DE102010028994A1 - Erzeugung kurzwelliger ultrakurzer Lichtpulse und deren Verwendung - Google Patents

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Abstract

Die Erfindung beschreibt eine Anordnung zur Erzeugung exterm ultrakurzer und kurzwelliger Lichtpulse mit Hilfe des Thomson-wave-scattering-Verfahrens, wobei dispersive Elemente zwischen einer Elektronen-, Teilchen- oder Strahlenquelle, die mit einem Lasersystem synchronisiert ist, und einem in einer Richtung fokussierendem optischen Element angeordnet sind und die Verwendung dieser Anordnung zur Überlagerung eines pulsfrontverkippten Lichtpulses hoher Leistung mit einem ultrakurzen Puls relativistischer Elektronen in einem Laserlinienfokus. Durch die Variierung der Laserpulsfrontverkippung erhält man schmalbandige Strahlungspulse hoher Photonenzahl in einem breiten Wellenlängenbereich von EUV bis zu Röntgenwellenlängen und kann zudem die Bandbreite und Kohärenzeigenschaften anpassen. Diese Anordnung kann u. a. bei der EUV-Lithographie, bei der Planung und optimalen Auslegung von Lasersystem und Elektronenquelle, bei der Materialanalyse mittels Phasen-Kontrast-Bildgebung (phase constrast imaging), der Supraleiterforschung verwendet werden. Die vorgeschlagene Anordnung ist kleiner und kostengünstiger als vergleichbare heutige Anordnungen realisierbar.

Description

  • Die Anmeldung beschreibt eine Anordnung zur Erzeugung (extrem) kurzwelliger ultrakurzer Lichtpulse und der daraus möglichen Einsatzgebiete.
  • Thomson-Streuung an Laserquellen ist bisher durch zwei Parameter limitiert, einmal die Interaktionslänge zwischen Laser und Elektronen und zum anderen die maximale Laserintensität. Die Länge der Wechselwirkung ist bestimmt durch die Rayleighlänge, meist im Bereich einiger Mikrometer, die nur durch geringere radiale Fokussierung des Lasers verlängert werden kann. Bei gegebenem Elektronenstrahldurchmesser wechselwirkt bei Verlängerung der Rayleighlänge ein immer kleinerer Bruchteil des Laserlichts mit den Elektronen, dadurch reduziert sich der Wirkungsgrad drastisch. Des Weiteren kann durch die Erhöhung der Laserintensität die Photonenzahl in einem schmalen Energieband nicht beliebig erhöht werden, da dies zur Störung der Elektronenbahnen aufgrund nichtlinearer Laser-Elektronen-Wechselwirkung und damit zur Erzeugung höherer Frequenzen führt. Daher wurden auf Thomson-Streuung basierende Quellen vor allem für hochrepetierende Lasersysteme mit geringer Pulsleistung und hoher Durchschnittsleistung geplant. Diese liefern jedoch keine zeitlich kohärenten Pulse und wenige Photonen pro Einzelschuss.
  • Im Bereich von EUV und XUV gibt es aufgrund der wichtigen lithographischen Anwendung bei der Verkleinerung von Halbleiterstrukturen eine Vielzahl konkurrierender Quellenkonzepte. Hierbei sind insbesondere die lasergetriebene nichtlineare Erzeugung kürzerer Wellenlängen in Gasen sowie die Erzeugung hoher Harmonischer mit Hilfe von Laser-Plasma-Wechselwirkung zu nennen. Diese Quellen tiefem ultrakurze Lichtpulse mit laserähnlichen Eigenschaften, besitzen aber keine hohen Einzelschussleistungen. Außerdem sind diese Systeme schwer zu höheren Photonenenergien skalierbar und haben bei hohen Durchschnittsleistungen aufgrund der verwendeten Plasmen Probleme mit Vermeidung von Debris, was die Lebensdauer der verwendeten Optiken limitiert. Andere Quellentypen für den Wellenlängenbereich von EUV bis XUV sind durch eine hohe Divergenz gekennzeichnet und zu wenige Photonen erreichen die Zielwellenlänge. [Jonkers, J.: High power extreme ultra-violet (EUV) light sources for future lithography. Plasma Sources Science and Technology (15) 2006. S. 8–16.]
  • Im Bereich der Röntgenstrahlung sind konkurrierende Systeme zunächst bestehende, Speicherring-basierte Röntgenquellen der vierten Generation wie die ESRF (European Synchrotron Radiation Facility – Europäische Synchrotronstrahlungsanlage) oder der Ringbeschleuniger PETRA am DESY. Diese liefern jedoch weder vergleichbar kurze Pulse noch erlauben sie eine breite Durchstimmbarkeit der Wellenlänge. Die Photonenzahl pro Schuss ist ebenfalls nicht sehr hoch und der Strahlung fehlt die zeitliche Kohärenz. Die Größe dieser Anlagen und die Höhe der damit verbundenen Betriebskosten machen diese Infrastruktur sehr teuer, personalintensiv und unflexibel in der Anpassung an neue Anforderungen.
  • Thomson-Quellen wie PLEIADES [Hartemann, F. V. u. a.: Compton Scattering and its applications: The PLEIADES Femtosecond X-ray source at LLNL. International Workshop an Quantum Aspects of Beam Physics, Hiroshima, Japan, 01/07/2003–01/10/2003.] oder NewSUBARU [Amano, S. u. a.: Several-MeV γ-ray generation at NewSUBARU by laser Compton backscattering. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 602 (2009). S. 337–341] erzeugen harte, monochromatische Röntgenstrahlung und haben deutlich geringere Voraussetzungen bezüglich der benötigten Elektronenenergien, weil Laserpulse als optische Undulatoren verwendet werden. Allerdings ist die Photonenzahl pro Schuss ebenfalls nicht sehr hoch und der Strahlung fehlt die zeitliche Kohärenz. Diese Anlagen skalieren zudem schlecht zu Lasern höherer Pulsleistung.
  • Hohe Photonenzahlen pro Puls liefern bisher nur Freie Elektronen Laser (FELs) wie FLASH oder LCLS. Stärker noch als Speicherringe sind FELs Großanlagen mit allen damit verbundenen Nachteilen bezüglich Größe und Kosten der Infrastruktur [Pellegrini, C. u. a.: The Development of X-Ray Free-Electron Lasers. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics (19) 2004, Nr. 6, S. 1393–1404.]
  • Kompakte (table-top) SASS-FELs setzen auf lasergetriebene Elektronenquellen (ultrakurze Elektronenpulse mit viel Ladung pro Puls durch sogenannte Laser-Wakefield-Beschleunigung), wobei diese Anlagen nicht sehr flexibel bezüglich der Durchstimmbarkeit der Photonenenergien sind. Die Erzeugung starker Wechselfelder innerhalb der Undulatorstruktur aufgrund sogenannter Wakefields (resistive Rückkopplung von Undulatorwänden) stellt bei den bisher existierenden Konzeptstudien ein ebenso ungelöstes Problem dar, wie die geeignete Mikrofokussierung der Elektronenstrahlen. [Grüner, F. u. a.: Design considerations for table-top, laser-based VUV and X-ray free electron lasers. Appl. Phys. B.: Laser and Optics (86) 2007, S. 431–435.]
  • Bragg-Strukturen erlauben eine Kopplung des Laserfeldes mit einem gepulsten Elektronenstrahl, wobei an die Elektronenstrahleigenschaften technisch realisierbar schwer zu erfüllende Anforderungen gestellt werden. [Karagodsky, V. u. a.: Enhancing X-Ray Generation by Electron-Beam-Laser Interaction in an Optical Bragg Structure. Physical Review Letters (104) 2010, 024801]
  • [Telnov, V.: Laser Cooling of Electron Beams for Linear Colliders. Physical Physics Letters (78) 1997 Nr. 25. S. 4757–4760] beschreibt das radiative Kühlen von Elektronenstrahlen.
  • Aufgabe der Erfindung ist die Erzeugung kurzwelliger und ultrakurzer Lichtpulse einer Strahlenquelle, wobei die Lichtpulse bessere Eigenschaften aufweisen.
  • Die Aufgabe wird gelöst durch eine Anordnung entsprechend des ersten Patentanspruchs, die das Traveling Wave Thomson Scattering Verfahrens (TWTS) benutzt, wobei spezielle dispersive Elemente verwendet werden. Die erfindungsgemäße Anordnung kann mit geringerem Aufwand und geringen Kosten aufgebaut und betrieben werden. Vorteilhafte Ausführungen und Anwendungen sind in den weiteren Patentansprüchen angegeben, die mit Hilfe von Abbildungen beschrieben und verdeutlicht werden:
  • 1: erfindungsgemäße Anordnung und Funktionsweise
    • a) Erzeugung eines Laserlinienfokuses mit Elektronen entlang dieses Fokus
    • b) seitliche Thomson-Streuung
    • c) Verkippter Laserpuls im Überlapp mit einem Elektronenpuls
  • 2: 3D-Darstellung, zur Verdeutlichung des Zusammenspiels
  • 3: Schema zweier Lichtstrahlen auf einem VLS-Gitter
  • 4: optischer Aufbau einer TWTS Quelle
  • 5: gleichmäßiges optisches Gitter (oben) und mit variablen Gitterabständen (unten)
  • 6: Dispersionsbedingungen für einen Laserpuls während der Interaktion
  • 7: Ringbeschleuniger gekoppelt mit einem TWTS-FEL in einem Resonator
  • Bisherige Thomson- und Comptonquellen haben ein Skalierungsproblem bezüglich einer hohen Photonenausbeute pro Puls. Es existiert eine maximale Laserintensität, die nicht überschritten werden darf, weil sonst nichtlineare Effekte die effiziente Rückstreuung in ein einzelnes schmales Photonenenergieintervall unterbinden. Damit können hohe Photonenflüsse nur über längere Interaktionsdistanzen zwischen Lasern mit längerer Pulsdauer und den Elektronen erreicht werden. Allerdings besteht durch die Stärke der Fokussierung des Lasers ein Zusammenhang zwischen der Fokusgröße und der Rayleighlänge, welche die maximalen Interaktionsdistanz bestimmt. Je länger die Rayleighlänge, desto größer der Fokusdurchmesser. Somit ist es für konventionelle Thomsonquellen nicht möglich beides, d. h. kleine Interaktionsdurchmesser für optimalen Überlapp mit Elektronenpulsen und lange Interaktionsdistanzen zu realisieren. Größere Fokusdurchmesser führen zu niedrigeren Intensitäten und in der Folge bei der gestreuten Strahlung zu niedrigeren Photonenflüssen.
  • Beim TWTS-Verfahren werden optische Reflektionsgitter in Verbindung mit zylindrischen Spiegeln zur Erzeugung einer Pulsfrontverkippung des Laserpulses und der Erzeugung eines langen Linienfokus genutzt. Das TWTS-Verfahren mit den speziellen dispersiven Elementen löst im Vergleich zur konventionellen Thomson-Streuung das Problem der Limitierung der Wechselwirkungslänge ebenso wie das Problem der Limitierung der eingesetzten Laserpulsintensität.
  • Das Besondere der mit dem Verfahren erzeugten TWTS-Quellen ist, dass eine effiziente Kopplung des Laserfeldes mit einem gepulsten Elektronenstrahl erreicht wird und dass die Variation der Wellenlänge der Strahlung sowie ihrer Bandbreite über einen weiten Bereich ohne Änderung des Lasersystems oder der Elektronenquelle möglich ist. Hiermit sinken sowohl Kosten als auch Aufwand für die Anpassung an die Vorgaben möglicher Nutzer enorm gegenüber derzeit verfügbaren Quellen zur Erzeugung kurzwelliger Lichtpulse.
  • Um das Rayleighlimit zu umgehen wird ein optischer Aufbau notwendig, in welchem die Elektronen nicht die Fokusregion des Lasers verlassen. Dies ist beispielsweise mit zylindrischen Optiken möglich, wobei der Laser lediglich in einer Richtung zu einer Linie fokussiert wird. Wenn nun die Elektronen entlang dieser Linie, wie in 1a, propagieren, dann bleiben sie über die ganze Breite des Laserstrahls in der Fokusregion. Dies impliziert jedoch eine Seitenstreugeometrie mit einem Seitenstreu- oder Interaktionswinkel Φ zwischen 0° und 180°, siehe 1b. Jedoch führt dies dazu, dass Laser und Elektronen in unterschiedliche nicht kollineare Richtungen propagieren, so dass in diesen Szenarien der räumliche Überlapp normalerweise nach kurzen Strecken, welche mit den Laser- und/oder Elektronenstrahldimensionen vergleichbar sind, verloren geht. Eine Lösung des Problems ist das Verkippen der Laserpulsfront um einen bestimmten Winkel α, mit dem Ziel, dass trotz der Strahlpropagation stets ein Überlappungsgebiet von Laser und Elektronen existiert (siehe 1c). Der Verkippungswinkel führt dazu, dass die Einhüllende des Laserpulses den Elektronen folgt, so dass diese relativ zur zeitlichen Einhüllenden des Lasers stationär bleiben. Dieses Überlappungsgebiet heißt zentrales Wechselwirkungsgebiet.
  • Die Verkippung des Laserpulses verändert nur die Einhüllende, aber nicht die Wellenfronten, welche die Frequenz des gestreuten Lichts bestimmt. Die Pulsfrontverkippung führt zu einer positionsabhängigen Laufzeitverzögerung, welche die Einhüllende des Lasers gegenüber der Phase der Trägerwelle (carrier phase) verschiebt. Für relativistische Elektronenenergien gilt α ≅ Φ/2.
  • Im Laborbezugssystem sind die Elektronen der Trägerfrequenz des Lasers dividiert durch den geometrischen Faktor (1 – cosΦ) ausgesetzt. In 2 wird das gesamte Prinzip dieser Thomson-Quelle in einer Grafik zusammengefasst, wobei Laser und Elektronenstrahlpositionen zu drei verschiedenen Zeiten, zu Beginn 1, in der Mitte 2 und am Ende der Streuinteraktion 3, dargestellt sind. Die Kombination der drei verschiedenen Geometrien wird gezeigt: die Fokuslinie entlang des Elektronenstrahls, die Seitenstreuung mit dem Interaktionswinkel Φ und die um den Winkel α ≅ Φ/2 verkippte Pulsfront. Des Weiteren veranschaulicht die Grafik, wie im Zuge der Wechselwirkung der gesamte Laserstrahl sukzessive durch den Elektronenpuls gleitet, so dass alle Anteile des Laserpulses mit den Elektronen zur Wechselwirkung kommen. So werden die Elektronen und damit der Röntgenpuls kontinuierlich durch den Laser gepumpt, während beide gleichermaßen entlang des Linienfokus propagieren.
  • Während der Ausbreitung des gekippten Laserpulses über eine Strecke verändern sich die räumliche Dispersion (spatial dispersion SD) und die Gruppenlaufzeitdispersion (group delay dispersion GDD) bedingt durch die Winkeldispersion (AD).
  • Die räumliche Dispersion SD(x) verändert sich linear entlang der transversalen Laserpulskoordinate SD(x) = ΔL(x)·AD (siehe 3). Da diese Dispersionseffekte einen großen Einfluss auf die Pulsstruktur ultrakurzer Laserpulse haben, ist es in der Regel notwendig diese Dispersion im optischen Aufbau über zusätzliche dispersive Elemente zu kompensieren.
  • Der optische Teil von TWTS (siehe 4) beginnt mit einem Lasersystem, welches über ein Strecker-Kompressorsystem gestreckte Laserpulse mit definierter räumlicher Dispersion zur Verfügung stellt. Das letzte Gitter 10 bewirkt die benötigte Pulsfrontverkippung von Φ/2 . Die durch das Gitter hervorgerufene Winkeldispersion komprimiert im Folgenden den Laserpuls immer weiter bis die maximale Pulskompression und verschwindende räumliche Dispersion im Linienfokus des optischen Aufbaus erreicht sind. Dieses Gitter (varied line-spacing (VLS) grating) weist variierende Gitterabstände auf, damit die Dispersion nicht nur zu einem einzigen Zeitpunkt verschwindet, sondern räumlich entlang des gesamten Linienfokus.
  • Gitterkompressoren kompensieren räumliche Dispersion mit Hilfe von Gitterpaaren. Weil der Laserpuls bei großen Winkeln ϕ während der Interaktion mit den Elektronen nicht vernachlässigbare Strecken ΔL > π(cτ0)2/(λ0tan2α) propagiert, reicht diese Kompensationsmethode nicht aus. Um Effizienzverluste aufgrund längerer Laserpulsdauern und Frequenzchirps in der gestreuten Strahlung zu vermeiden, muss die räumliche Dispersion des Lasers über die gesamte Interaktionsdistanz Null sein und nicht nur zu einem bestimmten Zeitpunkt. Deshalb können Gitteroptiken erster Ordnung, d. h. Gitter ohne Positionsabhängigkeit, nicht verwendet werden.
  • Für einen Elektronenpuls, der mit einem verkippten Laserpuls überlagert wird, gilt SD(x) = ΔL(x)·AD, (Gl. 1) wobei SD(x) die räumliche und AD die konstante Winkeldispersion bezeichnet. Die x-Koordinate ist die transversale Positionsabweichung vom Zentralstrahl. Aufgrund der Vorkompensation der räumlichen Dispersion durch ein zusätzliches Gitterpaar wird SD(0) = 0 und ΔL(0) = 0. Der Laser propagiert um eine weitere Strecke ΔL(x), wenn sich die Elektronen sich in x-Richtung entlang der Laserpulsfront bewegen, so dass die räumliche Dispersion SD(x) nicht mehr Null ist. Um die räumliche Dispersion SD(x) zu kompensieren, muss gelten: SD'(x) = ∂2xout/∂Δν∂xin ≠ 0, (Gl. 2) somit können keine Näherungen erster Ordnung angenommen werden, weil die benötigten Optiken nicht vernachlässigbare Ableitungen in x höherer Ordnung enthalten.
  • Das TWTS-Verfahren bzw. eine entsprechende Anordnung muss folgenden Bedingungen genügen:
    • 1. Die Änderung der räumlichen Dispersion SD(x, t) = ∂xout/∂Δν entlang der Elektronentrajektorie xel(t) und damit quer zum Laserstrahldurchmessers muss die räumliche Dispersion ausgleichen, welche über die Laserpropagationsstrecke ΔL(x) zur Interaktionslinie akquiriert wurde. Man erhält damit einen effizienten Überlapp mit den Elektronen und eine optimale Laserkompression (siehe 3). Weil die Propagationsstrecke ΔL(x) durch den Steigungsunterschied zwischen Elektronenpulstrajektorie und Laserpulsfrontverkippung gegen die Wellenfront definiert ist, erhält man:
      Figure 00070001
      ΔL(x) = (tan(π/2 – ϕ) + tanϕ/2)·x (Gl. 4)
    • 2. Die geforderte Pulsfrontverkippung PFT(x) = c·(∂Δt(x)/∂x) muss konstant über den gesamten Laserpuls sein, so dass die Pulsfront nicht verbogen ist, c·Δt(x) – x·tanϕ/2 << cτ0. (Gl. 5)
    • 3. Das zeitliche Profil des Lasers darf sich nicht ändern, so dass die Gruppenlaufzeitverzögerung GDD kleiner als die transformations-limitierte Pulsdauer ist:
      Figure 00070002
      welche für allgemeine zeitliche Pulsformen, sowie für nichtlinear gechirpte Pulse ausgedrückt werden kann als
      Figure 00070003
  • Der in 4 vorgestellte Aufbau realisiert eine Vorkompensation der räumlichen Dispersion (SD) und der Gruppenlaufzeitdispersion (GDD) zur Dispersion des Strahls vom Gitter zur Interaktionsregion durch eine zusätzliche Gitterkombination zu Beginn des Aufbaus. Diese Art von SD- und GDD-Kompensation ist Standardtechnologie und ist stark in optischen Streckern und Kompressoren von CPA-Lasern (chirped pulse amplification laser) verbreitet.
  • Die beiden Dispersionen SD und GDD müssen nach den (Gl. 3) bis (Gl. 6) nicht nur zu einem bestimmten Zeitpunkt der Laserstrahlpropagation verschwinden, sondern an der jeweiligen aktuellen Elektronenpulsposition entlang der gesamten Interaktionsstrecke ausreichend klein werden bzw. verschwinden. Im Aufbau von 4 wird zur Kompensation ein VLS-Gitter mit quadratischem Gitterabstands-Chirp als letztes Gitter verwendet. Somit wird eine zusätzliche Winkeldispersion AD(x) = AD0 + SD0C1·x, (Gl. 8) realisiert, welche linear über den Laserstrahldurchmesser hinweg variiert, so dass die Bedingung für die lineare räumliche Dispersion (Gl. 3) im Linienfokus nach der letzten Propagationsdistanz L0 = ABC erfüllt ist.
  • Bei einem bestehenden Lasersystem und einer Elektronenquelle kann eine geeignete Kombination der Gitter mit den entsprechenden Gitterabständen und Winkeln zwischen den Gittern ermittelt werden. Die Ermittlung der Gitterabstände erfolgt auf der Grundlage des Raytracing mit Hilfe der Kostenbauer-Matrizen höherer Ordnung.
  • Der Kostenbauderformalismus ist eine Theorie erster Ordnung für beliebige optische Systeme, um die Abbildung von Eingangs- zu Ausgangsstrahlen und damit die Strahlcharakteristiken eines Systems zu beschreiben.
  • Der zylindrische Spiegel (siehe 4) fokussiert nur in einer Dimension, dadurch ist es möglich, die Beschreibung auf ebene Wellen in zwei Dimensionen zu reduzieren. Damit kann die parallel zur Interaktionsebene, welche durch die Richtungen von Laser- und Elektronenstrahl aufgespannt wird, verlaufende Wellenfront vernachlässigt werden. Der Laserpuls in 2D kann mit Hilfe eines Raytracing Ansatzes beschrieben werden, weil alle Gitter auf die selbe Art und Weise, in jeder Ebene parallel zu der Interaktionsebene, Dispersion einführen.
  • Ein optisches System erster Ordnung kann nach Kostenbauder [Kostenbauder, A. G.: Raypulse matrices: a rational treatment for dispersive optical systems. IEEE Journal of Quantum Electronics 26 (1990). S. 1148–1157.] durch eine 4×4-Matrix M mit den Strahlein- und -ausgangskoordinaten (Position x, Winkel θ, Zeitverzögerung Δt und Frequenzverschiebung Δν), relativ zu einem Zentrumstrahl beschrieben werden.
  • Figure 00080001
  • Für ebene Wellen besitzen die Matrixelemente von M direkte physikalische Bedeutungen, wie zum Beispiel räumliche Vergrößerung für Element A oder Gruppenlaufzeitdispersion (GDD) für Element I.
  • Für veränderliche Gitter (varied line spacing – VLS) wird dieser Ansatz erweitert und man erhält nicht zu vernachlässigbare Terme höherer Ordnung in der Strahlkoordinate xin.
  • Für ein allgemeines, ebenes Gitter ist es notwendig das Verhalten von räumlich versetzten Strahlen abzuleiten und die Positionsabhängigkeit in allen anderen Relationen, welche die Gitterkonstante beinhalten, mit zu berücksichtigen.
  • In 6 trifft der um xin versetzte Strahl das VLS Gitter an der Gitteroberflächenkoordinate s = AB = –xin/cosψin , welche einen vom Ausgangswinkel ψout,0 des Zentralstrahl verschiedenen Beugungswinkel ψout(xin) festlegt. Die beiden in 6 dargestellten Referenzebenen stehen für die Wellenfronten vom einfallenden und vom ausfallenden Strahl. Alle Änderungen der Strahlcharakteristiken werden zum Zentralstrahl und dessen Referenzebenen in Bezug gesetzt. Der resultierende räumliche Versatz relativ zum Zentralstrahl ist damit AC und die zeitlich Verzögerung ist die Differenz (DB – BC)/c . Aus 6 lassen sich folgende Winkelbeziehungen: α = ψout,0, β = π/2 – ψout(xin) und γ = π/2 – (ψout,0 – ψout(xin)) bestimmen. Nach Anwendung des Sinussatzes erhält man
    Figure 00090001
  • VLS-Gitter besitzen fokussierende Eigenschaften, weil sich der Ausfallwinkel ψout mit der Position, an der der Strahl auf die Gitteroberfläche auftrifft, ändert. Damit gilt: C(xin)·xin = ψout,0 – ψout(xin). (Gl. 13)
  • Die Winkelvergrößerung D(xin) = ∂θout/∂θin und die Winkeldispersion F(xin) = ∂Δtout/∂Δνin sind beide Ableitungen der Gittergleichung: D(xin) = –(∂ψout(xin)/∂ψin) (Gl. 14) F(xin) = –(∂ψout(xin)/∂ν) (Gl. 15)
  • Weil die Strahlen an der Gitteroberfläche ohne Zeitverzögerung oder räumlichen Versatz reflektiert werden, sind die Matrixelemente B(xin) = E(xin) = H(xin) = I(xin) = 0.
  • Mit Hilfe der Gitterabstandsfunktion d(s) = d0 + agλ0s + bgλ0s2, der Gittergleichung ψout(xin) = arcsin(c/(ν·d(xin/cosψin)) + sinψin) und der obigen Gleichungen ergeben sich die Matrixelemente: A(xin) = –cosψout/cosψin +agxintanψout·(tanψin – sinψout/cosψin )2(Gl. 16)
    Figure 00100001
    D(xin) = –cosψin/cosψout – agxin(cos2ψoutsinψin + cos2ψinsinψout) ·(tanψin – sinψout/cosψin)2/cos3ψout(GI. 18) F(xin) = (λ0/c(tanψout – sinψin/cosψout)) –agxinλ0/c(sinψin – sinψout)2 ·(sinψinsinψout –1)/(cosψincos3ψout)(Gl. 19) G(xin) = (–sinψout/cosψin + tanψin)/c(Gl. 20)
  • Die Gitterchirps sind zumeist klein und von nicht-oszillierender Natur. Dadurch kann das System als eine nichtlineare Vektorfunktion vout = OVLS(vin).(Gl. 21) beschrieben werden, die auf dem Vektor des Eingangsstrahls vin = (xin, θin, Δtin, Δν) operiert. Weil die Nichtlinearität von OVLS nur in der räumlichen Verschiebungskoordinate xin auftaucht, bleibt sie linear in den anderen Koordinaten. Daher entspricht die Struktur des neuen Operators lokal weiterhin der einer Kostenbauder Matrix, xout(xin, θin, Δν) = A(xin)·xin + B(xin)·θin + E(xin)·Δν (Gl. 22) θout(xin, θin, Δν) = C(xin)·xin + D(xin)·θin + F(xin)·Δν (Gl. 23) Δtout(xin, θin, Δtin, Δν) = G(xin)·xin + H(xin)·θin + Δtin + I(xin)·Δν (Gl. 24) Δν = Δνin = Δνout und B(xin) = E(xin) = H(xin) = I(xin) = 0 (Gl. 25)
  • Im Grenzfall (ag und bg → 0), der für gleichmäßige Gitter gilt, vereinfacht sich die Kostenbauder Matrix für ein Standardgitter zu:
    Figure 00110001
  • Für die einzelnen Ausführungsbeispiele müssen die Operatoren nacheinander auf die Eingangsstrahlen angewendet werden: vout = Mp(s)·OVLS(ψin, ψout, bg)(Mgen(SD, GDD)·vin). (Gl. 27)
  • Der zweite Faktor in (Gl. 27) den nicht-linearen Teil des Systems bezeichnet, der auf nicht verzögerte, kollimierte Eingansstrahlen vin = (xin, θin = 0, Δtin = 0, Δν) angewandt wird. Die Matrix Mgen repräsentiert die erste Ordnung eines allgemeinen Strecker-Kompressor Systems (siehe 4) mit einer definierten Gruppenlaufzeitdispersion (GDD) und räumlichen Dispersion (SD):
    Figure 00110002
  • Die Kostenbauder Matrix für die freie Propagation Mp(L) ist
    Figure 00110003
  • Der kombinierte Operatorausdruck von (Gl. 27) hängt nicht allein auf der Eingangsverschiebungskoordinate xin, sondern von allen Eingangsstrahlparametern ab. Im Falle eines kollimierten Eingangsstrahls (Δxin, 0, 0, Δν) werden die Ausgangsstrahlkomponenten (xout(xin, Δν), θout(xin, Δν), Δtout(xin, Δν), Δν) zu Polynomen höherer Ordnung in xin and Δν, wobei deren Koeffizienten Funktionen der Parameter des optischen Aufbaus sind.
  • Für das Design von optischen Systemen, die VLS-Gitter verwenden, ist es sinnvoll die Komplexität der Gitterfunktion zu verringern. Entsprechend vereinfacht sich das Fokussierelement in (Gl. 10), weil die niedrigste Ordnung ausschließlich durch den linearen Chirp beeinflusst wird.
  • Figure 00120001
  • Die entsprechende effektive Brennweite feff ist in erster Näherung durch den Abstand gegeben, den ein Strahl braucht, um zum Strahlzentrum zu propagieren. (C0·feff + A0)·xin = 0 (Gl. 31)
    Figure 00120002
  • Jedoch muss ag gleich Null bleiben, da die Fokussierung des Strahls nicht das Ziel ist, weil das Verhalten niedrigster Ordnung für einen quadratischen Chirp bg wichtig wird. Von allen Matrixelementen wird nur das Fokussierungselement C(xin) verändert, so dass die Winkelablenkung proportional zu xin ist:
    Figure 00120003
  • Eine zusätzlich hervorgerufene Winkeldispersion variiert linear über den gesamten Strahldurchmesser; AD(xin) = AD0 + SD0C1·xin (Gl. 34)
  • Die Forderung einer Pulsfrontverkippung um ϕ/2 wird in erster Näherung durch die Gittereigenschaften definiert. ψin = arcsin(cosψout(tanψout – tanϕ/2)) (Gl. 35)
  • Die Strecker-Kompressor Kombination am Beginn des Ausbaus stellt sicher, dass in erster Näherung GDD und SD im Linienfokus verschwinden, so dass zusammen mit (Gl. 35) in erster Ordnung die Vorkompensation für räumliche Dispersion SD
    Figure 00130001
    und Gruppenlaufzeitdispersion GDD GDD0 = ∂Δt / ∂Δν = L0λ0/c2tan2ϕ/2, (Gl. 37) gilt. Für den Ausgangswinkel ψout gilt entsprechend der obigen beiden Gleichungen ψout > π/2 – ϕ (Gl. 38) und der Gitterabstand d0 wird durch die Gittergleichung d0 = λ0/(sinψout – sinψin) (Gl. 39) bestimmt. Um (Gl. 3) zu erfüllen, wird als Korrektur in erster Ordnung ein Gitterabstand d(s) = d0 + bgλ0s2 (Gl. 40) angenommen, welcher entlang seiner Oberflächenkoordinate einer quadratischen Abhängigkeit folgt. Durch Erweiterung des Kostenbauderformalismus hin zu höheren Ordnungen und der Berechnung der räumlichen Dispersion SD(xin) = ∂xout(xin, Δν)/∂Δν in der Interaktionsregion nach einer Distanz L0 in höheren Ordnungen der transversalen Strahlkoordinate xin erhält man für die (Gl. 3):
    Figure 00130002
  • Die Dispersion höherer Ordnung wird vernachlässigt und die Gitterlinienabstände mit quadratischem Chirp ermittelt sich damit zu
    Figure 00130003
  • Die obigen Berechnungen erfolgen mit einer Gitterfunktion zweiter Ordnung (quadratische VLS-Profil), wobei auch andere Gitterfunktionen verwendet werden können. Die einzigen verbleibenden Freiheitsgrade in diesem Aufbau sind jetzt die Länge L0 zwischen dem VLS-Gitter und dem Linienfokus, sowie der ausfallende Winkel ψout. Über diesen verbleibenden Parameterraum können die Dispersionsbedingungen (Gl. 3) bis (Gl. 6) berechnet und in der Folge minimiert werden.
  • Die Anordnung ist nicht auf kollimierte Strahlen beschränkt.
  • Eine weitere vorteilhafte Ausgestaltung des dispersiven Elements ist die Verwendung eines optischen Gitters mit gleichmäßigem Gitterabstand (5a) in Kombination mit einem hochpräzise, deformierten Spiegel, so dass die so gekrümmte Spiegeloberfläche strahlabbildende Eigenschaften aufweist, welche denen des Gitters mit variierendem Gitterabstand (5b) entspricht.
  • Ebenfalls möglich ist die Kombination des hochpräzisen strahlabbildendende Eigenschaften besitzenden Spiegels und des fokussierenden Spiegels zu einem Spiegel, der beide Eigenschaften vereint.
  • Eine weitere Ausgestaltung der Anordnung ist, dass das in eine Richtung fokussierende optische Element und das dispersive Element durch ein in eine Richtung fokussierende optische Element ersetzt werden, wobei das in eine Richtung fokussierende optische Element derart bearbeitet ist, dass es zusätzlich die Eigenschaften eines optischen Gitters mit nicht gleichmäßigem Gitterabstand besitzt, z. B. ein Spiegel auf den ein optisches Gitter mit nicht gleichmäßigem Gitterabstand aufgebracht ist.
  • Als fokussierende optische Elemente können nicht nur Spiegel, sondern für spezielle Anwendungen auch Linsen verwendet werden.
  • Die obige Anordnung ist nicht nur auf die Verwendung mit Elektronenquellen beschränkt. Es können andere geeignete Strahlen- oder Teilchenquellen verwendet werden.
  • Eine Verwendungsmöglichkeit der obigen Anordnung ist die Erzeugung von gerichteter Strahlung einer bestimmten Wellenlänge. Dabei wird die Pulsfrontverkippung des Laserpulses und der Überlappungswinkel zwischen Elektronenstrahl und Laserstrahl ausgenutzt. Die Pulsdauer des emittierten kurzwelligen Lichtpulses ist nur durch die Dauer des Elektronenpulses limitiert, die minimale Wellenlänge durch die Energie der Elektronen. Außerdem kann die Bandbreite der Strahlung durch entsprechende Wahl der lokalen Feldstärke des Laserpulses in der Wechselwirkungszone sowie durch die Länge des Laserlinienfokus bestimmt werden. Zudem können die zeitlichen, räumlichen oder zeitlichen und räumlichen Kohärenzeigenschaften mittels der Variierung der Laserpulsfrontverkippung angepasst werden. Damit kann für die Auslegung einer Lichtquelle passend für eine bestimmte Anwendung, wenn die gewünschten Strahlungsleistungen wie z. B. maximale Energie und Kohärenz festliegen, eine maßgeschneiderte Kombination aus Laser- und Elektronenquelle, Reflexionsgittern und zylindrischen Spiegeln berechnet werden.
  • Die erreichbaren hohen Photonenzahlen in ultrakurzen Pulsen hoher Brillanz (brilliance) bei prinzipiell durchstimmbaren Wellenlängen von EUV bis zu harter Röntgenstrahlung ermöglichen einzigartige Diagnoseverfahren in Forschung und Industrie, wie beispielsweise Pump-Probe-Experimente mit Röntgenstrahlung auf ultrakurzen Zeitskalen, Strukturanalyse von Einzelmolekülen, Supraleiterforschung, sowie zeitaufgelöste Diagnose von Prozessen in dichten, heißen Plasmen.
  • Im Vergleich zu Synchrotronen und freien Elektronenlasern sind diese Quellen kompakter, kostengünstiger und damit interessant für Universitäten, Forschungseinrichtungen und Unternehmen. Dies wird durch die im Vergleich niedrigeren Elektronenenergien und damit kleineren Elektronenbeschleuniger ermöglicht. Insbesondere in Kombination mit laserbeschleunigten Elektronen, sind Systeme in Laborgröße denkbar die vollständig optisch kontrolliert und synchronisiert sind.
  • Eine Anwendungsmöglichkeit bietet sich im Gebiet der EUV-Lithographie wobei die erfindungsgemäße Anordnung den bisher verwendeten Freien Elektronenlaser ersetzt. Wie in 7 gezeigt, werden hier in einem hochrepetierenden Elektronenspeicherring mit hohem Durchschnittsstrom Elektronen auf die Zielenergie beschleunigt, um in einem durch TWTS realisierten, kompakten Elektronenlaser Strahlung im EUV-Bereich zu generieren. Die benötigte durchschnittliche Strahlungsleistung wird dabei durch eine hohe Repetitionsrate von sowohl der Elektronenquelle, als auch dem Laser erreicht. Über eine Überhöhungskavität (Resonator) werden die benötigten Intensitäten bei hoher Repetitionsrate erreicht. Dabei ist es notwendig, mit Hilfe mindestens eines weiteren dispersiven Element die Dispersion im Resonator periodisch wieder zurückzuführen. Im Vergleich zu bisherigen Konzepten, die einen konventionellen freien Elektronen-Laser vorsehen, hat dieser Ansatz den Vorteil, dass er mit niedrigeren Elektronenenergien arbeitet, und somit der Elektronenbeschleuniger, als auch der FEL auf deutlich kleineren Skalen und damit mit niedrigeren Kosten realisiert werden kann. Im Gegensatz zu Entladungs- und Plasmaquellen entsteht hierbei kein Debris.
  • Eine weitere Anwendungsmöglichkeit bietet sich bei der Untersuchung von Materialien mittels Phasen-Kontrast-Bildgebung (phase constrast imaging). Bei diesem Verfahren wird im Gegensatz zu konventionellen Röntgenbildgebungsverfahren nicht der Absorptionskoeffizient eines Materials genutzt, sondern der Brechungsindex n des Materials im entsprechenden Röntgenbereich. Da (n – 1) um Größenordnungen größer ist, als der Absorptionskoeffizient, sind interferometrische Verfahren, welche den lokalen Brechungsindex bestimmen, wesentlich empfindlicher als die konventionellen Absorptionsverfahren. Damit ist es möglich kleine Strukturen in Festkörpern (z. B. mikroskopische Risse in Fertigungsteilen) und weiche biologische Materie (z. B. Organe) zu untersuchen. Aufgrund des besseren Kontrast und der geringere Dosisbelastung sind diagnostische Anwendungen in der Radiologie denkbar, wobei eine bedeutende medizinische Anwendung hierbei das Mammographiescreening zur Brustkrebsvorsorge. darstellt. Für dieses Verfahren müssen räumliche und zeitliche Kohärenzbedingungen erfüllt sein, weswegen qualitativ hochwertige Bilder mit kurzer Aufnahmezeit bislang überwiegend mit Synchrotronstrahlungsquellen hergestellt wurden.
  • Eine weitere Anwendungsmöglichkeit eröffnet sich, wenn anstatt des Teilchenstrahls Medien (d. h. Festkörper, Plasmen, etc.) verwendet werden. In der Lasertechnologie besteht beispielsweise die Möglichkeit längliche Lasermedien (laser rods) seitlich zu pumpen und somit Nachteile wie kurze Relaxationsdauer des Lasermediums, nichtlineare Propagationeffekte und/oder verstärkte spontane Emissionen (amplified spontaneous emission (ASE)) zu vermeiden.
  • TWTS kann auch für strahlungslose Prozesse verwendet werden, um z. B. schwache Übergänge in relativistischen Ionenstrahlen effizient anzuregen. Dabei kann über den Interaktionswinkel sowie die Ionenenergie die Pumpwellenlänge gezielt und genau definiert werden.
  • Eine weitere Anwendungsmöglichkeit stellt die radiative Elektronen- oder äquivalent die Positronenkühlung dar. In einem Elektronenspeicherring wird hierbei die Thomson- bzw. Comptonstreuung nicht primär als Lichtquelle verwendet. Anstatt dessen wird der Rückstoß der emittierten Röntgenstrahlung auf die Elektronen beim Streuprozess und eine daraufhin durchgeführte Wiederbeschleunigung genutzt, um über viele Streuereignisse den Elektronenpuls sukzessive zu kühlen, um damit bislang unerreichte Strahleigenschaften zu erreichen. Aufgrund der hohen Anzahl der benötigten Streuprozesse pro Elektron, ist der dazu benötigte Aufbau ähnlich wie der für EUV-Lithographie (siehe 7), mit dem Unterschied, dass TWTS hier nicht als FEL betrieben werden muss.
  • Das mit der Erfindung beschriebene Verfahren und die spezielle Anordnung hebt sich von konkurrierenden Verfahren zur Erzeugung kurzwelliger, ultrakurzer Lichtpulse ab und damit sind weitere Anwendungsmöglichkeiten denkbar:
    • – Mit heutigen Hochleistungs-Kurzpulslasern können mit TWTS Einzelschuss-Photonenzahlen in einem geringen Bandbreitenfenster erzeugt werden, die mehrere Größenordnungen über dem liegen, was derzeitige Thomsonrückstreuungsquellen bei vergleichbarer Bandbreite und vergleichbaren Laserparametern liefern. TWTS-basierte Quellen können in ihrer Einzelschussleistung mit klassischen FEL-basierten Quellen neuester Generation (FLASH) konkurrieren, sind jedoch deutlich kompakter, weniger komplex im Aufbau und kostengünstiger zu realisieren.
    • – Die Photonenergie einer TWTS-Quelle kann in einem breiten Bereich durch geeignete Wahl der Pulsfrontverkippung gewählt werden. Diese Abstimmbarkeit geht weit über die Abstimmungsmöglichkeiten an konventionellen, beschleunigerbasierten Quellen hinaus und erfordert vergleichsweise geringe Investitionen in passende optische Gitter.
    • – Das TWTS-Verfahren ist ein rein optisches Verfahren, daher treten keine unerwünschte Effekte, wie zum Beispiel unerwünschte induzierte Felder in klassischen Undulatorstrukturen bei hohen Elektronenpulsladungen auf.
    • – TWTS-Quellen können bei Einsatz geeigneter Elektronenquellen mit geringer Emittanz und hoher Pulsladung zeitlich wie räumlich kohärente gepulste Strahlung liefern, deren Eigenschaften der Strahlung sogenannter FELs entsprechen.
    • – Die Bandbreite der Strahlung kann durch geeignete Wahl der Wechselwirkungslänge eingestellt werden.
    • – Die Anforderungen von TWTS an die Eigenschaften der genutzten Elektronenpulse, wie beispielsweise Pulsenergie, Pulslänge oder Emittanz sind deutlich geringer als die vergleichbarer Quellen wie z. B. Table-top SASS-FELs.
    • – TWTS-Strahlung entsteht durch Strahlung an Elektronenpulsen relativistischer Energie und wird daher gerichtet in einem kleinen Raumwinkel emittiert.
    • – Die Wechselwirkungsspanne lässt sich mit größeren Optiken und Strahldurchmessern hochskalieren.
    • – TWTS ist geeignet für Hochvakuumanwendungen und produziert keinen Debris, welcher die Lebensdauer eingesetzter Optiken reduziert.
    • – TWTS kann verwendet werden um schnell fortpflanzende Wellen, Anregungen oder Moden im Linienfokus von Medien (z. B. Gas-, Festkörper-, Cluster-, Plasma-, flüssigen oder rauchförmigen Medien) zu generieren, anzuregen oder zu pumpen.
    • – TWTS kann zum radiativen Kühlen von Teilchenstrahlen verwendet werden, wobei die Anordnung, die gegenüber bisherigen Anordnungen verwendet werden, kleiner sind, leichter herstellbar sind und die Wechselwirkungsdistanz länger ist bzw. die Dispersion kontrolliert werden kann.
  • Bezugszeichenliste
    • GDD
    Gruppenlaufzeitdispersion
    SD
    räumliche Dispersion
    AD
    Winkeldispersion
    1
    Interaktion am Beginn
    2
    Interaktion in der Mitte und
    3
    Interaktion am Ende der Überlagerung
    4
    Ausbreitungsrichtung
    5
    resultierende Lichtpuls
    6
    Elektronen
    7
    Laserpuls
    8
    Fokus entlang der Elektronentrajektorie
    9
    in eine Richtung fokussierendes optische Element
    10
    dispersives Element (VLS-Gitter)
    11
    Lasersystem mit Strecker und/oder Kompressor
    13
    Ausgangsrichtung
    14
    Eingangsreferenzebene
    15
    Ausgangsreferenzebene
    17
    Beschleunigungsstrecke
    18
    erfindungsgemäße Anordnung (TWTS-System)
    19
    Überhöhungcavität
    20
    eintreffender Laserstrahl
    21
    Elektroneninjektor
    22
    Elektronenhalde (beam dump)
    23
    Speicherring
    24
    resultierende (EUV-)Strahlen
    25
    Wellenfront
  • ZITATE ENTHALTEN IN DER BESCHREIBUNG
  • Diese Liste der vom Anmelder aufgeführten Dokumente wurde automatisiert erzeugt und ist ausschließlich zur besseren Information des Lesers aufgenommen. Die Liste ist nicht Bestandteil der deutschen Patent- bzw. Gebrauchsmusteranmeldung. Das DPMA übernimmt keinerlei Haftung für etwaige Fehler oder Auslassungen.
  • Zitierte Nicht-Patentliteratur
    • Jonkers, J.: High power extreme ultra-violet (EUV) light sources for future lithography. Plasma Sources Science and Technology (15) 2006. S. 8–16. [0003]
    • Hartemann, F. V. u. a.: Compton Scattering and its applications: The PLEIADES Femtosecond X-ray source at LLNL. International Workshop an Quantum Aspects of Beam Physics, Hiroshima, Japan, 01/07/2003–01/10/2003. [0005]
    • Amano, S. u. a.: Several-MeV γ-ray generation at NewSUBARU by laser Compton backscattering. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 602 (2009). S. 337–341 [0005]
    • Pellegrini, C. u. a.: The Development of X-Ray Free-Electron Lasers. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics (19) 2004, Nr. 6, S. 1393–1404. [0006]
    • Grüner, F. u. a.: Design considerations for table-top, laser-based VUV and X-ray free electron lasers. Appl. Phys. B.: Laser and Optics (86) 2007, S. 431–435. [0007]
    • Karagodsky, V. u. a.: Enhancing X-Ray Generation by Electron-Beam-Laser Interaction in an Optical Bragg Structure. Physical Review Letters (104) 2010, 024801 [0008]
    • Telnov, V.: Laser Cooling of Electron Beams for Linear Colliders. Physical Physics Letters (78) 1997 Nr. 25. S. 4757–4760 [0009]
    • Kostenbauder, A. G.: Raypulse matrices: a rational treatment for dispersive optical systems. IEEE Journal of Quantum Electronics 26 (1990). S. 1148–1157. [0036]

Claims (16)

  1. Anordnung zur Erzeugung kurzwelliger ultrakurzer Lichtpulse, bestehend aus einem Lasersystem und einer Elektronen-, Teilchen- oder Strahlenquelle, die beide synchronisiert sind, wobei zwischen der Quelle und einem in einer Richtung fokussierendem optischen Element ein oder mehrere dispersive Elemente angeordnet sind.
  2. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass das in eine Richtung fokussierende Element ein Zylinderspiegel, ein toroidaler Spiegel oder eine entsprechende Linse ist.
  3. Anordnung nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass das dispersive Element ein optisches Gitter mit nicht gleichmäßigem Gitterabständen ist.
  4. Anordnung nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass das dispersive Element a. aus einem optischen Gitter mit gleichmäßigen Gitterabständen und einem strahlabbildendem optischen Element besteht, wobei die gekrümmte Oberfläche des strahlabbildenden optischen Elements derart bearbeitet ist, dass es zusätzlich die Eigenschaften eines optischen Gitters mit nicht gleichmäßigem Gitterabstand besitzt oder b. ein optisches Gitter mit gleichmäßigen Gitterabständen ist und dass außerdem das in einer Richtung fokussierende optische Element, derart bearbeitet ist, dass es zusätzlich die Eigenschaften eines strahlabbildenden optischen Elements besitzt.
  5. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass das in eine Richtung fokussierende optische Element und das dispersive Element durch ein in eine Richtung fokussierende optische Element ersetzt werden, wobei dass in eine Richtung fokussierenden optische Element derart bearbeitet ist, dass es zusätzlich die Eigenschaften eines optischen Gitters mit nicht gleichmäßigem Gitterabstand besitzt.
  6. Verwendung der Anordnung nach einem der vorhergehenden Ansprüche zur Überlagerung eines pulsfrontverkippten Lichtpulses hoher Leistung mit einem ultrakurzen Puls relativistischer Elektronen in einem Laserlinienfokus.
  7. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichet, dass die Anordnung als kompakter Freier Elektronenlaser in der EUV-Lithographie verwendet wird.
  8. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Anordnung zur Optimierung der Eigenschaften des Laserpulses verwendet wird.
  9. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die emittierten Strahlungswellenlänge durch Wahl der Pulsfrontverkippung und des Winkels zwischen Elektronen- und Laserstrahl variiert wird.
  10. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Wechselwirkungslänge vergrößert wird und sich die emittierte Photonenzahl pro Puls erhöht.
  11. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Bandbreite des Laserpules variiert wird, in dem die Länge des Linienfokuses und/oder die Laserfeldstärke im Wechselwirkungsgebiet zwischen Elektronenstrahl und Laserstrahl verändert werden.
  12. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Größe des zentralen Wechselwirkungsgebietes variiert wird, in dem die Dauer des Laserpulses und/oder die Gitterabstände verändert werden.
  13. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, das zeitlich kohärente, räumlich kohärente oder zeitlich und räumlich kohärente Strahlung emittiert werden.
  14. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass schnell fortpflanzende Wellen, Anregungen oder Moden in Medien im Linienfokus generiert, angeregt oder gepumpt werden.
  15. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass ein räumlicher Chirp entlang der Länge und des Wechselwirkungsgebietes kontrolliert werden kann.
  16. Verwendung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Anordnung als freier Elektronenlaser verwendet wird und das dispersive Element einem Gitter mit gleichmäßigem Gitterabstand entspricht.
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Families Citing this family (7)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
WO2014152784A1 (en) * 2013-03-15 2014-09-25 The Board Of Trustees Of The Leland Stanford Junior University High-gain thompson-scattering x-ray free-electron laser by time-synchronic laterally tilted optical wave
CN105745579B (zh) * 2013-09-25 2019-02-22 Asml荷兰有限公司 束传输设备和方法
CN103698899B (zh) * 2013-12-26 2016-03-02 中国科学院西安光学精密机械研究所 一种低损耗极紫外光传输系统
WO2016117118A1 (ja) * 2015-01-23 2016-07-28 国立大学法人九州大学 Ｅｕｖ光生成システム及びｅｕｖ光生成方法、並びにトムソン散乱計測システム
US10209636B1 (en) 2018-03-07 2019-02-19 Sandisk Technologies Llc Exposure focus leveling method using region-differentiated focus scan patterns
CN109830873A (zh) * 2018-12-27 2019-05-31 中国科学技术大学 一种超短激光脉冲串的产生装置
CN111948828B (zh) * 2020-08-25 2021-12-17 中国工程物理研究院激光聚变研究中心 一种无时空畸变的激光脉冲展宽方法

Citations (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US5016250A (en) * 1989-10-18 1991-05-14 The United States Of America As Represented By The United States Department Of Energy X-ray lasers and methods utilizing two component driving illumination provided by optical laser means of relatively low energy and small physical size
US5077621A (en) * 1989-09-26 1991-12-31 Max-Planck-Gesellschaft Zur Foerderung Der Wissenschaften E.V. Optical pulse compressor

Family Cites Families (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US5353291A (en) * 1993-02-19 1994-10-04 The United States Of America As Represented By The Secretary Of The Navy Laser synchrotron source (LSS)
US7016470B2 (en) * 2004-03-29 2006-03-21 General Electric Company System and method for X-ray generation

Patent Citations (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US5077621A (en) * 1989-09-26 1991-12-31 Max-Planck-Gesellschaft Zur Foerderung Der Wissenschaften E.V. Optical pulse compressor
US5016250A (en) * 1989-10-18 1991-05-14 The United States Of America As Represented By The United States Department Of Energy X-ray lasers and methods utilizing two component driving illumination provided by optical laser means of relatively low energy and small physical size

Non-Patent Citations (12)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Title
A. Debus, u.a., "Linear and Non-Linear Thomson-Scattering X-Ray Sources Driven by Conventionally and Laser Plasma Accelerated Electrons". In: Harnessing Relativistic Plasma Waves as Novel Radiation Sources from Terahertz to X-Rays and Beyond, Proc. of SPIE Vol. 7359, Paper No. 735908, 12 Seiten, 2009 *
Amano, S. u. a.: Several-MeV gamma-ray generation at NewSUBARU by laser Compton backscattering. Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 602 (2009). S. 337-341
Grüner, F. u. a.: Design considerations for table-top, laser-based VUV and X-ray free electron lasers. Appl. Phys. B.: Laser and Optics (86) 2007, S. 431-435.
Hartemann, F. V. u. a.: Compton Scattering and its applications: The PLEIADES Femtosecond X-ray source at LLNL. International Workshop an Quantum Aspects of Beam Physics, Hiroshima, Japan, 01/07/2003-01/10/2003.
Jonkers, J.: High power extreme ultra-violet (EUV) light sources for future lithography. Plasma Sources Science and Technology (15) 2006. S. 8-16.
Karagodsky, V. u. a.: Enhancing X-Ray Generation by Electron-Beam-Laser Interaction in an Optical Bragg Structure. Physical Review Letters (104) 2010, 024801
Kostenbauder, A. G.: Raypulse matrices: a rational treatment for dispersive optical systems. IEEE Journal of Quantum Electronics 26 (1990). S. 1148-1157.
M.C. Hettrick, "VARIED LINE-SPACE GRATINGS: PAST, PRESENT AND FUTURE", In. Presented at SPIE's 29th Annual International Technical Symposium on Optical and Electro-Optical Engineering, San Diego, CA, August S. 18-23, 1985, and to be published in the Proceedings, Lawrence Berkeley Laboratory Report: LBL-20115, DE86007498 *
Pellegrini, C. u. a.: The Development of X-Ray Free-Electron Lasers. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics (19) 2004, Nr. 6, S. 1393-1404.
S. Szatmari, G. Kuhnle, P. Simon, "Pulse compression and traveling wave excitation scheme using a single dispersive element", In: APPLIED OPTICS, Vol29, Nr.36, S. 5372-5379, 1990 *
T.Cowa, u.a., "Development of a Compact X-ray Source and Super- sensitization of Photo Resists for Soft X-ray Imaging", In: Journal of Photopolymer Science and Technogy, Vol. 22, Nr. 5, S. 691 - 696, 2009 *
Telnov, V.: Laser Cooling of Electron Beams for Linear Colliders. Physical Physics Letters (78) 1997 Nr. 25. S. 4757-4760

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