Herstellung einer gewellten THz-Wakefield-Struktur und deren Hochleistungstest

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 3207 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Eine Autorenkorrektur zu diesem Artikel wurde am 14. März 2023 veröffentlicht

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Wir stellen den Gesamtprozess zur Entwicklung einer Terahertz (THz)-Wellstruktur und die Ergebnisse seiner strahlbasierten Messung vor. Als erster Schritt zur Demonstration einer GW-THz-Strahlungsquelle und eines GV/m-THz-Wakefield-Beschleunigers wurden gewellte 0,2-THz-Strukturen im Stanzverfahren hergestellt. Aus einer OFHC (C10100)-Folie wurden durch Prägen 150 µm dicke Scheiben hergestellt. Zwei Arten von Scheiben wurden abwechselnd gestapelt, um eine 46-mm-Struktur mit \(\sim\) 170-Riffelungen zu bilden. Die kundenspezifische Baugruppe wurde entwickelt, um eine Diffusionsverbindung mit einer hochpräzisen Ausrichtung der Scheiben zu ermöglichen. Die Konformität der hergestellten Struktur wurde durch strahlbasierte Wakefield-Messungen in der Argonne Wakefield Accelerator Facility überprüft. Sowohl das gemessene Längs- als auch das Quer-Wakefield zeigten eine gute Übereinstimmung mit simulierten Wakefields. Die gemessenen Peakgradienten, 9,4 MV/m/nC für einen langen Einzelbündelzug und 35,4 MV/m/nC für einen Vierbündelzug, zeigten eine gute Übereinstimmung mit der Simulation.

Um die primäre Grenze herkömmlicher Linearbeschleuniger zu überwinden, wurden die Advanced Accelerator Concepts (AAC) vorgeschlagen und demonstriert, um zukünftige Energiegrenzkollider1,2,3,4,5,6 und kompakte, röntgenfreie Multistrahllinien zu realisieren Elektronenlaser7,8,9. Die Struktur-Wakefield-Beschleunigung (SWFA) ist eine AAC, die Teilchenstrahlen (= I) und hochohmige Strukturen (= R) nutzt, um intensive elektromagnetische Felder (= V) zu erzeugen, die als Wakefield bezeichnet werden10,11. Dieses intensive Wakefield kann entweder Teilchenstrahlen mit einem hohen Beschleunigungsgradienten beschleunigen oder Ziele für verschiedene Zwecke bestrahlen (z. B. Teilchenbeschleunigung12, THz-Pump-Probe13, zerstörungsfreie Untersuchung14 usw.).

In jüngster Zeit wurden vom Pohang Accelerator Laboratory und dem Argonne National Laboratory erhebliche Fortschritte erzielt. Während die meisten SWFA-Forschungen im Bereich von mehreren zehn Gigahertz [AWA] durchgeführt wurden, haben wir die Herstellung und den Hochleistungstest einer Terahertz-Struktur (THz) demonstriert, die aufgrund ihrer Machbarkeit, Gigawatt- oder GV/m-Klasse zu erreichen, zunehmend Aufmerksamkeit erregt12 ,15,16,17. Wir haben eine zylindrische Wellstruktur hergestellt, die eine der repräsentativsten Strukturen für SWFA ist. Als erster Schritt in Richtung Gigawatt und GV/m (d. h. THz-SWFA mit entspannten Abmessungen) wurde die Wellstruktur \(\sim\) 0,2 THz im Stanzverfahren hergestellt.

Toleranzsimulation durch CST Particle Studio. Bearbeitungsfehler und Querversätze jeder Scheibe werden innerhalb des vorgegebenen Bereichs zufällig bereitgestellt. Der Referenzfall (rot) zeigt symmetrische Spitzen um 0,206 THz. Die Zufallsfehler mit 10 \(\upmu\)m (grün) und 20 \(\upmu\)m (blau) zeigen verschobene und unvorhersehbare Spektren.

Bei der Stanzprägemethode werden durch Prägen einer Kupferfolie zwei Ringe erzeugt, die eine einzige Wellenperiode bilden. Aufgrund der bemerkenswert großen Anzahl winziger Wellen in der Struktur ist es eine geeignetere neue Methode zur Herstellung gewellter THz-Strukturen als herkömmliche Methoden. Während eine herkömmliche Beschleunigungssäule höchstens 20 Iris hat (z. B. hat eine 1 m lange L-Band-Beschleunigungssäule 7 Iris18), hat die von uns hergestellte Struktur \(\sim\) 170 Wellen in 46 mm. Dabei hat die Qualität der Wellung (z. B. Bearbeitungsfehler, Rechtwinkligkeit, Konzentrizität) erheblichen Einfluss auf das Wakefield innerhalb der Struktur; siehe Abb. 1. Die in Abb. 1 dargestellten Strukturen mit Fehlern sind Beispiele. Sie zeigen jedoch, dass die Fehler möglichst klein sein sollten und die Toleranz weniger als 0,5\(\%\) der Blendengröße beträgt. Es ist schwierig, mit herkömmlichen Methoden wie Schrumpfen, Elektroformen und Hartlöten eine so große Anzahl winziger Wellen mit hoher Präzision herzustellen19,20. Andererseits produziert das Stanzverfahren problemlos eine große Anzahl von Scheiben und kontrolliert die Qualität jeder Scheibe.

Hergestellte Wellstruktur und entsprechende simulierte Nachlaufimpedanz. (a) Ein Bild einer halbgeschnittenen Beschleunigersäule. Beachten Sie, dass es sich bei der Struktur im Bild nicht um die hochleistungsgetestete handelt. Obwohl das Design das gleiche war, kann es aufgrund des Polierprozesses zu Abweichungen in der Endabmessung kommen. (b) Längsschleppimpedanz des optimierten Designs. Impedanzspitzen liegen bei 0,20–0,21 THz.

Die Struktur wurde entwickelt, um ein Single-Mode- und ein High-Gradient-Wakefield zu erreichen. Wir haben die in Abb. 2a dargestellten Strukturparameter optimiert. Wellentiefe (d), Wellenbreite (w), Abstand zwischen Wellen (g) und Rundungsradius (r). Die Apertur (a) wurde auf 2 mm festgelegt, um den Teilchenstrahltransport für den Hochleistungstest zu erleichtern. Für die Optimierung wurden CST Microwave Studio21 und Particle Studio22 verwendet. Während der Optimierung haben wir ein ultrarelativistisches Gaußsches Bündel verwendet, dessen quadratischer Mittelwert (rms) Bündellänge 0,2 mm beträgt. Tabelle 1 und Abb. 2b zeigen die optimierte Dimension bzw. die entsprechende Nachlaufimpedanz.

Um die Struktur herzustellen, haben wir durch Stanzen zwei Arten von Scheiben hergestellt, die den gleichen Außendurchmesser (OD), aber unterschiedliche Innendurchmesser (ID) haben. Zur Herstellung der Scheiben wurde eine OFHC-Platte (C10100) verwendet, und die Gesamtzahl der Scheiben für eine Struktur betrug 355. Diese Scheiben wurden abwechselnd gestapelt, um die Riffelung in Abb. 2 zu bilden. Wie bereits erwähnt, hat die Fertigungsqualität einen erheblichen Einfluss auf die Leistung der Struktur. Ein Fehler bei der Festplattenausrichtung ist einer der Qualitätsfaktoren. Um den perfekten Kontakt und die perfekte Ausrichtung der Scheiben zu gewährleisten, wurden die Scheiben in einem handelsüblichen SS304-Rohr gestapelt. Der Außendurchmesser der Kupferscheiben wurde so hergestellt, dass er etwas größer ist als der Innendurchmesser des Rohrs. Anschließend wurden die Scheiben chemisch poliert, damit sie in das Rohr passten. Die durch das Polieren veränderte OD hängt von der Polierzeit, der Temperatur und der Konzentration der Säuremischung ab. Daher wurde die Polierzeit so gesteuert, dass der Spalt zwischen der Scheibe und dem Rohr innerhalb von 10 \(\upmu\)m blieb. Durch das chemische Polieren veränderten sich andere Abmessungen der Scheiben um ca. 20–30 \(\upmu\)m. Eine solche Änderung würde zu einer Frequenzverschiebung von einigen GHz führen.

Es ist erwähnenswert, dass kürzlich mehrere neue Methoden zur Herstellung der THz-Wellstruktur vorgeschlagen und untersucht wurden23. Das Stanzverfahren war eines davon. Die Umfrage ergab, dass das präzise Schneiden entlang des Innenumfangs und die Ausrichtung einer großen Anzahl von Scheiben, die für das Prägen erforderlich sind, eine Herausforderung darstellen. Daher haben wir die Innen- und Außenkanten zum Prägen mehrmals gepresst, anstatt sie mit nur einem Druck zu stanzen. Außerdem wurden die Kanten sowohl nach oben als auch nach unten gedrückt, damit die geprägten Kanten symmetrisch sein können. Darüber hinaus wurden die Scheiben chemisch poliert, um die Kanten von der Prägung zu befreien und eine bessere Ausrichtung und einen besseren Kontakt zwischen den Scheiben zu gewährleisten.

Bild und Schema eines Strukturaufbaus für das Diffusionsschweißen.

Die Scheiben sind nicht flach, sondern leicht konkav, da sie durch Stanzen hergestellt wurden. Um die engen und flachen Kontakte zwischen den Scheiben ohne Hohlräume herzustellen, ist es notwendig, mit einer angemessenen Kraft zu drücken. Wir haben eine Baugruppe zum Pressen der Scheiben entworfen, wie in Abb. 3 gezeigt. Zwei halbgeschnittene Halter von kovar24 werden mit zwei kundenspezifischen Flanschen an beiden Enden mithilfe von 8 SS304-Schrauben zusammengebaut. Die Wärmeausdehnung von Kovar ist geringer als die von Kupfer und SS304. Somit ist die thermische Ausdehnung der 8 Bolzen und Kovar-Halter kleiner als die Ausdehnung der gestapelten Scheiben und Flansche. Da die Bolzen die Flansche halten, drücken die Flansche auf die Scheiben, was dichte und flache Kontakte ohne Hohlräume gewährleistet. Beachten Sie, dass die Länge der Struktur 62,45 mm betrug. Bei einem Temperaturanstieg auf 820 °C betrug die Wärmeausdehnung von Kupferscheiben+Flanschen 0,93 mm. Andererseits betrug die Wärmeausdehnung von Bolzen+Haltern 0,77 mm. Durch die hohe Temperatur und den Druck wurden Kupferscheiben diffusionsverbunden und die maßgefertigten SS304-Flansche an das Rohr gelötet. Diese gelöteten Flansche gewährleisten den vakuumdichten Zustand der Strukturbaugruppe.

Die hergestellte Struktur wurde experimentell mithilfe von Elektronenstrahlen untersucht. Wir haben longitudinale und transversale Wakefields gemessen und sie mit Simulationen verglichen. Das longitudinale Wakefield wurde mit der Projektionstechnik25,26 gemessen, die eine zeitaufgelöste Messung des longitudinalen Wakefields ermöglicht. Für die transversale Wakefield-Messung haben wir eine neue Projektionstechnik eingeführt, die der longitudinalen Messung ähnelt, sodass zeitaufgelöste Informationen gewonnen werden können.

Schematische Darstellung der experimentellen Strahllinie.

Einer der Schlüssel für die Projektionstechnik ist die gleichzeitige Einführung eines Strahls, der Wakefields antreibt, und eines langen Sondenstrahls. Auf diese Weise kann die Stärke des Wakefields anhand der Energie des Strahls oder transversaler Positionsänderungen bewertet werden. Der ultraviolette Laser wurde mithilfe des Strahlteilers in zwei Laserimpulse aufgeteilt, um die Antriebs- und Sondenelektronenstrahlen zu erzeugen. Die zeitliche Länge des Quelllaserpulses betrug etwa 300 fs quadratischer Mittelwert (rms). Da in der Strahllinie kein anderer Mechanismus zur Elektronenstrahlkomprimierung vorhanden war (siehe Abb. 4), wurde der 300-fs-Impuls direkt zur Erzeugung des Antriebsstrahls verwendet, während fünf \(\alpha\)-BBO-Kristalle eingeführt wurden, um die Länge eines Laserimpulses zu verlängern Sondenstrahl auf 6 ps27. Der Laserpfad für den Sondenstrahl enthielt auch eine motorisierte Verzögerungsleitung, um dessen relative Zeitsteuerung zum Antriebslaserimpuls zu steuern. Mit dieser Verzögerungssteuerungsfunktion wurden insgesamt drei Zyklen von Wakefields hinter dem Antriebsstrahl gemessen.

Die Antriebs- und Sondenstrahlen wurden durch L-Band-HF-Beschleunigungshohlräume beschleunigt. Die Energie der Strahlen wurde auf 45,2 MeV erhöht. Vor der gewellten Struktur befanden sich drei Quadrupolmagnete, um die Strahlen sowohl in der x- als auch in der y-Ebene zu fokussieren. Entlang des Strahlengangs wurden drei Yttrium-Aluminium-Granat-Schirme (YAG) installiert (siehe Abb. 4), um die Strahlhülle zu bewerten. Der Bereich stromabwärts der Struktur war ein Diagnosebereich für die Wakefield-Messung. Die Struktur wurde an einem motorisierten Aktuator befestigt, so dass sie während des Experiments ein- und ausgefahren werden kann. Das Stützsystem verfügte über eine Schiene, um die vertikale Position der Struktur während des Einsetzens und Herausziehens zu sichern.

Ein transversaler Ablenkhohlraum (TDC) und ein rechteckiger Dipolmagnet (SPE) wurden verwendet, um die zeitliche und spektrale Verteilung des Strahls auf einen YAG-Bildschirm (YAG5) zu projizieren. Quadrupolmagnete vor dem TDC fokussieren den Strahl quer, um die Auflösung zu maximieren. Vor dem TDC befand sich ein horizontaler Schlitz, um das Wachstum der Energieausbreitung durch den Panofsky-Wenzel-Effekt26 zu minimieren.

Zeitaufgelöste longitudinale Wakefield-Messung. (a,b) Längsphasenräume mit bzw. ohne gewellte Struktur. (c) Der Vergleich des gemessenen longitudinalen Wakefields (blau-durchgezogen) und des simulierten Wakefields (rot-gestrichelt). Der blaue Farbton entspricht dem statistischen Fehler \(\pm 1\sigma\).

Die Felder a und b in Abbildung 5 zeigen gemessene longitudinale Phasenräume mit bzw. ohne Struktur. Hier haben wir Schnappschüsse von jeder Sondenstrahl-Verzögerungsposition kombiniert, um eine vollständige 3-Zyklen-Ansicht zu bieten. Die tatsächliche Energieänderung im Sondenstrahl kann durch Subtraktion der Zeit-Energie-Korrelationskurven mit und ohne Struktur ermittelt werden. Da der Strahl ultrarelativistisch ist (\(\beta =0,99994\)), kann man davon ausgehen, dass sich das Längsstromprofil des Strahls innerhalb der Strukturlänge von 46 mm nicht ändert. Somit kann die Energieänderung dividiert durch die Strukturlänge als Beschleunigungsgradient des Wakefields betrachtet werden. Das Ergebnis ist in Abb. 5c (blau-durchgezogen) dargestellt. Die Ladung des Antriebsstrahls betrug \(0,992 \pm 0,004\) nC, und seine rms-Bündellänge und der entsprechende Bündelformfaktor, der die Fourier-Transformation des Stromprofils darstellt, betrugen 1,1 ps rms bzw. 0,3. Beachten Sie, dass der Beschleunigungsgradient proportional zur Ladung und zum Formfaktor ist.

Der maximale Energieverlust im Antriebsstrahl betrug 0,14 MeV und der maximale Energiegewinn hinter dem Antriebsstrahl betrug 0,43 MeV. Hier ist die Ladung des Sondenstrahls niedrig genug, um den Strahlbelastungseffekt zu ignorieren. Die Strukturlänge, die Ladung des Antriebsstrahls und der maximale Energiegewinn liefern den maximalen Beschleunigungsgradienten des Wakefields. Es betrug 9,4 MV/m/nC.

Das Wakefield einer beliebigen Ladungsverteilung kann als Faltung der Ladungsverteilung und der Wake-Funktion ausgedrückt werden, die ein Wakefield eines einzelnen Elektrons ist28. Daher haben wir das Wakefield mithilfe des aktuellen Profils des gemessenen Antriebsstrahls und einer Wake-Funktion aus einem Simulationscode namens ECHO2D29 berechnet. Da die Messung mit einem großen radialen Versatz einherging, regte der Strahl azimutale Moden höherer Ordnung (HOMs) an. Wir haben in der Simulation einen konstanten Versatz von 480 \(\upmu\)m angenommen. Das Simulationsergebnis wird als rote gestrichelte Kurve in Bild c dargestellt und zeigt eine gute Übereinstimmung mit der Messung.

Die erwarteten Impedanzspitzen bei 200–210 GHz wurden verschoben, und die 216-GHz-Frequenz bestimmte maßgeblich die Form des Wakefields. Aufgrund des Polierprozesses können die optimierten Abmessungen in Tabelle 1 wie bereits erwähnt geändert werden. Daher haben wir den Parameterraum untersucht und eine vernünftige Dimension erhalten, die innerhalb des erwarteten Dimensionsfehlerbereichs liegt und eine gute Übereinstimmung mit dem gemessenen Wakefield bietet. Die für die Simulation verwendeten Dimensionen sind in der dritten Spalte von Tabelle 1 angegeben.

Das transversale Wakefield ist ein weiterer wichtiger Faktor, der den Strahltransport in der Struktur charakterisiert. Die quantitative Messung des transversalen Wakefields ist nicht einfach, da sich sowohl der Antriebs- als auch der Sondenstrahl auf derselben Achse bewegen. Herkömmliche Techniken führen nach der Struktur einen ausreichend langen Raum ein, sodass die Impulsänderung durch das Nachlauffeld den Querversatz des Sondenstrahls erzeugt. Diese Methode funktioniert jedoch nicht, wenn der Tritt schwach ist oder die Bewegungsstrecke nicht lang genug ist. Daher haben wir eine neue Technik ausprobiert, um eine Momentaufnahme der t-x-Verteilung des Strahls zu erhalten (x ist die Ebene, auf die wir den Versatz anwenden, damit das transversale Wakefield den Strahl trifft).

Zeitaufgelöste transversale Wakefield-Messung. (a,b) x-t-Verteilung des Balkens mit bzw. ohne gewellte Struktur. (c) Der Vergleich des gemessenen transversalen Wakefields (blau-durchgezogen) und des simulierten Wakefields (rot-gestrichelt). Der blaue Farbton entspricht dem statistischen Fehler \(\pm 1\sigma\).

Wir haben die zeitliche Verteilung des Strahls mithilfe des TDC auf die y-Ebene projiziert. Im Gegensatz zur Längsmessung wurde der Dipolmagnet ausgeschaltet und Quadrupolmagnete (Q4–6) projizierten den Querimpuls des Strahls am Ausgang der Struktur auf den YAG-Bildschirm (YAG4). Die t-x-Verteilung des gemessenen Strahls mit und ohne Struktur ist in Abb. 6 a bzw. b dargestellt. Das Panel a ist der Fall, bei dem der Strahlengang einen horizontalen Versatz von 480 \(\upmu\)m von der Referenzhorizontalposition hatte, wodurch das transversale Wakefield minimiert wird. Ähnlich wie bei der Längsmessung können wir das transversale Wakefield erreichen, indem wir die t-x-Korrelationskurve von zwei Bildern subtrahieren.

Beachten Sie, dass der Partikeltransport ausgedrückt werden kann als:

Dabei ist x die horizontale Position des Teilchens und \(x'\) seine Divergenz. Die Quadrupol-Einstellung war bis zum Null-Term \(R_{11}\), dem Abbildungszustand für das transversale Wakefield, unvollständig. Die gemessenen Transfermatrixparameter betrugen R11 und R12 4,7 bzw. 0,52. Somit wird der verbleibende X-Term-Effekt im Bild kombiniert. Wir haben den Strahltransport mit erwarteten horizontalen und vertikalen Versätzen simuliert und die gemessene Übertragungsmatrix angewendet, um das projizierte Bild auf dem YAG-Bildschirm abzuschätzen und Verwirrung zu vermeiden. Das Ergebnis wird im Panel c angezeigt. Die blaue Kurve ist das gemessene transversale Wakefield und die rot gestrichelte Kurve ist die aus der Simulation. Gemessene und simulierte Wakefields zeigen eine gute Übereinstimmung. Ähnlich wie bei der Längsmessung hatten wir einen großen Versatz von 480 \(\upmu\)m. Dies ist groß genug, um starke HOMs einzuführen. Hier wird erwartet, dass das Verhältnis der HOMs 1,00:0,56:0,24 beträgt (Oktupol- oder höhere Moden konnten vernachlässigt werden). Diese starken HOMs führten zu Schlägen, die wir sowohl bei der Messung als auch bei der Simulation beobachten können; siehe Abb. 6.

Skalierung des erreichbaren Gradienten der hergestellten Struktur. Die Gradienten für den Bündelzug wurden bis zu vier Bündel gemessen (blauer Punkt, Tafel c), und das entsprechende gemessene Stromprofil ist in Tafel (a) zu sehen. Der Fall „Gemessenes Profil“ (roter Strich) in Tafel (c) zeigt den simulierten erreichbaren Gradienten. Für diese Simulation wurde das gemessene Stromprofil für ein einzelnes Bündel dupliziert, wie in Tafel (b) dargestellt. Der Fall „Kurz-Gauß-Funktion“ (roter Punkt) in Bild c zeigt die Simulation mit einer kurzen Gauß-Funktion, die den Bündelformfaktor 1 liefert.

Auch die Überlagerung des Wakefields wurde untersucht. Aufgrund einer hohen Gruppengeschwindigkeit (\(\ca.) 0,63c) dämpft das Wakefield schnell. Somit ist der Gradient des überlagerten Wakefields nicht proportional zur Anzahl der Pakete. Wir haben bis zu vier Bündel eingeführt, um diese nichtlineare Reaktion zu bestätigen. Das gemessene Stromprofil und die Gradienten sind in Abb. 7, Teil a und c, dargestellt. Beachten Sie, dass das Ladungsverhältnis zwischen den Bündeln 1:0,77:1,07:1 betrug. Aus diesem Grund überlappten sich die dritte und vierte Gruppe.

Diese aktuelle Profilmessung für vier Bündel könnte einen Pegelfehler von O(0,1)-ps aufweisen, da jedes Bündel über eine andere transversale Optik verfügt, was die Auflösung der Messung erheblich einschränkt25. Daher wurde zum Vergleich eine Simulation mit einem gemessenen Stromprofil eines einzelnen Antriebsstrahls durchgeführt. Für zwei oder mehr Bündel haben wir das Einzelstrahl-Stromprofil mit geeigneter Trennung dupliziert, um den Gradienten zu maximieren. Panel b zeigt dieses duplizierte Stromprofil für den Fall mit vier Bündeln. Hier wurde der Abstand zwischen den Bündeln auf 4,62 ps eingestellt. „gemessenes Stromprofil“ (orangefarbener Strich) entspricht diesem Simulationsfall und zeigt eine gute Übereinstimmung mit den Messdaten.

Wir haben eine gewellte THz-Struktur mithilfe der Stanzmethode hergestellt und die Wakefields der Struktur gemessen. Zwei Arten von Scheiben wurden in Massenproduktion hergestellt und durch Diffusion verbunden, um winzige Riffelungen zu bilden. Wir haben die bestehende Projektionstechnik für die Längsmessung übernommen und eine neue Projektionstechnik für die Quermessung eingeführt. Der Vergleich zeigte, dass die beiden Herausforderungen der Methode, präzises Stanzen und Ausrichten, durch chemisches Polieren, externes Führungsrohr und Diffusionsschweißen mit einer Pressanordnung erfolgreich überwunden wurden.

Die Struktur lieferte den maximalen Beschleunigungsgradienten von 9,4 MV/m/nC für ein einzelnes Bündel und 35,4 MV/m/nC für vier Bündel. Dieser Gradient kann bei kurzen Bündeln mit einem Bündelformfaktor nahe 1,0 weiter erhöht werden. Die Erwartung für den Fall mit hohem Formfaktor ist in Abb. 7 dargestellt. Es wird erwartet, dass über 100 MV/m/nC mit 5 Bündeln erreicht werden, wenn der Formfaktor maximiert wird. Die von uns demonstrierte Herstellungstechnik ist nicht auf Sub-THz-Strukturen oder gewellte Strukturen beschränkt. Das Ergebnis des Experiments ist ein bedeutender Schritt in Richtung einer Wakefield-Erzeugung von 1,2 GW oder 4,2 GV/m aus einer 1,4-THz-Struktur, die aus einer früheren Studie stammt30.

Das Stanzverfahren kann auch auf alle anderen Strukturen mit komplexen Geometrien angewendet werden, wie z. B. tiefe Riffelung31, Metamaterial32, HOM-Unterdrückungsgeometrie33. Die Weiterentwicklung der Technik für dielektrisches Material könnte auch interessante Wege zu dielektrischen Scheibenstrukturen34, dielektrischen unterstützten Strukturen35 und Korrelationskontrolle über Mehrfrequenzstrukturen36,37 eröffnen, die vielversprechende Kandidaten für Hochleistungs-THz-Stromquellen wären, die zukünftiges TeV ermöglichen Linearkollider für die Hochenergiephysikforschung, beschleunigerbasierte Lichtquellen der GeV-Klasse zur Unterstützung verschiedener Grundlagenwissenschaften.

Während zur Berechnung des Wakefields eines Strahls ein Wakefield eines einzelnen Elektrons erforderlich ist, ist es mit herkömmlichen Simulationscodes unmöglich, ein einzelnes Elektron genau zu simulieren. Der Einfluss der Verteilung wird jedoch vernachlässigbar, wenn die Paketlänge etwa 1 % der Wellenlänge des Wakefields beträgt. Daher haben wir ein kurzes Bündel generiert, dessen Bündellänge mit der Simulationsschrittgröße vergleichbar ist, um die Auswirkungen der Verteilung zu minimieren. Das Nachlaufpotential dieses kurzen Bündels wurde durch die Ladung und die Länge der Struktur normalisiert, sodass es als Nachlauffunktion (dh Nachlauffeld eines einzelnen Elektrons) betrachtet werden kann.

Die ECHO2D-Simulation liefert longitudinale Wakefields für definierte azimutale Moden. Wir haben die ersten vier azimutalen Moden einbezogen, da die Stärke der fünften Mode weniger als 1 % der ersten vorherrschenden Mode beträgt. Transversale Wakefields wurden aus den longitudinalen Wakefields unter Verwendung des Panofsky-Wenzel-Theorems berechnet. Für den Vergleich haben wir einen Bleistiftstrahl erzeugt und verfolgt. Die Querverteilung des Strahls wurde aufgrund des vernachlässigbaren Einflusses des transversalen Wakefields auf die Partikelpositionsverschiebungen (weniger als 50 \(\upmu\)m) ignoriert. Andererseits bestimmt ein aktuelles Profil des Strahls die Haupteigenschaften des Wakefields. Daher haben wir gemessene Stromprofile als Simulationseingabe importiert. Die Simulationsschrittgröße betrug 100 \(\upmu\)m. Bei jedem Zeitschritt haben wir das aktuelle aktuelle Profil mit der Wake-Funktion gefaltet.

Die Daten, die das Ergebnis dieser Demonstration stützen, sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

Eine Korrektur zu diesem Artikel wurde veröffentlicht: https://doi.org/10.1038/s41598-023-31386-1

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Diese Arbeit wurde von MIST und POSTECH (2018R1A6B4023605) sowie vom Department of Energy, Office of High Energy Physics, unter der Vertragsnummer DE-AC02-06CH11357 unterstützt. Autoren des Pohang Accelerator Laboratory möchten Dr. Alexander Zholents für seinen Vorschlag zu dieser THz-Strukturforschung danken. Autor G. Ha möchte Dr. Chunguang Jing für seine aufschlussreichen Kommentare zu den Messergebnissen danken.

Pohang Accelerator Laboratory, POSTECH, Pohang, Gyungbuk, 37673, Korea

H. Kong, S.-H. Kim, J.-H. Kim & J.-M. Such

Fachbereich Physik, Kyungpook National University, Daegu, 41566, Korea

H. Kong

Ulsan National Institute of Science and Technology, Ulsan, 44919, Korea

M. Chung

Argonne National Laboratory, Argonne, IL, 60439, USA

DS Doran, G. Ha, W. Liu, X. Lu, J. Power, J.-M. Seok, J. Shao, C. Whiteford und E. Wisniewski

Northern Illinois University, Dekalb, IL, 60115, USA

X. So

Abteilung für Beschleunigerwissenschaft, Korea University, Sejong, 30019, Korea

S. Shin

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

HK, S.-HK, J.-HK und SS entwickelten eine auf Stanzverfahren basierende Methode zur Herstellung der THz-Struktur. GH, J.-MS und MC führten Simulationen für strahlbasierte Tests durch. HK, XL und JS analysierten die HF-Eigenschaften der hergestellten Struktur. GH, DSD, WL, JP, CW und EW führten einen Elektronenstrahltest durch. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit G. Ha oder S. Shin.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: In der Originalversion dieses Artikels wurde der Autor G. Ha als korrespondierender Autor weggelassen. Korrespondenz und Materialanfragen sind ebenfalls an [email protected] zu richten.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht durch gesetzliche Vorschriften zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Kong, H., Chung, M., Doran, DS et al. Herstellung einer gewellten THz-Wakefield-Struktur und deren Hochleistungstest. Sci Rep 13, 3207 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29997-9

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Eingegangen: 11. Oktober 2022

Angenommen: 14. Februar 2023

Veröffentlicht: 24. Februar 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-29997-9

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