Fabrication de la structure de champ de sillage ondulé THz et son test haute puissance

Sep 03, 2023

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 3207 (2023) Citer cet article

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Une correction de l'auteur à cet article a été publiée le 14 mars 2023

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Nous présentons le processus global de développement de la structure ondulée térahertz (THz) et ses résultats de mesure basés sur le faisceau. Des structures ondulées de 0,2 THz ont été fabriquées par la méthode d'emboutissage comme première étape de démonstration vers une source de rayonnement GW THz et un accélérateur de champ de sillage GV/m THz. Des disques de 150-\(\upmu\)m d'épaisseur ont été réalisés à partir d'une feuille OFHC (C10100) par emboutissage. Deux types de disques ont été empilés alternativement pour former une structure de 46 mm avec \(\sim\) 170 ondulations. L'assemblage personnalisé a été conçu pour fournir une liaison par diffusion avec un alignement de haute précision des disques. La conformité de la structure fabriquée a été vérifiée par la mesure du champ de sillage par faisceau à l'installation de l'accélérateur Argonne Wakefield. Les champs de sillage longitudinal et transversal mesurés ont montré un bon accord avec les champs de sillage simulés. Les gradients de crête mesurés, 9,4 MV/m/nC pour un long paquet unique et 35,4 MV/m/nC pour un train de quatre paquets, ont montré un bon accord avec la simulation.

Afin de surmonter la principale limite des accélérateurs linéaires conventionnels, les concepts d'accélérateurs avancés (AAC) ont été proposés et démontrés pour la réalisation de futurs collisionneurs aux frontières de l'énergie1,2,3,4,5,6 et multi-lignes de faisceaux compactes sans rayons X. lasers à électrons7,8,9. L'accélération de champ de sillage de structure (SWFA) est l'un des AAC qui utilise des faisceaux de particules (= I) et des structures à haute impédance (= R) pour générer des champs électromagnétiques intenses (= V) appelés champ de sillage10,11. Ce champ de sillage intense peut soit accélérer des faisceaux de particules avec un gradient d'accélération élevé, soit irradier des cibles à des fins diverses (par exemple, accélération de particules12, pompe-sonde THz13, examen non destructif14, etc.).

Récemment, des progrès significatifs ont été réalisés par le Pohang Accelerator Laboratory et le Argonne National Laboratory. Alors que la plupart des recherches SWFA ont été effectuées en régime de dizaines de gigahertz [AWA], nous avons démontré la fabrication et le test à haute puissance d'une structure térahertz (THz) qui a commencé à attirer de plus en plus l'attention en raison de sa possibilité d'atteindre la classe gigawatt ou GV/m12 ,15,16,17. Nous avons fabriqué une structure ondulée cylindrique, qui est l'une des structures les plus représentatives pour SWFA. Comme première étape vers le gigawatt et le GV/m (c'est-à-dire, THz-SWFA avec des dimensions relâchées), une structure ondulée \(\sim\) 0,2 THz a été fabriquée par la méthode d'emboutissage.

Simulation de tolérance par le studio de particules CST. Les erreurs d'usinage et les décalages transversaux de chaque disque sont fournis de manière aléatoire dans la plage donnée. Le cas de référence (rouge) montre des pics symétriques autour de 0,206 THz. Les erreurs aléatoires avec 10 \(\upmu\)m (vert) et 20 \(\upmu\)m (bleu) montrent des spectres décalés et imprévisibles.

La méthode d'estampage crée deux anneaux formant une seule période de l'ondulation par estampage d'une feuille de cuivre. Il s'agit d'une nouvelle méthode plus appropriée pour fabriquer des structures ondulées THz que les méthodes conventionnelles en raison du nombre remarquablement élevé de minuscules ondulations de la structure. Alors qu'une colonne accélératrice conventionnelle a au plus 20 iris (par exemple, une colonne accélératrice en bande L de 1 m de long a 7 iris18), la structure que nous avons fabriquée a \(\sim\) 170 ondulations en 46 mm. Ici, la qualité de l'ondulation (par exemple erreur d'usinage, perpendicularité, concentricité) a un impact significatif sur le champ de sillage à l'intérieur de la structure ; voir Fig. 1. Les structures avec des erreurs montrées dans la Fig. 1 sont des exemples. Cependant, ils montrent que les erreurs doivent être aussi petites que possible et que la tolérance est inférieure à 0,5\(\%\) de la taille de l'ouverture. Il est difficile de produire un si grand nombre de minuscules ondulations avec une grande précision en utilisant des méthodes conventionnelles telles que le rétrécissement, l'électroformage et le brasage19,20. D'autre part, la méthode d'estampage à matrice produit facilement un grand nombre de disques et contrôle la qualité de chaque disque.

Structure ondulée fabriquée et impédance de sillage simulée correspondante. (a) Une image d'une colonne d'accélérateur à moitié coupée. Notez que la structure de l'image n'est pas celle testée à haute puissance. Bien que la conception soit la même, la dimension finale pourrait avoir une différence en raison du processus de polissage. (b) Impédance de sillage longitudinale de la conception optimisée. Les pics d'impédance se situent entre 0,20 et 0,21 THz.

La structure a été conçue pour obtenir un champ de sillage monomode et à gradient élevé. Nous avons optimisé les paramètres de structure affichés sur la figure 2a ; profondeur d'ondulation (d), largeur d'ondulation (w), espace entre ondulations (g) et rayon d'arrondi (r). L'ouverture (a) a été fixée à 2 mm pour faciliter le transport du faisceau de particules pour le test à haute puissance. CST micro-ondes studio21 et particules studio22 ont été utilisés pour l'optimisation. Lors de l'optimisation, nous avons utilisé un paquet gaussien ultra-relativiste dont la longueur de paquet racine carrée (rms) est de 0,2 mm. Le tableau 1 et la figure 2b montrent respectivement la dimension optimisée et l'impédance de sillage correspondante.

Pour fabriquer la structure, nous avons produit deux types de disques qui ont les mêmes diamètres extérieurs (OD) mais différents diamètres intérieurs (ID) par emboutissage. Une feuille OFHC (C10100) a été utilisée pour fabriquer les disques, et le nombre total de disques pour 1 structure était de 355. Ces disques ont été empilés en alternance pour former l'ondulation de la Fig. 2. Comme mentionné précédemment, la qualité de fabrication a un impact significatif sur les performances de la structure. L'erreur d'alignement du disque est l'un des facteurs de qualité. Pour assurer le contact et l'alignement parfaits des disques, les disques ont été empilés à l'intérieur d'un tuyau SS304 commercial. Le diamètre extérieur des disques de cuivre a été fabriqué pour être légèrement plus grand que le diamètre intérieur du tuyau. Ensuite, les disques ont été polis chimiquement pour s'adapter au tuyau. La DO modifiée par le polissage dépend du temps de polissage, de la température et de la concentration du mélange acide. Ainsi, le temps de polissage a été contrôlé pour que l'écart entre le disque et le tuyau soit inférieur à 10 \(\upmu\)m. Le polissage chimique a modifié les autres dimensions des disques d'environ 20 à 30 \(\upmu\)m. Un tel changement introduirait un décalage de fréquence de quelques GHz.

Il convient de noter que plusieurs nouvelles méthodes de fabrication de la structure ondulée THz ont été proposées et étudiées récemment23. La méthode d'estampage à la matrice était l'une d'entre elles. L'enquête a souligné que la découpe de précision le long de la circonférence intérieure et l'alignement d'un grand nombre de disques, qui sont nécessaires pour l'emboutissage, sont difficiles. Ainsi, nous avons appuyé plusieurs fois sur les bords intérieur et extérieur pour l'estampage au lieu de l'estampage à une seule pression. De plus, les bords ont été pressés vers le haut et vers le bas afin que les bords estampés puissent être symétriques. De plus, les disques ont été polis chimiquement pour dégager les bords de l'estampage et pour améliorer l'alignement et le contact entre les disques.

Image et schéma d'un assemblage de structure pour le collage par diffusion.

Les disques ne sont pas plats mais légèrement concaves car ils ont été réalisés par matriçage. Pour réaliser les contacts serrés et plats entre les disques sans vides, il est nécessaire d'appuyer avec une force appropriée. Nous avons conçu un assemblage pour presser les disques comme illustré à la Fig. 3. Deux demi-supports coupés fabriqués par kovar24 sont assemblés avec deux brides personnalisées aux deux extrémités à l'aide de 8 boulons SS304. La dilatation thermique du kovar est inférieure à celle du cuivre et du SS304. Ainsi, la dilatation thermique des 8 boulons et des supports Kovar est inférieure à la dilatation des disques et brides empilés. Comme les boulons maintiennent les brides, les brides pressent les disques, ce qui garantit des contacts serrés et plats sans vides. Notez que la longueur de la structure était de 62,45 mm. Lorsque la température est montée à 820 \(^\circ\)C, la dilatation thermique des disques de cuivre + brides était de 0,93 mm. En revanche, la dilatation thermique des boulons + supports était de 0,77 mm. Les disques de cuivre liés par diffusion à haute température et à pression ont brasé les brides SS304 personnalisées au tuyau. Ces brides brasées assurent l'étanchéité au vide de l'ensemble de la structure.

La structure fabriquée a été examinée expérimentalement en utilisant des faisceaux d'électrons. Nous avons mesuré les champs de sillage longitudinaux et transversaux et les avons comparés à des simulations. Le champ de sillage longitudinal a été mesuré par la technique de projection25,26 qui permet une mesure résolue dans le temps du champ de sillage longitudinal. Pour la mesure du champ de sillage transversal, nous avons introduit une nouvelle technique de projection similaire à la mesure longitudinale afin que les informations résolues en temps puissent être obtenues.

Schéma de principe de la ligne de lumière expérimentale.

L'une des clés de la technique de projection est d'introduire simultanément un faisceau entraînant des champs de sillage et un long faisceau sonde. De cette façon, la force du champ de sillage peut être évaluée à partir de l'énergie du faisceau ou des changements de position transversale. Le laser ultraviolet a été divisé en deux impulsions laser à l'aide du séparateur de faisceau pour générer les faisceaux d'électrons d'entraînement et de sonde. La longueur temporelle de l'impulsion laser source était d'environ 300 fs racine carrée moyenne (rms). Parce qu'aucun autre mécanisme de compression de faisceau d'électrons n'existait dans la ligne de faisceau (voir Fig. 4, l'impulsion de 300 fs a été directement utilisée pour générer le faisceau d'entraînement tandis que cinq cristaux \(\alpha\)-BBO ont été introduits pour allonger une longueur d'impulsion laser pour le faisceau de sonde à 6 ps27. Le chemin laser pour le faisceau de sonde comprenait également une ligne à retard motorisée pour contrôler sa synchronisation relative à l'impulsion laser d'entraînement. Au total, trois cycles de champs de sillage derrière le faisceau d'entraînement ont été mesurés à l'aide de cette fonction de contrôle de retard.

Les faisceaux d'entraînement et de sonde ont été accélérés par des cavités accélératrices RF en bande L. Les énergies des faisceaux ont été portées à 45,2 MeV. Trois aimants quadripolaires étaient situés devant la structure ondulée pour focaliser les faisceaux dans les plans x et y. Trois écrans Yttrium Aluminium Garnet (YAG) ont été installés le long du trajet du faisceau (voir Fig. 4) pour évaluer l'enveloppe du faisceau. L'aval de la structure était la zone de diagnostic pour la mesure du champ de sillage. La structure a été attachée à un actionneur motorisé afin qu'elle puisse être insérée et extraite pendant l'expérience. Le système de support avait un rail pour sécuriser la position verticale de la structure pendant l'insertion et l'extraction.

Une cavité de déviation transversale (TDC) et un aimant dipôle rectangulaire (SPE) ont été utilisés pour projeter les distributions temporelles et spectrales du faisceau sur un écran YAG (YAG5). Des aimants quadripolaires devant le TDC focalisent transversalement le faisceau pour maximiser la résolution. Une fente horizontale était située devant le TDC pour minimiser la croissance de la propagation de l'énergie par effet Panofsky-Wenzel26.

Mesure du champ de sillage longitudinal résolu en temps. ( a, b ) Espaces de phase longitudinaux avec et sans la structure ondulée, respectivement. ( c ) La comparaison du champ de sillage longitudinal mesuré (bleu-solide) et du champ de sillage simulé (tiret rouge). La teinte bleue correspond à \(\pm 1\sigma\) erreur statistique.

Les panneaux a et b de la figure 5 montrent des espaces de phase longitudinaux mesurés avec et sans la structure, respectivement. Ici, nous avons combiné des instantanés de chaque position de retard de faisceau de sonde pour fournir une vue complète sur 3 cycles. Le changement d'énergie réel dans le faisceau de sonde peut être obtenu en soustrayant les courbes de corrélation temps-énergie avec et sans la structure. Étant donné que le faisceau est ultra-relativiste (\(\beta =0,99994\)), il est juste de supposer que le profil de courant longitudinal du faisceau ne change pas dans la longueur de structure de 46 mm. Ainsi, le changement d'énergie divisé par la longueur de la structure peut être considéré comme le gradient d'accélération du champ de sillage. Le résultat est affiché sur la figure 5c (bleu-solide). La charge du faisceau d'entraînement était de \(0,992 \pm 0,004\) nC, et sa longueur de paquet efficace et le facteur de forme de paquet correspondant, qui est la transformée de Fourier du profil de courant, étaient respectivement de 1,1 ps efficace et de 0,3. Notez que le gradient d'accélération est proportionnel à la charge et au facteur de forme.

La perte d'énergie maximale dans le faisceau d'entraînement était de 0,14 MeV et le gain d'énergie maximal derrière le faisceau d'entraînement était de 0,43 MeV. Ici, la charge du faisceau sonde est suffisamment faible pour ignorer l'effet de charge du faisceau. La longueur de la structure, la charge du faisceau d'entraînement et le gain d'énergie maximal fournissent le gradient d'accélération maximal du champ de sillage. Elle était de 9,4 MV/m/nC.

Le champ de sillage de toute distribution de charge peut être exprimé comme une convolution de la distribution de charge et de la fonction de sillage qui est un champ de sillage d'un seul électron28. Ainsi, nous avons calculé le champ de sillage en utilisant le profil de courant du faisceau de route mesuré et une fonction de sillage à partir d'un code de simulation appelé ECHO2D29. Étant donné que la mesure était accompagnée d'un grand décalage radial, le faisceau excitait des modes azimutaux d'ordre supérieur (HOM). Nous avons supposé un décalage constant de 480 \(\upmu\)m dans la simulation. Le résultat de la simulation est représenté par une courbe en tirets rouges dans le panneau c, et il montre un bon accord avec la mesure.

Les pics d'impédance attendus de 200 à 210 GHz ont été décalés et la fréquence de 216 GHz a déterminé de manière dominante la forme du champ de sillage. En raison du processus de polissage, les dimensions optimisées du tableau 1 peuvent être modifiées comme mentionné précédemment. Ainsi, nous avons exploré l'espace des paramètres et obtenu une dimension raisonnable qui se situe dans la plage d'erreur de dimension attendue et offre un bon accord avec le champ de sillage mesuré. La dimension utilisée pour la simulation est donnée dans la troisième colonne du tableau 1.

Le champ de sillage transversal est un autre facteur important caractérisant le transport du faisceau dans la structure. La mesure quantitative du champ de sillage transversal n'est pas simple car les faisceaux d'entraînement et de sonde se déplacent sur le même axe. La technique conventionnelle introduit un espace suffisamment long après la structure pour que le changement d'impulsion du champ de sillage génère le décalage transversal du faisceau sonde. Cependant, cette méthode ne fonctionne pas si le coup de pied est faible ou si la distance parcourue n'est pas assez longue. Ainsi, nous avons essayé une nouvelle technique pour obtenir un instantané de la distribution t–x du faisceau (x est le plan auquel nous appliquons le décalage afin que le champ de sillage transversal frappe le faisceau).

Mesure de champ de sillage transversal résolue en temps. ( a, b ) Distribution x – t du faisceau avec et sans la structure ondulée, respectivement. ( c ) La comparaison du champ de sillage transversal mesuré (bleu-solide) et du champ de sillage simulé (tiret rouge). La teinte bleue correspond à \(\pm 1\sigma\) erreur statistique.

Nous avons projeté la distribution temporelle du faisceau sur le plan y en utilisant TDC. Contrairement à la mesure longitudinale, l'aimant dipôle était éteint et les aimants quadripolaires (Q4–6) projetaient l'impulsion transversale du faisceau à la sortie de la structure vers l'écran YAG (YAG4). La distribution t–x du faisceau mesuré avec et sans la structure est affichée sur les Fig. 6 a et b, respectivement. Le panneau a est le cas où le trajet du faisceau avait un décalage horizontal de 480 \(\upmu\)m par rapport à la position horizontale de référence où minimise le champ de sillage transversal. Semblable à la mesure longitudinale, nous pouvons obtenir le champ de sillage transversal en soustrayant la courbe de corrélation t–x de deux images.

Notez que le transport de particules peut être exprimé comme,

où x est la position horizontale de la particule et \(x'\) est sa divergence. Le réglage du quadripôle était incomplet à zéro terme \(R_{11}\), qui est la condition d'imagerie pour le champ de sillage transversal. Les paramètres de matrice de transfert mesurés étaient R11 et R12 était de 4,7 et 0,52, respectivement. Ainsi, l'effet de x-term restant est combiné dans l'image. Nous avons simulé le transport du faisceau avec les décalages horizontaux et verticaux attendus et appliqué la matrice de transfert mesurée pour estimer l'image projetée sur l'écran YAG afin d'éviter toute confusion. Le résultat est affiché dans le panneau c. La courbe bleue est le champ de sillage transversal mesuré et la courbe en tirets rouges est celle de la simulation. Les champs de sillage mesurés et simulés montrent un bon accord. Semblable à la mesure longitudinale, nous avons eu un grand décalage de 480 \(\upmu\)m. C'est assez grand pour introduire des HOM forts. Ici, le rapport des HOM devrait être de 1,00: 0,56: 0,24 (les modes octupôles ou supérieurs étaient ignorables). Ces forts HOM ont introduit un battement que nous pouvons observer à la fois à partir de la mesure et de la simulation ; voir Fig. 6.

Mise à l'échelle du gradient réalisable à partir de la structure fabriquée. Les gradients pour le train de paquets ont été mesurés jusqu'à quatre paquets (point bleu, panneau c), et le profil de courant mesuré correspondant se trouve dans le panneau (a). Le cas "Profil mesuré" (tiret rouge) dans le panneau (c) montre le gradient réalisable simulé. Pour cette simulation, le profil de courant mesuré pour un seul paquet a été dupliqué comme indiqué dans le panneau (b). Le cas "Gaussien court" (point rouge) dans le panneau c montre la simulation avec un gaussien court qui fournit le facteur de forme de groupe de 1.

La superposition du champ de sillage a également été examinée. En raison d'une vitesse de groupe élevée (\(\approx\) 0,63c), le champ de sillage s'amortit rapidement. Ainsi, le gradient du champ de sillage superposé n'est pas proportionnel au nombre de paquets. Nous avons introduit jusqu'à quatre paquets pour confirmer cette réponse non linéaire. Le profil et les gradients de courant mesurés sont illustrés dans les panneaux a et c de la Fig. 7, respectivement. Notez que le rapport de charge entre les paquets était de 1 :0,77 :1,07 :1. C'est la raison pour laquelle les troisième et quatrième grappes se chevauchaient.

Cette mesure de profil de courant pour quatre paquets pourrait avoir une erreur de niveau O(0.1)-ps car chaque paquet a une optique transverse différente ce qui limite considérablement la résolution de la mesure25. Ainsi, la simulation a été effectuée avec un profil de courant mesuré à partir d'un seul faisceau d'entraînement à des fins de comparaison. Pour deux paquets ou plus, nous avons dupliqué le profil de courant à faisceau unique avec une séparation appropriée qui maximise le gradient. Le panneau b montre ce profil de courant dupliqué pour le cas à quatre paquets. Ici, la séparation entre les paquets a été fixée à 4,62 ps. "profil de courant mesuré" (tiret orange) correspond à ce cas de simulation, et il montre un bon accord avec les données de mesure.

Nous avons fabriqué une structure ondulée THz en utilisant la méthode d'emboutissage et mesuré les champs de sillage de la structure. Deux types de disques ont été produits en série et liés par diffusion pour former de minuscules ondulations. Nous avons adopté la technique de projection existante pour la mesure longitudinale et introduit une nouvelle technique de projection pour la mesure transversale. La comparaison a prouvé que les deux points difficiles de la méthode, l'emboutissage et l'alignement précis, ont été surmontés avec succès par le polissage chimique, le tuyau externe pour le guidage, la liaison par diffusion avec un ensemble de pressage.

La structure a fourni le gradient d'accélération maximal de 9,4 MV/m/nC pour un seul paquet et de 35,4 MV/m/nC pour quatre paquets. Ce gradient peut être encore augmenté s'il s'agit de paquets courts qui ont un facteur de forme de paquet proche de 1,0. L'attente pour le cas du facteur de forme élevé est donnée à la Fig. 7. Il est prévu d'atteindre plus de 100 MV/m/nC avec 5 paquets lorsque le facteur de forme est maximisé. La technique de fabrication que nous avons démontrée n'est pas limitée aux structures sous-THz ou aux structures ondulées. Le résultat de l'expérience est un pas significatif vers une génération de champ de sillage de 1,2 GW ou 4,2 GV/m à partir d'une structure à 1,4 THz, qui provient d'une étude précédente30.

La méthode d'emboutissage peut également être appliquée à toute autre structure ayant des géométries complexes telles que l'ondulation profonde31, le métamatériau32, la géométrie de suppression HOM33. Un développement plus poussé de la technique du matériau diélectrique pourrait également ouvrir une voie intéressante vers la structure de disque diélectrique34, la structure assistée par diélectrique35 et le contrôle de corrélation via des structures multifréquences36,37, qui seraient des candidats prometteurs pour les sources d'énergie THz à haute puissance qui permettent le futur TeV collisionneurs linéaires pour la recherche en physique des hautes énergies, sources lumineuses basées sur des accélérateurs de classe GeV soutenant diverses sciences fondamentales.

Alors que le champ de sillage d'un seul électron est nécessaire pour calculer le champ de sillage d'un faisceau, il est impossible de simuler un seul électron avec précision en utilisant des codes de simulation conventionnels. Cependant, l'impact de la distribution devient négligeable lorsque la longueur du paquet est d'environ 1% de la longueur d'onde du champ de sillage. Ainsi, nous avons généré un paquet court dont la longueur du paquet est comparable à la taille du pas de simulation pour minimiser l'impact de la distribution. Le potentiel de sillage de ce paquet court a été normalisé par la charge et la longueur de la structure afin qu'il puisse être considéré comme la fonction de sillage (c'est-à-dire le champ de sillage d'un seul électron).

La simulation ECHO2D renvoie des champs de sillage longitudinaux pour des modes azimutaux définis. Nous avons inclus les quatre premiers modes azimutaux car la magnitude du cinquième mode est inférieure à 1 % du premier mode dominant. Les champs de sillage transversaux ont été calculés à partir des champs de sillage longitudinaux à l'aide du théorème de Panofsky-Wenzel. Pour la comparaison, nous avons généré et suivi un faisceau crayon. La distribution transversale du faisceau a été ignorée en raison de l'impact négligeable du champ de sillage transversal sur les déplacements de position des particules (moins de 50 \(\upmu\)m). D'autre part, un profil de courant du faisceau détermine les principales caractéristiques du champ de sillage. Ainsi, nous avons importé des profils de courant mesurés comme entrée de simulation. La taille du pas de simulation était de 100 \(\upmu\)m. A chaque pas de temps, nous avons convolué le profil de courant actuel avec la fonction de réveil.

Les données qui appuient le résultat de cette démonstration sont disponibles auprès des auteurs correspondants sur demande raisonnable.

Une correction à cet article a été publiée : https://doi.org/10.1038/s41598-023-31386-1

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Ce travail a été soutenu par MIST et POSTECH (2018R1A6B4023605) ainsi que par le Department of Energy, Office of High Energy Physics, sous le contrat n° DE-AC02-06CH11357. Les auteurs du Pohang Accelerator Laboratory tiennent à remercier le Dr Alexander Zholents pour sa suggestion sur cette recherche sur la structure THz. L'auteur G. Ha tient à remercier le Dr Chunguang Jing pour ses commentaires perspicaces sur les résultats de mesure.

Pohang Accelerator Laboratory, POSTECH, Pohang, Gyungbuk, 37673, Corée

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S.Shin

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HK, S.-HK, J.-HK et SS ont développé une méthode basée sur l'estampage pour fabriquer une structure THz. GH, J.-MS et MC ont effectué une simulation pour un test basé sur le faisceau. HK, XL et JS ont analysé les caractéristiques RF de la structure fabriquée. GH, DSD, WL, JP, CW et EW ont effectué un test de faisceau d'électrons. Tous les auteurs ont examiné le manuscrit.

Correspondance avec G. Ha ou S. Shin.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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La version originale en ligne de cet article a été révisée : dans la version originale de cet article, l'auteur G. Ha a été omis en tant qu'auteur correspondant. La correspondance et les demandes de matériel doivent également être adressées à [email protected].

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Réimpressions et autorisations

Kong, H., Chung, M., Doran, DS et al. Fabrication d'une structure de champ de sillage ondulé THz et son test à haute puissance. Sci Rep 13, 3207 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-29997-9

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Reçu : 11 octobre 2022

Accepté : 14 février 2023

Publié: 24 février 2023

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

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