Multi-stage cavity cyclotron resonance accelerator

【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は荷電粒子加速器、特に実質上効率を増加するため、多数の空洞段を有し、それらの各段を横切って均一な磁界を有するサイクロトロン共鳴加速器に関する。
【０００２】
【従来の技術】
静止質量エネルギの約２または３倍に等しいエネルギを有する粒子を発生する荷電粒子加速器には幾つかの応用が存在する。 例えば電子（０．５１１ＭｅＶに等しい静止質量）は百万ボルトで加速されるとき、岩石の密度、即ちその岩石がオイルを含むのに十分多孔であるか否かを決定するのに重要な特性を決定するための適切なエネルギを有するＸ線を発生する。 百万乃至数百万電子ボルトはまた例えば大腸菌、サルモネラ菌、リステリア菌汚染を安全にするために食料の殺菌に使用されるＸ線に適切なエネルギである。 陽子（９３８ＭｅＶに等しい静止質量）は約１０億ボルトまで加速されるとき、これらが鉛、水銀またはタングステン等の重金属の核に衝突するとき中性子を発生する大きい断面を有する。 これらの中性子は臨界未満のリアクタを駆動することができる。 このような臨界未満のリアクタは分裂しやすい核燃料をさらに効率的に使用し、長寿命のアクチニドを消費し、したがって通常のリアクタの廃物に関する地質的（ｇｅｏｌｏｇｉｃ）保管問題を減少する。 これらの加速器応用では、Ｘ線管をイメージする場合のように粒子ビームを小さいスポットに焦点を結ばせることは重要ではない。 これらの応用では、拡散衝撃ゾーンは、他の方法では困難な熱問題の解決を容易にするので有効である。
【０００３】
高エネルギの装置では、サイクロトロン放射により損失が減少されるので、線形加速が便利である。 高い電流の装置では、各空洞におけるビームの負荷は空洞材料の電気抵抗による空洞中の損失と比較して大きいので線形加速器が有効である。 これは空洞損失が高電流ビームパルス間のＲＦパワーの同調をオフにすることにより最小にされるパルス動作する装置では特に真実である。 低発散の良好に焦点を結んだビームについて要求が存在する連続的な電流を使用する装置では、ビーム負荷は非常に小さいので、超伝導空洞が空洞損失の問題を解決するために使用されなければならない。 別な方法では、ビームが同一の空洞を多数回軌道周回する円形の装置は、ビーム負荷が損失に関して、空洞を通過するビームの回数にほぼ比例して増加されるのでさらに効率的である。 円形の装置についての問題は、サイクロトロン周波数が粒子の相対論的質量がエネルギにより変化するときに変化することである。 通常、粒子は加速電圧の周波数が磁界中の粒子の相対論的なサイクロトロン周波数よりも低い限り加速される。 粒子がエネルギを獲得するとき、相対論的なサイクロトロン周波数は“加速”電圧の周波数よりも下に落ち、粒子はその幾らかのエネルギを“加速”電界へ戻す。
【０００４】
１９４５年、ソビエトのＶｅｋｓｌｅｒ と、この国のＭｃＭｉｌｌａｎは、相対論的粒子が“バンチ”し、加速電圧の位相に関して安定の状態である傾向があることを指摘した。 したがって、通常のサイクロトロン中のエネルギによるサイクロトロン周波数が変化することにより課されるエネルギの限定はシンクロサイクロトロンまたはシンクロトロンでそれぞれ行われるように加速電圧の周波数または磁界を変化することにより対処されることができる。 これらの変化が十分ゆっくりと行われるならば、荷電粒子は周波数が低下され、または磁界が増加されると、エネルギを獲得する。 このようなビームは連続的ではなく、代わりに所望のエネルギが到達された後に装置から抽出される。
【０００５】
１９５８年および１９５９年に、Ｔｗｉｓｓ 、Ｇａｐｏｎｏｖ 、Ｓｃｈｎｅｉｄｅｒ は、横方向のＲＦ電界と、一定の軸的な磁界で螺旋形通路に沿って進行する電子が相対論的な質量の変化のメカニズムにより方位角的にバンチされることを認識した。 これらはまたサイクロトロン周波数に近い周波数で放射する。 この相互作用は時には、“サイクロトロン共鳴メーザー”（ＣＲＭ）不安定性と呼ばれる。 イェール大学の共同発明者のＨｉｒｓｈｆｉｅｌｄおよびＷａｃｈｔｅｌ はＣＲＭ不安定性を観察し、その特性を計算した。 ＣＲＭ不安定性を、電子に対する軸方向運動の付加によるシンクロトロン加速の逆数として考えることが恐らく正解である。 ＪｏｒｙおよびＴｒｉｖｅｌｐｉｅｃｅ はＴＥ _１１１ 円形導波管空洞の軸に沿って伝導する１０００ボルトのエネルギを有する電子を主として周囲方向を向く運動量を有する５００，０００ボルトのエネルギに加速した。 彼等は高次のモードをサポートする別の円形導波管でミリメートル波長の放射を発生するためにこれらの電子を使用した。
【０００６】
さらに最近、Ｈｉｒｓｈｆｉｅｌｄはさらに精巧な逆ＣＲＭ加速器を構成した。 彼は磁界がＴＥ _１１モードをサポートする導波管の軸に沿って増加する点を除いて前述の装置１に類似した電子加速器を構成し、それによってドップラシフトされたＲＦ電界は相対論的サイクロトロン周波数との同期を維持した。 この種類の装置はサイクロトロン自動共鳴加速器（ＣＡＲＡ）と呼ばれる。 ＷａｎｇおよびＨｉｒｓｈｆｉｅｌｄは静止磁界と高周波電磁界の荷電粒子の動きをシミュレートするのに必要なコンピュータコードを開発した。 ＨｉｒｓｈｆｉｅｌｄおよびＬａＰｏｉｎｔｅは最初に電子のＣＡＲＡを試みた。 結果は、静止質量エネルギの２倍に等しいエネルギが実現可能なフィールド強度により到達されるが、効率はたいしたことはないことを示した。 陽子についてのシミュレートは非常に残念な結果であった。 陽子の粒子はミラーリングが生じる前に磁界中で非常にわずかの軌道しか作らなかった。 ＣＡＲＡの軸方向磁界は軸方向の距離と共に増加するので、放射状の磁界が存在しなければならない。 これは粒子の角速度と相互作用し、結果的にはビームを停止し、これを軸に沿って送り返す。 陽子に対するＣＡＲＡでは、空洞中の電界と結果的な損失が非常に高くないならば、陽子は所望のエネルギに近いものを得るのに十分な軌道を作る前に停止することが分かった。
【０００７】
【発明が解決しようとする課題】
したがって、既知のサイクロトロン自動共鳴加速器の失速問題がなく、高い効率でその静止質量の少なくとも２倍に等しいエネルギに粒子を加速できる加速器を提供することが有効である。
【０００８】
【課題を解決するための手段】
本発明の考察にしたがって、高電流、高勾配、高効率、多段の空洞サイクロトロン共鳴加速器（ＭＣＣＲＡ）は室温の空洞で２０ＭｅＶ／ｍを超える加速勾配で、５０ＭｅＶ／段を超えるエネルギ利得を提供する。
【０００９】
多段空洞のサイクロトロン共鳴加速器は、荷電粒子ソースと、複数のエンドツーエンド回転モード室温空洞と、ソレノイドコイルとを含んでいる。 ソレノイドコイルは空洞を包囲し、空洞を通り抜ける実質上均一な磁界を提供する。 特に、ＭＣＣＲＡには加速電界のＲＦよりも少し高いサイクロトロン周波数を発生するのに十分な一定の磁界が与えられる。 それぞれ空洞に結合されている複数の入力フィードも設けられる。 本発明の実施形態によれば、第１の空洞からのビームはカットオフドリフト管を通過し、依然として低い無線周波数電界をサポートする空洞でさらに加速される。 この実施形態は１００ｍＡよりも大きい電流を有する陽子ビームを生成する。 単一の空洞は無線周波数エネルギの約７０％をビームへ転送する。 一定または長さに沿って僅かに減少する静磁界を使用し、空洞中のビームの局部的な相対論的サイクロトン周波数よりもそれぞれやや低い漸進的に低い周波数で動作する空洞間のカットオフドリフト管を使用する多数の空洞の加速器は非常に効率的でコンパクトで連続的に動作する中間程度のエネルギの加速器を与える。
【００１０】
増加した磁界は軸的な運動量の不所望な損失および失速につながるので、加速器の磁界は全ての段を横切って実質上均一であり、減少した磁界は軌道半径の管理できない程度の増加につながる。 加速器の連続的に配置された空洞段は粒子の質量が増加するときに近似的な共鳴を維持するように連続的に低いＲＦ周波数で動作する。 本発明の１実施形態では、漸進的に低い周波数は差周波数に対応する実質上等しいインクリメントで減少するように選択される。 荷電粒子は異なる周波数に対応してパルスで放射される。
【００１１】
多段空洞のサイクロトロン共鳴加速器（ＭＣＣＲＡ）のさらに完全な理解は好ましい実施形態の以下の詳細な説明を考慮することによりその付加的な利点および目的の実現と同様に当業者に与えられよう。 最初に添付図面を参照にして簡単に説明する。
【００１２】
【発明の実施の形態】
本発明は、高電流で、高勾配で、高効率の、多段空洞のサイクロトロン共鳴加速器（ＭＣＣＲＡ）に関する。 ＭＣＣＲＡは２０ＭｅＶ／ｍを超える加速勾配で５０ＭｅＶ／段を超えるエネルギ利得を与える。 １００ｍＡを超えて加速された電流はマイクロバンチのない十分な多マイクロ秒を超えるパルスを得ることができる。 加速はサイクロトロン共鳴により与えられ、したがって強力な静止磁界が必要とされる。
【００１３】
多段の高勾配の空洞の陽子加速器の１つの例示的なＲＦ構造が図１に示されている。 加速器はイオンソース１、エンドツーエンドＴＥ _１１１ 回転モード室温空洞２、３およびソレノイドコイル４を含んでいる。 入力フィード６、７は空洞２、３にそれぞれ結合されている。 ソレノイドコイル４は空洞２、３を通抜ける実質上均一な磁界を与える。 ＤＣ電圧電源８は数キロボルト程度の加速電圧をイオンソース１へ与える。 加速器中の磁界は、増加する磁界が軸方向の運動量の不所望な損失と失速につながり、一方、減少する磁界は荷電粒子の軌道半径の管理できない程度の増加につながるので、全ての段を横切って実質上均一でなければならない。 図１で示されている加速器は説明を容易にするために簡単にされており、実際の加速器は図面で示されている２段よりも多数の空洞段を有してもよいことを認識すべきである。
【００１４】
本発明の１実施形態では、第１の空洞２は１００ＭＨｚ（ｆ _１ ）で１０ＭＷのＲＦパワーで駆動され、第２の空洞３はそれぞれの入力フィード６、７により９４ＭＨｚ（ｆ _２ ）で７．７ＭＷで駆動される。 加速器の連続的に配置された空洞段は粒子質量が増加するときに近似する共鳴を維持するために連続的に低いＲＦ周波数で動作することが重要である。 １０ｋｅＶから１ＧｅＶへの粒子の加速は約２の係数の最初と最後の空洞状態間の集合周波数の減少を必要とする。 この周波数の減少はシンクロトロンに対する典型的な一時的に増加する周波数変化に対して反対であり、その場合に磁界も増加する。
【００１５】
本発明の実施形態では、第１の空洞に対して負荷されていない（即ちオーム性および外部）およびビーム負荷された品質係数はＱ _０ ＝１００，０００およびＱ _Ｌ ＝３０，０００であり、一方、第２の空洞では、これらはＱ _０ ＝１００，０００およびＱ _Ｌ ＝１７，０００である。 これらの値は入射ＲＦパワーの７０％が第１の空洞２中で陽子ビームにより吸収され、８３％が第２の空洞３中で陽子ビームで吸収されることを示している。 第２の段の後のビームパワーは１３．４ＭＷである。 ６７．０ｋＧの均一な磁界は両空洞を通り抜ける。 注入された陽子ビームエネルギは１０ｋｅＶであり、最終的な陽子エネルギは１１４．０ＭｅＶであり、陽子電流は１１７．６ｍＡである。 この説明の目的ではビームはゼロの開始放射とゼロの開始エネルギ拡散を有すると仮定している。 ビームをシミュレートするための１６の計算粒子は１００ＭＨｚにおける２サイクルにわたるπ／４のＲＦ位相期間と、２０ナノ秒のパルス幅に対応して１．２５ナノ秒の時間間隔で注入される。 注入された粒子はゼロの開始放射座標を有する。
【００１６】
第１の空洞に沿った平均エネルギ利得と軸方向速度の変化の経歴が軸方向ガイド磁界の３つの値Ｂ _Ｚ ＝６６．８、６７．０、６７．２ｋＧについて図２に示されている。 ＜γ＞＝１＋（／Ｕ）［ＭｅＶ］／９３８と、平均軸速度＜Ｂ _Ｚ ＞＝（／ｖ _Ｚ ）／ｃの単位における平均陽子エネルギの計算された変化が第１の空洞内の軸方向座標ｚの関数として示されている。 本文で説明したようにパラメータと、Ｂフィールドの３つの値についての例が示されている。 第１の空洞は半径１１０ｃｍを有し、空洞（ｚ＝２５０ｃｍ）の後端部におけるエネルギ利得は６７．０ｋＧで最大であり、空洞内の軸方向速度の減少は６７．２ｋＧの場合程、厳格ではない。 さらにＢ _Ｚ の増加は軸方向速度の符号の反転、即ち粒子の反射につながることが発見されている。 この失速効果はポンデロモーティブの軸方向の力によるものであり、これは陽子軌道の正確な詳細に明白に基づいている。 Ｂ _Ｚ ＝６７．０ｋＧでは、軸方向速度の小さい一時的な減少だけによる実質的なエネルギ利得（／Ｕ）−（／Ｕ _０ ）＝５９．５ＭｅＶ（γ＝１．０６３）が空洞の通過中に発見され、ここで（／Ｕ）および（／Ｕ _０ ）はそれぞれ最後および最初の陽子エネルギの集合平均である。 陽子のサイクロトロン周波数はこの段ではＲＦ周波数の９４％よりも下に低下するので、ｚ＞２００ｃｍに対しては粒子エネルギの小さい減少は過剰な位相スリップによるものである。 第１の空洞中の平均加速勾配は２３．８ＭｅＶ／ｍである。 １１７．６ｍＡのビーム電流では、第１の空洞の効率は７０％である。 陽子は多数のジャイレーションを生成し、回転ＲＦ電界とほぼ平行して移動する長い通路をたどるので、強力な軸方向加速勾配が可能である。 この例では、陽子は第１の空洞中で約４８回転を実行し、最終的に約１７ｃｍのジャイレーション半径に到達する。 均一な磁界を有するＴＥ _１１１ 空洞における陽子のこの急速で効率的なサイクロトロン共鳴加速は、数百ＫｅＶによる加速の証拠を示したＪｏｒｙとＴｒｉｖｅｌｐｉｅｃｅ により電子で報告されたものと類似した結果を示している。
【００１７】
図３のａは縦続的に動作する２つの例示的な空洞のエネルギ利得および軸方向速度を示している。 ９４ＧＨｚで動作する第２の空洞は１１０ｃｍの半径と３０２ｃｍの長さを有している。 （開始時に計算された）第１と第２の空洞中のフィールド間の相対的な位相差は０．７０πに設定され、その値は第２の空洞でエネルギ利得を最大にすることが発見されている。 この位相差は最大のエネルギ利得のためにジャイレーション陽子が回転ＲＦ電界にほぼ平行に整列された速度ベクトルで第２の空洞に入ることを可能にする。 図３のａから、２つの空洞のエネルギ利得は共に１１３．９６ＭｅＶ（γ＝１．１２１５）に到達し、軸方向速度は第２の空洞を通じてほとんど一定の状態であることが分かる。 ビーム負荷されたＱ（１７，０００）とＲＦ駆動パワー（７．７ＭＷ）は第１の空洞と同じ電流（１１７，６ｍＡ）に適合するように調節された。 陽子は第２の空洞で約４３回転を実行し、最終的に約２２ｃｍのジャイレーション半径に到達する。 両空洞の平均加速勾配は２０．７ＭｅＶ／ｍである。 図３のｂおよびｃは加速期間中の単一陽子の軌道の横方向（ｘ−ｙ）と縦方向（ｘ−ｚ）平面の投影を示している。 特に、図３のｂは図３のａのように加速を受ける陽子の軌道の横方向の平面の投影を示している。 図３のｃは図３のａおよびｂのように加速を受ける陽子の軌道の縦方向の平面の投影を示している。 陽子は加速期間に約９０回転を行う。
【００１８】
陽子の加速について前述した例で示されている同一の原理は他の荷電粒子種、即ち電子、ミューオン、または重イオンの加速にも応用されることができる。 ミューオン加速器の現在最も大きな問題を考慮すると、本発明の代わりの実施形態は強力な均一磁界の空洞を使用してサイクロトロン共鳴でミューオン加速を行うことができる。 図４は以下のパラメータに対する均一な６７．０ｋＧのＢフィールド中の２つの空洞の１例を示している。
第１の空洞：ｆ＝８５０ＭＨｚ、Ｐ＝１０ＭＷ、Ｑ _０ ＝４０．０００、Ｑ _Ｌ ＝２０，０００、Ｒ＝１３ｃｍ、Ｌ＝２９ｃｍ；
第２の空洞：ｆ＝７００ＭＨｚ、Ｐ＝４．０ＭＷ、Ｑ _０ ＝４０．０００、Ｑ _Ｌ ＝１０，０００、Ｒ＝１５ｃｍ、Ｌ＝３９ｃｍ
第１の空洞中の加速は１０ＫｅＶから２３．２４ＭｅＶへであり、第２の空洞では３７．１ＭｅＶへ加速される。 ビーム電流は２１５ｍＡであり、最大の軌道半径は３．８ｃｍであり、平均加速勾配は５４．４ＭｅＶ／ｍであり、全体的な効率は５７％である。 これらの値は通常のミューロン線形加速器と比較して好ましい。
【００１９】
図２−４で示されている陽子加速器の第１の２つの段の例の１００ＭＨｚと９４ＭＨｚのＴＥ _１１１ 空洞は直径２２０ｃｍを有し、最大の陽子軌道直径は３４ｃｍと４４ｃｍである。 少なくともこれらの第１の段では、ほとんどの空洞の容積は陽子ビームにより横断されないが、周囲のソレノイドコイルからの磁束線で透過される。 必要とされる６７ｋＧのサイクロ磁石は（図１で示されているようにＲＦフィードの空間を可能にするために）恐らく室温で２４０ｃｍの口径を必要とする。 これは恐らく現在の技術的水準内のものであるが、この口径を減少することは非常に望ましいことである。
【００２０】
図５で示されている第１の別の実施形態では、空洞の直径は厚い同軸誘電ライナ９、１０の形態の誘電体負荷を使用することによって減少される。 ＨＥＭ _１１モードの分散関係の解析では、例えば内部の真空穴のＴＥ _１１状のフィールドを有する１００ＭＨｚ空洞が非常に減少した全体的な直径を有することを示した。 アルミナ誘電体（ε＝９．６）と、４０ｃｍの穴の直径と２５０ｃｍの空洞の長さでは、外部直径は約８４ｃｍである。 共振周波数が減少し、それらの穴の直径がジャイレーションビームの増加した半径に適合するために増加するとき、連続的に配置された空洞は勿論大きくなる。 高パワーの空洞構造内にアルミナが存在することによる欠点は、これが故障問題を生じることであり、このような大きいアルミナ素子の大きい重量と価格も不都合である。
【００２１】
図６で示されている第２の別の実施形態では、厚い半径方向の翼６２が容量性負荷を与える空洞で使用され、それによって所望のダイポールモードに対するカットオフ周波数を減少させる。 対称垂直軸に沿って切断された後の構造の１／２だけが図６に示されていることに注意すべきである。 ４つの対称翼が使用されるとき、２つのダイポールモードは相互に関して９０°時間および空間位相がずれている。 回転（即ち円偏波された）フィールドを得るために、これらの２つのダイポールモードは時間象限で励起される。 この構造は無線周波数二重双極子（ＲＦＤＤ）と呼ばれることができる。 ＲＦＤＤ構造の簡単な例はＨＦＳＳ構造のシミュレーションコードを使用して解析され、その結果は図６に示され構成されている。 極子モードの電界線は軸近くではほぼ均一であることが認められる。
【００２２】
図６に示されているＲＦＤＤ構造では、外部直径１３０ｃｍ、リッジ幅１５ｃｍ、対向するリッジ間の中心ギャップ３０ｃｍを有し、双極子モードのカットオフ周波数は７３．８ＭＨｚであることが発見され、一方、四極子モードのカットオフ周波数は７８．９７ＭＨｚであることが発見された。 したがって、長さ２２２ｃｍのＲＦＤＤ構造のセクションは１００ＭＨｚの双極子共鳴周波数と、１０４ＭＨｚの四極子共鳴周波数を有する。 １，０００−１０，０００程度のＱ _Ｌ での動作はしたがってビームによりあまり四極子モードに結合せずに双極子モードで純粋に可能にされる。 簡単なＴＥ _１１１ 円筒形空洞よりも著しく小さい外部直径を有する陽子サイクロトロン加速器の空洞に対して全ての金属構造の装置を開発する可能性を説明するためにこの理想的な例が示されている。 ＲＦＤＤ構造の解析がさらに進められ、それには翼の形状を最適にし、表面の磁界強度を減少するため鋭角の角を丸くし、時間象限で両者の縮退双極子モードを励起するために入力結合を与えることが含まれていることが予測される。 ＲＦＤＤに基づいて２空洞構造の最適化された設計では、セル中の粒子のシミュレーションコードＫＡＲＡＴを使用して、構造の実際のＲＦフィールド中の陽子加速の研究を実行することも目的としている。 最適化された構造が一度発見されると、コールド試験モデルが組立てられ、設計を確実にするための実験的な試験を行うためにＳバンドにスケールされる。
【００２３】
前述したように、陽子は１つのＴＥ _１１１ 空洞から次の空洞へドリフトするが、与えられた軸方向磁界は均一で実効的な陽子質量が増加しているので、累積的な加速を行うように連続的に配置された空洞は低い共鳴周波数をもたなければならない。 陽子の単一の狭いバンチ（集群）では、各空洞中のフィールドの位相が適切に調節されるならば、空洞の縦続を通しての加速を想像することは難しくはない。 特に陽子のバンチが各空洞に到着するとき、回転するＴＥ _１１１ モードの電気ベクトルの方向が陽子のモーメントに平行であるならば最大加速が実現される。 しかしながら、陽子バンチ列の均一な加速は、全てのバンチが縦続を進行するときに同一の経歴を有することを確実にするように連続的に配置された空洞の異なる周波数の位相が賢明に配列される場合のみ生じる。
【００２４】
本発明の別の実施形態では、空洞周波数は等しいインクリメントで減少するように整列される。 例えば周波数の減少インクリメントは５ＭＨｚに選択され、空洞周波数は１００、９５、９０、８５…５０ＭＨｚであるように選択されてもよい。 陽子ビームは連続する空洞間で差周波数（例えば５ＭＨｚ）でパルス付勢され、それによって陽子のバンチは一時に各空洞に入り、ここでは空洞の電磁界がある方法で整列される。 特に、各空洞中のフィールドの最初の位相はしたがって最適化された累積的加速を第１の陽子バンチに与えるように整列されてもよい。 連続的なバンチが差周波数の逆数（例えば５ ^−１ ＭＨｚまたは２００ナノ秒）に対応した時間インターバルで注入されるならば、各バンチにより見られるフィールドは第１のバンチにより見られるフィールドと同一である。 これは各２００ナノ秒のインターバル後、それぞれの空洞中のフィールドが正確に２０、１９、１８、１７、１６…１０サイクルだけ前進されており、したがって第１のバンチにより見られるシーケンスを再構成するからである。 この例にしたがって正確な再構成は２００ナノ秒のインターバルでのみ行われるので、有限幅のバンチ中の陽子は僅かに異なる加速経歴を経験し、バンチの有限エネルギ拡散につながる。 連続的に配置された空洞間の平均位相差を慎重に選択することによってこの拡散を最小にできると予測される。 さらに、位相の集中させることができる。 これらの点では、空洞の縦続は通常のＲＦ線形加速器、すなわちリニアックのように電磁界からのエネルギにより粒子を直線で推進することによって高いエネルギレベルの粒子ビームを発生させる線形加速器と共通した特徴を有している。
【００２５】
空洞が所望の周波数間隔を維持するために、所定のビーム電流に対して各空洞に与えられるパワー量を制御することが重要である。 図７は前述の例で説明したように間隔を隔てられた空洞周波数を有する１１の空洞加速器のパワーの計算を示した表である。 各空洞では、表は最初および最終の陽子エネルギ（γ）、陽子速度（β）、ビーム負荷、総ビームパワー、軌道半径を示している。 この表で明白にされるビームパワーレベルで、サイクロトロン周波数は装置内の任意の点での空洞周波数に最も近い。
【００２６】
図８は有限の陽子バンチ幅の影響を示している。 第１の空洞内で、加速は注入時間と独立している。 しかし、第２の空洞の加速が位相に依存するために、エネルギ拡散はパルス幅と共に増加する。 この例では、１００ＭＨｚの第１の空洞に対するパラメータは図２−３のｃに関して前述されたものと同様である。 ９４ＭＨｚにおける第２の空洞では、Ｑ _Ｌ と最終的な平均ビームエネルギの小さい変化を除いてパラメータも記載されている。 ５、１０、２０ナノ秒の例に対しては、Ｑ _Ｌ はそれぞれ１３，２００、１３，６００、１７，０００であり、最終的な平均ビームエネルギはそれぞれ１１６．２、１１６．０、１１４．０ＭｅＶである。 ２つの空洞中のフィールド間の相対的な開始位相差は０．７０πである。 ５ナノ秒の場合、最終的なエネルギ拡散は約２％である。
【００２７】
図９は、ビームエネルギ拡散における相対的な位相差の影響を示している。 ５ナノ秒のパルス幅（即ち３％のデューティ係数）では、ビームｒｍｓエネルギ拡散の加速経歴とエボリューションが相対的な位相シフトの３つの値、即ち０．６５π、０．７０π、０．７５πについて示されている。 約０．７％の最終的なｒｍｓエネルギ拡散は０．７５πの場合に見られ、これは０．７０πの場合よりもほぼ３の係数だけ低いことが分かる。 第２の空洞のＱ _Ｌ はそれぞれ１６．５００、１３．２００、１１．６００であり、最終的な平均ビームエネルギはそれぞれ１１４．２、１１６．２、１１７．３ＭｅＶである。 約５００ｃｍの軸の長さｚの後にエネルギ拡散が顕著に減少し、最小の拡散が最大の最終エネルギに付随することは、縦方向の位相の焦点結びが発生していることを強く示唆している。 この現象は空洞間の相対的な位相の小さい変化に敏感である。
【００２８】
加速中のバンチ形状を示すことも有益である。 図３のｂとｃは典型的な陽子の軌道を示しているが、有限の長さのバンチの荷電粒子の瞬間的な分布は、連続的な陽子の軌道がＲＦ周波数のｘ−ｙ平面で回転されるので、この曲線に沿って位置しない。 例示のため、図１０のａおよびｂは、バンチのヘッドが第１の空洞の最後（ｚ＝２４９．０６ｃｍ）に到達する瞬間（即ち注入後６７１．５ナノ秒）に５ナノ秒の長さのバンチ（ｂｕｎｃｈ ）を有する軸に注入された１６の陽子のｘ−ｚとｙ−ｚ平面の位置を示している。 粒子は約４．８ｃｍの長さのほぼ直線に沿って位置するように見られ、線形からの偏差は０．４ｍｍよりも小さい。 これらの粒子の位置は最終的な４．８ｃｍの移動中に第１の粒子のｘ−ｚ平面におけるトレースと対照されることができ、これは図３のｃで示されているように半径約１７ｃｍの振動の半サイクルである。 加速中、陽子のバンチはｚ方向に前進し、直線の堅牢なオブジェクトとしてｚ軸を中心に回転する。 線形からの小さい偏差は陽子のモーメントとＲＦ電界との間の位相スリップと、バンチのヘッドとテール間の小さいエネルギ差から生じる。 このような長いバンチ中の軸方向の荷電粒子分散のおおよその均一性は縦方向の不安定を緩和する。
【００２９】
以上、多段空洞のサイクロトロン共鳴加速器の好ましい実施形態を説明したが、従来技術にまさる優れた利点が実現されていることは当業者に明白である。 種々の変形、適合、別の実施形態が本発明の技術的範囲内で行われてもよいことも明白である。 本発明はさらに特許請求の範囲により限定される。
【図面の簡単な説明】
【図１】
多段の高勾配の空洞の陽子加速器の２段を示した図。
【図２】
平均陽子エネルギの計算された変化を示した図。
【図３】
通過する２つの空洞の陽子のエネルギ利得と、加速を受ける陽子の軌道の横方向の平面の投影と、加速を受ける陽子の軌道の縦方向の平面の投影とを示した図。
【図４】
２空洞サイクロトロン加速器におけるミューオンの正規化された平均エネルギおよび軸方向速度を示した図。
【図５】
同軸の誘電体ライナーを有する加速器の１例を示した図。
【図６】
陽子サイクロトロン加速器の４翼ＲＦＤＤ構造の断面の１例を示した図。
【図７】
間隔を隔てられた空洞周波数を有する１１の空洞の加速器のパワーの計算を示した図表。
【図８】
ｒｍｓエネルギ拡散における有限のバンチ幅の影響を示した図。
【図９】
２つの空洞のフィールド間の相対的な開始位相の３つの値に対する２空洞の陽子加速器で拡散されるｒｍｓエネルギの加速経歴およびエボリューションを示した図。
【図１０】
第１の空洞の最後における５ナノ秒バンチの陽子のｘ−ｙおよびｙ−ｚ各平面中の位置を示した図。