Experimentelle Demonstration optischer stochastischer Kühlung

Nature Band 608, Seiten 287–292 (2022)Diesen Artikel zitieren

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Teilchenbeschleuniger und Speicherringe waren transformative Instrumente der Entdeckung, und für viele Anwendungen waren Innovationen bei der Teilchenstrahlkühlung ein Hauptgrund für diesen Erfolg1. Stochastische Kühlung (SC), einer der wichtigsten konzeptionellen und technologischen Fortschritte in diesem Bereich2,3,4,5,6, kühlt einen Strahl durch granulare Abtastung und Korrektur seiner Phasenraumstruktur und ähnelt damit einem „Maxwell-Dämon“. '. Die Ausweitung von SC vom Mikrowellenbereich auf optische Frequenzen und Bandbreiten wird seit langem verfolgt, da sie die erreichbaren Abkühlraten um drei bis vier Größenordnungen steigern und ein leistungsstarkes Werkzeug für zukünftige Beschleuniger darstellen könnte. Die erstmals vor fast 30 Jahren vorgeschlagene optische stochastische Kühlung (OSC) ersetzt die herkömmlichen Mikrowellenelemente von SC durch optische Frequenzanaloga und ist im Prinzip mit jeder Art von Strahl geladener Teilchen kompatibel7,8. Hier beschreiben wir eine Demonstration von OSC in einem Proof-of-Principe-Experiment am Integrable Optics Test Accelerator9,10 des Fermi National Accelerator Laboratory. Das Experiment verwendete 100-MeV-Elektronen und eine nicht verstärkte OSC-Konfiguration mit einer Strahlungswellenlänge von 950 nm und erreichte eine starke, gleichzeitige Abkühlung des Strahls in allen Freiheitsgraden. Diese Realisierung von SC bei optischen Frequenzen dient als Grundlage für fortgeschrittenere Experimente mit optischer Verstärkung mit hoher Verstärkung und erweitert die Möglichkeiten für zukünftige betriebsfähige OSC-Systeme mit potenziellem Nutzen für eine breite Benutzergemeinschaft in den beschleunigerbasierten Wissenschaften.

Teilchenbeschleuniger sind unschätzbare wissenschaftliche Werkzeuge, die ein Jahrhundert voller Fortschritte in der Hochenergiephysik, Kernphysik, Materialwissenschaft, Fusion, Medizin und darüber hinaus ermöglicht haben1. In vielen Anwendungen sind hochhelle Teilchenstrahlen erforderlich, und für diejenigen, die auf Speicherringe angewiesen sind (z. B. Teilchenbeschleuniger, Lichtquellen sowie Ringe für leichte und schwere Ionen), ist die Strahlkühlung ein unverzichtbares Element des Beschleunigerdesigns und Betrieb. Die Strahlkühlung stellt eine Verringerung des von den Strahlpartikeln eingenommenen sechsdimensionalen Phasenraumvolumens oder, äquivalent, eine Verringerung der thermischen Bewegung innerhalb des Strahls dar. Bei Kollidern erhöht die Kühlung die Leuchtkraft durch die Reduzierung der Strahlemissionen und ist für die Bekämpfung der Intrabeam-Streuung (IBS) und anderer Diffusionsmechanismen von entscheidender Bedeutung11,12. Die Kühlung ermöglicht und unterstützt auch eine breite Palette anderer Anwendungen in der Atom-, Teilchen- und Kernphysik, einschließlich der effizienten Produktion von Antiwasserstoff für Ladungs-, Paritäts-, Zeitumkehrsymmetrie- (CPT) und Schwerkraft-13,14,15 Experimente mit internen Zielen für Präzisionsmessungen von Resonanzmassen und -breiten16 sowie die Produktion und Kühlung sowohl stabiler als auch radioaktiver Ionenspezies für Präzisionsmessungen von Zuständen und Wechselwirkungen17,18.

Es gibt eine breite Palette anwendungsspezifischer Kühltechniken19,20. Eine der häufigsten Ursachen ist die Dämpfung durch Synchrotronstrahlung (SR), die aus der SR-Emission des Strahls in Ablenkmagneten und dem anschließenden Ausgleich dieses Energieverlusts durch Hochfrequenz-Beschleunigerhohlräume resultiert21. Für Elektron-Positron-Beschleuniger sowie vorgeschlagene Hadronen-Beschleuniger an der Energiegrenze (z. B. den Future Circular Collider) ist aufgrund der SR-Dämpfung bereits eine ausreichende Kühlung vorhanden22,23; Für Hadronen mit Energien unter etwa 4 TeV sind die SR-Dämpfungszeiten bei der Kollisionsenergie jedoch zu lang für den praktischen Einsatz, und eine effektive Kühlung erfordert ein technisches System.

Für solche Systeme können zwei Hauptfamilien von Kühlmethoden in Betracht gezogen werden: Elektronenkühlung (EC) und stochastische Kühlung (SC)2,3,24,25,26. Bei EC wird die Temperatur eines Hadronenstrahls reduziert, wenn die Teilchen durch Coulomb-Streuung mit einem an die Geschwindigkeit angepassten Elektronenstrahl mit niedriger Temperatur thermisch werden. Leider wird die Skalierung von EC mit der Strahlenergie für relativistische Strahlen besonders ungünstig. EC könnte für den geplanten Electron Ion Collider (EIC) am Brookhaven National Laboratory machbar sein, der voraussichtlich eine Betriebsobergrenze von 275 GeV (Protonen) hat, aber das Potenzial für EC-Systeme über diese Energie hinaus ist ungewiss27,28.

SC, erstmals 1968 von S. van der Meer vorgeschlagen, war eine Schlüsseltechnologie für den Erfolg von Proton-Antiproton-Kollidern. Es war maßgeblich an der Entdeckung der W- und Z-Bosonen im Jahr 1983 beteiligt, da es die Ansammlung einer ausreichenden Anzahl von Antiprotonen mit der erforderlichen Strahlqualität ermöglichte, und ein Jahr später erhielt van der Meer dafür einen Anteil am Nobelpreis für Physik SC und seine Rolle bei der Entdeckung2,3,4,5. Seitdem wurde SC verwendet, um die wissenschaftliche Reichweite vieler Einrichtungen zu erweitern, einschließlich des Tevatron-Colliders, wo es die Entdeckung des Top-Quarks, des Relativistic Heavy Ion Collider, ermöglichte, der der erste Collider ist, der SC operativ bei der Kollisionsenergie nutzt und der experimentelle Speicherring6,11,12,18,29.

In einem herkömmlichen SC-System werden statistische Schwankungen im Strahl mithilfe elektromagnetischer Aufnehmer (Antennen) abgetastet, die im Mikrowellenbereich mit Bandbreiten bis zu etwa 10 GHz arbeiten. Die resultierenden Signale werden dann verstärkt und in einem Gegenkopplungssystem an elektromagnetische Kicker angelegt, was zu einer Kühlung des umlaufenden Strahls führt. Da SC auf der Abtastung zufälliger Fluktuationen basiert, bestimmen die Bandbreite des integrierten Systems und die Partikeldichte im Strahl die Anzahl der für die Kühlung erforderlichen Durchgänge und damit die erreichbare Kühlrate25,26. Die Erweiterung von SC auf optische Frequenzen mit anschließender Erhöhung der Bandbreiten (~1013 Hz) könnte die erreichbaren Abkühlraten um drei bis vier Größenordnungen steigern und beispielsweise die direkte Kühlung hochdichter Protonen- und Antiprotonenpakete zwischen 0,25 TeV ermöglichen und 4 TeV. Derzeit wurden zwei mögliche Methoden für eine solche Implementierung vorgeschlagen: optische stochastische Kühlung (OSC) und kohärente Elektronenkühlung (CEC)7,8,30.

CEC wird als Kandidat für die Strahlkühlung von Hadronen im geplanten EIC29 entwickelt. Es verwendet einen Elektronenstrahl als Tonabnehmer, Kicker und Verstärker30,31,3233. Im Gegensatz dazu verwendet OSC elektromagnetische Freiraumwellen als Signalmedium, magnetische Undulatoren, um die Strahlung an den zirkulierenden Teilchenstrahl zu koppeln, und optische Verstärker zur Signalverstärkung. In beiden Fällen bleibt die zugrunde liegende Physik des SC-Verfahrens beim Übergang zu optischen Frequenzen unverändert. OSC wurde erstmals vor fast drei Jahrzehnten vorgeschlagen, und obwohl mehrere Vorschläge für seine Umsetzung gemacht wurden, sowohl für betriebsbereite Hadronenkollider als auch für niederenergetische Elektronenringe, wurde das Konzept bisher nicht experimentell validiert9,34,35,36,37, 38. Hier beschreiben wir die experimentelle Realisierung von OSC. Dieses Ergebnis stellt eine erfolgreiche Demonstration der Strahlkühlung mit einer SC-Technik bei optischen Frequenzen dar und bildet eine Grundlage für die Anwendung von OSC auf Kollider und andere Beschleunigeranlagen.

Unser Experiment nutzt die Laufzeitmethode von OSC, die in Abb. 18 detailliert dargestellt ist. Am Eingang des Kühlsystems passiert jedes Teilchen einen Pick-up-Undulator (PU), wo es einen kurzen Impuls elektromagnetischer Strahlung aussendet. Der Strahl und das Licht werden dann mithilfe einer magnetischen Schikane (Partikelbypass) getrennt, die zwei Funktionen erfüllt: erstens, um physischen Raum und einen zeitlichen Spielraum für Inline-Lichtoptiken (Linsen, Verstärker und Verzögerungsplatten) zu schaffen, und zweitens, um sie einzuführen eine Korrelation zwischen den Impulsabweichungen (Fehlern) der Partikel an der PU und ihren jeweiligen Ankunftszeiten am Bypass-Ausgang. Schließlich vermittelt der Kicker-Undulator (KU) einen Energieaustausch zwischen den Teilchen und ihren Lichtimpulsen, was zu korrigierenden Energiestößen und einer entsprechenden Verringerung der Synchrotron- (Längs-) und Betatron-Schwingungsamplituden (Querschwingung) jedes Teilchens führt. Die Wechselwirkung in der KU ähnelt der, die inverse Freie-Elektronen-Laser39 antreibt, Geräte, bei denen ein externes Laserfeld einen relativistischen Strahl beschleunigt, während sie sich in einem Undulator gemeinsam ausbreiten; Da die Strahlung im OSC jedoch von den Partikeln selbst stammt, enthält sie Informationen über ihre Phasenraumpositionen und kann daher zur Korrektur der inkohärenten Bewegungen der Partikel verwendet werden.

a: Jedes Teilchen erzeugt einen Impuls elektromagnetischer Strahlung, wenn es den Aufnehmer-Undulator passiert. Ein magnetischer Bypass trennt Strahl und Licht und kodiert den Phasenraumfehler jedes Teilchens bei seiner Ankunftsverzögerung am Kicker-Undulator. Dargestellt sind Flugbahnen für Teilchen mit positiven (rot) und negativen (blau) Impulsabweichungen sowie ihre entsprechenden Ankunftsverzögerungen relativ zum Referenzteilchen (grün). Die Aufnahmestrahlung wird verstärkt (oder auch nicht) und in den Kicker-Undulator fokussiert. Die Wechselwirkung der Partikel mit der Aufnahmestrahlung im Inneren des Kickers erzeugt korrigierende Energiestöße, wenn das System auf den Kühlmodus eingestellt ist. b, Beispiel für den Energieverlust pro Umdrehung mit (schwarze durchgezogene Linie) und ohne (schwarze gestrichelte Linie) OSC als Funktion der relativen Impulsabweichung Δp/p0 eines Teilchens. Eine Verstimmung des Verzögerungssystems um die Hälfte der Grundwellenlänge (eine Verschiebung von Δϕ = ±π in der Strahlungsphase) versetzt das OSC-System in einen Heizmodus (graue gestrichelte Linie). Der grau schattierte Bereich entspricht der relativen RMS-Energiestreuung für die berichtete Konfiguration (ca. 10−4).

Wie in Abb. 1b gezeigt, macht das OSC-System den gesamten SR-Verlust eines Teilchens (oder seine gesamte Energieänderung im verstärkten Fall) sehr empfindlich gegenüber seiner Energieabweichung, was effektiv zu einer starken Verbesserung der herkömmlichen SR-Dämpfungsrate führt22. Bei kleinen Phasenraumabweichungen ist die Energieänderung linear mit der Impulsabweichung und führt zu einer Dämpfung. Mit zunehmender Impulsabweichung oszilliert die Single-Pass-OSC-Kraft und kehrt periodisch das Vorzeichen um. Die Abkühlungsrate, die durch Mittelung der OSC-Kraft über die Synchrotron- und Betatronbewegungen der Teilchen bestimmt wird, oszilliert ebenfalls, was zu Abkühlungs- und Erwärmungszonen im Phasenraum führt (Methoden). Die Größe (oder Akzeptanz) der ersten Kühlzone im Verhältnis zur quadratischen Mittelwert-Impulsausbreitung (rms) und der transversalen RMS-Emission des Strahls (ohne OSC) wird als Kühlbereich bezeichnet, und alle Partikel innerhalb dieses Bereichs werden durch OSC9 effektiv gedämpft . Durch Verstimmung der optischen Verzögerung um eine halbe Wellenlänge werden die Kühl- und Heizzonen umgekehrt (Abb. 1b und Methoden). In dieser Konfiguration wird die Bewegung mit kleiner Amplitude instabil und die Partikel werden auf große Amplituden hin abgeschwächt, die durch das Gleichgewicht zwischen OSC-Erwärmung und SR-Dämpfung bestimmt werden. Die hier beschriebene Abkühlgeschwindigkeit und die Abkühlbereiche sind die wesentlichen Leistungskennzahlen für OSC (Methoden)9.

Die OSC-Kühlkraft kann auch zwischen den Längs- und Querfreiheitsgraden umverteilt werden, was eine Kühlung in einer, zwei oder drei Dimensionen ermöglicht (Methoden). Schließlich stellt die kurze Wellenlänge der Strahlung hohe Anforderungen an die Ausrichtung des optischen Systems sowie an die Synchronisation und Stabilität des Bypass-Timings. Für eine effiziente OSC sollten die PU-Strahlung und die Strahlbahn in der KU auf mehr als etwa 100 μm bzw. etwa 100 μrad in transversaler Position und Winkel ausgerichtet sein, und das Bypass-Timing sollte im Subfemtosekundenbereich synchronisiert und stabil sein9.

Der Integrable Optics Test Accelerator (IOTA), schematisch dargestellt in Abb. 2a, ist ein Elektronen- und Protonenspeicherring mit 40 m Umfang am Fermi National Accelerator Laboratory10. Tabelle 1 enthält eine Zusammenfassung relevanter Leistungsparameter für IOTA in der OSC-Konfiguration9. Die in Abb. 2b dargestellte OSC-Einfügung nimmt den etwa 6 m langen geraden Abschnitt zwischen den M4L- und M4R-Dipolen von IOTA ein. Der magnetische Bypass verwendet rechteckige Dipole, um die horizontale Strahlfokussierung zu minimieren und sicherzustellen, dass die Längs-Quer-Kopplung durch den kleinen Quadrupol-Kopplungsmagneten in der Mitte des Bypass9 dominiert wird. PU und KU sind identische elektromagnetische Undulatoren mit Nu = 16 magnetischen Perioden (jeweils 4,84 cm) und erzeugen eine Grundstrahlungswellenlänge auf der Achse von λr = 950 nm für die Entwurfsenergie von 100 MeV (Methoden). Die Strahlung von der PU wird über eine einzelne In-Vakuum-Linse mit einer Brennweite von 0,853 m bei der Grundwellenlänge an die KU weitergeleitet. Obwohl diese Konfiguration keine optische Verstärkung beinhaltet, erzeugt sie dennoch eine starke Kühlung und ermöglicht detaillierte Messungen der zugrunde liegenden Physik9. Vor dem Eintritt in die KU durchläuft das Licht eine Verzögerungsstufe mit einem einstellbaren Bereich von ca. 0,1 mm, einer Präzision im geschlossenen Regelkreis von ca. 10 nm und vernachlässigbaren Reflexionsverlusten (Methoden).

a, Schema des IOTA-Rings und der Position der OSC-Insertion. b, Diagramm des OSC-Einsatzes einschließlich Undulatoren, Schikane und Lichtoptik (Einschub). RF, Radiofrequenz; DOF, Freiheitsgrade.

Die geschlossene Umlaufbahn (CO) und die räumlichen Verteilungen des Strahls wurden mithilfe einer Reihe von Strahlpositionsmonitoren, SR-Monitoren und einer Streak-Kamera (Methoden) charakterisiert. Darüber hinaus wurde die PU- und KU-Strahlung mit zwei Kameras am M4L überwacht, die so positioniert sind, dass sie Bilder von verschiedenen Orten innerhalb der KU aufnehmen. Die gemessenen Positionen der fokussierten PU- und KU-Strahlungspunkte wurden in Verbindung mit einem laserbasierten Ausrichtungssystem verwendet, um die Fehler des CO innerhalb der Undulatoren zu überwachen (Methoden). Die PU- und KU-Strahlungsflecken wurden mithilfe orthogonaler CO-Höcker und Querverschiebungen der Vakuumlinse räumlich ausgerichtet, und die Verzögerungsstufe wurde dann über ihren gesamten Bereich geschwenkt, bis eine Interferenz der Grundstrahlung beobachtet wurde. Nach der Ausrichtung war die Auswirkung von OSC auf die Strahlverteilung offensichtlich und die Stärke der OSC-Wechselwirkung wurde mithilfe von Linsentranslationen und CO-Bumps optimiert. Nach der Optimierung wurde die OSC-Interaktion mithilfe einer Kombination aus Scans mit langsamer Verzögerung und schnellem Ein- und Ausschalten durch schnelle Änderungen der Verzögerungseinstellung charakterisiert.

Für die hier beschriebenen Experimente wurde das OSC-System für eine dreidimensionale Kühlung (z, x, y) konfiguriert. Wenn das System richtig abgestimmt ist, ist die Reaktion des Strahls auf OSC aufgrund der Dominanz von OSC gegenüber der SR-Dämpfung bemerkenswert. Abbildung 3 zeigt die projizierten Strahlverteilungen und Effektivgrößen (Abb. 3c) für alle drei Phasenraumebenen während eines langsamen Verzögerungsscans (ca. 30 nm s−1 oder äquivalent ca. 0,03 λr s−1) über einen Gesamtbereich von ca. 30λr.

a: As-gemessene (z, x, y) Projektionen der Strahlverteilung während eines OSC-Verzögerungsscans. Die Querverteilungen (x, y) wurden auf dem M2R SR-Monitor aufgezeichnet. Der Abfall der durchschnittlichen Intensität während des etwa 15-minütigen Scans steht im Einklang mit der natürlichen 1/e-Lebensdauer des Strahls (etwa 17 Minuten), die aus der Streuung mit Restgas resultiert. b, Vergrößerte Ansicht in der Nähe der stärksten OSC-Kühl- (vertikale durchgezogene Linie) und Heizzonen (gestrichelte Linie). Die Intensität für jede Projektion wird aus Gründen der Übersichtlichkeit neu normalisiert. c, Die RMS-Strahlgrößen (σx, σy, σz) für die projizierten Verteilungen. Die Anpassung wird am Gaußschen Kern des Strahls durchgeführt, um die Auswirkungen von Tiefenschärfeeffekten in der horizontalen Ebene zu reduzieren und eine Kontamination durch die nicht-Gaußschen Ausläufer zu vermeiden, die aus der Gasstreuung resultieren. Für alle Ebenen wird die vertikale Achse an der Amplitude abgeschnitten, an der der Kern der Verteilung aufgrund der OSC-Erwärmung nicht-gaußförmig wird. Beugungskorrigierte Kurven werden in Grau dargestellt und das rosa Band markiert die Position der stärksten OSC-Kühlzone. Die Anzahl der Modulationen in der Strahlgröße beträgt etwa 2Nu, wie von der Theorie erwartet9.

Die Hauptmerkmale der Projektionen können innerhalb des bestehenden theoretischen Rahmens (Methoden)9 gut verstanden werden. Zu Beginn und am Ende des Scans (hohe Verzögerung bzw. niedrige Verzögerung) werden die Partikel und das Licht in der KU in Längsrichtung getrennt, was OSC effektiv abschaltet und dazu führt, dass der Gleichgewichtszustand allein durch SR-Dämpfung eingestellt wird. Während der Scan fortschreitet, wechselt OSC zwischen Kühl- und Heizmodus, wobei die Gesamtzahl der Modulationsperioden etwa 2 Nu beträgt. Die OSC-Stärke erreicht ihren Höhepunkt nach etwa zehn Perioden aufgrund der absichtlichen Überfokussierung durch die Vakuumlinse9 und fällt aufgrund der in „Methoden“ besprochenen Hüllkurvenfunktion nach beiden Seiten ab. Im Heizmodus können große Amplituden in einer Ebene zu einer Umkehrung des OSC in den anderen Ebenen führen (Methoden). Dies ist deutlich in Abb. 3b (weiße gestrichelte Linie) zu sehen, wo eine starke Längsdämpfung zu einer Kühlung der Querebenen führt, obwohl das OSC-System auf den Heizmodus abgestimmt ist. Aufgrund des großen (dispersiven) Beitrags der Impulsausbreitung zur horizontalen Strahlgröße am Standort des SR-Monitors ist der Effekt in der horizontalen Ebene weniger deutlich als in der vertikalen. Wenn dagegen die OSC schwach und mit der SR-Dämpfung vergleichbar ist, wie sie sich an den Rändern des Scans befindet (Abb. 3a), ist die Gegendämpfung schwach und die Kühlung und Erwärmung sind über die verschiedenen Ebenen hinweg vollständig synchronisiert.

Die OSC-Abkühlraten wurden aus den Änderungen der Gleichgewichtsstrahlgrößen geschätzt. In der vollständig gekoppelten Konfiguration (Methoden) reicht es aus, die von der Streak-Kamera gemessene Längsverteilung und die von einem einzelnen SR-Monitor gemessene Vertikalverteilung zu berücksichtigen. Dementsprechend wurde der M2R SR-Monitor aktualisiert, um seine Querauflösung zu verbessern (Methoden). Die resultierende Beugungsgrenze war klein (ca. 15 μm) und hatte nur minimale Auswirkungen auf die vertikale Strahlgröße (Abb. 3c) und folglich auf die abgeleiteten OSC-Raten (ca. 5 %). Abbildung 4 zeigt die Längs- und Vertikalverteilungen und ihre Gaußschen Anpassungen für ein typisches schnelles Umschalten des OSC-Systems. Das Verzögerungssystem ist zunächst um etwa 30 λr falsch ausgerichtet und die Gleichgewichtsstrahlverteilung wird nur durch SR-Dämpfung eingestellt. Zum Zeitpunkt t = 0 wird das System mit einer Geschwindigkeit von etwa 15λr s−1 in die stärkste Kühlzone bewegt. Dieser Übergang ist im Vergleich zu den OSC-Dämpfungszeiten langsam, stellt jedoch sicher, dass die Gleichgewichtsverteilungen im Wesentlichen unter denselben Bedingungen erfolgen.

a, Zeitabhängigkeit eindimensionaler Strahlverteilungen in z (Streak-Kamera) und y (M2R SR-Monitor) während eines OSC-Umschaltens. Das System ist anfänglich um 30λr verstimmt und geht bei t = 0 auf die maximale Kühleinstellung über. b, Die RMS-Strahlgrößen aus Gaußschen Anpassungen der in a dargestellten Rohprojektionen. c, Über die Zeit gemittelte Verteilungen (durchgezogene Linien) und ihre Gaußschen Anpassungen (gepunktete Linien) für die OSC-Aus- und OSC-Ein-Zustände für die Intervalle von [−20, −10] s und [10, 20] s. In b und c verwenden die M2R-Anpassungen nur die zentralen ±110 μm, um die Kontamination durch die nicht-Gaußschen Ausläufer aufgrund der Gasstreuung zu reduzieren. Beugungskorrigierte Kurven sind grau dargestellt, und die Verteilungen wurden jeweils zum Vergleich auf einen Spitzenwert von eins normiert.

Ohne IBS ist das Verhältnis der Dämpfungsraten (mit und ohne OSC) umgekehrt proportional zum Verhältnis der entsprechenden Strahlgrößen im Quadrat; Das Vorhandensein von IBS verringert den Unterschied in diesen Strahlgrößen. Die Beispieldaten der Abb. 3 und 4 wurden bei niedrigem Strahlstrom (etwa 50–150 nA oder etwa 105 Partikel) aufgenommen, um die Auswirkungen von IBS zu reduzieren, und bei der Analyse wurde ein einfaches IBS-Modell verwendet, um etwaige Resteffekte zu korrigieren (Methoden)9. Bezogen auf die SR-Dämpfung allein entsprechen die Gleichgewichtsgrößen einem Anstieg der Gesamtdämpfungsrate um etwa das 8,06-fache bzw. 2,94-fache in der Längs- bzw. Querebene (Methoden). Bei der Kombination in einer einzigen Ebene beträgt die Gesamtamplitudenkühlrate von OSC etwa 9,2 s−1, was einer Gesamtemissionskühlrate von 18,4 s−1 entspricht und etwa eine Größenordnung größer ist als die longitudinale SR-Dämpfung. Obwohl hier nicht beschrieben, wurde die Kühlung auch mit einer vergleichbaren Gesamt-OSC-Dämpfungsrate für eindimensionale (nur z) und zweidimensionale Konfigurationen (z und x) erreicht. Um dies zu erreichen, wurde der IOTA-Ring x-y-entkoppelt und die Stärke der Längs-Quer-Kopplung wurde durch Ändern der Erregung des Kopplungsquadrupols stufenlos angepasst.

Der Längskühlungsbereich wurde aus Messungen der Strahlverteilung mit auf den Heizmodus abgestimmtem OSC berechnet (Methoden). Die beobachteten Gleichgewichtsamplituden stimmen gut mit theoretischen Vorhersagen überein und wurden mithilfe zweier separater Ansätze berechnet: aus dem Verhältnis von OSC- zu SR-Dämpfungsraten und direkt aus der Streak-Kamera-Kalibrierung. Für die maximal erreichten OSC-Raten stimmen die berechneten Amplituden mit einer Genauigkeit von etwa 5 % überein und sind, wenn sie auf die Strahlungswellenzahl k0 = 2π/λr normiert werden, etwa gleich asmax ≈ 3,3 (Methoden). In Abb. 4c ist die Längsverteilung durch eine reine Gaußsche Verteilung gut angepasst, was darauf hinweist, dass der Strahl gut innerhalb des Längskühlungsbereichs liegt und es keine Verringerung der Dämpfungsrate für die Verteilungsausläufer gibt.

Der transversale Kühlbereich konnte aufgrund der kleinen transversalen Strahlgrößen und der relativ schwachen transversalen OSC, die das Einfangen von Partikeln bei großen transversalen Amplituden ausschloss, nicht im Detail untersucht werden; Wir stellen jedoch fest, dass die gemessenen RMS-Transversalmodusemissionen des gekühlten Strahls beim OSC-Maximum etwa 0,9 nm betragen, was fast 100-mal kleiner ist als der erwartete Kühlbereich (Tabelle 1) und mindestens etwa 30-mal kleiner als der Worst-Case-Schätzung des Kühlbereichs bei Reduzierung durch die Nichtlinearität der Längsverschiebungen bei großen Amplituden. Daher ist nicht zu erwarten, dass Einschränkungen des Kühlbereichs bei den OSC-Messungen eine Rolle spielen, diese Schlussfolgerung bedarf jedoch noch einer experimentellen Überprüfung.

Bei diesen Ergebnissen gibt es einige bemerkenswerte Abweichungen von den Erwartungen. Die geschätzte Gesamtabkühlungsrate beträgt etwa die Hälfte des erwarteten Wertes (Tabelle 1), der auf detaillierten Simulationen der Undulatorstrahlung9 basiert. Außerdem betrug das Verhältnis der gemessenen OSC-Raten (longitudinal zu Summe transversal) im Experiment 1:0,34, wohingegen 1:1,03 erwartet wird9. Die wahrscheinlichen Ursachen dieser Diskrepanzen werden im Abschnitt „Methoden“ erörtert.

Wir haben die optische stochastische Kühlung experimentell nachgewiesen. Dies stellt die Realisierung einer stochastischen Strahlkühlungstechnik im Terahertz-Bandbreitenbereich dar und stellt eine Steigerung der Bandbreite um etwa das 2.000-fache gegenüber herkömmlichen SC-Systemen dar. Darüber hinaus haben wir erfolgreich ein Kopplungsschema zur Aufteilung der Kühlkraft auf alle Freiheitsgrade demonstriert, das auch auf andere Kühlkonzepte anwendbar ist. Ein weiteres wichtiges technisches Ergebnis des Experiments besteht darin, dass der Strahl und seine Strahlung über die Länge des OSC-Abschnitts (ca. 3 m) effektiv synchronisiert und auf mehr als ein Viertel der Strahlungswellenlänge (<250 nm) stabilisiert wurden. Diese Ergebnisse liefern eine wichtige Validierung der wesentlichen OSC-Physik und -Technologie und ebnen den Weg für Experimente, die optische Verstärkung mit hoher Verstärkung und fortschrittliche Systemarchitekturen umfassen. Beispielsweise ist die nächste Phase des IOTA OSC-Programms im Gange und zielt auf die Entwicklung eines verstärkten OSC-Systems mit einer Verzögerung von etwa 4–6 mm, einem optischen Leistungsgewinn von >30 dB und der Flexibilität, fortschrittliche Konzepte zu erforschen, die das System erweitern Anwendbarkeit von OSC, z. B. transversale optische Abtastung40. Die erfolgreiche Demonstration dieses verstärkten Systems würde die Grundlage schaffen, die für die Entwicklung betriebsbereiter OSC-Systeme mit hoher Verstärkung für Kollider und andere Beschleunigeranlagen erforderlich ist, und könnte Möglichkeiten für Synchrotronlichtquellen eröffnen. Dazu können OSC-Systeme zur direkten Kühlung von Hadronenstrahlen, Sekundärkühlung gespeicherter hochintensiver Elektronenstrahlen für ringbasierte Elektronenkühler und flexible OSC-Systeme zur verbesserten SR-Dämpfung gehören.

IOTA ist an jedem Hauptdipol mit Synchrotronstrahlungsmonitoren ausgestattet. Diese Stationen, die Blackfly-PGE-23S6M-C-Komplementärmetalloxid-Halbleiterkameras (CMOS) verwenden und eine Vergrößerung von etwa eins haben, werden zur Aufzeichnung direkter Querbilder der Strahlverteilung verwendet. Für die OSC-Experimente wurde die M2R-Station mithilfe zweier Hardware-Verbesserungen für eine höhere Auflösung aufgerüstet: der Unterdrückung von vertikal polarisiertem Licht (Thorlabs PBSW-405) und der Verwendung eines Schmalbandfilters (Thorlabs FBH405-10). Obwohl das emittierte vertikal polarisierte Licht schwach ist, vergrößert es die beugungsbegrenzte Punktgröße um etwa 20 %. Die Wellenlänge des Schmalbandfilters wurde so kurz wie möglich gehalten und gleichzeitig eine hohe Quanteneffizienz im Kamerasensor beibehalten. Der Filter reduzierte den Beugungsbeitrag langwelliger Strahlung und den Beitrag der Linsenchromatizität kurzwelliger Strahlung. Berechnungen deuten darauf hin, dass diese Maßnahmen den Beugungsbeitrag um fast den Faktor zwei reduzierten. Um das Strahlbild zu fokussieren, wurde die Längsposition jeder Kamera angepasst, um die gemessene Strahlgröße zu minimieren; Der vertikalen Größe wurde der Vorzug gegeben, da Tiefenschärfeeffekte in der horizontalen Größe aufgrund der horizontalen Krümmung der Strahlbahn stärker ausgeprägt sind. „Hot“-Pixel in den M2R-Projektionen wurden mithilfe eines Peak-Detection-Algorithmus ausgewählt und durch den Durchschnitt ihrer nächsten Nachbarn ersetzt. Die Beugungskorrekturen der gemessenen Strahlgrößen wurden experimentell für die Messstationen M2R und M1L ermittelt, indem eine einzige Korrektur an die Kühl-, Heiz- und No-OSC-Konfigurationen für verschiedene Strahlströme angepasst wurde. Beispiele für die gemessenen und korrigierten Strahlgrößen sind für Beispieldaten in Abb. 1 der erweiterten Daten dargestellt. Die experimentell ermittelten Korrekturen liegen nahe an den theoretischen Schätzungen von 15 μm bzw. 31 μm für M2R und M1L.

Der OSC-Einsatz ist mit einem laserbasierten Ausrichtungssystem ausgestattet, das die Ausrichtung von Diagnosesystemen und die Manipulation des CO für die OSC-Abstimmung unterstützt. Das System besteht aus einem Helium-Neon-Laser (632,8 nm), dessen Achse durch zwei vermessene Nadellöcher an beiden Enden des OSC-Einsatzes ausgerichtet ist. Die Querpositionierungsfehler der Pinholes betragen ca. ±50 μm. Ein Satz luftseitiger Anpassungsoptiken wird verwendet, um den Ausrichtungslaser auf die Mitte des PU zu fokussieren. Der Laser wird dann durch die Vakuumoptik und alle nachgeschalteten Diagnoseleitungen weitergeleitet, um Submillimeterbilder auf den unten beschriebenen Undulatorstrahlungskameras (UR) zu erzeugen. Vor den OSC-Experimenten wurde der CO-Wert mithilfe der Quad-Zentrierung auf einige hundert Mikrometer korrigiert, und die Gitterfunktionen wurden mithilfe von Standardtechniken auf mehrere Prozent korrigiert40,41.

Die In-Vakuum-Linse und die Verzögerungsplatten werden aus CORNING-HPFS-7980 hergestellt, das vor allem wegen seiner Dispersion bei niedriger Gruppengeschwindigkeit im interessierenden Wellenlängenbereich ausgewählt wurde. Das Objektiv ist für das Grundband des UR (950–1.400 nm) entspiegelt und hat eine freie Apertur von ca. 13 mm, was einem Akzeptanzwinkel für die PU-Strahlung von ca. 3,5 mrad entspricht. Die Linsenposition kann in sechs Freiheitsgraden (<±10 nm in Positionen und <±15 μrad in Winkeln) mithilfe eines piezoelektrischen Manipulators im Vakuum (Smaract Smarpod 70.42) eingestellt werden, der im geschlossenen Regelkreis arbeitet. Die Verzögerungsplatten haben eine zentrale Dicke von 250 μm und die typische Abweichung gegenüber den 25-mm-Platten wurde mittels Haidinger-Interferometrie mit etwa 100 nm gemessen. Die nominelle Ausrichtung der Verzögerungsplatten liegt in der Nähe des Brewster-Winkels, um Reflexionsverluste des PU-Lichts zu reduzieren. Das Verzögerungssystem verwendet zwei rotierende Piezostufen mit geschlossenem Regelkreis (Smaract SR-2013), um eine unabhängige Drehung der beiden Verzögerungsplatten zu ermöglichen. Die Verzögerung kann über einen gesamten Bereich von etwa 0,1 mm mit einer Präzision von etwa 10 nm eingestellt werden. Obwohl die absoluten Winkel (d. h. relativ zur OSC-Ausrichtungsachse) der Platten nicht bekannt sind, kann ein Verzögerungsmodell an die Periodizität der OSC-Kühlkraft für einen kontinuierlichen Winkelscan angepasst werden.

Die Bildgebung der Strahlung von PU und KU bietet wichtige diagnostische Möglichkeiten. Die Undulatoren erzeugen eine Strahlungswellenlänge auf der Achse, die durch λr = lu(1 + K2/2)/2nγ2 gegeben ist, wobei lu die Undulatorperiode ist, n die Harmonische der Strahlung ist, γ der Lorentz-Faktor ist, K = qe Blu/ 2πmec ist der Undulatorparameter, qe ist die Elektronenladung, B ist das Spitzenmagnetfeld auf der Achse, me ist die Ruhemasse des Elektrons und c ist die Lichtgeschwindigkeit. Eine Leuchtbox am M4L-Dipol enthält alle Diagnosesysteme für die KU- und PU-Strahlung. Zwei Blackfly-PGE-23S6M-C CMOS-Kameras werden in Kombination mit einem Filterrad verwendet, um die Grundwelle, die zweite oder dritte Harmonische von KU und PU abzubilden. Diese UR-Kameras befinden sich auf zwei separaten Bildebenen, die unterschiedlichen Standorten innerhalb der KU entsprechen. Da sich die In-Vakuum-Linse in einer 2f-Relaiskonfiguration befindet, wird das PU-Licht mit einer annähernd negativen Identitätstransformation in die KU abgebildet. Das Bildgebungssystem erzeugt dann ein einzelnes, relativ scharfes Bild des Strahls sowohl für PU als auch für KU von der entsprechenden Quellenebene. In Verbindung mit dem Ausrichtungssystem können diese Bilder verwendet werden, um die Flugbahnfehler der geschlossenen Umlaufbahn in beiden Undulatoren abzuschätzen. Um das Konzept zu validieren, wurde im Synchrotron Radiation Workshop42 die Ausbreitung realistischer UR durch das gesamte Bildgebungssystem durchgeführt. In der Praxis ermöglicht die gleichzeitige Abbildung der KU- und PU-Strahlung aus derselben Quellenebene in der KU eine einfache, grobe Ausrichtung der geschlossenen KU-Umlaufbahn mit der PU-Strahlung, die neben der Längsausrichtung die Hauptvoraussetzung für die Etablierung der OSC-Wechselwirkung ist. Die Kameras verfügen über eine ausreichende Infrarot-Quanteneffizienz, um die Interferenz der Grundstrahlung direkt abzubilden, was auf eine erfolgreiche Längsausrichtung hinweist.

Zur Messung der Längsverteilung des Strahls während der OSC-Experimente wurde eine Hamamatsu-Dual-Sweep-Streak-Kamera Modell C5680 mit einer vertikalen Synchroscan-Ablenkeinheit (M5675) verwendet. Als Detektorelement wurde eine Blackfly-PGE-23S6M-C CMOS-Kamera verwendet und das System über dem M3R-Dipol installiert. Ein nichtpolarisierender 50/50-Strahlteiler wurde verwendet, um die Hälfte des SR vom vorhandenen M3R SR-Strahlpositionsmonitor zum Eintrittsspalt der Streak-Kamera zu leiten. Ein externer Taktgenerator war phasensynchronisiert mit der Radiofrequenz der vierten Harmonischen von IOTA (30 MHz) und wurde verwendet, um die Abtastung der Streak-Kamera bei der elften Harmonischen (82,5 MHz) der Zirkulationsfrequenz des Strahls (7,5 MHz) anzutreiben. Um das Streak-Kamerabild (Pikosekunden pro Pixel) zu kalibrieren, wurde die Hochfrequenzspannung von IOTA zunächst mithilfe eines Wandstrommonitors kalibriert, um Verschiebungen in der Synchronphase des Strahls für verschiedene Spannungseinstellungen zu messen. Anschließend wurden Messungen der Synchrotronfrequenz (durch resonante Anregung des Strahls) als Funktion der Spannungseinstellung durchgeführt, was einen kleinen Korrekturfaktor für die Impulsverdichtung (+15 %) ergab. Dieser Wert reagiert sehr empfindlich auf Fokussierungsfehler im niedrig emittierenden Gitter, das für die OSC-Studien entwickelt wurde. Abschließend wurde der Kalibrierungsfaktor der Streak-Kamera durch Anpassen der gemessenen Längsstrahlposition als Funktion der Spannung bestimmt. Am Rand des Sichtfelds des Systems wurde eine leichte Nichtlinearität beobachtet. Dies wurde korrigiert, indem die Längsverteilung des Strahls relativ zu seiner Mitte für OSC im Heizmodus symmetrisch gemacht wurde, wo die Amplituden am größten waren und die Bündellängen kaum in das Sichtfeld passten. Erweiterte Daten Abb. 2 zeigt ein Beispiel der Längsverteilung vor und nach der Korrektur.

Die Schikanendipole werden paarweise über spezielle Stromregler (BiRa Systems PCRC) mit einer Welligkeit plus Rauschen auf dem 1 × 10−5-Niveau (rms) und einer Langzeitstabilität von einigen Teilen pro Million versorgt. Dadurch wird sichergestellt, dass die Nennphase der OSC-Kraft stabil bleibt, da die Strahlpartikel sie über viele Umdrehungen hinweg abtasten. Es ist zu beachten, dass die Regulierung auf dem mittleren 10-5-Niveau effektiven Impulsfehlern entspricht, die mit der natürlichen Impulsausbreitung des Strahls vergleichbar sind. Die Regulierung der Hauptstromversorgung, die die Dipole von IOTA speist, wurde ebenfalls auf eine vergleichbare Stabilität verbessert. Dies war für IOTA erforderlich, da die Strahlenergie als Elektronensynchrotron mit fester Radiofrequenz in direktem Zusammenhang mit dem Magnetfeld in den Dipolen des Rings steht; daher führen Variationen des Biegefeldes zu Variationen der Partikelverzögerung.

Der Energieaustausch zwischen den Partikeln und ihren PU-Strahlungsfeldern im KU ist ein Längseffekt; Wie im nächsten Abschnitt beschrieben, kann jedoch das Vorhandensein einer Dispersion in den Undulatoren genutzt werden, um die Kühlkraft in die transversalen Phasenebenen einzukoppeln. In dem hier beschriebenen System ist diese Kopplung (längs nach horizontal) durch Anregung eines einzelnen Quadrupols in der Mitte des OSC-Bypasses stufenlos einstellbar. Der Betrieb des Speicherrings auf einer transversalen Kopplungsresonanz, in unserem Fall einer Differenzresonanz mit Betatron-Tönen (d. h. der Anzahl der Betatronschwingungen pro Umdrehung) von Qx = 5,42 und Qy = 2,42, teilt die Strahlemission sowie die Kühlung und Erwärmung zwischen den auf horizontale und vertikale Ebenen. Diese Kombination aus Bypass und Gitterkopplung ermöglicht eine vollständige dreidimensionale Kühlung des Strahls mithilfe von OSC. Um das Gitter zu koppeln, wurde die Ringoptik korrigiert, um die Aufteilung zwischen den Bruchteilen der Betatronmelodien zu minimieren (ΔQ < 0,005), und dann wurde eine starke Querkopplung durch Anregung eines einzelnen Schrägquadrupols in einem Bereich mit Nulldispersion eingeführt.

Für die Ableitung der OSC-Kühlraten verweisen wir den Leser auf Lit. 9. Hier fassen wir nur die wichtigsten Ergebnisse zusammen, die für die Analyse der experimentellen Daten erforderlich sind. Für eine relativ kleine Impulsabweichung kann der Längsstoß, den ein Teilchen erfährt, angenähert werden als:

Dabei ist κ der maximale Kick-Wert, k0 = 2π/λr die Strahlungswellenzahl, s die Längsverschiebung des Partikels auf dem Weg vom PU zum KU relativ zum Referenzteilchen, das einen Kick von Null ergibt, und u(s). eine Hüllkurvenfunktion mit u(0) = 1 und u(s) = 0 für |s| > Nuλr, das ist die Bandbreite des integrierten Systems. Die Auswirkungen der Hüllkurvenfunktion sind in Abb. 3c zu sehen. In der linearen Näherung kann man schreiben

wobei M5n die Elemente der 6 × 6-Transfermatrix vom Pick-up zum Kicker sind und x, θx und Δp/p die Teilchenkoordinate, der Winkel und die relative Impulsabweichung im PU-Zentrum sind. Um die Längsabkühlungsrate für Bewegungen mit kleiner Amplitude zu ermitteln, belassen wir in Gleichung (1) nur den linearen Term in ks und setzen u(s) = 1. Die Längsabkühlungsrate ergibt sich direkt als

wobei D und D′ = dD/ds die Ringdispersion und ihre longitudinale Ableitung an der PU sind. Hier schließen wir auch ein, dass für reine Längsbewegung x = D(Δp/p) und θx = D′(Δp/p) gilt. Unter Verwendung der symplektischen Störungstheorie und des Raten-Summen-Theorems43 erhält man dann, dass die Summe der Abkühlungsraten (in der Amplitude) gleich der longitudinalen Abkühlungsrate ohne x-s-Kopplung ist:

Dabei sind λ1 und λ2 die Abkühlgeschwindigkeiten der beiden Betatron-Moden, λs die Abkühlgeschwindigkeit der Längsbewegung und f0 die Umlauffrequenz im Speicherring.

Im allgemeinen Fall einer willkürlichen x-y-Kopplung haben die Abkühlungsraten für die Transversalmoden lange Ausdrücke; Für den Fall des Betriebs an der Kopplungsresonanz sind die Abkühlgeschwindigkeiten zweier Transversalmoden jedoch gleich und lassen sich kompakt darstellen. In diesem Fall erhält man durch Kombination der Gleichungen (3) und (4).

Die in Gleichung (1) dargestellte harmonische Abhängigkeit der Kühlkraft von der Impulsabweichung führt zu einer Verringerung der Abkühlgeschwindigkeiten mit zunehmender Amplitude. Mittelung über Betatron- (transversal) und Synchrotron-(longitudinal) Schwingungen ergibt die Abhängigkeit der Abkühlgeschwindigkeiten von den Teilchenamplituden:

Dabei ist Jn die Bessel-Funktion n-ter Ordnung erster Art, a1, a2, und as sind die dimensionslosen Amplituden der Längsverschiebung des Teilchens im Kicker im Zusammenhang mit den Schwingungen in der entsprechenden Ebene. Sie werden in Einheiten der Phase des elektromagnetischen Feldes ausgedrückt durch

Dabei ist (Δp/p)max die Amplitude der Synchrotronbewegung, ε1 und ε2 die verallgemeinerten Courant-Snyder-Invarianten (Einzelteilchenemissionen) und β1x, β2x, α1x, α2x und u die definierten vierdimensionalen Twiss-Parameter in Abschnitt 2.2.5 von Ref. 43. Die Abkühlungsraten in Gleichung (6) schwanken mit den Partikelamplituden, und als Folge davon können Partikel bei großen Amplituden durch die OSC-Kraft eingefangen werden. Die Anforderung einer gleichzeitigen Dämpfung für alle Freiheitsgrade bestimmt die Kühlakzeptanzen, sodass ai ≤ μ01 ≈ 2,405, i = 1, 2, s; wobei μ01 die erste Wurzel der Bessel-Funktion J0(x) ist. Wenn Schwingungen nur in einem Freiheitsgrad auftreten, ist der Abkühlungsbereich größer: ai ≤ μ11 ≈ 3,83, wobei μ11 die erste Nicht-Null-Wurzel der Bessel-Funktion J1(x) ist.

Obwohl die OSC-Raten mit kleiner Amplitude die SR-Kühlraten bei weitem übersteigen, ist die Berücksichtigung von SR wichtig, um das beobachtete Strahlverhalten zu verstehen. In diesem Fall beträgt die Gesamtabkühlungsrate für den n-ten Freiheitsgrad:

Dabei ist Rnτ das Verhältnis der OSC-Rate mit kleiner Amplitude zur SR-Kühlrate für den n-ten Freiheitsgrad, m und k sind die anderen Freiheitsgrade und die Bezeichnung τ wird verwendet, um ein Verhältnis der Kühlraten anzugeben. In unseren Messungen mit der Antidämpfungs-OSC-Phase sind die dimensionslosen Amplituden der Betatronbewegung viel kleiner als eins. Für longitudinale OSC im Antidämpfungsmodus erhält man dann die Abhängigkeit der longitudinalen Abkühlrate von der dimensionslosen Amplitude der Synchrotronbewegung als:

Folglich wird die Gleichgewichtsamplitude durch die folgende Gleichung bestimmt: as = 2RsτJ1(as). Erweiterte Daten Abb. 3 zeigt die Abhängigkeit der Längsabkühlungsraten für OSC im Dämpfungs- und Antidämpfungsmodus für die gemessenen Parameter von OSC. Für beide Modi gibt es nur einen Gleichgewichtspunkt: as = 0 für den Dämpfungsmodus und as = 3,273 für den Antidämpfungsmodus.

Für einen sehr kleinen Strahlstrom, bei dem IBS vernachlässigbar ist, wird die Wachstumsrate der effektiven Emission einer Bewegung mit kleiner Amplitude durch die folgende Gleichung bestimmt:

Hier ist Bn die Diffusion, die durch Schwankungen der SR-Emission und Streuung an Restgasmolekülen angetrieben wird und daher nicht von den Strahlparametern abhängt. Im Gleichgewicht bestimmt Gleichung (10) die Abkühlungsrate, \({\lambda }_{n}={B}_{n}/2{\varepsilon }_{n},\) und eine einfache Möglichkeit, diese zu berechnen Abkühlrate aus dem Verhältnis der RMS-Strahlgrößen mit (σn) und ohne (σn0) OSC:

wobei λn0 die Dämpfungsrate ohne OSC ist. Obwohl alle berichteten OSC-Messungen mit einem kleinen Strahlstrom (ca. 50–150 nA) durchgeführt wurden, war IBS bei einem großen Teil der Messungen nicht vernachlässigbar; Daher verwenden wir ein vereinfachtes IBS-Modell, um Korrekturen der Abkühlraten zu berechnen, die weitgehend unabhängig von den genauen Strahlparametern sind44. Wir fügen den IBS-Term auf der rechten Seite von Gleichung (10) hinzu:

Dabei ist ε⊥ = ε1 = ε2 die rms-Queremission, εs die rms-Längsemission und die Konstante An wird aus den Messungen bestimmt.

Um An zu finden, nutzen wir die Tatsache, dass die RMS-Strahlgrößen zu Beginn und am Ende des OSC-Sweeps, der etwa 1.000 s andauert, unterschiedlich sind. Für die in Abb. 3 dargestellte Messung ergibt die gemessene Strahllebensdauer von 17 min ein Verhältnis der Strahlströme zu Beginn und am Ende der Messung zu RN = 2,5. Mit einigen algebraischen Manipulationen kann man das Verhältnis der gemessenen Strahlgrößen am Sweep-Ende, σn2, zu den Strahlgrößen, die ohne IBS gemessen würden, σn0, durch die Verhältnisse anderer gemessener Parameter wie folgt ausdrücken:

Dabei ist (σv1/σv2) das Verhältnis der anfänglichen und endgültigen vertikalen Strahlgröße, (σs1/σs2) das gleiche Maß für die Bündellängen, die Emittanzen beider Transversalmoden werden als gleich angenommen und wir haben ε⊥1 verwendet /ε⊥2 = (σv1/σv2)2. Für diese Experimente betragen die ungefähren Verhältnisse der Strahlgrößen (vor und nach dem Sweep): (σv1/σv2) = 1,09 und (σs1/σs2) = 1,1; das ergibt (σv0/σv2)2 = 0,745.

Im nächsten Schritt ermitteln wir das Verhältnis der Abkühlraten mit und ohne OSC. Ähnliche Manipulationen mit Gleichung (12) ergeben eine verbesserte Version von Gleichung (11):

Dabei ist σvSR/σvOSC das Verhältnis der gemessenen Strahlgrößen ohne bzw. mit OSC, σsSR/σsOSC ist für die Bündellängen gleich. Für die hier vorgestellten Messungen gilt σvSR/σvOSC = 1,51 und σsSR/σsOSC = 2,5, was λvOSC/λvSR = 2,94 ergibt. Ähnliche Berechnungen für die Längskühlungsausbeute λsOSC/λsSR = 8,06. Die typische tägliche Schwankung der Raten lag aufgrund von Schwankungen in der Gesamtabstimmung und Ausrichtung des OSC-Systems und des CO bei etwa 10 %; Die Leistung war jedoch während jeder Betriebssitzung stabil und nur selten waren geringfügige Optimierungen erforderlich.

Anpassungen an die vertikalen Verteilungen in Abb. 4 zeigen zwei bemerkenswerte Merkmale: (1) Die Gleichgewichtsgröße im OSC-Off-Fall ist etwa doppelt so groß wie erwartet9 und (2) die Verteilungen weisen in beiden Fällen nicht-gaußsche Enden auf. mit und ohne OSC. Beide Beobachtungen stimmen mit der Streuung durch Restgasmoleküle überein. Der durchschnittliche Vakuumdruck im Speicherring, der aus der Vergrößerung der Strahlgröße geschätzt wird, beträgt etwa 3,7 × 10−8 Torr atomares Wasserstoffäquivalent und stimmt mit der Vakuumschätzung des vorherigen IOTA-Laufs mit einer Genauigkeit von etwa 15 % überein45. Die vertikale Akzeptanz des Speicherrings ist kleiner als die horizontale Akzeptanz und wird anhand der Strahllebensdauer auf etwa 3 μm geschätzt, was etwa 50 % des Auslegungswerts entspricht und den Kühlbereich (Tabelle 1) um etwa den Faktor 40 überschreitet .

Eine wahrscheinliche Ursache für die offensichtliche Diskrepanz in der Abkühlgeschwindigkeit ist eine verringerte physikalische Apertur für das PU-Licht aufgrund von Fehlausrichtungen der Vakuumkammern und des Strahls. Vorläufige Simulationen, die auf dreidimensionalen Scans des integrierten Geräts basieren, legen nahe, dass etwa 30–40 % des Unterschieds auf diese Weise erklärt werden könnten. Weitere potenzielle Ursachen können Nichtlinearitäten in der Bypass-Kartierung, die Möglichkeit verzerrter CO-Trajektorien in den Undulatoren aufgrund der Sättigung in den Stahlmasten und ein verringerter Energieaustausch aufgrund der endlichen Strahlungsfleckgröße im KU sein, der durch die Vergrößerung des Strahls noch verschärft wird Größe aufgrund der Restgasstreuung.

Bezüglich der Längs-Quer-Kopplung würde das gemessene Verhältnis (1:0,34) einer Anregung des Kopplungsquadrupols mit etwa der Hälfte seiner Nennstärke entsprechen. Dies deutet auf das Vorhandensein zusätzlicher Kopplungsterme im Bypass und/oder auf Abweichungen der Gitteroptikfunktionen vom Modell hin; In zweidimensionalen OSC-Experimenten, über die hier nicht berichtet wird, wurde jedoch die Kopplungsquad-Anregung verdoppelt und ein Kopplungsverhältnis näher an Eins erreicht.

Die Datensätze für die gemeldeten Experimente sind im Zenodo-Repository unter https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557 verfügbar.

Code, der die Verarbeitung und Analyse der gemeldeten Daten unterstützt, ist im Zenodo-Repository unter https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557 verfügbar.

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Wir danken D. Frank, M. Obrycki, R. Espinoza, N. Eddy und J. You für technische und Hardware-Unterstützung; B. Cathey für die Betriebsunterstützung; und M. Zolotorev, M. Andorf, A. Lumpkin, J. Wurtele, A. Charman und G. Penn für Diskussionen. Dieses Manuskript wurde von der Fermi Research Alliance, LLC unter der Vertragsnummer DE-AC02-07CH11359 mit dem US Department of Energy Office of Science, Office of High Energy Physics, verfasst. Diese Arbeit wurde auch durch den Vertrag des US-Energieministeriums mit der Nummer DE-SC0018656 mit der Northern Illinois University und durch die US National Science Foundation unter der Auszeichnung PHY-1549132, dem Center for Bright Beams, unterstützt.

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VL initiierte das IOTA OSC-Programm, leitete das OSC-Konzeptdesign und die Datenanalyse und unterstützte die experimentellen Messungen. JJ leitete den Entwurf, die Simulation, die Integration und den experimentellen Betrieb der OSC-Geräte und Diagnosesysteme und unterstützte den konzeptionellen Entwurf und die Datenanalyse des OSC. AR unterstützte das OSC-Konzeptdesign, die Hardwareentwicklung und experimentelle Messungen und leitete die Inbetriebnahme der OSC-Gitter. AV und JS unterstützten den Betrieb des IOTA-Rings. AV, JS, AR, GS und DB unterstützten die Integration der OSC-Hardware. Die DB unterstützte die Integration und den Betrieb der OSC-Motion-Systeme. JR unterstützte den konzeptionellen Entwurf sowie die Simulation und Entwicklung der OSC-Lichtoptik und -Diagnose. DE unterstützte den Betrieb von Diagnosesystemen. KC unterstützte die Integration und den Betrieb der HF- und Stromversorgungssysteme. HP unterstützte das Design, die Modellierung und die Herstellung der OSC-Vakuumsysteme. GS und IL unterstützten die OSC-Mess- und Diagnosesysteme. AD und PP unterstützten die Entwicklung des optischen Verzögerungssystems. SN und AV initiierten das IOTA-Forschungsprogramm, leiteten den Entwurf und die Konstruktion des IOTA-Rings und leisteten programmatische Anleitung und Unterstützung. SC stellte technische und akademische Beratung, Hardware-Support und Senior-Mentoring zur Verfügung. Alle Autoren nahmen an Gruppendiskussionen teil, die als Orientierung für verschiedene Aspekte des OSC-Programms dienten. Das Manuskript wurde von JJ und VL verfasst. Alle Autoren haben zur Bearbeitung des Manuskripts beigetragen.

Korrespondenz mit J. Jarvis oder V. Lebedev.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature dankt Markus Steck und den anderen, anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Reviewer-Berichte sind verfügbar.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

Beispiele für gemessene vertikale RMS-Strahlgrößen mit und ohne OSC für M2R- (Kreise) und M1L- (Dreiecke) Synchrotronstrahlungsmonitore; gefüllt - unkorrigierte Messungen; ungefüllt – beugungskorrigierte Messungen als \(\sqrt{{\sigma }^{2}-{D}^{2}}\). Die Beugungskorrekturen betragen: D = 15 μm für den M2R-Monitor und D = 31 μm für den M1L-Monitor. Die Daten für den M1L-Monitor wurden unter Verwendung des Verhältnisses der M2R- zu M1L-Betafunktionen auf den M2R-Standort skaliert. Die Beugungskorrektur auf die M1L-Größe wurde vor der Skalierung der Größe auf die M2R-Position angewendet.

Längsverteilung vor (gepunktet) und nach (durchgezogen) Korrektur der Streak-Kamera-Nichtlinearität für den OSC im Antidämpfungsmodus.

Gesamte Längsdämpfungsraten (durchgezogen) und Antidämpfungsraten (gestrichelt) als Funktion der normalisierten Synchrotronamplitude. Die Raten sind auf die Stärke der longitudinalen Synchrotronstrahlungsdämpfung normiert.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Jarvis, J., Lebedev, V., Romanov, A. et al. Experimentelle Demonstration optischer stochastischer Kühlung. Natur 608, 287–292 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04969-7

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Eingegangen: 16. März 2022

Angenommen: 13. Juni 2022

Veröffentlicht: 10. August 2022

Ausgabedatum: 11. August 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04969-7

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