu Grunde gelegt, dessen Koordinatenachsen wie bei dem in Abschnitt 2.1.1 ein-
gef¨
uhrten System ausgerichtet sind. Sein Ursprung soll genau in der Mitte des Monitors liegen.
Als Beispiel wird ein horizontaler Restgasmonitor betrachtet, der das Strahlprofil in
Ö
-Richtung
mißt. In diesem Fall zeigt das Extraktionsfeld in die positive
×
-Richtung. Beim vertikalen Mo-
nitor m¨
ussen dementsprechend die Ergebnisse, die man hier f¨
ur die
Ö
-Richtung erh¨
alt, auf die
×
-Richtung ¨
ubertragen werden. Die hergeleiteten Absch¨
atzungen werden stellvertretend auf das
leichteste der Restgasmolek¨
ule, das H
Ñß
-Molek¨
ul angewandt. Die Abbildungsfehler der schwe-
reren Molek¨
ule sind je nach Effekt mit dem so erzielten Ergebnis identisch oder liegen darunter.
79
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
∆xx +
0
x
Ionenstrahl
0
Detektor
y
x
Restgasion
0
(x , y )
0
Abb. 5.1:
Flugbahn eines am Ort (x
à
,y
à
) erzeugten Restgasions. Die ideale Bahn (gestrichelte Linie)
wird durch die im Text beschriebenen Effekte gest¨
ort und f¨
uhrt zu einem Abbildungsfehler
áãâ
.
5.1 Flugzeit der Restgasionen im Monitor
Als f¨
ur die weiteren Untersuchungen wichtige Gr¨
oße soll zun¨
achst die Zeit abgesch¨
atzt wer-
den, die ein Restgasion ben¨
otigt, um nach seiner Entstehung den Detektor zu erreichen. Dabei
sollen die oben beschriebenen Abbildungsfehler außer acht gelassen werden. Auf ein genau in
der Mitte des Strahls mit den Startkoordinaten
äÖ
àæå
×
à1çUè
ä²é
å
é
ç
entstandenes Restgasion der
Masse
ê
und der Ladung +1
ë
soll nur das Extraktionsfeld des Monitors wirken. Dann gilt:
ë ì?íÔïî
è
ê ð1ñwò
(5.1)
Der Weg zum Detektor ist gerade die H¨
alfte der Monitorh¨
ohe
ó
. Aus
ôIõ÷ö ó
è
ôIõ÷ö ð1ñ ø
ß
ù
ÜÛú
folgt dann f¨
ur die Flugzeit
ø
ù
ÜûÛ¦ú
:
ø
ù
ÜÛú
è
ó ê
ë ì?íÔïî
ò
(5.2)
Setzt man die f¨
ur den Monitor typischen Werte ein (
ó
= 5 cm,
ì?íÔïî
= 1 kV/cm) erh¨
alt man f¨
ur
H
Ñß
-Ionen folgende Flugzeit:
H
Ñßýü
ø
ù
ÜÛú ô¢é÷é^þ ÿgò
(5.3)
80
5.2. Thermische Bewegung der Restgasmolek¨ule
5.2 Thermische Bewegung der Restgasmolek¨ule
Die Geschwindigkeit, mit der sich Molek¨
ule in einem Gas bewegen l¨
aßt sich durch die Max-
wellsche Geschwindigkeitsverteilung beschreiben [46]:
ä
ç
è
ö
ê
ß
ß
ë
ò
(5.4)
Dabei ist:
ä
ç
der Bruchteil der Teilchen mit Geschwindigkeit im Intervall
,
å
ê
die Geschwindigkeit und Masse der Molek¨
ule,
die Boltzmann-Konstante,
die Gastemperatur.
Besitzt das Restgas 300 K Zimmertemperatur, ergeben sich f¨
ur die verschiedenen Restgasteil-
chen die in Abb. 5.2 gezeigten Geschwindigkeitsverteilungen. Man liest f¨
ur das Wasserstoff-
molek¨
ul eine wahrscheinlichste Geschwindigkeit von ca. 1600 m/s ab. Bei der Berechnung des
Abbildungsfehlers
Õ´Öî
!
2í
"$#
ist jedoch nicht der Betrag des Geschwindigkeitsvektors des Mo-
lek¨
uls, sondern der Mittelwert der horizontalen Geschwindigkeitskomponente
Ô
entscheidend.
v / [m/s]
0
%
500
&
1000 1500 2000
'
2500
'
3000
(
3500
(
4000
)
4500
)
f(v) / [(s/m)]
0
%
0.05
%
0.1
%
0.15
%
0.2
%
0.25
%
-2
x10
*
T = 300 K
H2
+
He
H2
+
O
,
O
,
2
+
Abb. 5.2:
Maxwell-Boltzmann-Verteilung einiger Restgasmolek¨
ule bei Zimmertemperatur. F¨
ur
H
ß
-Molek¨
ule liest man eine wahrscheinlichste Geschwindigkeit von ca. 1600 m/s ab.
81
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Dieser l¨
aßt sich anhand des Gl. 5.4 zugrundeliegenden Gleichverteilungssatzes berechnen, der
besagt, daß im thermischen Gleichgewicht auf jeden Freiheitsgrad die gleiche mittlere Energie
ì
.-
è
ô¢õ÷ö
/
entf¨
allt. Setzt man diese Energie gleich der mittleren kinetischen Energie der
Molek¨
ule, so folgt f¨
ur das Quadratmittel von
÷Ô
:
ß
Ô
è
/
ê
ò
(5.5)
F¨
ur H
ß
ergibt sich mit
= 1.381 10
ß
JK
0
und
= 300 K ein Wert von:
H
ß
ü
ß
Ô
ôYô¢éYé êõYÿoò
(5.6)
Aus dieser Geschwindigkeit kann f¨
ur den durch die thermische Bewegung der Restgasmolek¨
ule
entstehenden Abbildungsfehler ¨
uber
ÕNÖî
!
í
"$#
è
ß
Ô
ø
ù
ÜÛú
eineAbsch¨
atzung angegeben wer-
den. Da sich die h¨
ohere thermische Geschwindigkeit der H
ß
-Molek¨
ule gerade mit der gr¨
oßeren
Flugdauer bei den schwereren Molek¨
ulsorten kompensiert, erh¨
alt man einen einheitlichen Wert
von:
ÕNÖî
!
í
"$#21
ôYô¢é Ò
m (5.7)
5.3 Impuls¨ubertrag beim Ionisationsstoß
Die Anfangsgeschwindigkeit des Restgasions ist nicht nur von seiner thermischen Bewegung,
sondern auch von dem bei der Ionisation auf ihn ¨
ubertragenen Impuls abh¨
angig. Die Flug-
bahn eines sich mit der Geschwindigkeit
0
bewegenden Strahlions
ê
0
der Ladung
3
0
ë
, das
unter dem Stoßparameter
4
mit einem n¨
aherungsweise ruhenden Restgasteilchen
ê
ß
wechsel-
wirkt, kann als geradlinig betrachtet werden, wie dies in Abb. 5.3 dargestellt ist. Findet bei
diesem Prozeß eine Ionisation statt, dann wird sich das Strahlion dem Restgasteilchen so weit
ann¨
ahern, daß es das ¨
außere H¨
ullenelektron und den einfach positiv geladenen Atomrumpf als
zwei unabh¨
angige Teilchen wahrnimmt. Auf das Restgasion wirkt daher bereits vor der Ioni-
sation die durch das Strahlion hervorgerufene Coulombkraft
5
. Die Longitudinalkomponente
dieser Kraft
576
, die f¨
ur Zeiten
ø
98
sé
auf das Restgasion ausge¨
ubt wird, hebt sich aufgrund der
Symmetrie des Problems gerade mit
56
f¨
ur Zeiten
ø
;:
é
auf. Der auf das Restgasion ¨
uber-
tragene transversale Impuls
<>=
kann durch die Zeitintegration der zur Strahlrichtung senkrecht
82
5.3. Impuls¨ubertrag beim Ionisationsstoß
F
m2
m1
v1
v t
1
? ?
? ?
@ @
@ @
A A
A A
B B
B B
F
F
b
t=0
Abb. 5.3:
Kr¨
aftediagramm w¨
ahrend eines Ionisationsprozesses. Die nahezu geradlinige Bahn des Strah-
lions
C
0
f¨
uhrt unter einem Stoßparameter
D
am Restgasteilchen
C
ß
vorbei.
stehenden Kraftkomponente
5E=
ausgerechnet werden [47]:
<>=
è
Ñ
GF
F
5E=
ä ø
ç
H
ø
è
ö
Ñ
GF
à
5
´äø
ç
4
4
ß
`ä
0
ø
ç
ß
ø
(5.8)
è
ô
ö
/I
à
Ñ
GF
à
3
0
ë
ß
4
ß
`ä
0
ø
ç
ß
4
4
ß
ä
0
ø
ç
ß
ø
è
ô
ö
JI
à
3
0
ë
ß
4K
0
ò
(5.9)
Die transversale Geschwindigkeit
L=
, mit der sich das Restgasteilchen nach der Ionisation be-
wegt, ist dann gegeben durch:
=
è
<>=
ê
ß
è
ô
ö
/I
à
3
0
ë
ß
ê
ß
4K
0
ò
(5.10)
Um eine Obergrenze f¨
ur diese Geschwindigkeit zu erhalten, kann der minimale effektive Stoßpa-
rameter
4K#NMPO
herangezogen werden, wie er auch zur Normierung der f¨
ur
4
é
divergierenden
Ionisationswahrscheinlichkeit benutzt wird [48]. Dazu definiert man
4Q#NMPO
als denjenigen Stoß-
parameter, bei dem die Summe aus Anregungs- und Ionisationswahrscheinlichkeit gerade Eins
ergibt. Stoßparameter im Bereich
4R8S4Q#NMPO
tragen bei dieser Normierung nicht zum Ionisati-
onsquerschnitt bei, was f¨
ur Projektilgeschwindigkeiten
T:VUNW
eine gute N¨
aherung darstellt. Es
ergibt sich f¨
ur
4Q#NMPO
n¨
aherungsweise folgender Ausdruck:
4Q#NMXO
ö
3
0
ð
à
UNW
0
å
(5.11)
83
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
mit dem Bohrschen Radius
ð
à
= 0.53 10
0
à
m und der Feinstrukturkonstante
U
= 1/137. Nimmt
man zur Absch¨
atzung von
4Q#NMPO
als Strahlteilchen ein
Ð
He
Ñ
-Ion (
3
0
= 1) mit einer Geschwindig-
keit von
0
= 0.032
W
, dann ergibt sich f¨
ur den minimalen effektiven Stoßparameter ein Wert von
4Q#NMPO
0.24 10
0
à
m. Setzt man diesen zusammen mit dem Parameter
ê
è
ê
;Y[Z
in Gl. 5.10
ein, erh¨
alt man daraus die maximale Geschwindigkeit des H
Ñß
-Ions senkrecht zur Strahlrich-
tung
=L\ #N]
Ô
600 m/s. Da
=L\ #N]
Ô
f¨
ur schwerere Restgasteilchen
ôIõ¢ê
ß
abnimmt, folgt
mit der aus Gl. 5.2 bekannten Flugdauer
ø
ù
ÜûÛú
100 ns f¨
ur die durch den Ionisationsstoß
hervorgerufene Ortsabweichung eines Restgasions am Ort der Abbildungselektrode die obere
Absch¨
atzung:
ÕNÖ
_^
æî
`bac1ed
Yé^Ò
m (5.12)
5.4 Raumladungsfeld des Ionenstrahls
Die Flugbahn der Restgasionen vom Entstehungsort bis zum Auftreffen auf den Detektor unter-
liegt den im Monitor herrschenden elektrischen und magnetischen Feldern. Diese setzen sich
aus dem statischen elektrischen Extraktionsfeld des Monitors und dem durch die Raumladung
des Ionenstrahls hervorgerufenen elektromagnetischen Feld zusammen. Die daraus resultie-
rende Beschleunigung
f
ð
, die auf ein Restgasion der Masse
ê
wirkt, kann demnach wie folgt
beschrieben werden:
f
ð
è
ë
ê
ä
f
ì íÔïî
g
f
ì
h^
æî
"b]i!
Ü
jkf
f
l
^
æî
"$]i!
Ü
ç
ò
(5.13)
Solange die Ionengeschwindigkeit klein gegen die Lichtgeschwindigkeit ist, was am Hoch-
strominjektor mit einem
m
è
õ
GW
von maximal 0.06 gew¨
ahrleistet ist, kann die magnetische
Komponente des Strahls
f
f
l
^
æî
"$]i!
Ü
gegen¨
uber seiner elektrischen
f
ì
h^
æî
"$]i!
2Ü
vernachl¨
assigt wer-
den [34]. Das Prinzip der Hochfrequenzbeschleunigung, wie es am Hochstrominjektor ange-
wandt wird, hat eine longitudinale B¨
undelung des Strahls zur Folge. Die Strahlteilchen sind
daher in
n
-Richtung nicht gleichm¨
aßig verteilt, sondern in Bunchen angeordnet. Das elektri-
sche Feld, das das Restgasion im Monitor vorfindet, ist daher zeitabh¨
angig mit der Periode der
Bunche. Um diese Tatsache zu ber¨
ucksichtigen, betrachtet man den Strahl als eine Abfolge
kugelf¨
ormiger Ladungspakete mit Radius
o
und Gesamtladung
p
, wie es in Abb. 5.4 ange-
deutet ist. Nimmt man f¨
ur diese eine dreidimensionale parabolischen Ladungsverteilung der
Form
q
ä
r
çNè
ð
r
ß
sW
an, so kann das elektrische Feld
ì
h"
ä
r
ç
im Abstand
r
vom Kugel-
zentrum unter Verwendung von sph¨
arischen Koordinaten analytisch berechnet werden. Mit der
Randbedingung
q
oä
o
ç è
é
und der Normierung
tvu7q
ä
r
ç
H
r
è
p
nimmt die Ladungsverteilung
84
5.4. Raumladungsfeld des Ionenstrahls
gebunchter Detektor
Strahl
x
+HV
βλ
y
z
Abb. 5.4:
Geometrie zur Berechnung des Abbildungsfehler bei einem gebunchten Strahl. Der Ab-
stand der Bunche bel¨
auft sich bei einer Hochfrequenz von 108.48 MHz und einer Geschwindigkeit von
w
= 0.032 auf 9 cm. Bunche mit einer typischen Phasenbreite von 1 ns haben im Vergleich dazu eine
L¨
ange von 1 cm.
folgende Form an:
q
ä
r
ç?è
p
x
ô
yzr
ß
ö
_o|{
ô
y
ö
_o
ò
(5.14)
Daraus ergibt sich mit Hilfe des Gaußschen Satzes unter Ausnutzung der Kugelsymmetrie das
elektrische Radialfeld
ì
."
Yä
r
ç
:
ì
."
ä
r
ç?è
p
x
/I
à
{
ß
"
}J~
ß
"
~
}/
r o
0
"
rR:Vo
å
(5.15)
mit der Influenzkonstante
I
à
. Durch Integration ¨
uber
r
erh¨
alt man daraus das elektrische Poten-
tial
ä
r
ç
:
ä
r
ç?è
p
x
/I
à
0
{
0
}{
Ð
"
}J~
"
}/
r o
0
"
rR:Vo
ò
(5.16)
Das Raumladungsfeld des gesamten Strahls bildet sich dann aus der ¨
Uberlagerung der
Felder der im Abstand
m
aufgereihten Bunche. Das Potential und die Feldverteilung eines
Bunches mit 5.75 10
Teilchen der Ladung +1
ë
– das entspricht bei einer Hochfrequenz von
108.48 MHz gerade einem Strom von 1 mA – und einem Radius von 2.5 mm zeigt Abb. 5.5.
Im Vergleich dazu sind auch die Kurvenverl¨
aufe eingezeichnet, die sich unter der Annahme ei-
ner homogenen Ladungsverteilung im Bunch ergeben. Die elektrischen Feldst¨
arken erreichen
85
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
r / [mm]
0 5 10 15 20 25 30
/ [V/cm]
r
E
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
200
homogen
parabolisch
a
r / [mm]
0 5 10 15 20 25 30
/ [V]
φ
0
10
20
30
40
50
60
70
homogen
parabolisch
b
Abb. 5.5:
Radialfeld (a) und Potential (b) eines kugelf¨
ormigen Bunches (
= 2.5 mm,
= 5.75
10
)
mit parabolischer bzw. homogener Ladungsverteilung.
86
5.4. Raumladungsfeld des Ionenstrahls
bei der parabolischen Ladungsverteilung im Maximum bei
r
è
y
Yõ
_o
einen Wert von ¨
uber
160 V/cm. Da dieser Wert gegen¨
uber dem Extraktionsfeld mit 1 kV/cm nur um einen Faktor 6
geringer ist, kann nicht von vornherein davon ausgegangen werden, daß der Einfluß auf die
Teilchenbahn vernachl¨
assigt werden darf.
Um den tats¨
achlichen Einfluß der Raumladung genauer zu untersuchen, wurde die Teilchen-
bahn eines Restgasions auf dem Weg zum Detektor und damit sein Abbildungsfehler
}
]iv
numerisch berechnet. Das dazu entwickelte Programm basiert auf folgendem Algorithmus
(Abb. 5.6).
Zun¨
achst werden die Startbedingungen zum Zeitpunkt
initialisiert. Der Ortsvek-
tor
fr/
entspricht dem Entstehungsort des Restgasions. Mit dem Geschwindigkeitsvektor
kann die thermische Bewegung des Restgasteilchens und der Impuls¨
ubertrag bei der Ionisation
in die Rechnung einbezogen werden. Ausgehend von Gl. 5.15 werden nun anhand des Orts-
vektors
das elektrische Radialfeld und unter Ber¨
ucksichtigung des Extraktionsfeldes die
elektrischen Feldkomponenten in den drei Raumrichtungen berechnet. Daraus ergibt sich der
Beschleunigungsvektor
am Ort
. Innerhalb eines kleinen Zeitraums
¡
werden dar-
aufhin die elektrischen Felder konstant gehalten und der Ort
£¢Q
und die Geschwindigkeit
¤¢Q
nach Ablauf von
¡
ermittelt. Danach wird der Schleifenindex
¥
um Eins und die Zeit um
¡
erh¨
oht. Außerdem m¨
ussen die Bunche um die Strecke
|
verschoben werden. Die Schlei-
fe wird so oft durchlaufen, bis das Restgasion den Detektor erreicht hat (Abbruchbedingung:
¦ §>¨©
). Als Ergebnis werden nach jedem Durchgang die Koordinaten
¥
, die Geschwindig-
keitskomponenten
¥b
, sowie die Flugdauer
¥b
des Teilchens zur¨
uckgegeben.
Aus Absch¨
atzung 5.3 folgt, daß bei einer Hochfrequenz von 108.48 MHz innerhalb der
Flugdauer eines H
ª«
-Ions zum Detektor ca. 10 Bunche durch den Monitor hindurchfliegen. Zur
Vereinfachung des Problems wurde jedoch nicht das Feld aller 10 Bunche zu einem Gesamtfeld
¨
uberlagert, sondern nur das von zwei aufeinanderfolgenden Bunchen, von denen sich zu Beginn
der Rechnung der vordere bei
¬S
und der hintere bei
¬® ¯°
befindet. Der vordere der
beiden Bunche, in dem zum Zeitpunkt
[±
das Restgasion entsteht, wird nur f¨
ur den Zeitraum
von einer Hochfrequenzperiode ber¨
ucksichtigt. Nach Ablauf dieser Zeit wird das Feld eines
von hinten kommenden Bunches in die Rechnung einbezogen, der in diesem Augenblick die
Stelle
¬2 ¯.°
passiert. Der Bunch, der zu Beginn bei
¬2 ¯.°
war, befindet sich dann
bereits bei
¬Re
. Dieses ”Ausschalten“ des vorderen und ”Einschalten“ des hinteren Bunches
erfolgt immer nach einer Hochfrequenzperiode und zwar solange, bis das Restgasion den De-
tektor erreicht hat. Damit ist gew¨
ahrleistet, daß w¨
ahrend des gesamten Vorgangs die beiden
dem Restgasion am n¨
achsten befindlichen Bunche bei der Berechnung des elektrischen Feldes
ber¨
ucksichtigt werden. Die beschriebene Methode hat den Vorteil, daß man darauf verzichten
kann, weit entfernte Bunche in die Rechnung einzubeziehen, die nur aufgrund der Tatsache eine
87
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
¥.±
²S
³X´z³
µS
³P´³
²V
¶¸·
¥bb¹
¥
¥.º¥²»s¢
¥²»±¢Qµ
¥>»º¡
¥µ»s¢Q$¼½
¥µ»s¢Q
¾7¿§
¡
¥b
¥
ÀÁ ¥
Abb. 5.6:
Algorithmus zur Berechnung der Teilchenbahn eines Restgasions unter Ber¨
ucksichtigung der
im Monitor herrschenden elektrischen Felder.
88
5.4. Raumladungsfeld des Ionenstrahls
Rolle spielen, daß sie sich zu einem sp¨
ateren Zeitpunkt im Monitor befinden, deren Feld jedoch
ansonsten die Flugbahn des Restgasions nicht oder nur kaum beeinflußt.
In den Abb. 5.7, 5.8 und 5.9 sind Ergebnisse der so durchgef¨
uhrten Rechnungen zu sehen.
Die Kurve in Abb. 5.7 zeigt den Verlauf der longitudinalen Geschwindigkeit
Â
eines H
ª«
-Ions
mit
N
und
N
auf dem Weg zum Detektor. Das Ion erf¨
ahrt durch den ersten Bunch
t / [ns]
Ã
0
Ä
20
Å
40
Æ
60
Ç
80
È
100
/ [m/s]
z
v
-300
-250
-200
-150
-100
-50
0
Ä
= 1 mA
0
É
I
= 5.0 mm
σ
Ê
4
Æ
= 1 kV/cm
ext
Ë
E
Abb. 5.7:
Longitudinaler Geschwindigkeitsverlauf eines H
ª«
-Ions, das am Ort
Ì
ÍvÎcÏ
Ì
Ð
erzeugt wurde, bis
zum Auftreffen am Detektor.
eine Abstoßung, da sowohl Restgasion als auch Strahlionen positiv geladen sind. Bis der Ein-
fluß des zweiten Bunches sp¨
urbar wird, befindet sich das H
ª«
-Ion noch nahezu am selben Ort,
so daß es fast vollst¨
andig wieder abgebremst wird. Erst wenn sich das Restgasion schneller
in Richtung Detektor bewegt, gelingt es den nachfolgenden Bunchen nicht mehr die Absto-
ßung des vorherigen Bunches zu kompensieren. Beim Auftreffen auf den Detektor besitzt das
H
ª«
-Ion schließlich eine negative Geschwindigkeitskomponente von
Â
-260 m/s. Die sich
aus der Rechnung ergebende Ortsabweichung in
¬
-Richtung bleibt jedoch aufgrund der kurzen
Flugdauer knapp unter 30
Ñ
m und ist f¨
ur die Abbildung des transversalen Strahlprofils ohnehin
unerheblich. Dennoch kann aus der Darstellung ein sehr anschaulicher Eindruck vom Einfluß
der Raumladung auf die longitudinale Teilchenbewegung gewonnen werden, wie sie nur im
Falle eines gebunchten Strahls auftritt.
Abb. 5.8 zeigt die Teilchenbahn eines bei
Î
= 1.86 mm und
¦
= -2.0 mm entstandenen
Restgasions. Bis es bei
¦
= 2.5 cm auf die Abbildungselektrode trifft, ist die horizontale Orts-
89
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
m]
µ
Ò
x / [
Ó
∆
Ô
0 20 40 60 80 100 120
y / [cm]
0
0.5
1
1.5
2
2.5 = 1 mA
0
I
R = 2.5 mm
= 1 kV/cm
ext
E = 1.86 mm
0
x
Õ
Abb. 5.8:
Teilchenbahn eines Restgasions, das bei
Ö
Î
= 1.86 mm und
×
Î
= -2.0 mm entsteht. Bis zum
Erreichen der Abbildungselektrode wird das Teilchen ca. 120
Ø
m horizontal abgelenkt.
/ [mm]
0
Ù
x
-3 -2 -1 0 1 2 3
m]
µ
/ [
Raum
x
∆
-300
-200
-100
0
100
200
300
Simulation:
= 1.0 kV/cm
ext
E = 0.8 kV/cm
ext
E = 0.6 kV/cm
ext
E = 0.4 kV/cm
ext
E
= 1 mA
0
I
R = 2.5 mm
= -2.0 mm
0
y
Ú
Abb. 5.9:
Abbildungsfehler
ÛÜÖjÝjÞ v
in Abh¨
angigkeit von der Startkoordinate
Ö
Î
bei verschiedenen
Extraktionsfeldern
ß²àáâ
. Der Kurvenverlauf ist unabh¨
angig von der Masse des Restgasteilchens.
90
5.5. Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes
koordinate durch den Einfluß des Raumladungsfeldes bereits um 120
Ñ
m angestiegen. Dieser
Wert ¨
andert sich vor allem mit der
horizontalen
Startkoordinate
Î
. Die genaue Abh¨
angigkeit ist
aus Abb. 5.9 ersichtlich, in der die Abweichung
ã ÝjÞ v
des Auftreffortes vom Startwert gegen
den Startwert
Î
f¨
ur Extraktionsfelder
¶
àáâ
zwischen 0.4 kV/cm und 1.0 kV/cm aufgetragen ist.
F¨
ur jeden der Punkte mußte eine Teilchenbahn wie in Abb. 5.8 mit dem entsprechenden Start-
wert
Î
berechnet werden. Die
¦
-Koordinate des Entstehungsortes ist
¦
Î
= -2.0 mm. Dies stellt
eine Art ”worst case“ dar, da das Restgasion fast durch den ganzen Strahl hindurchfliegen muß,
um zum Detektor zu gelangen und dadurch l¨
anger im Einflußbereich der Raumladung bleibt als
ein Teilchen, das n¨
aher an der Abbildungselektrode erzeugt wurde. Erfolgt die Ionisation des
Restgasteilchens genau bei
Î
= 0, dann zeigt das Raumladungsfeld des Strahls parallel zum
Extraktionsfeld und es erfolgt keine Ablenkung in der Horizontalen. Je weiter sich der Entste-
hungsort von der Strahlmitte entfernt, desto gr¨
oßer wird die horizontale Feldkomponente am
Ort der Ionisation. Da das Restgasion im Bereich des Entstehungsortes am l¨
angsten verweilt,
ist das an dieser Stelle herrschende elektrische Feld f¨
ur die Wirkung auf die Teilchenbahn ent-
scheidend. Dementsprechend nimmt der Abbildungsfehler mit gr¨
oßer werdender horizontaler
Startkomponente zu. Den st¨
arksten Abbildungsfehler, der bei
¶
àáâ
= 1.0 kV/cm ca. 125
Ñ
m
betr¨
agt, erh¨
alt man bei x
Î
2 mm, d.h. genau dort, wo nach Abb. 5.5 (b) das elektrische
Feld des Bunches ein Maximum besitzt. Das Verhalten des
maximalen
Abbildungsfehlers mit
der Extraktionsspannung bei einem Strahlstrom von
ä
Î
= 1 mA ist Abb. 5.15 zu entnehmen
(gestrichelte Kurve). Es gehorcht einer 1/
¶
àáâ
-Abh¨
angigkeit, was nach Gl. 5.2 einer Propor-
tionalit¨
at
ÝjÞ v ¢
¨
¶
àáâ
«
åæ
vç
entspricht. Dies l¨
aßt sich verstehen, wenn man bedenkt,
daß das Restgasion in horizontaler Richtung eine durch das Raumladungsfeld hervorgerufene
beschleunigte Bewegung vollzieht. Bezieht man sich auf die in Abb. 5.9 eingezeichnete Kur-
ve f¨
ur
¶
àáâ
= 1.0 kV/cm, dann kann daraus abgelesen werden, daß bei einem Strahlradius von
2.5 mm und horizontalen Startkoordinaten im weiten Bereich zwischen -1 mm
èé
Î
è
1 mm
der Abbildungsfehler bei
¶
àáâ
= 1.0 kV/cm unterhalb 100
Ñ
m liegt. Lediglich f¨
ur Startkoordi-
naten, die außerhalb dieses Bereichs liegen, werden h¨
ohere Abweichungen beobachtet. Dabei
wird jedoch ein Wert von 130
Ñ
m nie ¨
uberschritten. Als Resultat kann daher eine obere Grenze
f¨
ur den durch die Raumladung verursachten Abbildungsfehler
ÝÞ v
gegeben werden:
ÝÞ vëêS¢íìGÑ
m (5.17)
5.5 Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes
St¨
orungen des Extraktionsfeldes im Monitor werden nicht nur durch das elektrische Feld des
Ionenstrahls verursacht, sondern bereits durch Feldinhomogenit¨
aten, die sich aus der geometri-
91
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
sche Anordnung des Monitors ergeben. Die an den Monitorbegrenzungen auftretenden Rand-
feldverzerrungen f¨
uhren zu transversalen Feldkomponenten, die die Flugbahn der Restgasteil-
chen beeinflussen. Diese Randfelder k¨
onnen an den beiden zur Strahlrichtung parallelen Au-
ßenseiten des Monitors durch das Anbringen von feldformenden Streifenelektroden verringert
werden (vgl. Abschnitt 4.1). An der Ein- und Austritts¨
offnung des Monitors kann diese Me-
thode jedoch nicht angewandt werden. Um den Einfluß der dort entstehenden Randfelder auf
die Messung klein zu halten, beschr¨
ankt man sich bei der Profilmessung auf einen Bereich, der
weit genug im Inneren des Monitors liegt (vgl. Abb. 4.7).
Zur genaueren Untersuchung der Homogenit¨
at des Extraktionsfeldes und der Effektivit¨
at der
Streifenelektroden wurden elektrodynamische Simulationen mit dem Programmpaket MAFIA
durchgef¨
uhrt (MAxwell equation solver with Finite Integration Algorithm). Dieses erm¨
oglicht,
es unter Angabe spezieller Randbedingungen, die Maxwellgleichungen dreidimensionaler elek-
tromagnetischer Problemstellungen numerisch zu l¨
osen. Die in der Integralform vorliegen-
den Maxwellgleichungen werden dazu mit Hilfe der Methode der Finite-Integrations-Theorie
(FIT-Algorithmus) nach einer Diskretisierung als Matrix dargestellt. Durch Berechnung der Ei-
genvektoren erh¨
alt man die L¨
osungen der Matrixgleichungen, die die gleichen physikalischen
Eigenschaften wie die elektromagnetischen Felder besitzen. Das zur Diskretisierung der Max-
wellgleichungen notwendige Raster (Mesh) wurde im vorliegenden Fall mit dem Automeshge-
nerator erzeugt, der die Rasterpunkte automatisch an die eingegebene Geometrie anpaßt, die in
Abb. 5.10 dargestellt ist. Eine ebenfalls m¨
ogliche manuelle Eingabe des Rasters ist aufgrund
der einfachen Geometrie des Monitors nicht notwendig. MAFIA stellt verschiedene Module zur
Verf¨
ugung, mit denen der oben beschriebene L¨
osungsvorgang aufgerufen werden kann. Han-
delt es sich, wie im Falle des Restgasmonitors, um ein elektrostatisches Problem, kann das f¨
ur
diesen Fall vorhandene L¨
osungsmodul S(Static-Modul) angewandt werden. Auf diese Weise
wurden die Feldverteilungen eines von der Geometrie dem Prototypen am HSI entsprechenden
Restgasmonitors einmal mit und einmal ohne feldformende Streifenelektroden berechnet.
Die Abb. 5.11 und 5.12 zeigen die Feldverteilung des elektrischen Feldes in der
-
¦
-Ebene
bei
¬
= 0 cm, d.h. genau in der Mitte des Monitors. Die Richtung der Pfeile gibt die Rich-
tung des elektrischen Feldes an, die Pfeilegr¨
oße ist ein Maß f¨
ur die Feldst¨
arke am Ort des
Pfeilursprungs. In beiden Schaubildern liegt die Abbildungselektrode (jeweils oben im Bild)
auf Erdpotential, w¨
ahrend die beiden HV-Elektroden auf das gleiche, positive Potential gesetzt
wurden, das in Abb. 5.11 ¨
uber die Streifenelektroden wie 4:3:2:1 abf¨
allt. Anhand dieser Bil-
der kann bereits die qualitative Aussage getroffen werden, daß das Feld im inneren Bereich
(-1 cm
èsè
1 cm) in beiden F¨
allen eine hohe Homogenit¨
at aufweist und diese beim Monitor
ohne feldformende Elektroden erst weiter außen (
Tî
1 cm bzw.
Tè
-1 cm) durch die Zunah-
me der transversalen Feldkomponente schlechter wird. Im Vergleich dazu ist im oberen Bild
92
5.5. Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes
Abb. 5.10:
MAFIA-Geometrie des Restgasmonitors mit Streifenelektroden im Strahlrohr (das Strahlrohr
wurde hier der besseren Darstellung wegen nur zur H¨
alfte gezeichnet).
bis zum Beginn der Streifenelektrode keine transversale Komponente zu erkennen.
Die genaue Betrachtung der Daten ergibt ein differenzierteres Bild. In den Abb. 5.13 (a)
und 5.13 (b) ist die vertikale Feldkomponente
¶.ï
gegen die horizontale Ortskomponente
ð
(
¦
= const = 0 cm) f¨
ur eine angelegte Hochspannung von 5 kV aufgetragen. Der Bildausschnitt
erstreckt sich ¨
uber das ganze Strahlrohrinnere, d.h. es sind auch die Felder außerhalb des Mo-
nitors zu sehen. Zus¨
atzlich zum Verlauf bei
¬
= 0 cm sind die Kurven am Monitorausgang
(
¬
= 6 cm) eingezeichnet. Das Strahlrohr legt die Randbedingung
¶hï
= 0 V/cm bei 8 cm
fest. Aus dem oberen Schaubild ist zu erkennen, daß der Wert von
¶.ï
zwischen
ð
= 0 cm und
ð
= 2 cm um ungef¨
ahr 50 V/cm abnimmt. Der steile Abfall bei 2.5 cm ist auf die mittleren
Streifenelektroden zur¨
uckzuf¨
uhren, die sich genau bei
¦
= 0 cm befinden. Diese legen aufgrund
ihrer Leitf¨
ahigkeit auch hier die Randbedingung
¶hï
= 0 V/cm fest. Da die Streifenelektrode
bei
¬
= 6 cm von einer Schraube aus isolierendem Material (vgl. Abschnitt 4.3) durchdrungen
wird, steigt die Feldst¨
arke dort zwischen
ð
= 2.5 cm und
ð
= 2.8 cm wieder an. Durch
die Randeffekte am Monitorausgang verringert sich das vertikale Feld bei
¬
= 6 cm ¨
uber den
ganzen Bereich betrachtet um ca. 20%. Im Falle des Monitors ohne Streifenelektroden f¨
allt die
Reduzierung des Feldes zwischen
ð
= 0 cm und
ð
= 2 cm mit ca. 100 V/cm um einen Faktor
zwei gr¨
oßer aus. Auch in diesem Fall liegt die vertikale Feldst¨
arke am Monitorausgang um
93
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
Abb. 5.11:
Schnitt bei
ñ
= 0 durch den Monitor
mit
feldformenden Streifenelektroden. Die von der
HV-Elektrode nach unten gehenden Feldlinien und die Asymmetrie in der Feldverteilung zwischen den
feldformenden Elektroden sind auf das in der Rechnung ber¨
ucksichtigte Strahlrohr zur¨
uckzuf¨
uhren.
Abb. 5.12:
Schnitt bei
ñ
= 0 durch den Monitor
ohne
feldformende Streifenelektroden. Das auf Masse
liegende Strahlrohr beeinflußt auch hier den Feldlinienverlauf.
94
5.5. Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes
x / [cm]
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
/ [kV/cm]
y
E
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1z = 0 cm
z = 6 cm
a
x / [cm]
Ó
-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8
Ey / [kV/cm]
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1z = 0 cm
ò
z = 6 cm
ò
b
Abb. 5.13:
Verlauf der vertikalen Feldkomponente
ß
ï
entlang der
Ö
-Achse (y = const = 0) innerhalb des
Strahlrohrs (Ø15.3 cm) f¨
ur einen Monitor
mit
(a) und
ohne
(b) feldformende Elektronen. Das Strahlrohr
legt die Randbedingung
ß
ï
= 0 f¨
ur
ó Öhóô
7.65 cm fest. Da sich bei
×
= 0 gerade die mittleren feldfor-
menden Elektroden befinden, gibt es im oberen Bild (a) ein weiteres Gebiet mit
ß
ï
= 0. Bei
ñ
= 6 cm
wird dieses von isolierenden Schrauben unterbrochen.
95
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
etwa 20% unterhalb der bei
¬
= 0. Insgesamt bleibt der Wert von
¶.ï
innerhalb des Monitors
ohne feldformende Elektroden unterhalb der Feldst¨
arke im anderen Fall.
F¨
ur jede der beiden Feldverteilungen wurde die Feldhomogenit¨
at im Bereich zwischen
-1 cm
ð
1 cm ¨
uber die Beziehung
·¶.ï õ ö
Þá
¶hï õ ö
³X´j÷cø
¶hï
¹
berechnet. Die Ergebnisse
sind in Tab. 5.1 zusammengefaßt. In der Mitte des Monitors kann die Feldhomogenit¨
at durch
Schnitt mit Streifenelektroden ohne Streifenelektroden
Monitormitte,
¬
= 0 cm 4.4 10
ùú
16.2 10
ùú
Monitorende,
¬
= 6 cm 2.9 10
ùú
15.0 10
ùú
Tab. 5.1:
Mit MAFIA berechnete Homogenit¨
aten der vertikalen Feldkomponente
ß
ï
bei
×
= 0 im Be-
reich -1 cm
ûüÖýû
1 cm.
das Anbringen der Streifenelektroden um einen Faktor 4 verbessert werden. Am Ende des
Monitors ist der Einfluß mit 5fach besserer Homogenit¨
at sogar noch st¨
arker. Erstaunlich ist die
Tatsache, daß die Feldhomogenit¨
aten am Monitorende sogar etwas unterhalb von denen in der
Monitormitte liegen. Die Randfelder f¨
uhren dort zwar zu einer Abnahme der vertikalen Feld-
komponente, offensichtlich hat dies jedoch keinen negativen Einfluß auf die Homogenit¨
at des
Feldes.
Mit einem ¨
ahnlichen Algorithmus wie in Abschnitt 5.4 beschrieben konnte anhand der
mit MAFIA ermittelten Feldst¨
arken die Trajektorie eines ionisierten Restgasteilchens be-
stimmt werden. In diesem Fall werden die Stufen zwischen zwei Schleifen nicht durch feste
Zeitabst¨
ande, sondern durch die Mesh-Linien der MAFIA-Geometrie vorgegeben, da nur dort
die Werte f¨
ur die Feldst¨
arken vorliegen. Abb. 5.14 (a) zeigt die horizontale Feldkomponente
¶
á
in Abh¨
angigkeit von der vertikalen Koordinate
þ
bei konstantem
ð
1.8 mm. Bei
þ
= -2.5 mm
betr¨
agt das Feld ungef¨
ahr 1 V/cm. Es nimmt auf dem Weg zur Abbildungselektrode ab und
wechselt bei ungef¨
ahr
þ
= +4 mm das Vorzeichen. Nach Durchlaufen eines Minimums bei ca.
1.5 cm (
¶
á
-0.8 V/cm) nimmt der Betrag des Feldes wieder ab und wird auf der Abbil-
dungselektrode definitionsgem¨
aß zu Null. Die Asymmetrie bez¨
uglich
þ
= 0 wird durch Rand-
bedingungen verursacht, die sich aus dem in der Rechnung ber¨
ucksichtigten Strahlrohr ergeben
(vgl. Abb. 5.11). Die Teilchenbahn eines Restgasions, die sich aus der Beschleunigung zur
Abbildungselektrode und aus den in (a) gezeigten horizontalen Feldkomponenten ergibt, zeigt
Abb. 5.14 (b). Man kann daran den Abbildungsfehler
ÿð
³P´
ö
ablesen, der durch Inhomoge-
nit¨
aten des Extraktionsfeldes verursacht wird und erh¨
alt schließlich:
ÿð
´
ö
ê
Ñ
m (5.18)
96
5.5. Inhomogenit¨
aten des Extraktionsfeldes
y / [cm]
0 0.5 1 1.5 2 2.5
/ [V/cm]
x
E
-1
-0.5
0
0.5
1a
m]
µ
Ò
x / [
1775 1780 1785 1790 1795
y/ [cm]
0
0.5
1
1.5
2
2.5
m
µ
15≈x
∆
b
Abb. 5.14:
(a): Horizontale Feldst¨
arke E
á
eines Monitors
mit
feldformenden Streifenelektroden bei fe-
stem
Ö
1.8 mm als Funktion der Extraktionsrichtung
×
. Die Asymmetrie bez¨
uglich
×
= 0 h¨
angt mit
den durch das Strahlrohr vorgegebenen Randbedingungen zusammen. (b): Teilchenbahn eines Restga-
sions mit den Startkoordinaten (
Ö
Î
1.8 mm,
×
Î
= -2.5 mm) unter dem Einfluß der in (a) gezeigten
horizontalen Feldkomponenten bei einem Extraktionsfeld von 1 kV/cm.
97
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
5.6 Abschließende Betrachtung zum Abbildungsfehler
Der gesamte Abbildungsfehler
ÿãð
â
â
ergibt sich aus den in diesem Kapitel diskutierten Einzel-
beitr¨
agen nach:
ÿð
â
â
ÿãð
«
â
à
ö
» ÿð
«
â
» ÿð
«
ÝjÞ
ö
»ºÿð
«
´
ö
(5.19)
Damit folgt nach Einsetzen der oben hergeleiteten Werte:
ÿð
â
â
ê
Ñ
m (5.20)
Dies ist offensichtlich klein gegen¨
uber der intrinsischen Aufl¨
osung der Abbildungselektrode
von 800
Ñ
m.
Bei s¨
amtlichen Fehlerabsch¨
atzungen wurde f¨
ur die Hochspannung der Designwert von
= 5 kV entsprechend
¶
àáâ
= 1 kV/cm zugrundegelegt. Daß bei geringeren Extraktionsspan-
nungen die o.g. Effekte einen Einfluß auf die Strahlbreite haben k¨
onnen, zeigt Abb. 5.15. Dort
wurde die Strahlbreite eines
He
ª
-Strahls bei verschiedenen Extraktionsspannungen bei einem
Strahlstrom von
ä
Î
= 100
Ñ
A gemessen (Quadrate). W¨
ahrend bei Str¨
omen im mA-Bereich der
Raumladungseffekt den Hauptbeitrag zum Abbildungsfehler liefert, ¨
uberwiegt bei kleinen In-
tensit¨
aten die durch die thermische Bewegung der Restgasteilchen verursachte Ortsabweichung.
In diesem Fall ist die horizontale Bewegung der Restgasionen gleichf¨
ormig. Man erwartet da-
her eine Proportionalit¨
at
ÿãð ÝjÞ
ö
åLæ
ç
÷
¶
àáâ
. Die an die Meßpunkte angepaßte Kurve
der Form
÷
¶
àáâ
»
"!
best¨
atigt diese Aussage. Die Konstante
!
entspricht dabei gerade dem
f¨
ur unendlich hohe Extraktionsspannungen extrapolierten Strahldurchmesser. Der Verlauf bei
geringen Stromst¨
arken unterscheidet sich von demjenigen, der bei ¨
Uberwiegen des Raumla-
dungseffektes erwartet wird (vgl. Abschnitt 5.4). Der f¨
ur einen hohen Strom von
ä
Î
= 1 mA
berechnete Abbildungsfehler
ÿãð ÝjÞ
ö õ ö
Þá
f¨
allt mit dem Extraktionsfeld wie 1/
¶
àáâ
ab (gestri-
chelte Kurve). Beide Kurven sind bei
#
= 5 kV bereits so stark abgeflacht, daß eine dar¨
uber
hinausgehende Hochspannung die Strahlbreite nicht mehr wesentlich ¨
andern wird. Es ist daher
nicht erforderlich bei den Strahlprofilmessungen eine h¨
ohere Spannung anzulegen.
98
5.6. Abschließende Betrachtung zum Abbildungsfehler
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
5
&
10
15
20
'
25
30
(
35
(
40 = 1.82 mm
y
σ
)
0.5 kV
*
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
10
+
20
30
(
40
,
50
&
60
-
70 = 1.56 mm
y
σ
)
1.0 kV
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
10
+
20
30
(
40
50
&
60
-
70
80
.
90
/
= 1.46 mm
y
σ
)
1.5 kV
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
20
40
60
-
80
.
100 = 1.24 mm
y
σ
)
2.0 kV
0
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
20
'
40
60
-
80
.
100
+
120
+
= 1.23 mm
y
σ
)
2.5 kV
0
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
20
40
60
-
80
.
100
+
120
+
140 = 1.20 mm
y
σ
)
3.0 kV
1
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
50
&
100
150
+
200 = 1.22 mm
y
σ
)
3.5 kV
1
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
50
&
100
150
+
200 = 1.03 mm
y
σ
)
4.0 kV
2
y / [mm]
$
-10 -5 0
%
5
&
10
U / [mV]
0
%
50
&
100
+
150
+
200
'
250 = 1.10 mm
y
σ
)
4.5 kV
2
/ [kV]
HV
U
0
3
1 2
4
3
5
4
6
5
7
/ [mm]
σ
4
0
3
2
4
6
6
8
8
9
10
12
14
m]µ / [Raum, maxx∆
0
3
200
400
6
600
8
800
9
1000
1200
1400
Abbildungsfehler:
, gemessen bei I
:
0=100µ
;
A
σ
<
4
, gerechnet für I0=1mA
Raum,max
x
∆
Abb. 5.15:
Oben: Vertikale Strahlprofile eines
He
=
-Strahls mit
>?
= 100
@
A gemessen bei Extraktions-
spannungen zwischen 0.5 kV und 4.5 kV. Unten: Die daraus ermittelten Strahlbreiten aufgetragen gegen
die angelegte Hochspannung. Im Vergleich dazu ist der berechnete Verlauf des beim Raumladungseffekt
auftretenden maximalen Abbildungsfehler
ACBEDGFHI#J IKFL
f¨
ur einen Strahlstrom von
>?
= 1 mA aufgetra-
gen.
99
Kapitel 5. Abbildungsfehler im Restgasionisations-Strahlprofilmonitor
100
Kapitel 6
Das Phasensonden-Meßsystem
Mit den bisher besprochenen Diagnoseeinheiten ist es m¨
oglich, den Strahl hinsichtlich seiner
Eigenschaften in den beiden transversalen Phasenr¨
aumen zu untersuchen. Dar¨
uber hinaus sind
jedoch auch solche Parameter von Interesse, die Aufschluß ¨
uber das Verhalten des Strahls im
longitudinalen Phasenraum geben. Dazu geh¨
oren z.B. die L¨
ange und Phasenlage der Teilchen-
pakete sowie die Energie der Strahlionen. Zur Messung dieser Gr¨
oßen wurde am Hochstromin-
jektor ein System von insgesamt vier kapazitiven Phasensonden installiert. Nach einer kurzen
Beschreibung ihrer Wirkungsweise soll im nun folgenden Kapitel zun¨
achst gezeigt werden,
wie das Signal einer kapazitiven Sonde n¨
aherungsweise berechnet werden kann. Danach wird
auf die wesentlichen Punkte der in Ref. [49] im einzelnen diskutierten Sondenauslegung ein-
gegangen. Die Durchf¨
uhrung von Energiemessungen mit Hilfe von Phasensonden und die am
Hochstrominjektor erzielten Ergebnisse bilden den Abschluß dieses Kapitels.
6.1 Funktionsweise einer kapazitiven Sonde
Bei der Messung mit einer kapazitiven Sonde macht man sich das zeitlich ver¨
anderliche elek-
trische Feld eines geb¨
undelten Ionenstrahls zunutze. Die auf eine in das Strahlrohr eingebrach-
te leitende Oberfl¨
ache influenzierte Ladung kann als elektrischer Strom ausgekoppelt und f¨
ur
Messungen im longitudinalen Phasenraum herangezogen werden. Aus der Zeitableitung des
Gaußschen Satzes, der einen Zusammenhang zwischen dem Fluß durch die Oberfl¨
ache
M
eines
Volumens und der von ihr eingeschlossenen Ladung herstellt, folgt f¨
ur den zeitlichen Stromver-
lauf
NPORQS
:
NPOTQSVUXW
?
Y
Y
Q Z
[
\
O
[
]G^
QS
[
Y`_ba
(6.1)
Da anhand des Signals die Phasenlage zwischen der HF-Beschleunigungsspannung und dem
Teilchenpaket ermittelt werden kann, nennt man solche kapazitiven Sonden auch Phasenson-
den. Abgesehen von der Phaseninformation, lassen sich aus dem Verlauf des Signals auch
Aussagen ¨
uber L¨
ange und Gesamtladung des Bunches treffen.
101
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
6.1.1 Signalabsch¨
atzung
F¨
ur die Absch¨
atzung der Signalamplitude betrachtet man das Ionenpaket als linienf¨
ormige La-
dungsverteilung. Es bewege sich mit der Geschwindigkeit
cdUXegf
entlang der Strahlachse
h
und
besitze die L¨
ange
ijhkUlegfimQ
. Der Ladungsschwerpunkt befinde sich zur Zeit
Q
im Abstand
hnUoegfpQ
vom Koordinatenursprung
hnUrq
. Eine solche Ladungsverteilung l¨
aßt sich f¨
ur einen
Bunch mit
s
Teilchen der Ladung
t
mit Hilfe von Diracschen Deltafunktionen
uEOwvxS
^
uyOTzPS
und
der Heavysideschen Sprungfunktion
{|ORQ }~S
auf folgende Weise darstellen:
O
[
]G^
QSVUuyOvxS uEOTzPS
st
imQ
ef
{jOTQK
iQ
S {|ORQ
imQ
S
a
(6.2)
Aus dieser Ladungsverteilung kann mit Hilfe der Poissongleichung
O
[
]E^
QSVU
W
?
O
[
]^
QS
[
]
[
]
Y
]
(6.3)
das Potential des Teilchenb¨
undels analytisch berechnet werden. Nach Durchf¨
uhrung der In-
tegration ¨
uber
v
und
z
l¨
aßt sich das Ortsintegral mit den Ersetzungen
vxzU
]
und
Y
h~
Y
QUef
als Zeitintegral
O
]^
h
^
QSVU
W
st
imQ
=
w
Owh egfpQ
S
]
Y
Q
(6.4)
schreiben, das mittels Substitution (
rU h efQ
) gel¨
ost werden kann. Der Radialteil des
elektrischen Feldes berechnet sich dann ¨
uber
\V¡
U
Y
Y
]
.
Das so erhaltene Ergebnis kann nun in Gl. 6.1 eingesetzt werden, die unter Verwendung der
Zylinderkoordinaten
]
,
¢
und
h
f¨
ur eine ringf¨
ormige Sonde mit Radius
£
und L¨
ange
¤
folgende
Gestalt annimmt:
NPORQSVU
£W
?
=V¥
¥
Y
Y
Q
\V¡
O
]
U¦£§S
Y
h
a
(6.5)
Die Integration ¨
uber den Azimutalwinkel
¢
wurde dabei bereits ausgef¨
uhrt. Das Integral 6.5 l¨
aßt
sich schließlich l¨
osen, wenn man ber¨
ucksichtigt, daß die Feldst¨
arke eine Funktion von (
h efQ
)
ist und die Zeitableitung als Ortsableitung geschrieben werden kann:
Y
Y
Q
\V¡
Ow£
^
h egfpQSVU ef
Y
Y
h
\¡
O£
^
h egfpQS
a
(6.6)
Man gelangt schließlich zu folgendem Ausdruck f¨
ur den zeitlichen Verlauf des Stromsignals
102
6.1. Funktionsweise einer kapazitiven Sonde
einer kapazitiven Ringsonde:
NPOTQS¨U
N
?
_
imQ
©
egfOTQªl«
S
¬
©
efORQª«
S¯®
£
©
egfOTQ «
S
¬
©
efORQ «
S¯®
°£
©
±egfOTQª«
S
¬
©
egfOTQªl«
Sw®
£
©
efORQ «
S
¬
©
efORQ «
Sw®
£
a
(6.7)
Die Gesamtladung im Bunch
st
wurde dabei durch das Verh¨
altnis von mittlerem Strahlstrom
N
?
und der Wiederholfrequenz
_
ersetzt.
In Abb. 6.1 ist der nach Gl. 6.7 berechnete Kurvenverlauf einer Sonde mit
¤
= 10.0 mm und
£
= 17.5 mm eingezeichnet. Dabei wurde eine Bunchl¨
ange von
imQ
= 2 ns und ein Ionenstrahl
mit
N
?
= 1 mA und
e
= 0.032 zugrunde gelegt. Bereits vor Erreichen der Sonde verursacht das
vorauseilende Feld des Bunches einen positiven Signalstrom. Nach Durchlaufen eines Maxi-
mums, bei dem die zeitliche ¨
Anderung des die Sondenoberfl¨
ache durchdringenden elektrischen
Flusses am gr¨
oßten ist, f¨
allt das Signal auf Null zur¨
uck. Zu diesem Zeitpunkt befindet sich
der Ladungsschwerpunkt des Bunches genau in der Mitte der Sonde. Beim Heraustreten des
Bunches verh¨
alt sich das Signal gerade spiegelsymmetrisch zum Nulldurchgang und der Si-
gnalstrom wird negativ.
-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4
t / [ns]
-1.0
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
I(t) / [mA]
L = 10.0 mm
R = 17.5 mm
∆
²
t
³
= 2
´
ns
µ
β = 0
¶
.0
¶
3
·
2
´
I = 1 mA
Abb. 6.1:
Anhand Gl. 6.7 berechnetes Phasensondensignal f¨
ur die angegebenen Sonden- und Strahlpa-
rameter.
103
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
6.1.2 Sondenauslegung
Phasensonden sind, wie bereits in der Signalabsch¨
atzung angenommen, ringf¨
ormig ausgebildet
und werden vom Strahl in axialer Richtung durchquert. Abb. 6.2 zeigt den typischen Aufbau
eines Sondenmeßkopfes, wie er auch der Auslegung der HSI-Sonden zugrunde liegt. Er besteht
aus zwei koaxialen Ringen, die ¨
uber Keramikstifte isoliert voneinander aufgeh¨
angt sind. Der
innere Ring, an dem die influenzierte Ladung ausgekoppelt wird, ist mit dem Innenleiter ei-
nes Koaxialsteckers verbunden, der gleichzeitig die Signaldurchf¨
uhrung vom Hochvakuum- in
den Normaldruckbereich bildet. Der ¨
außere Ring hat elektrischen Kontakt zum Außenleiter des
Steckers und liegt somit auf Masse. Der Sondenkopf kann je nach Anforderung entweder fest in
das Strahlrohr installiert oder an einem Pneumatikantrieb fahrbar eingebaut werden. Das Meß-
signal kann schließlich am Koaxialstecker abgenommen und, nach einer Verst¨
arkung, am 50
¸
Eingang eines Oszilloskops beobachtet werden. Um eine Verf¨
alschung der Signalform durch
abgeschnittene Frequenzen nach M¨
oglichkeit zu vermeiden, muß sowohl der Verst¨
arker, als
auch das Oszilloskop eine m¨
oglichst große Bandbreite aufweisen. Am Phasensonden-System
des HSI ist diesbez¨
uglich das bei den Messungen verwendete digitale Speicher-Oszilloskop mit
einer Bandbreite des Eingangsverst¨
arkers von 500 MHz das limitierende Element.
Um Reflexionen des Signals zu verhindern, muß sowohl der ¨
Ubergang innerer Ring–
Koaxialstecker, als auch die Sondengeometrie selbst an den 50
¸
Wellenwiderstand der Signal-
leitung angepaßt werden. Dies geschieht anhand folgender ¨
Uberlegung: Die beiden Ringh¨
alften
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹¹
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
ººººººººººººººººººººº
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
»»»»»»»»»»»»
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼¼
t
Keramikstifte
innerer Ring äußerer Ring
½½½½½
½½½½½
½½½½½
¾¾¾¾¾
¾¾¾¾¾
¾¾¾¾¾ ¿¿¿¿¿
¿¿¿¿¿
¿¿¿¿¿
ÀÀÀÀ
ÀÀÀÀ
ÀÀÀÀ
Koaxialstecker
Strahlachse
Á Á
Á Á
Á Á
Á Á
Á Á
Á Á
Á Á
Á ÁÂ
Â
Â
Â
Â
Â
Â
Â
h
ÃÃÃ
ÃÃÃ
ÃÃÃ
ÄÄÄ
ÄÄÄ
ÄÄÄ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
ÅÅÅÅÅ
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Ì
Ì
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ÍÍÍ
ÍÍÍ
ÍÍÍ
Î Î
Î Î
Î Î
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ð
Ð
Ð
Ð
Ð
Ð
Ð
Ð
ÑÑÑ
ÑÑÑ
Ò Ò
Ò Ò
Ó
Ó
Ó
Ó
Ó
Ó
Ó
Ó
Ô
Ô
Ô
Ô
Ô
Ô
Ô
Ô
Abb. 6.2:
Aufbau einer ringf¨
ormigen kapazitiven Phasensonde. Die auf den inneren Ring influenzierte
Ladung kann ¨
uber den Koaxialstecker abgegriffen werden.
104
6.1. Funktionsweise einer kapazitiven Sonde
links und rechts der Stromauskopplung stellen eine Parallelschaltung dar, deren Wellenwider-
stand die H¨
alfte der Impedanz des aufgerollten Ringes betr¨
agt. Dieser muß folglich auf 100
¸
ausgelegt werden. Eine Absch¨
atzung f¨
ur die Wellenimpedanz erh¨
alt man, wenn man sich den
Sondenring als einen zusammengerollten Streifenleiter (Microstrip) vorstellt (Abb. 6.3). Die
Breite
Õ
des Leiters entspricht dabei der L¨
ange (nicht dem Umfang!) des Ringes mit der
Dicke
Q
. Die Gr¨
oße
Ö
repr¨
asentiert den Abstand zwischen innerem und ¨
außerem Ring. F¨
ur
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
×××××××××××
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ØØØØØØØØØØØ
ÙÙÙÙÙÙ
ÙÙÙÙÙÙ
ÚÚÚÚÚÚ
ÚÚÚÚÚÚ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÛÛÛÛÛÛÛÛÛÛ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
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ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
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ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
ÜÜÜÜÜÜÜÜÜÜ
R
ÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝ
ÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝÝ
ÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞ
ÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞÞ
h
t
äußerer Ring
innerer Ring
(Masse)
w=L
2π
Abb. 6.3:
Schematische Darstellung des zur n¨
aherungsweisen Berechnung der Sondenimpedanz ver-
wendeten Streifenleiters.
die Wellenimpedanz einer solchen Anordnung gibt es eine N¨
aherungsformel [50], die im Be-
reich 0.1
ßQàÕß
0.8 und f¨
ur Dielektrizit¨
atskonstanten
W
¡
zwischen 1
ß W
¡
ß
15 sehr genau
ist:
áâ
¬
¸ª®U
ãä
W
¡
a
åçæ
è
aTé
ã
Ö
q
a
ã
ÕêQ
a
(6.8)
Aus dieser Formel ergibt sich mit den Parametern
W
¡
= 1,
Q
= 3 mm,
Õ
= 10 mm und
Ö
= 10 mm
ein Wellenwiderstand von
áëâ
= 95
¸
. Zur Feinabstimmung der Impedanz werden auf die
Vorder- und R¨
uckseite der Sonde Lamellenringe aus Kupfer aufgeschraubt (siehe Abb. 6.5).
Durch das Verbiegen der Lamellen kann eine ¨
Anderung der Kapazit¨
at und damit der Impedanz
des Sondenkopfes erreicht werden. Gibt man das Signal eines Reflektometers auf den Signal-
ausgang der Sonde, kann unter Beobachtung des reflektierten Signals die richtige Stellung der
Kupferlamellen herausgefunden werden.
Die beiden wesentlichen Auslegungsparameter einer Phasensonde, die nach Gl. 6.7 einen
Einfluß auf die Signalform haben, sind die L¨
ange
¤
und der Radius
£
ihres inneren Ringes.
Man kann diesbez¨
uglich folgende beiden Aussagen treffen:
105
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
1. Bei konstantem
¤
steigt die Signalamplitude bei sonst gleichen Bedingungen mit ab-
nehmendem Radius an. Außerdem verbessert sich das Aufl¨
osungsverm¨
ogen von Bun-
chl¨
angenmessungen. Praktisch ist der Sondenradius durch den Strahldurchmesser nach
unten hin begrenzt.
2. Bei konstantem
£
hat die Signalamplitude bei Sondenl¨
angen, die ein ungerades Vielfa-
ches des halben Bunchabstandes sind, ein Maximum. F¨
ur gr¨
oßere und kleinere
¤
nimmt
die Amplitude kontinuierlich ab. Bez¨
uglich der Aufl¨
osung der Bunchl¨
angenmessung sind
allerdings kleinere
¤
von Vorteil, so daß ein Kompromiß zwischen Aufl¨
osung und Si-
gnalh¨
ohe gefunden werden muß.
F¨
ur die Phasensonden des Hochstrominjektors ergab sich daraus die in Tab. 6.1 zusammen-
gefaßte Auslegung. Die beiden am Einschuß bzw. Ausschuß der Siebenspaltsektion eingebau-
ten Sonden besitzen einen Ringdurchmesser von 18 mm bzw. 34 mm. Im Gegensatz zu den
Sonden vor dem Ablenkmagnet D2, deren Sondendurchmesser ebenfalls 34 mm betr¨
agt, sind
sie an einem fahrbaren Druckluftkolben angebracht. S¨
amtliche Sondenringe haben eine L¨
ange
von 10 mm. Die Auslegung ber¨
ucksichtigt die in Ref. [11] berechneten Strahldurchmesser an
den Positionen der Sonden, die ebenfalls aufgef¨
uhrt sind.
vorD2-Sonde-1,
Bezeichnung Einsch7-Sonde 7Spalt-Sonde vorD2-Sonde-2
Position vor den SSR hinter den SSR vor Magnet D2
max. Energie [MeV/u] 0.5 1.9 1.9
max.
e
0.032 0.064 0.064
hor. 6.4 33.3 11
Strahldurchmesser [mm] vert. 12 16.7 11.4
Sondenl¨
ange [mm] 10 10 10
Sondendurchmesser [mm] 18 34 34
Installation fahrbar fahrbar fest
Tab. 6.1: Auslegung des Phasensonden-Meßsystems mit den berechneten Strahldurchmessern an den
Sondenpositionen f¨
ur einen
ì
Be
í
-Strahl [11]. Die Siebenspaltresonatoren sind mit SSR abgek¨
urzt.
106
6.2. Energiebestimmung mit Phasensonden
6.2 Energiebestimmung mit Phasensonden
Die Energiebestimmung mit Phasensonden basiert auf der Messung der Flugzeit der Teilchen-
pakete zwischen zwei Sonden. Einzige Voraussetzung f¨
ur die Messung ist, daß in dem dazwi-
schenliegenden Abschnitt keine beschleunigenden Komponenten in Betrieb genommen sind.
F¨
ur eine unabh¨
angige Energiebestimmung bedarf es mindestens drei Phasensonden, von denen,
wie in Abb. 6.4 gezeigt, zwei einen großen Abstand besitzen m¨
ussen (
¤î
einige Meter)
und zwei einen geringen (
¤
einige Zentimeter). Bei diesem letzten Sondenpaar PS2 und
Zeitskala
NT
t
L L
t
T
1
2
t
1
2
1 2 3PS PS PSvT
.
.
Längenskala
Abb. 6.4:
Prinzip der Flugzeitmessung mit einem System aus drei kapazitiven Phasensonden. Die Zei-
ten
ï
î
und
ï
sind die physikalischen Meßgr¨
oßen, aus denen die Bunchanzahl
ð
und damit die Flugzeit
ï
ausgerechnet werden kann.
PS3 muß gew¨
ahrleistet sein, daß sich zwischen den beiden Sonden immer nur h¨
ochstens ein
Bunch befindet. Dies ist genau dann der Fall, wenn der Sondenabstand geringer ist als der
kleinstm¨
ogliche Abstand zweier aufeinanderfolgender Bunche (das ist der Bunchabstand bei
der kleinstm¨
oglichen Energie). Dadurch ist sichergestellt, daß ein beliebiges an PS2 gemesse-
nes Signal und das direkt darauffolgende Signal an PS3 von ein und demselben Bunch stammen.
Anhand der Zeitdifferenz
ñàò
dieser beiden Signale kann also bereits ¨
uber
óôõ`ö`÷gøúù
ò
ñàò
(6.9)
die Geschwindigkeit
óôõ`ö`÷
und damit die Energie der Strahlteilchen berechnet werden. Da
ñàò
jedoch keine Werte annehmen kann, die gr¨
oßer sind als eine HF-Periode
û
øýüþÿ
, f¨
uhrt be-
reits ein absoluter Meßfehler von
mñàò
ø
ü
ns zu einem relativen Fehler der Zeitmessung von
mindestens 1% (bei
û
ü
ns). Unter Vernachl¨
assigung des ¨
ublicherweise sehr kleinen Meß-
fehlers von
ù
ò
¨
ubertr¨
agt sich der relative Fehler der Zeitmessung
mñàò
þ
ñàò
direkt auf den relativen
107
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
Fehler von
óôõ`ö ÷
:
óôõ`ö ÷
óôõ`ö`÷
mñàò
ñàò
(6.10)
Die Genauigkeit dieser Messung ist i.allg. jedoch groß genug, um die Anzahl
der Bunche
zwischen den weiter auseinanderliegenden Sonden PS1 und PS2 berechnen zu k¨
onnen. Sie
entspricht gerade dem auf die ganze Zahl abgeschnittenen Bruchteil aus Sondenabstand
ù
î
und
Bunchabstand
óôõ`ö`÷
û
:
ø
ñ
ù
î
óôõ`ö`÷
û
(6.11)
Die Ungenauigkeit von
óôõ`ö`÷
hat zur Folge, daß vor allem bei kleinen Energien und den daraus
folgenden hohen Bunchzahlen (
100) das Resultat aus Gl. 6.11 um
ø ü
von der
tats¨
achlichen Zahl abweichen kann. In einem solchen Fall kann, wie weiter unten erl¨
autert,
eine weitere Phasensonde f¨
ur eine eindeutige Zuordnung sorgen.
Unter der Kenntnis von
kann die Flugzeit aus der Zeitdifferenz
ñ
zwischen zwei aufein-
anderfolgenden Signalen der Sonden PS1 und PS2 aus
ñ
ø
û
ñ
(6.12)
bestimmt werden. Da das Produkt
û
als exakt betrachtet werden darf, entspricht der absolute
Meßfehler von
ñ
gerade
ñ
, der vergleichbar mit
ñàò
ist. Der relative Fehler kann daher
gegen¨
uber der Grobbestimmung durch die gr¨
oßere Gesamtflugzeit deutlich verringert werden.
Die Strahlenergie ergibt sich schließlich aus folgender Formel:
ø
ù
ò
û
ñ
ò
(6.13)
wenn
die Massenzahl der Strahlionen bezeichnet und f¨
ur
die atomare Masseneinheit
eingesetzt wird. F¨
ur den relativen Fehler der so gewonnenen Energie gilt folgender Ausdruck:
ø
ù
ù
ò
mñ
û
ñ
ò
(6.14)
Aus Gl. 6.14 ist ersichtlich, daß sich die Genauigkeit mit gr¨
oßer werdendem Sondenab-
stand
ù
erh¨
oht, da sich durch großes
ù
auch die Gesamtflugzeit
û
ñ
erh¨
oht und sich
dadurch nicht nur der relative Fehler der L¨
ange
ù
, sondern auch der der Zeitmessung verrin-
gert.
108
6.2. Energiebestimmung mit Phasensonden
Abb. 6.5:
Doppelphasensonde zur Grobbestimmung der Teilchengeschwindigkeit. Die erste der beiden
Sonden ist durch eine Tantalblende vor direktem Strahlbeschuß gesch¨
utzt. Der Mittenabstand der Sonden
betr¨
agt 6 cm.
109
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
6.2.1 Messungen am Hochstrominjektor
Um auf die beschriebene Weise Energiemessungen am Hochstrominjektor durchf¨
uhren zu
k¨
onnen, wurde zu den im Beschleunigerabschnitt zwischen den Siebenspaltresonatoren und
dem 6%-Rebuncher bereits vorhandenen beiden Sonden eine zus¨
atzliche dritte Phasensonde in-
stalliert. Die Sonde in der Diagnosekammer am Ausschuß des vierten Siebenspaltmoduls (HSI-
7Spalt-Sonde), die in Abb. 6.4 PS1 entspricht, besitzt zur darauffolgenden Phasensonde einen
Abstand von
ù
= 7.09 m 5 mm. Die anderen beiden Phasensonden (HSI-vorD2-Sonde-1,2)
sind gemeinsam auf einen DN160 Flansch aufgeschweißt (siehe Abb. 6.5), der auf ein Standard
T-St¨
uck direkt vor dem 6%-Rebuncher montiert ist. Der Abstand zwischen diesen Sonden bleibt
mit 6.0 cm unterhalb den 8.9 cm Bunchabstand, die sich aus dem relativistischen
von 3.2% am
Ausschuß des RFQ-Beschleuniger ergeben, und erf¨
ullt somit die oben genannte Bedingung zur
Grobbestimmung der Energie. W¨
ahrend diese neue ”Doppelphasensonde“ st¨
andig im Strahl-
rohr verbleibt, l¨
aßt sich die erste Sonde pneumatisch ein- und ausfahren. Die Flugzeitmessung
anhand der Sondensignale stellt w¨
ahrend der ersten Aufbauphase des HSI die einzige M¨
oglich-
keit dar, die Strahlenergie bereits vor dem Einschuß in den Nachbeschleuniger zu messen. Der
Injektor selbst wird erst in seiner zweiten Ausbaustufe ¨
uber Dipolmagnete verf¨
ugen, die eine
Bestimmung der Teilchenenergie ¨
uber die Messung der Magnetfeldst¨
arke erlauben (siehe dazu
Abschnitt 2.4).
Mit Hilfe dieser drei Phasensonden konnte nun bei f¨
unf verschiedenen Beschleunigerein-
stellungen die Energie eines
He
-Strahls gemessen werden. Dazu wurde nach der Messung der
RFQ-Ausschußenergie sukzessive die ersten vier der Siebenspaltresonatoren in Betrieb genom-
men und die Energie jeweils ¨
uber die Flugzeit zwischen den Phasensonden und am Dipolma-
gnet D3 bestimmt, der sich im MPI-Nachbeschleuniger befindet und ¨
uber eine NMR-Sonde zur
Magnetfeldmessung verf¨
ugt. Abb. 6.6 zeigt den Verlauf der Sondensignale bei eingeschaltetem
ersten Siebenspaltresonator. In diesem Fall wurde die Energie am Dipol D3 zu E
"!
= 2.57 MeV
bestimmt. Hierbei kann von einer Genauigkeit von
"!
þ
"!
= 5 10
#$
ausgegangen wer-
den [19]. Die Zeitdifferenzen zwischen den Sondensignalen werden anhand des Nulldurch-
gangs mit negativer Steigung bestimmt, da sich an dieser Stelle der Ladungsschwerpunkt der
Teilchenpakete gerade in der Mitte der Sonde befindet. Das Heranziehen des Signalmaximums
oder -minimums als Referenzpunkt h¨
atte den Nachteil, daß sich ¨
Anderungen der Bunchl¨
ange,
die sich durch die Drift zwischen den Sonden ergeben, mit der tats¨
achlichen Flugzeit ¨
uberlagern
w¨
urden. Anhand der in Abb. 6.6 gezeigten Kurven wurden folgende drei Nullstellen ermittelt:
PS1: 4.30 0.04 ns, PS2: 0.82 0.05 ns und 10.04 0.04 ns, PS3: 6.19 0.05 ns. F¨
ur die Zeit-
differenzen bedeutet dies PS1 PS2:
ñ
= 5.74 0.05 ns bzw. PS2 PS3:
ñàò
= 5.36 0.07 ns.
Daraus ergibt sich nach Gl. 6.9 f¨
ur
óôõ`ö`÷þ
%
= (3.73 0.05) 10
#
ò
. Ausdruck 6.11 liefert mit ei-
110
6.2. Energiebestimmung mit Phasensonden
t / [ns]
&
0
'
246
(
8
)
10
UPS1 / [mV]
-60
-40
-20
0
'
20
40
*
60
(
80
)
100
UPS2+3 / [mV]
-6
-4
-2
0
'
2
4
*
6
(
8
)
10
PS1PS2 PS2
PS3
= 2.57 MeV
D3
+
ESonde 1
,
Sonde 2
,
Sonde 3
,
Abb. 6.6:
Phasensondensignale eines
He
-Strahls bei einer Energie von 2.57 MeV (gemessen am
Dipol D3). Aus den Zeitdifferenzen PS1
-
PS2:
.
= 5.74
/
0.05 ns und PS2
-
PS3:
.
ò
= 5.36
/
0.07 ns
ergibt sich eine Energie von
0214365
= 2.60 MeV.
/ [MeV]
D3
E
2
7
2.5
7
3
8
3.5
8
4
*
4.5
*
) / [MeV]
D3
-E
TOF
(E
-0.04
-0.02
0
'
0.02
'
0.04
'
Abb. 6.7:
Vergleich der ¨
uber die Flugzeitmessung mit Phasensonden und ¨
uber die Magnetfeldmessung
am Dipol D3 erhaltenen
He
-Strahlenergien
09143:5
und
0 "!
. Aufgetragen ist die Differenz der Er-
gebnisse gegen die an D3 gemessene Energie. Die beiden Punkte bei
0
"!
= 2.57 MeV wurden mit der
zun¨
achst berechneten Bunchzahl
;
= 68 (oben) und mit einem um Eins erh¨
ohten Wert
;
= 69 (unten)
berechnet.
111
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
nem Argument von 68.8 0.9 den Wert
= 68 1. Nach Gl. 6.13 berechnet sich daraus die
Strahlenergie zu
=<?>A@CB
= 2.60 MeV. Diese Energie weicht von der Messung am D3-Magnet
um +0.03 MeV ab. Die Ursache hierf¨
ur liegt jedoch nicht in einer falsch berechneten Bunch-
zahl, da bei einem um Eins auf
= 69 erh¨
ohten Wert der Betrag der Abweichung noch gr¨
oßer
ist:
=<?>A@CD
= 2.53 MeV und damit
1E3:5
"!
= -0.04 MeV. Im Vergleich mit den anderen
Energiemessungen zeigt sich, daß die in diesem Fall auftretende große Differenz eine Ausnah-
me bildet. Die Energiedifferenzen
14365
"!
bei den f¨
unf verschiedenen Energien sind in
Abb. 6.7 gegen die D3-Energie aufgetragen. Der in Gl. 6.14 eingehende Zeitfehler
ñ
konn-
te, wie weiter unten beschrieben, direkt am Oszilloskop abgelesen werden. Die Fehlerbalken
ergeben sich dann aus:
14365
"!F
ø
"!G
ò
14365
ò
(6.15)
Bei den drei Messungen mit hohen Strahlenergien stimmen die Ergebnisse der Flugzeit-
messung und diejenigen der Magnetfeldmessung innerhalb der Fehler ¨
uberein. Bei 1.91 MeV
RFQ-Ausschußenergie liegt die Abweichung mit ca. 1.1
H
nur knapp außerhalb der Fehler-
grenze. Lediglich bei 2.57 MeV muß, wie oben diskutiert, eine Differenz von 2.2
H
festgestellt
werden. Eine signifikante Abweichung der beiden Meßergebnisse wurde jedoch in keinem
der F¨
alle beobachtet. Damit wurden an der MPI-Beschleunigeranlage zum ersten Mal erfolg-
reich unabh¨
angige Energiemessungen mit Phasensonden durchgef¨
uhrt. Die Ergebnisse zeigen,
daß die mit dem am Hochstrominjektor aufgebauten Phasensonden-System gemessenen Strah-
lenergien innerhalb der Meßfehler mit den aus der Magnetfeldmessung am Dipolmagnet D3
gewonnenen Werten ¨
ubereinstimmen.
6.2.2 On-line Energiemessung durch den Operateur
Um die Energie w¨
ahrend einer Strahlzeit direkt vom Kontrollpult aus messen zu k¨
onnen, muß
der Operateur folgende Schritte durchf¨
uhren:
1. Zun¨
achst muß am Oszilloskop das f¨
ur die Energiemessung richtige Panel-Setup eingela-
den werden. Es befindet sich unter dem Namen ”ENERGIE.PNL“ auf der Setup Diskette
”LeCroy LC374A PANEL SETUPS“, die sich am HSI-Kontrollpult befindet.
2. Danach muß sichergestellt werden, daß die von den Sonden kommenden Koaxialkabel
in der f¨
ur dieses Setup richtigen Reihenfolge auf den Oszilloskopeing¨
angen liegen. D.h.
7Spalt-Sonde auf Kanal 2, vorD2-Sonde-1 auf Kanal 3 und vorD2-Sonde-2 auf Kanal 4.
Zus¨
atzlich muß am Kanal EXT das HF-Signal anliegen, auf das getriggert wird. Falls es
sich um einen gepulsten Strahl handelt, muß der Trigger auf Kanal 2 umgestellt werden.
112
6.2. Energiebestimmung mit Phasensonden
Abb. 6.8:
Display am Oszilloskop LC374A w¨
ahrend der Energiemessung bei RFQ-Ausschußenergie
1.91 MeV.
Abb. 6.9:
Fenster zur Energiebestimmung aus den am Oszilloskop abgelesenen Zeitdifferenzen.
113
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
3. Nachdem, falls erforderlich, die Spannungsempfindlichkeit angepaßt wurde, sollten nun,
¨
ahnlich wie in Abb. 6.8, die Signale aller drei Phasensonden auf dem Bildschirm zu se-
hen sein. Unterhalb der Kurven werden zwei Zeiten angezeigt, die mit
t@lv(B,C) und
t@lv(C,D) bezeichnet sind. Sie entsprechen den Zeiten
ñ
und
ñàò
aus Abb. 6.4, also
den Signalabst¨
anden zwischen PS1 und PS2 bzw. PS2 und PS3. Im Feld
System Setup
kann unter
Cursor/Measure
(
Change Parameters more
t@lv) eingestellt werden, ob
die Zeitdifferenz zwischen den Signalen bez¨
uglich Punkte mit gleichem
absoluten
Span-
nungswert, z.B.
I
= 0 V, ermittelt wird oder ob Punkte mit gleicher
relativer
Spannung,
z.B. 50% der Signalamplitude, zur Berechnung herangezogen werden. Letzteres ist bei
Signalen, die bez¨
uglich der Zeitachse eine Asymmetrie aufweisen zu bevorzugen. Der
statistische Fehler, der sich nach Mittelung der unter Sweeps angegebenen Anzahl von
Kurvensamples ergibt, wird in der letzten Spalte angezeigt. Die Werte sollten erst dann
abgelesen werden, wenn dieser Fehler hinreichend klein ist (
HJ
0.1 ns). Das ist in der
Regel bereits nach wenigen hundert Sweeps der Fall.
4. Der Operateur muß nun am Touch-Panel des HSI-Pultes das Eingabefenster
Energie-
messung mit Phasensonden
aufrufen (siehe Abb. 6.9), das unter den Men¨
upunkten
Diagnose Specials
zu finden ist. In die oberen drei Felder m¨
ussen die Massenzahl der
Strahlteilchen und die beiden am Oszilloskop abgelesenen Zeiten eingetragen werden.
Durch dr¨
ucken der Taste
Berechnen
wird in den unteren beiden Felder die Anzahl der
Bunche zwischen PS1 und PS2 und schließlich die Strahlenergie in MeV ausgegeben.
5. Sollte sich herausstellen, daß die grobe Energiebestimmung zu einer falschen Bunchan-
zahl f¨
uhrt (vgl. Abschnitt 6.3), kann
mit dem in der Mitte des Fensters vorhandenen
Schieber manuell ver¨
andert und die Energie erneut berechnet werden.
6.3 Ausblick
Die Flugzeitmessung der RFQ-Ausschußenergie von 1.91 MeV wurde im Verlauf verschiedener
Strahlzeiten mehrfach wiederholt. Dabei stellte sich heraus, daß die Berechnung der Bunchan-
zahl
aus der groben Teilchengeschwindigkeit
óô õ ö`÷
nicht immer zum gleichen Resultat f¨
uhrte,
sondern Schwankungen von 1 aufwies. Bei dieser Energie hat man es mit sehr schwachen Si-
gnalen zu tun, deren Amplitude nur noch einige 10 mV erreicht. Dies erkl¨
art sich aus der langen
Driftstrecke zwischen RFQ-Beschleuniger und den Phasensonden (11 bzw. 18 m), auf der kei-
ne longitudinale Fokussierung erfolgt, so daß der Strahl nahezu gleichf¨
ormig wird. Das hat zur
Folge, daß die Ablesung der Flugzeit
ñàò
6 ns in diesem Fall eine relativ hohe Ungenauig-
114
6.3. Ausblick
keit von bis zu 100 ps aufweisen kann. Dies entspricht einem relativen Fehler von 0.017.
¨
Ubertr¨
agt man dies auf das Argument von Gl. 6.11 ergibt sich mit
= 80 ein absoluter Fehler
von 1.3, was schließlich zu
ø
1 f¨
uhrt. Diese Unsicherheit in der Bunchanzahl ist ein
Problem, das bei derartigen Flugzeitmessungen aufgrund von Ablesefehlern durchaus auftreten
kann, so z.B. auch beim Phasensondensystem am UNILAC der GSI Darmstadt [51]. Will man
sich nicht darauf verlassen, eine falsch berechnete Bunchanzahl durch die auffallend starke Ab-
weichung zwischen gemessener und aufgrund der Beschleunigereinstellung erwarteter Energie
zu erkennen, muß das Signal einer weiteren Phasensonde PS4, die z.B. zwischen PS1 und PS2
installiert wird, in die Messung einbezogen werden. Nachdem die Energie mit Hilfe von PS1,
PS2 und PS3 bestimmt wurde, kann z.B. die Zeitdifferenz zwischen den Sonden PS1 und PS4
berechnet werden. Durch Vergleich mit der Messung kann dieser Wert dann ¨
uberpr¨
uft wer-
den. Stimmt das berechnete Ergebnis nicht mit dem am Oszilloskop abgelesenen Wert ¨
uberein,
muß die Bunchanzahl um Eins variiert und das Ergebnis erneut verglichen werden. Bei ¨
Uber-
einstimmung der berechneten und gemessenen Zeitdifferenzen PS1 PS4 ist die Bunchanzahl
und damit die erhaltene Energie best¨
atigt und die Messung abgeschlossen. Um einen Irrtum
in der berechneten Bunchanzahl vor allem bei kleinen Geschwindigkeiten auszuschließen, muß
die Energie bei einem System aus
drei
Phasensonden zus¨
atzlich mit einem Ablenkmagnet be-
stimmt werden. Erst durch den Einbau einer weiteren Sonde k¨
onnte darauf verzichtet werden.
115
Kapitel 6. Das Phasensonden-Meßsystem
116
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Darmstadt, 1979.
120
Anhang A
Ausleseelektronik
121
Anhang A. Ausleseelektronik
A.1 Schaltpl¨
ane
12345678
A
B
C
D
87654321
D
C
B
A
Title
Number RevisionSize
A3
Date: 17-Nov-1998 Sheet of
File: C:\Client98\Sch98\Oliver\Harfever.sch Drawn By:
Harfen I/U-Wandler
R1 5.1M
1 3
2
P1 10K
V+ 1
NC
2NC
3
IN 16 4
IN 15 5
IN 14 6
IN 13 7
IN 12 8
A 0 17
EN 18
IN 1 19
IN 2 20
IN 3 21
IN 4 22
IN 5 23
IN 6 24
IN 11 9
A 1 16
IN 10 10
A 2 15
IN 9 11
GND
12
NC
13
A 3 14
IN 7 25
IN 8 26
V- 27
OUT
28
U1
DG406EWI(28)
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP1
AD515
R17 100K
-15V
-15V
+15V
C1 1,8pF
R2 5.1M
1 3
2
P2 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP2
AD515
R18 100K
-15V
-15V
+15V
C2 1,8pF
R3 5.1M
1 3
2
P3 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP3
AD515
R19 100K
-15V
-15V
+15V
C3 1,8pF
R4 5.1M
1 3
2
P4 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP4
AD515
R20 100K
-15V
-15V
+15V
C4 1,8pF
R5 5.1M
1 3
2
P5 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP5
AD515
R21 100K
-15V
-15V
+15V
C5 1,8pF
R6 5.1M
1 3
2
P6 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP6
AD515
R22 100K
-15V
-15V
+15V
C6 1,8pF
R7 5.1M
1 3
2
P7 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP7
AD515
R23 100K
-15V
-15V
+15V
C7 1,8pF
R8 5.1M
1 3
2
P8 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP8
AD515
R24 100K
-15V
-15V
+15V
C8 1,8pF
R9 5.1M
1 3
2
P9 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP9
AD515
R25 100K
-15V
-15V
+15V
C9 1,8pF
R10 5.1M
1 3
2
P10 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP10
AD515
R26 100K
-15V
-15V
+15V
C10 1,8pF
R11 5.1M
1 3
2
P11 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP11
AD515
R27 100K
-15V
-15V
+15V
C11 1,8pF
R12 5.1M
1 3
2
P12 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP12
AD515
R28 100K
-15V
-15V
+15V
C12 1,8pF
R13 5.1M
1 3
2
P13 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP13
AD515
R29 100K
-15V
-15V
+15V
C13 1,8pF
R14 5.1M
1 3
2
P14 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP14
AD515
R30 100K
-15V
-15V
+15V
C14 1,8pF
R15 5.1M
1 3
2
P15 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP15
AD515
R31 100K
-15V
-15V
+15V
C15 1,8pF
R16 5.1M
1 3
2
P16 10K
6
2
3
7 4
5
1
V+
V-
8
Offset
Offset
Guard
OP16
AD515
R32 100K
-15V
-15V
+15V
C16 1,8pF
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
23
24
25
22
ST1
PIN25
IN1
IN2
IN3
IN4
IN5
IN6
IN7
IN8
IN9
IN10
IN11
IN12
IN13
IN14
IN15
IN16
IN1
IN2
IN3
IN4 IN5
IN6
IN7
IN8 IN9
IN10
IN11
IN12 IN13
IN14
IN15
IN16
OUT1
OUT2
OUT3
OUT4 OUT5
OUT6
OUT7
OUT8 OUT9
OUT10
OUT11
OUT12 OUT13
OUT14
OUT15
OUT16
OUT1
OUT2
OUT3
OUT4
OUT5
OUT6
OUT7
OUT8
OUT9
OUT10
OUT11
OUT12
OUT13
OUT14
OUT15
OUT16
1A
2A
3A
4A
5A
6A
7A
8A
9A
10A
11A
12A
13A
14A
15A
16A
17A
18A
19A
20A
21A
22A
23A
24A
25A
26A
27A
28A
29A
30A
31A
32A
1C
2C
3C
4C
5C
6C
7C
8C
9C
10C
11C
12C
13C
14C
15C
16C
17C
18C
19C
20C
21C
22C
23C
24C
25C
26C
27C
28C
29C
30C
31C
32C
ST2
STECK64
+15V
-15V
ENABLE
A0
A1
A2
A3
OUT
+15V-15V
A0
A1
A2
A3
A0
A1
A2
A3
ENABLE ENABLE
C33
100nf
C34
100nf
C35
100nf
C36
100nf
12
+C37
33yF 35V
12
+C38
33yF 35V
12
+C39
33yF 35V
12
+C40
33yF 35V
+15V
-15V
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH1 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH9 LF398H(8)
+15V
+15V
S/H S/H
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH2 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH10 LF398H(8)
+15V
-15V C17
100pF
+15V
1 3
2
P17
1K
+15V
S/H
S/H
R33 10K
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH3 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH11 LF398H(8)
+15V
+15V
-15V
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH4 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH12 LF398H(8)
-15V
+15V
-15V
+15V
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH5 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH13 LF398H(8)
+15V
-15V
+15V
-15V
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH6 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH14 LF398H(8)
+15V
-15V
+15V
-15V
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH7 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH15 LF398H(8)
+15V
-15V
+15V
-15V
S/H
S/H
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH8 LF398H(8)
OS ADJ 2
IN
3
LOGIC REF
7LOGIC
8OUT 5
V+ 1
V-
4
HOLD CAP 6
SH16 LF398H(8)
+15V
-15V
+15V
-15V
S/H
S/H
OUT OUT
R49 22K
-15V C18
100pF
1 3
2
P18
1K
+15V
R34 10K
R50 22K
-15V-15V C19
100pF
1 3
2
P19
1K
+15V
R35 10K
R51 22K
-15V C20
100pF
1 3
2
P20
1K
+15V
R36 10K
R52 22K
-15V C21
100pF
1 3
2
P21
1K
R37 10K
R53 22K
C22
100pF
1 3
2
P22
1K
R38 10K
R54 22K
C23
100pF
1 3
2
P23
1K
R39 10K
R55 22K
C24
100pF
1 3
2
P24
1K
R40 10K
R56 22K
+15V
+15V
+15V
+15V
C25
100pF
1 3
2
P25
1K
R41 10K
R57 22K
+15V
C26
100pF
1 3
2
P26
1K
R42 10K
R58 22K
+15V
C27
100pF
1 3
2
P27
1K
R43 10K
R59 22K
+15V
C28
100pF
1 3
2
P28
1K
R44 10K
R60 22K
+15V
C29
100pF
1 3
2
P29
1K
R45 10K
R61 22K
C30
100pF
1 3
2
P30
1K
R46 10K
R62 22K
C31
100pF
1 3
2
P31
1K
R47 10K
R63 22K
C32
100pF
1 3
2
P32
1K
R48 10K
R64 22K
+15V
+15V
+15V
+15V
C41
100nF
C42
100nF
12
+C43
33yF 35V
12
+C44
33yF 35V
Abb. A.1:
Schaltplan der Verst¨
arkerplatine.
122
A.1. Schaltpl¨
ane
1 2 3 4
A
B
C
D
4321
D
C
B
ATitle
Number RevisionSize
A4
Date: 17-Nov-1998 Sheet of
File: C:\Client98\Sch98\Oliver\Harfeein.sch Drawn By:
Harfe Treiberplatine
1A
2A
3A
4A
5A
6A
7A
8A
9A
10A
11A
12A
13A
14A
15A
16A
17A
18A
19A
20A
21A
22A
23A
24A
25A
26A
27A
28A
29A
30A
31A
32A
1C
2C
3C
4C
5C
6C
7C
8C
9C
10C
11C
12C
13C
14C
15C
16C
17C
18C
19C
20C
21C
22C
23C
24C
25C
26C
27C
28C
29C
30C
31C
32C
ST1
STECK64
OUT
ENABLE Y ENABLE Y
TRIG TRIG
A0
A1
A2
A3
XY
TRIG
A0
A1
A2
A3
XY
TRIG
+24V
+24V
-24V
-24V
+24V
+24V
-24V
-24V
Vin
1
GND
2
+5V 3
U1
LM7805CT
Vin
1
GND
2
+15V 3
U2
LM7815CT
Vin
2
GND
1
-15V 3
U3
LM7915CT
-24V -15V
+15V
-15V
+24V +15V
C1 100nF
C2 100nF
+15V VCC
C3 100nF
ENABLE YXY
ENABLE X ENABLE X
GAIN
13
2
P1 20K
+15V
R1
2k
R2
18k
-15V
87
110
34
9
2
RE1
RELAIS TQ2
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
RE2
PIN15
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
RE3
PIN15
12
+
C4
100 yF 50V
12
+
C5
100 yF 50V
1 2
+
C6
100 yF 50V
12
+C7
100 yF 50V
12
+C8
100 yF 50V
1 2
+
C9
100 yF 50V
ENABLE X
R3
300
R4
1.2K
R5
1.2K
1
J1
STECKER
1
J2
STECKER
1
J3
STECKER
1
J4
STECKER
AK
D1
VCC
AK
D2
+15V
A K
D3
-15V
GAINGAIN
AK
D4
Trigger
R6
300
VCC
1 2
U4A
74LS04
3 4
U4B
74LS04
5 6
U4C
74LS04
89
U4D
74LS04
1011
U4E
74LS04
TRIG
C10
100nF
AK
D54148
1 2
U5A
74LS04
3 4
U5B
74LS04
5 6
U5C
74LS04
89
U5D
74LS04
A0
A1
A2
A3
!A1
!A0
!A2
!A3
!A3 !A3
!A2 !A2
!A1 !A1
!A0 !A0
C11
100nF
VCC
62
3
74
5
1
V+
V-
8
Comp
BalBal OP1
HA2525
C12 15pF
4Buffer 2
51
3
V-
V+
BUF1
EL2009
Sig. Out
R7 50
-15V
+15V
R8 5K
R9
5K
1213
U4F
74LS04
R11
330
A K
D6
Verstaerkung
VCC
R10
1,5K
2
3 1
Q1
BC414 C13
100nF
C14 100nF
C15 100nF
C16
100nF
12
+
C17
6,8yF 35V
1 2
+
C18 6,8yF 35V
1 2
+
C19 6,8yF 35V
12
+
C20
6,8yF 35V
ST2
LEMO
Abb. A.2:
Schaltplan der Signaltreiberplatine.
123
Anhang A. Ausleseelektronik
1 2 3 4
A
B
C
D
4321
D
C
B
ATitle
Number RevisionSize
A4
Date: 17-Nov-1998 Sheet of
File: C:\Client98\Sch98\Oliver\Harsteu.sch Drawn By:
P0
3
P1
4
P2
5
P3
6
Q0 14
Q1 13
Q2 12
Q3 11
TC 15
CEP
7
CET
10
CLK
2
PE
9
MR
1
U1
74LS161
P0
3
P1
4
P2
5
P3
6
Q0 14
Q1 13
Q2 12
Q3 11
TC 15
CEP
7
CET
10
CLK
2
PE
9
MR
1
U2
74LS161
P0
3
P1
4
P2
5
P3
6
Q0 14
Q1 13
Q2 12
Q3 11
TC 15
CEP
7
CET
10
CLK
2
PE
9
MR
1
U3
74LS161
P0
3
P1
4
P2
5
P3
6
Q0 14
Q1 13
Q2 12
Q3 11
TC 15
CEP
7
CET
10
CLK
2
PE
9
MR
1
U4
74LS161
CLK
3
D
2
SD 4
CD
1
Q5
Q6
U5A
74LS74
CLK
11
D
12
SD 10
CD
13
Q9
Q8
U5B
74LS74
CLK
3
D
2
SD 4
CD
1
Q5
Q6
U6A
74LS74
CLK 11
D12
SD 10
CD
13
Q
9
Q
8
U6B
74LS74
1
2
3
U7A
74LS08
VCCR1
2K
Pullup
Pullup Pullup Pullup
Pullup
Pullup
Q1
QUARZ 1Mhz
R2
1K
R3
1K
C1
10nF
C2
C-VAR
2:1
5:1 5:1
CKL1
1
VCC
2
6:1
3
GND
4CKL2 5
CLR 6
5:1 7
10:1 8
IC1
7456
VCC
1 2
U8A
74LS04
3 4
U8B
74LS04
5 6
U8C
74LS04
Pullup
Pullup Pullup
8 9
U8D
74LS04
Pullup
Pullup
Dout_8
Dout_9
Dout_10
Dout_11
Dout_12
Dout_13
Dout_14
Dout_15
10 11
U8E
74LS04
Clock
1213 U8F
74LS04
12
U9A
74LS04
34
U9B
74LS04
Reset
Dready
TRIG
ST1 Trigger
1
1
2
2
3
3
ST2
PIN3
4
5
6U7B
74LS08 1
2
3U10A
74LS32
4
56
U10B
74LS32
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
ST3 PIN10
VCC
1
C
2
8
4
Hexcode
0=C-off, F=C-on
S1 HEXSCHALTON
1
C
2
8
4
Hexcode
0=C-off, F=C-on
S2 HEXSCHALTON
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
ST4 Harfst-aus1
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
ST5 Harfst-aus2
+24V
GND GND
GND
GND
GND
GND
TRIGTRIG
A0
A1
A2
A3
A0
A1
A2
A3
-24V
-24V
-24V
-24V
+24V
+24V
+24V
+24V
1
3
5
7
9
11
13
15
17
19
21
23
25
27
29
31
33
35
37
39
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
26
28
30
32
34
36
38
40
ST6 PC-connector
GAINGAIN
XYXY
A0 A1
A2 A3
XY GAIN
Reset
Dout_8 Dout_9
Dout_10 Dout_11
Dout_12 Dout_13
Dout_14 Dout_15
GND GND
GND GND
Dready
1
2
3
78 XX
SR1 7805
C3100nFC4
100nF
12
+C5
100yF 35V
12
+
C6
100yF 35V
VCC
2 x 20V~ in
A
1
B
2
CLR
3Q4
Q13
Cext
14
RCext
15 U11A
74LS123
Pullup
56 U9C
74LS04
AK
D1
Ready
VCC
R4 270
R5 270
AK
D2
Trig-Quelle
R6
10K
A K
D3 4148
12
+
C7
6,8yF 35V
VCC
~
~+-
V1
B80 C3300
~
~+-
V2
B80 C3300
-24V +24V
12
+C8
2200yF 63V
1 2
+
C9
2200yF 63V
C10
100nF
C11
100nF
Harfe PC-Steuerplatine
1 2
SI1
SICHERUNG
1 2
SI2
SICHERUNG
AK
D4
-24V
AK
D5
+24V
R7 2K R8 2K
1
1
2
2
ST7
20V~
1
1
2
2
ST8
20V~
Pwin1
Pwin2
Pwin3
Pwin4Pgleich1 Pgleich2
C12
100nF
C13
100nF
C14
100nF
C15
100nF
C16
100nF
C17
100nF
C18
100nF
C19
100nF
C20
100nF
C21
100nF
C22
100nF
C23
100nF
1
2
3U14A
74LS32
4
5
6U14B
74LS32
89
10
U14C
74LS32
Dready
CLK 3
D2
SD 4
CD
1
Q
5
Q
6
U12A
74LS74
Pullup
C24
100nF C25
100nF
C26
82pF
8 9
U9D
74LS04
AK
D6
+5V
R9 330
12
SI3
SICHERUNG
ST9
LEMO
TRIG
Abb. A.3:
Schaltplan der Steuerplatine.
124
A.2. Pinbelegungen
A.2 Pinbelegungen
Y
1
23
45
67
89
10 11
12 13
14 15
16
1
2 4
53 7 9
10
11
12
13
14
15
1686
X X
Y
Fahrrichtung der Pneumatik
Stecker 1
Stecker 2
Stecker 4
Stecker 3
Abb. A.4:
Numerierung der Gitterdr¨
ahte und Anordnung der Cannon-Stecker.
UW
e
X
b
c
djfg
h
J
K
L
M
N
S
PRABCD
E
F
G
H
aZY
V
T
Abb. A.5:
Zuordung zwischen Beschriftung und Position der Pins auf dem Rundstecker.
125
Anhang A. Ausleseelektronik
Kanal-Nr. Cannon Pin-Nr. auf Kanal-Nr. Cannon Pin-Nr. auf
X Steck. Nr. Can. Steck. Y Steck. Nr. Can. Steck.
1 1 1 1 3 1
2 1 2 2 3 2
3 1 3 3 3 3
4 1 4 4 3 4
5 1 5 5 3 5
6 1 6 6 3 6
7 1 7 7 3 7
8 1 8 8 3 8
9 2 1 9 4 1
10 2 2 10 4 2
11 2 3 11 4 3
12 2 4 12 4 4
13 2 5 13 4 5
14 2 6 14 4 6
15 2 7 15 4 7
16 2 8 16 4 8
Tab. A.1:
Anschlußbelegung der Gitterdr¨
ahte an die vier Cannon-Stecker.
126
A.2. Pinbelegungen
Kanal Nr. Pin-Bez. auf Kanal Nr. Pin-Bez. auf
X Rundsteck. Y Rundsteck.
1 a 1 A
2 b 2 B
3 c 3 C
4 d 4 D
5 e 5 E
6 f 6 F
7 g 7 G
8 h 8 H
9 j 9 J
10 T 10 K
11 U 11 L
12 V 12 M
13 W 13 N
14 X 14 P
15 Y 15 R
16 Z 16 S
Tab. A.2:
Pinbelegung der Vakuumdurchf¨
uhrung (32-poligen Rundstecker) beim Profilgitter.
127
Anhang A. Ausleseelektronik
Pin Nr. Belegung
1 Analog Eingang 1
2 Analog Eingang 2
3 Analog Eingang 3
4 Analog Eingang 4
5 Analog Eingang 5
6 Analog Eingang 6
7 Analog Eingang 7
8 Analog Eingang 8
9 Analog Eingang 9
10 Analog Eingang 10
11 Analog Eingang 11
12 Analog Eingang 12
13 Analog Eingang 14
15 Analog Eingang 15
16 Analog Eingang 16
19 Masse
Tab. A.3:
Belegung der 25-Pol Frontstecker der Verst¨
arkerplatinen.
128
A.2. Pinbelegungen
Pin Nr. Belegung
1 Analog Ausgang
2 -15 V
3 Masse
4 +15 V
11 Enable (MUX Pin 18)
12 Adressauswahl 1
13 Adressauswahl 2
14 Adressauswahl 4
15 Adressauswahl 8
32 Schirm/Geh¨
ause
Tab. A.4:
Belegung der 64-Pol Endstecker der Verst¨
arkerplatinen.
129
Anhang A. Ausleseelektronik
Kanal Nr. Pin-Bez. auf Kanal Nr. Pin-Bez. auf
X bzw. Y Rundsteck. X bzw. Y Rundsteck.
1 a 17 A
2 b 18 B
3 c 19 C
4 d 20 D
5 e 21 E
6 f 22 F
7 g 23 G
8 h 24 H
9 j 25 J
10 T 26 K
11 U 27 L
12 V 28 M
13 W 29 N
14 X 30 P
15 Y 31 R
16 Z 32 S
Tab. A.5:
Pinbelegung der Vakuumdurchf¨
uhrung (32-poligen Rundstecker) beim Restgasmonitor.
130
Anhang B
Konstruktionszeichnungen
B.1 Restgasmonitor
1
49
60
111.5
7 46
Maßstab: 1:1
Vorderansicht
Restgasmonitor
1
55
13
Abb. B.1:
Der zusammengebaute Restgasmonitor von vorne betrachtet.
131
Anhang B. Konstruktionszeichnungen
Restgasmonitor
Seitenansicht
Maßstab: 1:1
111.513 1
49
55
1
7127
Abb. B.2:
Die Seitenansicht des zusammengebauten Restgasmonitors.
132
B.1. Restgasmonitor
3.1
Restgasmonitor
HV-Elektrode
Material: Edelstahl, 1 mm
Maßstab: 1:1
60
R3.5
120
127
53
Abb. B.3:
Hochspannungselektrode des Restgasmonitors.
133
Anhang B. Konstruktionszeichnungen
3.1
3.2
4
10
M2.5
120
127
53
60
R3.5
Restgasmonitor
Befestigungsplatte
Material: Edelstahl, 1 mm
Maßstab: 1:1
4
35
24
8
63.5
20
20
Abb. B.4:
Befestigungsplatte des Restgasmonitors.
134
B.1. Restgasmonitor
MMMMMMM
MMMMMMM
MMMMMMM
MMMMMMM
MMMMMMM
MMMMMMM
NNNNNNN
NNNNNNN
NNNNNNN
NNNNNNN
NNNNNNN
NNNNNNN
Restgasmonitor
Befestigungszylinder
Material: Edelstahl
Maßstab: 1:1
OOO
OOO
OOO
PPP
PPP
PPP
QQQ
QQQ
QQQ
RRR
RRR
RRR
SSS
SSS
SSS
SSS
SSS
SSS
SSS
TTT
TTT
TTT
TTT
TTT
TTT
TTT
UUU
UUU
UUU
UUU
UUU
UUU
UUU
VVV
VVV
VVV
VVV
VVV
VVV
VVV
34
20
M3
M3
20
28
12
8
42
Abb. B.5:
Befestigungszylinder des Restgasmonitors.
135
Anhang B. Konstruktionszeichnungen
WWWW
WWWW
WWWW
WWWW
WWWW
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XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
XXX
1
Restgasmonitor
Isolationsrohr, Typ A
Material: PEEK
Maßstab: 1:1
17
7
4.5
5
M3
M3
5.5
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
YYYY
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
ZZZZ
Maßstab: 1:1
7
1
Restgasmonitor
11.5
Isolationsrohr, Typ B
Material: PEEK
5.8
M3
Abb. B.6:
Isolationsrohre zwischen den Streifenelektroden.
136
B.1. Restgasmonitor
geschweißt
Bendix Stecker,
weich gelötet
HV Durchführung,
Flansch für Restgasmonitor
180 (DN 160)
35 35
29,5
5
20
11
M3
Abb. B.7:
Edelstahlflansch (DN 160) des Restgasmonitors mit den Bohrungen f¨
ur die Hochspannungs-
und Signaldurchf¨
uhrung.
137
Anhang B. Konstruktionszeichnungen
B.2 Strahltransformator
Abb. B.8:
Befestigung: ¨
Ubersicht.
138
Index
Abbildungselektrode, 57
Abtast-Halte-Schaltung, 33
Afterglow-Effekt, 54
Akzeptanz, 21
Bahn
zentrale, 9
Bayard-Alpert-Manometer, 69
Bunch, 14
CCD-Kamera, 19
CHORDIS, 4
Coulomb-Explosion-Imaging, 3
Courant, 12
CW-Strahl, 14
DC-Strahl, 14
Draht-scanner, 23
ECR-Quelle, 4
Elektroden
feldformende, 56
Emittanz
horizontale, 21
longitudinale, 21
normierte, 21
vertikale, 21
Energieakzeptanz, 12
Erfassungszeit, 34
Ersatzfeldl¨
ange
homogene, 64
EZR-Quelle, 4
Faraday Cup
gek¨
uhlt
indirekt, 16
Faraday-Cup, 15
gek¨
uhlt
direkt, 16
strahlungsgek¨
uhlt, 16
wassergek¨
uhlt, 16
Finite-Integrations-Theorie, 92
full-width at half maximum, 17
Gaußscher Satz, 101
Gausscher Satz, 85
Geschwindigkeitsverteilung
Maxwellsche, 81
Gl¨
uhkathoden-Ionisationsmanometer, 69
Gleichverteilungssatz, 82
Halbwertsbreite, 17
Haltezeit, 34
Harfe, 23
Herzogblenden, 64
Hochstrominjektor, 4
HSI, 4
I-U-Wandler, 32
Ionisation
dissoziative, 68
nichtdissoziative, 68
Ionisationsquerschnitt
totaler, 69
139
INDEX
Kaltkathoden-Ionisationsmanometer, 69
least squares fit, 73
Leuchttarget, 18
MAFIA, 64, 92
MCP, 56
Methode der kleinsten Quadrate, 73
Microstrip, 105
Mikrokanalplatte, 56
Multiplexer, 36
Nachbeschleuniger, 3
Ohmsches Gesetz, 32
Peakstrom, 14
PEEK, 63
Penning-Manometer, 69
Phasenabweichung
maximale, 12
Phasenellipse, 12
Phasensonde, 101
Profilgitter, 23
Reed-Kontakt, 62
Restgasmonitor, 55
Justierung, 65
RFQ, 4
Sample-and-Hold-Schaltung, 33
Schutzrohrkontakt, 62
Sekund¨
arelektronen-Ausbeute, 49
Separatrix, 12
Siebenspaltresonator, 4
Snyder, 12
Sollbahn, 9
Sollphase, 10
Sollteilchen, 9
sputtering, 48
Steerer, 15
Stefan-Boltzmann-Gesetz, 45
Steuermodul, 38
Stoßparameter
minimaler effektiver, 83
Strahl
kontinuierlicher, 14
Strahlbreite, 17
Strahldiagnose, 9
Strahleinh¨
ullende, 17
Strahlenveloppe, 17
Strahlhalo, 17
Strahlprofil, 17
Strahlprofilgitter, 23
Strahlradius, 17
Strahlstrom, 14
Streifenelektroden, 56
Streifenleiter, 105
Synchrotronschwingung, 12
Szintillator, 18
Tastverh¨
altnis, 14
Teilchendichte, 69
Teilchenstrom, 14
Testspeicherring, 3
Transmission, 15
eines Strahlprofilgitters, 42
TSR, 3
TTL-Signal, 33
Verst¨
arker
nichtinvertierender, 36
Verst¨
arkermodul, 32
Zerst¨
aubungsrate, 48
Zwei-Sigma-Definition, 17
140
