Лазери на вільних електронах

[ виправити ] текст може містити помилки, будь ласка перевіряйте перш ніж використовувати.


Нажми чтобы узнать.
скачати

Лазери на вільних електронах

Введення

Під лазерами на вільних електронах (ЛСЕ) зазвичай розуміють пристрої (прилади), в яких відбувається посилення або генерація когерентного електромагнітного випромінювання з використанням явища стимульованого випромінювання релятивістських вільних електронів, що здійснюють поряд з поступальним також і коливальний рух в полі зовнішніх сил. В якості таких зовнішніх сил можуть виступати сили, що діють на електрон з боку просторово-періодичних магнітного (магнітостатичних накачування) або електричного (електростатична накачування) полів або інтенсивної електромагнітної хвилі, що падає на електронний пучок (електромагнітна накачування). Накачування першого типу має місце в ондулятором і убітронах, накачування другого типу може проявитися при каналювання електронів в кристалах. Електромагнітна накачування може бути використана для перетворення потужного довгохвильового СВЧ-випромінювання в короткохвильове - інфрачервоне і оптичне - при його розсіюванні на релятивістському електронному пучку.

У поняття ЛСЕ нерідко включають більш широкий клас джерел когерентного випромінювання, в яких використовується індуковане випромінювання релятивістських вільних електронів будь-якої природи, у тому числі Черенковськоє, перехідне, гальмівний, магнітотормозное і т. д. Джерела СВЧ-випромінювання на нерелятивістських електронних пучках, засновані на зазначених механізмах (ЛБВ, ЛОВ, карсінотрони, гіротрони, магнетрони, клістрони і т. д.), вже набули широкого поширення і досить добре вивчені, чого не можна сказати про ЛСЕ.

Характерна особливість ЛСЕ, що відрізняє їх від приладів класичної електроніки, полягає в тому, що завдяки використанню релятивістських ефектів є можливість генерації короткохвильового випромінювання в макроскопічних системах.

Друга відмінна особливість ЛСЕ, що виділяє їх також і серед інших, вже добре розроблених, джерел когерентного випромінювання (наприклад: традиційних ОКГ на переходах дискретного спектра атомів і молекул) полягає у можливості плавної перебудови частоти в широкому діапазоні за допомогою зміни макроскопічних параметрів: енергії електронного пучка якого періоду магнітного поля накачування.

Саме ці особливості роблять ЛСЕ найбільш перспективними з усіх відомих джерел когерентного випромінювання і обумовлюють все зростаючий інтерес до них, що спостерігається в останні роки.

Генерація СВЧ електронними потоками

Розглядаючи фізичні основи квантової електроніки і принципи дії тих чи інших конкретних лазерів, ми бачили, що використання ефекту індукованого випромінювання в системах з дискретними рівнями енергії (дискретними зонами енергії), тобто в системах, істотно квантових, дозволило квантової електроніки єдиним методом генерації охопити величезний спектральний діапазон від радіохвиль до вакуумного УФ випромінювання. Тут необхідно підкреслити одне багатозначне обставина. Незважаючи на існування квантових підсилювачів і генераторів (мазеров), генерація електромагнітних коливань в радіо-(НВЧ) діапазоні грунтується, головним чином, на взаємодії потоків вільних електронів з хвилеводними і резонаторних структурами, тобто здійснюється класичними методами.

Між тим ефект індукованого випромінювання не є але своєю природою принципово квантовим і можливий у класичних системах. Закономірне, отже, питання про можливість перенесення електронних методів генерації з НВЧ в оптичний діапазон. За аналогією з тим, що істотно квантові системи здатні генерувати коливання в діапазоні від СВЧ до вакуумного УФ, природно очікувати, що індуковане випромінювання таких класичних об'єктів, як вільні електрони, теж може бути застосоване для генерації електромагнітних коливань в широкому спектральному діапазоні від радіо до світлових хвиль.

У відповідності зі змістом слова лазер генератор електромагнітного випромінювання, що використовує індуковане випускання світла електронними потоками, природно називати лазером на вільних електронах або електронним лазером.

У класичній вакуумної електроніки НВЧ розміри генеруючих приладів або їхніх характерних частин порівнянні з довжиною хвилі генерується випромінювання. Область взаємодії електронів з високочастотним полем випромінювання, в якій кінетична енергія електронів перетворюється в енергію поля випромінювання, являє собою частину коливальної системи електродинамічної резонатора структури, яка, як правило, володіє багатьма власними частотами. Час прольоту електронів через простір взаємодії або, що більш характерно, час прольоту між окремими елементами резонансної структури збігається, принаймні, по порядку величини, з періодом коливань генерованого випромінювання.

Для всіх генераторів вакуумної електроніки НВЧ принципово важливим є забезпечення синхронізму між переміщенням електронів і тієї електромагнітної хвилею, в яку перекачується їх енергія. У процесі взаємодії електронів з високочастотним полем хвилі в електронному потоці формуються згустки частинок (фазова угруповання). Електронні згустки в міру свого подальшого руху віддають енергію полю випромінювання, взаємодіючи з тією його компонентою, для якої належним чином виконана умова синхронізму.

Угруповання електронів в згустки характерна для всіх приладів СВЧ, хоча її конкретна реалізація може відбуватися по-різному в різних приладах. Найбільш наочний процес угруповання електронів в лампі біжучої хвилі, в якій використовується тривалий взаємодія з полем хвилі електронного потоку, що поширюється прямолінійно вздовж напрямку поширення біжучому електромагнітної хвилі. При помірних, тобто істотно дорелятівістскіх, швидкостях поступального руху електронів синхронізм взаємодії забезпечується уповільненням поширення хвилі. Найпростіша уповільнююча структура являє собою однозаходной дротяну спіраль. Уздовж витка спіралі хвиля поширюється зі швидкістю, близькою до швидкості світла. У напрямку осі спіралі z фазова швидкість хвилі складає приблизно uz = cd / 2 p а, де а - радіус спіралі, d - її крок. Електрони, рухаючись вздовж осі синхронно з хвилею, групуються в згустки під дією прискорюють і гальмують ділянок хвилі.

Рис. 1 показує простий випадок, коли поздовжня складова електричного поля хвилі, що біжить записується у вигляді Е z = Е 0 (w t-wz / uz,). На цьому малюнку стрілками показані сили, що діють на електрони. Видно, що електрони з ділянок АВ і ВС повинні збиратися в площину В, з ділянок СР та ВЕ ​​- в площину D і т. д. Відповідно, площини А, С, Е і т. д. повинні спустошуватися. Таким чином, у площинах В, Р і т. д., розташованих один від одного на відстані просторового періоду хвилі E z (t, z), виникають згустки Е z, електронів

Рис. 1. До угруповання електронів електричним полем поздовжньої складової сповільненою біжучої хвилі. Розподіл E z (z) показано при t = 0.

При точному синхронізмі, коли швидкість поступального руху електронів вздовж осі z дорівнює фазової швидкості хвилі в напрямку руху електронів (u = uz), електрони нерухомі по відношенню до поля хвилі, що біжить, і обміну енергією між електронами і хвилею немає. При u> uz згустки обганяють хвилю, чому на рис. 1. відповідає рух зліва направо, тобто проти гальмує сили. При цьому кінетична енергія руху електронів переходить в енергію НВЧ поля. Отже, поле посилюється. Це посилення когерентно, і при відповідній зворотного зв'язку виникає генерація. Як завжди, генерація починається під дією флуктуаційних поштовхів, в поле випромінювання яких все більш інтенсивно відбувається утворення електронних згустків, в свою чергу все більш інтенсивно випускають електромагнітне випромінювання. Мовою квантової електроніки це і відповідає индуцированному випромінювання. Лампа біжучої хвилі являє собою надзвичайно широкосмугову систему. У розглянутому випадку просторовий період формування згустків дорівнює L = Т uz, де Т - часовий період коливань. При спіральної замедляющей системі uz = cd / 2 p а і в першому наближенні не залежить від частоти поля, тобто дисперсія відсутня. Умови синхронізму, що визначають частоту коливань усиливаемого поля, в цьому наближенні залежать тільки від швидкості електронів, тобто від різниці потенціалів електростатичного поля, що прискорює електрони, і не прив'язані до якогось характерному власним просторового періоду замедляющей структури, яка тоді може вважатися однорідною . В силу своєї широкополосности лампи біжучої хвилі зазвичай використовуються для посилення слабких сигналів НВЧ. Пристрої, що застосовуються для створення генераторів, зазвичай істотно більш вузькосмугових. Для них характерна наявність просторово-неоднорідної періодичної структури, що володіє власними резонансами, тобто наявність істотно дисперсійного структури

Довжина хвилі випромінювання

Розглянемо електрон, що пролітає зі швидкістю V через деяку просторово-періодичну систему, яка характеризується просторовим періодом L. На електрон діє періодична сила з тимчасовим періодом L / V. Отже, прискорення електрона змінюється періодично з частотою V / L. Цьому відповідає рух по просторово-періодичної траєкторії. Що рухається по такій траєкторії електрон випромінює. При істотно дорелятівістскіх швидкостях частота випромінювання дорівнює частоті періодичного руху V / L. Для макроскопічних просторових періодів L довжина хвилі випромінювання нерелятивістському випадку відповідає радіодіапазоні.

l = с L / V

(1)

Ситуація істотно змінюється при збільшенні швидкості електрона. Релятивістський ефект Доплера призводить до різкого зменшення довжини хвилі випромінювання в порівнянні з характерними розмірами випромінюючої системи. При швидкості електрона, близької до швидкості світла (V £ с), в силу релятивістського скорочення масштабу маємо L '= L (1 - 2 / с 2) 1 / 2, при цьому частота періодичної дії на електрон в супутньої електрону системі координат збільшується до значення g V / L, де релятивістський фактор g = (1 - V 2 / с 2) -1 / 2. У лабораторній системі координат зворотне лоренцева перетворення призводить до релятивістському доплеровскому збільшення частоти випромінювання в напрямку швидкості руху електрона в g (1 + V / с) раз. Для ультрарелятивістських електронів (V »c) 1 + V / с» 2, і в результаті довжина хвилі гальмівного випромінювання в лабораторній системі координат різко скорочується порівняно з просторовим періодом неоднорідності L:

l »L / 2 g 2

(2)

Для оцінки величини g зручна відома релятивістська зв'язок між енергією W = mc 2 і масою частинки високої енергії m = gm 0, де m, - маса спокою частинки. У фізиці електронних прискорювачів енергію електрона зазвичай вимірюють у електронвольт, користуючись співвідношенням W = eU, де е - заряд електрона, а U - різниця потенціалів того електростатичного поля, яке необхідне для прискорення електрона до швидкості V. Тоді

g = eU / m 0 c 2

(3)

Як відомо, енергія спокою електрона m 0 c 2 становить 511 кеВ. Це означає, що при eU = 50 МеВ релятивістський фактор g дорівнює g »10 2, так що при макроскопічному параметрі L = 1 см довжина хвилі випромінювання l потрапляє в область видимого світла.

Отже, бажаючи створити лазери на вільних електронах, ми повинні орієнтуватися на істотно релятивістські випадки, коли

g = (1 - V 2 / с 2) - 1 / 2>> 1 або | Vc | <<1.

(4)

Роль релятивістських ефектів аж ніяк не зводиться тільки до різкого збільшення частоти випромінювання електронів. Очевидно, при релятивістської швидкості електронів автоматично забезпечується синхронізм електронного та світлового пучків. Електронні прискорювачі, генеруючі пучки електронів надвисокої енергії, зазвичай працюють в імпульсному режимі.

Рис. 2. Схема лазера на вільних електронах: 1 - дзеркала, 2 - електронний пучок, 3 - магнітний ондулятором; С і Ю - північний і південний полюси магнітів ондулятором.

Якщо за час прольоту простору взаємодії електронів із хвилею електронний пакет розійдеться зі світловою хвилею менше, ніж на довжину хвилі, порушенням синхронізму можна знехтувати.

Правда існують і слабо релятивістські прилади, подібні мазерів на циклотронному резонансі, розробленим під керівництвом А. В. Гапонова-Грехова, які виявилися досить перспективними джерелами короткохвильового СВЧ випромінювання великої потужності. З метою отримання великої потужності при порівняно низькій частоті генерації (СВЧ або дальній ІК діапазони) зазвичай використовуються сільноточние пучки електронів не дуже високої енергії. Просування в оптичний діапазон вимагає застосування електронних пучків великої енергії (див. формулу (2), які внаслідок цього мають порівняно низькою щільністю. У разі сильних струмів істотну роль відіграють колективні ефекти в плазмі пучка, роль яких у створенні умов для індукованого випромінювання коротко обговорена в початку цієї лекції. У разі слабких струмів взаємодія електронів з полем має істотно одночасткові характер. Маючи на увазі лазер на ультрарелятивістських електронах (g>> 1), подальший розгляд проведемо в одночасткові наближенні. Кількісний критерій законності одночасткові підходу ми наведемо в кінці нашого розгляду.

Теорія ЛСЕ; ондуляторний лазер на вільних електронах

У ондуляторном лазері на вільних електронах релятивістський електронний пучок (зазвичай це послідовність коротких електронних пакетів) пролітає через досить протяжний область, в якій магнітне поле просторово періодично (2). Систему, що забезпечує просторову періодичність поля, називають ондулятором (від французького onde - хвиля або ondulatoire - хвилеподібний, волнообразователь) або Віглер (від англійського wiggle - похитувати, звиватися). Магнітні ондулятором створюють поблизу осі пучка постійне в часі поперечне просторово-періодичне лінійно або циркулярно поляризоване поле.

Розглянемо лазер зі спіральним ондулятором, магнітне поле, на осі якого циркулярно поляризоване. При кругової поляризації хвилі, що розповсюджується вздовж осі z паралельно електронному пучку, електрони перебувають в полях, визначених векторними потенціалами поля ондулятором A 1 і статі електромагнітної хвилі A 2

A 1 =

A 2 =

(5)

Тут x і в - одиничні вектори вздовж осей Ох і Оу, перпендикулярних один до одного і до осі Оz; Е - напруженість електричного поля; w - частота розповсюджується вздовж Ог електромагнітної хвилі; q = 2 p / L (L і Н - період і напруженість магнітного поля ондулятором).

В системі координат, що рухається з початкової швидкістю електронів V »c, потенціали (5) приймають вид

(6),

де величини зі штрихом відносяться до рухається системі координат і відповідно до (3) і (4)

,

W = cq g

Перша з формул (6) показує, що в супутньої системі координат потенціал поля ондулятором стає близьким до потенціалу плоскої хвилі частоти W. Іншими словами, релятивістський електрон сприймає статичну просторово-періодичне магнітне поле як поширюється назустріч йому електромагнітну хвилю з довжиною хвилі L / g. Умова резонансу визначає ту частоту поля, в околиці якої можливі посилення і генерація в ондуляторном лазері на вільних електронах. У лабораторній системі відліку це умова дає значення

(7),

що повністю еквівалентно наведеної вище формулі (2).

Рівняння руху електрона в супутньої системі відліку запишемо у вигляді

(8),

де z - одиничний вектор уздовж осі Ог; р 'і V' імпульс і швидкість електрона; А '= А' 1 + А '2 і враховано, що А' не залежить від поперечних координат. В силу цієї незалежності легко написати перший інтеграл рівняння (8), визначає рух електрона в площині xу:

(9)

Якщо вважати рух електрона в супутньої системі координат нерелятивістських, то інтеграл (9) прямо визначає швидкість електрона в поперечній площині:

,

(10)

Як видно із запису (6), векторний потенціал А не має поздовжньої компоненти , Що відповідає характеру намотування двухзаходной спіралі соленоїда, що створює ондуляторное поле, і поперечности поширюється в ондулятором електромагнітної хвилі. Тоді рівняння для поздовжньої компоненти імпульсу електрона згідно (8) набирає вигляду

(11)

Підставивши в (11) значення компонент швидкості і з (10), легко знайти, що

(12)

Сума квадратів поперечних складових сумарного векторного потенціалу А 'дорівнює

(13)

Підставляючи цей вираз в (11) та враховуючи, що при нерелятивістському русі в супутньої системі координат , Отримуємо рівняння для поздовжньої координати електрона в цій системі:

(14)

Аргумент синуса визначає фазу руху електрона в полях ондулятором і розповсюджується в ньому хвилі:

(15)

Зв'язок фази j з поздовжньою координатою руху електрона г і часом t в лабораторній системі відліку може бути отримана за допомогою зворотного перетворення Лоренца:

(16)

В околиці резонансу, тобто при , Маємо

(17)

Переходячи в лабораторну систему відліку і підставляючи в (17) значення і , Отримуємо рівняння

(18)

Таким чином, рівняння руху електрона в ондулятором зводиться до рівняння класичного математичного маятника для фази цього руху. Це свідчить про наявність глибокої аналогії між лазером на вільних електронах і електронними приладами СВЧ, які в наближенні заданого поля також описуються подібними рівняннями.

Подальший аналіз вимагає завдання початкових умов. У момент входу електрона в ондулятором фаза має деяке, взагалі кажучи, довільне значення j 0. Друге початкова умова легко отримати диференціюванням вирази (16), службовця визначенням фази. В результаті при t = 0 маємо

j = j 0

(19)

Зауважимо, що початкова швидкість зміни фази пропорційна відбудові частоти випромінювання від резонансного значення.

Рівняння (18) з початковими умовами (19) повністю визначає рух електрона в полях хвилі і ондулятором і дозволяє визначити основні характеристики лазера.

Знайдемо енергію, що випромінюється електроном в ондулятором за один прохід. Енергія, яку випромінює в одиницю часу, визначається як узята із зворотним знаком робота, що здійснюються полем хвилі над електроном:

(20)

де за визначенням . Це рівняння дозволяє встановити простий зв'язок між випромінюваної енергією F і фазою j.

Дійсно, з урахуванням (9) поперечна швидкість електрона в лабораторній системі координат дорівнює

(21)

Підставляючи (6) в (21), а (21) в (20), після простих перетворень отримуємо

(22)

Але sin j пов'язаний з d 2 j / dt 2 рівняння маятника (18), що і дає шукану зв'язок в досить простій формі:

(23)

Тут W = gm 0 c 2 - повна енергія релятивістського електрона.

Інтегрування цього рівняння з урахуванням початкових умов (19) для dj / dt і при природному припущенні, що F (0) = 0, дає

(24)

Скористаємося далі добре відомі перші інтегралом рівняння руху маятника, який виражає закон збереження енергії: сума кінетичної і потенційної енергій маятника в довільний момент часу дорівнює їх Сума в початковий момент часу t = 0. В наших позначеннях з урахуванням початкових умов (19) це означає, що

(25)

Відзначимо, що рівень повної енергії маятника визначається як початковою фазою j 0, так і розладом w - w 0. У наближенні слабкого сигналу

(26),

де враховано, що час проходження електроном ондулятором довжини L одно L / c, тобто при E = 0 наш аналог маятника здійснює не коливальний, а обертальний рух відносно деякого положення рівноваги, здійснюючи повні оберти з круговою частотою (w - w 0) / 2 g 2. Це означає, що в наближенні слабкого сигналу рівняння (25) може вирішуватися методом ітерацій по відношенню до доданку .

Не захаращуючи виклад протяжними викладками, відзначимо, що в нульовому порядку випромінювана енергія (24) дорівнює нулю. У відсутність поля електромагнітної хвилі немає ні випромінювання, ні поглинання. У наступному, першому, наближенні випромінювана енергія виявляється пропорційною cos j 0, або sin j 0. Але в електронних прискорювачах високої енергії електронний пучок складається, як вже зазначалося, з електронних згустків (електронних пакетів) кінцевої тривалості з подовжнім розміром, зазвичай не меншим 1 мм, що істотно перевищує довжину хвилі світла. Отже, випромінювана енергія повинна бути усереднена по початковій фазі j 0.

В результаті такого усереднення в першому порядку по Е випромінювана енергія перетворюється на нуль. Тільки у другому порядку ітерацій рівняння (25) дає відмінну від нуля середню швидкість зміни фази, що за допомогою (24) дозволяє визначити середню енергію, що випромінюється електроном за один прохід . Ця величина природним чином пов'язана зі значенням коефіцієнта посилення випромінювання за один прохід по потужності 1 + G, а саме:

(27),

де N e - електронна щільність. В результаті досить громіздких викладок виходить вираз

(28)

де введені позначення , - Число періодів ондулятором, L - його довжина.

Коефіцієнт підсилення G пропорційний похідною від спектральної інтенсивності спонтанного випромінювання, що прекрасно ілюструється, представленими на рис. 3 результат вимірювання цих величин.

Рис. 3. Спектр спонтанного ондуляторного випромінювання (a) і спектральна залежність коефіцієнта посилення в ЛСЕ (б)

Фактор визначає дисперсійну залежність G (w). Посилення можливо (G> 0) при u <0 або w <w 0. Максимальний коефіцієнт підсилення досягається при | u | = 1. Ця умова визначає ширину смуги підсилення:

(29),

обумовлену кінцевої довжиною ондулятором і яка є аналогом звичайної однорідної ширини лінії. Підкреслимо, однак, що формула (28) отримана для моноенергетіческого пучка електронів. У реальних умовах справа йде не завжди так, і якщо розкид електронів по енергіях в пучку досить великий, то виникає неоднорідне розширення, яке може виявитися більш істотним, ніж однорідне.

При виконанні нерівності неоднорідне розширення перевищує однорідне і формулу (28) необхідно усереднити по функції розподілу електронів по енергіях f (W). У разі сильного неоднорідного уширення фактор можна апроксимувати дельта-функцією: . Тоді після усереднення по W отримуємо

(30)

Тут введено позначення і прийнято, що функція розподілу f (W) нормована умовою , В силу чого . Максимальний коефіцієнт підсилення досягається при , , Де - Середня енергія електронів у пучку. Звідси випливає, що ширина смуги посилення в цьому випадку дорівнює

(31)

Формула (30), справедлива при , Допускає найбільш пряму аналогію з лазерами, заснованими на переходах між дискретними рівнями атомів або молекул. Справді, умова заперечності поглинання (G> 0) виконується, якщо . Це означає, що посилення здійснюється електронами, відповідними зростаючому крилу функції розподілу, і навпаки, поглинання відповідає спадаюче крило розподілу електронів по енергії. Іншими словами, посилення спостерігається за умови, що число електронів з більшою енергією в околиці W 0 більше числа електронів з меншою енергією. А це є не що інше, як умова інверсії населеності рівнів стосовно до системи з безперервним спектром. При неоднорідному розширенні ( ) Умовою негативного поглинання є звичайна умова інверсії населенностей в околиці енергії W 0 визначається частотою w і періодом ондулятором .

Формули (28) і (30) отримані в одночасткові наближенні. Разом з тим, як вже говорилося раніше, в разі великих електронних струмів істотну роль можуть, взагалі кажучи, грати колективні ефекти в плазмі пучка. Однак якщо в супутньої релятивістським електронам системі координат твір інкремента розвитку плазмових нестійкостей на час прольоту електронів через ондулятором мало, то нестійкості не виникають і колективними ефектами можна знехтувати. Максимальний інкремент розвитку нестійкостей в плазмі визначається плазмової частотою . Умовою одночасткові взаємодії є виконання вимоги , Де і - Відповідно плазмова частота і час взаємодії в рухомій системі координат. Зворотне лоренцева перетворення для часу і подовжньої координати призводить до умови , Яке для ультрарелятивістських електронів завжди виконується з великим запасом.

Отже, ми бачимо, що пучок релятивістських електронів, що поширюються прямолінійно в магнітному ондулятором, здатний посилювати, а значить, при відповідній зворотного зв'язку генерувати, випромінювання на довжинах хвиль, що визначаються просторовим періодом ондулятором L і значенням релятивістського фактора g, тобто енергією електронів . При цьому перебудова довжини хвилі випромінювання природно здійснюється зміною енергії електронів. Лазер такого типу може, в принципі, працювати від хвиль субміліметрового діапазону до далекого УФ випромінювання. При характерною довжині ондулятором в кілька метрів і просторовому періоді 1 - 3 см відносна однорідна ширина лінії посилення склала б 10 -4 - 10 -3. Зазвичай відносна немоноенергетічность електронних пучків перевищує цю величину.

Порівняно легко в ондулятором за допомогою подвійних надпровідних спіралей досягається циркулярно поляризоване магнітне поле з індукцією в кілька кілогаусс. У цих умовах при електронному струмі в пучку у кілька ампер (Ne »5 × 10 10 - 10 11 см 3) для ближньої ІК-області спектра при енергії електронів 20 - 30 МеВ отримано посилення за один прохід у кілька відсотків (близько 10%) та генерація з вихідною піковою потужністю близько 10 4 Вт.

Прискорювачі електронів, що використовуються як джерела електронних пучків, працюють зазвичай в імпульсному режимі. Тривалість імпульсів електронного пучка становить, як правило, величину порядку 1 мкс. Однак ці імпульси аж ніяк не є гладкими, а являють собою регулярну послідовність коротких згустків (електронних пакетів) істотно меншою (зазвичай пикосекундной) тривалості. У деяких прискорювачах виявляється можливим реалізувати безперервну послідовність таких згустків.

Для замикання ланцюга зворотного зв'язку необхідно, щоб часовий інтервал між згустками в регулярній послідовності їх надходження на вхід ондулятором був кратний подвійному часу пробігу випромінювання через резонатор. Тільки в цьому випадку випромінювання, створене електронними згустками і накопичене в резонаторі лазера при багаторазових відображеннях від його дзеркал, надходить у вигляді хвильових пакетів на вхід ондулятором синхронно з електронними пакетами і посилюється протягом всього часу існування послідовності електронних згустків. В результаті лазерна генерація здійснюється у вигляді послідовності коротких імпульсів, розділених інтервалами часу, рівними або кратними подвійному часу проходу випромінювання між дзеркалами резонатора лазера, відстань між якими практично дорівнює довжині ондулятором.

Немонохроматичність випромінювання лазера на вільних електронах визначається, таким чином, тривалістю електронних згустків. Згустки тривалістю 3 пс займають у просторі область протяжністю приблизно 1 мм і призводять до ширини спектра випромінювання 10 см -1. Збільшення монохроматичності лазерів на вільних електронах вимагає подовження електронних згустків (звичайно, за умови збереження пікового значення електронного струму).

Основні конструктивні елементи ЛСЕ

Найбільш важливим фізичним компонентом ЛСЕ є прискорювач. Енергія електронного пучка, створюваного прискорювачем, лежатиме в області релятивістських енергій електронів (mс 2 = 510 кеВ) і може бути вище 1000 МеВ. Ток прискорювача, як правило, є імпульсним з тривалістю імпульсу від декількох мікросекунд до декількох пикосекунд. Прискорювачі можуть працювати в режимі або одиночних імпульсів, або повторюваних імпульсів з частотою повторення до 1000 Гц. Електрони прискорюються діодним структурою або електронною гарматою, які включають в себе "гарячий" або "холодний" катод, що фокусують елементи і провідне магнітне поле. Надалі, якщо не буде спеціально обумовлено, будемо вважати, що прискорення здійснюється діодним структурою.

Іншим параметром, що характеризує електронний пучок, є його власний розкид по поздовжніх імпульсам ["холодний" пучок має на виході тільки одне значення поперечного (або поздовжнього) імпульсу при даній енергії]. В ідеальному випадку енергія всіх електронів, що вилітають з прискорювача, повинна бути однією і тією ж, але через конструктивних особливостей прискорювача і системи транспортування у електронів є розкид по імпульсах в поперечному і поздовжньому напрямках. Він описується параметром, званим еміттансом пучка, який характеризує яскравість потоку. Для ЛСЕ потрібні яскраві електронні потоки з малим розкидом по поздовжніх імпульсам. Це й не дивно, якщо згадати, що в звичайних лазерах випромінювання на виході теж є "яскравим" (тобто на додаток до високого рівня вихідної потужності оптичний пучок має дуже малу розбіжність і, отже, може бути сфокусований до дифракційної-обмеженого плями ).

Крім того, нам необхідно пристрій, яке забезпечувало б зв'язок прямолінійного неизлучающий руху електронів з електромагнітної хвилею. Оскільки електромагнітне поле оптичного пучка, що поширюється паралельно осі руху електронів, є поперечним, для обміну енергією з електромагнітним полем електрону необхідно повідомити поперечну компоненту руху. Тоді електрон буде робити роботу над полем, записувану математично у вигляді j * Е. Це здійснюється викривленням траєкторії електрона в періодичному поперечному магнітостатичних поле, створюваному ондулятором. У цьому випадку ми маємо справу з магнітотормозним випромінюванням. Є багато способів, що дозволяють обчислювати з достатнім ступенем точності траєкторії руху електронів в ондулятором. Існує також багато інших пристроїв, які можуть виступати в ролі ондулятором: системи з періодичними електростатичними елементами, з електромагнітними хвилями високої інтенсивності і, можливо, система з електростатичної хвилею, яка може збудитися при інжекції електронного пучка в спеціально приготовлену плазму або кристал. Багато з цих ондулятором менш зручні для реалізації, ніж магнітостатичних ондулятором. Більшість же розроблених в даний час ондулятором являють собою або спіральні струмові обмотки, або лінійну ланцюжок з постійних дипольних магнітів.

Типовий період ондулятором дорівнює приблизно 3 см, а типове значення індукції магнітного поля близько 1 кГс. Таке поле може створюватися імпульсними або постійним струмом (останнє можливо в надпровіднику) або ондулятором можна скласти з постійних магнітів як з "будівельних блоків" (таких, як самарій-кобальтові магніти). Найпростіші конструкції ондулятором мають зазвичай фіксовані значення періоду та амплітуди поля, за винятком коротких ділянок на вході і виході, де поле адіабатично збільшується, щоб забезпечувати плавний перехід електронів в нову область взаємодії. Однак можна сконструювати такий ондулятором, який за певних умов дозволяє поліпшити характеристики ЛСЕ; це призвело до створення неоднорідних ондулятором, у яких період, амплітуда або форма поля вздовж структури змінюються адіабатично. Успішна розробка ЛСЕ з неоднорідними ондулятором значно розширила можливості їх застосування та призвела до нових досягнень у розвитку теорії лазерів на вільних електронах.

Наявність в ЛСЕ ондулятором дозволяє використовувати його не тільки для уповільнення електронів, а й для їх прискорення. Це можливо також, наприклад, в лінійному прискорювачі, в якому прискорення або уповільнення здійснюється поздовжньої компонентою ВЧ електричного поля в послідовності резонаторів або в навантаженої передавальної лінії. Проте в лінійному прискорювачі взаємодія завжди відбувається на частоті ВЧ джерела, в той час як в ЛСЕ воно має місце на подвоєній частоті доплерівського зсуву. Таким чином, ондулятором - це пристрій зв'язку оптичної хвилі і релятивістського потоку електронів.

Іншим важливим елементом ЛСЕ є дзеркала резонаторів. Є деяка тенденція вважати, що питання про дзеркала вже вирішене в традиційній лазерної оптики, але це далеко не так. Вдосконалення якості дзеркал необхідно в усіх областях лазерної фізики, і це особливо важливо для ЛСЕ, зокрема завдяки таким вимогам. По-перше, це вимога до коефіцієнта віддзеркалення дзеркал, яке є вирішальним для ЛСЕ з малим посиленням, особливо у видимому і УФ діапазонах. Необхідно, щоб дзеркала мали стійке широкосмугове покриття. Отримання оптимального коефіцієнта віддзеркалення дзеркал являє собою засекречену область досліджень, але досягнення R ~ 0,9995 у видимому діапазоні можливо завдяки використанню багатошарових (наприклад, порядку 20) інтерференційних плівок, а величину R> 50% можна тепер отримувати для довжин хвиль близько 100 * 10 -10 м. Розкладаючи коефіцієнт відображення в ряд Тейлора можна отримати його залежність по радіусу. Така залежність може виявитися корисною при контролі нестійкості бічних смуг, яка, як вважають, може викликати ускладнення при роботі ЛСЕ в режимі великого рівня потужності. По-друге, у випадку роботи ЛСЕ на накопичувачі, енергія електронів якого становить 100 - 200 МеВ, потужне УФ синхротронне випромінювання буде дуже швидко приводити до руйнування покриття дзеркал з високим коефіцієнтом відображення. За цим розробка стійких до УФ випромінювання дзеркальних покриттів з високим коефіцієнтом відображення являє собою необхідну умову успішної розробки ЛСЕ, що використовують енергію накопичувального кільця. По-третє, в ЛСЕ з великим рівнем потужності в короткохвильовому діапазоні дисипація енергії на дзеркалі може привести до руйнування його поверхні. Наприклад, вихідну потужність ЛСЕ, рівну 10 МВт, при 1%-ном коефіцієнті пропускання дзеркала не слід розглядати як дуже високу, хоча в резонаторі вона буде близько 1 ГВт. Невелика частка цієї потужності повинна розсіюватися підкладкою дзеркала без прогресуючого поверхневого руйнування. Хоча в резонаторі імпульсна потужність 1 ГВт не викликає якихось ускладнень при існуючій технології, деякі прискорювачі створюють електронні пучки дуже високої потужності, а це неминуче призведе до відповідних труднощів при реалізації потенційних можливостей ЛСЕ. Нарешті, успішний розвиток довгохвильових ЛСЕ пов'язано із застосуванням зворотного зв'язку типу розподілених відображають елементів ("розподілена зворотній зв'язок"), розробка яких знаходиться ще в стадії досліджень.

Характер взаємодії електронного пучка з електромагнітними модами оптичного резонатора можна описати методами квантової електроніки. Між дзеркалами резонатора завдяки багаторазовому відображенню оптичного пучка встановлюються поперечні і поздовжні моди; такий процес вперше описали Фокс і Лі. У цьому резонаторі Фабрі - Перо повні втрати складаються з дифракційних втрат на краях дзеркал, втрат за рахунок дисипації випромінювання на поверхні дзеркал і втрат, зумовлених наявністю зв'язку (через отвір, нестійкий резонатор або через частково пропускає дзеркальне покриття). Електронний пучок буде осцілліровать тільки на тих модах, взаємодія з якими є сильним, тобто забезпечений зв'язок електронного пучка з оптичною структурою) і втрати, для яких малі. Оскільки лінія випромінювання ЛСЕ ширше, ніж у традиційного лазера, в резонаторі, якщо в нього не внесено фільтри, можуть збуджуватися багато резонаторні моди. У деяких типах ЛСЕ в даний момент часу в резонаторі може бути присутнім один електронний згусток діаметром близько 1 мм і довжиною лише кілька міліметрів. У цьому випадку оптична хвиля буде випереджати повільно поширюється електронний імпульс і виникає ефект, названий лазерної летаргією. На виході ми будемо мати послідовність дуже коротких імпульсів, що виникають за рахунок синхронізації мод.

Режими роботи і класифікація

ЛСЕ будуть працювати в кілька абсолютно особливих режимах, в яких справедливі різні фізичні принципи, а для характеристики важливих параметрів використовується досить широка термінологія. Тут ми коротко розглянемо режими роботи і відповідну класифікацію.

Якщо струм електронного пучка малий і енергія пучка висока (наприклад, 20 МеВ), а довжина хвилі випромінювання лежить в короткохвильовому (ІК) діапазоні, то ми маємо режим ЛСЕ, який називають по-різному: комптоновські, двохвильовим, інтерференційний або режим одночасткові взаємодії. У цьому випадку існує дуже близька аналогія між ЛСЕ і лінійним прискорювачем: збільшення (зменшення) енергії частинок відповідає загасання (посилення) енергії електромагнітного поля. Оптимальне посилення ЛСЕ залежить від того, наскільки правильно ми виберемо енергію пучка і довжину ондулятором; з цього такий режим називають ще й режимом кінцевої довжини ондулятором. До ЛСЕ в загальному випадку не застосовується положення лазерної фізики, згідно з яким чим більший об'єм середовища, тим більше посилення і вихідна потужність. Крім того, ні про яке посиленні не може бути й мови, коли в ЛСЕ оптичний пучок відбивається від дзеркала і рухається назустріч потоку електронів.

Лазери на вільних електронах, в яких має місце експоненціальне наростання хвиль і які нагадують традиційні лазери з накачуванням, працюють в довгохвильовому режимі (l> 100 мкм) при низькій енергії (зазвичай менше 5 МеВ) і при високій щільності струму пучка (j> 1000 А / см 2); ці ЛСЕ є компактними пристрої з високим коефіцієнтом посилення. Якщо пучок холодний (тобто розкид електронів по імпульсах невеликий), а амплітуда поля накачування ондулятором мала, то ми маємо ЛСЕ на комбінаційному розсіянні. При збільшенні поля накачування ондулятором коефіцієнт посилення зростає, і ми приходимо до режиму великої амплітуди накачування з оптимальними значеннями посилення та ефективності (його ще іноді називають режимом осциллирующий двухпотоковой нестійкості). Проте якщо пучок має великий розкид по імпульсах, посилення і потужність зменшуються, але сигнал все ще експоненціально наростає вздовж ондулятором, то такий режим називають комптоновськими з розкидом по імпульсах. Посилення зменшується тому, що ЛСЕ на комбінаційному розсіянні - це трьоххвилеві параметричне пристрій (хвиля накачування, сигнал і холоста хвиля), в якому як холостий хвилі може виступати або плазма, або хвиля просторового заряду. У разі електронів з розкидом по імпульсах, коли неодружена хвиля затухає внаслідок бесстолкновітельного ефекту (за рахунок загасання Ландау), ми знову повертаємося до режиму малого посилення. (Усі ЛСЕ вимагають, щоб електронний пучок був досить холодним.).

Між одночасткові ЛСЕ і ЛСЕ, в яких істотну роль відіграють колективні ефекти, що призводять до експоненціального наростання посилення, можна провести досить просту кордон. ЛСЕ діють в колективному (багаточастинкових) режимі, коли система має достатньо велику довжину, а пучок - досить високу щільність, так що вздовж системи укладається декілька плазмових довжин хвиль. Це накладає верхня межа на енергію пучка і нижня межа на довжину хвилі. Іншим дуже важливим ефектом є взаємодія між силою, яка групує електрони пучка (будемо називати її пондеромоторной силою), і розштовхувати силами просторового заряду. Пондеромоторная сила визначається амплітудами ондуляторного поля і сигналу, у той час як сили просторового заряду - щільністю струму і енергією пучка. Через цю конкуренції сил посилення ЛСЕ в деяких випадках зростає, а в деяких зменшується.

Як і традиційні лазери на атомних переходах, ЛСЕ можуть працювати і як підсилювачі когерентного випромінювання, і як генератори (при використанні резонатора з дзеркалами), або як підсилювачі локального шуму. Останній випадок у відповідності з оптичною термінологією ми називаємо ЛСЕ на сверхізлученіі. Такий ЛСЕ при дуже великому посиленні може давати потужне частково когерентне випромінювання.

Експериментальні дослідження ЛСЕ на однорідних ондулятором

Найперші експерименти з ЛСЕ були проведені в Станфорде на SCA. У табл. 1 представлені типові експериментальні параметри.

Таблиця 1. Параметри ЛСЕ-генератора Стенфордського університету

Електронний пучок

Енергія пучка

43 МеВ

g

69

Піковий струм

1,3 А

Протяжність імпульсу

1 мм

Відстань між імпульсами

25,4 мм

Радіус пучка

0,25 мм

Ондулятором

Період

3,3 см

Амплітуда спірального поля

2,3 кГс

Довжина

5,3 м

Резонатор

Відстань між дзеркалами

12,7 м

Втрати в резонаторі за прохід туди і назад

2,8%

Втрати на зв'язок в резонаторі

1,5%

Довжина хвилі

3,3 мкм

Розмір плями

0,167 см

Релєєвськоє довжина хвилі

2,7 м

Коефіцієнт заповнення

0,017

Коефіцієнт втрат на спонтанне випромінювання

0,05

Радіус дзеркал

7,5 м

Ондулятором виготовлений з надпровідної біфілярного спіральної обмотки; для відхилення електронного пучка від дзеркал (рис. 4) використовувалося поздовжнє магнітне поле 1 кГс. У статті Еліаса та ін повідомлялося про те, що зареєстровано спонтанне випромінювання з ондулятором на довжині хвилі 10,6 мкм при енергії W »24 МеВ і посилення близько 7% сигналу від TEA С0 2-лазера з густиною потужності 140 кВт / см 2, причому була отримана всім тепер знайома асиметрична крива посилення. Цей експеримент був повторений на накопичувачі АСО (Орсе, Франція) при енергії 150 МеВ. На рис. 5 показано дуже точну відповідність між коефіцієнтом посилення ЛСЕ і похідної спектру спонтанного випромінювання (аргоновий лазер, 4880 ). Після збільшення імпульсного струму SCA від 70 мА до 2,6 А стало можливим продемонструвати генерацію лазера на довжині хвилі 3,4 мкм, коли енергія електронів була 43,5 МеВ. Перевищення імпульсної потужності над рівнем потужності спонтанного випромінювання було близько 10 8. При коефіцієнті пропускання дзеркал 1,5% в резонаторі зареєстрована потужність ~ 500 кВт

Рис. 4. Схема Станфордского лазера на вільних електронах в режимі генератора. Близько дзеркал, крім поля ондулятором, використовувалося провідне поле для введення і виведення електронного пучка. © 1977 APS

Рис. 5. Порівняння кривих посилення ЛСЕ (аргоновий лазер, 4880 А), виміряного в двох окремих експериментах (суцільні лінії), накладених на похідну спектру спонтанного випромінювання (пунктирна крива). Максимальне посилення дорівнює 3 · 10 -4; використовувався надпровідний ондулятором з періодом l 0 = 4 см. © 1982 North-Holland.

На рис. 6 для порівняння наведено спектр потужності нижче ( ) І вище порога генерації, з якого видно, що оптичний резонатор значно звужує ширину лінії. Всі експерименти були виконані для двухволнового режиму ЛСЕ, оскільки wp T ~ 0,1.

Особливо велику цінність мають додаткові експериментальні результати, отримані Станфордський групою, оскільки вони забезпечують базу для розробки надійної теорії. Один з результатів (рис. 7) пов'язаний з часом "включення" генератора. Цей час виявився не тільки дивно великим (~ 30 мкс, кілька сотень проходів оптичного пучка), але й було виявлено, що час включення і потужність вихідного випромінювання дуже чутливі до відстані між дзеркалами резонатора (рис. 8). Вивчення часу наростання потужності випромінювання на початку імпульсу генератора дозволило оцінити коефіцієнт посилення малого сигналу за прохід, який виявився рівним 6 - 10%.

Рис. 6. Звуження спектральної лінії випромінювання ЛСЕ вище і нижче порога генерації. © 1977 APS

Рис. 7. Форма імпульсу випромінювання ЛСЕ, що показує затримку часу включення генератора і часу наростання; час на осі абсцис відраховується від моменту пострілу електронного пучка. © 1982 Addison-Wesley

Рис. 8. Залежність середньої вихідної потужності ЛСЕ від розладу довжини резонатора. © 1982 Addison-Wesley

Рис. 9. Вплив випромінювання ЛСЕ на енергетичний спектр електронів. © 1977 Addison-Wesley

Були проведені вимірювання часових характеристик електронного та оптичного спектрів. Ширина розподілу електронів по імпульсах зростає приблизно на 1% при включенні лазера (як приклад на рис. 9 наведено один з попередніх результатів, з якого видно, що центр ваги кривої зміщений приблизно на 0,1% відносно початкової енергії електрона). Ми бачимо, що спектр є асиметричним. Після первісного запуску лазера середнє значення оптичної довжини хвилі, по суті, зберігається постійним, але все ще деякі особливості оптичного імпульсу потребують експериментальної перевірки. Нещодавно були проведені експерименти, в яких ширина оптичного імпульсу вимірювалася за допомогою автокорреляционной схеми і генерації другої гармоніки в кристалі LiNbO 3. Коли довжина резонатора була точно синхронізована з протяжністю згустку, спостерігався імпульс ЛСЕ тривалістю 1,5 пс при імпульсної потужності близько 400 кВт. При зміні довжини резонатора було зареєстровано збільшення ширини оптичного імпульсу і зменшення ширини спектральної лінії випромінювання.

У зв'язку з дослідженнями, проведеними в Станфорде на SCA, необхідно згадати про успішні експерименти Лабораторії передової технології та інженерних наук фірми "TRW" з ЛСЕ-генератором, в якому використовується багатокомпонентний ондулятором. Цей експеримент відрізняє наявність дуже хорошою діагностичної та контрольно-вимірювальної апаратури. На однорідному і неоднорідному варіантах ондулятором була отримана середня потужність випромінювання 10 Вт на довжині хвилі 1,6 мкм. Крім того, під час генерації було виявлено інтенсивне випромінювання третьої гармоніки на довжині хвилі близько 0,5 мкм. Як і можна було припускати, це короткохвильове випромінювання виявилося надзвичайно чутливим до регулювання довжини резонатора.

Застосування ЛСЕ

Короткий аналіз спектра (рис. 10) показує, що ЛСЕ повинні бути найбільш перспективними для тієї спектральної області, для якої розроблено дуже небагато джерел когерентного випромінювання, наприклад для субміліметрового і УФ діапазонів.

Поки ще рано порівнювати ЛСЕ з більш високорозвиненими ЛЕС лазерними системами, оскільки для них ще мало що зроблено, в області спеціальних джерел живлення і прискорювальних установок. Однак ясно, що в субміліметрової області спектри, ЛСЕ займуть не більше місця, ніж звичайні субміліметрових молекулярні лазери. Навіть в ближньому ІЧ діапазоні та видимої області спектра ЛСЕ можуть конкурувати з традиційними лазерами тільки в тих випадках, коли важливу роль відіграють перебудова частоти, вихідна потужність або ККД.

Рис. 10. Когерентні джерела великої потужності; подвійними гуртками вказані ЛСЕ

В області спектра, що становить інтерес для хіміків (200 - 4000 см -1), наявність перебудовується за частотою джерела дозволило б якісно підвищити ефективність застосування коливальної спектроскопії поглинання молекул. Тривалість імпульсу ЛСЕ може бути менше часу релаксації молекул, отже, можна з високою точністю контролювати хімічні процеси за участю виділених зв'язків. Застосування високоефективного ЛСЕ дозволить нам не тільки краще зрозуміти хімічні ланцюгові реакції з лазерним збудженням, коли фотодисоціація однієї молекули буде призводити до утворення великої кількості інших, але й наблизить їх до реалізації в промислових масштабах. У далекому ІЧ-діапазоні (~ 100 мкм), де енергія фотонів дорівнює приблизно kt, ЛСЕ можна було б використовувати для дослідження низькоенергетичних станів Ван-дер-Ваальса. Можливість широкої перебудови частоти і висока ефективність роблять ЛСЕ вельми привабливими для лазерного поділу і збагачення ізотопів.

Іншим дуже корисним властивістю деяких ЛСЕ є можливість роботи в режимі коротких імпульсів (у разі застосування для цих цілей мікротрону, лінійного прискорювача або накопичувального кільця). Короткі імпульси (рис. 11) тривалістю кілька пикосекунд вельми ефективні для дослідження різних видів порушень (рис. 12).

Рис. 11. Схематичне зображення потужного імпульсу ЛСЕ на лінійному прискорювачі. Піки - мікроімпульси, які в сукупності утворюють макроімпульс тривалістю кілька мікросекунд з частотою повторення декілька герц

Рис. 12. Застосування ЛСЕ у фізиці твердого тіла. (Згідно Шоу та Патель)

До появи ЛСЕ джерела випромінювання в далекому ІЧ діапазоні та в субміліметрової області спектра мали низький рівень потужності і не перекривали весь діапазон, а приймачі були дуже дорогими або мали невисоку чутливість. Однак за допомогою ЛСЕ в далекому ІЧ діапазоні можна отримати безліч важливих результатів у галузі фізики твердого тіла (рис. 13).

Рис. 13. Застосування ЛСЕ у фізиці твердого тіла. (Згідно Шоу та Патель)

Такі роботи були поставлені у фірмі "Белл леборетріз". Головні можливості імпульсного ЛСЕ далекого ІЧ-діапазону повинні проявитися в нелінійній спектроскопії та при вивченні перехідних процесів. Нелінійна спектроскопія включає в себе вивчення явищ вимушеного випускання, непружного розсіяння від збуджених електронів, впливу оптичного накачування і т. д. До перехідним процесам відносяться механізми перетворення енергії в молекулах, твердих тілах і рідинах, а також релаксація гарячого електронно-діркового газу в напівпровідниках. Короткі імпульси далекого ІЧ випромінювання можна використовувати при дослідженнях локальної електричної провідності, в той час як імпульси ЛСЕ у видимому діапазоні - для народження вільних носіїв. Крім того, за допомогою ЛСЕ можна буде досліджувати часи розсіяння квазічастинок в надпровідниках, вивчати процеси поширення та взаємодії фононів, а також характер порушення та релаксації двовимірного електронного газу в МОП-транзисторах.

Безсумнівно, одна з найбільш актуальних і важливих проблем у фізиці напівпровідників, яка може бути вивчена за допомогою субміліметрових ЛСЕ, - це проблема гарячих електронів. Розвиток мініатюризації напівпровідникових елементів призводить до появи нетеплових розподілів електронів, оскільки в сильних електричних полях ширина забороненої зони виявляється порядку 1В. Питання про вплив гарячих електронів вивчений недостатньо повно, тому ЛСЕ як джерело субміліметрового випромінювання повинен виявитися корисним як для створення цих носіїв, так і для дослідження їх поведінки в перехідному режимі.

Розробка ЛСЕ на довжині хвилі l ~ 0,5 мм з високим рівнем середньої потужності дозволить застосувати його для нагріву плазми, що утримується сильним магнітним полем, за допомогою електронно-циклотронного резонансу або в дослідженнях з термоядерного синтезу для нагріву і діагностики високотемпературної плазми (велике значення b = 8 p nT / B 2). У лазерному термоядерному синтезі для забезпечення енергії на мішені близько 1МДж необхідно мати джерело випромінювання високої потужності з довжиною хвилі близько 1 / 3 мкм, що працює в режимі коротких імпульсів з загальним ККД, рівним кільком відсоткам. Таким чином; можна сподіватися, що в майбутньому ЛСЕ внесуть свій внесок і в цю програму досліджень.

Дистанційне зондування верхніх шарів атмосфери (на висотах 100 - 500 км) методами резонансної флуоресценції і створення лазера для спектроскопії молекул представляють собою іншу область застосування ЛСЕ з метою діагностики. ЛСЕ дозволить розробити радарні системи високого дозволу.

До цих пір не існує ЛСЕ, що генерують випромінювання в УФ області; перебудовувані інтенсивні джерела УФ випромінювання можуть знайти численні застосування, зокрема у фізиці твердого тіла, але до тих пір, поки не вдасться подолати технічні труднощі, нам доведеться задовольнятися спонтанним випромінюванням електронів, одержуваних з ондулятором в високоенергетичних накопичувачах, які придатні і для отримання синхротронного випромінювання. Можна сподіватися, що проведене в даний час вдосконалення технології виготовлення дзеркал та розробка спеціальних прискорювачів дозволять отримати діючий ЛСЕ в УФ діапазоні до 1990 р. Розробка ЛСЕ рентгенівського діапазону мала б неоціненне значення для таких цілей, як виготовлення оптичних пристроїв високої чіткості методами рентгенівської інтерферометрії і голографії .

Знайдуть ЛСЕ застосування і в лазерної хірургії і в фоторадіаціонной медицині. Невеликий розмір плями і можливість перебудови частоти означають, що в хірургії можна отримати оптимальний ефект для конкретної облучаемой тканини залежно від довжини хвилі при впливі випромінювання ЛСЕ. У фоторадіаціонной медицині введені попередньо в тканини барвники активуються на певних довжинах хвиль. При активації барвники виділяють вільний кисень і вбивають клітину без хірургічного втручання. Барвники можуть приєднуватися до антитіл, які під дією лазерного світла вивільняються в певних місцях. Використання перебудовуються лазерів дозволить застосовувати для цих цілей різні типи барвників. Малопотужні ЛСЕ можна встановлювати безпосередньо в лікарнях.

Прискорювачі, використовуються у фізиці високих енергій, надзвичайно громіздкі, і в даний час ведуться дослідження, спрямовані на отримання вищих прискорюючих полів, які дозволять скоротити розміри прискорювачів і збільшити енергію частинок. Відомо, що сфокусовані високоінтенсивні лазерні поля можуть створювати поперечні електричні поля напруженістю порядку 10 9 В / см; це можна було б використовувати в прискорювачі на ЛСЕ, щоб прискорити потік позитронів або електронів, що пролітають в ондулятором. Збільшення енергії частинок може бути досягнуто за рахунок послідовної зміни періоду ондуляторного поля. Зміна початкового періоду ондулятором від 10 см до декількох метрів дозволить на довжині в кілька кілометрів отримати енергію електронів більше 100 ГеВ. Труднощі тут полягає в тому, щоб підтримати інтенсивний лазерний пучок сфокусованим на такій великій відстані; Пеллегріні запропонував для вирішення даної проблеми використовувати оптичні хвилеводи. Якщо реалізація цієї пропозиції буде успішною, то ЛСЕ поверне свій борг фізиці прискорювачів.

Бібліографічний список

  1. Карлов Н. В "Лекції з квантової електроніки" навчань. посібник - М.: Наука, 1983

  2. "Генератори когерентного випромінювання на вільних електронах": СБ статей, пров. з англ. під ред. А. А. Рухадзе - М.: Мир, 1983

  3. Федоров М. В. "Електрон в сильному світловому полі" - М: Наука, 1991

  4. Маршалл Т. "Лазери на вільних електронах" пров. з англ. - М: Світ, 1987

Додати в блог або на сайт

Цей текст може містити помилки.

Міжнародні відносини та світова економіка | Реферат
147.2кб. | скачати


Схожі роботи:
Принцип створення потужного лазера на вільних електронах
Лазери
Лазери 2
Лазери і їх застосування
Лазери і їх застосування 2
Революція в оптиці лазери та їх застосування
Революція в оптиці лазери та їх застосування 2
СО2 лазери з внутрірезонаторними електронним управлінням параметрами випромінювання
Oтпаянние ТЕА-лазери УФ-і ближнього ІЧ-діапазонів для застосувань в лазерній хімії та діагностиці
© Усі права захищені
написати до нас
Рейтинг@Mail.ru