JPH0668560B2

JPH0668560B2 - 放射線源

Info

Publication number: JPH0668560B2
Application number: JP61505078A
Authority: JP
Inventors: チヤング，ダビツド・ビー; マツクデニアル，ジエームス・シー; ノイス，ノートン・エル; サリスベリイ・ウインフイールド・ダブユ; シー，アイーフー
Original assignee: Hughes Aircraft Co
Current assignee: Raytheon Co
Priority date: 1985-09-19
Filing date: 1986-09-08
Publication date: 1994-08-31
Anticipated expiration: 2009-08-31
Also published as: IL79806A0; JPS62502145A; EP0237559A1; WO1987001873A1; US4727550A; DE3683147D1; EP0237559B1

Description

【発明の詳細な説明】発明の背景本発明は、伝導生回折格子から反射する電子ビームを使
用する放射線源に関する。

回折格子と相互作用する電子からの放射線は、早くは米
国特許第２，６３４，３７２号明細書および文献（Ｊ，
Opt.Soc.Am.、６０巻、１２７９頁以下、１９７０年）
で説明されたＷ．Ｗ．Salisburyによる研究や、文献（P
hys.Rev.、９２巻、１０６９頁以下、１９５３年）で説
明されたＳ．Ｊ．SmithおよびＥ．Ｍ．Purcellによる研
究以来理論的にまた実験的に研究されてきた。これら文
献で説明されるように、金属の回折格子の表面と相互作
用する電子ビームは電磁気放射を生じると示されてい
る。この放射線源は容易に調節でき、その波長λは回折
格子周期ａ、電子速度ｖ_０、および電子速度と等式
（１）で示されるような観察方向の間の角度θによるも
のである。この等式において、ｃは光の速度を表わす。

λ＝ａ｛（ｃ／ｖ_０）−cos（θ）｝（１）金属の回折格子の表面と相互作用する電子ビームからの
放射線は、従来は理論的に電子が回折格子と衝突しない
と仮定して処理された。この仮定によれば、コヒーレン
トでないまたコヒーレントな放射線の両方が問題とな
る。

コヒーレントでない放射線については像の変化の振動か
らのダイポール放射について論じた文献（Ｓ．Ｊ．Smit
hおよびＥ．Ｍ．Purcell、Physics Review、Vol.９２、
１０６９頁、１９５３年）、電子に結合された次第に消
滅する波の格子散乱についての文献（Ｅ．Labor、Physi
cs Review、Ａ７巻、４３５頁、１９７３年；Ｇ．Toral
dodi Francia、Nuovo Cimento、１６巻、６１頁、１９
６０年）、また回折格子によって接地された半スペース
で発生される電磁気界の理論的に正当なグリーン関数公
式についての文献（Ｃ．Ｗ．BarnesおよびＫ．Ｇ．Dedr
ick、Ｊ．Appl．Phys．、３７、４１１、１９６６年；
Ｐ．Ｍ．Van den BergおよびＴ．Ｈ．Tan、Ｊ．Opt.So
c.Am.、６４、３２５、１９７４年）等で論じられてい
る。

コヒーレント放射線の発生は、電子ビームと回折格子が
共振空胴内に位置される時の状況に関係して説明されて
きた。それにより生じた装置はオラトロンまたはレダト
ロンと呼ばれる。（Ｆ．Ｓ．RusinおよびＧ．Ｄ．Bogom
olov、ＪＥＴＰ Lett．、４、１６０、１９６６年；
Ｋ．Mizuno、Ｓ．Ono、およびＹ．Shibata、ＩＥＥＥ
Trans.Electron Devies、ＥＤ−２０，７４９、１９７
３年）。この場合、生じたコヒーレントな放射線は電子
ビームから周期的回折格子によって摂動された空胴モー
ドに転送されるパワーを計算することによって処理され
た。（Ｒ．Ｐ．Leavitt、Ｄ．Ｅ．WortmanおよびＣ．
Ａ．Morrison、Appl.Phys.Lett.、３５、３６３、１９
７９年；Ｒ．Ｐ．LeavittおよびＤ．Ｅ．Wortman、Ｊ．
Appl.Phys.、５４、２２１９、１９８３年）。

前記分析では、電子が回折格子と衝突すると仮定される
ものはない。しかしながら、ある実験的研究では、回折
格子との電子の衝突には多少の差があることが示されて
いる。文献（WinfieldＷ．Salisbury、Journal of the
Optical Society of America、６０巻、第１０号、１９
７０年１０月１２７９−１２８９頁、Ｗ．Salisburyの
論文“Generation of Light from Free Electrons”）
で説明された回折格子で散乱させる低い発散ビームの
Ｗ．Salisburyの実験では、回折格子と衝突する電子は
ないというスミスパーセル型実験とは以下のような点
で異なることが理解される。

１．放射線の強度はオーバーヘッド照射があるときでさ
え現われる非常に明るい色と共に非常に大きかった。

２．回折格子から１mm離れている電子は回折格子の１回
折格子間隔の範囲内の電子と同程度の大きさであった。

３．放射線強度は、多数の散乱されたまた散乱されてい
ない電子が比較できる時に最も大きかった。

前述のうちの２は回折格子との衝突が生じないと仮定す
る理論的計算とは矛盾している。これら計算は、１回折
格子間隔より回折格子から離れている電子が微量の放射
線を発生させるということを示している。

従来の特許出願で知られている限り、前記研究結果は現
象の有用性を制限された放射線現象を説明してはいな
い。

［発明の解決しようとする課題］本発明の目的は、回折格子からの電子の反射を利用して
複数の波長の放射線出力を同時に発生することのできる
放射線源を提供することである。

本発明の別の目的は、波長の広い範囲にわたって容易に
同調することができ、コヒーレントな、およびコヒーレ
ントでない複数の放射線出力を同時に発生することので
きる放射線源を提供することである。

本発明の別の目的は、周波数と振幅の両者を容易に調整
することができく複数の波長の放射線出力を同時に発生
することのできる放射線源を提供することである。

［課題解決のための手段］本発明の放射線源は、導電性回折格子と、電子ビームと
導電性回折格子との相互作用から自然放射線を発生させ
るように前記回折格子の上方に１以上の電子ビームを導
く電子ビーム手段と、回折格子の上方に電子の周期的空
間電荷構造を形成する手段とを具備し、自然放射線を周
期的空間電荷構造を通過させて増幅利得を得ている放射
線源において、導電性回折格子が素子間隔ａを有する格
子であり、前記電子ビーム手段は前記周期的空間電荷構
造を通って異なる電子エネルギの複数の電子ビームを導
く手段を具備し、異なる波長の自然放射線を電子ビーム
と回折格子手段との相互作用によって発生させ、放射線
の波長が電子エネルギーと回折格子間隔とによって決定
されることを特徴とする。

本発明の放射線源は第２の形態においては、導電性回折
格子と、電子ビームと導電性回折格子との相互作用から
自然放射線を発生させるように前記回折格子の上方に１
以上の電子ビームを導く電子ビーム手段と、回折格子の
上方に電子の周期的空間電荷構造を形成する手段とを具
備し、自然放射線を周期的空間電荷構造を通過させて増
幅利得を得ている放射線源において、導電性回折格子
が、第１の領域の第１の実効的回折格子素子間隔と第２
の領域の第２の実効的回折格子素子間隔とを有する複数
の回折格子素子を具備し、それによって２つの異なる波
長の自然放射線が電子ビームと２つの領域における回折
格子との相互作用から発生され、放射線波長が電子エネ
ルギーと回折格子素子間隔とによって決定されることを
特徴とする。

本発明によって放射線源によって発光された放射線は、
電子加速電圧を変化させることによって周波数変調さ
れ、またビームを横に偏向することによって振幅変調さ
れる。横偏向は小さい電圧を回折格子に供給することに
よって達成される。

本発明は、空間電荷の周期的シートを発生させるために
電荷を与えられた粒子を反射または転換するために水晶
または超結晶格子を使用することによってＸ線波長に拡
大される。広帯域放射は回折格子で直接ビームを方向づ
けることによって得られ、それによって多数の高いエネ
ルギー電子は回折格子に吸収され、重要なブレムストー
リング放射を発生させる。

図面の簡単な説明本発明のこれらおよび他の特性と利点は添附図面を参照
にして、以下の実施例の説明から明らかとなり、第１図は、電子ビームと回折格子の相互作用を使用する
放射線源の概要図である。

第２図は、既知のグリーン作用公式（破線）によって得
られる値と本発明（実線）によって得られるスミスパ
ーセル型放射線強度の角度分配とを比較するグラフであ
る。

第３図は、サリスベリー型放射線を発生させる構造の簡
単なモデルを示す。

第４ａ図乃至第４ｃ図は、本発明によって代表的変数に
対する電子から放射線電界へのエネルギー転送の概略を
表わすグラフである。

第５ａ図および第５ｂ図は、周期的空間電荷構造が放射
線電子ビームに対して横にある電子シートを注入するよ
うにされたグリッド構造を加速することによって発生さ
れる本発明の実施例の簡略化された図を示す。

第６図は、本発明によって空胴を使用する放射線源の図
である。

第７図は、発光された放射線の強度を増加させるために
超伝導性反射表面を有する空胴を使用する放射線源の簡
略化された概要図である。

第８図は、予め定められた角度で放射線を捕えるために
使用される反射面を有する空胴に配置された放射線源の
図である。

第９図は、平坦なミラーを使用する放射線源の簡略化さ
れた概略図である。

第１０ａ図乃至第１０ｄ図は、本発明による放射線源に
対する観察角度と誘発された表面電流放射線の振幅との
関係、空間電荷構造から生じた利得、および振幅関数と
増幅関数の積を示すグラフである。

第１１ａ図におよび第１１ｂ図は、水晶体および超結晶
格子構造が回折格子としてそれぞれ使用される本発明に
よる放射線源の特性の簡略化された図である。

好ましい実施例の詳細な説明本発明は、新しい放射線源に関する。以下の説明は、本
発明を製造し使用する当業者に理解されるであろう。好
ましい実施例に対する多様な修正が容易であることは当
業者には明らかであり、ここで定義される一般的な原理
は他の実施例と特許出願に適用されるであろう。このよ
うに、本発明は、示される実施例に制限されるものでは
なく、ここで開示される原理と新規性からなる最も広い
範囲に従うものである。

本発明は伝導性回折格子と電子ビームとの相互作用を使
用する放射線源により構成される。第１図は、システム
の簡略化された概要図を開示する。素子は約１０^−３To
rrまたはそれ以下の好ましくは排気された室20内に配置
される。伝導性回折格子10は室20に配置され、真空室の
外側から回折格子位置を移動し傾けるための調節スクリ
ュー15上に設置される。

電子ビーム銃30は室20内に配置され、電子ビーム40を発
生させるように構成される。開示される実施例では銃30
はピアス電子銃であり、自由電子の源の熱イオンカソー
ド32、加速グリッド34、および生じた電子ビーム40をコ
リメートするコリメートプレート36とを具備する。加速
電圧は調節可能である（出願人の行った実験では、１５
０ｋＶまでの加速電圧が使用され、より高い加速が用途
によっては有利である）。

電子ビーム40は回折格子10に向けられ、ビームと回折格
子との間の距離、およびビーム入射角は真空室の外側か
ら回折格子を移動し傾けることによって調節される。電
子キャッチャ50は室に配置され、回折格子を通過した後
散乱されていない電子を捕えるように回折格子の電子銃
とは反対側に配置される。

窓60は電子ビームによって発生された放射線70が外に出
られるように真空20を規定する囲いに設けられる。

Ａ．自然放射線１．電子が回折格子と衝突しない時のスミスパーセル
型放射線。

前述のように、回折格子と衝突する電子がない場合に関
する文献に多数の理論的問題が示されている。これは、
第１図に示されるように電子ビーム40が回折格子10を掠
らない場合である。電子に結合された次第に消滅する波
の回折格子からの散乱を計算するが、回折格子での振動
する像電荷からのダイポール放射線のスミスおよびパー
セルの元の考えから、伝導性回折格子によって結合され
た領域で発生された電磁気界の理論的に正当なグリーン
関数公式の範囲でこの様なことが問題となっている。
（Ｓ．Ｊ．SmithおよびＥ．Ｍ．Percell、Phys.Rev.、
９２、１０６９、１９５３年；Ｅ．Labor、Phys.Rev.、
Ａ７、４３５、１９７３年；Ｇ．Toraldo di Francia、
Nuovo Cimento、１６、６１、１９６０年；Ｃ．Ｗ．Bar
nesおよびＫ．Ｇ．Dedrick、Ｊ．Appl.Phys.、３７、４
１１、１９６６年；Ｐ．Ｍ．Van Den BergおよびＴ．
Ｈ．Tan、Ｊ．Opt.Soc.Am.、６４、３２５、１９６４
年）。

簡単な振動する像の電荷アナログによって予測される放
射線強度の角度分配は、理論的に正当なグリーン関数計
算によって予測されるものとはまったく異なる。簡単な
振動像電荷アナログによって予測される角度分配は電子
路によって規定される方向に主ローブを有する特徴的ダ
イポール放射線パターンを与え、電子エネルギーが増加
する電子移動の方向のローブは増加し、後方ローブは減
少する。文献（Ｗ．Ｗ．Salisbury、米国特許第２，６
３４，３７２号明細書、１９４９年；Ｗ．Ｗ．Salisbur
y、Ｊ．Opt.Soc.Am.、６０、１２７９、１９７０年）。
他方、グリーン関数のアプローチは後方の主ローブを与
えることが文献に示される（Ｐ．Ｍ．Van den Berg、
Ｊ．Opt.Soc.Am.、６３、１５８８、１９７３年）。理
論的に正当なグリーン関数処理の結果は摂動拡大によっ
て表現され、これらは非常に複雑なので基本となる物理
的発生が観察される。

本発明の一つの特性は、基本となる物理的形状を強調す
る放射線メカニズムの簡単なモデルを提供し、像の電荷
とグリーン関数のアプローチがこの様な違いを何故導く
のかを示す。

通過電子によって回折格子で誘導された表面電流が式に示される。この電流強度によって、方向の回折格子からの大きい距離Ｒ_Ｏのベクトル電位のω周波数成分が以下の式によって与えられる。

この式において、ｃは光の速度であり、ｋ＝ω／ｃ、お
よびｄＳは回折格子表面の微分領域要素である。角度周
波数間隔ｄωの周波数波の形態の立体角ｄΩの素子に放
射されたエネルギーｄεωは以下の式で表わされる。

表面電流強度は、多少修正することによって平らなコンダクタに平行
に移動する電子によって生じる強度を示す。このよう
に、平らなコンダクタ上の距離１の電荷ｅの電子に対し
て、電子のすぐ下の点からの輻射距離Ｐの表面電荷密度
は以下の通りである。

回折格子の基本となる波状が波数と振幅ｂの簡単な正弦波摂動して加算されると、表面電
荷密度は以下の通りに計算される。

相当する摂動された表面電流は以下の２つの式で表わさ
れる。

これら式において、電子は速度ｖ_Ｏでｘ方向に移動し、
ｋｇはこの方向に決定され、ｙは回折格子に対して垂直
方向にある。

電子速度と回折格子上の角θでの回折格子に対する垂線
とによって規定されるｘ−ｙ面の観察点に対して、この
電流強度は以下の式を与える。

この式において、 Δｋ＝Ｋｇ−ｋcosθ （８）であり、Ｔは電子が回折格子と電子との相互作用の全体
の時間である。

第２図は、グリーン関数公式によって得られる数値結果
とこの簡単な式を比較する。強度の角度分配は旨く比較
できる。第２図において、実線は式７の簡単なモデルを
表わし、破線はグリーン関数の公式の結果を示す。

２．回折格子から反射する電子によって形成されたサリ
スベリーの概念による移動する電子からの自然放射線以下の初期実験では、サリスベリーは、回折格子から反
射された電子が回折格子と同じ周期を有する空間電化の
シートを形成すると提案した。文献（Ｗ．Ｗ．Salisbur
y、米国特許第２，６３４，３７２号明細書、１９４９
年；Ｗ．Ｗ．Salisbury、Ｊ．Opt.Soc.Am.６０、１２７
９、１９７０年）。空間電荷のこれらシートを通過する
他の電子はそれらと空間電化シートを備える電子との間
の静電力によって加速されたり減速されたりする。空間
電荷は回折格子から離れた領域を占めるため、これによ
って、離れた電子は回折格子に接近する電子を放射する
ことができる。このように、この仮説では、スミスパ
ーセル型実験（電子は回折格子から散乱しない）の放射
線に対して責任を持つ表面電流に加え、回折格子上の空
間の大きい電流も放射線に対して責任を有する。

この“サリスベリー”放射線の特性を説明するために、
電子が角θで表面を散乱させ、散乱されていない電子が
移動する電位くぼみを形成するということが簡単なモデ
ルから考えられる。これは第３図で示される。

空間的周期ａの回折格子に対して、くぼみはｘ方向にａ
周期を有し、ｙ方向にａ／tanθ周期有し、ｘ軸が散乱
されていない電子速度の方向に沿った回折格子に対して
平行にありｙ軸はこの回折格子に対し垂直であるように
座標軸が選択される。このモデルで決定する放射線の基
本的特性は、くぼみ静電電位Φ_Ｇが調波拡大の最低の周
期にのみ与えられることによって初期近似値から計算さ
れる。

この式においては、である。

この電位を通って移動する電子は、角度周波数間隔ｄω
の周波数の波の形態でｋ方向の立体角ｄΩの素子に放射
されるエネルギーｄεωで放射する。放射線のコヒーレ
ントでない部分ｄεincは電子の相互に関係しない動作
から生ずる。式７による同様の分析によって、以下の式
が示される。

以下の式において、ｋ_Ｇｙ＝０，Ｓ（θ）は前方象限で
次のθにピークがある。

他端では、以下の式において、ｋ_Ｇｘ＝０，Ｓ（θ）は
次のθにピークがある。

また以下の式におて、０を有する。

θ＝cos^-1（ｖｏ／ｃ）（１５）３．自然放射線の結論．表面電流による自然放射線は、散乱された電子の加速か
ら生じる自然放射線より強度がずっと大きい。これは、
回折格子による表面電流の摂動の振幅が電位のくぼみに
よる電子軌道の摂動より大きいためである。回折格子に
よる表面電流の摂動の振幅はｂのオーダーで、回折格子
振幅（回折格子の深さの半分に等しい）であり、他方電
位のくぼみによる電子軌道の摂動はδΨがそのくぼみに
よる電位であり、ｍが電子の大きさであり、ωがＫｇ
ｖ_ＯであるｅδΨ／mv_Oωである。ポアッソの式、δΨ
〜kg^-2m_sｅでは、m_sは、散乱された電子の密度である。
このように、自然放射線強度は摂動振幅の２乗によるも
のなので、くぼみ放射線に対する表面電流放射線の比は
式１６で与えられる大きさである。

サリスベリーの初期実験の典型的変数、ｂ＝１０^-14c
m、ｋｇ＝１０^４cm^-1、mv_O ²＝２×１０^-7ergs、ｎ_ｓ＝
１０^８cm^-3に対して、この比は０（１０^２４）である。
従って、散乱された電子による周期的空間電化構造は全
自然放射線に効果を持つはずである。誘導された表面電
流からの自然放射線の増幅を通らなければならない。

Ｂ．コヒーレント（誘発された）放射線１．回折格子から反射する電子によって形成された周期
的空間電荷構造を通って移動する放射線の増幅電子ビームが電磁波を増幅するために、電子は波と共振
的に相互作用しなければならない、つまり波は電子動作
の方向の投映が電子速度に等しいまたはそれ以下である
位相速度を有する成分を持たねばならない。回折格子か
ら反射する電子によって発生された周期的空間電荷はこ
の状態を可能にする。

このように、この周期的空間電荷構造がない場合に依存を有する電磁波は周期的構造の存在において形式を有する。

空間的側帯波振幅｜αｎ｜の大きさは電子に対する動作
の式でマックスウェル等式を解くことによって決定され
る。

ｎ番目の側帯波の位相速度は、ω／｜ｋ＋ｎｋｇ｜であ
り、電子速度に等しいまたはそれ以下である。これによ
って、電子から波へのエネルギーの共振転送が可能とな
り、放射線の考えられる増幅が生じる。例として、摂動
されていない電子分布は分布関数によって説明されると
仮定する。

これはｙ方向の速度ｖ_Ｏで移動する温度Ｔ、平均密度ｎ
_Ｏの電子のグループを説明する。ボルツマン定数はｋに
よって示され、周期的回折格子表面から散乱された電子
の存在はξcos（ｋ_ＧＸｘ＋ｋ_Ｇｙｙ）によって示され
る。

動作の等式でマックスウェル等式を解くと、１単位量の
電子から放射線界に毎秒転送されるエネルギーは｜Ａ＋
Ｂ＋Ｃ＋Ｄ｜である。

前記式において、δ_Ｖが温度速度の分数０（１）である
ω＝（ｋ_Ｘ＋ｋgx）ｖ_Ｏ＋δ_Ｖ（ｋ_Ｘ＋ｋ_ＧＸ）が仮定
される。前記分散条件と放射線条件ω＝ｋｃは以下の式
を含む。

ｋ＝２π／ａ［β^-1−cos］この式において、ａは回折格子間隔であり、また β＝（ｖ_Ｏ＋δ_Ｖ）／ｃ（１９）である。

第４ａ図、第４ｂ図、第４ｃ図は、電子から代表的変数
と電子強度の種々の値ｎ_Ｏに対する放射線界へのエネル
ギー転送の一般的プロットを示す。図では、変数の以下
の表が使用される。

ａ＝１０^-4cm ｋ_ＧＸ＝２ｆ／ａｋ_Ｇｙ＝−１０ｋ_ＧＸｖ_Ｏ＝２×１０¹⁰cm／sec Ｔ＝１００°ｋｎ_Ｏ＝１０^８粒子／cm³（第４ａ図）＝１０¹⁰粒子／cm³（第４ｂ図）＝１０¹²粒子／cm³（第４ｃ図）前述の説明から明らかであるように、コヒーレント放射
線は電子が回折格子から反射されるときに空胴がなくて
も得られる。コヒーレントでない放射線を支配するため
のコヒーレント放射線に対する条件は、誘発された表面
電流からの自然放射線が回折格子上の周期的空間電荷を
通って移動する単位より大きい［反転ランド（Landau）
ダンピング］増幅利得を経験しなければならない。１よ
り大きい増幅利得は、電子から放射線界への全体的平均
エネルギー転送が誘発された表面電流（式７で与えられ
た）によって放射されたエネルギー以上である時に生じ
る。利得Ｇは比Ｉ／Ｉ（入力）に等しい。

Ｉ＝∫ｄｖ^３［Ａ＋Ｂ＋Ｃ＋Ｄ］／ｒＩ（入力）は式７によって与えられ、誘発された表面電
流からの放射線強度である。

１より大きい増幅利得は、電子ビームが十分に厚く、十
分に密度が高く、また反射に旨く規定された周期的空間
電荷構造を与えるのに十分な程コリメートされた時に合
理的変数値に対して生じる。例によって説明すると、以
下は合理的変数値と考えられる。１乃至０．１ミリラジ
アンビーム発散、１０^８粒子／cm²のビーム密度、１０
０ｋＶの粒子エネルギー、および１０，０００オングス
トロームの回折格子間隔。これら値は単なる例示にすぎ
ない。他の値は合理的であり、また得ることが可能であ
る。

空間電荷構造がうまく規定されないと、電子ビームから
回折格子表面電流によって発生された放射線にエネルギ
ーを伝えるための効果的メカニズムとはならない。

２．回折格子から反射する電子によって形成された周期
的空間電荷構造を通って移動する電子ビームに対する集
束的効果からのコヒーレント放射線コヒーレント放射線は電子の相互に関係する動作から生
じる。式２０は、ｊωに対する整数、電流密度のω周波
数フーリエ成分として放射線ベクトル電位を与える。

式２０はを有する形態の空間的変数を有し、その後整数は空間的振動を持た
ず、そのため積分について自己取消しする傾向がないと
いうことを示す。従って、空間的変数のこの形態を有す
る電流密度は放射線界に非常に貢献する。

電位のくぼみを通って移動する電子が形態の大きい極微の電流変化が生じた否かを決定するため
に、電子分布関数に対するプラソブ（Vlasov）式が考えられる。

は位置ｒで空間量drの電子の数、および速度ｖでの速度
間隔ｄ^３ｖを示し、以下の式を満たす。

静電電位Ψに対するポアッソの式に沿って式２１を解く
と、 Δ^２Ψ＝４πｎｅ（２２）であり、式９の静電電位くぼみφ_Ｇを通って移動する電
子は形態の電流強度ｊω（ｒ）の空間的変化が発生するる。これ
は、これら式がφ_Ｇの第２の数によって解かれる時に生
じる。

これら式を解くと、空間的および時間的変化を有する電
流強度を与えられる。

このように、以下の式の時に、ｊωは、として変化する。

ω＝ω_Ｓ（２３ａ）ｋｘ＝ｋ_ＳＸ±ｋ_ＧＸ（２３ｂ）ｋｙ＝ｋ_Ｓｙ±ｋ_Ｇｙ（２３ｃ）この成分はコヒーレント放射線を発生する。

どの周波数ω_Ｓがくぼみと相互作用するビームで励磁さ
れるかを決定するために、ビームと共に移動するフレー
ムｘのビームの強度に対して以下の式が示される。

この式では、ｎａは強度ｎの散乱されていない電子が移
動するくぼみを備える電子の強度を示す。どの周波数が
励磁されやすいかを決定するために、ｎ＝δ（ｘ＋ｖ_Ｏ
ｔ）、つまり、回折格子のフレームに固定されるデルタ
関数くぼみに対するグリーン関数が考えられる。このｎ
ａに対する式２４を解くと以下の式になる。

このように、励磁された周波数はω_ｐである。ｎａに対
する多数のδの関数に対する合計は励磁の同じ周波数を
与える。

結果として、集束的効果は回折格子を散乱させる電子ビ
ームからのコヒーレント放射線の強度を増強するために
使用される。これは、ビームのプラズマ周波数ω_ｐが放
射線周波数に比較できる時に生じる。放射線周波数はｖ
_Ｏ／ａであり、ｖ_Ｇは電子速度であり、ａは回折格子間
隔である。これはmm波周波数に対する実際の条件であ
る。

Ｃ．追加の実施例１．空間電荷構造を発生させるための他の技術前述のように、追加の方法は伝導性回折格子との電子の
相互作用に基づいた放射線源のパォーマンスを改良する
ためのものである。回折格子上の周期的空間電荷構造は
高い強度の放射線を与えるのに重要な役割を果たし、こ
の構造を生じさせる他の手段は回折格子からの電子を散
乱させる以外に考えられる。例えば１方法では、放射線
電子ビームに対して横にある電子のシートを注入するよ
うにされている加速グリッド構造を有する。これは、第
５ａ図に示される。従って、周期的空間電荷構造は回折
格子からの電子ビームを散乱させる以外の方法、例え
ば、周期的ピアス電極構造を使用してビームに対して横
にある電化された粒子のシートを発生させ、また誘発さ
れた表面電流を発生させることによって生じる。周期的
ピアス電極構造は例えば、文献（“ＩＣＦ Neutralize
d Light Ion Beam Studies with Ballistic Focusing、
Time Compression and Low Temperature Source”、
Ｄ．Ｂ．ChangおよびＷ．Salisbury、１９８０年、ＩＥ
ＥＥ International Conference on Plasma Science、
１９８０年５月１９−２１日）で知られている。この実
施例では、例えば、周期的ピアス電子銃は電子エミッ
タ、低電圧で制限された空間電荷の抽出および加速ギャ
ップ、および高電圧の源制限および加速焦点ギャップと
を備えたものが使用される。この構造は第５ｂ図に示さ
れ、抽出および加速ギャップ110は電子エミッタ105と抽
出グリッド115との間にある。高電圧加速および焦点ギ
ャップ120は抽出グリッドと加速グリッド125との間に配
置される。ビームは１次元で均一であることが好まし
く、無形抑制融合用に構成された周期的イオンインジェ
クタの構造に類似する１mmの周期的ピアス電子銃構造を
有する。

２．空胴装置放射線強度を増加させるもう一つの方法は、空胴内部に
ビーム回折格子構造を配置することである。典型的構造
が第６図に示される。この生じた空胴装置と前記オロト
ロンおよびレダトロン装置のような現在ある空胴装置と
の本質的な差は、回折格子上から離れて延在している周
期的空間電荷によって回折格子から離れた電子が回折格
子の回折格子間隔内のこれら電子の代わりに空洞界と共
振して相互作用することができる。このような事実によ
ってこれら既知の装置においては、電子ビームは回折格
子に衝突しない。この技術によって、より高い電子強度
とより鋭く規定された境界を有する電子の明らかに規定
されたシートが得られることが予測される。電子シート
は電極構造に対して垂直である必要はない。

これら空胴装置に対して、強度を増す多数の方法があ
る。超伝導性空胴を使用する放射線源の図示された実施
例は第７図に示される。回折格子200と空胴210は排気さ
れたヘリウムデュアー220内に配置され、空胴210の温度
を２０°ｋ以下に下げる。空胴210はＮｂ_３Ｓｎのよう
な超伝導性材料から構成され、また超伝導性材料の薄い
フイルムは基板の回折格子の側に形成される。電子ビー
ム発生器（図示されない）はデュアー220内に配置され
る必要はないが、反射角で回折格子に衝突するように開
口225を通って電子ビーム230と通じるように配置され
る。生じた放射線250は窓ポート240を通ってデュアーか
ら放射される。

超伝導性材料は各材料の特徴である臨界的温度で抵抗の
ほぼ完全に消失する。従って、空胴材料が臨界的温度以
下に冷却されると、空胴ミラーはほとんど損失なく放射
される放射線の強度を増強する。

現在の装置よりずっと大きい空胴のＱによって、共振電
磁界は増加し、エネルギーはビーム電子と電磁界との間
を転送される。

空胴は、反射面が最大の強度が生じる角度で放射線を捕
えるように構成される。これには３つのリフレクタ（回
折格子を含む）、例えば２つ以上のリフレクタを有する
空胴が必要である。その構造は第８図に示される。

第９図には、プラナミラーを使用する放射線源が図示さ
れる。この実施例では、プラナミラー300は回折格子310
の上に支持され、ミラー表面305は回折格子と面する。
電子ビーム320は回折格子とミラー表面との間を通過さ
れる。ミラーは回折格子の非常に近くに配置されるの
で、発生された放射線325はミラーと回折格子との間を
何回もバウンドして遅波空間電荷シートで増幅される。

３．回折格子ブレーズ角度強度を増すもう一つの方法は、空胴モードまたは放射線
を最大強度の方向に増強するように回折格子のブレーズ
角度を位置付けることである。回折格子から離れた方向
で放射線強度をより大きくするために４分の１の波長に
等しい回折格子の深さにすることも利点である。

最大強度の方向を決定するために、誘発された表面電流
から放射された放射線の大きさは空間電荷シートの放射
線増幅とも考えられる。前者の要因は式７によって計算
される。後者の要因は式２５を解いて得られる。第１０
図ａ乃至ｃは最大強度が生ずる角度の決定を図で示して
いる。第１０図ａは視覚θの関数（式７）として誘起さ
れた表面電流の結果として放出された放射線の振幅を表
わす。第１０図ｂは、回折格子（式２５）に関する空間
電荷構造の特定の角を位置付けるためにまた視覚角度θ
の関数として空間電荷構造を通過する放射線の増幅を示
す。第１０図ｃは、振幅（第１０図ａ）と増幅係数（第
８ｂ図）の積を表わす。生じた積の曲線は特定の観察角
度θ_ｃで振幅ピークを有する。

空間電荷シートを通過する増幅の大きさは回折格子との
角の関係に依存するため、増幅はこの角度、およびピー
クを最適にするために再計算された増幅と放射振幅の積
の関数として変化する。これは第１０図ｄで示される３
つの曲線によって示され、空間電荷シートの特定の角度
位置付けから生じる積を表わす。

空間電荷シートと観察角度の角度決定が最大強度が得ら
れることによって一度決定されると、その後回折格子ブ
レーズ角度は最大強度が得られる角度で方向付けられた
空間電荷シートが生じるように選択される。

４．多重周波数放射線源前記放射線源は多数の異なる波長で同時に放射線を供給
し、異なる波長での放射線の位相間の明確な相互関係を
有する手段を提供する。これは異なるエネルギーの電子
の多数のビームを使用することによってなされる。とい
うのも電子によって放射された波長は式１による速度に
依存するからである。また、異なる回折格子空間幅の２
以上の回折格子に衝突する広い電子ビームが使用され、
式１のもう一つの変数の変化がプロットされる。さらに
別の技術は同じ回折格子間隔の２以上の回折格子を使用
するが、そのうち１以上の回折格子はビーム方向に関し
て斜めに方向付けられるため実効的回折格子間隔が狭く
なる。

５．変調放射線源からの放射線は周波数と振幅の両方で変調され
る。周波数については電子ビームに対する加速電圧を変
化させることによって容易に達成される。振幅について
はビームを横に偏向することによって決定され、回折格
子を衝突させる電子の数が変化する。横の偏向は回折格
子それ自身に小さい電圧を供給することによって達成さ
れる。

６．Ｘ線放射線源この技術をＸ線波長に拡大する、例えば小型Ｘ線レーザ
ーを構成することに関心が持たれている。これには、小
さい空間周期を有する回折格子が必要である。結晶（例
えばＣｕ、Ｎｉ、Ｓｉ）はオングストロームのオーダー
である空間周期のためにこの目的に使用される。超格子
は０（１０−１００Å）周期に使用される。例として示
される構造は第１１ａ図、および第１１ｂ図に示され、
結晶および超格子構造を使用する。図示されるように、
超格子構造は不純物（第１１ｂ図の“ｘ”によって示さ
れる）でドープされた半導体である。周期的空間電荷構
造はこれら格子からのブラッグ反射電子または電荷を与
えられた粒子を格子を通して空間電荷の生じたシートに
転送させることによって得られる。チャンネリングは電
荷粒子転送の場合、シートを規定する。動作の反射モー
ドに対して、ビームは空間電荷期間が回折格子からの適
切な距離を延長するように良くコリメートしなければな
らない。結晶の表面または半導体は放射線を発生させる
表面電流を設定するように伝導性である必要がある。表
面電流が電子ビームを排除しないように伝導性は回折格
子からの電荷をドレインするのに十分に高くなければな
い。半導体の場合、その伝導性はこの目的には十分であ
る。

７．広帯域放射線源前記実施例は、電子ビームが回折格子角度で回折格子に
射突し、周期的空間電荷構造を設定するように回折格子
から反射される電子の数を最適にすることを示す。電子
ビームが回折格子角度より大きい角度で回折格子に射突
しそれによって多数の電子が反射されるだけでなく回折
格子で掴まると十分に広い帯域のコヒーレントでない放
射線が発生されることがわかる。回折格子材料内で捕え
られた電子は減速され、このように速度変化は既知の現
象であるブレムストローリング（Bremsstrahling）放射
線を発生させる。この放射線は広帯域であり、コヒーレ
ントではない。実際に、この型の放射線は電子ビームを
研磨された表面に射突させることによって発生される。
この特性は本発明の放射線源にさらに許容性を提供する
ために使用される。このように、第１図では、回折格子
は入来ビームに関する十分な角度に傾けることができ
る。十分に広い帯域放射線が結果として生じる。

前記実施例が本発明の原理を表わす多数の可能な特定の
実施例を示すものであることが理解されるであろう。本
発明の技術的範囲から離れることなく当業者によってこ
れら原理に従って多数のまた修正された他の装置を製造
することは可能である。

───────────────────────────────────────────────────── フロントページの続き (72)発明者ノイス，ノートン・エルアメリカ合衆国カリフオルニア州 90272 パツシツク・パリサデイス，パリサデイス・ドライブ1674 (72)発明者サリスベリイ・ウインフイールド・ダブユアメリカ合衆国アリゾナ州 85351，サン・シテイ，ウエツジウツド・ドライブ 10925 (72)発明者シー，アイーフーアメリカ合衆国カリフオルニア州 90740 シール・ビーチ，ピア・アベニユー 4656 (56)参考文献特開昭49−5289（ＪＰ，Ａ) Ｗ．Ｗ．Ｓａｌｉｓｂｕｒｙ：ＪｏｕｒｎａｌｏｆｔｈｅＯｐｔｉｃａｌＳｏｃｉｅｔｙｏｆＡｍｅｒｉｃａ, 60〔10〕（1970）ＰＰ．1279−1284 Ｄ．Ｅ．Ｗｏｒｔｍａｎｅｔａｌ．：ＩＥＥＥＴｒａｎｓａｃｔｉｏｎｏｎＥｌｅｃｔｒｏｎＤｅｖｉｃｅｓ，ＥＤ−29〔10〕（1982）ＰＰ．1639− 1640

Claims

【特許請求の範囲】

【請求項１】導電性回折格子と、電子ビームと導電性回
折格子との相互作用から自然放射線を発生させるように
前記回折格子の上方に１以上の電子ビームを導く電子ビ
ーム手段と、回折格子の上方に電子の周期的空間電荷構
造を形成する手段とを具備し、自然放射線を周期的空間
電荷構造を通過させて増幅利得を得ている放射線源にお
いて、導電性回折格子が素子間隔ａを有する格子であり、前記電子ビーム手段は前記周期的空間電荷構造を通って
異なる電子エネルギの複数の電子ビームを導く手段を具
備し、異なる波長の自然放射線を電子ビームと回折格子
手段との相互作用によって発生させ、放射線の波長が電
子エネルギーと回折格子間隔とによって決定されること
を特徴とする放射線源。
【請求項２】前記回折格子の上方に周期的空間電荷構造
を形成する手段が周期的空間電荷構造を通過するとき１
より大きい増幅利得を自然放射線に与える周期的空間電
荷構造を形成するように構成されてコヒーレントな自然
放射線を生成する請求項１記載の放射線源。
【請求項３】前記空間電荷構造を形成する手段が平行に
近い角度で前記電子ビームを前記回折格子と衝突させる
手段を備え、前記回折格子から散乱された電子が前記周
期的空間電荷構造を構成している請求項１または２記載
の放射線源。
【請求項４】前記空間電荷構造を形成する手段が電子ビ
ームを横切るように前記回折格子を通ってシート状の荷
電粒子を通過させる手段を具備している請求項１乃至３
のいずれか１項記載の放射線源。
【請求項５】前記回折格子が空洞内に配置され、空洞壁
は超伝導材料で構成され、放射線源が空洞を冷却する冷
却手段を備え、それによってビームの電子と前記空間電
荷構造との間のエネルギー伝送を増加させている請求項
１乃至４のいずれか１項記載の放射線源。
【請求項６】前記空洞が前記回折格子表面の上方に配置
された平坦なミラー表面を備え、電子ビームが回折格子
とミラー表面との間を通過され、自然放射線が空間電荷
構造を通ってミラー表面で繰返し反射される請求の範囲
第５項記載の放射線源。
【請求項７】導電性回折格子と、電子ビームと導電性回
折格子との相互作用から自然放射線を発生させるように
前記回折格子の上方に１以上の電子ビームを導く電子ビ
ーム手段と、回折格子の上方に電子の周期的空間電荷構
造を形成する手段とを具備し、自然放射線を周期的空間
電荷構造を通過させて増幅利得を得ている放射線源にお
いて、前記導電性回折格子は、第１の領域の第１の実効的回折
格子素子間隔と第２の領域の第２の実効的回折格子素子
間隔とを有する複数の回折格子素子を具備し、それによ
って２つの異なる波長の自然放射線が電子ビームと２つ
の領域における回折格子との相互作用から発生され、放
射線波長が電子エネルギーと回折格子素子間隔とによっ
て決定されることを特徴とする放射線源。
【請求項８】第１の回折格子領域の回折格子素子の前記
空間的間隔が第２の領域の空間的回折格子素子間隔と実
質上同じであり、第１の領域の回折格子素子に関する電
子ビームの角度位置が第２の領域の回折格子素子に関す
る電子ビームの角度位置とは異なるように第１の領域と
第２の領域の回折格子素子が配置され、それによって第
１の領域の実効的回折格子間隔がビーム方向において第
２の領域の実効的回折格子間隔とは異なっている請求項
７記載の記載の放射線源。
【請求項９】前記空間電荷構造を形成する手段が平行に
近い角度で前記電子ビームを前記回折格子と衝突させる
手段を備え、前記回折格子から散乱された電子が前記周
期的空間電荷構造を構成している請求項７または８記載
の放射線源。
【請求項１０】前記空間電荷構造を形成する手段が電子
ビームを横切るように前記回折格子を通ってシート状の
荷電粒子を通過させる手段を具備している請求項７乃至
９のいずれか１項記載の放射線源。
【請求項１１】前記回折格子が空洞内に配置され、空洞
壁は超伝導材料で構成され、放射線源が空洞を冷却する
冷却手段を備え、それによってビームの電子と前記空間
電荷構造との間のエネルギー伝送を増加させている請求
項７乃至１０のいずれか１項記載の放射線源。
【請求項１２】前記空洞が前記回折格子表面の上方に配
置された平坦なミラー表面を備え、電子ビームが回折格
子とミラー表面との間を通過され、自然放射線が空間電
荷構造を通ってミラー表面で繰返し反射される請求の範
囲第１１項記載の放射線源。