Demostración experimental de enfriamiento estocástico óptico

Nature volumen 608, páginas 287–292 (2022)Citar este artículo

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Los aceleradores de partículas y los anillos de almacenamiento han sido instrumentos transformadores de descubrimiento y, para muchas aplicaciones, las innovaciones en el enfriamiento de haces de partículas han sido el principal impulsor de ese éxito1. El enfriamiento estocástico (SC), uno de los avances conceptuales y tecnológicos más importantes en esta área2,3,4,5,6, enfría un haz a través de un muestreo granular y la corrección de su estructura de espacio de fase, asemejándose a un 'demonio de Maxwell' '. La extensión de SC desde el régimen de microondas hasta frecuencias ópticas y anchos de banda se ha buscado durante mucho tiempo, ya que podría aumentar las tasas de enfriamiento alcanzables en tres o cuatro órdenes de magnitud y proporcionar una herramienta poderosa para futuros aceleradores. Propuesto por primera vez hace casi 30 años, el enfriamiento estocástico óptico (OSC) reemplaza los elementos de microondas convencionales de SC con análogos de frecuencia óptica y es, en principio, compatible con cualquier tipo de haz de partículas cargadas7,8. Aquí describimos una demostración de OSC en un experimento de prueba de principio en el Acelerador de prueba de óptica integrable del Fermi National Accelerator Laboratory9,10. El experimento utilizó electrones de 100 MeV y una configuración no amplificada de OSC con una longitud de onda de radiación de 950 nm, y logró un fuerte enfriamiento simultáneo del haz en todos los grados de libertad. Esta realización de SC en frecuencias ópticas sirve como base para experimentos más avanzados con amplificación óptica de alta ganancia y promueve oportunidades para futuros sistemas OSC operativos con un beneficio potencial para una amplia comunidad de usuarios en las ciencias basadas en aceleradores.

Los aceleradores de partículas son herramientas científicas invaluables que han permitido un siglo de avances en física de alta energía, física nuclear, ciencia de materiales, fusión, medicina y más allá1. En muchas aplicaciones, se requieren haces de partículas de alto brillo, y para aquellas que dependen de anillos de almacenamiento (por ejemplo, colisionadores de partículas, fuentes de luz y anillos de iones livianos y pesados), el enfriamiento del haz es un elemento indispensable del diseño del acelerador. y operación. El enfriamiento del haz constituye una reducción del volumen del espacio de fase de seis dimensiones ocupado por las partículas del haz o, de manera equivalente, una reducción en el movimiento térmico dentro del haz. En el caso de los colisionadores, el enfriamiento aumenta la luminosidad a través de la reducción de las emitancias del haz y es fundamental para combatir la dispersión intrahaz (IBS) y otros mecanismos de difusión11,12. El enfriamiento también permite y respalda una amplia gama de otras aplicaciones en física atómica, de partículas y nuclear, incluida la producción eficiente de antihidrógeno para pruebas de carga, paridad, simetría de inversión de tiempo (CPT) y gravedad13,14,15, experimentos de objetivos internos. para mediciones de precisión de masas y anchos de resonancia16, y la producción y enfriamiento de especies de iones radiactivos y estables para mediciones de precisión de estados e interacciones17,18.

Existe una amplia gama de técnicas de refrigeración específicas de la aplicación19,20. Uno de los más comunes es el amortiguamiento de la radiación de sincrotrón (SR), que resulta de la emisión de SR del haz en los imanes de flexión y la reposición posterior de esta pérdida de energía por las cavidades del acelerador de radiofrecuencia21. Para los colisionadores electrón-positrón, así como los colisionadores de hadrones propuestos en la frontera de energía (por ejemplo, el Colisionador Circular del Futuro), ya existe un enfriamiento adecuado debido al amortiguamiento SR22,23; sin embargo, para hadrones a energías por debajo de 4 TeV, los tiempos de amortiguamiento de SR en la energía de colisión son demasiado largos para el uso práctico, y el enfriamiento efectivo requiere un sistema de ingeniería.

Para tales sistemas, se pueden considerar dos familias principales de métodos de enfriamiento: enfriamiento electrónico (EC) y enfriamiento estocástico (SC)2,3,24,25,26. En EC, la temperatura de un haz de hadrones se reduce a medida que las partículas se termalizan a través de la dispersión de Coulomb con un haz de electrones de baja temperatura y velocidad igualada. Desafortunadamente, la escala de EC con la energía del haz se vuelve especialmente desfavorable para los haces relativistas. La EC puede ser factible para el colisionador de iones de electrones (EIC) planeado en el Laboratorio Nacional de Brookhaven, que tiene un techo operativo anticipado de 275 GeV (protones), pero el potencial para los sistemas de EC más allá de esta energía es incierto27,28.

SC, sugerida por primera vez por S. van der Meer en 1968, fue una tecnología clave en el éxito de los colisionadores protón-antiprotón. Fue fundamental en el descubrimiento de los bosones W y Z en 1983, ya que permitió la acumulación de un número suficiente de antiprotones con la calidad de haz requerida, y un año después, van der Meer recibió una parte del Premio Nobel de Física por SC y su papel en el descubrimiento2,3,4,5. Desde entonces, SC se ha utilizado para ampliar el alcance científico de muchas instalaciones, incluido el colisionador Tevatron, donde permitió el descubrimiento del quark top, el colisionador de iones pesados relativistas, que es el primer colisionador que utiliza SC operativamente en la energía de colisión. , y el Anillo de Almacenamiento Experimental6,11,12,18,29.

En un sistema SC convencional, las fluctuaciones estadísticas en el haz se muestrean utilizando captadores electromagnéticos (antenas) que funcionan en el régimen de microondas con anchos de banda de hasta unos 10 GHz. Las señales resultantes luego se amplifican y se aplican a impulsores electromagnéticos en un sistema de retroalimentación negativa, lo que resulta en el enfriamiento del haz circulante. Dado que SC se basa en el muestreo de fluctuaciones aleatorias, el ancho de banda del sistema integrado y la densidad de partículas en el haz determinan el número de pasadas necesarias para el enfriamiento y, por lo tanto, la tasa de enfriamiento alcanzable25,26. La extensión de SC a frecuencias ópticas con un aumento posterior de los anchos de banda (~1013 Hz) podría aumentar las velocidades de enfriamiento alcanzables en tres o cuatro órdenes de magnitud y, por ejemplo, permitir el enfriamiento directo de grupos de protones y antiprotones de alta densidad entre 0,25 TeV y 4 TeV. En la actualidad, se han propuesto dos posibles métodos para tal implementación: el enfriamiento estocástico óptico (OSC) y el enfriamiento de electrones coherentes (CEC)7,8,30.

CEC se está desarrollando como candidato para el enfriamiento de haces de hadrones en el EIC29 planificado. Utiliza un haz de electrones como captador, disparador y amplificador30,31,3233. Por el contrario, OSC utiliza ondas electromagnéticas de espacio libre como medio de señalización, onduladores magnéticos para acoplar la radiación al haz de partículas en circulación y amplificadores ópticos para amplificar la señal. En ambos casos, la física subyacente del método SC permanece sin cambios en la transición a las frecuencias ópticas. El OSC se sugirió por primera vez hace casi tres décadas, y aunque se hicieron varias propuestas para su implementación, tanto para colisionadores de hadrones operativos como para anillos de electrones de baja energía, el concepto no ha sido validado experimentalmente hasta el momento9,34,35,36,37, 38. Aquí describimos la realización experimental de OSC. Este resultado constituye una demostración exitosa del enfriamiento del haz con una técnica SC en frecuencias ópticas y establece una base para la aplicación de OSC a colisionadores y otras instalaciones de aceleradores.

Nuestro experimento utiliza el método de tiempo de tránsito de OSC, que se detalla en la Fig. 18. En la entrada del sistema de enfriamiento, cada partícula pasa a través de un ondulador de captación (PU) donde emite un pulso corto de radiación electromagnética. Luego, el haz y la luz se separan utilizando una chicana magnética (derivación de partículas) que cumple dos funciones: primero, hacer espacio físico y una asignación temporal para la óptica de luz en línea (lentes, amplificadores y placas de retardo), y segundo, para introducir una correlación entre las desviaciones (errores) del momento de las partículas en la PU y sus respectivos tiempos de llegada a la salida del bypass. Finalmente, el ondulador impulsor (KU) media un intercambio de energía entre las partículas y sus pulsos de luz, lo que da como resultado impulsos de energía correctivos y una reducción correspondiente de las amplitudes de oscilación sincrotrón (longitudinal) y betatrón (transversal) de cada partícula. La interacción en el KU es similar a la que impulsa los láseres de electrones libres inversos39, dispositivos en los que un campo láser externo acelera un haz relativista a medida que se copropaga en un ondulador; sin embargo, como la radiación en OSC proviene de las propias partículas, lleva información sobre sus posiciones en el espacio de fase y, por lo tanto, puede usarse para producir correcciones de los movimientos incoherentes de las partículas.

a, Cada partícula produce un pulso de radiación electromagnética a medida que transita por el ondulador de captación. Un bypass magnético separa el haz y la luz y codifica el error de espacio de fase de cada partícula en su retraso de llegada al ondulador impulsor. Se muestran las trayectorias de las partículas con desviaciones de momento positivas (rojo) y negativas (azul), junto con sus correspondientes retrasos en la llegada, en relación con la partícula de referencia (verde). La radiación de captación se amplifica (o no) y se concentra en el ondulador impulsor. La interacción de las partículas con la radiación captada dentro del pateador produce impulsos de energía correctivos cuando el sistema está ajustado para el modo de enfriamiento. b, Ejemplo de pérdida de energía por vuelta con (línea continua negra) y sin (línea discontinua negra) OSC en función de la desviación del momento relativo de una partícula Δp/p0. Desafinar el sistema de retardo a la mitad de la longitud de onda fundamental (un cambio de Δϕ = ±π en la fase de radiación) coloca al sistema OSC en un modo de calefacción (línea discontinua gris). La región sombreada en gris corresponde a la dispersión de energía rms relativa para la configuración informada (alrededor de 10−4).

Como se muestra en la Fig. 1b, el sistema OSC hace que la pérdida de SR total de una partícula (o su cambio de energía total en el caso amplificado) sea muy sensible a su desviación de energía, lo que efectivamente resulta en una fuerte mejora de la tasa de amortiguamiento de SR convencional22. Para pequeñas desviaciones del espacio de fase, el cambio de energía es lineal con la desviación del momento y da lugar a amortiguamiento. Con una desviación creciente del momento, la fuerza OSC de un solo paso oscila, invirtiendo periódicamente el signo. La tasa de enfriamiento, que se determina promediando la fuerza OSC sobre los movimientos de sincrotrón y betatrón de las partículas, también oscila, dando lugar a zonas de enfriamiento y calentamiento en el espacio de fase (Métodos). El tamaño (o la aceptación) de la primera zona de enfriamiento en relación con la dispersión del impulso de la raíz cuadrada media (rms) del haz y la emitancia transversal rms (sin OSC) se denomina rango de enfriamiento, y todas las partículas dentro de este rango son efectivamente amortiguadas por OSC9 . Desafinar el retardo óptico en media longitud de onda invierte las zonas de enfriamiento y calentamiento (Fig. 1b y Métodos). En esta configuración, el movimiento de pequeña amplitud se vuelve inestable y las partículas se amortiguan a grandes amplitudes determinadas por el equilibrio del calentamiento OSC y el amortiguamiento SR. La velocidad de enfriamiento y los rangos de enfriamiento descritos aquí son las cifras esenciales de mérito para OSC (Métodos)9.

La fuerza de enfriamiento del OSC también se puede redistribuir entre los grados de libertad longitudinal y transversal, lo que permite el enfriamiento en una, dos o tres dimensiones (Métodos). Por último, la longitud de onda corta de la radiación impone requisitos estrictos en la alineación del sistema óptico y en la sincronización y estabilidad de la temporización de derivación. Para un OSC eficiente, la radiación de PU y la trayectoria del haz en el KU deben alinearse mejor que alrededor de 100 μm y alrededor de 100 μrad en posición transversal y ángulo, respectivamente, y el tiempo de derivación debe estar sincronizado y estable en el nivel de subfemtosegundos9.

El Acelerador de Prueba de Óptica Integrable (IOTA), que se muestra esquemáticamente en la Fig. 2a, es un anillo de almacenamiento de protones y electrones de 40 m de circunferencia en el Laboratorio Nacional de Aceleradores de Fermi10. La Tabla 1 presenta un resumen de los parámetros de rendimiento relevantes para IOTA en la configuración OSC9. La inserción de OSC, que se muestra en la Fig. 2b, ocupa la sección recta de aproximadamente 6 m de largo entre los dipolos M4L y M4R de IOTA. El bypass magnético utiliza dipolos rectangulares para minimizar el enfoque del haz horizontal, asegurando que el acoplamiento longitudinal a transversal esté dominado por el pequeño imán cuadripolar de acoplamiento en el centro del bypass9. PU y KU son onduladores electromagnéticos idénticos con Nu = 16 períodos magnéticos (4,84 cm cada uno) y producen una longitud de onda de radiación fundamental en el eje de λr = 950 nm para la energía de diseño de 100 MeV (Métodos). La radiación de la PU se transmite a la KU utilizando una sola lente en vacío con una distancia focal de 0,853 m en la longitud de onda fundamental. Aunque esta configuración no incluye amplificación óptica, aún produce un fuerte enfriamiento y permite mediciones detalladas de la física subyacente9. Antes de ingresar al KU, la luz pasa por una etapa de retardo que tiene aproximadamente 0,1 mm de rango sintonizable, una precisión de circuito cerrado de aproximadamente 10 nm y pérdidas de reflexión insignificantes (Métodos).

a, Esquema del anillo IOTA y la ubicación de la inserción del OSC. b, Diagrama de la inserción del OSC que incluye los onduladores, la chicane y la óptica de luz (recuadro). RF, radiofrecuencia; DOF, grados de libertad.

La órbita cerrada (CO) del haz y las distribuciones espaciales se caracterizaron utilizando un conjunto de monitores de posición del haz, monitores SR y una cámara de rayas (Métodos). Además, la radiación de PU y KU fue monitoreada usando dos cámaras en M4L que están posicionadas para obtener imágenes desde diferentes lugares dentro de KU. Las posiciones medidas de los puntos de radiación PU y KU enfocados se usaron junto con un sistema de alineación basado en láser para monitorear los errores del CO dentro de los onduladores (Métodos). Los puntos de radiación PU y KU se alinearon espacialmente utilizando golpes de CO ortogonales y traslaciones transversales de la lente en vacío, y luego se barrió la etapa de retardo en todo su rango hasta que se observó la interferencia de la radiación fundamental. Después de la alineación, el efecto de OSC en la distribución del haz fue evidente y la fuerza de la interacción de OSC se optimizó utilizando traslaciones de lentes y golpes de CO. Después de la optimización, la interacción OSC se caracterizó mediante una combinación de escaneos de retardo lento y alternancias rápidas de encendido y apagado a través de cambios rápidos en la configuración de retardo.

Para los experimentos descritos aquí, el sistema OSC se configuró para enfriamiento tridimensional (z, x, y). Cuando el sistema está ajustado correctamente, la respuesta del haz a OSC es sorprendente debido al dominio de OSC sobre la amortiguación SR. La Figura 3 presenta las distribuciones de haz proyectadas y los tamaños rms (Fig. 3c) para los tres planos del espacio de fase durante una exploración de retardo lento (alrededor de 30 nm s-1, o equivalente a alrededor de 0.03λr s-1) en un rango total de aproximadamente 30λr.

a, Proyecciones medidas (z, x, y) de la distribución del haz durante un escaneo de retardo OSC. Las distribuciones transversales (x, y) se registraron en el monitor M2R SR. El decaimiento de la intensidad promedio durante la exploración de aproximadamente 15 minutos es consistente con la vida útil natural 1/e del haz (alrededor de 17 minutos) que resulta de la dispersión con gas residual. b, Vista ampliada cerca de las zonas de enfriamiento (línea continua vertical) y calefacción (línea discontinua) más fuertes del OSC. La intensidad de cada proyección se vuelve a normalizar para mayor claridad. c, Los tamaños de haz rms (σx, σy, σz) para las distribuciones proyectadas. El ajuste se realiza en el núcleo gaussiano del haz para reducir el impacto de los efectos de profundidad de campo en el plano horizontal y para evitar la contaminación por las colas no gaussianas que resultan de la dispersión del gas. Para todos los planos, el eje vertical se recorta en la amplitud donde el núcleo de la distribución se vuelve no gaussiana debido al calentamiento de OSC. Las curvas corregidas por difracción se muestran en gris y la banda rosa marca la ubicación de la zona de enfriamiento de OSC más fuerte. El número de modulaciones en el tamaño del haz es de aproximadamente 2Nu, como se esperaba de la teoría9.

Las características principales de las proyecciones pueden entenderse bien dentro del marco teórico existente (Métodos)9. Al principio y al final de la exploración (retardo alto y retardo bajo, respectivamente), las partículas y la luz se separan longitudinalmente en el KU, lo que apaga efectivamente el OSC y da como resultado que el estado de equilibrio se establezca solo por la amortiguación SR. A medida que avanza la exploración, OSC alterna entre los modos de refrigeración y calefacción con un número total de períodos de modulación de aproximadamente 2Nu. La fuerza de OSC alcanza su punto máximo después de aproximadamente diez períodos debido al sobreenfoque intencional por parte de la lente en vacío9 y cae a ambos lados debido a la función de envolvente discutida en Métodos. En el modo de calentamiento, grandes amplitudes en un plano pueden conducir a una inversión de OSC en los otros planos (Métodos). Esto se ve claramente en la Fig. 3b (línea discontinua blanca) donde la fuerte antiamortiguación longitudinal da como resultado el enfriamiento de los planos transversales a pesar de que el sistema OSC está ajustado para el modo de calefacción. El efecto es menos aparente para el plano horizontal que para el vertical debido a la gran contribución (dispersiva) de la dispersión del impulso al tamaño del haz horizontal en la ubicación del monitor SR. Por el contrario, cuando OSC es débil y comparable a la amortiguación SR, como lo es hacia los bordes del escaneo (Fig. 3a), la antiamortiguación es débil y el enfriamiento y el calentamiento están completamente sincronizados en los diferentes planos.

Las tasas de enfriamiento de OSC se estimaron a partir de los cambios en los tamaños de los haces de equilibrio. En la configuración completamente acoplada (Métodos), es suficiente considerar la distribución longitudinal medida por la cámara de rayas y la distribución vertical medida por un solo monitor SR. En consecuencia, el monitor M2R SR se actualizó para mejorar su resolución transversal (Métodos). El límite de difracción resultante fue pequeño (alrededor de 15 μm) con un efecto mínimo en el tamaño del haz vertical (Fig. 3c) y, en consecuencia, en las tasas de OSC inferidas (alrededor del 5%). La Figura 4 presenta las distribuciones longitudinal y vertical y sus ajustes gaussianos para un cambio rápido típico del sistema OSC. El sistema de retardo inicialmente está desalineado en aproximadamente 30 λr, y la distribución del haz de equilibrio se establece solo mediante el amortiguamiento SR. En el momento t = 0, el sistema se mueve a una velocidad de alrededor de 15λr s−1 a la zona de enfriamiento más fuerte. Esta transición es lenta en comparación con los tiempos de amortiguamiento de OSC, pero asegura que las distribuciones de equilibrio se tomen esencialmente bajo las mismas condiciones.

a, Dependencia del tiempo de distribuciones de haz unidimensionales en z (cámara de rayas) e y (monitor M2R SR) durante un cambio de OSC. El sistema se desafina inicialmente en 30λr y se ajusta al ajuste de enfriamiento máximo en t = 0. b, Los tamaños de haz rms de los ajustes gaussianos de las proyecciones sin procesar presentadas en a. c, Distribuciones promediadas a lo largo del tiempo (líneas continuas) y sus ajustes gaussianos (líneas punteadas) para los estados OSC-off y OSC-on para los intervalos de [−20, −10] s y [10, 20] s. En b y c, los ajustes M2R usan solo el ±110 μm central para reducir la contaminación por las colas no gaussianas que resultan de la dispersión de gas. Las curvas corregidas por difracción se muestran en gris y las distribuciones en cada caso se han normalizado a un valor máximo de uno para comparar.

En ausencia de IBS, la relación de tasas de amortiguamiento (con y sin OSC) es inversamente proporcional a la relación de los tamaños de viga correspondientes al cuadrado; la presencia de IBS reduce la diferencia en estos tamaños de haz. Los datos de muestra de las Figs. 3 y 4 se tomaron con una corriente de haz bajo (alrededor de 50 a 150 nA, o alrededor de 105 partículas) para reducir el impacto del SII, y se usó un modelo de SII simple en el análisis para corregir cualquier efecto residual (Métodos)9. En relación con el amortiguamiento SR solo, los tamaños de equilibrio corresponden a un aumento en la tasa de amortiguamiento total de aproximadamente 8,06 veces y 2,94 veces en los planos longitudinal y transversal, respectivamente (Métodos). Cuando se combinan en un solo plano, la tasa de enfriamiento de amplitud total de OSC es de aproximadamente 9,2 s-1, lo que corresponde a una tasa de enfriamiento de emitancia total de 18,4 s-1 y es aproximadamente un orden de magnitud mayor que la amortiguación longitudinal SR. Aunque no se describe aquí, el enfriamiento también se logró con una tasa de amortiguamiento de OSC total comparable para configuraciones unidimensionales (z solamente) y bidimensionales (z y x). Para lograr esto, el anillo IOTA se desacoplaba x-y y la fuerza de acoplamiento longitudinal a transversal se ajustaba suavemente cambiando la excitación del cuadrupolo de acoplamiento.

El rango de enfriamiento longitudinal se calculó a partir de mediciones de la distribución del haz con OSC sintonizado para el modo de calefacción (Métodos). Las amplitudes de equilibrio observadas están en buen acuerdo con las predicciones teóricas y se calcularon utilizando dos enfoques separados: a partir de la relación entre las tasas de amortiguamiento de OSC y SR y directamente a partir de la calibración de la cámara de rayas. Para las tasas de OSC máximas alcanzadas, las amplitudes calculadas coinciden entre sí con una precisión de alrededor del 5 % y, cuando se normalizan al número de onda de radiación k0 = 2π/λr, son aproximadamente iguales a asmax ≈ 3,3 (Métodos). En la Fig. 4c, la distribución longitudinal se ajusta bien con una Gaussiana pura, lo que indica que el haz está bien dentro del rango de enfriamiento longitudinal y no hay reducción de la tasa de amortiguamiento para las colas de distribución.

El rango de enfriamiento transversal no se pudo estudiar en detalle debido a los pequeños tamaños de los haces transversales y al OSC transversal relativamente débil, lo que impidió la captura de partículas en grandes amplitudes transversales; sin embargo, observamos que las emitancias de modo transversal rms medidas del haz enfriado en el máximo de OSC son de aproximadamente 0,9 nm, que es casi 100 veces menor que el rango de enfriamiento esperado (Tabla 1) y al menos aproximadamente 30 veces menor que el estimación del peor de los casos del rango de enfriamiento cuando se reduce por la no linealidad de los desplazamientos longitudinales en grandes amplitudes. Por lo tanto, no se espera que las limitaciones del rango de enfriamiento tengan ningún papel en las mediciones de OSC, pero esta conclusión aún requiere verificación experimental.

En estos resultados, hay algunas desviaciones notables de las expectativas. La tasa de enfriamiento total estimada es aproximadamente la mitad del valor anticipado (Tabla 1), que se basa en simulaciones detalladas de la radiación del ondulador9. Además, la relación de las tasas de OSC medidas (longitudinales a la suma de transversales) en el experimento fue de 1:0,34, mientras que se espera 1:1,039. Las fuentes probables de estas discrepancias se analizan en Métodos.

Hemos demostrado experimentalmente el enfriamiento estocástico óptico. Esto constituye la realización de una técnica de enfriamiento de haz estocástico en el régimen de ancho de banda de terahercios y representa un aumento en el ancho de banda de unas 2000 veces con respecto a los sistemas SC convencionales. Además, hemos demostrado con éxito un esquema de acoplamiento para compartir la fuerza de enfriamiento con todos los grados de libertad, que también es aplicable a otros conceptos de enfriamiento. Otro resultado técnico importante del experimento es que el haz y su radiación se sincronizaron y estabilizaron efectivamente en más de un cuarto de la longitud de onda de la radiación (<250 nm) a lo largo de la sección OSC (alrededor de 3 m). Estos resultados proporcionan una validación importante de la física y la tecnología esenciales de OSC y abren el camino a experimentos que incluyen amplificación óptica de alta ganancia y arquitecturas de sistemas avanzadas. Por ejemplo, la próxima fase del programa IOTA OSC está en marcha y apunta al desarrollo de un sistema OSC amplificado con alrededor de 4 a 6 mm de retraso, una ganancia de potencia óptica de >30 dB y la flexibilidad para explorar conceptos avanzados que ampliarán la aplicabilidad de OSC, como el muestreo óptico transversal40. La demostración exitosa de este sistema amplificado proporcionaría la base necesaria para la ingeniería de sistemas OSC operativos de alta ganancia para colisionadores y otras instalaciones de aceleradores y puede abrir capacidades para fuentes de luz de sincrotrón. Estos pueden incluir sistemas OSC para enfriamiento directo de haces de hadrones, enfriamiento secundario de haces de electrones de alta intensidad almacenados para enfriadores de electrones basados en anillos y sistemas OSC flexibles para amortiguación SR mejorada.

IOTA está equipada con monitores de radiación de sincrotrón en cada dipolo principal. Estas estaciones, que utilizan cámaras Blackfly-PGE-23S6M-C complementarias de metal-óxido-semiconductor (CMOS) y tienen un aumento de aproximadamente la unidad, se utilizan para registrar imágenes transversales directas de la distribución del haz. Para los experimentos de OSC, la estación M2R se actualizó para obtener una resolución más alta utilizando dos mejoras de hardware: el rechazo de la luz polarizada verticalmente (Thorlabs PBSW-405) y el uso de un filtro de banda estrecha (Thorlabs FBH405-10). Aunque la luz polarizada verticalmente emitida es débil, aumenta el tamaño del punto limitado por difracción en aproximadamente un 20%. La longitud de onda del filtro de banda estrecha se hizo lo más corta posible manteniendo una alta eficiencia cuántica en el sensor de la cámara. El filtro redujo la contribución de la difracción de la radiación de longitud de onda larga y la contribución de la cromaticidad de la lente de la radiación de longitud de onda corta. Los cálculos indican que estas medidas redujeron la contribución de la difracción en casi un factor de dos. Para enfocar la imagen del haz, se ajustó la posición longitudinal de cada cámara para minimizar el tamaño del haz medido; se dio preferencia al tamaño vertical ya que los efectos de profundidad de campo son más importantes en el tamaño horizontal debido a la curvatura horizontal de la trayectoria del haz. Los píxeles "calientes" en las proyecciones M2R se seleccionaron mediante un algoritmo de detección de picos y se reemplazaron por el promedio de sus vecinos más cercanos. Las correcciones de difracción de los tamaños de haz medidos se determinaron experimentalmente para las estaciones de medición M2R y M1L ajustando una sola corrección a las configuraciones de refrigeración, calefacción y sin OSC para varias corrientes de haz. Los ejemplos de los tamaños de haz medidos y corregidos se muestran para datos de muestra en Datos extendidos Fig. 1. Las correcciones determinadas experimentalmente están cerca de las estimaciones teóricas de 15 μm y 31 μm para M2R y M1L, respectivamente.

La inserción de OSC está equipada con un sistema de alineación basado en láser para respaldar la alineación de los sistemas de diagnóstico y la manipulación del CO para la sintonización de OSC. El sistema consta de un láser de helio-neón (632,8 nm) con su eje alineado a través de dos orificios inspeccionados en cada extremo de la inserción del OSC. Los errores de posicionamiento transversal de los pinholes son de aproximadamente ±50 μm. Se utiliza un conjunto de ópticas coincidentes del lado del aire para enfocar el láser de alineación en el centro de la PU. Luego, el láser se transmite a través de la óptica en vacío y todas las líneas de diagnóstico posteriores para producir imágenes submilimétricas en las cámaras de radiación ondulatoria (UR) que se describen a continuación. Antes de los experimentos con OSC, el CO2 se corrigió a unos pocos cientos de micrómetros usando el centrado cuádruple, y las funciones de red se corrigieron a varios porcentajes usando técnicas estándar40,41.

La lente de vacío y las placas de retardo se fabrican con CORNING-HPFS-7980, que se eligió principalmente por su dispersión de baja velocidad de grupo en el rango de longitud de onda de interés. La lente tiene un revestimiento antirreflectante para la banda fundamental de la UR (950–1400 nm) y tiene una apertura clara de unos 13 mm, lo que corresponde a un ángulo de aceptación para la radiación PU de unos 3,5 mrad. La posición de la lente se puede ajustar en seis grados de libertad (<±10 nm en posiciones y <±15 μrad en ángulos) utilizando un manipulador piezoeléctrico en vacío (Smaract Smarpod 70.42) que funciona en un modo de circuito cerrado. Las placas de retardo tienen un espesor central de 250 μm y la variación típica sobre las placas de 25 mm se midió a través de la interferometría de Haidinger en aproximadamente 100 nm. La orientación nominal de las placas de retardo está cerca del ángulo de Brewster para reducir las pérdidas por reflexión de la luz PU. El sistema de retardo utiliza dos etapas piezoeléctricas giratorias de bucle cerrado (Smaract SR-2013) para proporcionar una rotación independiente de las dos placas de retardo. El retraso se puede ajustar en un rango completo de aproximadamente 0,1 mm con una precisión de aproximadamente 10 nm. Aunque no se conocen los ángulos absolutos (es decir, en relación con el eje de alineación del OSC) de las placas, se puede ajustar un modelo de retardo a la periodicidad de la fuerza de enfriamiento del OSC para una exploración angular de velocidad continua.

La obtención de imágenes de la radiación de la PU y la KU proporciona importantes capacidades de diagnóstico. Los onduladores producen una longitud de onda de radiación en el eje dada por λr = lu(1 + K2/2)/2nγ2, donde lu es el período del ondulador, n es el armónico de la radiación, γ es el factor de Lorentz, K = qe Blu/ 2πmec es el parámetro del ondulador, qe es la carga del electrón, B es el campo magnético pico en el eje, me es la masa en reposo del electrón y c es la velocidad de la luz. Una caja de luz ubicada en el dipolo M4L contiene todos los sistemas de diagnóstico para la radiación KU y PU. Se utilizan dos cámaras CMOS Blackfly-PGE-23S6M-C en combinación con una rueda de filtros para obtener imágenes de la armónica fundamental, segunda o tercera de KU y PU. Estas cámaras UR están ubicadas en dos planos de imagen separados que corresponden a diferentes ubicaciones dentro de la KU. Como la lente de vacío está en una configuración de relé 2f, la luz PU se mapea en el KU con una transformación de identidad aproximadamente negativa. A continuación, el sistema de imágenes produce una única imagen relativamente nítida del haz, tanto para PU como para KU, desde el plano de origen correspondiente. En conjunto con el sistema de alineación, estas imágenes se pueden utilizar para estimar los errores de trayectoria de la órbita cerrada en ambos onduladores. Para validar el concepto, la propagación de UR realista a través de todo el sistema de imágenes se realizó en el Taller de radiación de sincrotrón42. En la práctica, la obtención simultánea de imágenes de la radiación KU y PU desde el mismo plano fuente en KU permite una alineación aproximada y directa de la órbita cerrada de KU con la radiación PU, que junto con la alineación longitudinal es el principal requisito para establecer la interacción OSC. Las cámaras tienen suficiente eficiencia cuántica infrarroja para obtener una imagen directa de la interferencia de la radiación fundamental, lo que indica una alineación longitudinal exitosa.

Se utilizó una cámara de rayas de barrido dual Hamamatsu modelo C5680 con una unidad de deflexión vertical de escaneo sincronizado (M5675) para medir la distribución longitudinal del haz durante los experimentos OSC. Como elemento detector se utilizó una cámara CMOS Blackfly-PGE-23S6M-C y el sistema se instaló sobre el dipolo M3R. Se utilizó un divisor de haz no polarizante 50/50 para dirigir la mitad del SR desde el monitor de posición del haz M3R SR existente a la rendija de entrada de la cámara de rayas. Se bloqueó la fase de un generador de reloj externo a la frecuencia de radio del cuarto armónico de IOTA (30 MHz) y se usó para impulsar el barrido de la cámara de rayas en el undécimo armónico (82,5 MHz) de la frecuencia de circulación del haz (7,5 MHz). Para calibrar la imagen de la cámara de rayas (picosegundos por píxel), primero se calibró el voltaje de radiofrecuencia de IOTA usando un monitor de corriente de pared para medir los cambios en la fase sincrónica del haz para diferentes configuraciones de voltaje. Luego se realizaron mediciones de la frecuencia de sincrotrón (por excitación resonante del haz) en función del ajuste de voltaje, lo que arrojó un pequeño factor de corrección para la compactación del momento (+15%). Este valor es muy sensible a los errores de enfoque en la red de baja emitancia diseñada para los estudios de OSC. Finalmente, el factor de calibración de la cámara de rayas se determinó ajustando la posición del haz longitudinal medido en función del voltaje. Se observó una ligera no linealidad en el borde del campo de visión del sistema. Se corrigió haciendo que la distribución longitudinal del haz fuera simétrica en relación con su centro para OSC en el modo de calefacción, donde las amplitudes eran mayores y las longitudes del haz apenas cabían dentro del campo de visión. Datos extendidos La Fig. 2 presenta un ejemplo de la distribución longitudinal antes y después de la corrección.

Los dipolos de chicana se alimentan en pares utilizando reguladores de corriente especiales (BiRa Systems PCRC) con un ruido de ondulación más en el nivel de 1 × 10−5 (rms) y una estabilidad a largo plazo de unas pocas partes por millón. Esto asegura que la fase nominal de la fuerza OSC sea estable a medida que las partículas del haz la muestrean durante muchas vueltas. Se observa que la regulación en el nivel medio de 10−5 corresponde a errores de momento efectivo comparables a la dispersión de momento natural del haz. La regulación de la fuente de alimentación principal que alimenta los dipolos de IOTA también se mejoró a una estabilidad comparable. Esto fue necesario para IOTA porque, como un sincrotrón de electrones con radiofrecuencia fija, la energía del haz está directamente relacionada con el campo magnético en los dipolos del anillo; por lo tanto, las variaciones del campo de flexión dan como resultado variaciones del retardo de las partículas.

El intercambio de energía entre las partículas y sus campos de radiación PU en el KU es un efecto longitudinal; sin embargo, como se describe en la siguiente sección, la presencia de dispersión en los onduladores puede usarse para acoplar la fuerza de enfriamiento en los planos de fase transversal. En el sistema informado aquí, este acoplamiento (longitudinal a horizontal) se ajusta suavemente mediante la excitación de un solo cuadrupolo en el centro de la derivación OSC. El funcionamiento del anillo de almacenamiento en una resonancia de acoplamiento transversal, en nuestro caso una resonancia diferencial con melodías de betatrón (es decir, número de oscilaciones de betatrón por revolución) de Qx = 5,42 y Qy = 2,42, divide la emitancia del haz y el enfriamiento y calentamiento entre el planos horizontales y verticales. Esta combinación de derivación y acoplamiento de celosía permite un enfriamiento tridimensional completo de la viga mediante OSC. Para acoplar la red, la óptica del anillo se corrigió para minimizar la división entre la parte fraccionaria de las melodías de betatrón (ΔQ < 0,005), y luego se introdujo un fuerte acoplamiento transversal mediante la excitación de un solo cuadrupolo sesgado en una región con dispersión cero.

Para la derivación de las tasas de enfriamiento de OSC, remitimos al lector a la ref. 9. Aquí solo resumimos los principales resultados necesarios para el análisis de los datos experimentales. Para una desviación de momento relativamente pequeña, la patada longitudinal experimentada por una partícula se puede aproximar como

donde κ es el valor máximo de kick, k0 = 2π/λr es el número de onda de la radiación, s es el desplazamiento longitudinal de la partícula en el camino desde la PU hasta la KU con respecto a la partícula de referencia, que obtiene un kick cero, y u(s) es una función envolvente, con u(0) = 1 yu(s) = 0 para |s| > Nuλr, que representa el ancho de banda del sistema integrado. Los efectos de la función envolvente se observan en la Fig. 3c. En la aproximación lineal, se puede escribir

donde M5n son los elementos de la matriz de transferencia de 6 × 6 desde el pick-up hasta el kicker, y x, θx y Δp/p son la coordenada de la partícula, el ángulo y la desviación del momento relativo en el centro de PU. Para encontrar la velocidad de enfriamiento longitudinal para el movimiento de pequeña amplitud, dejamos solo el término lineal en ks en la ecuación (1) y establecemos u(s) = 1. La velocidad de enfriamiento longitudinal se obtiene directamente como

siendo D y D′ = dD/ds la dispersión del anillo y su derivada longitudinal en la PU. Aquí también incluimos que para el movimiento longitudinal puro x = D(Δp/p) y θx = D′(Δp/p). Entonces, utilizando la teoría de perturbaciones simpléctica y el teorema de suma de velocidades43, se obtiene que la suma de las velocidades de enfriamiento (en amplitud) es igual a la velocidad de enfriamiento longitudinal en ausencia de acoplamiento x–s:

donde λ1 y λ2 son las tasas de enfriamiento de los dos modos de betatrón, λs es la tasa de enfriamiento del movimiento longitudinal y f0 es la frecuencia de revolución en el anillo de almacenamiento.

En el caso general de acoplamiento x–y arbitrario, las tasas de enfriamiento para los modos transversales tienen expresiones largas; sin embargo, para el caso de operación en resonancia de acoplamiento, las velocidades de enfriamiento de dos modos transversales son iguales y tienen una representación compacta. En este caso, combinando las ecuaciones (3) y (4), se obtiene

La dependencia armónica de la fuerza de enfriamiento de la desviación del momento, presentada en la ecuación (1), da como resultado una reducción de las tasas de enfriamiento con amplitud creciente. El promedio de las oscilaciones de betatrón (transversal) y sincrotrón (longitudinal) produce la dependencia de las velocidades de enfriamiento de las amplitudes de las partículas:

donde Jn es la función de Bessel de orden n de primera especie, a1, a2 y as son las amplitudes adimensionales del desplazamiento longitudinal de la partícula en el pateador en relación con las oscilaciones en el plano correspondiente. Expresados en unidades de fase del campo electromagnético, vienen dados por

donde (Δp/p)max es la amplitud del movimiento de sincrotrón, ε1 y ε2 son las invariantes generalizadas de Courant-Snyder (emitancias de partículas individuales), y β1x, β2x, α1x, α2x y u son los parámetros de Twiss de cuatro dimensiones definidos en la Sección 2.2.5 de la ref. 43. Las tasas de enfriamiento en la ecuación (6) oscilan con las amplitudes de las partículas y, como resultado, las partículas pueden quedar atrapadas en grandes amplitudes por la fuerza OSC. El requisito de tener amortiguamiento simultáneo para todos los grados de libertad determina las aceptaciones de enfriamiento para que ai ≤ μ01 ≈ 2.405, i = 1, 2, s; donde μ01 es la primera raíz de la función de Bessel J0(x). Si las oscilaciones ocurren en solo un grado de libertad, entonces el rango de enfriamiento es mayor: ai ≤ μ11 ≈ 3.83, donde μ11 es la primera raíz distinta de cero de la función de Bessel J1(x).

Aunque las tasas de OSC de pequeña amplitud superan con creces las tasas de enfriamiento de SR, es importante tener en cuenta la SR para comprender el comportamiento del haz observado. En este caso la velocidad de enfriamiento total para el n-ésimo grado de libertad es:

donde Rnτ es la relación entre la tasa de OSC de pequeña amplitud y la tasa de enfriamiento de SR para el n-ésimo grado de libertad, m y k son los otros grados de libertad, y la etiqueta τ se usa para indicar una relación de tasas de enfriamiento. En nuestras mediciones con la fase OSC antiamortiguación, las amplitudes adimensionales del movimiento del betatrón son mucho menores que uno. Para OSC longitudinal en el modo antiamortiguamiento, se obtiene la dependencia de la tasa de enfriamiento longitudinal de la amplitud adimensional del movimiento sincrotrón como:

En consecuencia, la amplitud de equilibrio está determinada por la siguiente ecuación: as = 2RsτJ1(as). Datos extendidos La Fig. 3 presenta la dependencia de las tasas de enfriamiento longitudinal para OSC en los modos de amortiguación y antiamortiguación para los parámetros medidos de OSC. Para ambos modos, solo hay un punto de equilibrio: as = 0 para el modo de amortiguamiento y as = 3.273 para el modo de antiamortiguamiento.

Para una corriente de haz muy pequeña, donde IBS es insignificante, la tasa de crecimiento de la emitancia rms del movimiento de pequeña amplitud se determina mediante la siguiente ecuación:

Aquí, Bn es la difusión impulsada por las fluctuaciones de la emisión de SR y la dispersión de las moléculas de gas residual y, por lo tanto, no depende de los parámetros del haz. En equilibrio, la ecuación (10) determina la tasa de enfriamiento, \({\lambda }_{n}={B}_{n}/2{\varepsilon }_{n},\) y una forma sencilla de calcular la velocidad de enfriamiento a partir de la relación de tamaños de haz rms con (σn) y sin (σn0) OSC:

donde λn0 es la tasa de amortiguamiento en ausencia de OSC. Aunque todas las mediciones de OSC informadas se realizaron con una corriente de haz pequeña (alrededor de 50 a 150 nA), para una gran fracción de las mediciones, IBS no fue despreciable; por lo tanto, usamos un modelo IBS simplificado para calcular las correcciones a las tasas de enfriamiento que son en gran medida independientes de los parámetros exactos del haz44. Agregamos el término IBS al lado derecho de la ecuación (10):

donde ε⊥ = ε1 = ε2 es la emitancia transversal rms, εs es la emitancia longitudinal rms y la constante An se determina a partir de las mediciones.

Para encontrar An, usamos el hecho de que los tamaños de haz rms son diferentes al comienzo y al final del barrido OSC, que continúa durante aproximadamente 1000 s. Para la medición presentada en la Fig. 3, la vida útil del haz medida de 17 min da como resultado que la relación de las corrientes del haz al principio y al final de las mediciones sea RN = 2,5. Con algunas manipulaciones algebraicas, se puede expresar la relación de los tamaños de haz medidos al final del barrido, σn2, a los tamaños de haz que se medirían en ausencia de IBS, σn0, a través de las relaciones de otros parámetros medidos como:

Aquí (σv1/σv2) es la relación entre el tamaño del haz vertical inicial y final, (σs1/σs2) es la misma medida para las longitudes del haz, las emitancias de ambos modos transversales se consideran iguales y hemos utilizado ε⊥1 /ε⊥2 = (σv1/σv2)2. Para estos experimentos, las proporciones aproximadas de los tamaños de los haces (antes y después del barrido) son: (σv1/σv2) = 1,09 y (σs1/σs2) = 1,1; que da (σv0/σv2)2 = 0,745.

En el siguiente paso, encontramos la relación de velocidades de enfriamiento con y sin OSC. Manipulaciones similares con la ecuación (12) producen una versión mejorada de la ecuación (11):

Aquí, σvSR/σvOSC es la relación de los tamaños de haz medidos sin y con OSC, respectivamente, σsSR/σsOSC es el mismo para las longitudes del grupo. Para las mediciones presentadas aquí, σvSR/σvOSC = 1,51 y σsSR/σsOSC = 2,5, lo que da como resultado λvOSC/λvSR = 2,94. Cálculos similares para el rendimiento de enfriamiento longitudinal λsOSC/λsSR = 8,06. La variabilidad diaria típica de las tasas fue de alrededor del 10 % debido a variaciones en el ajuste y la alineación generales del sistema OSC y CO; sin embargo, el rendimiento fue estable durante cualquier sesión de operaciones dada y solo se requirieron ajustes menores y poco frecuentes.

Los ajustes a las distribuciones verticales en la Fig. 4 revelan dos características notables: (1) el tamaño de equilibrio en el caso de OSC desactivado es aproximadamente dos veces mayor de lo anticipado9 y (2) las distribuciones tienen colas no gaussianas para ambos casos, con y sin OSC. Ambas observaciones son consistentes con la dispersión de las moléculas de gas residual. La presión de vacío promedio en el anillo de almacenamiento, que se estima a partir del aumento del tamaño del haz, es de aproximadamente 3,7 × 10−8 torr de hidrógeno atómico equivalente y coincide con la estimación de vacío de la ejecución anterior de IOTA con una precisión de alrededor del 15 %45. La aceptación vertical del anillo de almacenamiento es menor que la aceptación horizontal y se estima a partir de la vida útil del haz en aproximadamente 3 μm, que es aproximadamente el 50 % del valor de diseño y excede el rango de enfriamiento (Tabla 1) por un factor de aproximadamente 40 .

Una fuente probable de la aparente discrepancia en la tasa de enfriamiento es una apertura física reducida para la luz de PU debido a desalineaciones de las cámaras de vacío y el haz. Las simulaciones preliminares basadas en escaneos tridimensionales del aparato integrado sugieren que del orden del 30 al 40% de la diferencia podría explicarse de esta manera. Otras fuentes potenciales pueden incluir no linealidades en el mapeo de derivación, la posibilidad de trayectorias de CO distorsionadas en los onduladores debido a la saturación en los postes de acero y un intercambio de energía reducido debido al tamaño finito del punto de radiación en el KU, que se ve exacerbado por el aumento del haz. tamaño debido a la dispersión de gas residual.

En cuanto al acoplamiento longitudinal a transversal, la relación medida (1:0,34) correspondería a la excitación del cuadripolo de acoplamiento a aproximadamente la mitad de su fuerza nominal. Esto sugiere la presencia de términos de acoplamiento adicionales en el bypass y/o desviaciones de las funciones de la óptica de celosía del modelo; sin embargo, en experimentos de OSC bidimensionales, que no se informan aquí, la excitación cuádruple de acoplamiento se duplicó y se logró una relación de acoplamiento más cercana a la unidad.

Los conjuntos de datos de los experimentos informados están disponibles en el repositorio de Zenodo en https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557.

El código que respalda el procesamiento y análisis de los datos informados está disponible en el repositorio de Zenodo en https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557.

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Agradecemos a D. Frank, M. Obrycki, R. Espinoza, N. Eddy y J. You por el soporte técnico y de hardware; B. Cathey para apoyo a las operaciones; y M. Zolotorev, M. Andorf, A. Lumpkin, J. Wurtele, A. Charman y G. Penn por las discusiones. Este manuscrito ha sido escrito por Fermi Research Alliance, LLC bajo el número de contrato DE-AC02-07CH11359 con la Oficina de Ciencias del Departamento de Energía de EE. UU., Oficina de Física de Alta Energía. Este trabajo también fue apoyado por el contrato número DE-SC0018656 del Departamento de Energía de los EE. UU. con la Universidad del Norte de Illinois y por la Fundación Nacional de Ciencias de los EE. UU. bajo el premio PHY-1549132, el Center for Bright Beams.

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Laboratorio Nacional de Argonne, Argonne, IL, EE. UU.

P. Piot

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VL inició el programa IOTA OSC, dirigió el diseño conceptual y el análisis de datos de OSC y apoyó las mediciones experimentales. JJ dirigió el diseño, la simulación, la integración y las operaciones experimentales del aparato OSC y los sistemas de diagnóstico, y apoyó el diseño conceptual y el análisis de datos del OSC. AR apoyó el diseño conceptual de OSC, el desarrollo de hardware y las mediciones experimentales, y dirigió la puesta en marcha de las redes de OSC. AV y JS apoyaron las operaciones del anillo IOTA. AV, JS, AR, GS y DB respaldaron la integración del hardware OSC. DB apoyó la integración y operación de los sistemas de movimiento OSC. JR apoyó el diseño conceptual y la simulación y el desarrollo de la óptica y el diagnóstico de luz OSC. DE apoyó la operación de sistemas de diagnóstico. KC apoyó la integración y el funcionamiento de los sistemas de potencia y RF. HP apoyó el diseño, el modelado y la fabricación de los sistemas de vacío OSC. GS e IL respaldaron los sistemas de medición y diagnóstico de OSC. AD y PP apoyaron el desarrollo del sistema de retardo óptico. SN y AV iniciaron el programa de investigación de IOTA, dirigieron el diseño y la construcción del anillo de IOTA y brindaron orientación y apoyo programáticos. SC brindó orientación técnica y académica, soporte de hardware y tutoría senior. Todos los autores participaron en discusiones grupales que ayudaron a guiar varios aspectos del programa OSC. El manuscrito fue escrito por JJ y VL Todos los autores contribuyeron a la edición del manuscrito.

Correspondencia a J. Jarvis o V. Lebedev.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature agradece a Markus Steck y a los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo. Los informes de los revisores están disponibles.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Ejemplos de tamaños de haz vertical rms medidos con y sin OSC para monitores de radiación de sincrotrón M2R (círculos) y M1L (triángulos); lleno - medidas no corregidas; vacío: medidas corregidas por difracción como \(\sqrt{{\sigma }^{2}-{D}^{2}}\). Las correcciones de difracción son: D = 15 μm para el monitor M2R y D = 31 μm para el monitor M1L. Los datos para el monitor M1L se escalaron a la ubicación M2R usando la relación de las funciones beta M2R a M1L. La corrección de difracción al tamaño M1L se aplicó antes de escalar el tamaño a la ubicación M2R.

Distribución longitudinal antes (punteada) y después (sólida) de la corrección de la no linealidad de la cámara de rayas para el OSC en el modo antiamortiguación.

Tasas de amortiguamiento longitudinal total (sólido) y antiamortiguamiento (discontinuas) en función de la amplitud de sincrotrón normalizada. Las tasas se normalizan a la fuerza de la amortiguación de radiación de sincrotrón longitudinal.

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Reimpresiones y permisos

Jarvis, J., Lebedev, V., Romanov, A. et al. Demostración experimental de enfriamiento estocástico óptico. Naturaleza 608, 287–292 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04969-7

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Recibido: 16 de marzo de 2022

Aceptado: 13 junio 2022

Publicado: 10 agosto 2022

Fecha de emisión: 11 de agosto de 2022

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

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