Aufbau einer gepulsten Quelle polarisierter Elektronen - Institut fÃ¼r ...

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8 Kapitel 1. Einleitung tätsumkehr durch Umschalten der Lichtpolarisation herbeizuführen. Die Photoemission wird durch einen zirkularpolarisierten Laserstrahl angeregt, der auf die Oberfläche eines III/V Halbleiters (meist Galliumarsenid) trifft, und von diesem unter Elektronenanregung vom Valenzband ins Leitungsband absorbiert wird. Durch die Symmetrie der beteiligten Elektronenzustände ist das ins Leitungsband des Halbleiters angeregte Elektronenensemble spinpolarisiert. Bevor die Elektronen den Halbleiter verlassen können und in einer Elektronenkanone zu einem Strahl geformt werden, ist ein aufwendiger Prozeß zur Behandlung der Kristalloberfläche notwendig, um negative Elektronenaffinität (NEA) zu erzeugen [8]. Entnimmt man hohe Strahlströme, altert die Photokathode schnell und muß nach einigen Stunden durch ein frisch präpariertes Exemplar ersetzt werden. Der Alterungsprozeß ist letztendlich nicht verstanden. Jede Erhöhung des Strahlstroms resultiert in einer Verkürzung der Lebensdauer, was in der Vergangenheit zu der Schlußfolgerung führte, daß jeder Photokathode nur eine bestimmte Ladungsmenge entnehmbar sei [9]. Alle bisherigen Konzepte für polarisierte Elektronenquellen an cw-Beschleunigern nutzen einen kontinuierlichen (cw) Laserstrahl, um einen kontinuierlichen (dc) Elektronenstrahl zu erzeugen. MAMI kann, möchte man die hohen Anforderungen an die Strahlqualität erfüllen, aber nur auf ca. 2/360 der Phase überhaupt Elektronen beschleunigen. Bei 2.45 GHz, der Frequenz des MAMI-Linacs, heißt das, daß nur 0.6 % der an der Elektronenquelle erzeugten Ladung genutzt werden kann. Durch den Einbau eines Prebunchers zwischen Elektronenquelle und Beschleuniger, der den dc Elektronenstrahl zu Paketen (Bunchen) zusammenschiebt, konnte diese geringe Effizienz gesteigert werden: Im Jahre 1990 auf 16 % ([10], s. Abbildung 1.1), im Jahre 1997 auf 45 % [11]. Damit ist jedoch eine prinzipielle Grenze dieser Methode erreicht, so daß man zur weiteren Steigerung der Effizienz auf andere Methoden ausweichen muß. Eine vollständige Nutzung der Ladung wäre über die Pulsung der Elektronenquelle durch Beleuchten des Halbleiters mit gepulstem Laserlicht im Takt der Beschleunigerhochfrequenz möglich. Elektronenpakete bis maximal 60 ps Dauer (FWHM) müßten mit einer Wiederholrate von 2.45 GHz erzeugt, und mit der richtigen Phasenlage in den Beschleuniger eingespeist werden. Bis zum Beginn der hier beschriebenen Untersuchungen war allerdings nicht klar, ob mit Halbleiterphotokathoden, wie sie zur Erzeugung spinpolarisierter Elektronenstrahlen verwendet werden, ausreichend kurze Pulse erzeugt werden können. Vereinzelte Experimente [12, 13, 14] konnten (unpolarisierte) Pulse mit einigen Pikosekunden Dauer aus ähnlichen Photokathoden erzeugen, während Modellrechnungen [15, 16, 17] Pulsresponsezeiten im Bereich von Nanosekunden vorhersagten. Im Rahmen dieser Arbeit wurde deshalb ein Experiment aufgebaut, das sowohl die Erzeugung ultrakurzer polarisierter Elektronenpulse als auch deren Analyse hinsichtlich Pulsdauer, Polarisation und transversalem wie longitudinalem Phasenraum mit einer Zeitauflösung von einigen Pikosekunden erlaubt.
9 Strom I I dc 408 ps 84% Verlust dc-Quellenstrom 0 65 ps Zeit t 16% beschleunigt Abbildung 1.1: Die Zeitstruktur des Elektronenstrahls vor dem Einschuß in den Prebuncher von MAMI. Nach Inbetriebnahme der Anlage konnten aus den Standardphotokathoden sehr schnell ausreichend kurze Pulse mit hoher Polarisation erzeugt werden. Die gemessenen Daten waren von hoher Qualität, so daß durch weitere Messungen Aussagen zum Prozeß der Photoemission selbst gemacht werden können. Kapitel 2 geht deshalb etwas genauer auf den Emissionsprozeß polarisierter Elektronen aus Galliumarsenid ein. Kapitel 3 widmet sich der Beschreibung des Laboraufbaus, mit dem die in Kapitel 4 und 5 geschilderten Experimente durchgeführt wurden. Kapitel 6 beschreibt ein erweitertes Modell der Photoemission, welche die analytische Berechnung der gemessenen Kurvenformen und Pulsdauern ermöglicht, und Kapitel 7 faßt die gesamte Arbeit zusammen.
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Seite 5 und 6: Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 7 2
Seite 7: Kapitel 1 Einleitung „Spin is in
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Seite 31 und 32: 3.2 Der lichtoptische Aufbau 31 3.2
Seite 33 und 34: 3.2 Der lichtoptische Aufbau 33 Kom
Seite 35 und 36: 3.2 Der lichtoptische Aufbau 35 2.4
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Seite 55 und 56: 3.4 Das Spektrometer / Spindreher 5
Seite 57 und 58: 3.4 Das Spektrometer / Spindreher 5
Seite 59 und 60:
3.5 Der Mottdetektor 59 mit 50 nA S
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3.5 Der Mottdetektor 61 Abbildung 3
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3.5 Der Mottdetektor 63 Impulshöhe
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3.5 Der Mottdetektor 65 0.34 0.32 A
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3.6 Die Hochfrequenzanlage 67 Hochs
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3.6 Die Hochfrequenzanlage 69 3.6.2
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3.6 Die Hochfrequenzanlage 71 triff
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3.6 Die Hochfrequenzanlage 73 Symbo
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3.6 Die Hochfrequenzanlage 75 Bei d
Seite 77 und 78:
Kapitel 4 Experimentiermethoden und
Seite 79 und 80:
4.2 Phasenaufgelöste Messung des P
Seite 81 und 82:
4.2 Phasenaufgelöste Messung des P
Seite 83 und 84:
4.4 Messung der Energieverteilung 8
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4.6 Gepulster Einschuß in MAMI 85
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Seite 89 und 90:
Kapitel 5 Experimente und Ergebniss
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5.1 Pulse aus Strained Layer Photok
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5.2 Pulse aus Bulk GaAs Photokathod
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Kapitel 6 Modellrechnungen für die
Seite 113 und 114:
113 c = 0 für t > 0 und x = 0 oder
Seite 115 und 116:
115 6 8. 10 Strom / w. E. 6 6. 10 6
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117 350 Diffusionskoeffizient D / c
Seite 119 und 120:
Kapitel 7 Zusammenfassung Diese Arb
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Anhang A Die Raumgruppe des Zinkble
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Anhang B Simulationsrechnungen B.1
Seite 125 und 126:
B.2 Die Solenoidlinsen 125 P--:3.22
Seite 127 und 128:
B.2 Die Solenoidlinsen 127 P--:3.22
Seite 129 und 130:
B.2 Die Solenoidlinsen 129 Magnetfe
Seite 131 und 132:
Literaturverzeichnis [1] B. Montagu
Seite 133 und 134:
LITERATURVERZEICHNIS 133 [25] S. Pl
Seite 135 und 136:
LITERATURVERZEICHNIS 135 [59] H. G.
Seite 137 und 138:
LITERATURVERZEICHNIS 137 [82] J. Ho
Seite 139:
Publikation
Seite 142 und 143:
16 P. Hartmann et al. / Nucl. Instr
Seite 144 und 145:
Seite 146 und 147:
Alle anzeigen

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