č. 6
‹ Čs. čas. fyz. 59 (2009) ›
LCLS (Linac Coherent Light Source) hodnotný dar ke čtyřicátým narozeninám fyziky vysokých hustot energie Tomáš Burian1, 2, Jaromír Chalupský1, 2, Věra Hájková1, Pavel Boháček 3, Libor Juha1 pro Radiation Damage and Beam Characterization Groups* at the LCLS facility 1
Oddělení laserového plazmatu, Fyzikální ústav AV ČR, v. v. i., Na Slovance 2, 182 21 Praha 8 (e-mail:
[email protected]) Katedra fyzikální elektroniky, Fakulta jaderná a fyzikálně inženýrská ČVUT, Břehová 7, 115 19 Praha 1-Staré Město 3 Oddělení chemie, Fyzikální ústav AV ČR, v. v. i., Na Slovance 2, 182 21 Praha 8 2
J
iž čtyřicet let uběhlo od července 1969, kdy se v italském městě Varenna na břehu jezera Como konala letní škola věnovaná fyzice vysokých hustot energie [1], během níž se tento obor konstituoval. Konání této akce můžeme pokládat za okamžik zrodu zmíněného relativně mladého odvětví fyziky. Jeho vymezení a náplň jsme podrobně rozebrali v článku otištěném před časem v tomto časopise [2]. Bráno měřítky lidského života, je tento obor nyní „v nejlepších letech“. Ke čtyřicátým narozeninám se mu dostalo naprosto výjimečného, rekordně jasného zdroje laserového ionizujícího záření. 1 Nutnou podmínkou pro studium jevů probíhajících při vysoké hustotě energie je uvolnění velkého množství energie v malém objemu (např. exploze jaderné či konvenční výbušniny) nebo jeho soustředění tamtéž (např. pomocí fokusovaného svazku pulzního laseru). V uplynulé dekádě začaly hrát nepřehlédnutelnou roli ve druhém scénáři dosahování vysokých energetických hustot rentgenové lasery. Jedinečnost jejich využití je dána vysokou kritickou hustotou elektronů v plazmatu pro takto krátkovlnné – extrémní ultrafialové (XUV) a rentgenové (rtg.) – záření. Při interakci pak elektronová hustota vytvářeného plazmatu nepřevýší hustotu kritickou. XUV/rtg. záření tedy nenarazí na kritickou plochu, od níž by se odrazilo jako od zrcadla. Může se šířit pod povrchem ozařovaného materiálu; dochází k tzv. volumetrickému (objemovému) ohřevu hmoty [3, 4], a to i pro relativně dlouhé pikosekundové, resp. nanosekundové impulzy. Touto cestou lze v laboratoři připravit stavy hmoty s mimo-
*
J. D. Bozek, T. Burian, B. Flöter, J. Gaudin, V. Hájková, S. Hau-Riege, J. Chalupský, U. F. Jastrow, L. Juha, P. Juranic, J. Krzywinski, K. Mann, M. Messerschmidt, S. Moeller, R. Sobierajski a další.
řádnými a rovnoměrně distribuovanými vlastnostmi. Jde o plazma s velmi vysokou elektronovou hustotou, jež má ovšem relativně nízkou teplotu. Naději na revoluční pokrok na tomto poli vzbudily události z dubna tohoto roku, kdy byl v Kalifornii úspěšně uveden do provozu první laser s volnými elektrony poskytující ultrakrátké (100fs) pulzy rtg. záření (energii fotonů lze spojitě měnit od 0,8 do 8 keV). Předmětem tohoto příspěvku je popis tohoto unikátního zařízení a stručné seznámení s výsledky prvních pokusů o interakci fokusovaného svazku LCLS s hmotou, jichž se náš tým spolu s kolegy z USA (LLNL, SLAC), Polska (IFPAN), Francie (CEA) a Německa (DESY/XFEL) účastnil v září tohoto roku. I přes překotný vývoj, kterým laserové systémy od počátku své éry prošly, zůstávala oblast generace koherentního krátkovlnného záření XUV/rtg. velmi dlouho nerealizovatelným problémem. Prvním krokem k dosažení dostatečně krátkých vlnových délek bylo nahrazení pevnolátkových, plynných či kapalných aktivních médií v laserových systémech sloupcem vysoce ionizovaného plazmatu a konstrukce XUV/rtg. laserových systémů s ustáleným [5] a později přechodovým ziskem [6]. I toto řešení však má své meze. K dosažení vyšších parametrů zdroje bylo nutné opustit konvenční přístup k laserovému prostředí a jeho buzení. Optimální cestou k řešení problému se posléze stala produkce elektromagnetického záření generovaného při zakřivování drah urychlených nabitých částic, převážně elektronů. Právě vyzařování fotonů elektrony a redistribuce elektronů generovanou elektromagnetickou vlnou – to vše uvnitř periodicky se měnícího magnetického pole undulátoru – je základem činnosti laserů s volnými elektrony (FEL – Free Electron Laser) [7, 8].
357
358
‹ Aktuality › magnety undulátoru (wiggleru)
elektronový svazek
vychylovací magnety
x
z y
generované záření
λU
Obr. 1 Schéma laseru s volnými elektrony.
Tato zařízení vynikají především velmi krátkými generovanými pulzy a velice dobrou kvalitou svazku (zejména příčnou koherencí). Výhodou může být i fakt, že generované záření je zcela lineárně polarizované. Nesporným kladem je i obrovské pásmo vlnových délek, které lze s jedním zařízením pokrýt díky jeho široké přeladitelnosti. Výstupní vlnová délka je totiž dána tzv. undulátorovou rovnicí ve tvaru:
⎛ K2 ⎞ ⎟, ⋅ ⎜⎜1 + 2 ⎟⎠ ⎝
(1a)
K = eB0 λU 2π me c ,
(1b)
λ=
λU 2γ 2
kde λU je undulátorová perioda (obr. 1) a γ = (1 – v2/c2)-1/2 je Lorentzův relativistický faktor daný rychlostí v elektronů vstupujících do undulátoru. Bezrozměrnou veličinu K nazýváme undulátorový parametr, v němž figuruje maximální hodnota magnetického pole B0, náboj elektronu e, klidová hmotnost elektronu me a rychlost světla c. Vidíme tedy, že poměrně snadno, pouhou změnou energie, potažmo rychlosti elektronů, a tedy i Lorentzova relativistického faktoru, můžeme zásadně měnit výstupní vlnovou délku.
Nevýhodami těchto systémů jsou naopak obrovské rozměry, velmi vysoké pořizovací a provozní náklady a mnohdy nízká stabilita klíčových výstupních parametrů laseru. Projekt LCLS je nejnovějším a nejpokročilejším přírůstkem do skupiny laserů na volných elektronech a v současné době dokáže generovat vůbec nejtvrdší koherentní záření s vlnovou délkou 1,5–15 Å (tedy v rozsahu energií fotonů 825–8 250 eV). Ve své podstatě jde o nadstavbu lineárního elektronového urychlovače SLAC (Stanford Linear Accelerator Center) v Kalifornii (obr. 2) [9]. Pro vytvoření relativistických elektronů se zde využívají tři sekce lineárních RF urychlovačů (obr. 3 a 4), tedy zhruba 1km úsek z původně více než třikrát delšího zařízení. Samotný SLAC urychlovač přitom desítky let sloužil při experimentech v oboru fyziky elementárních částic. Prvotní elektronový oblak (bunch; v češtině se užívá i nepříliš libozvučné, ale výstižné označení elektronový zhustek) vzniká při interakci intenzivního, velmi krátkého (≈ 3 ps) pulzu titan-safírového laseru s povrchem měděné katody. Ta spolu s RF urychlovacím modulem a kolimačním solenoidem tvoří hlavní součást injektorové části laseru (obr. 3). Po urychlení na cca 135 MeV prochází elektronový oblak tzv. laser heater uskupením, které má za úkol vnést do oblaku jistou míru neurčitosti v energii elektronů. Minimalizuje se tak vliv Landauova útlumu uvnitř oblaku v průběhu jeho šíření urychlovacím řetězcem. Zároveň se tak zabrání předčasnému rozpadu oblaku vlivem microbunchingu [10, 11]. Pro diagnostiku elektronového oblaku je zde použito několik odlišných typů detektorů. Pro vizualizaci oblaku slouží scintilační prvky, zde Ce:YAG (yttriumhlinitý granát – Y3Al5O12) krystaly. Kvantitativní popis hustoty elektronů v oblaku zajišťují opticko-transmisní detektory [10, 11] a detektory polohy. Pro studium rozložení energie uvnitř oblaku je použit scintilační spektrometr. Díky RF deflektoru, který umožňuje příčné rozmítání oblaku, lze navíc získat i časově rozlišené spektrum energie elektronů uvnitř oblaku.
Obr. 2 Letecký pohled na Stanford Linear Accelerator Center. (Zdroj: SLAC; na WWW dostupné z http://lcls.slac.stanford.edu/)
‹ Čs. čas. fyz. 59 (2009) › » Elektro-
č. 6 injektor
ohybové magnety RF urychlovací moduly modul undulátoru „laser heater”
scintilační diagnostická jednotka opticko-transmisní diagnostika
spektrometr
diagnostika polohy e- svazku
RF deflektor
dráha e- svazku urychlovače SLAC absorbér elektronů
135MeV spektrometr
Obr. 3 Detailní schéma injektorové části.
bunch kompresory
kolimátory undulátor
135MeV
250MeV
4,3GeV
5GeV
FEL záření
13,6GeV
Obr. 4 Celkové schéma FEL systému LCLS spolu se střední energií elektronů v různých místech urychlovacího řetězce.
Výše popsaná injektorová část je následně napojena na již zmíněný urychlovací řetězec systému SLAC, který elektrony postupně urychlí až na 14 GeV. V průběhu urychlování dochází neustále ke kontrole vlastností elektronového oblaku, k jeho kompresi a kolimaci (obr. 4). V poslední fázi vstupuje oblak do 112 m dlouhého undulátoru sestávajícího se z 33 segmentů. Klíčové parametry jednotlivých komponent jsou uvedeny v tab. 1; vyčerpávající popis a charakteristiky lze najít v [10, 11]. V undulátoru elektronový obláček interaguje s elektromagnetickým polem, které sám vytvořil. Elektrony jsou v něm buďto zpomalovány (jsou-li ve fázi) nebo získávají energii (jsou-li v protifázi). Díky tomu vznikne v každém elektronovém zhustku jemná podélná struktura s prostorovou periodou odpovídající přibližně vlnové délce záření, viz obr. 5. Tomuto procesu se říká microbunching. Síla působící zde na elektrony tak, že způsobuje jejich prostorové přeskupení, se nazývá ponderomotorická. Působí sice v příčném směru, vyvolá však podélné proudy, které právě způsobují modulaci elektronové hustoty ve směru šíření elektronového svazku.
Injektor Náboj oblaku
0,25 nC
Počáteční délka oblaku
0,65 mm
Max. opakovací frekvence
120 Hz
Kvantová účinnost katody
6·10 -5
Lineární urychlovač Max. energie elektronů
14GeV
Špičkový proud
3 kA
Konečná délka oblaku
6–8 μm
Undulátor Aktivní délka
112 m
Počet segmentů
33
Délka segmentu
3,4 m
Undulátorový parametr
3,5
Undulátorová perioda
3 cm
Maximální magnetické pole
1,25 T
Tab. 1 Vlastnosti klíčových součástí LCLS.
λP
z chaotický oblak na vstupu do undulátoru
redistribuce elektronové hustoty uvnitř oblaku
Obr. 5 Vývoj elektronové hustoty uvnitř oblaku během jeho šíření uvnitř undulátoru ve směru z.
vznik separovaných mikroobláčků
359
magnetické pole laserového záření generovaného uvnitř undulátoru zde spolu s magnetickým polem undulátoru vytváří periodický, tzv. ponderomotorický potenciál.
«
360
‹ Aktuality › Zatímco příspěvky od jednotlivých elektronů ke generovanému poli jsou na počátku načítány s různou fází, v případě mikroobláčkové struktury vyzařují elektrony synchronně, se shodnou fází, a výstupní záření tak dosahuje značného stupně koherence a řádově vyšších intenzit. Samozesílení záření periodicky promodulovaného elektronového oblaku, jinak také nazývané SASE (Self-Amplified Spontaneous Emission), je fyzikální podstatou všech v současnosti provozovaných laserů s volnými elektrony. Undulátorovou sekcí však systém LCLS zdaleka nekončí. Ve fázi nazývané FEE (Front-End Enclosure) se již pracuje s vygenerovaným laserovým pulzem; je třeba jej charakterizovat (tab. 2), popřípadě upravit jeho vlastnosti a dovést jej nepoškozený k cíli v interakční komoře. Elektrony opouštějící undulátor jsou pomocí magnetického pole nenávratně odvedeny do absorbéru (electron dump). K měření energie laserového pulzu slouží zařízení GMD (Gas Monitor Detector) pracující na principu detekce elektronů a TOF (time-of-flight) spektroskopie iontů vzácných plynů (krypton, xenon) [12], které vznikají fotoionizací příslušných atomů rentgenovým zářením. K zeslabení intenzity vznikajících pulzů se používá v první řadě plynový atenuátor, opět plněný vzácnými plyny, který je schopen snížit špičkovou intenzitu až o sedm řádů při energii fotonů < 1 keV a o dva řády při 2 keV. Pro zeslabení toku vysokoenergetických fotonů (≥ 2 keV) lze navíc využít beryliové filtry různé tloušťky. Za atenuátory je umístěn další GMD, který měří energii již zeslabených pulzů. Laserový pulz pak dále putuje přes několik dalších diagnostických zařízení a rovinných zrcadel, až dorazí do experimentální haly. Podél optické osy systému LCLS jsou rozmístěny jednotlivé experimentální stanice určené šesti různým oblastem výzkumu [10, 11]:
atomový, molekulární a optický (AMO) výzkum; rentgenové „pump-and-probe“ experimenty; rentgenová korelační spektroskopie; koherentní rentgenové zobrazování; rentgenový materiálový výzkum; experimenty při vysokých hustotách energie.
krokové motory držáku
fokusační cela
Obr. 6 Interakční komora na interakční ploše AMO sekce.
směr šíření svazku
Vlnová délka
15 Å
1,5 Å
Energie elektronů v oblaku
4,3 GeV
13,6 GeV
Saturační délka undulátoru
25 m
87 m
10
1012
137 fs
73 fs
5,7 μrad
0,8 μrad
Šířka čáry [Δλ/λ] (první harmonická)
0,07 %
0,03 %
Špičkový výkon (první harmonická)
5 GW
8 GW
Počet fotonů v pulzu Délka pulzu (rms) Divergence svazku
13
Tab. 2 Parametry laserového záření generovaného na LCLS.
Jednotlivá oddělení jsou rozmístěna ve dvou experimentálních halách. Níže popsaný experiment probíhal na první z uvedených stanic (AMO) umístěné v první, tzv. blízké experimentální hale (Near Experimental Hall). Laserový svazek byl fokusován na zvolený vzorek pomocí Kirkpatrickovy-Baezovy soustavy adaptivních eliptických válcových zrcadel [13]. Funkci odrazné plochy zde plní tenká vrstva karbidu boru (B 4C) nanesená na monokrystalickém křemíkovém substrátu. V prvních interakčních experimentech byla ověřena velmi dobrá funkce soustavy pro obor energií fotonů 825–2 000 eV. Ohromnou výhodou této optiky je možnost měnit nezávisle poloměry křivosti a vzájemné natočení ploch obou zrcadel (vertikálního i horizontálního). Tím lze velice účinně potlačit astigmatismus, koma a další aberace této zobrazovací soustavy. To, v kombinaci s perfektně leštěnými odraznými plochami, umožňuje i na takto krátkých vlnových délkách docílit takřka difrakčně limitovaného fokusu. Ozařované vzorky byly v interakční komoře (obr. 6) umístěny na tříosém polohovatelném držáku, který tak kromě pohybu vzorku v rovině kolmé na směr šíření laserového svazku umožňuje i studium vlastností svazku podél osy šíření. Poměrně snadno tak lze získat údaje o poloze ohniska, Rayleighově parametru fokusovaného svazku, jeho divergenci a M2 parametru a v neposlední řadě průměru fokální stopy. Pro snadnou orientaci a pro vizuální kontrolu průběhu interakčních dějů na zvolených vzorcích byl jejich povrch sledován mikroskopem Navitar s hlubokým ohniskem vybaveným rychlou kamerou Unix s vysokým rozlišením. V průběhu experimentu byly ozařovány pevnolátkové terčíky několika druhů za různých podmínek (vlnová délka, energie pulzu, poloha povrchu vůči ohnisku svazku, expozice jednotlivými impulzy oproti akumulaci mnoha pulzů), abychom z následné analýzy vzorků byli schopni říci co nejvíce nejen o interakci koherentního rentgenového záření s hmotou, ale i o dopadajícím svazku samotném. Mezi materiály vybrané pro první fázi studia interakce s fokusovaným svazkem LCLS patřily např. objemový krystal CVD (chemical vapor deposition) diamantu, tenká vrstva amorfního uhlíku (a-C) a karbidu boru (B4C) na křemíkovém substrátu, masivní vzorky monokrystalického křemíku a taveného křemene, multivrstva Mo/Si na křemíkovém substrátu, objemový vzorek PMMA – poly(methylmetakrylát)u, destičky monokrystalického PbWO4 a Ce:YAG a řada dalších. Prvních šest materiálů bylo vybráno především pro jejich časté užití v silně exponované XUV/rtg. optice [14, 15]. Poslední tři jmenované materiály jsme používali taktéž k cha-
č. 6 rakterizaci fokusovaného svazku postupem, který jsme pro tento exotický druh laserových svazků vyvinuli a ověřili již dříve na zařízení FLASH v Hamburku [16] na vlnových délkách 7 nm až 32 nm. Příklad toho, co lze vyčíst z ablačního otisku svazku uvádíme na obr. 7. Pomocí mikroskopu atomárních sil (AFM) lze jednoznačně prokázat, že pevnolátkový atenuátor značně poškozuje vlnoplochu rtg. laserového záření (obr. 7 dole) a vnáší do svazku relativně silnou koherenční zrnitost. Mikrofragmentace svazku v důsledku průchodu koherentního rtg. záření vrstvou berylia je na obrázku dobře patrná. Již výsledky získané při orientačních interakčních experimentech jsou velmi nadějné. Konečně má tedy naše komunita k dispozici rtg. laser pracující v oboru energií fotonů několika kiloelektronvoltů. Po dobudování experimentální stanice MEC (Matter in Extreme Conditions) se LCLS zařadí mezi klíčové nástroje fyziky vysokých hustot energie.
‹ Čs. čas. fyz. 59 (2009) › 361 » LCLS se jistě rychle zařadí mezi klíčové nástroje fyziky vysokých hustot energie.
z: 1,1 μm
«
y: 30 μm
x: 30 μm
z: 2,3 μm
Poděkování Autoři děkují MŠMT ČR za finanční podporu poskytovanou v rámci projektů LA08024, ME510 a ME528. AV ČR přispěla k financování příslušných výzkumných aktivit podporou výzkumného záměru Z10100523 a projektů IAA400100701 a KAN300100702, za což jí též patří dík.
Literatura
y: 20 μm
[1] Physics of High Energy Density. Red. P. Cardirola a H. Knoepfel, Academic Press, New York-London 1971. [2] K. Jungwirth, M. Bittner, L. Juha, V. Kmetík, J. Kodymová, J. Krása, T. Mocek, O. Renner, K. Rohlena, B. Rus., P. Straka, J. Ullschmied: „Fyzika vysokých hustot energie“, Čs. čas. fyz. 55, 331 (2005). [3] R. W. Lee, H. A. Baldis, R. C. Cauble, O. L. Landen, J. S. Wark, A. Ng, S. J. Rose, C. Lewis, D. Riley, J. C. Gauthier, P. Audebert: „Plasma-based studies with intense X-ray and particle beam sources“, Laser Part. Beams 20, 527 (2002). [4] B. Rus, T. Mocek, A. R. Präg, M. Kozlová, M. Hudeček, G. Jamelot, A. Carillon, D. Ros, J. C. Lagron, D. Joyeux, D. Phalippou: „Multi-millijoule, deeply saturated x-ray laser at 21.2 mn for applications in plasma physics“, Plasma Phys. Contr. Fusion 44, B207 (2002).
x: 20 μm
Obr. 7 Ablační otisky fokusovaného svazku LCLS (2 keV) v PbWO4 za (nahoře) plynovým atenuátorem (T = 0,01) a (dole) za plynovým atenuátorem (T = 0,02) a beryliovým filtrem (T = 0,2). PbWO4 byl jako materiál vhodný pro charakterizaci svazku zvolen díky vysokému průměrnému atomovému číslu a značné hustotě; rtg. záření je v něm poměrně silně absorbováno.
K. Tiedtke, R. Treusch: „Measurement of gigawatt radiation pulses from a vacuum and extreme ultraviolet free-electron laser“, Appl. Phys. Lett. 83, 2970 (2003).
[5] B. Rus, T. Mocek, M. Kozlová, A. R. Präg, G. Jamelot, A. Carillon, D. Ros, D. Joyeux: „Rentgenový laser: nový nástroj fyzikálního výzkumu“, Čs. čas. fyz. 52, 9 (2002) a citace tam uvedené.
[13] A. Barty, R. Soufli, T. McCarville, S. L. Baker, M. J. Pivovaroff, P. Stefan, R. Bionta: „Predicting the coherent X-ray wavefront focal properties at the Linac Coherent Light Source (LCLS) X-ray free electron laser“, Opt. Express 17, 15508 (2009).
[6] J. Kuba, J. Limpouch, L. Drška: „Rentgenové lasery: od hvězdných válek až na stůl“, Čs. čas. fyz. 55, 446 (2005).
[14] L. Juha, J. Kuba: „Poškozování rentgenové optiky intenzivním zářením“, Čs. čas. fyz. 57, 178 (2007).
[7] L. Juha, V. Hájková, S. Koptyaev, A. Velyhan, J. Kuba, J. Cihelka, J. Chalupský: „První uživatelské experimenty s rentgenovým laserem na volných elektronech v HASYLAB/DESY“, Čs. čas. fyz. 56, 356 (2006).
[15] S. P. Hau-Riege, R. A. London, R. M. Bionta, D. Ryutov, R. Soufli, S. Bajt, M. A. McKernan, S. L. Baker, J. Krzywinski, R. Sobierajski, R. Nietubyc, D. Klinger, J. B. Pelka, M. Jurek, L. Juha, J. Chalupský, J. Cihelka, V. Hájková, A. Velyhan, J. Krása, K. Tiedtke, S. Toleikis, H. Wabnitz, M. Bergh, C. Caleman, N. Timneanu: „Wavelength dependence of the damage threshold of inorganic materials under extreme-ultraviolet free-electron-laser irradiation“, Appl. Phys. Lett. 95, 111104 (2009).
[8] E. L. Saldin, E. A. Schneidmiller, M. V. Yurkov: The Physics of Free Electron Lasers. Springer-Verlag, Berlin-Heidelberg-New York 2000. [9] H. Winick a kol.: „Short-wavelength FELs using the SLAC linac“, Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. A 347, 199 (1994). [10] J. D. Bozek: „AMO instrumentation for the LCLS X-ray FEL“, Eur. Phys. J., Spec. Top. 169, 129 (2009). [11] P. Emma: „First Lasing of the LCLS X-Ray FEL at 1.5Å“, in Proceedings of PAC, 2009; dostupné z WWW: http://wwwssrl.slac.stanford.edu/lcls/commissioning/documents/ th3pbi01. [12] M. Richter, A. Gottwald, U. Kroth, A. A. Sorokin, S. V. Bobashev, L. A. Shmaenok, J. Feldhaus, C. Gerth, B. Steeg,
[16] J. Chalupský, L. Juha, J. Kuba, J. Cihelka, V. Hájková, S. Koptyaev, J. Krása, A. Velyhan, M. Bergh, C. Caleman, J. Hajdu, R. M. Bionta, H. Chapman, S. P. Hau-Riege, R. A. London, M. Jurek, J. Krzywinski, R. Nietubyc, J. B. Pelka, R. Sobierajski, J. Meyer-ter-Vehn, A. KrenzTronnier, K. Sokolowski-Tinten, N. Stojanovic, K. Tiedtke, S. Toleikis, T. Tschentscher, H. Wabnitz, U. Zastrau: „Characteristics of focused soft X-ray free-electron laser beam determined by ablation of organic molecular solids“, Opt. Express 15, 6036 (2007).
