Gratis elektronlaser

Funktionelt princip for frielektronlaseren. Elektronstrålen genereres i en partikelaccelerator og passerer gennem den plane undulator på en periodisk bane (rød). Røntgenstrålen (orange) genereres af den tværgående bevægelse.

En fri-elektron-laser (engl:. Free-elektron-laser , kort- FEL) er en strålingskilde, den synkrotronstrålingen med meget høj brillans genereret. Da frie elektroner ikke har et fast energiniveau, kan den udsendte stråling kontinuerligt indstilles. På nuværende tidspunkt (2017) er bølgelængder under 1 Ångstrøm mulige.

FEL kaldes en laser på grund af sammenhængen mellem denne stråling og afhængigheden af forstærkningen af antallet af tilstedeværende fotoner . I modsætning til konventionelle lasere har den imidlertid ikke et laseraktivt medium , hvor der er populationsinversion . Derfor er der heller ikke nogen stimuleret emission .

Centrale komponenter i en FEL er elektronkilde , normalt en høj-energi partikelaccelerator , og en vekselvirkning område , hvor en del af den kinetiske energi af elektronerne omdannes til fotoner. Dette sker normalt gennem et skiftende magnetfelt ( undulator ), som tvinger elektronerne ind i en tværgående bevægelse, hvor synkrotronstråling udsendes. Dog kan dannelsen af fotoner også induceres af en bølgeleder belagt med et dielektrikum ( Cherenkov FEL ). I den bredeste forstand kan de første sammenhængende strålingskilder, vandrende bølgerør og magnetroner , også forstås som frie elektronlasere. Funktionen af en FEL, der bruger en undulator til at generere stråling, forklares nedenfor.

FEL blev opfundet af John Madey ved Stanford University i begyndelsen af 1970'erne, og der blev bygget en prototype.

Struktur og funktionalitet

Den skematiske struktur er vist i skitsen ovenfor. En pakke elektroner accelereres til relativistisk hastighed i en eller flere acceleratorer og overføres derefter til en undulator . På grund af elektronernes sinusformede bevægelse og den tilknyttede cirkulære acceleration udsendes højenergifotoner, der er kendt som synkrotronstråling .

For at opnå en høj glans af den udsendte stråling skal elektronerne i partikelklyngen have den lavest mulige energispredning, en lav emittans og en høj spidsstrøm. Generering af en sådan elektronbundt er kompleks, fordi på grund af den gensidige Coulomb-frastødning af elektronerne kan en partikelgruppe med den krævede spidsstrøm ikke genereres direkte i acceleratorens partikelkilde. I stedet genereres først en pakke elektroner med en lille strøm, som straks accelereres til ultra-relativistiske energier og derefter komprimeres i længderetningen. Denne kompression forkorter elektronbundtet og øger spidsstrømmen i samme omfang, hvilket er muligt på grund af Coulomb-frastødning , som nu er stærkt reduceret på grund af relativistiske effekter . Om nødvendigt gentages denne sekvens af acceleration og komprimering flere gange (op til tre gange for røntgenfel), hvilket gør frie elektronlasere til et komplekst og dyrt system. Ved FLASH z. For eksempel accelereres elektronpakken før den første kompression først til 145 MeV, derefter yderligere accelereres til ca. 450 MeV og komprimeres derefter igen. Endelig accelereres den nu fuldt komprimerede stråle til den endelige energi (maksimalt omkring 1,2 GeV).

I bølgeformen er elektronstrålen skiftevis arrangeret magneter i en periodisk tværgående bevægelsesforskydning ( engl. Til bølgning ), hvor elektronen udsender synkrotronstråling. Bølgelængden af det udsendte lys er givet af ${\ displaystyle \ lambda _ {r}}$

{\ displaystyle \ lambda _ {r} = {\ frac {\ lambda _ {u}} {2 \ gamma ^ {2}}} \ venstre (1 + {\ frac {K ^ {2}} {2}} \ ret)}

,

med undulatorens periode, Lorentz-faktoren og den såkaldte dimensionsløse undulator-parameter . Dette er givet af ${\ displaystyle \ lambda _ {u}}$ ${\ displaystyle \ gamma}$ ${\ displaystyle K}$

{\ displaystyle K = {\ frac {eB_ {0} \ lambda _ {u}} {2 \ pi m_ {e} c}} \ ca. 0,93B_ {0} [\ mathrm {T}] \ lambda _ {u } [\ mathrm {cm}]}

,

med undulatorens magnetfelt og tager højde for, at elektronhastigheden langs undulatoren og dermed de to falder, mens den passerer gennem undulatoren. Faktoren stammer fra samspillet mellem to relativistiske effekter. På den ene side ser elektronen en undulatorperiode kontraheret af Lorentz ; på den anden side forskydes det udsendte lys i laboratoriesystemet med cirka Doppler . ${\ displaystyle B_ {0}}$ ${\ displaystyle \ gamma}$ ${\ displaystyle 1/2 \ gamma ^ {2}}$ ${\ displaystyle \ gamma ^ {- 1}}$ ${\ displaystyle (2 \ gamma) ^ {- 1}}$

Frekvensen af den udsendte stråling er uden hensyntagen til korrektionsfaktoren

${\ displaystyle f_ {r} = {\ frac {c} {\ lambda _ {r}}} = {\ frac {c} {\ lambda _ {u}}} \ gamma \ cdot {\ frac {\ sqrt { 1- \ beta ^ {2}}} {1- \ beta ^ {2} \ cos {\ theta}}}}$ ,

hvor er og tager Lorentz-sammentrækningen i betragtning. Den sidste faktor beskriver den relativistiske dopplereffekt af en dipolstråling i retning af . På grund af den relativistiske elektronhastighed er den udsendte stråling næsten fuldstændig rettet fremad langs elektronstien, dvs. H. dipolstrålingen, der er karakteristisk for de oscillerende elektroner, vises nåleformet i hvilesystemet, hvilket er grunden til eller kan antages. Hvis du udvider ovenstående udtryk med , får du en faktor i tælleren, som bliver 2 med. Alt andet kan skrives som, hvilket giver en samlet relativistisk faktor for . ${\ displaystyle \ beta = v / c}$ ${\ displaystyle \ gamma}$ ${\ displaystyle \ theta}$ ${\ displaystyle \ theta \ til 0}$ ${\ displaystyle \ cos (\ theta) \ til 1}$ ${\ displaystyle {\ sqrt {1+ \ beta \,}}}$ ${\ displaystyle {\ displaystyle {1+ \ beta}}}$ ${\ displaystyle v \ approx c}$ ${\ displaystyle \ gamma}$ ${\ displaystyle 2 \ gamma}$

I FEL er undulatoren bygget meget lang, så der er en interaktion mellem den udsendte stråling og elektronpakken. Elektronpakken er mikrostruktureret gennem interaktion med den genererede stråling, dvs. den er opdelt i tynde skiver, der er orienteret vinkelret på flygeretningen. Afstanden mellem disse diske er lig med bølgelængden, så alle elektroner i pakken kan kohærent udsende på samme tid . På grund af strålingens faseemission tilføjes amplituden af de individuelt genererede bølger og ikke intensiteterne, som det ville være tilfældet med tilfældig stråling, der ikke udsendes i den rigtige fase. Resultatet er, at intensiteten af den udsendte stråling i FEL stiger proportionalt med kvadratet af antallet af udsendende elektroner og ikke længere lineært. Dette skaber sammenhængende stråling med høj glans.

Gratis elektroner kan ikke interagere med fotoner, fordi bevarelse af energi og momentum ikke kan opfyldes samtidigt. Med FEL kan en energioverførsel imidlertid finde sted gennem fasejustering, som kan overvejes klassisk. Som en tværgående bølge har strålingen, der spredes langs bølgeren, en elektrisk feltstyrke parallelt med elektronernes svingningsbevægelse. Disse føler en kraft, der er proportional med feltstyrken, som påvirker deres hastighed i svingningsretningen. Selvom elektronerne bevæger sig lidt langsommere end laserlyset i resonatoren, er en interaktion mulig: Hvis elektronerne har været igennem en bølgeformet periode, "halter" de en optisk bølgelængde bagud. Som et resultat virker E-feltkomponenten altid på elektronen, hvilket bremser eller fremskynder den på sin periodiske vej. På grund af bevægelsen i magnetfeltet forårsager dette en ændring i den oprindelige længdehastighed. Retardationen eller accelerationen afhænger af fasepositionen mellem ladningsbæreren og den elektromagnetiske bølge, hvorfor nogle elektroner decelereres og andre accelereres, hvorved ladningsbærerne kan gruppere og således udsende sammenhængende. Da der afhængigt af fasen kan ske en energioverførsel fra elektron til stråling (forstærkning) eller omvendt (absorption), er elektronerne grupperet, men ingen nettoeffekt kan overføres. I praksis kan betingelsesforstærkning> tab opnås ved en let forøgelse af elektronens kinetiske energi langs dens udbredelsesretning i undulatoren.

En FELs bølgelængde kan indstilles ved at variere elektronernes energi eller undulatorens magnetfelt, hvorved indstillingsområdet i princippet ikke er begrænset. Imidlertid begrænser tekniske faktorer såsom de tilgængelige elektronenergier og indstillingsområdet for det bølgende magnetfelt indstillingsområdet.

fordeling

I 2006 var der 21 frie elektronlasere over hele verden, og yderligere 15 systemer var under opførelse eller i planlægningsfasen. I princippet dækker frielektronlasere store dele af spektralområdet , men er optimeret til et bestemt område. Partikelfysiklaboratoriet FEL i Dubna fungerer i millimeterområdet, FLASH ( frielektronlaser i Hamborg ) ved DESY i UV- området (4,12 til 30 nm). Den nuværende kortbølgede stråling udsendes ved det europæiske XFEL (røntgenfel), hvis injektor også er placeret i DESY i Hamborg. Den når en bølgelængde på 0,05 nm. Røntgenblinkene fra den europæiske XFEL er så små, at selv atomdetaljer kan ses.

Militær brug

FEL-teknologi er blevet vurderet som en antiluftskandidat af den amerikanske flåde . Der er gjort betydelige fremskridt med at øge kraften (FEL fra Thomas Jefferson National Accelerator Facility var i stand til at demonstrere over 14 kW effekt), og det ser nu også ud til at kunne bygge kompakte FEL-våben med flere megawatt . Den 9. juni 2009 meddelte Office of Naval Research, at det havde underskrevet en kontrakt med Raytheon om at opbygge en eksperimentel 100 kW FEL. Den 18. marts 2010 annoncerede Boeing Directed Energy Systems færdiggørelsen af et specielt design til maritim brug. Præsentationen af en komplet prototype er planlagt til 2018.

Weblinks

Individuelle beviser

↑ Gratis elektronlasere 2002 , Forløbet af den 24. internationale gratis elektronlaserkonference og det 9. FEL-brugerworkshop, Argonne, Illinois, USA, 9.-13. September 2002.
↑ John Madey, stimuleret emission af bremsestråling i en periodiske Magnetic Field , J. Appl. Phys. 42, 1971.
↑ Z. Huang, K.-J. Kim: Gennemgang af røntgenfri elektronelaserteori . I: Fysisk gennemgang Særlige emner - Acceleratorer og bjælker . 10, 2007, s. 034801. doi : 10.1103 / PhysRevSTAB.10.034801 .
↑ ^a^b S. D. Ganichev, W. Prettl: Intense terahertz Excitation of Semiconductors . Oxford videnskabspublikation.

[1] Gratis elektronlasere 2002 , Forløbet af den 24. internationale gratis elektronlaserkonference og det 9. FEL-brugerworkshop, Argonne, Illinois, USA, 9.-13. September 2002.

[2] John Madey, stimuleret emission af bremsestråling i en periodiske Magnetic Field , J. Appl. Phys. 42, 1971.

[3] Z. Huang, K.-J. Kim: Gennemgang af røntgenfri elektronelaserteori . I: Fysisk gennemgang Særlige emner - Acceleratorer og bjælker . 10, 2007, s. 034801. doi : 10.1103 / PhysRevSTAB.10.034801 .

[:0-4] S. D. Ganichev, W. Prettl: Intense terahertz Excitation of Semiconductors . Oxford videnskabspublikation.

Languages