DE102011104858A1 - Verfahren zur Erzeugung von hochenergetischen Elektronenstrahlen ultrakurzer Pulslänge, Breite, Divergenz und Emittanz in einem hybriden Laser-Plasma-Beschleuniger - Google Patents

Abstract

Verfahren zur Erzeugung von hochenergetischen Elektronenstrahlen ultrakurzer Pulslänge, geringer Breite, kleiner Divergenz und Emittanz in einem hybriden Laser-Plasma-Beschleuniger, gekennzeichnet dadurch, dass ein Teilchenstrahl aus Elektronen oder Protonen eine Plasmawelle in einem zunächst gasförmigen Medium derart treibt, dass eine mit diesem Treiberstrahl mitlaufende Plasmakavität entsteht, die frei von Plasmaelektronen ist, und in die ein synchronisierter Injektion-Laserpuls so fokussiert wird, dass eine zweite Komponente des gasförmigen Mediums, die bis dahin neutral war, ionisiert wird und so innerhalb der Plasmakavität Elektronen freisetzt, die dann in der Kavität gefangen und beschleunigt werden, und aufgrund des Injektionsprinzips besonders geringe transversale Impulskomponente, geringe Breite und Länge und damit geringe Emittanz und hohen Spitzenstrom haben, so dass sie sich für verschiedene physikalische Anwendungen, etwa für das Treiben eines Freie-Elektronen-Lasers, eignen.

Description

• Elektronenstrahlen haben vielfältige Einsatzmöglichkeiten für technische Anwendungen, aber auch in der Grundlagenforschung und Teilchenbeschleunigerphysik. Für viele dieser Anwendungen benötigt man besonders kurze und kompakte Elektronenpulse mit Pulslängen im Bereich weniger Mikrometer oder darunter (entsprechend Pulsdauern einiger Femtosekunden), und Pulsbreiten ebenfalls im Bereich weniger Mikrometer. Zusätzlich soll für viele Anwendungen eine möglichst hohe Ladung im kompakten Puls enthalten sein. Wichtig ist darüber hinaus auch eine geringe Divergenz und Emittanz des erzeugten Elektronenstrahls, sowie die Möglichkeit, auf kurzen Beschleunigungsdistanzen möglichst hohe Teilchenenergien zu erreichen.
• Plasmabasierte Beschleuniger sind herkömmlichen Beschleunigungstechniken dadurch überlegen, dass man mit ihnen beschleunigende und fokussierende Felder erzeugen kann, die um Größenordnungen höher als in herkömmlichen Beschleunigern wie Linearbeschleunigern (Linacs) sind, die auf Radiofrequenz-Kavitäten beruhen. Während in herkömmlichen Linacs die beschleunigenden Felder meist nur einige 10 Megavolt pro Meter betragen und bei maximal einigen 100 MV/m begrenzt sind, können Plasmabeschleuniger Felder im Gigavolt pro Meter-Bereich bis hoch zu Teravolt-pro-Meter erzeugen. Dadurch kann die zum Erreichen hoher Energien die benötigte Beschleunigungsstrecke minimiert werden, was beispielsweise Kostenersparnis bringt. Es ist bekannt, dass zum Beispiel am Stanford Linear Accelerator (SLAC), einem 3 km langen Linearelektronenbeschleuniger, eine Verdoppelung der Elektronenenergie von 42 GeV auf 84 GeV in einem Plasma mit einer Länge von unter einem Meter demonstriert werden konnte.
• Plasmabeschleunigung beruht darauf, dass ein hochintensiver Laser-, Elektronen-, oder Protonenstrahl eine intensive Plasmawelle treiben kann, indem der Treiberstrahl die negativ geladenen Plasmaelektronen von der Strahlachse nach außen verdrängt, während die positiv geladenen, deutlich schwereren Plasmaionen in den relevanten, für die Beschleunigung benötigten Zeitskalen quastistationär bleiben, und die zuvor vom Treiberstrahl verdrängten Plasmaelektronen vom anziehenden Feld der Plasmaionen nach einer charakteristischen Zeit auf die Achse zurückgezogen werden, nämlich der Plasmawellenperiode τ = 2π/ω_p, wobei π die Kreiszahl ist und ω_p =

  

  die so genannte Plasmafrequenz, die mit der Wurzel der Plasmaelektronendichte n_e skaliert, und in die sonst nur die Elementarladung e, die elektrische Feldkonstante ε₀ und die Elektronenmasse m_e eingehen. Die vom Treiberstrahl erzeugten Plasmadichteoszillationen laufen mit dem Treiberstrahl, der typischerweise mit einer Geschwindigkeit nahe der Lichtgeschwindigkeit c propagiert, mit, und erzeugen so eine Plasmawellenkavität, die zur Beschleunigung von Teilchen wie etwa Elektronen auf hohe Energien geeignet ist. Dabei kann die Größe der Plasmawellenkavität und die in ihr herrschenden beschleunigenden und fokussierenden Felder durch die Plasmaelektronendichte n_e eingestellt werden. Um ein Plasma als Medium zu erzeugen, kann entweder der Treiberstrahl selbst so intensiv sein, dass bereits die Pulsfront des Treiberstrahls ein Gasvolumen, beispielsweise bereitgestellt durch einen von einer Düse ins Vakuum ausgeworfenem Gasstrahl oder in einem Plasmaofen, ionisiert, oder aber die Ionisierung selbst zuvor mit anderen Hilfsmitteln wie einem zusätzlichen Ionisations-Laserstrahl durchgeführt wird.
• Die Anfangsphase eines jeden Beschleunigungsprozesses ist entscheidend für die Qualität des zu beschleunigenden Elektronenstrahls. Die Injektion von Elektronen in Plasmabeschleuniger ist daher ein hochwichtiges Forschungsfeld. Elektronen können entweder als externe Strahlen in das Plasma injiziert werden, oder aber es können Elektronen aus dem Plasma selbst verwendet werden. So kann es je nach den verwendeten Parametern von Treiberstrahl und Plasma zu Selbst-Injektion am hinteren Teil der Plasmakavität kommen, oder es können zusätzlich Dichtesprünge im Plasma ausgenutzt werden, oder aber zwei kollidierende Laserstrahlen können genutzt werden, oder mehrere Gas-Spezies, bei denen die zweite Teilspezies noch nicht durch die Pulsfront, sondern erst durch das Pulsmaximum des Treiberstrahls (in diesem Fall eines Laserstrahls) ionisiert wird.
• Gegenstand der vorliegenden Erfindung ist ein neuartiges Plasmabeschleunigungs-Verfahren, bei dem Elektronen durch einen Injektionslaserpuls auf extrem kontrollierte Art und Weise direkt in den beschleunigenden und fokussierenden Teil der Plasmawellenkavität freigesetzt werden können, und zwar mit besonders niedriger anfänglicher transversaler Impulskomponente. Dadurch lassen sich Elektronenstrahlen besonders geringer Emittanz herstellen, die für viele Anwendungen, beispielsweise zum Treiben eines Freie-Elektronen-Lasers, besonders gut geeignt sind.
• Die Aufgabe wird erfindungsgemäß dadurch gelöst, dass ein hybrides Verfahren, das als Treiberpuls einen Teilchenpuls, etwa einen hochintensiven Elektronenstrahl (oder Protonenstrahl) nutzt, und zur Injektion ein ultrakurzer Laserpuls mit nicht-relativistischer Intensität zum Einsatz kommt. Hochintensive Elektronenpulse, die sich zum Treiben einer Plasmawelle eignen, sind heute in zunehmendem Maße verfügbar. Sie können einerseits aus herkömmlichen Beschleunigern stammen (wie etwa am Stanford Linear Accelerator SLAC), bei denen Pulskompressionsverfahren für die nötige Intensität sorgen, oder aber aus Laser-Plasma-Beschleunigern, die heute zunehmende Verbreitung finden.
• Besonders einfach ist der experimentelle Aufbau, wenn der treibende Elektronenstrahl so intensiv ist, dass er das Gasmedium selbst ionisieren kann. Die entscheidene Größe ist hier das radiale elektrische Feld E_r des Elektronenpulses, dass umso größer ist, je höher die Ladung Q, je kürzer die Pulslänge σ_z und desto geringer die Pulsbreite σ_r ist. Das elektrische Radialfeld hat die Form E_r(r) = Q/[(2π)^3/2σ_zε₀r][1 – exp(–r²/(2σ 2 / r))] . Elektronenstrahlen können Pulsdauern und Pulsbreiten im Bereich weniger Mikrometer haben, so dass deren Radialfelder Gase mit niedrigen Ionisationsschwellen ionisieren können.
• Besonders gut geeignet ist dazu Lithium mit einer Schwelle für Tunnelionisation von einigen 10 GV/m. In der Tat wurde Lithium in der Vergangenheit für viele Plasmabeschleunigungsexperimente, zum Beispiel am SLAC, eingesetzt. Da Lithium bei Normalbedingungen fest ist, benötigt man einen so genannten Lithiumofen, um einen Lithiumdampf zu erzeugen. Solche Lithiumöfen sind seit den 1960er Jahren Stand der Technik. Typischerweise wird der Lithiumdampf in solchen Öfen von einem so genannten Buffergas umgeben. Als Buffergas kommt typischerweise Helium zum Einsatz. Dies bedeutet, dass der Elektronenstrahltreiber, bevor er den Plasmadampf erreicht, Lithium ionisiert und eine Plasmawelle treiben kann, zunächst durch Helium propagiert, und dann durch eine Grenzschicht, in der sowohl Lithium als auch Helium vorhanden ist. Da Helium mit einer Ionisationsenergie von 24,5 eV im Vergleich zu Lithium mit einer Ionisationsenergie von 5,39 eV deutlich schwieriger zu ionisieren ist als Lithium, kann ein Elektronenstrahl so eingestellt werden, dass Lithium von ihm ionisiert wird, Helium jedoch nicht.
• Dies gilt erfindungsgemäß analog auch für andere Kombinationen von Gasen, oder auch für Gassorten mit deutlich verschiedenen Ionisationsstufen, wie etwa Cäsium, bei dem das erste Elektron durch den treibenden Elektronenstrahl durch Ionisation herausgelöst werden könnte, das zweite und dritte jedoch nicht. Cäsium hat zusätzlich den Vorteil, dass es die niedrigste erste Ionisierungsenergie aller Elemente hat, so dass die Anforderungen für den treibenden Elektronenstrahl noch geringer sind als für die Ionisation von Lithium benötigt.
• In einem herkömmlichen, mit Lithium und Helium als Buffergas betriebenen Ofen soll nun erfindungsgemäß ein Elektronenstrahl eine Plasmawelle derart treiben, dass das Lithium ionisiert wird, das Helium jedoch nicht. Der hierfür notwendige Elektronenstrahl soll entweder aus einem herkömmlichen Teilchenbeschleuniger stammen, oder aus einem Laser-Plasma-Beschleuniger.
• Falls der Elektronenstrahl nicht über genügend hohe Radialfelder verfügt, um Tunnelionisation des Lithiums effektiv herbeizuführen, soll erfindungsgemäß das Lithium zusätzlich zuvor durch einen Laserstrahl geeigneter Wellenlänge ionisiert werden. Für Lithium eignen sich dazu in besonderer Weise etwa Excimer-Laser mit einer Wellenlänge von etwa 193 nm. Dann propagiert der Elektronenstrahl-Treiber bereits durch vorionisiertes Plasma und muss dann nur noch die Kraft aufbringen, Plasmaelektronen von der Achse zu verdrängen.
• Erfindungsgemäß ist diese Methode der Vorionisation auch für Protonenstrahl-Treiber geeignet, zumal Protonenpulse heute noch nicht eine mit Elektronenstrahlen vergleichbare Kompaktheit erreichen.
• Nachdem vom hochenergetischen Treiberstrahl nun Plasmaelektronen der Gaskomponente mit der niedrigen Ionisationsschwelle von der Achse vertrieben werden, entsteht eine Plasmakavität mit quasistationärem Ionenhintergrund und neutralem Heliumgas, das sowohl vom Treiberstrahl als auch von der Plasmawelle zunächst nicht beeinflusst wird. Im nächsten Schritt wird nun erfindungsgemäß ausgenutzt, dass schon Laserpulse mit vergleichsweise geringen, nichtrelativistischen Intensitäten in ihrem Fokus Intensitäten und elektrische Felder erzeugen können, die dazu ausreichen, um selbst Gase beziehungsweise Gaskomponenten mit deutlich höheren Ionisationsschwellen zu ionisieren. Typischerweise gibt man die Intensität eines Laserpulses mit Hilfe des so genannten dimensionslosen Vektorpotentials α₀ an, woraus über E₀ = α₀2πm_ec²/(eλ) die elektrische Feldamplitude E₀ berechnet werden kann, wobei λ die Laserpulswellenlänge ist. Ein Ti:Sa Festkörperlaser, wie sie heute standardmäßig zum Einsatz kommen, hat eine Zentralwellenlänge in Höhe von λ = 800 nm. Ein Ti:Sa Laserpuls beispielsweise mit einem α₀ = 0.018 im Fokus entspricht dann einer moderaten Laserintensität in Höhe von I ≈ 7 × 10¹⁴ Wcm^–2 und hat im Fokus elektrische Feldstärken in Höhe von E₀ ≈ 72 GV/m, was ausreicht, um Helium zu ionisieren. Um nun Elektronen in die Plasmakavität zu injizieren, genügt es, den Laserpuls in die Plasmakavität zu fokussieren, wo keine Lithiumelektronen vorhanden sind, aber neutrales Helium, das nun per Ionisation durch den Injektionslaserpuls Elektronen innerhalb der Plasmakavität zur Verfügung stellt. Dazu muss der Laserpuls genau auf Achse in kopropagierende Richtung mit dem Treiberstrahl eingestellt werden. Dies soll erfindungsgemäß durch Verwendung einer Lochparabolspiegel beziehungsweise einem Lochspiegel geschehen. Der Treiberstrahl (Elektronen- oder Protonenstrahl) kann dann ohne gestreut beziehungsweise geblockt zu werden durch das Loch propagieren, und der Laserpuls wird durch den Lochparabolspiegel beziehungsweise Lochspiegel genau auf Achse fokussiert. Der Lochspiegel soll sich entweder außerhalb oder innerhalb des Gasmedium-Reservoirs befinden. Zeichnung 1 zeigt eine schematische Darstellung des Grundprinzips der Erfindung. Der Treiberstrahl (a) erzeugt durch Elektronenverdrängung von der Achse eine Plasmakavität, die in ihrer vorderen Hälfte auf Elektronen defokussierend und abbremsend, in ihrer zweiten Hälfte jedoch fokussierend und beschleunigend wirkt. Der fokussierte Injektion-Laserpuls, gezeichnet ist hier die Einhüllende (b) des Lasers, ionisiert nun in der zweiten Hälfte der Plasmakavität die neutrale Gaskomponente im Fokusbereich (c), so dass hier Elektronen freigesetzt werden, die dann beschleunigt werden.
• Um den vom Laserpuls freigesetzten Elektronen innerhalb der Plasmaelektronenkavität eine möglichst geringe transversale Impulskomponente zu verleihen, was die Emittanz des zu beschleunigenden Elektronenstrahls vorteilhaft minimiert, müssen die Elektronen vom Laserpuls zu Beginn der zweiten Hälfte der Plasmaelektronenkavität freigesetzt werden. Im Gegensatz zur ersten Hälfte der Plasmaelektronenkavität herrschen dort, in der zweiten Hälfte, sowohl beschleunigende als auch fokussierende Felder. Der fokussierende Effekt führt dazu, dass die Elektronen auf der Achse zusammengedrängt werden, und wirkt so der Coulomb-Abstoßung der Elektronen entgegen.
• Dies bedeutet, dass der Laserpuls im Vergleich zum Treiberstrahl zeitlich versetzt nachfolgen muss, und zwar etwa um eine halbe Plasmaperiode τ = 2π/ω_p, da die gesamte Länge der Plasmawellenkavität einer gesamten Plasmaperiode entspricht. Beispielsweise im Fall einer Plasmaelektronendichte der Gaskomponente mit der niedrigen Ionisationsschwelle, die zur Bildung der Plasmawellenkavität verwendet wird, in Höhe von n_e = 6.6 × 10¹⁷ cm^–3, was einer linearen Plasmawellenlänge von λ_p ≈ 41 μm entspricht, muss der Laserpuls etwa 20.5 μm hinter beziehungsweise 68 fs nach dem Treiberstrahl kommen.
• Wird ein Elektronenstrahl aus einem Laser-Plasma-Beschleuniger als Treiberstrahl verwendet, ist diese zeitliche Synchronisation besonders unproblematisch. Da der Laserpuls, der zur Herstellung eines Elektronen-Treiberstrahls benötigt wird, um Größenordnungen intensiver sein muss als der Injektionslaserpuls, genügt es, über Standardverfahren einen sehr geringen Bruchteil des Laserpulses abzuteilen und über eine optische Verzögerungslinie, etwa durch Verschieben von Spiegeln mit Hilfe von Mikrometerschrauben, auf die gewünschte Verzögerung einzustellen.
• Im Falle von mit herkömmlichen Beschleunigern erzeugten Treiber-Teilchenstrahlen ist eine Synchronisation schwieriger, aber auch hier entspricht dem Stand der Technik, dass Schwankungen im sub-100-Femtosekundenbereich bereits erzielt wurden, und weiter verbessert werden. Hinzu kommt, dass die fokussierenden und beschleunigenden Felder im Innern der Plasmaelektronenkavität ab der Mitte der Kavität bis zum Ende zunehmen, so dass die beschleunigende Wirkung weiter hinten größer ist.
• Da sich die Plasmakavität genau mit der Geschwindigkeit des Treiberstrahls, also typischerweise annähernd mit Lichtgeschwindigkeit, bewegt, die vom Laserpuls freigesetzten Elektronen innerhalb der Kavität sich aber zunächst in Ruhe befinden, benötigen diese Elektronen einige Zeit, um vom beschleunigenden elektrischen Feld ebenfalls auf eine Geschwindigkeit nahe der Lichtgeschwindigkeit beschleunigt zu werden. In Kombination mit dem innerhalb der Kavität ansteigenden elektrischen Beschleunigungsfeld sorgt dies dafür, dass sich die injizierten Elektronen meist etwa am Ende der Kavität sammeln. Dies trägt dazu bei, dass das Verfahren sehr robust gegen eventuelle Schwankungen des Laserpuls-Timings ist.
• Die Injektion der Elektronen erfolgt möglichst früh nach Bildung der Plasmakavität durch den Treiberstrahl. Das System wirkt dann wie ein Energie-Transformator, bei dem Gesamtenergie vom Treiberstrahl auf die injizierten Elektronen übergeht. Da ab einer Elektronenenergie von etwa 1 MeV die Propagationsgeschwindigkeit von Elektronen nahezu Lichtgeschwindigkeit beträgt, gibt es keine signifikanten Laufzeitunterschiede, so dass das System in sich stabil ist. Die Energieschärfe des beschleunigenden Elektronenstrahls ist weitgehend irrelevant und kann ohne weiteres mehrere 10% betragen, da die Elektronen dennoch etwa gleichschnell propagieren. Es kommt lediglich auf die Gesamtenergie des Treiberstrahls an, wieviel Energie den injizierten Elektronen übertragen werden kann.
• Da Laser-Plasma-Beschleuniger oft Elektronenstrahlen mit großer Energieunschärfe erzeugen, und hingegen die Erzeugung von Elektronenstrahlen mit Energieunschärfen im Promillbereich, wie man sie von herkömmlichen Beschleunigern her kennt, mit Laser-Plasma-Beschleunigern sehr schwierig ist, sind mit Laser-Plasma-Beschleunigern erzeugte Elektronenstrahlen besonders gut als Treiberstrahlen geeignet. Dann wirkt das der Erfindung zugrunde liegende Verfahren wie ein Energieschärfe-Transformator, da der beschleunigte Elektronenstrahl eine deutlich geringere Energieschärfe als der treibende Elektronenstrahl haben kann.
• Um den Ionisationsschwellenunterschied der ersten und zweiten Gaskomponente zu erhöhen, kann als zweite Gaskomponente eine mit noch höherer Ionisationsschwelle gewählt werden, so dass dann die Robustheit des Systems gegenüber eventuellen Schwankungen der elektrischen Radialfelder des Treiberstrahls erhöht wird, weil dann im Bedarfsfall sichergestellt werden kann, dass nicht schon der Treiberstrahl Teile der zweiten Gaskomponente ionisiert.
• Durch Einstellen der Stärke der Fokussierung des Injektionslaserpulses kann die Größe des Fokus eingestellt werden. Generell gilt, dass bei stärkerer Fokussierung der Fokusdurchmesser w₀ kleiner wird, und die so genannte Rayleigh-Länge z₀ = πw 2 / 0/λ abnimmt, wobei λ die Laserwellenlänge ist. Dadurch nimmt das Fokusvolumen, in dem die Gaskomponente mit der höheren Ionisationsschwelle ionisiert wird, ab. Das Volumen des ionisierten Bereiches kann daher sowohl über die Laserenergie als auch über die Fokussierstärke geregelt werden. Ein kleines Ionisationsvolumen ermöglicht die Bildung eines besonders kompakten Elektronenpulses.
• Um zusätzlich die Zahl der pro Ionisationsvolumen freigesetzten Elektronen zu erhöhen, soll die lokale Dichte der zweiten Gaskomponente erhöht werden. Dies kann am Beispiel eines Lithium-Heliumgemischs in einem Lithiumofen mit Helium-Buffergas dadurch bewerkstelligt werden, dass man kurz vor Eintreffen des Treiberstrahls die Heliumdichte erhöht, oder aber indem man den Lithiumofen in einem Nichtgleichgewichtszustand betreibt, oder aber indem man kurz vor Eintreffen des Treiberstrahls über ein Ventil die lokale Heliumdichte erhöht, indem man aus einem zusätzlichen Reservoir eine an Helium reichere Helium-Lithium-Mischung in der Nähe der Injektionsposition in das Hauptreservoir fließen lässt. Dabei muss das an Helium reichere Gemisch einen höheren Druck als das Gasgemisch im Hauptreservoir besitzen, so dass erstens das heliumreichere Gemisch in das Hauptreservoir strömt, und zweitens die lokale Lithiumdichte zum Zeitpunkt des Eintreffens des Treiberstrahls konstant bleibt. Darüber hinaus sind auch andere Buffergase wie etwa Stickstoff, Argon oder Neon erfindungsgemäß vorgesehen, bei denen der Ionisationslaserpuls gleich mehrere Elektronen pro Atom freisetzen kann.
• Elektronenpulse aus herkömmlichen Elektronenbeschleunigern wie etwa dem Stanford Linear Accelerator (SLAC) kommen ebenfalls als Treiberstrahlen in Betracht. Ein Strahl wie am SLAC mit einer Länge von 50 Femtosekunden, einer Ladung von etwa 3 Nano-Coulomb, einer transversalen Breite von einigen Mikrometern, einer Energie von etwa 42 GeV und einer Energiebreite von etwa 1,5 GeV ist ein exzellenter Treiberstrahl-Kandidat. Es konnte bereits demonstriert werden, dass ein solcher Puls in einem Lithium-Helium-Ofen kraft seiner elektrischen Selbst-Felder eine Lithium-Plasmakavität durch Tunnelionisation treiben kann, wobei es auf einer Strecke von etwa einem Meter zu Energieverdopplung eines kleinen Teils der Elektronen des Treiberstrahls selbst gekommen ist. Bei dem erfindungsgemäßen Verfahren wird hingegen kontrolliert ein Elektronenpuls durch Ionisation von Helium erzeugt, der dann ein kompakter Einzelpuls mit geringer Divergenz und Emittanz ist. Ein solcher, ultrakompakter Strahl hat dann nach wenigen Zentimetern bereits eine Energie, die ausreicht, um einen hochperformanten Freie-Elektronen-Laser zu treiben.
• Ein Grund für die Energieschärfe des erzeugten Elektronenpulses liegt darin, dass die Länge des Pulses am Ende der Plasmakavität sehr gering ist und dadurch das beschleunigende Feld, des mit weiter hinten gelegener Position innerhalb der Plasmakavität zunimmt, keine große Differenz aufweist. Erfindungsgemäß kann aber die am Ende der Beschleunigung erhaltene Energieschärfe dadurch weiter minimiert werden, dass die Ladung und Ladungsverteilung des zu beschleunigenden Elektronenstrahls so groß eingestellt wird, dass das elektrische Radialfeld dieses Pulses so groß wird, dass es das elektrische Feld der Plasmakavität so verzerrt, dass das auf den zu beschleunigenden Elektronenstrahl wirkende beschleunigende Feld über die gesamte Länge des Strahls konstant ist (so genanntes beam loading).
• Es ist ferner Gegenstand der Erfindung, den Injektions-Laserstrahl optional in einem beliebigen Winkel zum Treiberstrahl in die Plasmakavität zu fokussieren. Dadurch wird ermöglicht, den Elektronenpuls weitgehend zu formen, weil die Elektronen anfänglich entlag der Propagationsachse des Laserpulses in der Plasmakavität freigesetzt werden.
• Es ist ebenfalls Gegenstand der Erfindung, dass der Laserpuls um einige Mikrometer von der Propagationsachse des Treiberstrahls versetzt injiziert wird, aber so, dass er noch in der Plasmakavität gefangen wird. Dann führt dieser kompakte Elektronenpuls aufgrund der fokussierenden Wirkung der Plasmakavität ausgeprägte Betatron-Schwingungen aus, die zur Erzeugung von Röntgenstrahlen genutzt werden können.

Claims (10)

1. Verfahren zur Erzeugung von hochenergetischen, intensiven Elektronen- oder Protonenpulsen ultrakurzer Pulslänge, geringer Breite, kleiner Divergenz und Emittanz in einem hybriden Laser-Plasma-Beschleuniger, gekennzeichnet dadurch, dass ein Teilchenstrahl aus Elektronen oder Protonen eine intensive Plasmawelle in einem zunächst gasförmigen Medium derart treibt, dass eine mit diesem Treiberstrahl mitlaufende Plasmakavität entsteht, die frei von Plasmaelektronen ist, und in die ein mit dem Treiberstrahl synchronisierter Injektions-Laserpuls, der auf beliebige Weise polarisiert sein kann, insbesondere linear, zirkular, oder elliptisch, fokussiert wird, dass eine zweite Komponente des gasförmigen Mediums, die bis dahin neutral war, ionisiert wird und so innerhalb der Plasmakavität Elektronen freisetzt, die dann in der Kavität gefangen und beschleunigt werden.
2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Treiberstrahl ein so kompakter und ladungsintensiver Elektronen- oder Protonenstrahl ist, dass er ein elektrisches Feld hat, das Gase und/oder Gaskomponenten mit geringer erster Ionisationsschwelle wie etwa Lithium ohne fremde Hilfe ionisieren und eine intensive Plasmawelle und Plasmaelektronenkavität mit beschleunigenden Feldern in Größenordnung von Gigavolt bis hin zu Teravolt pro Metern, wobei die Größe der Plasmakavität und des elektrischen Feldes über die Plasmaelektronendichte eingestellt wird, in dem zunächst gasförmigen Medium treiben kann.
3. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Ionisation des Gases und/oder der Gaskomponente anstatt durch den die Plasmawelle treibenden Elektronen- oder Protonenstrahl stattdessen durch Hilfsmittel wie einen Laserstrahl, im Falle von Lithium etwa duch einen Excimer-Laser bei einer Wellenlänge von 193 Nanometern, bewerkstelligt wird, so dass ein Treiberstrahl geringerer Ladung und Kompaktheit verwendet werden kann, der zwar ausreicht, um eine Plasmawelle zu treiben, nicht aber selbst- und vollständig ionisieren kann.
4. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, dass der Treiberstrahl nicht besonders monoenergetisch sein muss, sondern eine größere Energiebreite aufweisen kann.
5. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, dass der ultrakurze Injektion-Laserpuls mit dem Treiberstrahl ko-propagiert, aber zeitlich etwas nach hinten versetzt ist, und so in die Plasmaelektronenkavität hineinfokussiert wird, dass er im Fokusbereich so hohe Lichtintensität aufweist, dass dort die höhere Ionisationsschwelle der zweiten Gaskomponente überschritten wird, und Elektronen an beliebiger Position innerhalb der Plasmaelektronenkavität freigesetzt werden, die dann in der Plasmakavität gefangen, fokussiert und aufgrund der hohen Felder in kurzer Distanz auf hohe Energien beschleunigt werden.
6. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 5, dadurch gekennzeichnet, dass die beschleunigten Elektronen eine Divergenz, Pulslänge, Pulsbreite, Pulsdichte, Emittanz und Energiebreite haben können, die weit geringer ist als die des die Plasmawelle treibenden Strahls.
7. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Zahl beziehungsweise Ladung der vom Laserpuls ionisierten und injizierten Elektronen sowohl durch die Laserintensität als auch durch die lokale Gasdichte gesteuert werden kann.
8. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 7, dadurch gekennzeichnet, dass durch transversales Versetzen des Laserpulses von der Longitudinalachse innerhalb der Plasmaelektronenkavität ein kompakter Elektronenpuls abseits der Propagationsachse des Treiberstrahls erzeugt werden kann, der dann aufgrund der starken radialen Felder innerhalb der Plasmaelektronenkavität um die Propagationsachse oszilliert und Betatron-Oszillationen ausführt, die zur Erzeugung von Röntgenstrahlen genutzt werden können.
9. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 8, dadurch gekennzeichnet, dass durch Verkippen des Injektions-Laserpulses relativ zur Propagationsachse des Treiberstrahls die Form des in der Plasmakavität erzeugten und beschleunigten Elektronenpulses in weiten Grenzen gesteuert werden kann.
10. Verfahren nach einem der Ansprüche 1 bis 9, dadurch gekennzeichnet, dass der kompakte und intensive Elektronenpuls einen Freie-Elektronen-Laser treibt.

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