Démonstration expérimentale du refroidissement stochastique optique

Nature volume 608, pages 287–292 (2022)Citer cet article

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Les accélérateurs de particules et les anneaux de stockage ont été des instruments de découverte transformateurs et, pour de nombreuses applications, les innovations en matière de refroidissement par faisceau de particules ont été l'un des principaux moteurs de ce succès1. Le refroidissement stochastique (SC), l'une des avancées conceptuelles et technologiques les plus importantes dans ce domaine2,3,4,5,6, refroidit un faisceau par échantillonnage granulaire et correction de sa structure d'espace de phase, ressemblant ainsi à un "démon de Maxwell". '. L'extension du SC du régime micro-ondes jusqu'aux fréquences et largeurs de bande optiques a longtemps été recherchée, car elle pourrait augmenter les vitesses de refroidissement réalisables de trois à quatre ordres de grandeur et fournir un outil puissant pour les futurs accélérateurs. Proposé pour la première fois il y a près de 30 ans, le refroidissement stochastique optique (OSC) remplace les éléments micro-ondes conventionnels du SC par des analogues à fréquence optique et est, en principe, compatible avec toutes les espèces de faisceaux de particules chargées7,8. Nous décrivons ici une démonstration de l'OSC dans une expérience de preuve de principe à l'accélérateur de test d'optique intégrable du Fermi National Accelerator Laboratory9,10. L'expérience a utilisé des électrons de 100 MeV et une configuration non amplifiée d'OSC avec une longueur d'onde de rayonnement de 950 nm, et a obtenu un refroidissement puissant et simultané du faisceau dans tous les degrés de liberté. Cette réalisation de SC à des fréquences optiques sert de base à des expériences plus avancées avec une amplification optique à gain élevé, et fait progresser les opportunités pour les futurs systèmes OSC opérationnels avec des avantages potentiels pour une large communauté d'utilisateurs dans les sciences basées sur les accélérateurs.

Les accélérateurs de particules sont des outils scientifiques inestimables qui ont permis un siècle de progrès dans la physique des hautes énergies, la physique nucléaire, la science des matériaux, la fusion, la médecine et au-delà1. Dans de nombreuses applications, des faisceaux de particules à haute luminosité sont nécessaires, et pour celles qui s'appuient sur des anneaux de stockage (par exemple, des collisionneurs de particules, des sources lumineuses et des anneaux d'ions légers et d'ions lourds), le refroidissement du faisceau est un élément indispensable de la conception de l'accélérateur. et fonctionnement. Le refroidissement du faisceau constitue une réduction du volume d'espace de phase à six dimensions occupé par les particules du faisceau ou, de manière équivalente, une réduction du mouvement thermique à l'intérieur du faisceau. Dans le cas des collisionneurs, le refroidissement augmente la luminosité par la réduction des émittances du faisceau et est essentiel pour lutter contre la diffusion intrafaisceau (IBS) et d'autres mécanismes de diffusion11,12. Le refroidissement permet et prend également en charge un large éventail d'autres applications en physique atomique, des particules et nucléaire, y compris la production efficace d'antihydrogène pour les tests de charge, de parité, de symétrie d'inversion du temps (CPT) et de gravité13,14,15, les expériences sur cible interne pour des mesures de précision des masses et des largeurs de résonance16, et la production et le refroidissement d'espèces ioniques stables et radioactives pour des mesures de précision des états et des interactions17,18.

Il existe un large éventail de techniques de refroidissement spécifiques aux applications19,20. L'un des plus courants est l'amortissement du rayonnement synchrotron (SR), qui résulte de l'émission de SR par le faisceau dans les aimants de déviation et de la reconstitution ultérieure de cette perte d'énergie par les cavités accélératrices radiofréquences21. Pour les collisionneurs électron-positon, ainsi que les collisionneurs de hadrons proposés à la frontière de l'énergie (par exemple, le futur collisionneur circulaire), un refroidissement adéquat est déjà présent en raison de l'amortissement SR22,23 ; cependant, pour les hadrons à des énergies inférieures à environ 4 TeV, les temps d'amortissement du SR à l'énergie de collision sont trop longs pour une utilisation pratique, et un refroidissement efficace nécessite un système technique.

Pour de tels systèmes, deux grandes familles de méthodes de refroidissement peuvent être envisagées : le refroidissement par électrons (EC) et le refroidissement stochastique (SC)2,3,24,25,26. Dans EC, la température d'un faisceau de hadrons est réduite à mesure que les particules se thermalisent par diffusion coulombienne avec un faisceau d'électrons à basse température et à vitesse adaptée. Malheureusement, la mise à l'échelle de EC avec l'énergie du faisceau devient particulièrement défavorable pour les faisceaux relativistes. L'EC peut être réalisable pour le collisionneur électron-ion (EIC) prévu au Laboratoire national de Brookhaven, qui a un plafond opérationnel prévu de 275 GeV (protons), mais le potentiel des systèmes EC au-delà de cette énergie est incertain27,28.

Le SC, suggéré pour la première fois par S. van der Meer en 1968, était une technologie clé dans le succès des collisionneurs proton-antiproton. Il a joué un rôle déterminant dans la découverte des bosons W et Z en 1983, car il a permis l'accumulation d'un nombre suffisant d'antiprotons avec la qualité de faisceau requise, et un an plus tard, van der Meer a reçu une part du prix Nobel de physique pour SC et son rôle dans la découverte2,3,4,5. Depuis lors, SC a été utilisé pour élargir la portée scientifique de nombreuses installations, y compris le collisionneur Tevatron, où il a permis la découverte du quark top, le Relativistic Heavy Ion Collider, qui est le premier collisionneur à utiliser SC de manière opérationnelle à l'énergie de collision. , et l'anneau de stockage expérimental6,11,12,18,29.

Dans un système SC conventionnel, les fluctuations statistiques du faisceau sont échantillonnées à l'aide de capteurs électromagnétiques (antennes) fonctionnant dans le régime des micro-ondes avec des largeurs de bande allant jusqu'à environ 10 GHz. Les signaux résultants sont ensuite amplifiés et appliqués à des kicks électromagnétiques dans un système à rétroaction négative, ce qui entraîne un refroidissement du faisceau en circulation. Comme le SC est basé sur l'échantillonnage de fluctuations aléatoires, la bande passante du système intégré et la densité de particules dans le faisceau déterminent le nombre de passages nécessaires au refroidissement, et donc la vitesse de refroidissement réalisable25,26. L'extension du SC aux fréquences optiques avec une augmentation subséquente des bandes passantes (~ 1013 Hz) pourrait augmenter les taux de refroidissement réalisables de trois à quatre ordres de grandeur et, par exemple, permettre le refroidissement direct des paquets de protons et d'antiprotons à haute densité entre 0,25 TeV et 4 TeV. À l'heure actuelle, deux méthodes possibles ont été proposées pour une telle implémentation : le refroidissement stochastique optique (OSC) et le refroidissement électronique cohérent (CEC)7,8,30.

CEC est en cours de développement en tant que candidat pour le refroidissement par faisceau de hadrons dans le projet EIC29. Il utilise un faisceau d'électrons comme capteur, éjecteur et amplificateur30,31,3233. En revanche, OSC utilise des ondes électromagnétiques en espace libre comme moyen de signalisation, des onduleurs magnétiques pour coupler le rayonnement au faisceau de particules en circulation et des amplificateurs optiques pour l'amplification du signal. Dans les deux cas, la physique sous-jacente de la méthode SC reste inchangée dans la transition vers les fréquences optiques. L'OSC a été suggéré pour la première fois il y a près de trois décennies, et bien que plusieurs propositions pour sa mise en œuvre aient été faites, à la fois pour les collisionneurs de hadrons opérationnels et les anneaux d'électrons à basse énergie, le concept n'a pas été validé expérimentalement jusqu'à présent9,34,35,36,37, 38. Nous décrivons ici la réalisation expérimentale d'OSC. Ce résultat constitue une démonstration réussie du refroidissement du faisceau avec une technique SC à des fréquences optiques et établit une base pour l'application de l'OSC aux collisionneurs et autres installations d'accélérateur.

Notre expérience utilise la méthode du temps de transit de l'OSC, qui est détaillée sur la figure 18. À l'entrée du système de refroidissement, chaque particule passe à travers un onduleur de détection (PU) où elle émet une courte impulsion de rayonnement électromagnétique. Le faisceau et la lumière sont ensuite séparés à l'aide d'une chicane magnétique (contournement de particules) qui remplit deux fonctions : premièrement, pour faire de la place physique et une allocation temporelle pour l'optique de lumière en ligne (lentilles, amplificateurs et plaques de retard), et deuxièmement, pour introduire une corrélation entre les écarts d'impulsion des particules (erreurs) au PU et leurs temps d'arrivée respectifs à la sortie de dérivation. Enfin, l'onduleur kicker (KU) assure un échange d'énergie entre les particules et leurs impulsions lumineuses, ce qui entraîne des coups de pied d'énergie correctifs et une réduction correspondante des amplitudes d'oscillation synchrotron (longitudinale) et bêtatron (transversale) de chaque particule. L'interaction dans le KU est similaire à celle qui pilote les lasers inverses à électrons libres39, dispositifs dans lesquels un champ laser externe accélère un faisceau relativiste lorsqu'ils se copropagent dans un onduleur ; cependant, comme le rayonnement dans OSC provient des particules elles-mêmes, il contient des informations sur leurs positions dans l'espace de phase et peut donc être utilisé pour produire des corrections des mouvements incohérents des particules.

a, Chaque particule produit une impulsion de rayonnement électromagnétique lorsqu'elle transite par l'onduleur de détection. Une dérivation magnétique sépare le faisceau et la lumière et code l'erreur d'espace de phase de chaque particule lors de son retard d'arrivée au niveau de l'onduleur kicker. Les trajectoires des particules avec des écarts d'impulsion positifs (rouge) et négatifs (bleu) sont affichées, ainsi que leurs retards d'arrivée correspondants, par rapport à la particule de référence (vert). Le rayonnement capté est amplifié (ou non) et focalisé dans l'onduleur kicker. L'interaction des particules avec le rayonnement capté à l'intérieur du kicker produit des coups de pied d'énergie correctifs lorsque le système est réglé pour le mode de refroidissement. b, Exemple de perte d'énergie par tour avec (trait plein noir) et sans (trait pointillé noir) OSC en fonction de l'écart relatif d'impulsion Δp/p0 d'une particule. Le désaccord du système de retard de la moitié de la longueur d'onde fondamentale (un décalage de Δϕ = ± π dans la phase de rayonnement) place le système OSC dans un mode de chauffage (ligne pointillée grise). La région grisée correspond à la propagation relative de l'énergie efficace pour la configuration rapportée (environ 10−4).

Comme le montre la figure 1b, le système OSC rend la perte totale de SR d'une particule (ou son changement d'énergie total dans le cas amplifié) très sensible à sa déviation d'énergie, ce qui se traduit effectivement par une forte amélioration du taux d'amortissement SR conventionnel22. Pour les petites déviations de l'espace des phases, le changement d'énergie est linéaire avec la déviation de l'impulsion et donne lieu à un amortissement. Avec l'augmentation de la déviation de l'impulsion, la force OSC à passage unique oscille, inversant périodiquement le signe. La vitesse de refroidissement, qui est déterminée en faisant la moyenne de la force OSC sur les mouvements synchrotron et bêtatron des particules, oscille également, donnant lieu à des zones de refroidissement et de chauffage dans l'espace des phases (Méthodes). La taille (ou l'acceptation) de la première zone de refroidissement par rapport à la propagation de l'impulsion quadratique moyenne (rms) du faisceau et à l'émittance transversale rms (OSC absent) est appelée plage de refroidissement, et toutes les particules dans cette plage sont efficacement amorties par OSC9 . Le désaccord du retard optique d'une demi-longueur d'onde inverse les zones de refroidissement et de chauffage (Fig. 1b et Méthodes). Dans cette configuration, le mouvement de petite amplitude devient instable et les particules sont anti-amorties à de grandes amplitudes déterminées par l'équilibre du chauffage OSC et de l'amortissement SR. La vitesse de refroidissement et les plages de refroidissement décrites ici sont les facteurs de mérite essentiels pour OSC (Méthodes)9.

La force de refroidissement OSC peut également être redistribuée entre les degrés de liberté longitudinaux et transversaux, permettant un refroidissement en une, deux ou trois dimensions (Méthodes). Enfin, la courte longueur d'onde du rayonnement impose des exigences strictes sur l'alignement du système optique et sur la synchronisation et la stabilité de la temporisation de dérivation. Pour un OSC efficace, le rayonnement PU et la trajectoire du faisceau dans le KU doivent être alignés à mieux qu'environ 100 μm et environ 100 μrad en position transversale et angle, respectivement, et la synchronisation du contournement doit être synchronisée et stable au niveau inférieur à la femtoseconde9.

L'accélérateur de test d'optique intégrable (IOTA), représenté schématiquement sur la figure 2a, est un anneau de stockage d'électrons et de protons de 40 m de circonférence au Fermi National Accelerator Laboratory10. Le tableau 1 présente un résumé des paramètres de performance pertinents pour IOTA dans la configuration OSC9. L'insertion OSC, illustrée à la Fig. 2b, occupe la section droite d'environ 6 m de long entre les dipôles M4L et M4R d'IOTA. La dérivation magnétique utilise des dipôles rectangulaires pour minimiser la focalisation horizontale du faisceau, garantissant que le couplage longitudinal-transversal est dominé par le petit aimant quadripolaire de couplage au centre de la dérivation9. Le PU et le KU sont des onduleurs électromagnétiques identiques avec Nu = 16 périodes magnétiques (4,84 cm chacune) et produisent une longueur d'onde de rayonnement fondamentale sur l'axe de λr = 950 nm pour l'énergie de conception de 100 MeV (Méthodes). Le rayonnement du PU est relayé au KU à l'aide d'une seule lentille sous vide avec une distance focale de 0,853 m à la longueur d'onde fondamentale. Bien que cette configuration n'inclue pas d'amplification optique, elle produit toujours un fort refroidissement et permet des mesures détaillées de la physique sous-jacente9. Avant d'entrer dans le KU, la lumière passe par un étage de retard qui a environ 0,1 mm de plage accordable, une précision en boucle fermée d'environ 10 nm et des pertes de réflexion négligeables (Méthodes).

a, Schéma de l'anneau IOTA et de l'emplacement de l'insertion OSC. b, Schéma de l'insertion OSC comprenant les onduleurs, la chicane et l'optique lumineuse (en médaillon). RF, radiofréquence ; DDL, degrés de liberté.

L'orbite fermée (CO) et les distributions spatiales du faisceau ont été caractérisées à l'aide d'une suite de moniteurs de position de faisceau, de moniteurs SR et d'une caméra à balayage (Methods). De plus, le rayonnement PU et KU a été surveillé à l'aide de deux caméras au M4L qui sont positionnées pour imager à partir de différents endroits à l'intérieur du KU. Les positions mesurées des spots de rayonnement PU et KU focalisés ont été utilisées en conjonction avec un système d'alignement à base de laser pour surveiller les erreurs du CO à l'intérieur des onduleurs (Méthodes). Les spots de rayonnement PU et KU ont été alignés dans l'espace à l'aide de bosses CO orthogonales et de translations transversales de la lentille sous vide, et l'étage de retard a ensuite été balayé sur toute sa plage jusqu'à ce qu'une interférence du rayonnement fondamental soit observée. Après l'alignement, l'effet de l'OSC sur la distribution du faisceau était apparent et la force de l'interaction de l'OSC a été optimisée à l'aide de translations de lentille et de bosses de CO. Après optimisation, l'interaction OSC a été caractérisée à l'aide d'une combinaison de balayages à retard lent et de basculements marche-arrêt rapides grâce à des changements rapides du réglage du retard.

Pour les expériences décrites ici, le système OSC a été configuré pour un refroidissement tridimensionnel (z, x, y). Lorsque le système est correctement réglé, la réponse du faisceau à l'OSC est frappante en raison de la domination de l'OSC sur l'amortissement SR. La figure 3 présente les distributions de faisceau projetées et les tailles efficaces (Fig. 3c) pour les trois plans d'espace de phase lors d'un balayage à retard lent (environ 30 nm s−1, ou de manière équivalente environ 0,03λr s−1) sur une plage totale de environ 30λr.

a, projections mesurées (z, x, y) de la distribution du faisceau pendant un balayage de retard OSC. Les distributions transversales (x, y) ont été enregistrées sur le moniteur M2R SR. La décroissance de l'intensité moyenne sur le balayage d'environ 15 min est cohérente avec la durée de vie naturelle du faisceau en 1/e (environ 17 min) qui résulte de la diffusion avec le gaz résiduel. b, Vue agrandie près des zones de refroidissement OSC (ligne continue verticale) et de chauffage (ligne pointillée) les plus fortes. L'intensité de chaque projection est renormalisée pour plus de clarté. c, Les tailles de faisceau efficaces (σx, σy, σz) pour les distributions projetées. L'ajustement est effectué sur le noyau gaussien du faisceau pour réduire l'impact des effets de profondeur de champ dans le plan horizontal et pour éviter la contamination par les queues non gaussiennes résultant de la diffusion des gaz. Pour tous les plans, l'axe vertical est écrêté à l'amplitude où le cœur de la distribution devient non gaussien en raison du chauffage OSC. Les courbes corrigées de la diffraction sont affichées en gris et la bande rose marque l'emplacement de la zone de refroidissement OSC la plus forte. Le nombre de modulations dans la taille du faisceau est d'environ 2Nu, comme prévu par la théorie9.

Les principales caractéristiques des projections peuvent être bien comprises dans le cadre théorique existant (Méthodes)9. Au début et à la fin du balayage (retard élevé et retard faible, respectivement), les particules et la lumière sont séparées longitudinalement dans le KU, ce qui désactive efficacement l'OSC et entraîne l'établissement de l'état d'équilibre par l'amortissement SR seul. Au fur et à mesure du balayage, OSC alterne entre les modes de refroidissement et de chauffage, le nombre total de périodes de modulation étant d'environ 2Nu. L'intensité de l'OSC culmine après environ dix périodes en raison d'une surfocalisation intentionnelle par la lentille sous vide9 et tombe de chaque côté en raison de la fonction d'enveloppe discutée dans Méthodes. En mode chauffage, de grandes amplitudes dans un plan peuvent conduire à une inversion d'OSC dans les autres plans (Méthodes). Ceci est clairement visible sur la Fig. 3b (ligne pointillée blanche) où un fort anti-amortissement longitudinal entraîne un refroidissement pour les plans transversaux malgré le fait que le système OSC soit réglé pour le mode de chauffage. L'effet est moins apparent pour le plan horizontal que pour le plan vertical en raison de la contribution importante (dispersive) de la propagation de l'impulsion à la taille du faisceau horizontal à l'emplacement du moniteur SR. En revanche, lorsque l'OSC est faible et comparable à l'amortissement SR, comme c'est le cas vers les bords du balayage (Fig. 3a), l'anti-amortissement est faible et le refroidissement et le chauffage sont entièrement synchronisés sur les différents plans.

Les taux de refroidissement OSC ont été estimés à partir des changements dans les tailles de faisceau d'équilibre. Dans la configuration entièrement couplée (Méthodes), il suffit de considérer la distribution longitudinale mesurée par la caméra à balayage et la distribution verticale mesurée par un seul moniteur SR. En conséquence, le moniteur M2R SR a été mis à niveau pour améliorer sa résolution transversale (Méthodes). La limite de diffraction résultante était faible (environ 15 μm) avec un effet minimal sur la taille du faisceau vertical (Fig. 3c) et, par conséquent, sur les taux OSC déduits (environ 5%). La figure 4 présente les distributions longitudinale et verticale et leurs ajustements gaussiens pour une bascule rapide typique du système OSC. Le système de retard est initialement désaligné d'environ 30 λr, et la distribution de faisceau d'équilibre est définie uniquement par l'amortissement SR. Au temps t = 0, le système est déplacé à une vitesse d'environ 15λr s−1 vers la zone de refroidissement la plus forte. Cette transition est lente par rapport aux temps d'amortissement OSC mais garantit que les distributions d'équilibre sont prises dans essentiellement les mêmes conditions.

a, Dépendance au temps des distributions de faisceaux unidimensionnels en z (caméra à balayage) et y (moniteur M2R SR) lors d'une bascule OSC. Le système est initialement désaccordé de 30 λr et est calé sur le réglage de refroidissement maximal à t = 0. b, Les tailles de faisceau efficaces des ajustements gaussiens des projections brutes présentées en a. c, distributions moyennées dans le temps (lignes pleines) et leurs ajustements gaussiens (lignes pointillées) pour les états OSC-off et OSC-on pour les intervalles de [−20, −10] s et [10, 20] s. En b et c, les ajustements M2R n'utilisent que le ±110 μm central pour réduire la contamination par les queues non gaussiennes résultant de la diffusion des gaz. Les courbes corrigées de la diffraction sont affichées en gris et les distributions dans chaque cas ont été normalisées à une valeur maximale de un à des fins de comparaison.

En l'absence d'IBS, le rapport des taux d'amortissement (avec et sans OSC) est inversement proportionnel au rapport des tailles de faisceau correspondantes au carré ; la présence d'IBS réduit la différence entre ces tailles de faisceau. Les exemples de données des Fig. 3 et 4 ont été prises à faible courant de faisceau (environ 50 à 150 nA, soit environ 105 particules) pour réduire l'impact de l'IBS, et un modèle IBS simple a été utilisé dans l'analyse pour corriger tout effet résiduel (Méthodes)9. Par rapport à l'amortissement SR seul, les tailles d'équilibre correspondent à une augmentation du taux d'amortissement total d'environ 8,06 fois et 2,94 fois dans les plans longitudinal et transversal, respectivement (Méthodes). Lorsqu'il est combiné dans un seul plan, le taux de refroidissement d'amplitude total d'OSC est d'environ 9,2 s−1, ce qui correspond à un taux de refroidissement d'émittance total de 18,4 s−1 et est d'environ un ordre de grandeur supérieur à l'amortissement SR longitudinal. Bien que non décrit ici, le refroidissement a également été obtenu avec un taux d'amortissement OSC total comparable pour les configurations unidimensionnelles (z uniquement) et bidimensionnelles (z et x). Pour ce faire, l'anneau IOTA a été découplé x-y et la force de couplage longitudinal-transversal a été ajustée en douceur en modifiant l'excitation du quadripôle de couplage.

La plage de refroidissement longitudinale a été calculée à partir des mesures de la distribution du faisceau avec OSC réglé pour le mode de chauffage (Méthodes). Les amplitudes d'équilibre observées sont en bon accord avec les prédictions théoriques et ont été calculées à l'aide de deux approches distinctes : à partir du rapport des taux d'amortissement OSC sur SR et directement à partir de l'étalonnage de la caméra à balayage. Pour les taux OSC maximaux atteints, les amplitudes calculées coïncident les unes avec les autres avec une précision d'environ 5 % et, lorsqu'elles sont normalisées au nombre d'onde de rayonnement k0 = 2π/λr, sont approximativement égales à asmax ≈ 3,3 (Méthodes). Sur la figure 4c, la distribution longitudinale est bien ajustée par une gaussienne pure, ce qui indique que le faisceau se situe bien dans la plage de refroidissement longitudinal et qu'il n'y a pas de réduction du taux d'amortissement pour les queues de distribution.

La plage de refroidissement transversal n'a pas pu être étudiée en détail en raison des petites tailles de faisceau transversal et de l'OSC transversal relativement faible, qui ont empêché le piégeage des particules à de grandes amplitudes transversales ; cependant, nous notons que les émittances mesurées en mode transversal rms du faisceau refroidi au maximum de l'OSC sont d'environ 0,9 nm, ce qui est presque 100 fois plus petit que la plage de refroidissement attendue (tableau 1) et au moins environ 30 fois plus petit que le estimation du pire cas de la plage de refroidissement lorsqu'elle est réduite par la non-linéarité des déplacements longitudinaux à grandes amplitudes. Par conséquent, les limitations de la plage de refroidissement ne devraient pas avoir de rôle dans les mesures OSC, mais cette conclusion nécessite encore une vérification expérimentale.

Dans ces résultats, il y a quelques écarts notables par rapport aux attentes. Le taux de refroidissement total estimé est d'environ la moitié de la valeur anticipée (tableau 1), qui est basée sur des simulations détaillées du rayonnement de l'onduleur9. De plus, le rapport des taux OSC mesurés (longitudinal à somme de transversal) dans l'expérience était de 1:0,34, alors que 1:1,03 est attendu9. Les sources probables de ces écarts sont discutées dans Méthodes.

Nous avons démontré expérimentalement le refroidissement stochastique optique. Cela constitue la réalisation d'une technique de refroidissement de faisceau stochastique dans le régime de bande passante térahertz et représente une augmentation de la bande passante d'environ 2 000 fois par rapport aux systèmes SC conventionnels. De plus, nous avons démontré avec succès un schéma de couplage pour partager la force de refroidissement avec tous les degrés de liberté, qui s'applique également à d'autres concepts de refroidissement. Un autre résultat technique important de l'expérience est que le faisceau et son rayonnement ont été efficacement synchronisés et stabilisés à plus d'un quart de la longueur d'onde du rayonnement (<250 nm) sur la longueur de la section OSC (environ 3 m). Ces résultats fournissent une validation importante de la physique et de la technologie essentielles de l'OSC et ouvrent la voie à des expériences incluant une amplification optique à gain élevé et des architectures de système avancées. Par exemple, la prochaine phase du programme IOTA OSC est en cours et vise le développement d'un système OSC amplifié avec environ 4 à 6 mm de retard, un gain de puissance optique de> 30 dB et la flexibilité d'explorer des concepts avancés qui élargiront le l'applicabilité de l'OSC, comme l'échantillonnage optique transversal40. La démonstration réussie de ce système amplifié fournirait la base nécessaire à l'ingénierie de systèmes OSC opérationnels à gain élevé pour les collisionneurs et autres accélérateurs et pourrait ouvrir des capacités pour les sources de lumière synchrotron. Ceux-ci peuvent inclure des systèmes OSC pour le refroidissement direct des faisceaux de hadrons, le refroidissement secondaire des faisceaux d'électrons à haute intensité stockés pour les refroidisseurs d'électrons à base d'anneaux et des systèmes OSC flexibles pour un amortissement SR amélioré.

IOTA est équipé de moniteurs de rayonnement synchrotron à chaque dipôle principal. Ces stations, qui utilisent des caméras Blackfly-PGE-23S6M-C complémentaires métal-oxyde-semi-conducteur (CMOS) et ont un grossissement d'environ 1, sont utilisées pour enregistrer des images transversales directes de la distribution du faisceau. Pour les expériences OSC, la station M2R a été mise à niveau pour une résolution plus élevée à l'aide de deux améliorations matérielles : le rejet de la lumière polarisée verticalement (Thorlabs PBSW-405) et l'utilisation d'un filtre à bande étroite (Thorlabs FBH405-10). Bien que la lumière polarisée verticalement émise soit faible, elle augmente la taille du spot limité par la diffraction d'environ 20 %. La longueur d'onde du filtre à bande étroite a été rendue aussi courte que possible tout en maintenant une efficacité quantique élevée dans le capteur de la caméra. Le filtre a réduit la contribution de diffraction du rayonnement à grande longueur d'onde et la contribution de la chromaticité de la lentille du rayonnement à courte longueur d'onde. Les calculs indiquent que ces mesures ont réduit la contribution de la diffraction de près d'un facteur deux. Pour focaliser l'image du faisceau, la position longitudinale de chaque caméra a été ajustée pour minimiser la taille du faisceau mesuré ; la préférence a été donnée à la taille verticale car les effets de profondeur de champ sont plus importants dans la taille horizontale en raison de la courbure horizontale de la trajectoire du faisceau. Les pixels "chauds" dans les projections M2R ont été sélectionnés à l'aide d'un algorithme de détection de crête et remplacés par la moyenne de leurs voisins les plus proches. Les corrections de diffraction aux tailles de faisceau mesurées ont été déterminées expérimentalement pour les stations de mesure M2R et M1L en ajustant une seule correction aux configurations de refroidissement, de chauffage et sans OSC pour différents courants de faisceau. Des exemples de tailles de faisceau mesurées et corrigées sont présentés pour les données d'échantillon dans les données étendues de la Fig. 1. Les corrections déterminées expérimentalement sont proches des estimations théoriques de 15 μm et 31 μm pour M2R et M1L, respectivement.

L'insertion OSC est équipée d'un système d'alignement à base de laser pour prendre en charge l'alignement des systèmes de diagnostic et la manipulation du CO pour le réglage OSC. Le système comprend un laser hélium-néon (632,8 nm) avec son axe aligné à travers deux trous d'épingle étudiés à chaque extrémité de l'insertion OSC. Les erreurs de positionnement transverse des trous microscopiques sont d'environ ± 50 μm. Un ensemble d'optiques d'adaptation côté air est utilisé pour focaliser le laser d'alignement au centre de l'unité centrale. Le laser se relaie ensuite à travers l'optique sous vide et toutes les lignes de diagnostic en aval pour produire des images submillimétriques sur les caméras à rayonnement onduleur (UR) décrites ci-dessous. Avant les expériences OSC, le CO a été corrigé à quelques centaines de micromètres en utilisant le quad-centrage, et les fonctions de réseau ont été corrigées à plusieurs pour cent en utilisant des techniques standard40,41.

La lentille sous vide et les plaques de retard sont fabriquées à partir de CORNING-HPFS-7980, qui a été choisi principalement pour sa dispersion à faible vitesse de groupe dans la plage de longueurs d'onde d'intérêt. La lentille est traitée antireflet pour la bande fondamentale de l'UR (950–1 400 nm) et a une ouverture claire d'environ 13 mm, ce qui correspond à un angle d'acceptation pour le rayonnement PU d'environ 3,5 mrad. La position de la lentille peut être ajustée en six degrés de liberté (<±10 nm en positions et <±15 μrad en angles) à l'aide d'un manipulateur piézoélectrique sous vide (Smaract Smarpod 70.42) fonctionnant en mode boucle fermée. Les plaques de retard ont une épaisseur centrale de 250 μm et la variation typique sur les plaques de 25 mm a été mesurée par interférométrie Haidinger comme étant d'environ 100 nm. L'orientation nominale des plaques de retard est proche de l'angle de Brewster pour réduire les pertes de réflexion de la lumière PU. Le système de retard utilise deux étages piézo rotatifs en boucle fermée (Smaract SR-2013) pour fournir une rotation indépendante des deux plaques de retard. Le retard peut être réglé sur une plage complète d'environ 0,1 mm avec une précision d'environ 10 nm. Bien que les angles absolus (c'est-à-dire par rapport à l'axe d'alignement OSC) des plaques ne soient pas connus, un modèle de retard peut être adapté à la périodicité de la force de refroidissement OSC pour un balayage angulaire à vitesse continue.

L'imagerie du rayonnement du PU et du KU offre des capacités de diagnostic importantes. Les onduleurs produisent une longueur d'onde de rayonnement dans l'axe donnée par λr = lu(1 + K2/2)/2nγ2, où lu est la période de l'onduleur, n est l'harmonique du rayonnement, γ est le facteur de Lorentz, K = qe Blu/ 2πmec est le paramètre de l'onduleur, qe est la charge de l'électron, B est le pic du champ magnétique sur l'axe, me est la masse au repos de l'électron et c est la vitesse de la lumière. Une boîte à lumière située sur le dipôle M4L contient tous les systèmes de diagnostic pour le rayonnement KU et PU. Deux caméras CMOS Blackfly-PGE-23S6M-C sont utilisées en combinaison avec une roue à filtres pour imager la fondamentale, la deuxième ou la troisième harmonique du KU et du PU. Ces caméras UR sont situées sur deux plans d'image distincts correspondant à différents emplacements à l'intérieur de la KU. Comme la lentille sous vide est dans une configuration de relais 2f, la lumière PU est mappée dans le KU avec une transformation d'identité approximativement négative. Le système d'imagerie produit alors une seule image relativement nette du faisceau, à la fois pour le PU et le KU, à partir du plan source correspondant. En conjonction avec le système d'alignement, ces images peuvent être utilisées pour estimer les erreurs de trajectoire de l'orbite fermée dans les deux onduleurs. Pour valider le concept, la propagation d'UR réaliste à travers l'ensemble du système d'imagerie a été réalisée dans l'atelier de rayonnement synchrotron42. En pratique, l'imagerie simultanée du rayonnement KU et PU à partir du même plan source dans le KU permet un alignement simple et approximatif de l'orbite fermée KU avec le rayonnement PU, qui, avec l'alignement longitudinal, est la principale exigence pour établir l'interaction OSC. Les caméras ont une efficacité quantique infrarouge suffisante pour imager directement l'interférence du rayonnement fondamental, ce qui indique un alignement longitudinal réussi.

Une caméra à balayage à double balayage Hamamatsu modèle C5680 avec une unité de déviation verticale synchroscan (M5675) a été utilisée pour mesurer la distribution longitudinale du faisceau pendant les expériences OSC. Une caméra CMOS Blackfly-PGE-23S6M-C a été utilisée comme élément détecteur et le système a été installé au-dessus du dipôle M3R. Un séparateur de faisceau non polarisant 50/50 a été utilisé pour diriger la moitié du SR du moniteur de position du faisceau M3R SR existant vers la fente d'entrée de la caméra à balayage. Un générateur d'horloge externe a été verrouillé en phase sur la fréquence radio de quatrième harmonique d'IOTA (30 MHz) et utilisé pour piloter le balayage de la caméra à balayage à la onzième harmonique (82,5 MHz) de la fréquence de circulation du faisceau (7,5 MHz). Pour calibrer l'image de la caméra à balayage (picosecondes par pixel), la tension radiofréquence d'IOTA a d'abord été calibrée à l'aide d'un moniteur de courant mural pour mesurer les décalages de la phase synchrone du faisceau pour différents réglages de tension. Des mesures de la fréquence synchrotron (par excitation résonnante du faisceau) ont ensuite été effectuées en fonction du réglage de la tension, ce qui a donné un petit facteur de correction pour le compactage en impulsion (+15%). Cette valeur est très sensible aux erreurs de focalisation dans le réseau à faible émission conçu pour les études OSC. Enfin, le facteur d'étalonnage de la caméra à balayage a été déterminé en ajustant la position mesurée du faisceau longitudinal en fonction de la tension. Une légère non-linéarité a été observée au bord du champ de vision du système. Il a été corrigé en rendant la distribution longitudinale du faisceau symétrique par rapport à son centre pour OSC en mode chauffage, où les amplitudes étaient les plus grandes et les longueurs de paquet s'inscrivaient à peine dans le champ de vision. Données étendues La Fig. 2 présente un exemple de distribution longitudinale avant et après correction.

Les dipôles de la chicane sont alimentés par paires à l'aide de régulateurs de courant spéciaux (BiRa Systems PCRC) avec une ondulation plus bruit au niveau 1 × 10−5 (rms) et une stabilité à long terme de quelques parties par million. Cela garantit que la phase nominale de la force OSC est stable lorsque les particules du faisceau l'échantillonnent sur de nombreux tours. On note que la régulation au niveau moyen de 10−5 correspond à des erreurs d'impulsion effectives comparables à l'étalement naturel de l'impulsion du faisceau. La régulation de l'alimentation principale qui alimente les dipôles de l'IOTA a également été améliorée pour atteindre une stabilité comparable. Cela était nécessaire pour IOTA car, en tant que synchrotron à électrons à radiofréquence fixe, l'énergie du faisceau est directement liée au champ magnétique dans les dipôles de l'anneau; par conséquent, les variations du champ de courbure entraînent des variations du retard des particules.

L'échange d'énergie entre les particules et leurs champs de rayonnement PU dans le KU est un effet longitudinal ; cependant, comme décrit dans la section suivante, la présence d'une dispersion dans les onduleurs peut être utilisée pour coupler la force de refroidissement dans les plans de phase transversaux. Dans le système rapporté ici, ce couplage (longitudinal à horizontal) est réglable en douceur par l'excitation d'un seul quadripôle au centre de la dérivation OSC. Le fonctionnement de l'anneau de stockage sur une résonance de couplage transversal, dans notre cas une résonance différentielle avec des mélodies de bêtatron (c'est-à-dire un nombre d'oscillations de bêtatron par tour) de Qx = 5,42 et Qy = 2,42, divise l'émittance du faisceau et le refroidissement et le chauffage entre le plans horizontaux et verticaux. Cette combinaison de dérivation et de couplage de réseau permet un refroidissement tridimensionnel complet du faisceau à l'aide d'OSC. Pour coupler le réseau, l'optique en anneau a été corrigée pour minimiser la séparation entre la partie fractionnaire des mélodies de bêtatron (ΔQ <0, 005), puis un fort couplage transversal a été introduit par l'excitation d'un seul quadripôle oblique dans une région à dispersion nulle.

Pour la dérivation des vitesses de refroidissement OSC, nous renvoyons le lecteur à la réf. 9. Nous ne résumons ici que les principaux résultats nécessaires à l'analyse des données expérimentales. Pour un écart d'impulsion relativement faible, le coup de pied longitudinal subi par une particule peut être approximé comme

où κ est la valeur de kick maximale, k0 = 2π/λr est le nombre d'onde de rayonnement, s est le déplacement longitudinal de la particule sur le chemin du PU au KU par rapport à la particule de référence, qui obtient un kick nul, et u(s) est une fonction enveloppe, avec u(0) = 1 et u(s) = 0 pour |s| > Nuλr, qui tient compte de la bande passante du système intégré. Les effets de la fonction enveloppe sont observés sur la figure 3c. Dans l'approximation linéaire, on peut écrire

où M5n sont les éléments de la matrice de transfert 6 × 6 du pick-up au kicker, et x, θx et Δp/p sont les coordonnées des particules, l'angle et l'écart de moment relatif au centre PU. Pour trouver la vitesse de refroidissement longitudinale pour un mouvement de petite amplitude, nous ne laissons que le terme linéaire en ks dans l'équation (1) et définissons u(s) = 1. La vitesse de refroidissement longitudinale est simplement obtenue comme

avec D et D′ = dD/ds étant la dispersion annulaire et sa dérivée longitudinale au PU. Ici, nous incluons également cela pour le mouvement longitudinal pur x = D(Δp/p) et θx = D′(Δp/p). Ensuite, en utilisant la théorie des perturbations symplectiques et le théorème vitesse-somme43, on obtient que la somme des vitesses de refroidissement (en amplitude) est égale à la vitesse de refroidissement longitudinale en l'absence de couplage x–s :

où λ1 et λ2 sont les vitesses de refroidissement des deux modes de bêtatron, λs est la vitesse de refroidissement du mouvement longitudinal et f0 est la fréquence de révolution dans l'anneau de stockage.

Dans le cas général du couplage x–y arbitraire, les vitesses de refroidissement pour les modes transverses ont des expressions longues ; cependant, pour le cas du fonctionnement à la résonance de couplage, les vitesses de refroidissement des deux modes transverses sont égales et ont une représentation compacte. Dans ce cas, en combinant les équations (3) et (4), on obtient

La dépendance harmonique de la force de refroidissement sur la déviation de l'impulsion, présentée dans l'équation (1), entraîne une réduction des vitesses de refroidissement avec une amplitude croissante. La moyenne des oscillations bêtatron (transversales) et synchrotron (longitudinales) donne la dépendance des taux de refroidissement sur les amplitudes des particules :

où Jn est la fonction de Bessel de première espèce d'ordre n, a1, a2 et as sont les amplitudes sans dimension du déplacement longitudinal de la particule dans le kicker liées aux oscillations dans le plan correspondant. Exprimés en unités de phase du champ électromagnétique, ils sont donnés par

où (Δp/p)max est l'amplitude du mouvement synchrotron, ε1 et ε2 sont les invariants de Courant-Snyder généralisés (émittances à une seule particule), et β1x, β2x, α1x, α2x et u sont les paramètres de Twiss à quatre dimensions définis dans la section 2.2.5 de la réf. 43. Les taux de refroidissement dans l'équation (6) oscillent avec les amplitudes des particules et, par conséquent, les particules peuvent être piégées à de grandes amplitudes par la force OSC. L'exigence d'amortissement simultané pour tous les degrés de liberté détermine les tolérances de refroidissement de sorte que ai ≤ μ01 ≈ 2,405, i = 1, 2, s ; où μ01 est la première racine de la fonction de Bessel J0(x). Si les oscillations se produisent dans un seul degré de liberté, alors la plage de refroidissement est plus grande : ai ≤ μ11 ≈ 3,83, où μ11 est la première racine non nulle de la fonction de Bessel J1(x).

Bien que les taux d'OSC de petite amplitude dépassent largement les taux de refroidissement du SR, il est important de tenir compte du SR pour comprendre le comportement du faisceau observé. Dans ce cas, la vitesse de refroidissement totale pour le nième degré de liberté est :

où Rnτ est le rapport entre la vitesse OSC de petite amplitude et la vitesse de refroidissement SR pour le nième degré de liberté, m et k sont les autres degrés de liberté, et l'étiquette τ est utilisée pour indiquer un rapport des vitesses de refroidissement. Dans nos mesures avec la phase OSC anti-amortissement, les amplitudes sans dimension du mouvement du bêtatron sont bien inférieures à un. Pour OSC longitudinal en mode anti-amortissement, on obtient alors la dépendance de la vitesse de refroidissement longitudinal sur l'amplitude sans dimension du mouvement synchrotron comme :

Par conséquent, l'amplitude d'équilibre est déterminée par l'équation suivante : as = 2RsτJ1(as). Données étendues La figure 3 présente la dépendance des taux de refroidissement longitudinaux pour l'OSC dans les modes d'amortissement et d'anti-amortissement pour les paramètres mesurés de l'OSC. Pour les deux modes, il n'y a qu'un seul point d'équilibre : as = 0 pour le mode amortissement, et as = 3,273 pour le mode anti-amortissement.

Pour un courant de faisceau très faible, où l'IBS est négligeable, le taux de croissance efficace de l'émittance du mouvement de faible amplitude est déterminé par l'équation suivante :

Ici, Bn est la diffusion entraînée par les fluctuations de l'émission SR et la diffusion des molécules de gaz résiduel, et ne dépend donc pas des paramètres du faisceau. À l'équilibre, l'équation (10) détermine la vitesse de refroidissement, \({\lambda }_{n}={B}_{n}/2{\varepsilon }_{n},\) et un moyen simple de calculer la taux de refroidissement à partir du rapport des tailles efficaces des faisceaux avec (σn) et sans (σn0) OSC :

où λn0 est le taux d'amortissement en l'absence d'OSC. Bien que toutes les mesures OSC rapportées aient été effectuées avec un petit courant de faisceau (environ 50 à 150 nA), pour une grande partie des mesures, l'IBS n'était pas négligeable; par conséquent, nous utilisons un modèle IBS simplifié pour calculer les corrections des vitesses de refroidissement qui sont largement indépendantes des paramètres exacts du faisceau44. Nous ajoutons le terme IBS au membre droit de l'équation (10) :

où ε⊥ = ε1 = ε2 est l'émittance transversale efficace, εs est l'émittance longitudinale efficace et la constante An est déterminée à partir des mesures.

Pour trouver An, nous utilisons le fait que les tailles efficaces des faisceaux sont différentes au début et à la fin du balayage OSC, qui dure environ 1 000 s. Pour la mesure présentée à la Fig. 3, la durée de vie du faisceau mesurée de 17 min donne le rapport des courants de faisceau au début et à la fin des mesures à RN = 2,5. Avec quelques manipulations algébriques, on peut exprimer le rapport des tailles de faisceau mesurées à l'extrémité du balayage, σn2, aux tailles de faisceau qui seraient mesurées en l'absence d'IBS, σn0, à travers les rapports des autres paramètres mesurés comme :

Ici (σv1/σv2) est le rapport de la taille initiale et finale du faisceau vertical, (σs1/σs2) est la même mesure pour les longueurs de paquet, les émittances des deux modes transverses sont prises égales et nous avons utilisé ε⊥1 /ε⊥2 = (σv1/σv2)2. Pour ces expériences, les rapports approximatifs des tailles de faisceau (avant et après balayage) sont : (σv1/σv2) = 1,09 et (σs1/σs2) = 1,1 ; ce qui donne (σv0/σv2)2 = 0,745.

Dans l'étape suivante, nous trouvons le rapport des taux de refroidissement avec et sans OSC. Des manipulations similaires avec l'équation (12) donnent une version améliorée de l'équation (11) :

Ici σvSR/σvOSC est le rapport des tailles de faisceau mesurées sans et avec OSC, respectivement, σsSR/σsOSC est le même pour les longueurs de paquet. Pour les mesures présentées ici, σvSR/σvOSC = 1,51 et σsSR/σsOSC = 2,5, ce qui donne λvOSC/λvSR = 2,94. Des calculs similaires pour le rendement de refroidissement longitudinal λsOSC/λsSR = 8,06. La variabilité quotidienne typique des taux était d'environ 10 % en raison de variations dans le réglage et l'alignement globaux du système OSC et du CO ; cependant, les performances étaient stables au cours d'une session d'opérations donnée avec seulement des réglages mineurs peu fréquents requis.

Les ajustements aux distributions verticales de la Fig. 4 révèlent deux caractéristiques à noter : (1) la taille d'équilibre dans le cas OSC-off est environ deux fois plus grande que prévu9 et (2) les distributions ont des queues non gaussiennes pour les deux cas, avec et sans OSC. Les deux observations sont cohérentes avec la diffusion par les molécules de gaz résiduel. La pression moyenne du vide dans l'anneau de stockage, qui est estimée à partir de l'augmentation de la taille du faisceau, est d'environ 3,7 × 10−8 torr d'équivalent hydrogène atomique et coïncide avec l'estimation du vide de l'IOTA précédent avec une précision d'environ 15 %45. L'acceptation verticale de l'anneau de stockage est inférieure à l'acceptation horizontale et est estimée à partir de la durée de vie du faisceau à environ 3 μm, ce qui représente environ 50 % de la valeur de conception et dépasse la plage de refroidissement (tableau 1) d'un facteur d'environ 40 .

Une source probable de l'écart apparent de vitesse de refroidissement est une ouverture physique réduite pour la lumière PU en raison de désalignements des chambres à vide et du faisceau. Des simulations préliminaires basées sur des scans tridimensionnels de l'appareil intégré suggèrent que de l'ordre de 30 à 40% de la différence pourrait être expliquée de cette manière. D'autres sources potentielles peuvent inclure des non-linéarités dans la cartographie de contournement, la possibilité de trajectoires de CO déformées dans les onduleurs en raison de la saturation dans les poteaux en acier et un échange d'énergie réduit en raison de la taille finie du point de rayonnement dans le KU, qui est exacerbée par l'augmentation du faisceau. taille due à la diffusion des gaz résiduels.

En ce qui concerne le couplage longitudinal-transversal, le rapport mesuré (1:0,34) correspondrait à une excitation du quadripôle de couplage à environ la moitié de sa force nominale. Cela suggère la présence de termes de couplage supplémentaires dans le contournement et/ou des déviations des fonctions optiques du réseau par rapport au modèle ; cependant, dans les expériences OSC bidimensionnelles, qui ne sont pas rapportées ici, l'excitation quadruple de couplage a été doublée et un rapport de couplage plus proche de l'unité a été atteint.

Les ensembles de données pour les expériences rapportées sont disponibles dans le référentiel Zenodo à https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557.

Le code prenant en charge le traitement et l'analyse des données rapportées est disponible dans le référentiel Zenodo à l'adresse https://doi.org/10.5281/zenodo.6578557.

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Nous remercions D. Frank, M. Obrycki, R. Espinoza, N. Eddy et J. You pour le support technique et matériel ; B. Cathey pour le soutien aux opérations ; et M. Zolotorev, M. Andorf, A. Lumpkin, J. Wurtele, A. Charman et G. Penn pour les discussions. Ce manuscrit a été rédigé par la Fermi Research Alliance, LLC sous le numéro de contrat DE-AC02-07CH11359 avec le US Department of Energy Office of Science, Office of High Energy Physics. Ce travail a également été soutenu par le contrat Nnuméro DE-SC0018656 du département américain de l'énergie avec la Northern Illinois University et par la US National Science Foundation sous le prix PHY-1549132, le Center for Bright Beams.

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P. Piot

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VL a lancé le programme IOTA OSC, a dirigé la conception conceptuelle et l'analyse des données OSC, et a soutenu les mesures expérimentales. JJ a dirigé la conception, la simulation, l'intégration et les opérations expérimentales de l'appareil OSC et des systèmes de diagnostic, et a soutenu la conception conceptuelle OSC et l'analyse des données. AR a soutenu la conception conceptuelle de l'OSC, le développement du matériel et les mesures expérimentales, et a dirigé la mise en service des treillis de l'OSC. AV et JS ont pris en charge les opérations de l'anneau IOTA. AV, JS, AR, GS et DB ont pris en charge l'intégration du matériel OSC. DB a pris en charge l'intégration et l'exploitation des systèmes de mouvement OSC. JR a soutenu la conception conceptuelle ainsi que la simulation et le développement de l'optique lumineuse et des diagnostics OSC. DE a soutenu le fonctionnement des systèmes de diagnostic. KC a pris en charge l'intégration et l'exploitation des systèmes RF et d'alimentation. HP a pris en charge la conception, la modélisation et la fabrication des systèmes de vide OSC. GS et IL ont soutenu les mesures OSC et les systèmes de diagnostic. AD et PP ont soutenu le développement du système de retard optique. SN et AV ont lancé le programme de recherche IOTA, dirigé la conception et la construction de l'anneau IOTA et fourni des conseils et un soutien programmatiques. SC a fourni des conseils techniques et académiques, un soutien matériel et un mentorat senior. Tous les auteurs ont participé à des discussions de groupe qui ont aidé à orienter divers aspects du programme OSC. Le manuscrit a été rédigé par JJ et VL Tous les auteurs ont contribué à la rédaction du manuscrit.

Correspondance à J. Jarvis ou V. Lebedev.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature remercie Markus Steck et le(s) autre(s) relecteur(s) anonyme(s) pour leur contribution à la relecture par les pairs de ce travail. Les rapports des pairs examinateurs sont disponibles.

Note de l'éditeur Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Exemples de tailles de faisceau vertical efficaces mesurées avec et sans OSC pour les moniteurs de rayonnement synchrotron M2R (cercles) et M1L (triangles); rempli - mesures non corrigées ; non rempli - mesures corrigées pour la diffraction comme \(\sqrt{{\sigma }^{2}-{D}^{2}}\). Les corrections de diffraction sont : D = 15 μm pour le moniteur M2R et D = 31 μm pour le moniteur M1L. Les données du moniteur M1L ont été mises à l'échelle à l'emplacement M2R en utilisant le rapport des fonctions bêta M2R à M1L. La correction de diffraction à la taille M1L a été appliquée avant la mise à l'échelle de la taille à l'emplacement M2R.

Distribution longitudinale avant (en pointillé) et après (en continu) correction de la non-linéarité de la caméra à balayage pour l'OSC en mode anti-amortissement.

Taux d'amortissement longitudinal total (en continu) et d'anti-amortissement (en pointillés) en fonction de l'amplitude normalisée du synchrotron. Les taux sont normalisés à la force de l'amortissement longitudinal du rayonnement synchrotron.

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Réimpressions et autorisations

Jarvis, J., Lebedev, V., Romanov, A. et al. Démonstration expérimentale du refroidissement stochastique optique. Nature 608, 287-292 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04969-7

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Reçu : 16 mars 2022

Accepté : 13 juin 2022

Publié: 10 août 2022

Date d'émission : 11 août 2022

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

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