- Le niveau de champ dans la cavité est mesuré grâce à une boucle de couplage
Courant - A la sortie du canon on dispose autour de la chambre à vide un transformateur calibré en forme de tore. Sa bande passante permet de voir les macro-impulsions de quelques microsecondes.
- Une coupe de Faraday peut être installée au bout du tuyau rectiligne qui prolonge chaque passage. Une polarisation positive de l'ordre de 150 V permet de récupérer le courant d'électrons secondaires qui, sans cela, se soustrairait au courant incident Cette polarisation n'est utile qu'au premier passage, où elle donne une correction de Tordre de 10%. Nous mesurons le courant moyen I avec un ampèremètre ou bien le
moy
courant moyen dans la macro-impulsion I en le faisant débiter sur une charge résistive connectée à un oscilloscope.
Position et forme du faisceau
- Après chaque passage, il est possible de visualiser la position et la forme du faisceau en disposant des hublots recouverts d'une substance phosphorescente. Cette méthode est
surtout utilisée pour les réglages. Son grand avantage est la sensibilité à de très faibles courants, par contre elle ne permet pas de mesures quantitatives précises à cause de la non-linéarité de la luminosité avec la densité de courant en un point.
• La mesure du courant d'électrons secondaires, émis par des fils en tungstène se déplaçant dans le faisceau [16], donnera
des informations plus précises sur la distribution transverse des électrons.
Energie des électrons
- On peut utiliser la propriété de spectromètre des déviateurs.
- Le spectre du rayonnement de freinage (bremsstrahlung) des électrons stoppés dans une cible de tantale nous renseigne aussi sur l'énergie maximale en sortie du sixième passage [17].
1.8.3 Résultats
a} Mesure de l'énergie par la propriété de spectromètre des déviateurs
La connaissance du champ et de la position de chaque aimant permet en principe de déterminer l'énergie des électrons après chaque passage. Il suffit d'appliquer les formules (1.9) et (1.13). Cependant on ne connaît pas très bien la carte de champ donc par conséquent la limite magnétique. D'autre part la position du faisceau à l'intérieur de la chambre à vide n'est pas connue.
On a vu au §1.3.3 que l'incertitude sur la détermination de l'énergie est de l'ordre de ± 15 % au premier passage et ± * 1% aux autres passages. On observe bien le gain d'énergie par passage attendu, soit environ 0.5 MeV. Cette mesure, bien que rustique, est très adaptée pour identifier les aimants trop avancés ou trop reculés par rapport à la cavité. En effet, ces défauts se traduisent par des écarts de gain entre les passages successifs.
b} Mesure de l'énergie en sortie par le rayonnement de freinage
L'énergie maximale des photons X émis par la cible de tentale est égale à l'énergie maximale des électrons. Cependant, le spectre mesuré représenté sur la figure 1.16 n'est pas directement exploitable; il doit être déconvolué par la résolution spectrale du détecteur. La difficulté d'obtenir une mesure précise est aussi liée à la décroissance importante du flux de photons autour de l'énergie maximale. Cette mesure attribue à l'énergie cinétique maximale des électrons la valeur 3.65 MeV ± 0.1 MeV [18].
5.-I
:•8
I
3.-0. | i i i i | i » i i | i i i i i i i i i i i i i i | i i i i | i • i i | • i ^ M
0. JO0. 1000. 1300. 2000. 2)00. 3000. 3J00. 4000.
Energie (Kev)
Figure 1.16 : Spectre de Bremsstrahlung mesuré sur une cible au tantale.
ç2 Contrôle de la focalisation
Au cours de la période de réglage du Rhodotron, les hublots fluorescents ont permis de visualiser des taches de diamètre de 2 à S mm en sortie de chacun des passages. Bien que les mesures précises de leur section n'aient pas encore pu être réalisées, ces résultats qualitatifs prouvent que le faisceau est convenablement focalisé sur toute la longueur du parcours.
d} Sensibilité des réglages des déviateurs
D est possible de faire varier la distance du premier aimant à la cavité de 2 cm environ, sans observer une diminution importante du courant en sortie de la machine. Les données expérimentales reportées sur la figure 1.17 valident le ccd.7 de calcul des trajectoires Rhodos [19] (annexe 6); il faut tout de même noter que, la position de la limite magnétique des aimants (§111.3.3) étant mal connue dans la pratique, elle a dû être ajustée dans le code afin caler les deux courbes autour de la tiéme origine des positions. La faible sensiix'i'c aux réglages fait de cet ^/-rateur un bon candidat pour des
^pplk'Ë'ions Industrielles.
rTKK
I
0,5
0
5 6 7 8 L Q p M
Figure 1.17 : Courant en fonction de la position du premier aimant. Courbe théorique et mesures.
L9 Conclusion: les atouts du Rhodotron
Dans un Rhodotron, les électrons sont accélérés dans le plan médian d'une cavité coaxiale et y recirculent plusieurs fois. Cette configuration géométrique originale permet d'obtenir une machine compacte dont l'encombrement est approximativement égal à une longueur d'onde radiofréquence. Son impédance shunt est d'autant meilleure que la fréquence de résonance est basse et, à énergie de sortie donnée, les pertes joules diminuent avec le carré du nombre de passages dans la cavité. On obtient alors de meilleurs rendements qu'avec un accélérateur linéaire, surtout si on exige en plus une fréquence de fonctionnement basse (quelques 100 MHz) et un encombrement de quelques mètres. Le Rhodotron est alors très bien adapté à l'irradiation industrielle [19] [20]. En effet, lorsque la fréquence diminue, la puissance continue des amplificateurs augmente, tandis que leur prix diminue. L'autre argument qui plaide pour ce genre d'applications est la faible sensibilité aux réglages, vérifiée expérimentalement.
Si la possibilité d'un rendement élevé est tout aussi intéressante dans le cadre de l'utilisation du faisceau dans un laser à électrons libres, il
convient d'ajouter deux atouts liés à l'utilisation d'une fréquence basse.
D'une part, l'énergie stockée est suffisante pour accélérer plusieurs nC, voire plusieurs dizaines de nC, sans trop perturber le niveau du champ, autrement dit sans trop dégrader la qualité spectrale du faisceau. D'autre part, la durée des micro-impulsions est plus importante, alors les paquets d'électrons sont plus longs que ceux qui émergent des linacs à haute fréquence (quelques GHz). Nous verrons effectivement dans le chapitre IV qu'un courant crête de plusieurs ampères, voire 10 A, est indispensable pour obtenir un gain dans le LEL, et que des impulsions de quelques centaines de ps sont nécessaires si on veut un rayonnement dans l'infrarouge lointain au spectre étroit De plus, ces paquets de quelques nC doivent être les plus monocinétiques possible. Par conséquent, dans la suite de l'étude, nous envisagerons l'utilisation d'un Rhodotron à 100 MHz, d'un encombrement de 3m.