与传统的阿瓦列兹漂移管加速器（DTL）加速腔相比，IH 型漂移管加速腔具有诸多优点。首先，其横向尺寸小，以200MHz腔为例，阿瓦列兹腔直径约95cm，而IH 腔直径仅约25cm。其次，由于IH 型漂移管加速腔是一种 λ/2型加速结构，可工作在较高的加速梯度。另外，IH 漂移管加速腔分流阻抗较高。

要保持 H 模式的漂移管加速器的高分流阻抗，须採用半径较小的漂移管结构。在阿瓦列兹型DTL中，通常採用内置于漂移管中的电磁四极透镜进行束流的横向聚焦，而电磁四极透镜需要较大的空间，对应的漂移管半径较大。採用永磁四极透镜聚焦，是能够保持 H 模式漂移管加速器高分流阻抗特性的一种聚焦方式。洛斯阿拉莫斯实验室 Kurennoy等人设计的0．75MeV 至2．5MeV 质子IH 永磁聚焦漂移管加速腔，可用于LANSCE装置低能段传统 DTL的替换升级，其入口端分流阻抗可达 240MΩ/m。Konus聚焦结构和交变相位聚焦是目前被用于 H 模式漂移管加速器的另外两种横向聚焦方式。给出一台用于加速质子的IH 型永磁聚焦漂移管加速腔的初步设计，输入能量0．75MeV，输出能量2．5MeV，具体包括永磁四极透镜的设计、加速腔的高频设计和粒子动力学计算。

永磁四极透镜由16个扇形磁块组合而成，。永磁四极透镜的极面强度可以近似式针对需设计的IH 型永磁漂移管加速腔，在入口能量处需要最强的横向聚焦，并且只有最短的漂移管长度。根据入口能量0．75MeV，加速间隙约为0．15λ，并考虑漂移管具有一定的壁厚，永磁四极透镜的长度可确定为16mm。经过对束流横向运动的分析，採用FFDD聚焦结构时，要使得漂移管内半径至少3倍于50mA宏脉冲流强的质子束横向 RMS尺寸，可选择漂移管内半径7．5mm，永磁四极透镜内半径8．5mm，永磁四极透镜得到积分磁场 图1 永磁四极透镜示意图梯度要达到1．75T。採用剩磁强度1T的钐钴永磁材料，可计算得到所需的永磁四极透镜外半径为17mm；考虑到永磁四极磁铁的扇块上需开设用于固定的卡槽，会导致永磁四极透镜梯度降低，因此设定永磁四极透镜外半径为18mm。进一步考虑一定的漂移管壁厚，漂移管的外半径设计为21mm。

通过叠代计算的方式，确定加速腔的纵向尺寸以及每个漂移管的中心位置和长度。首先，假定束流在加速腔中以恆定的梯度加速，得到一个初始的纵向尺寸列表。然后依据此尺寸列表，并结合漂移管的径向尺寸，可生成初始的加速腔几何模型。对初始的几何模型，採用有限元分析程式进行高频仿真计算，并多次调整模型至场分布接近等梯度加速对应的纵向电场分布。最后进行高频结构与纵向束流动力学的叠代计算，直至达到设计要求。其中，通过常规的龙布库塔方法，计算给定场分布下参考粒子的纵向运动情况。们採用的腔形结构如图3所示。腔体工作模式为 TE111（由于加速腔轴向两端为金属边界，无法工作在TE110 模式），设计频率为 ，加速间隙约为 。为减弱端部效应的影响，在加速腔的两端，半漂201．25MHz 0．15λ移管的总长从 λ/2调整为 λ；同时，对端部的翼进行了部分切除。根据分析，如果不採用锥形的外腔，则需要较大尺寸的调谐器才能将场分布调整为等梯度加速场。如果採用圆形外腔，由于相贯线形状的複杂性，难以就近实现调谐器与腔体的射频连线。因此，为便于调谐器的结构设计，我们採用了方形的内腔结构。计算得到的轴上电场分布如图4所示。横坐标为归一化的轴向位置，纵坐标为归一化电场强度。

“神龙二号”是世界上首台重複率猝发强流多脉冲直线感应加速器，其加速腔需要在1.5_μs的时间内产生三个感应加速脉冲，脉冲幅度大于200kV，平顶大于60ns。加速腔採用“一次复位后多次励磁”的技术路线来实现三脉冲的产生，这要求加速腔磁芯能够提供满足三个高压感应脉冲所需的伏秒值。磁芯伏秒值由磁芯总截面积S与磁通量密度最大变化範围 B的乘积决定，为了避免神龙二号加速腔的体积过于庞大，加速腔磁芯没有选择传统的铁氧体材料（_B≈0.7T），而是使用了磁性能更好的非晶材料。非晶材料又称为金属玻璃，其熔液在快速冷却后可被製成约20_μm厚的薄带，利用非晶薄带绕製成磁芯可将材料在高频下的涡流损耗大大降低，因此非晶磁芯也有较好的高频磁特性。但非晶材料本身为导体，在高压脉冲环境中，非晶薄带间需涂覆绝缘层以避免出现层间击穿，另外磁环整体还须进行封装以避免在浸油或竖直放置时发生形变。非晶材料的饱和磁通量密度B_s可达到1．5T以上，在考虑层间绝缘和封装的占空比后，磁环所能提供的伏秒值约为同体积铁氧体磁环的两倍左右。针对神龙二号加速腔，利用电路模拟软体，建立了加速腔的电路模型，并利用该模型模拟腔体结构和磁芯性能对腔压波形的影响，获得加速腔中各位置点电压和电流的即时数据。

神龙二号加速腔为同轴结构。加速腔内筒和外筒均由不鏽钢构成，磁芯填充在内外筒之间，内筒顶部（含高压馈入盘）与接地盖板间形成加速间隙。为加速腔集总参数物理模型，其中d₁和D₁分别为感应腔内外筒的直径，d₂和D₂分别为磁芯的内外径，LCORE为单块磁芯单匝线圈所对应的电感量，COUNT为磁芯和感应腔外筒间的电容，CIN为磁芯与内筒间的电容，CGT为加速间隙等效电容；由于非晶材料本身为导体，每块磁芯都是由涂附了绝缘层的非晶薄带绕制而成，因此在径向上每块非晶磁芯可以视为多层电容（C_f1～C_fn）的串联，在轴向上磁芯和磁芯间也存在并联的多个电容（C_G1～C_Gn），C_G0为磁芯和馈入盘间的电容。

径向电容C_f的计算以实验用非晶大环为例，磁芯厚20mm、外径678mm、内径约288mm，磁芯薄带厚度25_μm，相邻两层薄带间距离约5_μm（绝缘层和间隙），由此可求出径向上磁芯等效的电容层数为6500层。由于分层电容数量太多，在模型中将所有径向电容都考虑到是不现实的，因此等效电路必须进一步简化。首先估算每块磁芯径向电容的串联值C_M。相邻磁芯薄带间的电容量为C_f=2_πh_ε0εr/ln[（r+!r）/r]，其中h为磁芯厚度20mm，r为内层薄带半径，!r=5_μm为薄带间距。磁芯薄带间绝缘材料的相对介电常数_εr约为4，当r在144～339mm範围间隔30_μm取值时对1Cf求积分可估算出每块磁芯径向电容的串联值CM约为30pF磁芯径向封装厚度为10mm，封装材料相对介电常数3．5，封装后与感应腔内外筒间油隙为5mm，变压器油相对介电常数2．3，加权平均后_εr=3．1。外层电容对应参数为：宽20mm、内径678mm、外径708mm，可求出Cout=80pF内层电容对应参数为厚度20mm内径258mm外径288mm可求出Cin=31pF因此感应腔每块磁芯在径向上可视为三个电容的串联，其值由外到内分别为：C_out=80_pF，C_M=30_pF，C_in=31_pF。在轴向上，封装后磁环间的间距为2mm，加上封装厚度，磁芯间距为9mm，间隙的平均相对介电常数为

为方便扩展，将每个磁芯单元的简化电路作为一个模组，有多少磁芯则感应腔模拟电路就对应多少磁芯模组，每个磁芯模组中电容及电感的赋值都是独立的，但也可以通过PSpice程式的赋值命令对多个模组的参数进行统一赋值。磁芯模组中径向、轴向电容均由感应腔结构和磁芯的尺寸决定；每个模组中磁芯所对应的电感中的非线性电感模型XCORE模拟。

在加速腔样机的高压脉冲实验中，通过与感应腔并联的匹配电阻作为电压探头获得加速间隙的电压信号，通过在内筒末端和底板间串联约1!的电阻环获得内筒到地的泄漏电流，而由于高压的存在及变压器油及真空的密封要求，感应腔其他位置的电压电流信号都无法测得。採用加速腔的集总参数电路模型，在确定了结构决定的各个电容参数后，模拟与实验一致的脉冲功率馈入，调节磁芯模型的各个参数，如果模拟出的加速间隙电压波形和泄漏电流波形与实验结果一致，则可以认为在该参数下的电路模型能够较真实反映加速腔在该脉冲励磁下的电行为，因此真实磁芯在该脉冲励磁环境下的特性可以通过磁芯模型此时的参数来获得，而感应腔各个位置各个时刻的电压电流值也可在电路模型的对应位置获得。分别为加速腔样机上高压三脉冲实验的测量波形和模拟波形，实验中平均脉冲幅度为200kV，脉冲间隔0．5_μs，V_in为加速间隙电压波形，I_out为加速腔接地端泄漏电流波形。

在确定电路模型的準确性后，可以结合电路模拟对加速腔的脉冲励磁过程进行深入的分析，从而对加速腔结构进行最佳化。下面以磁芯绝缘层击穿的情况为例，对加速腔相关结构的最佳化过程进行详细的介绍。

非晶磁芯加速腔样机在高压实验中曾多次出现磁芯内外沿绝缘层击穿的现象，且几乎都发生在离加速间隙最近的磁芯上。将模拟电路中磁芯模组cel1中的径向电容C_in和C_out分别短路，可準确地对磁芯内外沿绝缘层击穿的现象进行模拟，，磁芯内沿绝缘层击穿时波形平顶会出现明显的尖刺，外沿绝缘层击穿则会在波形平顶出现幅度较小的凹陷。

进一步，利用模拟电路对不同位置磁芯与感应腔内外筒间的电势差进行了模拟测量，结果如图5所示。从图中明显看出，越靠近加速间隙处的磁芯与内外筒间的电势差越大。要避免磁芯内外沿和导体筒间发生击穿，需要降低磁芯内外沿处的电场强度，场强的表达式为E="V/"D，其中"V为电势差，"D为磁芯外内（外）沿与导体内（外）筒间的距离。这两个量是相互关联的，"D的变化会引起径向间隙电容C_in和C_out的变化，从而引起电势差"V的变化。设定感应腔内筒外沿250mm、外筒内径为700mm时，改变磁芯内外径让"D逐渐增大，并将对应的径向间隙电容值代入模拟电路，测量第一块磁芯内外径所对应的电势差"V，从而得到的间隙电场强度。由图可见，磁芯内外沿处的场强随径向间隙宽度的增加而下降，相同间隙宽度时，内层电场强度明显高于外层电场，非晶磁芯内沿处的绝缘层更易发生击穿。由于径向间隙宽度的增大会降低感应腔总的伏秒值，因此间隙的增加必须适量。由图6可见，内层间隙电场在间隙宽度20mm时出现明显拐点，因此接近加速间隙的非晶磁芯径向尺寸可适当减小，使间隙达到20mm左右，以兼顾径向绝缘和磁芯伏秒值的要求。

神龙二号加速腔的最终设计借鉴了电路模拟的结果，将非晶磁芯设计为两种尺寸，其中靠近加速间隙的四块磁芯截面积略小，内层间隙宽度达到25mm，外层间隙达到22mm；其他的磁芯尺寸不变，内外层间隙宽度均为15mm。更改磁芯尺寸后，神龙二号加速腔再未发生过磁芯绝缘层击穿的情况。

强流直线感应加速器中对束流崩溃(BBU)不稳定性的研究可追溯到 20 世纪 60 年代, 随着 70 年代末 ETA 加速器和 A TA 加速器的建立, 无论在理论计算方面和实验方面对直线感应加速器中 BBU 的研究都有长足的发展 ,直到 20 世纪 90 年代 DA RH T 和 AIRIX 的建造, 各大实验室都有关于这方面的研究 。随着直线感应加速器性能和套用水平的不断提高 ,加速腔设计中对其微波特性的关注不断加强, 尤其是加速腔在设计中针对加速腔间隙形状对横向阻抗数值的影响 ,以及对加速腔间隙的最佳化做了非常细緻的研究工作 。本文介绍了自“神龙一号”直线感应加速腔的研製建造开始,对直感加速腔横向阻抗的研究工作, 以及较实用的数值模拟与实际测试相结合确定直线感应加速腔微波特性的方法。

在加速器物理中束流的横向不稳定性是影响束流品质, 导致束流崩溃的重要因素 。直线感应加速腔内由于加速间隙的存在, 使漂移管呈不连续状态, 当被加速的强流电子束在腔内经过时 ,会激发出通常在圆波导中的导行电磁波, 其中某些 TM 波模式的横向磁场会导致束流横向不稳定 ,能散增大, 发射度增加 ,甚至产生束流崩溃现象。抑制束流横向不稳定性, 需要了解儘可能多的加速腔内微波模式特性的信息,也就是束流与加速腔内环境相互作用的特性 。束流与环境的相互作用在时域中用尾场函式表示, 而在频域中用耦合阻抗来描述 , 它们是一对傅立叶变换和反变换 。强流直线感应加速腔设计中的重要任务之一是降低横向阻抗 ,对加速腔横向阻抗的研究需要数值模拟计算和实际测试结合进行。

从物理学的角度出发 ,引起 BBU 不稳定性的原因是束流偏移轴心的振荡与加速腔内的横向磁场模, 例如 TM 1n0 模的互相耦合 。如果束流的振荡频率与腔模的谐振频率相同, 腔谐振模的能量将会增加 ,多个同样的加速腔级连起来, 束流振荡的振幅也会逐腔增加 , 导致 BBU 不稳定性的产生。BBU 的增长与多个参数有关, 包括束流强度 ,腔横向耦合阻抗 Z ⊥ ,腔品质因数 Q ,横磁模频率 f , 级连腔的个数 N ,束流输运系统聚焦磁场的强度 B 以及束流的初始偏心或噪声。腔横向耦合阻抗 Z ⊥ 是考察加速腔横向磁场模与束流相互作用的一个参数 。公式(1)侧重于理论分析,公式(2)侧重于工程设计和实验 ,其物理意义是相同的。从以上两个公式可以明显地看出直线感应加速腔的横向阻抗取决于其设计结构。美国建造 ETA 和 ATA 时, 均採用 Pillbox 腔型, 加速间隙是直缝式的 。设计建造 DA RH T-I 时採用了弯曲式的加速间隙以减小腔横向阻抗。

20 世纪 80 年代中期利弗莫尔实验室的 R .J.Briggs 等曾採用解析法和 Pillbox 模型, 对 ATA 加速腔的横向阻抗进行计算 。近年来感应加速腔的间隙多被设计成弯曲形状, 与 Pillbox 模型相差甚远, 需用数值模拟程式进行计算 。计算加速腔横向阻抗可採取两种方法:一种是频域内的计算, 典型的计算程式有 M AFIA , U RM EL 等 ;另一种是时域内的计算 ,通过计算尾场 ,再进行傅立叶变换,典型的计算程式为 AMOS , TBCI 等 。10 M eV 直线感应加速器採用的是 Pillbox 腔型 ,直缝式加速间隙, 宽度为 45 mm , 正常运行束流能量达到12M eV , 未发现BBU 现象。“神龙一号”加速腔建造时採用了弯曲的加速间隙 ,间隙宽度为 19 .5 mm ,“神龙一号”加速器加速段之间採用了一个多功能连线腔, 兼顾真空系统和测试系统的连线。多功能腔有一个 60 mm 宽的间隙 ,但没有加速脉冲馈入。“神龙一号”加速器初始束流实验中出现了束流的高频横向振荡和束流损失 , 是由加速段之间的多功能腔引起的 ,在多功能腔内加入了金属网罩后 ,这一现象彻底消失 。在以后的运行实验中束流能量均达到 19 MeV 以上 ,没有出现 BBU 现象 。与 Pilbox 腔型相比较 ,弯曲的加速间隙的横向阻抗较小。

採用 M AFIA 程式 3 维 E 模组 ,分别对 10 M eV 加速腔 ,"神龙一号"真空型加速腔,“神龙一号”多功能腔的横向阻抗进行频域计算 。E 模组频域计算的优点是原理及过程简单 、直观 ,易于理解 ,能给出本徵模完整的场分布信息,适合计算求解谐振频率低于截止频率的低阶谐振模 ,而我们所关心的正是频率低于束流输运管道截止频率的横磁模。计算中将加速腔近似为一个封闭的腔体模型 ,使其与真实腔形状儘量接近 ,尤其是加速间隙部分。图 1 所示为计算中最终採用的 3 个模型。E 模组计算结果中给出谐振横电波和横磁波的模式 、频率和对应的场分布信息 。计算直线感应加速腔横向阻抗所关心的是低于束流管道截止频率的 TM 1n0 模式 。根据对应模式的频率和电磁场分布信息, 可求出腔体的 Q 值 、储能U 、耗散以及横向磁场积分值等。然后按照公式(1)求出对应于各模式的横向阻抗与其对应 Q 值的比值 Z ⊥ /Q 。在 MAFIA 计算中 ,Q 值是按照公式Q =2πf P/W 给出, 其中 P 为一周期内的平均损耗 ,W 为平均储能 。由于一周期的平均损耗所考虑的因素为封闭腔体腔壁表面电阻耗散 ,这样计算出的 Q 值远大于实际的Q 值 。而实际的直线感应加速腔为开放结构 ,腔壁导体材料为不鏽钢 , 计算中所选用的电导率存在误差,有可能存在小部分铁磁物质的界面 。对同一结构的加速腔来说 ,无论 M A-FIA 计算出的 Q 值是多少 , Z ⊥ /Q 值都是相同的, 因此计算中採用这一参数来考察不同结构的加速腔。

在计算中考虑了10 MeV 加速腔和“神龙一号”真空加速腔内绝缘环的影响。绝缘环εr取2 .3;对“神龙一号”真空加速腔间隙做了两种模型的计算,一种间隙部分全部作为金属处理,另一种考虑间隙内铁氧体暴露部份的作用,计算中铁氧体参数近似的选取为εr=1, μr=16。图2是典型的计算给出的TM11, TM12, TM13模式在r , θ平面上的磁场分布。3 种不同结构腔型的计算结果在表1 中给出。直线感应加速腔的设计中横向阻抗是一个至关重要的指标, 关係着所设计的加速器能否正常运行, 除数值模拟计算之外还必须对加速腔样机进行实验测试,以确定加速腔的设计是否合乎设计指标。

自20 世纪90 年代以来,对于直线感应加速腔横向阻抗的测试採用较多的是双芯同轴线束流模拟法,如美国DA RH T-Ⅰ加速器首件加速腔的横向阻抗检测就是採用的这一方法。90 年代末开始DA RH T-Ⅱ加速腔研製时,发展了另一种测试方法,即η因子测试法。套用这两种测试方法对实验室内现有的加速腔进行了测试。双芯同轴线法测试时将加速腔和一定长度的加长管道内置入偏离轴心的两根细线导体, 将倒相180°的高频扫频信号分别馈入,对这一系统进行S参数测试,得到一组结果;然后用和加速腔具有同样长度的束流输运管道代替加速腔组成同样的系统,同样测试其S参数, 将这两组测试结果进行处理计算,得到该加速腔横向阻抗与频率的对应曲线。η因子测试法与双芯同轴线束流模拟法採用基本相同的测试系统。不同是不进行S参数的测试,而是用磁场探头分别测试加速间隙内的r方向的磁场Brg和加速间隙附近束管道内θ方向的磁场B θt,计算出初始的η值,,得到横向阻抗值。套用前面提到的3 种腔型,和上述两种测试方法进行了多次的实验,对照计算结果,以期总结出较为严谨实用的一套测试方法。

双芯同轴线束流模拟法的测试实验分别在“神龙一号”真空加速腔和10 M eV加速腔上进行。真空腔的实验分别测试了铁氧体和金属玻璃两种不同的磁心材料。实验结果列于表2 中。对10 MeV 加速腔不仅进行了双芯同轴线束流模拟法的测试,也进行了η因子测试法的实验, 实验结果列于表3中。将表2、表3中双芯同轴线束流模拟法的测试结果与表1中的计算结果进行对比,可以看出“神龙一号”真空腔中铁氧体磁心的测试结果与间隙中考虑铁氧体暴露部分的结果近似,而金属玻璃磁心的测试结果与间隙内按金属边界处理时结果接近。实验测得的横磁摸的频率与计算出的差距较小,而实验测得的Z⊥/Q值多小于计算值,原因是计算模型与实际加速腔的差别。实际的加速腔上有高压脉冲馈入口,真空泵接口等。

对10 MeV 加速腔进行的η因子测试实验结果中,对Q 值的估算与双芯同轴线束流模拟法得出的结果基本符合,横向阻抗最大值为TM13模,但η因子测试的结果大于双芯同轴线束流模拟法的结果。

多功能腔是“神龙一号”加速器连线相邻两个加速段的非加速腔,用于真空泵接口和束流参数诊断。多功能腔没有加速功能, 但间隙较宽为60 mm。在“神龙一号”初始出束实验中, 多功能腔内没有加入网罩,因而在加速器的下游束流产生了高频振荡,振荡频率约为550 M Hz。多功能腔加入网罩后,束流高频振荡彻底消失。对多功能腔仅进行了η因子测试,分别测试了不加网罩和加网罩两种情况。图3所示为η因子测试初始波形。可以看出,计算中得到的横磁模频率与测试的基本相符,除558 MH z之外,还有一个1 076 M Hz的模式,表4中实验结果表明网罩对此模式不起作用, 而此模式的存在对“神龙一号”束流的加速和输运并无影响,分析原因, 估计是此频率与束流输运管道的截止频率较接近的原因。

综合分析上述所做的数值计算和实验测试结果,可以得出结论:用频域中求解谐振腔本徵模计算直线感应加速腔横向阻抗,与实验测试结合,可以有效地分析加速腔的微波特性,供加速腔设计参考。由于频域中计算无法给出加速腔内横磁模真实的Q 值,因此不能仅根据计算结果确定哪个模式会带来问题。但计算中给出的模式和频率对实验测试结果分析起到至关重要的参考作用。因此计算测试缺一不可。横向阻抗的测试实验涉及到微波测试中阻抗匹配、反射、S 参数、时域门的选择、探头製做等问题,是较为精密的实验,经多次实验重複得到的结果才是可信的。分析前面介绍的多个实验结果,两种横向阻抗的测试方法所得结果都与计算结果基本符合,从测试过程的繁简程度和多次实验结果的重複性来看,对于直线感应加速腔, η值测试方法优于双芯同轴线束流模拟法。双芯同轴线束流模拟法需要标準管和加速腔同条件下的测试参数,系统的拆装过程必定要引入误差。而最大的问题是外电缆和双芯系统的连线头, 不仅存在不匹配的问题,实验中发现电接触问题和外界干扰都会带来测试误差。双芯同轴线束流模拟法实验中需採用时域门消除反射问题,时域门选择方法也会影响测试结果。η值测试方法不存在系统的拆装问题,实验重複性较好, 对多功能腔的测试经验表明, 只要在探头製作方面多下些功夫, 尤其是多个探头的一致性,进行多次重複实验,就可以得到重複可信的结果。

直线感应加速器中 ,偏心的束流经过加速间隙时 ,会在加速腔中激励出横磁谐振模 ,而这种模式的场又会反作用于束流上。在合适的条件下 ,这种相互作用将发展成束流不稳定性。而横向阻抗正是反映这种作用大小的尺度。

脉冲双线法是目前普遍採用的最简便有效的测量横向阻抗的方法。 发生横向不稳定时 ,束流将以振幅± d 横向振荡 ,并在束输运系统的内壁上激励镜像电流和电荷; 这些电流和电荷又会产生横向电场和磁场 ,从而使束振荡幅度增大。镜像电流的来源是单位长度上束的偶极矩 Id ,如果採用两根传输等幅反相电流 I ,间距为 d 的平行导线代替束流 ,可以得到相同的二极子模场。在加速腔中心放入两根铜线 ,通 脉冲双线法测量横向阻抗的测量系统简图以等幅反相电流。 採用网路分析仪测出其中一根铜线的传输参数 ,就可以模拟出尾场对束的作用 ,进而确定横向阻抗。

在电缆和隔离段之间存在阻抗不匹配 ,并且从 50Ψ电缆到隔离段也没有使阻抗渐变的过渡段 ,多极反射是非常严重的。 为此 ,我们採用时域门法来消除多极反射对测试结果的影响。 在加速腔的两端接上适当长度的与束管道内径相同的隔离段。 然后 ,将在频域测得的波形变换到时域 ,由于隔离段的存在 ,主脉冲和多极反射之间会有足够的距离 ,而使它们在时域上不再重叠。 如果採用时域门将多极反射与主脉冲隔开 ,再变回频域 ,最后得到的频域波形就是消除了多极反射影响的被测系统的S21参数。图距离主脉冲约 6ns(即 12. 62ns处 )我们观察到第一个反射峰 ,这个峰是由于主脉冲在加速间隙处被反射后 ,又从隔离段与电缆的接口处被反射回来而形成的。 加速间隙被禁止后 , 这个反射脉冲就消失了 ,直到距主脉冲约 12ns处 (即 18. 6ns处 ) ,才能观察到下一个反射。 这个脉冲比第一个反射脉冲大得多 ,原因是加速间隙相对束管道而言只能算是微扰 ,而隔离段与电缆之间的不匹配却要严重得多。 将时域门的右边的极限取在主脉冲与第一个反射脉冲的交点 ,将 0～ 11. 67ns的信号分离出来 ,然后再将其变回频域 ,便得到消除了多极反射的被测系统的频域的 S21波形。

在研究横向阻抗及束流横向不稳定性时 ,感应加速腔中二极子模的谐振频率及其品质因数是非常重要的参量。 在 50M Hz～ 1GHz频段 ,绝缘腔中存在三个二极子模 ,它们应该分别对应 TM110、 TM120及 TM130模 。在感应加速腔的腔壁上 ,对称地分布着两个高压馈口 ,因此 ,加速腔不是完全轴对称的。 我们分别在如下情形 ,即双线平面平行和垂直于高压馈口的连线时 ,测量了加速腔的谐振频率、品质因子和横向阻抗。 在图表中分别以“平行”和“垂直”来表征上述两种情形。将两个耦合环绕加速腔轴线旋转一周 ,测出对应某一个二极子模场的幅度沿圆周的分布 。我们发现 ,谐振峰的幅度经历了两个周期的变化 , 这证实了图 4中标有 1, 2, 3的谐振峰对应的是三个二极子模。

我们测量了如图 6所示的三种感应加速腔的横向阻抗 ,将三种腔分别命名为原型腔、绝缘腔和真空腔。 测量时系统的有关参数为: 铜线半径 a= 0. 75mm;铜线间距 d= 60m m; 束管道半径 b= 73mm (原型腔 )或 b= 74mm (绝缘腔和真空腔 )。 根据这些参数 ,可以确定束管道特性阻抗 Z0= 210. 5Ψ。测量时 ,首先在时域测量加速腔的传输参数 S21 ,再将加速间隙禁止 ,测得传输参数 S’21 ;利用前文所述的方法确定时域门 ,将主脉冲从多极反射中分离出来后 ,再将其变回频域; 最后按照 ( 8)式求出感应加速腔的横向阻抗 ,。

与几年前发展的原形腔相比 ,新设计的绝缘腔和真空腔採用了一些降低横向阻抗的措施: 新设计的真空腔和绝缘腔装有角铁 (氧体 )反射 ,并把加速间隙宽度由原形腔的 45mm 减为 19. 5mm , 而束管道半径增加了 1. 4% 。我们的测量验证这些措施的效果 ,图 7所示为将每个腔的横向阻抗在垂直与平行方向求平均 ,可见绝缘腔和真空腔的横向阻抗都远比原形腔低。同时 ,由于採用了类同轴加速间隙 ,绝缘腔的低频模式的阻抗也被降低了。结果与我们得到的结果也很相似。