ОНДУЛЯ́ТОРНОЕ ИЗЛУЧЕ́НИЕ

ОНДУЛЯ́ТОРНОЕ ИЗЛУЧЕ́НИЕ, элек­тромаг­нит­ное из­лу­че­ние, ис­пус­кае­мое ус­ко­рен­ны­ми за­ря­жен­ны­ми час­ти­ца­ми в он­ду­ля­то­ре. О. и. мож­но рас­смат­ри­вать как из­лу­че­ние рав­но­мер­но и пря­мо­ли­ней­но дви­жу­ще­го­ся ос­цил­ля­то­ра. Ис­точ­ни­ки О. и. со­сто­ят из ус­ко­ри­те­ля или на­ко­пи­те­ля час­тиц (ча­ще элек­тро­нов) и он­ду­ля­то­ра. Они мо­гут ис­пус­кать спон­тан­ное не­ко­ге­рент­ное, спон­тан­ное ко­ге­рент­ное и ин­ду­ци­ро­ван­ное он­ду­ля­тор­ное из­лу­че­ние.

Ско­рость $v$ час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре мож­но пред­ста­вить в ви­де сум­мы ско­ро­стей: по­сто­ян­ной $\boldsymbol v_п$ и пе­рио­дич. пе­ре­мен­ной $\Delta \boldsymbol v(t+T)=\Delta \boldsymbol v(t)$ ($T$– пе­ри­од ко­ле­ба­ний час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре, $t$ – вре­мя). Оди­ноч­ная ус­ко­рен­ная час­ти­ца, прой­дя че­рез он­ду­ля­тор, ис­пус­ка­ет вол­но­вой па­кет, дли­тель­ность ко­то­ро­го $\Delta t$ в со­от­вет­ствии с До­п­ле­ра эф­фек­том за­ви­сит от уг­ла $\theta$ ме­ж­ду $\boldsymbol v_п$ и на­прав­ле­ни­ем на­блю­де­ния. На рас­стоя­ни­ях $R \gg K \lambda_0$ ($\lambda_0$ – дли­на пе­рио­да тра­ек­то­рии час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре, $K$ – чис­ло пе­рио­дов) $$\Delta t=\frac{K\lambda_0}{c \beta_п}(1- \beta_п \cos \theta),$$где $\beta_п=v_п/c$, $c$ – ско­рость све­та. Ис­пущен­ный час­ти­цей вол­но­вой па­кет со­дер­жит $K$ пе­рио­дов, и, сле­до­ва­тель­но, дли­на вол­ны и кру­го­вая час­то­та осн. гар­мо­ни­ки О. и. рав­ны: $\lambda_1=c \Delta t/K$, $\omega_1=2 \pi K/\Delta t$. В об­щем слу­чае вол­но­вые па­ке­ты О. и. на ин­тер­ва­ле $\Delta t$ не яв­ля­ют­ся гар­мо­ни­че­ски­ми, и по­это­му из­лу­че­ние про­ис­хо­дит на гар­мо­ни­ках $$\lambda_k=\frac{\lambda_1}{k}=\frac{\lambda_0(1-\beta_п \cos \theta)}{k \beta_п},\\ \omega_k=k \omega_1=\frac{k \Omega}{1- \beta_п \cos \theta}$$где $\Omega=2 \pi \beta_п c/\lambda_0$ – час­то­та ко­ле­ба­ний час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре, $k$ – но­мер гар­мо­ни­ки. При $\theta=0°$ час­то­ты О. и. мак­си­маль­ны. Вслед­ст­вие ко­неч­ной дли­тель­но­сти вол­но­во­го па­ке­та, О. и., ис­пус­кае­мое час­ти­цей в не­ко­то­ром на­прав­ле­нии, рас­пре­де­ле­но в ин­тер­ва­ле час­тот $\Delta \omega_k$, ко­то­рый оп­ре­де­ля­ет ес­те­ст­вен­ную ши­ри­ну ли­нии $\omega_k$: $$\frac{\Delta \omega_k}{\omega_k}=\frac{1}{kK}.$$При $K \gg 1$ О. и., на­блю­дае­мое под за­дан­ным уг­лом $\theta$, мо­но­хро­ма­тич­но.

Осн. часть энер­гии, ис­пус­кае­мой ре­ля­ти­ви­ст­ской час­ти­цей, со­сре­до­то­че­на вбли­зи на­прав­ле­ния её мгно­вен­ной ско­ро­сти $v$ в уз­ком диа­па­зо­не уг­лов $$\Delta \theta \approx \frac{mc^2}{\mathscr E}=\frac{1}{\gamma},$$где $\mathscr E$  – энер­гия час­ти­цы, $m$  – её мас­са, $\gamma=1/ \sqrt{1-\beta^2}$ – ре­ля­ти­ви­ст­ский фак­тор час­ти­цы, $\beta=v/c$.

Век­тор $v$ в он­ду­ля­то­ре из­ме­ня­ет своё на­прав­ле­ние от­но­си­тель­но $\boldsymbol v_п$  в не­ко­то­ром диа­па­зо­не уг­лов $\Delta \alpha$. О. и. ис­пус­ка­ет­ся в диа­па­зо­не уг­лов $\Delta \theta \approx \sqrt{1/\gamma^2+(\Delta \alpha)^2}$. Ес­ли $\Delta \alpha \ll 1/\gamma$, то час­ти­ца при дви­же­нии в он­ду­ля­то­ре из­лу­ча­ет в осн. в на­прав­ле­нии, близ­ком к на­прав­ле­нию $\boldsymbol v_п$ , т. е. в диа­па­зо­не уг­лов $\Delta \theta=1/\gamma$. С уве­ли­че­ни­ем $\Delta \alpha$ рас­тёт ус­ко­ре­ние $\dot{v}$ час­ти­цы, а сле­до­ва­тель­но, и пол­ная ин­тен­сив­ность О. и. При $\Delta \alpha \gt 1/\gamma$ чис­ло гар­мо­ник О. и. рез­ко воз­рас­та­ет, что при­во­дит к уши­ре­нию его спек­тра и сдви­гу в бо­лее ко­рот­ко­вол­но­вую (жё­ст­кую) об­ласть. При $\Delta \alpha \gg 1/\gamma$ спектр О. и. ста­но­вит­ся близ­ким к спек­тру син­хро­трон­но­го из­лу­че­ния. Ве­ли­чи­на спек­траль­ной плот­но­сти по­то­ка энер­гии О. и., ис­пус­кае­мо­го час­ти­цей в на­прав­ле­нии $\boldsymbol v_п$  на 1-й гар­мо­нике, дос­ти­га­ет макс. зна­че­ния при $\Delta \alpha \approx 1/\gamma$ (ус­ло­вию оп­ти­маль­ной ге­не­ра­ции для он­ду­ля­то­ра с по­пе­реч­ным маг­нит­ным по­лем со­от­вет­ст­ву­ет па­ра­метр $eB\lambda_0/2 \pi mc^2 \sim 1$, где $B$ – ам­пли­ту­да ин­дук­ции маг­нит­но­го по­ля, $e$–заряд частицы).

Дви­жу­щая­ся в он­ду­ля­то­ре час­ти­ца, кро­ме ув­ле­кае­мо­го ею ку­ло­нов­ско­го элек­тро­маг­нит­но­го по­ля, соз­да­ёт во­круг се­бя до­пол­нит. по­ле, обу­слов­лен­ное её ус­ко­ре­ни­ем. На­пря­жён­ность до­пол­нит. элек­трич. по­ля дей­ст­ву­ет на час­ти­цу с си­лой, на­прав­лен­ной про­тив ско­ро­сти час­ти­цы (си­ла ра­диа­ци­он­но­го тре­ния). Это по­ле ис­пус­ка­ет­ся в ви­де вол­но­во­го па­ке­та О. и. с дли­ной $c\Delta t=kK \lambda_k$. На­пря­жён­но­сти элек­трич. и маг­нит­но­го по­лей вол­но­во­го па­ке­та яв­ля­ют­ся пе­рио­дич. функ­ция­ми вре­ме­ни, об­ла­даю­щи­ми ну­ле­вым ср. зна­че­ни­ем.

Ес­ли из­лу­че­ние ис­пус­ка­ет­ся пуч­ком час­тиц, то ка­ж­дая $i$-я час­ти­ца тор­мо­зит­ся как в сво­ём собств. элек­трич. по­ле , так и в элек­трич. по­ле $E_i^ч$ со­сед­них час­тиц. Кро­ме то­го, энер­гия час­ти­цы мо­жет из­ме­нять­ся при взаи­мо­дей­ст­вии с элек­трич. по­лем $E^в$ внеш­ней вол­ны, про­хо­дя­щей вме­сте с пуч­ком час­тиц че­рез он­ду­ля­тор. Вы­чис­ле­ние по­лей час­тиц в точ­ке рас­по­ло­же­ния рас­смат­ри­вае­мой час­ти­цы по­зво­ля­ет най­ти за­кон из­ме­не­ния энер­гии этой час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре и пол­ную энер­гию, ис­пу­щен­ную пуч­ком. Ха­рак­те­ри­сти­ки пуч­ков О. и. на­хо­дят­ся че­рез по­ля вол­но­во­го па­ке­та и их фу­рье-об­ра­зы в вол­но­вой зо­не. В об­щем слу­чае ха­рак­те­ри­сти­ки пуч­ка О. и. за­ви­сят от раз­ме­ров и фор­мы пуч­ка час­тиц, угло­во­го и энер­ге­тич. раз­бро­сов час­тиц в пуч­ке, а так­же от ви­да он­ду­ля­тор­но­го из­лу­че­ния.

Спонтанное некогерентное ондуляторное излучение

Ес­ли раз­ме­ры пуч­ка мно­го боль­ше дли­ны вол­ны $\lambda_k$ ис­пус­кае­мо­го О. и., а плот­ность час­тиц ма­ла, то тор­мо­зя­щие собств. по­ля час­тиц в точ­ке их на­хо­ж­де­ния мно­го боль­ше сум­мы по­лей, соз­да­вае­мых со­сед­ни­ми час­ти­ца­ми. По­это­му сум­мар­ная энер­гия ис­пу­щен­но­го О. и. про­пор­цио­наль­на чис­лу час­тиц $N$. В этом слу­чае фа­зы элек­тро­маг­нит­ных волн, ис­пус­кае­мых разл. час­ти­ца­ми, яв­ля­ют­ся слу­чай­ны­ми ве­ли­чи­на­ми, энер­гия О. и., оп­ре­де­ляе­мая квад­ра­том сум­мы на­пря­жён­но­стей элек­трич. по­лей вол­но­вых па­ке­тов, ис­пу­щен­ных час­ти­ца­ми, рав­на сум­ме квад­ра­тов на­пря­жён­но­стей этих по­лей, т. к. сред­нее от про­из­ве­де­ния ком­по­нент по­лей $\langle E_iE_k \rangle =0$. Из вы­чис­ле­ния по­лей в вол­но­вой зо­не так­же сле­ду­ет вы­вод о том, что сум­мар­ная энер­гия ис­пу­щен­но­го О. и. про­пор­цио­наль­на $N$. Та­кое из­лу­че­ние на­зы­ва­ет­ся не­ко­ге­рент­ным он­ду­ля­тор­ным из­лу­че­ни­ем.

В ис­точ­ни­ках спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го О. и. внеш­няя вол­на от­сут­ст­ву­ет, час­ти­цы пуч­ка из­лу­ча­ют не­за­ви­си­мо друг от дру­га. Ин­тен­сив­ность из­лу­че­ния та­ко­го пуч­ка про­пор­цио­наль­на его то­ку $I$. В ус­ло­ви­ях оп­ти­маль­ной ге­не­ра­ции по­ток $dn_ф/dt$ фо­то­нов О. и. (по­ток пол­ной, т. е. ус­ред­нён­ной по уг­лам, энер­гии фо­то­нов, де­лён­ный на макс. энер­гию од­но­го фо­то­на), ис­пус­кае­мых элек­тро­на­ми в он­ду­ля­то­рах с по­пе­реч­ны­ми гар­мо­нич. по­ля­ми, ра­вен $$\frac{dn_ф}{dt} \approx \frac{\alpha KI}{e},$$где $\alpha \approx 1/137$ – по­сто­ян­ная тон­кой струк­ту­ры, $e$ – за­ряд элек­тро­на. В этих ус­ло­ви­ях при $K=10^2$ один элек­трон, прой­дя че­рез он­ду­ля­тор, ис­пус­кает один фо­тон; пу­чок элек­тро­нов с $I=0,1$ A соз­да­ёт по­ток $dn_ф/dt=4 \cdot 10^7$ фо­то­нов в се­кун­ду. Для $\lambda_0=3$ см макс. энер­гия фо­то­нов со­став­ля­ет ок. 300 эВ, ес­ли $\mathscr E=1$ ГэВ, и ок. 30 кэВ при $\mathscr E=10$ ГэВ. Ис­точ­ни­ки О. и. с та­ки­ми па­ра­мет­ра­ми це­ле­со­об­раз­но соз­да­вать на ос­но­ве син­хро­тро­нов и на­ко­пи­те­лей элек­тро­нов, в пря­мо­ли­ней­ных про­ме­жут­ках ко­то­рых ус­та­нав­ли­ва­ют он­ду­ля­то­ры. В этом слу­чае до­сти­га­ет­ся вы­со­кая эф­фек­тив­ность ис­точ­ни­ков за счёт мно­го­крат­но­го про­хо­ж­де­ния час­тиц че­рез он­ду­ля­тор: элек­тро­ны, по­те­ряв энер­гию на из­лу­че­ние, вос­ста­нав­ли­ва­ют её при дви­же­нии в ус­ко­ряю­щей сис­те­ме син­хро­тро­на (на­ко­пи­те­ля) и за­тем вновь по­па­да­ют в он­ду­ля­тор. Вы­со­кую эф­фек­тив­ность мож­но по­лу­чить в ли­ней­ных ус­ко­ри­те­лях и ре­цир­ку­ля­то­рах, ес­ли ис­поль­зо­вать ре­ку­пе­ра­цию энер­гии пуч­ка.

Спонтанное когерентное ондуляторное излучение

Ес­ли раз­ме­ры пуч­ка при про­хо­ж­де­нии им всей дли­ны он­ду­ля­то­ра ос­та­ют­ся мень­ши­ми дли­ны вол­ны ис­пус­кае­мо­го О. и., что воз­мож­но при ма­лом эмит­тан­се пуч­ка, то в этом слу­чае тор­мо­зя­щие собств. по­ля рас­смат­ри­вае­мой час­ти­цы и по­ля со­сед­них час­тиц в точ­ке её на­хо­ж­де­ния при­мер­но рав­ны и на­прав­ле­ны в од­ну сто­ро­ну. По­это­му по­ля скла­ды­ва­ют­ся, а энер­гия ис­пу­щен­ных вол­но­вых па­ке­тов пре­вос­хо­дит энер­гию од­но­го па­ке­та в $N^2$ раз. В этом слу­чае пу­чок час­тиц ис­пус­ка­ет спон­тан­ное ко­ге­рент­ное О. и., ко­то­рое в $N \gg 1$ раз пре­вос­хо­дит энер­гию спон­тан­но­го не­коге­рент­но­го О. и. и име­ет ха­рак­те­ри­сти­ки, сов­па­даю­щие с ха­рак­те­ри­сти­ка­ми О. и., ис­пус­кае­мо­го од­ной то­чеч­ной час­ти­цей. Ес­ли про­доль­ные раз­ме­ры пуч­ка ма­лы $(l \lt \lambda_k)$, а по­пе­реч­ные – ве­ли­ки $(d \gg \gamma \lambda_k)$, плот­ность час­тиц в пуч­ке од­но­род­на, то час­ти­цы пуч­ка мож­но рас­смат­ри­вать как сис­те­му ос­цил­ля­то­ров, рас­по­ло­жен­ных на плос­ко­сти и фор­мирую­щих дви­жу­щую­ся ан­тен­ну ти­па «фа­зи­ро­ван­ная ре­шёт­ка». В этом слу­чае под уг­лом $\theta=0°$ ис­пус­ка­ет­ся ко­ге­рент­ное О. и. в уз­ком диа­па­зо­не уг­лов $\Delta \theta=\lambda(\theta=0°)/d \ll 1/\gamma$. Ес­ли пу­чок час­тиц пред­став­ля­ет со­бой по­сле­до­ва­тель­ность (цуг) мик­ро­пуч­ков с ма­лы­ми про­доль­ны­ми и по­пе­реч­ны­ми раз­ме­ра­ми (мик­ро­бан­чей), то мик­ро­пуч­ки мож­но счи­тать ос­цил­ля­то­ра­ми, рас­по­ло­жен­ны­ми на оси он­ду­ля­то­ра и фор­ми­рую­щи­ми дви­жу­щую­ся ан­тен­ну ти­па «вол­но­вой ка­нал». В этом слу­чае на час­то­те сле­до­ва­ния мик­ро­бан­чей $\omega_б$ ис­пус­ка­ет­ся ко­ге­рент­ное О. и. под уг­лом, оп­ре­де­ляе­мым ус­ло­ви­ем $\omega_б=\omega_k$, в уз­ком диа­па­зо­не час­тот и уг­лов. При $\theta=0°$ ве­ли­чи­на $\Delta \theta=1/\gamma \sqrt{K}$.

В ис­точ­ни­ках спон­тан­но­го ко­ге­рент­но­го О. и. ис­поль­зу­ют пу­чок час­тиц, пред­ва­ри­тель­но сгруп­пи­ро­ван­ный (сбан­чи­ро­ван­ный) в сгу­ст­ки дли­ной $l \leq \lambda_k$; при этом частицы на­хо­дят­ся друг от дру­га на рас­стоя­нии, рав­ном или крат­ном $\beta \lambda_k$. В та­ком пуч­ке из­лу­че­ния отд. час­тиц скор­ре­ли­ро­ва­ны по фа­зе. Совр. тех­ни­ка груп­пи­ро­ва­ния пуч­ков по­зво­ля­ет осу­ще­ст­в­лять ге­не­ра­цию ко­ге­рент­но­го О. и. с $\lambda_k \geq1$ нм. Ис­точ­ни­ки спон­тан­но­го ко­ге­рент­но­го О. и. на­зы­ва­ют па­ра­мет­рич. ла­зе­ра­ми на сво­бод­ных элек­тро­нах (ПЛСЭ) или ЛСЭ, ос­но­ван­ны­ми на пред­ва­ри­тель­но сгруп­пи­ро­ван­ных пуч­ках.

Индуцированное ондуляторное излучение

Ес­ли на вход в он­ду­ля­тор вме­сте с пуч­ком по­да­ёт­ся внеш­няя элек­тро­маг­нит­ная вол­на, напр. свет, то на вы­хо­де из он­ду­ля­то­ра на­пря­жён­но­сти элек­трич. по­ля, соз­да­вае­мо­го сгруп­пи­ро­вав­ши­ми­ся в пу­чок час­ти­ца­ми, $E^ч$, и элек­трич. по­ля вол­ны $E^в$ сум­ми­ру­ют­ся: $E=E^ч +E^в$, где $E^ч=\sum_iE_i^ч$. Пол­ная энер­гия по­лей про­пор­цио­наль­на сум­ме квад­ра­тов на­пря­жён­но­стей этих по­лей, ко­то­рую мож­но пред­ста­вить в ви­де сум­мы энер­гий разл. ви­дов из­лу­че­ния: энер­гии спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го О. и. $\sum_i(E_i^ч)^2$, энер­гии спон­тан­но­го ко­ге­рен­т­но­го О. и. $\sum_iE_i^чE_i^ч$, энер­гии ин­ду­ци­ро­ван­но­го О. и. $\sum_iE^вE_i^ч$ и ис­ход­ной энер­гии внеш­ней вол­ны $\sum(E^в)^2$. От­сю­да сле­ду­ет, что энер­гия ин­ду­ци­ро­ван­но­го О. и. от­лич­на от ну­ля толь­ко в тех об­лас­тях про­стран­ст­ва, где рас­про­стра­ня­ет­ся внеш­няя вол­на, член $E^вE_i^в$, от­вет­ст­вен­ный за ин­ду­ци­ро­ван­ное из­лу­че­ние, мо­жет иметь как по­ло­жи­тель­ные (ис­пус­ка­ние), так и от­ри­ца­тель­ные (по­гло­ще­ние энер­гии) зна­че­ния.

В ис­точ­ни­ках ин­ду­ци­ро­ван­но­го О. и. ис­поль­зу­ют од­но­род­ные по плот­но­сти пуч­ки час­тиц. Ес­ли на вход в он­ду­ля­тор вдоль его оси вме­сте с пуч­ком час­тиц по­да­ёт­ся элек­тро­маг­нит­ная вол­на, час­то­та ко­то­рой вы­ше час­то­ты О. и., ис­пус­кае­мо­го в том же на­прав­ле­нии, и на­хо­дит­ся в пре­де­лах ши­ри­ны ли­нии О. и., то вол­на уси­ли­ва­ет­ся. В этом слу­чае час­ти­цы пуч­ка груп­пи­ру­ют­ся в сгу­ст­ки с пе­рио­дом $\beta \lambda_k$, а фа­зы вол­но­во­го па­кета О. и. сбли­жа­ют­ся. Та­кой ис­точ­ник на­зы­ва­ют ЛСЭ-уси­ли­те­лем. Ис­поль­зо­ва­ние об­рат­ной свя­зи по­зво­ля­ет пре­вра­тить ЛСЭ-уси­ли­тель в ге­не­ра­тор он­ду­ля­тор­но­го из­лу­че­ния.

Ис­точ­ни­ки О. и. всех ви­дов об­ла­да­ют важ­ным пре­иму­ще­ст­вом – воз­мож­но­стью плав­ной ре­гу­ли­ров­ки час­то­ты. Дли­на пе­рио­да тра­ек­то­рии час­ти­цы в он­ду­ля­то­ре со ста­тич. по­ля­ми $\lambda_0 \geq 1$ см, т. к. она долж­на быть боль­ше его апер­ту­ры, ко­то­рая, в свою оче­редь, долж­на быть мно­го боль­ше по­пе­реч­ных раз­ме­ров пуч­ка (по­ряд­ка 1 мм). Бо­лее жё­ст­кое из­луче­ние при мень­шей эф­фек­тив­но­сти ге­не­ра­ции мож­но по­лу­чить, ис­поль­зуя он­ду­ля­то­ры, в ко­то­рых $\lambda_0 \ll 1$ см. Ими мо­гут слу­жить элек­тро­маг­нит­ные вол­ны (ис­точ­ни­ки об­рат­но­го ком­пто­нов­ско­го из­лу­че­ния) и кри­стал­лы (ис­точ­ни­ки ко­ге­рент­но­го тор­моз­но­го и ка­на­ли­ро­ван­но­го из­лу­че­ния).

Историческая справка

Идея ге­не­ра­ции спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го и спон­тан­но­го ко­ге­рент­но­го О. и. вы­дви­ну­та и обос­но­ва­на В. Л. Гинз­бур­гом в 1947. Он по­ка­зал, что О. и. долж­но об­ла­дать ря­дом пре­иму­ществ по срав­не­нию с син­хро­трон­ным из­лу­че­ни­ем: мо­но­хро­ма­тич­но­стью в за­дан­ном на­прав­ле­нии, бо­лее вы­со­кой спек­траль­ной плот­но­стью по­то­ка из­лу­че­ния. Амер. фи­зик Г. Моц раз­вил (1951–53) тео­рию спон­тан­но­го О. и., по­стро­ил пер­вые ис­точ­ни­ки спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го и спон­тан­но­го ко­ге­рент­но­го О. и., ис­сле­до­вал свой­ст­ва О. и. этих ис­точ­ни­ков. В 1958–59 А. В. Га­по­нов-Гре­хов, ав­ст­рал. учё­ный Р. Твисс и амер. учё­ные Г. Моц, Р. Пан­тел, Дж. Шнай­дер обос­но­ва­ли воз­мож­ность су­ще­ст­во­ва­ния ин­ду­ци­ро­ван­но­го О. и. Пер­вые ис­точ­ни­ки ин­ду­ци­ро­ван­но­го О. и. на дли­не вол­ны $\lambda_0 \approx10$ см (т. н. уби­тро­ны) со­з­дал и ис­следо­вал англ. фи­зик Р. М. Фил­липс в 1960.

В нач. 21 в. на­блю­да­ет­ся зна­чит. про­гресс в соз­да­нии ис­точ­ни­ков О. и. В наи­бо­лее раз­ви­тых стра­нах по­строе­но ок. 70 спе­циа­ли­зир. ис­точ­ни­ков из­лу­че­ния на на­ко­пи­те­лях на энер­гии 2–8 ГэВ. На этих ис­точ­ни­ках соз­да­ны де­сят­ки ка­на­лов спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го О. и. Соз­да­ют­ся ис­точ­ни­ки О. и. но­во­го по­ко­ле­ния – рент­ге­нов­ские ЛСЭ. Раз­ви­ва­ют­ся ис­точ­ни­ки из­лу­че­ния, ос­но­ван­ные на об­рат­ном рэ­ле­ев­ском рас­сея­нии элек­тро­маг­нит­ных волн ох­ла­ж­дён­ны­ми ион­ны­ми пуч­ка­ми.

Применение

Спон­тан­ное О. и. при­ме­ня­ют в тех же об­лас­тях ис­сле­до­ва­ний, что и син­хро­трон­ное из­лу­че­ние: в рент­ге­нов­ской мик­ро­ско­пии, рент­ге­нов­ском струк­тур­ном ана­ли­зе, спек­тро­ско­пии ато­мов, мо­ле­кул, кри­стал­лов, рент­ге­нов­ской ли­то­гра­фии, био­ло­гии, ме­дици­не и др. По­ля­ри­зо­ван­ные $\gamma$-пуч­ки спон­тан­но­го не­ко­ге­рент­но­го О. и., ис­пус­кае­мые элек­тро­на­ми в по­ле по­ля­ри­зо­ван­ной вол­ны (об­рат­ный эф­фект Комп­то­на) или в кри­стал­ле (ко­ге­рент­ное тор­моз­ное из­лу­че­ние, ка­на­ли­ро­ван­ное из­лу­че­ние), ис­поль­зу­ют­ся в ядер­ной фи­зи­ке и в фи­зи­ке вы­со­ких энер­гий. Бо­лее мощ­ное и мо­но­хро­ма­тич. из­лу­че­ние ЛСЭ мо­жет с боль­шой эф­фек­тив­но­стью ис­поль­зо­вать­ся в этих об­лас­тях.