专利名称:非轴对称带电粒子束系统的利记博彩app
优先权信息本申请要求2004年6月4日提交的序列号为60/577,132的临时申请的优先权，该申请通过引用全部结合于此。
背景技术：
本发明涉及带电粒子系统领域，尤其涉及非轴对称带电粒子系统。
高亮度的、空间电荷主导的、带电粒子(电子或离子)束的产生、加速和传输是真空电子装置和粒子加速器的设计和操作中最富挑战性的部分。如果其自身电场和自身磁场能量大于其热能，则该束称为空间电荷主导的。因为束的亮度与束的电流成正比、并与束截面面积和束温的乘积成反比，所以在高亮度束的设计中，在低温下产生并维持束是最关键的。如果束被设计成不停留在平衡状态，则在束中场与平均流能量以及热能之间发生相当大的交换。当束为空间电荷主导的时，在其传播时能量交换导致束温的增加(或束亮度的降低)。
如果亮度降低未得到很好地抑制，则可导致束被真空电子装置和粒子加速器中的射频(RF)结构拦截，从而阻止其运行，尤其是高负荷运行。也可由于难以如加速器应用中常常需要的那样将束聚焦成较小的光斑尺寸，从而使来自加速器的束不可用。
高亮度、空间电荷主导、带电粒子束的设计依赖于平衡束理论和计算机建模。平衡束理论提供指导并设定确定的设计目标，而计算机建模提供设计中的详细实现。
尽管已知存在一些平衡态，但对于束设计者和用户，使得平衡态在连续束产生部分和连续束传输部分之间匹配已成为困难的任务，因为连续束产生的已知平衡态不能理想地匹配成连续束传输的已知平衡态的任一个。
例如，来自圆形二维(2D)几何形状的皮尔斯二极管(Pierce diode)的平衡态不能匹配到周期性四级磁场，以创建Kapachinskij-Vladimirskij(KV)束平衡。通过截断无限、2D平板状的皮尔斯二极管的平衡态的终端制成的矩形束破坏了该平衡态。
然而，匹配于束系统设计的束的非理想性在该束在实际装置中传播时导致束温增高以及束的亮度降低。
发明内容根据本发明的一个方面，提供了一种带电粒子束系统。该带电粒子束系统包括形成具有椭圆横截面的非轴对称束的非轴对称二极管。聚焦通道将磁场用于聚焦和传输非轴对称束。
根据本发明的另一方面，提供了一种非轴对称二极管。该非轴对称二极管包括至少一个用于发射带电粒子的电端子、和至少一个用于建立电场并加速带电粒子以形成带电粒子束的电端子。这些端子排列成使带电粒子束具有椭圆横截面。
根据本发明的又一方面，提供了一种形成非轴对称二极管的方法，包括形成至少一个用于发射带电粒子的电端子，形成用于建立电场并加速带电粒子以形成带电粒子束的至少一个电端子，以及将所述端子排列成使带电粒子束具有椭圆横截面。
根据本发明的再一方面，提供了一种带电粒子聚焦和传输的通道，其中非轴对称磁场用于聚焦并传输椭圆横截面的带电粒子束。
根据本发明的另一方面，提供了一种设计带电粒子聚焦和传输通道的方法，该通道中非轴对称磁场用于聚焦并传输椭圆横截面带电粒子束。
根据本发明的又一方面，提供了一种设计接口的方法，该接口用于在非轴对称二极管与非轴对称磁场聚焦和传输通道之间匹配椭圆横截面的带电粒子束。
根据本发明的再一方面，提供了一种形成带电粒子束系统的方法。该方法包括形成包括具有椭圆横截面的非轴对称束的非轴对称二极管。此外，该方法还包括形成将磁场用于聚焦并传输该椭圆横截面束的聚焦通道。
图1A-1C是示出非轴对称二极管的示意图；图2是示出电势Φ的积分路径C的曲线；图3是示出沿束轴不同位置处Φ＝0的电极的横截面的曲线；图4是示出沿束轴不同位置处Φ＝V的电极的横截面的曲线；图5是示出椭圆横截面的良好限定平行束的电极几何形状的示意 图6是非轴对称周期性磁场的示意图；图7是非轴对称周期性磁场的场分布的示意图；图8是示出实验室以及旋转坐标系统的示意图；图9A-9E是示出具有对应于kox＝3.22cm-1，koy＝5.39cm-1，kz=0.805cm-1,]]>K＝1.53×10-2的参数、且轴的周期长度S＝0.956cm的非轴对称束系统的广义包络方程的匹配解的曲线；图10A-10E是示出选择了具有对应于kox＝3.22cm-1，koy＝5.39cm-1，kz=0.805cm-1,]]>K＝1.53×10-2的系统参数、轴的周期长度S＝0.956cm、和微小失配的非轴对称束系统的包络和流速的曲线；图11是示出周期性四级磁场的聚焦参数的曲线；图12是示出图11所示的周期性四级磁场中脉冲椭圆束平衡态的束包络的曲线；图13是示出非轴对称周期性永久磁场的聚焦参数的曲线；以及图14是示出图13所示的非轴对称周期性永久磁场中椭圆束平衡态的束包络的曲线。
具体实施方式本发明包括具有新颖设计的非轴对称带电粒子束系统、以及非轴对称带电粒子二极管的设计方法。
非轴对称二极管2在图1A-1C中示意性地示出。图1A示出具有椭圆横截面Child-Langmuir电子束8的非轴对称二极管2，该二极管具有阳极4和阴极6。图1B是非轴对称二极管2的垂直横截面图，而图1C是非轴对称二极管2的水平横截面图，其中示出了电子束8以及阴极6和阳极4。
电子束8具有椭圆横截面和Child-Langmuir流的特性。粒子从阴极6发射，并由阴极6与阳极4之间的电场加速。对于离子束，阴极和阳极的作用相反。
为了描述设计具有椭圆横截面的非轴对称二极管的方法，可引入椭圆坐标系统(ξ，η，z；f)，以常规笛卡尔坐标定义为x＝fcosh(ξ)cos(η)， y＝fsinh(ξ)sin(η)，z＝z， (1.1)其中ξ∈[0，∞)是径向坐标，η∈[0，2π)是角坐标，且f是恒定比例参数。在
方向流动、并具有均匀截面密度的平行流的Child-Langmuir分布的带电粒子束具有内部静电势
Φ(ξ,η,z)=V(zd)4/3,---(1.2)]]>其中可沿平坦的电荷发射表面定义Φ(z＝0)＝0，并沿平坦的电荷接收表面定义Φ(z＝d)＝V。
如果平面具有由表面ξ＝ξ0＝常数所指定的椭圆形的横截面边界，则对于在z＝0且z＝d处的平面之间流动的、椭圆横截面的平行流、均匀截面密度的Child-Langmuir带电粒子束，存在解。由于构成束的粒子的空间电荷的相互排斥，该Child-Langmuir分布必须通过适当形状电极的构造施加外部电场来得到支持。所述电极的设计需要已知束外部的、在束的边缘满足适当边界条件的静电势Φ(ξ0,η,z)=V(zd)4/3,]]>∂∂ξΦ(ξ,η,z)|ξ=ξ0=0.---(1.3)]]>由于电势及其法向导数不依赖于表面ξ＝ξ0指定，因此形成了椭圆柯西问题，对该问题由于作为所有椭圆柯西问题特征的误差的指数增加，标准解析和数值解方法不可用。本技术建立在二维Radley技术上，以便于用公式表示确定椭圆横截面的Child-Langmuir带电粒子束之外的静电势的完全3D问题解的方法。
在束的外部区域中，电势满足拉普拉斯方程，用椭圆坐标写成0=1F(ξ,η,z)Δ2F(ξ,η,z)]]>=1F(ξ,η,z)[2f2(cosh2ξ-cos2η)(∂2∂ξ2+∂2∂η2)+∂2∂z2]F(ξ,η,z)]]>1Z(z)T(ξ,η)[2f2(cosh2ξ-cos2η)(∂2∂ξ2+∂2∂η2)+∂2∂z2]Z(z)T(ξ,η)---(1.4)]]> 可按照常规的分离变量方法，写成F(ξ，η，z)＝Z(z)T(ξ，η)并引入分离常数k2。被分离的方程现在可以写成0=(∂2∂z2-k2)Z(z),---(1.5)]]>0=1T(ξ,η)(∂2∂ξ2+∂2∂η2)+k2f22(cosh2ξ-cos2η)---(1.6)]]>
其中可在横向方程中进行另一分离，写成T(ξ，η)＝R(ξ)Θ(η)并引入分离常数a。因此最后方程为0=∂2∂ξ2R(ξ)-(a-k2f22cosh2ξ)R(ξ),---(1.7)]]>0=∂2∂η2Θ(η)+(a-k2f22cos2η)Θ(η).---(1.8)]]>所分离的横向方程的解分别称为径向马提厄函数(Radial Mathieu Function)R(ξ)和角度马提厄函数(Angular Mathieu Function)Θ(η)，而所分离的纵向方程的解可容易地用指数Z(z)∝e±kz表达。
电势的解现在表示成共同满足Φ的边界条件的可分离解的叠加。可写成Φ(ξ，η，z)＝∫dk[A(k)ekz∫B(a)Ra(ξ；k)Θa(η；k)da]， (1.9)其中引入了幅度函数A(k)和B(a)，且积分路径并未指定。为了满足沿束边缘Φ的边界条件，使用伽吗函数的解析延拓，可写成z4/3=1Γ(-43)i2sin(4π3)∫cekzk-7/3dk,---(1.10)]]>其中积分路径围绕图2所示的分支切割取得。
则可将边界条件写成Φ(ξ0,η,z)=V(zd)4/3]]>=Vd-4/3Γ(-43)i2sin(4π3)∫cekzk-7/3dk]]>=∫dk[A(k)ekz∫B(a)Ra(ξ0;k)Θa(η;k)da].---(1.11)]]>通过选择C作为表示Φ的积分路径，并使下式成立以满足边界条件A(k)=Vd-4/3Γ(-43)i2sin(4π3)k-7/3,---(1.12)]]>和∫B(a)Ra(ξ0；k)Θa(η；k)da＝1. (1.13)物理系统要求关于η周期性且关于η＝0和η＝π/2对称的解。通常，角度马提厄函数Θ(η)不是周期性的。其实，周期性解只对分离常数a的某些特征本征值上升。存在4组无限、离散、对称性质不同的本征值，由a2n，a2n+1，b2n，b2n+1表示，n∈{0，1，2，...}。仅本征值组a2n和对应的由Θ(η)＝ce2n(η；k)表示的余弦-椭圆解具有适当对称性，且对a的积分变成如下形式的和1=Σn=0∞B2nRa2n(ξ0;k)ce2n(η;k).---(1.14)]]>此外，一组解ce2n在具有期望对称性和周期性性质的函数空间上是正交且完备的。因此可将单位量展开为1=Σn=0∞ce2n(η;k)∫02πce2n(η;k)dη∫02π|ce2n(η;k)|2dη.---(1.15)]]>则通过如下选择来满足Φ的边界条件B2n=∫02πce2n(η;k)dη∫02π|ce2n(η;k)|2dη,---(1.16)]]>和Ra2n(ξ0；k)＝1. (1.17)电势的法向导数沿束表面为零的条件表示∂∂ξRa2n(ξ;k)|ξ=ξ0=0,---(1.18)]]>其中，与Ra2n的边界值和本征值a2n一起，完全满足二阶径向马提厄方程。则可通过标准方法将其积分以便确定径向解。
因此，可重写Φ的表达式为Φ(ξ,η,z)=Vd-4/3Γ(-43)i2sin(4π2)∫cdk[k-7/3ekz{Σn=0∞ce2n(η;k)Ra2n(ξ;k)∫02πce2n(η;k)dη∫02π|ce2n(η;k)|2dη}].---(1.19)]]>许多方法可用于估算特征值a2n和相应的角度马提厄函数ce2n。它们可通过标准方法积分。实际上，仅无限数组的前几项需要保留，以将相对误差减小到小于10-5。沿路径C的积分可转换成复值函数沿实线的定积分，且因此也可通过标准方法估算。
一旦已知电势分布，就可使用求根方法来确定可放置恒定电势电极的表面。数值模型已开发成根据上述理论和上述解的方法来确定这些电极的形状。对于半长轴半径为6毫米和半短轴半径为0.6毫米的10∶1椭圆束情形，样品电极设计在图3和4中示出。这些电极用于沿束边缘施加解析导出的电势分布，而束边缘又用于限制束并将其保持为Child-Langmuir形式。
三维带电粒子光学工具Omni-Trak已用于模拟电荷粒子以图3和4中几何形状的发射和传输。图5中示出的所得粒子轨迹如理论所预测的确是平行的。Omni-Trak模拟的结果也提供了对上述解析方法的确认。
通常希望通过切除一部分电荷收集板来提取该束并将其注入另一装置。这样做将改变问题的边界条件，从而上述解不再准确，然而，由相对较小的切除引入的误差可以忽略，且适当的电极形状相对于由以上说明的方法提供的形状基本不变。
应注意，在阴极与阳极之间电势的中间可添加附加电极，以有助于实施Child-Langmuir流条件。上述规定允许对它们进行设计。对于电荷收集板，阴极和中间电极都不需要任意延伸靠近束边缘，以实施Child-Langmuir流条件。这些电极最靠近束的部分可切除，而对束的解无本质影响。
沿物理装置中相似的线，不能在横向无限延伸电极。解析指定的电极对应于由真空和/或其它绝缘材料分隔、并(在远离束的一些区域)偏离解析指定轮廓的导体的表面。然而，由于电极远端部分的影响随着与束边缘的距离而呈指数衰减，因此只要偏离发生在距束边缘足够远处，就可忽略这些偏离对束分布的影响。
图5示出Omni-Trak模拟，其中电极的有限性是显然的且不影响带电粒子束的平行流。注意，图5示出电荷收集表面10、电荷发射表面14、平行粒子轨迹12、以及解析设计电极16。通过用等势面平衡电极几何形状，本文详细说明的电极设计的解析方法指定了电荷发射表面14和电荷收集表面10的精确几何形状以及外部导体16的精确几何形状。这些外部导体可保持在任何电势，然而通常使用两个外部导体-一个保持发射器电势且另一个保持收集器电势。符合该几何形状设计的带电粒子系统产生如图5所示椭圆横截面的高质量、薄片状、平行流的Child-Langmuir束。
作为一说明示例，用于聚焦和传输非轴对称束的非轴对称周期性磁场在图6中示出。图6示出用于形成周期性磁场的磁极片18和磁体19。磁极片是任选的并可在其它实施方式中去除。磁场的周期由线20定义。场分布在图7中示出。注意，图7示出由图6的磁极片18和磁体19形成的磁力线。
对于高亮度、空间电荷主导的束，动力(发射度)效应小得可以忽略，且束可由低温流体方程充分地描述。在近轴近似中，cgs单位制中时间稳定流(/t＝0)稳态低温流体方程是
βbc∂∂snb+▿⊥·(nbV⊥)=0,---(2.1)]]>▿⊥2φs=βb-1▿⊥2Azs=-4πqnb,---(2.2)]]>nb(βbc∂∂s+V⊥·∂∂X⊥)V⊥=qnbγbm[-1γb2▿⊥φs+βbe^z×B⊥ext+V⊥c×Bzext(s)e^z],---(2.3)]]>其中s＝z，q和m分别是粒子电荷和静止质量，γb=11-βb2]]>是相对质量因子，使用βz≌βb＝常数，且自身电场Es和自身磁场Bs从标量势φs和矢量势
即Es＝-⊥φs以及Bs=▿×Azse^z.]]>寻找方程(2.1)-(2.3)的如下形式的解nb(x⊥,s)=Nbπa(s)b(s)Θ[1-x~2a2(s)-y~2b2(s)],---(2.4)]]>V⊥(x⊥,s)=[μx(s)x~-αx(s)y~]βbce~x^+[μy(s)y~+αy(s)x~]βbce~y^.---(2.5)]]>在方程(2.4)和(2.5)中，x⊥=x~e~x^+y~e~y^]]>是图8中示出的旋转坐标中的横向偏移；θ(s)是椭圆形相对于实验室坐标旋转的角度；如果x＞0则Θ(x)＝1，且如果x＜0则Θ(x)＝0；函数a(s)、b(s)、μx(s)、μy(s)、αx(s)、αy(s)、和θ(s)可自洽地确定(参看方程(2.11)-(2.15))。
对于自身电场和自身磁场，对方程(2.2)和(2.4)求解以获得标量和矢量势φs=βb-1Azs-2qNba+b(x~2a+y~2b).---(2.6)]]>对于具有轴周期长度为S的3D非轴对称周期性磁场，可将其描述为基本模式，Bext(x)=B0[k0xk0sinh(k0xx)cosh(k0yy)cos(k0s)ex^]]>+k0yk0cosh(k0xx)sinh(k0yy)cos(k0s)ey^-cosh(k0xx)cosh(k0yy)sin(k0s)ez^],---(2.7)]]>进一步将其展开到横向维度的最低阶数以得到Bext(x)≈B0[k0x2k0cos(k0s)xex^+k0y2k0cos(k0s)yey^-sin(k0s)ez^]]]>=B0[cos(k0s)(k0x2cos2θ+k0y2sin2θk0x~-k0x2-k0y22k0sin(2θ)y~)e~x^]]>+cos(k0s)(-k0x2-k0y22k0sin(2θ)x~+k0x2sin2θ+k0y2cos2θk0y~)e~y^-sin(k0s)ez^.---(2.8)]]>
在方程(2.7)和(2.8)中，k0=2πS,---(2.9)]]>k0x2+k0y2=k02.---(2.10)]]>3D磁场由三个参数B0，S和k0x/k0y具体表示。
使用方程(2.5)，(2.6)和(2.8)中的表达式，可示出如果动态变量α(s)、b(s)、μx(s)≡a-1da/ds、μy(s)＝b-1db/ds、αx(s)、αy(s)、和θ(s)满足于广义束包络方程d2ads2+[b2(αx2-2αxαy)+a2αy2a2-b2+κzk0x2-k0y2k0cos(k0s)sin(2θ)-2κzαysin(k0s)]a-2ka+b=0,---(2.11)]]>d2bds2+[a2(αy2-2αxαy)+b2αx2a2-b2+κzk0x2-k0y2k0cos(k0s)sin(2θ)+2κzαxsin(k0s)]b-2Ka+b=0.---(2.21)]]>dds(a2αy)-ab3(αx-αy)a2-b2dds(ab)-2κzcos(k0s)k0x2cos2θ+k0y2sin2θk0a2-2κzadadssin(k0s)a=0,---(2.13)]]>dds(b2αx)-a3b(αx-αy)a2-b2dds(ba)2κzcos(k0s)k0x2sin2θ+k0y2cos2θk0b2-2κzbdbdssin(k0s)=0,---(2.14)]]>dθds=a2αy-b2αxa2-b2,---(2.15)]]>其中κz≡qB02γbβbmc2]]>且K≡2q2Nbγb3βb2mc2.---(2.16)]]>则满足平衡连续方程和力方程(2.1)和(2.3)方程(2.11)-(2.15)通过变换(s，a，b，a′，b′，αx，αy，θ)→(-s，a，b，-a′，-b′，-ax，-ay，θ)具有时间反演对称。这说明方程(2.11)-(2.15)描述的动态系统具有超对称平面(a′，b′，αx，αy)。
开发了数值模型以解出广义包络方程(2.11)-(2.15)。即，总共有七个函数a(s)、b(s)、a′(s)、b′(s)、αx(s)、αx(s)、和θ(s)待解。对于匹配解，动态系统的时间反演对称要求(a′，b′，αx，αy)在s＝0时为零，因此，仅仅对应于匹配解的三个初始值a(0)、b(0)、和θ(0)需要通过使用牛顿法来确定。对于选择了对应于kox＝3.22cm-1，koy＝5.39cm-1，kz=0.805cm-1,]]>K＝1.53×10-2的参数、且轴的周期长度S＝0.956cm的非轴对称束系统，广义包络方程的匹配解在图9A-9E中示出。
特别地，图9A示出与函数a(s)和b(s)相关联的包络。图9B是旋转角θ(s)的曲线表示。图9C是示出速度μx(s)≡1adads]]>的曲线。图9D是示出速度μy(s)≡1bdbds]]>的曲线。图9E是示出3D非轴对称磁场中平坦、椭圆形、均匀密度带电粒子束的速度αx(s)和αy(s)相对于轴距离s的曲线。
从带电粒子二极管到聚焦通道的匹配在试验中可能不完美。如果失配不稳定，则它可能破坏束。然而，对微小失配束的研究表明对于微小失配包络是稳定的。
例如对于选择了对应于kox＝3.22cm-1，koy＝5.39cm-1，kz=0.805cm-1,]]>K＝1.53×10-2的系统参数，且轴的周期长度S＝0.956cm、θ具有5％的初始失配(即θ(s＝0)＝θ匹配(s＝0)×(1.05))的非轴对称束系统，包络和流速在图10A-10E中示出。
特别地，图10A示出与函数a(s)和b(s)相关联的包络。图10B是旋转角θ(s)的曲线表示。图10C是示出速度μx(s)≡1adads]]>的曲线。图10D是示出速度μy(s)≡1bdbds]]>的曲线。图10E是示出3D非轴对称磁场中平坦、椭圆形、非均匀密度带电粒子束的速度αx(s)和αy(s)相对于轴距离s的曲线。
通过本文描述的技术，可设计保持椭圆横截面的均匀密度、薄片状带电粒子束的非轴对称磁场聚焦通道。
可说明如何使来自非轴对称二极管的椭圆带电粒子束匹配到周期性四级磁场。在近轴近似中，该周期性四级磁场描述为Bext=(∂Bxq∂y)0(ye^x+xey^).---(3.1)]]>匹配的概念在图11和12中示出。
图11示出磁聚焦参数的示例kq(s)=qγbβbmc2(∂Bxq∂y)0---(3.2)]]>它关联于具有电荷q、静止质量m、和轴动量γbβbmc的带电粒子束的周期性四级磁场。
图12示出如上所述的周期性四级磁场中脉冲椭圆束平衡的包络。
二极管的平衡态与周期性四级磁场的平衡态在s＝0的匹配是可实现的，因为两个平衡态的横向密度分布和流速在s＝0是相等的。特别地，横向粒子密度在束椭圆内一致且横向流速在s＝0处为零。
而且，可说明如何如本文所述地使来自非轴对称二极管的椭圆带电粒子束匹配到非轴对称周期性永久磁场。在近轴近似中，非轴对称永久磁场由式(2.8)描述。匹配的概念在图13和14中示出。
图13示出磁场聚焦参数的示例κz(s)=qBz(s)2γbβbmc2---(4.1)]]>它关联于具有电荷q、静止质量m、和轴动量γbβbmc的带电粒子束的非轴对称周期性永久磁场。
图14示出非轴对称周期性永久磁场中平坦、椭圆束平衡态的包络。椭圆的角度呈现微小摆动。然而，这些摆动可通过使用磁场分布的更高纵向谐振来校正。
二极管的平衡态与非轴对称周期性永久磁场的平衡态在s＝0的匹配是可实现的，因为两个平衡态的横向密度分布和流速是相等的。特别地，横向粒子密度在束椭圆内均匀，且横向流速在s＝0处为零。
本文描述的匹配过程示出非轴对称二极管与带电粒子束的非轴对称磁场聚焦通道之间的高质量接口。
该束系统会在期望高亮度、低发射度、低温度的束的真空电子装置和粒子加速器中得到应用。
虽然本发明已对其若干较佳实施方式进行了说明和描述，但是在不背离本发明的精神和范围的情况下可对其形式和细节进行各种改变、删节和添加。
权利要求
1.一种带电粒子束系统，包括非轴对称二极管，形成具有椭圆横截面的非轴对称束；以及聚焦通道，将磁场用于聚焦和传输所述椭圆横截面束。
2.如权利要求
1所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述带电粒子束具有均匀的横向密度分布。
3.如权利要求
1所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述带电粒子束具有薄片状流分布。
4.如权利要求
1所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述带电粒子束具有平行的纵向流分布。
5.如权利要求
1所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述聚焦通道包括用于聚焦和传输所述带电粒子束的非轴对称磁场。
6.如权利要求
5所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
7.如权利要求
5所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
8.如权利要求
5所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
9.如权利要求
5所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括至少一个四级磁场。
10.如权利要求
5所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括周期性四级磁场。
11.如权利要求
2所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述聚焦通道包括用于聚焦和传输所述带电粒子束的非轴对称磁场。
12.如权利要求
11所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
13.如权利要求
11所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
14.如权利要求
11所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
15.如权利要求
11所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括至少一个四级磁场。
16.如权利要求
11所示的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括周期性四级磁场。
17.一种非轴对称二极管，包括至少一个电端子，用于发射带电粒子；至少一个电端子，用于建立电场并加速带电粒子以形成带电粒子束；其中所述端子排列成使所述带电粒子束具有椭圆横截面。
18.如权利要求
17所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述带电粒子束具有均匀的横向密度分布。
19.如权利要求
17所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述带电粒子束由薄片状流分布表征。
20.如权利要求
17所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述带电粒子束具有平行的纵向流分布。
21.如权利要求
17所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述带电粒子束包括Child-Langmuir束。
22.如权利要求
17所述的非轴对称二极管，其特征在于，非轴对称磁场用于聚焦和传输椭圆横截面的带电粒子束。
23.如权利要求
22所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
24.如权利要求
22所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
25.如权利要求
22所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
26.如权利要求
22所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述带电粒子束具有均匀的横向密度分布。
27.如权利要求
26所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
28.如权利要求
26所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
29.如权利要求
26所述的非轴对称二极管，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
30.一种形成非轴对称二极管的方法，包括形成至少一个用于发射带电粒子的电端子；形成至少一个用于接收和/或加速带电粒子以形成带电粒子束的电端子；以及排列所述端子使所述带电粒子束具有椭圆横截面。
31.如权利要求
30所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束具有均匀的横向密度分布。
32.如权利要求
30所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束由薄片状流分布表征。
33.如权利要求
30所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束具有平行的纵向流分布。
34.如权利要求
30所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束包括Child-Langmuir束。
35.一种形成带电粒子束系统的方法，包括形成包括具有椭圆横截面的非轴对称束的非轴对称二极管；以及形成将磁场用于聚焦和传输所述椭圆横截面束的聚焦通道。
36.如权利要求
35所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束具有均匀的横向密度分布。
37.如权利要求
35所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束具有薄片状流分布。
38.如权利要求
35所述的方法，其特征在于，所述带电粒子束具有平行的纵向流分布。
39.如权利要求
35所述的方法，其特征在于，所述聚焦通道包括用于聚焦和传输所述带电粒子束的非轴对称磁场。
40.如权利要求
39所述的方法，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
41.如权利要求
39所述的方法，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
42.如权利要求
39所述的方法，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
43.如权利要求
39所述的方法，其特征在于，所述非轴对称磁场包括至少一个四级磁场。
44.如权利要求
39所述的方法，其特征在于，所述非轴对称磁场包括周期性四级磁场。
45.如权利要求
36所述的方法，其特征在于，所述聚焦通道包括用于聚焦和传输所述带电粒子束的非轴对称磁场。
46.如权利要求
45所述的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性磁场。
47.如权利要求
45所述的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称永久磁场。
48.如权利要求
45所述的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括非轴对称周期性永久磁场。
49.如权利要求
45所述的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括至少一个四级磁场。
50.如权利要求
45所述的带电粒子束系统，其特征在于，所述非轴对称磁场包括周期性四级磁场。
专利摘要
带电粒子束系统包括形成具有椭圆横截面的非轴对称束的非轴对称二极管。聚焦元件将磁场用于聚焦和传输该非轴对称束，其中该非轴对称束与聚焦元件的通道大致匹配。
文档编号H01J29/64GK1998059SQ20058002293
公开日2007年7月11日 申请日期2005年6月6日
发明者R·J·巴哈特, C·陈, J·周 申请人:马萨诸塞州技术研究院导出引文BiBTeX, EndNote, RefMan