JP2008502110A - 非線対称荷電粒子ビームシステム - Google Patents

Abstract

荷電粒子ビームシステムは、楕円形断面を有する非線対称ビーム８を生成する、非線対称ダイオード２を含む。集束用エレメントは磁場を用いて非線対称ビーム８を集束および移送し、非線対称ビーム８は集束用エレメントのチャネルにほぼマッチングしている。

Description

本発明は帯電粒子システムに関し、特に非線対称荷電粒子ビームシステムに関する。

この出願は、２００４年６月４日出願の仮出願第６０／５７７，１３２号からの優先権を主張し、全文を本願に引用して援用する。

高輝度で空間電荷支配形の荷電粒子（電子またはイオン）ビームの生成、加速および移送は、真空電子デバイスおよび粒子加速器の設計および操作においてもっとも困難なものとなっている。ビームの自己電場エネルギーおよび自己磁場エネルギーが熱エネルギーより大きい場合、そのビームは空間電荷支配形と言われる。ビーム輝度はビーム電流に比例し、ビーム断面積とビーム温度との積に反比例するので、低温でビームを生成しかつ保持することが高輝度ビームの設計においてもっとも重要となる。ビームが平衡状態にないように設計すると、場とビームの平均フローエネルギーおよび熱エネルギーとの間に相当程度のエネルギー交換が生じる。ビームが空間電荷支配形である場合は、このエネルギー交換によりビームの伝播に伴うビーム温度の上昇（すなわちビーム輝度の低下）が生じる。

輝度の低下が十分に抑制されないと、真空電子デバイスおよび粒子加速器の無線周波数（ＲＦ）機構によってビームが遮断され、それら真空電子デバイス等の動作、特に高負荷の動作の妨げになる。また、これにより、加速器の用途においてしばしば必要となる微小スポットサイズにビームが集束しにくくなるため、加速器からのビームが使用に適さなくなることがある。

高輝度で空間電荷支配形の荷電粒子ビームの設計は平衡ビーム理論およびコンピュータモデリングに基くものである。平衡ビーム理論によって設計指針および設計目標が与えられ、コンピュータモデリングによって詳細な設計目標が与えられる。

平衡状態は複数存在することが知られているが、連続ビーム生成部および連続ビーム移送部間で平衡状態をマッチングさせることはビームの設計者および利用者にとって難しい課題であった。なぜなら、連続ビーム生成のための公知の平衡状態は連続ビーム移送のための公知の平衡状態のいずれにも完全にはマッチングしないためである。

例えば、円形２次元（２Ｄ）形状のピアスダイオードでの平衡状態を周期的四重極磁場にマッチングさせてカバシンスキー・ブラジミルスキー(Kapachinskij-Vladimirskij）（ＫＶ）ビームの平衡状態をつくることは不可能である。無限の２次元スラブ形態のピアスダイオードでの平衡状態の端部を切り取ることによって形成された方形ビームは平衡状態を消失させるものになる。

しかしながら、ビームシステム設計においてビームマッチングが不完全であると、ビームが実デバイス内で伝播する際にビーム温度の上昇およびビーム輝度の低下が生じてしまう。

本発明の一態様により、荷電粒子ビームシステムが提供される。この荷電粒子ビームシステムは、楕円形断面を有する非線対称ビームを形成する、非線対称ダイオードを含む。集束チャネルでは磁場を用いて非線対称ビームの集束および移送が行われる。

本発明の別の態様により、非線対称ダイオードが提供される。この非線対称ダイオードは、荷電粒子を放出するための一つ以上の電気端子、および電場を形成して荷電粒子を加速することで荷電粒子ビームを形成するための一つ以上の電気端子を含む。これら端子は、荷電粒子ビームが楕円形断面を有するように配置される。

本発明の別の態様により、荷電粒子を放出するための一つ以上の電気端子の形成、および電場を形成して荷電粒子を加速することで荷電粒子ビームを形成するための一つ以上の電気端子の形成、および前記諸端子の配置であって荷電粒子ビームが楕円形断面を有するように行われる配置を含む非線対称ダイオードの形成方法が提供される。

本発明の別の態様により、荷電粒子の集束および移送用チャネルであって、非線対称磁場を用いて楕円形断面をもつ荷電粒子ビームの集束および移送を行うチャネルが提供される。

本発明の別の態様により、荷電粒子の集束および移送用チャネルの設計方法であって、非線対称磁場を用いて楕円形断面をもつ荷電粒子ビームの集束および移送を行うチャネルの設計方法が提供される。

本発明の別の態様により、楕円形断面をもつ荷電粒子ビームを非線対称ダイオードおよび非線対称磁気集束並びに移送チャネル間でマッチングさせるためのインタフェースの設計方法が提供される。

本発明の別の態様により、荷電粒子ビームシステムの形成方法が提供される。この方法は、楕円形断面を有する非線対称ビームを含む非線対称ダイオードの形成を含む。さらに、この方法は、磁場を用いて楕円形断面のビームを集束および移送する集束用チャネルの形成を含む。

本発明は、新規な構成を有する非線対称荷電粒子ビームシステム、および非線対称荷電粒子ダイオードの設計方法を含む。

非線対称ダイオード２を図１Ａ〜１Ｃに模式的に示す。図１Ａに、アノード４およびカソード６を備えた、楕円形断面を有するチャイルドラングミュア(Child-Langmuir)形電子ビーム８を備えた非線対称ダイオード２を示す。図１Ｂは非線対称ダイオード２の縦断面図であり、図１Ｃは非線対称ダイオード２の横断面図であって、それぞれ電子ビーム８、カソード６およびアノード４を示している

電子ビーム８は楕円形断面を有すると共に、チャイルドラングミュアフロー特性を備えている。粒子はカソード６から放出され、カソード６およびアノード４間の電場によって加速される。イオンビームの場合は、カソードとアノードとの役割が逆になる

楕円形断面を有する非線対称ダイオードを設計する方法を説明するために、

により通常のデカルト座標系の式で規定される楕円座標系

が導入される。
なお、式中、

は動径座標、

は角座標で、ｆは一定のスケーリングパラメータである。

荷電粒子ビームがベクトル

方向に流れてかつ均一な横方向密度を備えた平行流のチャイルドラングミュアプロファイルを有する場合、このビームは、

の内部静電電位を有する。
ここで、平坦な電荷放出面に沿って

および平坦な電荷受容面に沿って

と定義されている。

両平面が、面

の条件で特定される、楕円形の横方向境界を有する場合、ｚ＝０およびｚ＝ｄにおいて両平面間を流れる、平行流かつ均一な横方向密度の、楕円形断面を有するチャイルドラングミュア荷電粒子ビームについての解が存在する。ビームを構成する粒子間に空間電荷による斥力が生じるため、このチャイルドラングミュアプロファイルは適当な形状の電極構造を通じて外部電場を与えることによって保持されなければならない。前記電極を設計するには、適当なビーム端の境界条件、すなわち

を満たす、ビームの外側の静電電位の関数についての知見が必要となる。

電位とその法線微分は

面上で個別に特定されるので、これによって楕円のコーシー問題が生まれ、全ての楕円のコーシー問題の特徴である指数関数的な誤差の増大が起きるために標準の解析手法や数値解法ではうまく解けない。本方法ではラドリーの二次元方法に基づいて、楕円形断面をもつチャイルドラングミュア荷電粒子ビームの外側の静電電位を決定する完全な三次元問題の解法を公式化するようにしている。

ビーム外側の領域において、この電位はラプラス方程式を満たしており、この方程式は楕円座標において、

で表される。
ここで、通常の変数分離法にならって、

と表すと共に分離定数ｋ²を導入する。分離された各方程式は、

で表される。
ここで横方向の方程式について別の分離を行って、

と表すと共に分離定数ａを導入する。これにより最終的な方程式として、

が得られる。

分離された横方向の方程式の解はそれぞれ動径マシュー関数

および角度マシュー関数

と呼ばれ、一方分離された縦方向の方程式の解は指数関数

の式で簡単に表される。

この電位についての解は、分離解であって併せてΦについての境界条件を満たす分離解を重ね合わせたものとして表される。これは、

と表される。
ここで、振幅関数Ａ（ｋ）およびＢ（α）が導入されており、積分閉曲線は未だ特定されていない。ビーム端に沿ってΦについての境界条件を満たすために、ガンマ関数の解析接続を用いて、

が与えられる。ここで、図２に示すように積分閉曲線Ｃが分岐線法の周囲に存在している。

境界条件は、

で表される。
この境界条件はΦを表すための積分閉曲線としてＣを選択して、対応する

および

を作製することにより満たされる。

この物理系では、ηが周期的でかつη＝０およびη＝π／２に対して対称な解が必要になる。一般に、角度マシュー関数

は周期的でない。実際に、周期的な解は、分離定数ａの所定の固有値についてのみ生じる。

であるａ_2n，ａ_2n+1，ｂ_2n，ｂ_2n+1によって表される、それぞれの対称性が異なる四つの無限かつ離散した固有値のセットが存在する。セットａ_2n、およびそれに対応する

で表される余弦楕円解のみが適当な対称性を有しており、についての積分は、

の形の和集合になる。

また、解ｃｅ_2nのセットは所望の対称性および周期性を備えた関数空間上で直交して完結している。したがって、単位元は方程式(1.15)のように展開される。

Φについての境界条件は方程式(1.16)および(1.17)を選択することにより満たされる。

および

電位の法線微分がビーム表面に沿って消滅する条件とは、

を意味し、この式と、Ｒａ_2nの境界値および固有値ａ_2nとによって２階動径マシュー方程式が完全に特定される。動径解を決定するためにはこの式を標準的な方法で積分すればよい。

そこで、Φについての展開を、

と書き換える。複数の方法を用いて固有値ａ_2nおよび対応する角度マシュー関数ｃｅ_2nの評価を行うことができる。これら固有値等は標準的な方法で積分可能である。実際には、無限級数の最初の数項のみを残して分数誤差が１０^-5未満になるようにすればよい。閉曲線Ｃに沿った積分を実数直線に沿った複合数値関数の有限積分に変換することによりこの積分もまた標準的な方法によって評価することができる。

電位プロファイルが明らかになると、根の決定法を用いて定電位電極を設置可能な面が決定される。前述の理論および解法に基づいて上記電極の形状を決定する数値モジュールを開発した。半長径６ｍｍで半短径０．６ｍｍの１０：１楕円ビームの場合における電極の設計の例を図３および４に示す。これらの電極は解析的に導出されたビーム端に沿う電位プロファイルを具現する作用があり、さらにビームをチャイルドラングミュア形状に閉じ込めて保持する作用がある。

３次元荷電粒子光学ツールのOmni-Trackを用いて、図３および４の形態の、荷電粒子の放出および移送のシミュレーションを行った。得られた粒子の軌跡図５に示すが、この軌跡は理論で予測された通り平行になっている。このOmni-Trackシミュレーションの結果によっても前述の解析手法が有効であることがわかる。
電荷収集板の一部を切り取ることによって、このビームを抽出して別のデバイスに入射することがしばしば所望される。この切り取りにより上記問題の境界条件は変更されて、上記解はもはや正確とは考えられないようになるが、相対的に微小な切り取りがもたらす誤差は無視できるので、適当な電極の形状は前述の方法によって得られる形状と実質的に変わらない。

さらに注目すべきことに、カソードとアノードとの中間の電位をもつ追加電極を付加してチャイルドラングミュアフロー条件の具現を促進することができる。上記電極付加にはその設計が考慮に入れられている。電荷収集板と同様に、カソード電極または中間電極のいずれも、チャイルドラングミュアフロー条件を具現するためにビーム端の近接位置まで延ばす必要はない。これら電極のビームに最近接した部分をビーム解に実質的な影響を及ぼすことなく切り取ることができる。

具体デバイスにおいては、同様の直線に沿って、電極を横方向に無限遠方まで延長することはできない。解析的に規定される電極は、真空および／または他の絶縁材料によって分離された導体面であって、（ビームから距離を置いた領域において）解析的に規定されるプロフィールから偏移している導体面に一致する。それにもかかわらず、電極中の遠端部分の影響はビーム端からの距離に伴って指数関数的に減少するので、ビームから十分な距離を置いてこの偏移が生じていれば、該偏移によるビームプロファイルへの影響は無視できる。

図５はOmni-trekシミュレーションを示しており、このシミュレーションでは電極は明らかに有限であり荷電粒子ビームの平行フローへの影響は生じていない。留意すべきことに、図５には、電荷収集面１０、電荷放出面１４、平行粒子の軌跡１２、および解析的に設計された電極１６が示されている。電極形状を等電位面と等価にすることにより、ここに詳述した解析的な電極設計法によって電荷放出面１４および電荷収集面１０の精密な形状ならびに外部導体１６の精密な形状が特定される。この外部導体は任意の電位に保持可能であるが、一般には二つの外部導体を使用して、一方をエミッタ電位に保持し、他方をコレクタ電位に保持する。この形状に適合させて設計された荷電粒子システムからは、図５に示すように、高品質で層流をなす平行フローの楕円形断面をもつチャイルドラングミュアビームが生成される。

図解例として、非線対称ビームを集束して移送するための非線対称の周期的磁場を図６に示す。図６は、周期的磁場の形成に用いる鉄極片１８および磁石１９を示している。鉄極片は必要に応じてのものであり、別の実施形態では省略されることもある。磁場の周期は直線２０によって規定されている。磁場の分布を図７に示す。留意すべきことに、図７は図６の鉄極片１８および磁石１９による磁力線の形状を表している。

高輝度の空間電荷支配形ビームにおいては、速度（エミッタンス）効果は無視できるほど小さく、ビームは低温流体の方程式によって十分に記述することができる。近軸近似において、ｃｇｓ単位での時間固定フロー

についての定常状態の低温流体方程式は、

によって与えられる。
ここで、s=z, qおよびmはそれぞれ粒子の電荷および静止質量、

は相対論的質量係数で、

の条件が使用されている。自己電場ベクトルＥ^Sおよび 自己磁場ベクトルＢ^Sはスカラー電位φ^Sおよびベクトル電位

から決定され、

が与えられる。

の形の方程式(2.1)〜(2.3)の解を求める。
方程式(2.4)および(2.5)において、

は図８に示す回転フレームの横方向変位、θ（ｓ）は実験室系に対する楕円の回転角であって、ｘ＞０であれば

で、ｘ＜０であれば

であり、関数ａ（ｓ），ｂ（ｓ），μ_x（ｓ），μ_y（ｓ），α_x（ｓ），α_y（ｓ）およびθ（ｓ）は自己整合的に決定される（方程式(2.11)〜(2.15)参照）。

自己電場および自己磁場について、方程式(2.2)および(2.4)を解いてスカラー電位およびベクトル電位を求める。

軸方向の周期長がSの３次元非線対称周期的磁場は基本モードとして、

と表される。
さらに横方向次元の最低次に展開して、

が求まる。
方程式(2.7)および(2.8)において、

である。

この３次元磁場は三つのパラメータＢ₀，Ｓおよびｋ_0x／ｋ_0yによって特定されている。力学定数ａ（ｓ），ｂ（ｓ），

α_x（ｓ），α_y（ｓ）およびθ（ｓ）が一般的ビームエンベロープ方程式に従う場合は、平衡の連続性および力の方程式(2.1)および(2.3)の両方が満たされることが、方程式(2.5)、(2.6)および(2.7)の各式を用いて示される。すなわち、

であり、式中

である。

方程式(2.11)〜(2.15)は

の変換の下で時間反転対称性を有する。このことは、方程式(2.11)〜(2.15)が示す力学系は超対称平面(hyper symmetry plane)（ａ’，ｂ’，α_x，α_y）を有することを意味している。

一般化エンベロープ方程式(2.11)〜(2.15)を解くために数値モジュールを開発した。解かれる関数はａ（ｓ），ｂ（ｓ），ａ’（ｓ），ｂ’（ｓ），α_x（ｓ），α_y（ｓ）およびθ（ｓ）で全部で七つである。力学系の時間反転対称性では、整合解においてｓ＝０で量（ａ’，ｂ’，α_x，α_y）が消失する必要があるので、一つの整合解に対応する三つの初期値ａ（０），ｂ（０）およびθ（０）のみをニュートン法を用いて決定すればよい。ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、

Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択された非線対称ビームシステムにおける一般的エンベロープ方程式の整合解を図９Ａ〜９Ｅに示す。

詳しくは、図９Ａに関数ａ（ｓ）およびｂ（ｓ）に関連するエンベロープを表す。図９Ｂは回転角θ（ｓ）の図式表示である。図９Ｃは速度

を示すグラフである。図９Ｄは速度

を示すグラフである。図９Ｅは、３次元非線対称磁場における平坦な楕円形の均一な密度の荷電粒子ビームにおける軸方向距離に対する速度α_x（ｓ）およびα_y（ｓ）を示すグラフである。

荷電粒子ダイオードと集束チャネルとは実験上では完全にマッチングしない。ミスマッチングが不安定になると、ビームが消滅する可能性がある。しかし、ミスマッチングが小さいビームについての研究の示すところでは、前記エンベロープは微小なミスマッチングに対しては安定である。

例えば図１０Ａ〜１０Ｅは、θに５％の初期ミスマッチングが存在する、すなわちθ（ｓ＝０）＝θ_matched（Ｓ＝０）×（１．０５）である、ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、

Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択された非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速をプロットしたものである。

詳しくは、図１０Ａに関数ａ（ｓ）およびｂ（ａ）に関連するエンベロープを示す。図１０Ｂは回転角θ（ｓ）の図式表示である。図１０Ｃは速度

を示すグラフである。図１０Ｄは速度

を示すグラフである。図１０Ｅは、３次元非線対称磁場における平坦な楕円形の均一な密度の荷電粒子ビームにおける軸方向距離ｓに対する速度α_x（ｓ）およびα_y（ｓ）を示すグラフである。

ここに述べた方法によって、均一な密度で層状の楕円形断面をもつ荷電粒子ビームを保持する、非線対称の磁気集束チャネルを設計することができる。

ここに述べた非線対称ダイオードから周期的四重極磁場中に楕円形荷電粒子ビームをマッチングさせる方法を示す。近軸近似によって、周期的四重極磁場は、

で表される。
マッチングの概念を図１１および１２に示す。

図１１は電荷、 静止質量、および軸方向運動量γ_bβ_bｍｃの荷電粒子ビームにおける、周期的四重極磁場に関連する磁気集束パラメータ、

の一例を示したものである。

図１２は、前述した、周期的四重極磁場中で振動する楕円形ビームの平衡状態のエンベロープを示している。

ｓ＝０においては二つの平衡状態の横方向密度プロファイルおよび流速が同一であるため、ダイオードでの平衡状態を周期的四重極磁場の平衡状態に容易にマッチングさせることができる。

また、ここに述べた非線対称ダイオードからの楕円形荷電粒子ビームを非線対称周期的永久磁場中でマッチングさせる方法を示す。近軸近似により、非線対称周期的永久磁場は方程式(2.8)で表される。マッチングの概念を図１３および１４に示す。

図１３に、（電荷、 静止質量、および軸方向運動量γ_bβ_bｍｃの荷電粒子ビームに対して与えられた）非線対称周期的永久磁場に関連する磁気集束パラメータ、

の一例を示す。

図１４に、非線対称周期的永久磁場における平坦な楕円形ビームの平衡状態のエンベロープを示す。楕円の角度は若干の振動を示している。ただし、これら振動は磁場プロファイルのより高次の縦方向高調波を用いることによって補正することができる。

ｓ＝０においては二つの平衡状態の横方向密度プロファイルおよび流速が同一であるため、ダイオードでの平衡状態を非線対称周期的永久磁場の平衡状態に容易にマッチングさせることができる。詳しくは、横方向の粒子密度はビームの楕円内で均一であり、横方向の流速はｓ＝０において消失している。

ここに述べたマッチングの手順は、非線対称ダイオードと荷電粒子ビーム用の非線対称磁気集束チャネルとの間の高品質のインタフェースを例証するものである。

このビームシステムの用途として、高輝度、低エミッタンスでかつ低温のビームが所望される場合の真空電子デバイスおよび粒子加速器がある。

いくつかの好適な実施形態に関連して本発明を図示および説明したが、本発明の精神および範囲内で発明の形態および細部に種々の変更、省略および追加を行うことができる。

非線対称ダイオードを示す模式図である。 非線対称ダイオードを示す模式図である。 非線対称ダイオードを示す模式図である。 電位Φにおける積分閉曲線Ｃを示すグラフである。 ビーム軸に沿った種々の位置でのΦ＝０の電極の断面を示すグラフである。 ビーム軸に沿った種々の位置でのΦ＝Ｖの電極の断面を示すグラフである。 良好に閉じ込められた、楕円形断面をもつ平行ビームの電極形態を示す模式図である。 非線対称の周期的磁場の模式図である。 非線対称の周期的磁場における磁場分布の模式図である。 実験室座標系および回転座標系を示す模式図である。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するパラメータを有する非線対称ビームシステムの一般的エンベロープ方程式のマッチング解を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するパラメータを有する非線対称ビームシステムの一般的エンベロープ方程式のマッチング解を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するパラメータを有する非線対称ビームシステムの一般的エンベロープ方程式のマッチング解を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するパラメータを有する非線対称ビームシステムの一般的エンベロープ方程式のマッチング解を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するパラメータを有する非線対称ビームシステムの一般的エンベロープ方程式のマッチング解を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択され、かつ若干のミスマッチングを伴う非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択され、かつ若干のミスマッチングを伴う非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択され、かつ若干のミスマッチングを伴う非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択され、かつ若干のミスマッチングを伴う非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速を示すグラフである。 ｋ_0x＝３．２２ｃｍ^-1、ｋ_0y＝５．３９ｃｍ^-1、√ｋ_z＝０．８０５ｃｍ^-1、Ｋ＝１．５３×１０^-2および軸方向周期長Ｓ＝０．９５６ｃｍに対応するシステムパラメータが選択され、かつ若干のミスマッチングを伴う非線対称ビームシステムにおけるエンベロープおよび流速を示すグラフである。 周期的四重極磁場の集束パラメータを示すグラフである。 図１１に示した周期的四重極磁場中で振動する楕円形ビームの平衡状態のビームエンベロープを示すグラフである。 非線対称周期的永久磁場の集束パラメータを示すグラフである。 図１３に示した非線対称周期的永久磁場における楕円形ビームの平衡状態のビームエンベロープを示すグラフである。

Claims (50)

1. 荷電粒子ビームシステムは、
   楕円形断面を有する非線対称ビームを形成する非線対称ダイオード、および
   磁場を用いて前記楕円形断面のビームの集束および移送を行う集束チャネルを含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
2. 請求項１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記荷電粒子ビームは均一な横方向密度プロファイルを有することを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
3. 請求項１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記荷電粒子ビームは層状のフロープロファイルを有することを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
4. 請求項１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記荷電粒子ビームは平行な縦方向フロープロファイルを有することを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
5. 請求項１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記集束チャネルは、
   前記荷電粒子ビームを集束および移送するための非線対称磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
6. 請求項５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
7. 請求項５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
8. 請求項５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
9. 請求項５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
   前記非線対称磁場は少なくとも一つの四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
10. 請求項５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は周期的な四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
11. 請求項２の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記集束チャネルは、
    前記荷電粒子ビームを集束および移送するための非線対称磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
12. 請求項１１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
13. 請求項１１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
14. 請求項１１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
15. 請求項１１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は少なくとも一つの四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
16. 請求項１１の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は周期的な四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
17. 非線対称ダイオードは、
    荷電粒子を放出するための少なくとも一つの電気端子、および
    電場を形成して荷電粒子を加速することにより荷電粒子ビームを形成するための少なくとも一つの電気端子を含み、
    前記諸端子は前記荷電粒子ビームが楕円形断面を有するように配置されることを特徴とする非線対称ダイオード。
18. 請求項１７の非線対称ダイオードにおいて、
    前記荷電粒子ビームは均一な横方向密度プロファイルを有することを特徴とする非線対称ダイオード。
19. 請求項１７の非線対称ダイオードにおいて、
    前記荷電粒子ビームは層状のフロープロファイルを有することを特徴とする非線対称ダイオード。
20. 請求項１７の非線対称ダイオードにおいて、
    前記荷電粒子ビームは平行な縦方向フロープロファイルを有することを特徴とする非線対称ダイオード。
21. 請求項１７の非線対称ダイオードにおいて、
    前記荷電粒子ビームは、
    チャイルドラングミュア(Child-Langmuir)形ビームを含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
22. 請求項１７の非線対称ダイオードにおいて、
    非線対称の磁気を用いて楕円形断面の荷電粒子ビームを集束および移送することを特徴とする非線対称ダイオード。
23. 請求項２２の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
24. 請求項２２の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
25. 請求項２２の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
26. 請求項２２の非線対称ダイオードにおいて、
    前記荷電粒子ビームは均一な横方向密度プロファイルを有することを特徴とする非線対称ダイオード。
27. 請求項２６の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
28. 請求項２６の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
29. 請求項２６の非線対称ダイオードにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする非線対称ダイオード。
30. 非線対称ダイオードの形成方法は、
    荷電粒子を放出するための少なくとも一つの電気端子の形成、
    荷電粒子の受け取りおよび／または加速を行って荷電粒子ビームを形成するための少なくとも一つの電気端子の形成、および
    前記諸端子の配置であって前記荷電粒子ビームが楕円形断面を有するように行われる配置を含むことを特徴とする非線対称ダイオードの形成方法。
31. 請求項３０の方法において、
    前記荷電粒子ビームは均一な横方向密度プロファイルを有することを特徴とする方法。
32. 請求項３０の方法において、
    前記荷電粒子ビームは層状のフロープロファイルを有することを特徴とする方法。
33. 請求項３０の方法において、
    前記荷電粒子ビームは平行な縦方向フロープロファイルを有することを特徴とする方法。
34. 請求項３０の方法において、
    前記荷電粒子ビームは、
    チャイルドラングミュア(Child-Langmuir)形ビームを含むことを特徴とする方法。
35. 荷電粒子ビームシステムの形成方法は、
    楕円形断面を有する非線対称ビームを含む非線対称ダイオードの形成、および
    磁場を用いて前記楕円形断面のビームの集束および移送を行う集束チャネルの形成を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステムの形成方法。
36. 請求項３５の方法において、
    前記荷電粒子ビームは均一な横方向密度プロファイルを有することを特徴とする方法。
37. 請求項３５の方法において、
    前記荷電粒子ビームは層状のフロープロファイルを有することを特徴とする方法。
38. 請求項３５の方法において、
    前記荷電粒子ビームは平行な縦方向フロープロファイルを有することを特徴とする方法。
39. 請求項３５の方法において、
    前記集束チャネルは、
    前記荷電粒子ビームを集束および移送するための非線対称磁場を含むことを特徴とする方法。
40. 請求項３９の方法において、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする方法。
41. 請求項３９の方法において、
    前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする方法。
42. 請求項３９の方法において、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする方法。
43. 請求項３９の方法において、
    前記非線対称磁場は少なくとも一つの四重極磁場を含むことを特徴とする方法。
44. 請求項３９の方法において、
    前記非線対称磁場は周期的な四重極磁場を含むことを特徴とする方法。
45. 請求項３６の方法において、
    前記集束チャネルは、
    前記荷電粒子ビームを集束および移送するための非線対称磁場を含むことを特徴とする方法。
46. 請求項４５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
47. 請求項４５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
48. 請求項４５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は非線対称の周期的永久磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
49. 請求項４５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は少なくとも一つの四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。
50. 請求項４５の荷電粒子ビームシステムにおいて、
    前記非線対称磁場は周期的な四重極磁場を含むことを特徴とする荷電粒子ビームシステム。

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