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Revue de di erents moyens de compression
Il existe de nombreuses facons et de nombreux systemes magnetiques pour comprimer un paquet d’electrons [25], [26], [27], [28] et [29]. Parmi ces systemes, quatre di erents types de compresseurs de paquets [30] ont et retenus comme susceptibles d’^etre installes dans le CTF : une chicane magnetique, un onduleur plan, un onduleur helico dal et un aimant alpha.
Tous ces systemes utilisent le m^eme processus de compression base sur leur non-isochronicite. Ainsi, une particule aura une longueur de parcours di erente dans le systeme en fonction de son energie a l’entree de celui-ci. Le processus physique sera developp dans le chapitre suivant. Le present chapitre a pour but de donner une idee qualitative sur les processus de compression en admettant les expressions sans demonstration prealable.
La chicane magnetique
Une chicane magnetique est constituee de trois dip^oles de polarites inverses. On considere que la distance entre les aimants est petite par rapport a la longueur des dip^oles.
Ainsi, pour un faisceau dont la composante transversale de la vitesse des particules est bien plus petite que la composante longitudinale, conditions de parallaxe, k ’j j, la di erence de longueur de parcours d’une particule en fonction de son ecart en energie par rapport a la particule de reference est donnee par (3.26): l3p lc / (eB0)2 (2.1)
ou B0 est le champ magnetique, l est la longueur de parcours de la particule centrale dans la chicane, p=p la dispersion en quantite de mouvement et e la charge de la particule.
On remarque qu’un tel systeme fait cro^tre lc avec le cube de la longueur de parcours mais que lc diminue avec le carre de la quantite de mouvement de la particule.
L’ onduleur plan
L’onduleur plan est une succession de dip^oles de polarites inverses, souvent utilise dans le domaine des lasers a electrons libres.
Di erentes sortes d’onduleurs plans existent : a aimants permanents ( g. 2.1), a electro-aimants ( g. 2.2) et hybrides ou electroaimants et aimants permanents sont associes. Les systemes comportant des aimants permanents necessitent de pouvoir faire varier la distance entre les p^oles pour changer le champ magnetique dans l’entrefer.
L’aimant alpha
L’aimant alpha est un terme generique pour decrire un ensemble de miroirs achromatiques [32] c’est-a-dire que l’angle de de exion produit par un miroir independament de l’energie de la particule. Le champ magnetique est de la forme: B = xn, ou l’axe x est la bissectrice de l’angle forme par les trajectoires du faisceau entrant et sortant, g. 2.3.
La particule entre dans l’aimant a la position x = 0. Cet aimant peut ^etre un quadrip^ole ou un octup^ole et pour un angle d’incidence =2, les particules de di erentes energies sortent toutes en x = 0 ayant et de echies de 360 .
La longueur de parcours de la particule, l , est proportionnelle a sa quantite de mouvement, p, telle que : 1 lalpha / p(1+n) (2.6)
Dans le cas particulier d’un champ quadripolaire n=1 et en introduisant le gradient du champ, G, comme variable, la longueur de parcours dans l’aimant d’une particule relativiste et de quantite de mouvement p, est : p 1 lalpha = K(G)2 ou la constante K est obtenue numeriquement.
Ce systeme doit ^etre utilise avec des paquets d’electrons dont la quantite de mouvement decro^t de la t^ete du paquet vers la queue, contrairement aux systemes tels que les chicanes ou les onduleurs. Soit dp=dt, la pente de la distribution en moment du faisceau a l’entree de l’aimant et pour un paquet d’electrons avec une faible dispersion en quantite de mouvement, on peut faire l’approximation suivante sur le gradient: K2(p1 dpdt )2 p G ’ (2.7) c2 4
La particule entre dans l’aimant a la position x = 0. Cet aimant peut ^etre un quadrip^ole ou un octup^ole et pour un angle d’incidence =2, les particules de di erentes energies sortent toutes en x = 0 ayant et de echies de 360 .
La longueur de parcours de la particule, l , est proportionnelle a sa quantite de mouvement, p, telle que : 1 lalpha / p(1+n) (2.6)
Dans le cas particulier d’un champ quadripolaire n=1 et en introduisant le gradient du champ, G, comme variable, la longueur de parcours dans l’aimant d’une particule relativiste et de quantite de mouvement p, est : p 1 lalpha = K(G)2 ou la constante K est obtenue numeriquement.
Ce systeme doit ^etre utilise avec des paquets d’electrons dont la quantite de mouvement decro^t de la t^ete du paquet vers la queue, contrairement aux systemes tels que les chicanes ou les onduleurs. Soit dp=dt, la pente de la distribution en moment du faisceau a l’entree de l’aimant et pour un paquet d’electrons avec une faible dispersion en quantite de mouvement, on peut faire l’approximation suivante sur le gradient: K2(p1 dpdt )2 p G ’ (2.7) c2 4
Choix pour le \CLIC Test Facility (CTF) »
Pour le CTF le choix du systeme de compression retenu est la chicane magnetique pour les raisons suivantes :
Un systeme de trois dip^oles peut ^etre deconnect si aucune compression n’est requise tout en permettant le passage du faisceau contrairement au systeme compose de l’aimant alpha. Un tel systeme est aussi plus exible qu’un systeme tel que l’onduleur plan a aimants permanents ou hybride qui necessite des p^oles mobiles.
Ce systeme est non dispersif, c’est-a-dire que les dimensions transversales du faisceau ne sont pas a ectees par la dispersion en energie du faisceau, contrairement a un dip^ole seul.
Les champs magnetiques necessaires dans ces dip^oles sont faibles, de l’ordre de 0,2 Tesla pour un faisceau de 20 MeV/c, et les aimants sont loin de la saturation. De m^eme, les dimensions des dip^oles peuvent ^etre tres modestes, reduisant ainsi le co^ut de la fabrication et des alimentations. De plus, aucune technologie particuliere, telle que la supraconductivite par exemple, n’est requise lors de la fabrication et la mise en oeuvre du systeme.
Le facteur de compression par unite de longueur est le plus eleve. Cet aspect est essentiel pour la ligne CTF qui est situee dans un espace restreint.
En n, on peut utiliser le premier aimant de la chicane comme spectrometre (para-graphe 3.5) a n de mesurer l’energie et la dispersion en energie du faisceau avant compression.
Un systeme de trois dip^oles peut ^etre deconnect si aucune compression n’est requise tout en permettant le passage du faisceau contrairement au systeme compose de l’aimant alpha. Un tel systeme est aussi plus exible qu’un systeme tel que l’onduleur plan a aimants permanents ou hybride qui necessite des p^oles mobiles.
Ce systeme est non dispersif, c’est-a-dire que les dimensions transversales du faisceau ne sont pas a ectees par la dispersion en energie du faisceau, contrairement a un dip^ole seul.
Les champs magnetiques necessaires dans ces dip^oles sont faibles, de l’ordre de 0,2 Tesla pour un faisceau de 20 MeV/c, et les aimants sont loin de la saturation. De m^eme, les dimensions des dip^oles peuvent ^etre tres modestes, reduisant ainsi le co^ut de la fabrication et des alimentations. De plus, aucune technologie particuliere, telle que la supraconductivite par exemple, n’est requise lors de la fabrication et la mise en oeuvre du systeme.
Le facteur de compression par unite de longueur est le plus eleve. Cet aspect est essentiel pour la ligne CTF qui est situee dans un espace restreint.
En n, on peut utiliser le premier aimant de la chicane comme spectrometre (para-graphe 3.5) a n de mesurer l’energie et la dispersion en energie du faisceau avant compression.
Principe de compression longitudinale
Tout d’abord, considerons une ellipse dans cet espace des phases contenant par exemple 90 % des particules. Cette ellipse est centree sur la particule de reference : 0 = 0, t0 = 0 et ( z )0 = 0. Ce changement de coordonnees est necessaire pour introduire plus aisement les simulations faites avec le code PARMELA dont les graphiques sont centres sur la particule de reference. Les variables peuvent alors s’ecrire : 0 = et ( z ) ( z )0 = ( z ).
Ainsi, toute transformation appliquee au faisceau ne sera plus fonction de la particule centrale. L’emittance, , du faisceau est decrite par une generalisation des parametres de Twiss ( l; l; l), dont les expressions sont developpees dans l’ annexe A : l i2 + 2 l i( z )i + l( z )i2 = (3.3)
On cherche a present a caracteriser analytiquement le processus de compression.
Ce processus de compression doit, dans le cas de la chicane magnetique, induire un glissement en phase de la particule soumise au processus de compression par rapport a la particule de reference et conserver sa quantite de mouvement. Appliquons a une particule ( e; ( z )e) de l’ellipse une telle transformation : < ( z )s = ( z )e 8 s = e K( z )e (3.4) : ou l’ indice, e, fait reference aux variables d’une particule avant la transformation et l’ indice, s, fait reference a ces variables apres la transformation. K est une constante arbitraire (positive ou negative) appelee par la suite parametre de compression. Cette transformation conserve la quantite de mouvement de la particule.
On remarque que si la phase nale s apres transformation est egale a zero, la particule possede la m^eme phase que la particule de reference. L’extension du faisceau symbolisee par ces deux particules est alors minimum, ce qui caracterise une compression optimum.
Ce processus s’applique de la m^eme maniere sur un ensemble de particules possedant une correlation lineaire entre leurs phases et leurs quantites de mouvement et pour un choix judicieux d’une particule representative du faisceau, on peut aussi atteindre une compression optimum.
Ainsi, toute transformation appliquee au faisceau ne sera plus fonction de la particule centrale. L’emittance, , du faisceau est decrite par une generalisation des parametres de Twiss ( l; l; l), dont les expressions sont developpees dans l’ annexe A : l i2 + 2 l i( z )i + l( z )i2 = (3.3)
On cherche a present a caracteriser analytiquement le processus de compression.
Ce processus de compression doit, dans le cas de la chicane magnetique, induire un glissement en phase de la particule soumise au processus de compression par rapport a la particule de reference et conserver sa quantite de mouvement. Appliquons a une particule ( e; ( z )e) de l’ellipse une telle transformation : < ( z )s = ( z )e 8 s = e K( z )e (3.4) : ou l’ indice, e, fait reference aux variables d’une particule avant la transformation et l’ indice, s, fait reference a ces variables apres la transformation. K est une constante arbitraire (positive ou negative) appelee par la suite parametre de compression. Cette transformation conserve la quantite de mouvement de la particule.
On remarque que si la phase nale s apres transformation est egale a zero, la particule possede la m^eme phase que la particule de reference. L’extension du faisceau symbolisee par ces deux particules est alors minimum, ce qui caracterise une compression optimum.
Ce processus s’applique de la m^eme maniere sur un ensemble de particules possedant une correlation lineaire entre leurs phases et leurs quantites de mouvement et pour un choix judicieux d’une particule representative du faisceau, on peut aussi atteindre une compression optimum.
Parametres de l’ellipse dans l’espace des phases longitudinal
Les dimensions de la chicane etant xees et l’expression reliant la phase et la dispersion en energie (coe cient R56) d’un faisceau traversant une chicane magnetique ((3.26) et (3.27)) etant connue, on souhaite determiner a partir des simulations avec le code PARMELA, la valeur du champ magnetique des aimants necessaire a une compression.
Les simulations (chapitre 4) faites pour di erentes charges de faisceau, permettent de conna^tre l’espace des phases longitudinal a l’entree de la chicane. On determine dans cet espace une ellipse contenant 90 % de particules. Cette ellipse va de nir de maniere unique un jeu de parametres de Twiss ( l; l; l) qui xe le parametre de compression K = l= l.
On veut a present introduire les parametres de l’ellipse dans l’expression du coe cient R56 calculee analytiquement a n d’extraire l’angle de de exion et de conna^tre la valeur des champs magnetiques.
On rappelle la relation suivante : 360) + 2 tan2 p 100pse = [4 (tan ]( )e [deg.%] (3.31) ou s- e represente l’allongement ou le retrecissement relatif de l’extension en phase du paquet et est egal a K( z )max (3.7) que l’on conna^t pour une compression optimum, d’ou : sin100[4l( tan ) + 2 tan2 ] 360 = K( z )max (3.32)
On resout numeriquement cette equation ou est l’inconnue. Par exemple, a 0 nC, K( z )ref = 298, un angle de de exion de = 30 degres devra ^etre applique a la trajectoire du faisceau correspondant a un champ magnetique de B = 0; 22 Tesla pour un faisceau de 20 MeV.
Rappel sur le programme PARMELA
Le programme PARMELA represente un faisceau par un ensemble de macro-particules dont les coordonnees de positions et d’impulsions sont representees dans les trois directions x; y; z. Ces macro-particules sont soumises aux forces des champs electromagnetiques dans les cavites acceleratrices, aux champs magnetiques des aimants et aux champs de charge d’espace. L’equation du mouvement est alors : ! dp ! = F dt
Ainsi qu’on l’a introduit dans le chapitre 3, le temps est remplac par la phase de la RF et l’impulsion par l’impulsion normalisee , d’ou : ! d( ) 1 ! = F 37 38
La precision du calcul depend de la variable independante d’integration d . En e et, le programme calcule le changement de l’impulsion au debut de l’intervalle d’integration et modi e la position de la macro-particule sur l’espace de glissement associe a cet intervalle.
A n de simuler les champs dans les cavites RF, non calcules par le programme, on utilise le code SUPERFISH qui calcule le champ a chaque point d’un maillage prede ni.
La charge d’espace est modelisee par le modele dit du \point par point ». La macro-particule contient une super-charge egale a la charge totale du paquet divisee par le nom-bre de macro-particule N, et pour chaque intervalle d’integration, le programme calcule l’interaction Coulombienne entre toutes les macro-particules dans l’espace a trois dimen-sions.
On remarque qu’une telle methode necessite un temps de calcul proportionnel a N2 puisque le programme calcule la contribution des N 1 macro-particules sur celles restantes et ainsi pour toutes les macro-particules du paquet, ce qui devient tres rapidement prohibitif en terme de temps de calcul si N est grand.
Les macro-particules sont distribuees dans l’espace des phases par un generateur de nombres aleatoires et la distribution est d’autant plus uniforme que N est grand. Ainsi on a choisi N = 1000.
Ainsi qu’on l’a introduit dans le chapitre 3, le temps est remplac par la phase de la RF et l’impulsion par l’impulsion normalisee , d’ou : ! d( ) 1 ! = F 37 38
La precision du calcul depend de la variable independante d’integration d . En e et, le programme calcule le changement de l’impulsion au debut de l’intervalle d’integration et modi e la position de la macro-particule sur l’espace de glissement associe a cet intervalle.
A n de simuler les champs dans les cavites RF, non calcules par le programme, on utilise le code SUPERFISH qui calcule le champ a chaque point d’un maillage prede ni.
La charge d’espace est modelisee par le modele dit du \point par point ». La macro-particule contient une super-charge egale a la charge totale du paquet divisee par le nom-bre de macro-particule N, et pour chaque intervalle d’integration, le programme calcule l’interaction Coulombienne entre toutes les macro-particules dans l’espace a trois dimen-sions.
On remarque qu’une telle methode necessite un temps de calcul proportionnel a N2 puisque le programme calcule la contribution des N 1 macro-particules sur celles restantes et ainsi pour toutes les macro-particules du paquet, ce qui devient tres rapidement prohibitif en terme de temps de calcul si N est grand.
Les macro-particules sont distribuees dans l’espace des phases par un generateur de nombres aleatoires et la distribution est d’autant plus uniforme que N est grand. Ainsi on a choisi N = 1000.
Description de la ligne du CTF
La gure 4.1 montre de maniere schematique la ligne CTF qui a et utilisee durant l’annee 1995 pour toutes les simulations et experiences. Elle est constituee :
1) d’un canon a electrons [39]; [40]. Ce canon est une cavite de 1 1/2 cellule en bandeS a ondes stationnaires avec un iris de 20 mm de diametre dans lequel est placee une photocathode en T eCs2 de 12 mm de diametre. Cette photocathode est eclairee par un laser dont la longueur d’onde est de 262 nm. Le champ electrique cr^ete sur l’axe du faisceau est 100 MV/m. L’energie maximale du faisceau a la sortie du canon est de 4,5 MeV [41]-[42],
2) d’un soleno de focalisant le faisceau d’electrons dans la cavite acceleratrice suivante appelee booster,
3) d’un booster 4 cellules a ondes progressives de 30 mm de diametre. Le champ electrique cr^ete est 70 MV/m portant le faisceau a 11 MeV,
4) de deux quadrip^oles places entre la sortie du booster et l’entree du compresseur de paquets qui permettront d’avoir une meilleure exibilit pour les mesures experimentales,
5) d’un compresseur de paquets. Le facteur de compression varie entre 2 et 5 suivant la charge du faisceau,
6) d’un quadruplet place a la sortie du compresseur de paquets pour adapter l’optique du faisceau a l’entree de NAS.
7) d’une structure NAS de 1 m a ondes progressives. Le diametre de ses iris est de 18 mm, le gain en energie est d’environ de 50 MeV [43]; [44],
8) d’un triplet de quadrip^oles utilise pour les tests de BPM (Beam Position Monitor) ou autre instrumentation de faisceau, dans l’espace de glissement apres le triplet,
9) d’un triplet de quadrip^oles avant l’aimant de courbure (pour la ligne spectrometre) qui avec le triplet precedent permet de transporter le faisceau a la fois dans CTS (CLIC Transfer structure) et dans TRS dont les ouvertures respectives d’iris sont 12 mm et 4 mm. Ces deux cavites doivent produire de la puissance RF a 30 GHz, seules leurs conceptions di erent, 10) d’une structure TRS utilisee pour la generation de puissance RF a 30 GHz.
Les simulations s’arr^etent en ce point car les codes utilises ne permettent pas de simuler la cavite deceleratrice TRS.
La ligne se poursuit par une serie de quadrip^oles et dip^oles [45] qui transportent le faisceau jusqu’a la cavite CAS. Cette cavite permet de tester l’acceleration d’un faisceau avec un champ RF a 30 GHz. Le dip^ole BHZ 500 permet de conna^tre l’energie du faisceau apres qu’il ait depos une partie de son energie dans TRS. Le dip^ole BHZ 700 permet de conna^tre l’energie du faisceau apres acceleration dans CAS. Ainsi on peut deduire le champ accelerateur dans la cavite CAS et remonter jusqu’a la puissance transmise par TRS.
1) d’un canon a electrons [39]; [40]. Ce canon est une cavite de 1 1/2 cellule en bandeS a ondes stationnaires avec un iris de 20 mm de diametre dans lequel est placee une photocathode en T eCs2 de 12 mm de diametre. Cette photocathode est eclairee par un laser dont la longueur d’onde est de 262 nm. Le champ electrique cr^ete sur l’axe du faisceau est 100 MV/m. L’energie maximale du faisceau a la sortie du canon est de 4,5 MeV [41]-[42],
2) d’un soleno de focalisant le faisceau d’electrons dans la cavite acceleratrice suivante appelee booster,
3) d’un booster 4 cellules a ondes progressives de 30 mm de diametre. Le champ electrique cr^ete est 70 MV/m portant le faisceau a 11 MeV,
4) de deux quadrip^oles places entre la sortie du booster et l’entree du compresseur de paquets qui permettront d’avoir une meilleure exibilit pour les mesures experimentales,
5) d’un compresseur de paquets. Le facteur de compression varie entre 2 et 5 suivant la charge du faisceau,
6) d’un quadruplet place a la sortie du compresseur de paquets pour adapter l’optique du faisceau a l’entree de NAS.
7) d’une structure NAS de 1 m a ondes progressives. Le diametre de ses iris est de 18 mm, le gain en energie est d’environ de 50 MeV [43]; [44],
8) d’un triplet de quadrip^oles utilise pour les tests de BPM (Beam Position Monitor) ou autre instrumentation de faisceau, dans l’espace de glissement apres le triplet,
9) d’un triplet de quadrip^oles avant l’aimant de courbure (pour la ligne spectrometre) qui avec le triplet precedent permet de transporter le faisceau a la fois dans CTS (CLIC Transfer structure) et dans TRS dont les ouvertures respectives d’iris sont 12 mm et 4 mm. Ces deux cavites doivent produire de la puissance RF a 30 GHz, seules leurs conceptions di erent, 10) d’une structure TRS utilisee pour la generation de puissance RF a 30 GHz.
Les simulations s’arr^etent en ce point car les codes utilises ne permettent pas de simuler la cavite deceleratrice TRS.
La ligne se poursuit par une serie de quadrip^oles et dip^oles [45] qui transportent le faisceau jusqu’a la cavite CAS. Cette cavite permet de tester l’acceleration d’un faisceau avec un champ RF a 30 GHz. Le dip^ole BHZ 500 permet de conna^tre l’energie du faisceau apres qu’il ait depos une partie de son energie dans TRS. Le dip^ole BHZ 700 permet de conna^tre l’energie du faisceau apres acceleration dans CAS. Ainsi on peut deduire le champ accelerateur dans la cavite CAS et remonter jusqu’a la puissance transmise par TRS.
Optiques avec le compresseur de paquets de 0 a 10 nC
Les phases RF du canon et du booster sont des parametres libres et de grandes importances pour l’optimisation de la compression. canon est la phase de la RF (3 GHz) dans le canon lorsque le centre de l’impulsion laser arrive sur la photocathode booster est la phase du champ RF a 3 GHz dans le booster par rapport a la m^eme reference.
Pour obtenir une compression avec la chicane magnetique, il est necessaire d’obtenir une correlation du faisceau entre la phase et l’energie des particules aussi lineaire que possible. Cette correlation doit creer des paquets ou la distribution est telle que l’energie augmente de la t^ete a la queue. Cette correlation est obtenue en ajustant les phases canon et booster l’une par rapport a l’autre, de maniere a placer le paquet d’electrons sur la pente de l’onde acceleratrice et non sur la cr^ete ou la dispersion est minimum.
La quantite de mouvement et la dispersion en quantite de mouvement son tracees en fonction de canon, g. 4.2-(a), a partir des simulations de PARMELA. Deux extrema apparaissent pour la dispersion : canon = 25 : La dispersion est maximale et la correlation bonne mais il y a une perte en energie du faisceau (4,4 MeV/c). De plus, a cette phase le faisceau subit une compression RF ( detaillee plus loin) qui comprime la longueur du paquet.
canon = 50 : La quantite de mouvement est maximale, 4, 6 MeV/c, et la dispersion est minimum. En consequence la correlation a pratiquement disparu.
Pour ces deux extrema de canon, la quantite de mouvement et la dispersion en energie sont tracees en fonction de la phase booster, g. 4.2-(b)-(c).
Un compromis doit ^etre trouve pour le faisceau entre une dispersion maximale, pour la correlation, et l’inevitable perte en energie.
Les gures 4.2-(a)-(b)-(c) permettent de choisir les valeurs pour les phases : canon = 25 booster = 275
soit -35 pour booster par rapport a la phase RF ou l’acceleration est maximale, donnant, pp = 3; 4%
A n de xer les autres parametres de la ligne, la table 4.1 donne les valeurs de la puissance a fournir aux di erents elements de la ligne CTF, tels que le canon, le booster ou NAS, en fonction de la charge du faisceau. Cette table comprend egalement l’energie laser necessaire ainsi que les angles de deviations associes au compresseur de paquets pour di erentes longueurs e ectives d’aimants.
L’impulsion RF entrant sans la structure NAS est prealablement comprimee dans un LIP S qui permet d’augmenter la puissance cr^ete de l’impulsion.
Pour obtenir une compression avec la chicane magnetique, il est necessaire d’obtenir une correlation du faisceau entre la phase et l’energie des particules aussi lineaire que possible. Cette correlation doit creer des paquets ou la distribution est telle que l’energie augmente de la t^ete a la queue. Cette correlation est obtenue en ajustant les phases canon et booster l’une par rapport a l’autre, de maniere a placer le paquet d’electrons sur la pente de l’onde acceleratrice et non sur la cr^ete ou la dispersion est minimum.
La quantite de mouvement et la dispersion en quantite de mouvement son tracees en fonction de canon, g. 4.2-(a), a partir des simulations de PARMELA. Deux extrema apparaissent pour la dispersion : canon = 25 : La dispersion est maximale et la correlation bonne mais il y a une perte en energie du faisceau (4,4 MeV/c). De plus, a cette phase le faisceau subit une compression RF ( detaillee plus loin) qui comprime la longueur du paquet.
canon = 50 : La quantite de mouvement est maximale, 4, 6 MeV/c, et la dispersion est minimum. En consequence la correlation a pratiquement disparu.
Pour ces deux extrema de canon, la quantite de mouvement et la dispersion en energie sont tracees en fonction de la phase booster, g. 4.2-(b)-(c).
Un compromis doit ^etre trouve pour le faisceau entre une dispersion maximale, pour la correlation, et l’inevitable perte en energie.
Les gures 4.2-(a)-(b)-(c) permettent de choisir les valeurs pour les phases : canon = 25 booster = 275
soit -35 pour booster par rapport a la phase RF ou l’acceleration est maximale, donnant, pp = 3; 4%
A n de xer les autres parametres de la ligne, la table 4.1 donne les valeurs de la puissance a fournir aux di erents elements de la ligne CTF, tels que le canon, le booster ou NAS, en fonction de la charge du faisceau. Cette table comprend egalement l’energie laser necessaire ainsi que les angles de deviations associes au compresseur de paquets pour di erentes longueurs e ectives d’aimants.
L’impulsion RF entrant sans la structure NAS est prealablement comprimee dans un LIP S qui permet d’augmenter la puissance cr^ete de l’impulsion.
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Table des matières
1 Introduction
2 Revue de diff´erents moyens de compression
2.1 La chicane magn´etique
2.2 L’ onduleur plan
2.3 L’onduleur h´elico¨ıdal
2.4 L’aimant alpha
2.5 Choix pour le \CLIC Test Facility (CTF) »
3 Mod`ele analytique associ´e `a la chicane
3.1 D´efinitions des variables
3.2 Principe de compression longitudinale
3.3 Compression magn´etique avec trois dip^oles
3.3.1 Etude de l’optique de la chicane
3.3.2 Matrice de transfert
3.3.3 Le plan vertical
3.4 R´esum´e de l’optique
3.5 Etude de l’option d’un spectrom`etre
3.6 Param`etres de l’ellipse dans l’espace des phases longitudinal
4 Simulations
4.1 Rappel sur le programme PARMELA
4.2 Description de la ligne du CTF
4.3 Optiques avec le compresseur de paquets de 0 `a 10 nC
4.3.1 Les enveloppes du faisceau
4.3.2 Espace des phases longitudinal
4.3.3 Espace des phases transversal
4.3.4 Caract´eristiques du faisceau
4.4 Optiques sans le compresseur de paquets de 0 `a 1 nC
4.5 Optique pour les tests d’instrumentation
4.6 Optiques pour les tests de structures de transfert RF
4.7 Les tr`es fortes charges
5 Les effets du \beamloading » dans le CTF
5.1 La compression d’un train de paquets
5.2 La production de puissance `a 30 GHz
5.3 Les enveloppes de faisceau
5.4 Compensations possibles
5.4.1 Compensation sur plusieurs p´eriodes RF
5.4.2 Compensation sur une p´eriode RF
6 Mesures magn´etiques du compresseur de paquets
6.1 Etude transversale d’un dip^ole
6.2 Etude longitudinale du syst`eme complet
6.3 Conclusion sur les mesures magn´etiques
6.4 Limitations du compresseur de paquets
6.4.1 Performances nominales
6.4.2 Performances `a plus hautes ´energies
6.5 Les champs de fuite
7 Exp´erimentations sur la ligne CTF
7.1 Syst`eme d’alimentation RF `a 3 GHz
7.2 Le laser et l’optique associ´ee
7.3 Les photocathodes
7.4 El´ements de mesures
7.4.1 Description des moniteurs de positions (UMA)
7.4.2 Description des moniteurs de lumi`ere
7.4.3 Description des spectrom`etres
7.5 R´eglages du faisceau
7.5.1 La phase du canon
7.5.2 La phase du booster
7.5.3 Le compresseur de paquets
7.6 Mesures de la longueur de faisceau
7.6.1 A faibles charges
7.6.2 A fortes charges
7.6.3 A tr`es fortes charges
7.6.4 Mesures de longueurs de paquets et rayonnement coh´erent
7.6.5 Conclusions sur les mesures de la compression de paquets
7.7 Effets du compresseur de paquets sur les ´emittances transversales
7.7.1 M´ethode de mesure
7.7.2 Mesures d’´emittances transversales
7.7.3 Comparaisons avec les simulations et les mesures
7.8 Longueur de faisceau et cr´eation de puissance RF `a 30 GHz
7.9 Le compresseur de paquets dans la ligne CTF II
8 Conclusion
A Emittance rms de faisceau
B D´eveloppement matriciel d’une chicane
B.1 Le plan horizontal
B.2 Le plan vertical
C Comparaison entre les codes de calcul TRANSPORT et PARMELA
D Evolution longitudinale d’un paquet d’´electrons
D.1 Qualitativement
D.2 Quantitativement
E Mesure d’´emittance
E.1 Introduction
E.2 D´eveloppement
F Fichiers source pour le code TRANSPORT
F.1 Fichier de la ligne CTF jusqu’`a la structure CLIC (TRS)
F.2 Fichier avec des champs de fuite sur les dip^oles
G Fichier source pour le code PARMELA 185
G.1 Fichier de la ligne CTF jusqu’`a la structure CLIC (TRS)
H Fichiers sources pour le code SUPERFISH
H.1 Le canon RF 1 1/2 cellules
H.2 Le canon RF 2 1/2 cellules
H.3 Le booster 4 cellules
I Fichiers sources pour le code POISSON
I.1 Coupe transversale d’un dip^ole
I.2 Coupe longitudinale du compresseur
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