Erzeugung intensiver hochpolarisierter Elektronenstrahlen mit hoher ...

1. Die Quelle spinpolarisierter Elektronen am MAMI-Beschleuniger
der hohen Komponentendichte diffizilen Vorgangs wurde von V. Tioukine geleistet [34].
Nach dem Einbau des Filters wurde ein weiterer Effekt beobachtet, der zu einer spinwinkelabhängigen
Strahlablage in der Größenordnung von Millimetern und Winkelablenkungen
von einigen Millirad bei voller Spindrehung führt. Als Erklärung für diesen Effekt
bietet sich der Randfeldverlauf an, der in Abbildung 1.6 mit einem Computersimulationsprogramm
9 berechnet worden ist. Offensichtlich ist das Verhältnis von magnetischem
zu elektrischem Feld im Randbereich nicht konstant, so dass die Gleichgewichtsbedingung
1.10 dort nicht erfüllt ist. Dies resultiert aus der konstruktiven Notwendigkeit
die elektrischen Feldplatten in den Magneten zu integrieren. Somit ist die magnetische
Apertur ( ”
Gapweite“) größer als die elektrische, was sich in einem weiter auslaufenden
magnetischen Randfeld bemerkbar macht. Daher wird der Strahl zunächst vom B-Feld
abgelenkt und dann vom E-Feld zurückgebogen.
Der resultierende Strahlversatz wurde von [32] berechnet und zwar zu
DM 2 Δx = I − D2 E
rand . (1.17)
R
Wobei D M ,D E die Gapweiten des Magneten (6 cm) und der elektrischen Feldplatten
(4 cm) sind. R ist der Krümmungsradius des Teilchens im gegebenen B-Feld (16 cm bei
90 Grad Spindrehung). Die in Abbildung 1.4 sichtbare Vergrößerung von D E am Rand
des Kondensators dient dort also nicht nur zur Erhöhung der Hochspannungsfestigkeit,
sondern minimiert auch den Zähler in der Beziehung 1.17. Für einen Randfeldverlauf
ohne Feldbegrenzung ist die Konstante I rand von der Größenordnung 1, womit man
hier je nach Spinwinkel einen Strahlversatz Δx zwischen 0 und 2 cm erhalten würde.
Die Randfelder müssen daher begrenzt werden, was in unserem Fall durch eine Kurzschlussplatte
aus Armco-Eisen ( End Plates“ in Abbildung 1.4) geschieht. Somit wird
”
die Feldstärke von B und E innerhalb ca. einer Länge D E außerhalb der effektiven Feldgrenze
auf vernachlässigbar kleine Werte abgesenkt. Eine numerische Berechnung der
Elektronenbahnen im so gegebenen Feldverlauf führt auf Ablagen und Ablenkwinkel der
oben genannten Größe. Dies ist qualitativ im Einklang mit dem beobachteten Strahlversatz
auf dem in Abbildung 1.4 gezeigten Leuchtschirm. Hinter dem Filter ist eine
Kompensation der Ablage und des Knicks durch zwei Korrekturmagnete ( Wedler“) ”
notwendig, um den Strahl wieder auf die Sollbahn zu zentrieren. Diese Prozedur ist in
der Praxis leicht durchführbar.
Der Wienfilter besitzt Nichtlinearitäten (Bildfehler), die unter anderem durch die nicht
hinreichend symmetrische Feldverteilung zwischen Kurzschlussplatte und homogenem
Teil ausgelöst werden. Diese zeigen sich sowohl in der Computersimulation als auch in
der Praxis, wenn Ablagen des Strahls von der Symmetrieachse von mehr als 3-4 Millimetern
zugelassen werden. In unserem Fall ist der Strahl jedoch auf wenige Zehntel
Millimeter genau auf die Sollbahn zentriert und es kommen wegen der kleinen Emittanz
auch keine großen Abweichungen von dieser Bahn vor. Die Messungen bei verschiedenen
Spindrehwinkeln (Abb. 1.7) zeigen daher keine nennenswerte Vergrößerung der Emittanzfläche.
Erfreulich ist weiterhin die nur geringe Veränderung der Ellipsenparameter
9 Firma Vector Fields, Programmpaket ”
Opera-3-d“, Elektro- und Magnetostatisches Modul ”
Tosca“.
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