Атосекундний імпульсний рентгенівський лазер класу TW

Атосекундний імпульсний рентгенівський лазер класу TW
Атосекундний рентгенімпульсний лазерз високою потужністю та короткою тривалістю імпульсу є ключем до досягнення надшвидкої нелінійної спектроскопії та рентгенівської дифракційної візуалізації. Дослідницька група у Сполучених Штатах використовувала каскад двоступеневихРентгенівські лазери на вільних електронахдля виведення дискретних атосекундних імпульсів. Порівняно з існуючими даними, середня пікова потужність імпульсів збільшується на порядок, максимальна пікова потужність становить 1,1 ТВт, а медіанна енергія перевищує 100 мкДж. Дослідження також надає вагомі докази солітоноподібної поведінки надвипромінювання в рентгенівському полі.Високоенергетичні лазеристимулювали розвиток багатьох нових галузей досліджень, включаючи фізику високих полів, атосекундну спектроскопію та лазерні прискорювачі частинок. Серед усіх видів лазерів рентгенівські промені широко використовуються в медичній діагностиці, промисловій дефектоскопії, перевірці безпеки та наукових дослідженнях. Рентгенівський лазер на вільних електронах (XFEL) може збільшити пікову потужність рентгенівського випромінювання на кілька порядків порівняно з іншими технологіями генерації рентгенівського випромінювання, розширюючи таким чином застосування рентгенівських променів на галузь нелінійної спектроскопії та дифракційної візуалізації окремих частинок, де потрібна висока потужність. Нещодавно успішно розроблений атосекундний XFEL є важливим досягненням в атосекундній науці та техніці, збільшуючи доступну пікову потужність більш ніж на шість порядків порівняно з настільними джерелами рентгенівського випромінювання.

Лазери на вільних електронахможна отримати енергії імпульсів на багато порядків вище, ніж рівень спонтанного випромінювання, використовуючи колективну нестабільність, яка спричинена безперервною взаємодією поля випромінювання в релятивістському електронному пучку та магнітному осциляторі. У діапазоні жорсткого рентгенівського випромінювання (довжина хвилі приблизно від 0,01 нм до 0,1 нм) FEL досягається методами стиснення пучків та пост-сатураційного конування. У діапазоні м'якого рентгенівського випромінювання (довжина хвилі приблизно від 0,1 нм до 10 нм) FEL реалізується за допомогою каскадної технології свіжого зрізу. Нещодавно повідомлялося про генерацію атосекундних імпульсів з піковою потужністю 100 ГВт за допомогою методу посиленого самопідсиленого спонтанного випромінювання (ESASE).

Дослідницька група використала двоступеневу систему посилення на основі XFEL для посилення м'якого рентгенівського атосекундного імпульсу, що виводиться з когерентного лінійного підсилювача.джерело світладо рівня TW, що на порядок покращує результати, отримані в результаті опитування. Експериментальна установка показана на рисунку 1. На основі методу ESASE фотокатодний емітер модулюється для отримання електронного пучка з високим піком струму та використовується для генерації атосекундних рентгенівських імпульсів. Початковий імпульс розташований на передньому краю піку електронного пучка, як показано у верхньому лівому куті рисунка 1. Коли XFEL досягає насичення, електронний пучок затримується відносно рентгенівського випромінювання магнітним компресором, а потім імпульс взаємодіє з електронним пучком (свіжий зріз), який не модифікований модуляцією ESASE або FEL-лазером. Нарешті, другий магнітний ондулятор використовується для подальшого посилення рентгенівських променів шляхом взаємодії атосекундних імпульсів зі свіжим зрізом.

РИС. 1. Схема експериментального пристрою; На ілюстрації показано поздовжній фазовий простір (діаграма часу-енергії електрона, зелений), профіль струму (синій) та випромінювання, що утворюється внаслідок посилення першого порядку (фіолетовий). XTCAV, поперечний резонатор X-діапазону; cVMI, коаксіальна система швидкого картування зображення; FZP, спектрометр на основі пластинок Френеля.

Усі атосекундні імпульси побудовані з шуму, тому кожен імпульс має різні спектральні та часові властивості, які дослідники дослідили більш детально. Що стосується спектрів, вони використовували спектрометр із зонною пластиною Френеля для вимірювання спектрів окремих імпульсів при різних еквівалентних довжинах ондуляторів і виявили, що ці спектри зберігали плавні форми хвиль навіть після вторинного підсилення, що вказує на те, що імпульси залишалися унімодальними. У часовій області вимірюється кутова смуга та характеризується форма хвилі імпульсу в часовій області. Як показано на рисунку 1, рентгенівський імпульс перекривається з циркулярно поляризованим інфрачервоним лазерним імпульсом. Фотоелектрони, іонізовані рентгенівським імпульсом, утворюватимуть смуги в напрямку, протилежному векторному потенціалу інфрачервоного лазера. Оскільки електричне поле лазера обертається з часом, розподіл імпульсу фотоелектрона визначається часом емісії електрона, і встановлюється зв'язок між кутовою модою часу емісії та розподілом імпульсу фотоелектрона. Розподіл імпульсу фотоелектронів вимірюється за допомогою коаксіального спектрометра швидкого картування зображень. На основі розподілу та спектральних результатів можна реконструювати форму хвилі атосекундних імпульсів у часовій області. На рисунку 2 (а) показано розподіл тривалості імпульсу з медіаною 440 мкДж. Нарешті, для вимірювання енергії імпульсу було використано детектор газового моніторингу, і було розраховано діаграму розсіювання між піковою потужністю імпульсу та тривалістю імпульсу, як показано на рисунку 2 (b). Три конфігурації відповідають різним умовам фокусування електронного пучка, умовам конусування хвилі та умовам затримки магнітного компресора. Три конфігурації дали середню енергію імпульсу 150, 200 та 260 мкДж відповідно з максимальною піковою потужністю 1,1 ТВт.

Рисунок 2. (a) Гістограма розподілу тривалості імпульсу половинної висоти на повній ширині (FWHM); (b) Діаграма розсіювання, що відповідає піковій потужності та тривалості імпульсу

Крім того, у дослідженні також вперше спостерігалося явище солітоноподібної суперемісії в рентгенівському діапазоні, яке проявляється як безперервне скорочення імпульсу під час підсилення. Це спричинено сильною взаємодією між електронами та випромінюванням, при цьому енергія швидко передається від електрона до головки рентгенівського імпульсу та назад до електрона з хвоста імпульсу. Завдяки поглибленому вивченню цього явища очікується, що рентгенівські імпульси з коротшою тривалістю та вищою піковою потужністю можуть бути реалізовані шляхом розширення процесу підсилення надвипромінюванням та використання переваг скорочення імпульсу в солітоноподібному режимі.