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B. die serielle Kristallographie10,12, prozentuale Bandbreiten von mehreren zehn keV.Darüber hinaus ermöglichen die Femtosekunden-Röntgenpulsdauer und der geringe Jitter von Kurzpuls-Lasersystemen zeitaufgelöste Pump-Probe-Studien11 und die Untersuchung von Materie unter extremen Bedingungen17.Für diese und viele andere Anwendungsfälle18,19 könnte eine kompakte Röntgenquelle mit präzisionsabstimmbarer Schmalbandstrahlung einen disruptiven Fortschritt auslösen und ihre Einführung in Anwendungen von hoher gesellschaftlicher Relevanz katalysieren.Die Endfrequenz \(\omega_\mathrm{x}\) eines Photons mit Anfangsfrequenz \(\omega_\mathrm{L}\) Compton-gestreut an einem Elektron der Energie \(\gamma_e m_ec^2\ ) , unter Vernachlässigung des Elektronenenergieverlusts, ist gegeben durch20wobei \(\theta _I\) und \(\theta _O\) die Streu- bzw. Beobachtungswinkel sind, \(\beta =\sqrt{1-\gamma _e^{-2}}\) mit Elektron-Lorentz-Faktor \(\gamma_e\) .\(a=q_eA/m_ec\) ist das normierte Laservektorpotential mit Spitzenwert \(a_0\) , wobei A das Vektorpotential des Laserfeldes, c die Lichtgeschwindigkeit und \(q_e\) und \( m_e\) sind Elementarladung bzw. Elektronenmasse.Für \(\gamma _e \gg 1\) , \(\theta _I\simeq \pi\) und \(a_0\ll 1\) ist die auf der Ausbreitungsachse des Elektronenstrahls beobachtete Mittenfrequenz \(\omega _\ mathrm {x} \simeq 4\gamma _e^2 \omega _\mathrm {L}\) .Die axiale Bandbreite des gestreuten Röntgenstrahls (siehe „Methoden“) ergibt sich hauptsächlich aus der Elektronenbündel-Energiestreuung \(\delta \gamma _e\) und der Divergenz \(\sigma _\theta\) 21,22, zusammen mit ein Permille-zu-Prozent-Level-Beitrag von der Laserbandbreite \(\delta \omega _\text {L}\) .Die Erzeugung schmalbandiger Röntgenstrahlen erfordert daher ein Elektronenpaket mit sehr geringer Energiestreuung und -divergenz, was zu schmalbandigen Quellen der inversen Compton-Streuung (ICS) führt, die zuvor mit herkömmlichen Beschleunigern demonstriert wurden23,24.Quasi-monoenergetische Elektronenspektren aus der Laser-Plasma-Beschleunigung (LPA) haben die Demonstration extrem kompakter und abstimmbarer rein optischer ICS-Quellen mit Spitzen-Photonenspektren ermöglicht25,26,27.Da jedoch die zentrale Energie und Bandbreite des Röntgenstrahls direkt von den Eigenschaften des Elektronenbündels abgeleitet sind, führt die Milliradiant-Divergenz und \(\gtrsim {10}\,{\%}\) relative Energiestreuung zu nachgewiesenen Röntgenbandbreiten von Zehn Prozent25,26,27,28, unannehmbar groß für alle oben diskutierten Anwendungen.Hochmoderne LPAs, die 2–3 % FWHM-Energiespreads bieten29,30, würden zu Röntgenimpulsen mit mindestens 4–6 % FWHM-Bandbreite führen, was zu groß für KES wäre.Schematische Übersicht der aktiven Plasmalinsen-abstimmbaren Röntgenquelle.(a) Ein Laserstrahl wird in eine Plasmaquelle fokussiert und erzeugt ein Elektronenpaket.Das Elektronenpaket wird mit einer aktiven Plasmalinse eingefangen und chromatisch refokussiert und interagiert mit einem fokussierten Streulaser (möglicherweise von einem anderen, synchronisierten Lasersystem) auf einer Ebene \(z_f\) , wodurch Röntgenstrahlen über ICS erzeugt werden.Das Elektronenpaket wird mit einem Dipolmagneten abgelenkt und verlässt den Röntgenstrahl.(b) Flugbahnen von Elektronen mit unterschiedlichen Energien, die durch eine aktive Plasmalinse fokussiert werden, wodurch die Farbart der Fokussierung hervorgehoben wird.(c) Die Energieabhängigkeit der RMS-Elektronenfleckgröße bei \(z_f\) .(d) Die Filterantwortfunktion Gl.(2) als Funktion der Elektronenenergie.Die Trajektorien werden mit Linsenstrom \(I_{APL}={500}\,{\hbox {A}}\) berechnet.Hier schlagen wir eine erweiterte Kontrolle über die zentrale Energie und Bandbreite des Röntgenstrahls vor, indem wir eine aktive Plasmalinse (APL) verwenden, eine kompakte, hochfeste, radialsymmetrische Fokussiervorrichtung31,32,33.Die chromatische Fokussierung des APL ermöglicht die Abstimmung der zentralen Energie des Röntgenstrahls und die Reduzierung der effektiven Energiestreuung und -divergenz des mit dem Streulaser wechselwirkenden Elektronenpakets.Eine solche fortschrittliche Anpassung des Elektronenpakets ermöglicht LPA-gesteuerte Röntgenstrahlen mit beispiellosen prozentualen Röntgenbandbreiten und präziser Energieabstimmbarkeit.Der schematische Aufbau der vorgeschlagenen präzisionsabstimmbaren ICS-Röntgenquelle ist in Abb. 1a dargestellt.Elektronen in einem Plasma-Wakefield-beschleunigten Femtosekunden-Bündel werden von einem APL abhängig von ihrer Energie auf Längspositionen fokussiert, wie in Abb. 1b dargestellt.Abbildung 1c zeigt die Veränderung der RMS-Größe des Elektronenpakets \(\sigma (\gamma _e)\) an der Compton-Wechselwirkungsebene \(z_f\) .Für die Wechselwirkung eines Laserstrahls und eines Elektronenpakets mit Gaußschen Profilen (siehe Ergänzungsmaterial S1) ist die Antwortfunktion \(N(\gamma _e)\) 34 , aufgetragen in Abb. 1d, gegeben durchwas zeigt, dass nur Energieschnitte, die auf eine Punktgröße ähnlich der der Lasertaille \(w_0\) fokussiert sind, signifikant zum Röntgenspektrum beitragen.Die effektive Streuung der Elektronenenergie ist durch die Breite von \(N(\gamma _e)\) gegeben und kann viel kleiner sein als die Bandbreite des Elektronenpakets.Die Variation des durch die APL fließenden Stroms und damit ihrer Fokussierungsstärke führt dazu, dass Elektronen mit unterschiedlichen Energien mit dem Streulaser bei \(z_f\) wechselwirken und dadurch die Energie des Röntgenstrahls ändern.Röntgenstrahl-FWHM-Bandbreite, die sich aus Elektronenbündeleigenschaften ergibt.(a) Röntgenbandbreite auf der Achse als Funktion der zentralen Energie und der Wechselwirkungsebene für \(w_0={10}\,{\upmu \hbox {m}}\) .(b) Die Variation der Röntgenbandbreite mit Laser-Elektronen-Bündel-Überlappung.(c,d) Variation der Röntgenbandbreite als Funktion der Wechselwirkungsebene \(z_f\) für Röntgenenergien von (c) \({100}\,{\hbox {ke}\,\hbox {V }}\) und (d) \({1.7}\,{\hbox {Me}\, \hbox {V}}\) mit \(w_0={10}\,\upmu \hbox {m}\) .Die gestrichelten Linien in Tafel (a) heben die Positionen der Lineouts hervor, die in Tafeln (c) und (d) gezeigt sind.Die von der Elektronenbündeldivergenz getriebene Bandbreitenkomponente nimmt schnell mit dem Fokusabstand ab, wobei die effektive Energiestreuung nahezu konstant bleibt.Die Berechnungen der Röntgenstrahlbandbreite gehen von einer ps-Dauer-Laserpulslänge aus, die an das Wechselwirkungsvolumen angepasst ist.Der Beitrag der FWHM-Röntgenbandbreite von der Elektronenpaketdivergenz und der effektiven Energiestreuung ist in Abb. 2 dargestellt. Die in Bild (a) gezeigte Röntgenbandbreite nimmt mit zunehmender Entfernung von der Plasmalinse schnell ab und erreicht ein Plateau, was mittlere Entfernungen bedeutet \(z_f \approx {0.75}\,{\hbox {m}}\) sind vorzuziehen, um das System kompakt zu halten.Im Plateaubereich zeigt die relative Bandbreite eine schwache Abhängigkeit von der zentralen Röntgenenergie, mit einer Verdreifachung von 1 % auf 3,2 % zwischen \(E_x={100}\,{\hbox {ke}\,\hbox). {V}}\) und \(E_x={3}\,{\hbox {Me}\,\hbox {V}}\) bei \(z_f={1.5}\,{\hbox {m}}\ ) .Die Abhängigkeit der Röntgenstrahlbandbreite von der Größe des Laserbrennflecks ist in Fig. 2b aufgetragen, was hervorhebt, dass die effektive Streuung der Elektronenenergie nur minimiert wird, wenn \(w_0\) von ähnlicher Größe oder kleiner als \(\sigma\) ist.In Abb. 2c ist die Variation der Röntgenbandbreite mit der Wechselwirkungsebene für \(E_x={100}\,{\hbox {ke}\,\hbox {V}}\) aufgetragen, eine Energie, die für Gold- Nanopartikel XFI, während dies in Abb. 2d für \(E_x={1,7}\,{\hbox {Me}\,\hbox {V}}\) aufgetragen ist, die Kernresonanzlinienenergie für \(\mathrm {U }^{235}\) .Die Verringerung der Röntgenbandbreite bei größeren Brennweiten wird durch die Verringerung der Elektronenbündeldivergenz angetrieben, während die Bandbreite bei großen \(z_f\) von der effektiven Elektronenbandbreite im APL-Fokus dominiert wird.Für den hier vorgestellten Röntgenenergiebereich sind prozentuale Bandbreiten erreichbar.Dies ist eine Verbesserung um mehr als eine Größenordnung im Vergleich zu früheren Ergebnissen, bei denen \(\sim {50}\,{\%}\) Bandbreiten gemessen wurden25,26, was fortschrittliche Anwendungen wie KES ermöglicht.Die präzise Energieabstimmbarkeit der Compton-Quelle ist in Abb. 3 dargestellt, die die Variation der Röntgenenergie und der FWHM-Bandbreite mit dem APL-Strom für \(r_\mathrm {APL}={2}\,{\hbox {mm}) zeigt. }\) .Die auf die Wechselwirkungsebene fokussierte Elektronenenergie variiert linear mit dem APL-Strom (siehe Ergänzungsmaterial S1), was die Abstimmung der Röntgenenergie erleichtert.Unter der Annahme einer energieunabhängigen normalisierten Emittanz \(\varepsilon _N\) ist die Variation der Elektronenbündelfleckgröße \(\sigma\) mit dem Strom vernachlässigbar, was eine optimale Laser-Elektronen-Überlappung \(w_0/\sigma\) ermöglicht gepflegt.Eine prozentuale Röntgenbandbreite ermöglicht eine Energietrennung von nur 1,2 keV, zentriert auf der goldenen K-Kante.Diese für die Dosisreduktion wichtige enge Trennung16 ist nur durch das APL-Tailoring in unserer Quelle möglich, da sonst für 1,2 % Röntgenbandbreite \(\ll {0.6}\,{\%}\) Elektronenpakete benötigt würden Energie verbreitet.Das Variieren des APL-Stroms von 0,2 kA bis 1 kA ermöglicht im Prinzip die Erzeugung von Röntgenstrahlen mit einer Energie von wenigen keV bis 300 keV ohne Änderungen am Aufbau, ein Abstimmbereich von fast zwei Größenordnungen bei einer breitbandigen Elektronenquelle.Präzisionsabstimmung der Röntgenstrahlenergie mit Plasmalinsenstrom.Die zentrale Compton-gestreute Röntgenenergie (rote Linie) und die FWHM-Divergenz, die in einen Vollwinkelkegel von 2 mrad emittiert wird, sind gezeigt.Eine schmale Bandbreite ermöglicht eine Energietrennung von 1,2 keV um die goldene k-Kante (schwarze Linie).Abschätzung der Anzahl der Röntgenphotonen (siehe „Methoden“) in einem Pencil Beam mit \(2\theta _c={2}\,{\hbox {mrad}}\) bei einer Röntgenenergie von 80,7 keV , mit \(\gamma_e=114\) , effektiver Energiestreuung \(\delta \gamma_e/\gamma_e\simeq {0.3}\,{\%}\) , einer spektralen Dichte von \(\mathrm {d }Q/\mathrm{d}\gamma_e={10}\,\hbox{pC}/\hbox{Me}\,\hbox{V}\) 35, Laserpeak normalisiertes Vektorpotential \(a_0=0,3\ ) , \(w_0={15.6}\,{\upmu \hbox {m}}\) und \(\tau _L={1}\,{\hbox {ps}}\) ergibt 1,2 x 10 Photonen in eine Röntgenbandbreite von 1,5 % für die für Abb. 3 verwendete Konfiguration. Dies entspricht einer Spitzenhelligkeit36 von \(1,4\times 10^{21}\,{\hbox {Photonen}/ \hbox {s}/\ ,\hbox {mm}^{2}/\hbox {mrad}^{2}/ ({0,1}\% \hbox {BW})}\) unter Annahme der Pulsdauer \(\tau ={10}\,{ \hbox {fs}}\) .Die Konfiguration kann geändert werden, indem der Elektronenfokus und die Laserpunktgröße und -dauer optimiert werden, um die Ausbeute bei einer bestimmten Energie37 auf Kosten des Abstimmbereichs zu maximieren, was möglicherweise zu einer Zunahme der Photonenzahl um eine Größenordnung bei der Zielenergie führt.Neben der Möglichkeit der spektralen Anpassung und Abstimmung hat die Einführung der APL in den Streuaufbau viele Stabilitätsvorteile.Da die Elektronenquelle am ICS-Wechselwirkungspunkt abgebildet und vergrößert wird, werden spektrale Fluktuationen, die durch Variationen der Ausrichtung des Elektronenbündels entstehen, um den Vergrößerungsfaktor reduziert.Änderungen der Röntgenbandbreite, die sich aus potenziellen Schwankungen des Spektrums der LPA-Elektronenquelle ergeben, werden ebenfalls verringert, da die Energie der mit dem Laser wechselwirkenden Elektronen durch die APL-Fokussierung bestimmt wird, die von der Reproduzierbarkeit des Stromimpulses dominiert wird, der auf dem Niveau weniger Promille liegt33.Wichtig ist, dass die Verwendung von APLs anstelle von Quadrupolmagnet-Dublett- und Triplettsystemen signifikante Vorteile bietet.Die radialsymmetrische Fokussierung wird mit einem einzigen Element durchgeführt, was die Abstimmung nur eines Parameters erfordert, während Fokussierungsstärken in der Größenordnung von kT/m den Bau einer schmalbandigen Multi-MeV-Photonenquelle im Metermaßstab ermöglichen.Schließlich ermöglicht unser Verfahren zum Maßschneidern der Elektronenstrahleigenschaften die Erzeugung schmalbandiger Röntgen- oder \(\gamma\)-Strahlung in einem sehr kompakten Aufbau, der viele Vorteile im Vergleich zum Filtern der Bandbreite eines breitbandigen Photonenstrahls nach der ICS-Wechselwirkung bietet, wie z als weitere Vereinfachung des Versuchsaufbaus, vereinfachte Betriebsabläufe und reduzierte radiologische Abschirmung.Es ist aufschlussreich, die Leistung des in dieser Arbeit vorgestellten Konzepts der kompakten volloptischen Röntgenquelle mit derzeit verfügbaren Alternativen zu vergleichen, insbesondere im Hochenergie-Röntgenbereich.Gegenwärtig verfügbare hochmoderne kompakte Lichtquellen wie Flüssigmetallstrahl-Mikrofokusröhren38 können einen Fluss von \({2\times 10^{6}}\,{\hbox {Photonen}/\hbox { s}}\) in einen Kegel von \(2\theta _c={2}\,{\hbox {mrad}}\) und einer Bandbreite von 1,2 keV bei einer Photonenenergie von 80 keV;Der Fluss kann bei niedrigeren Energien in der Nähe von k-Kanten erheblich höher sein.Dies ist um Größenordnungen niedriger als unsere Arbeit bei 1 kHz, außerdem schließt die CW-Natur von Mikrofokusröhren zeitaufgelöste Studien auf einer Zeitskala von weniger als einigen zehn Millisekunden aus.Vorgeschlagene Upgrades für die HF-gesteuerte ICS-Quelle Lyncean CLS 39 ermöglichen den Betrieb auch bei Energien von 80 keV und liefern \(\gtrsim {6\times 10^{11}}\,{\hbox {Photonen}/\hbox {s} }\) in \(2\theta _c={2}\,{\hbox {mrad}}\) Kegel mit prozentualer Pegelbandbreite.Die Impulsdauer dieser Maschinen beträgt mehrere zehn Pikosekunden, was keinen Zugang zu Femtosekunden-Phänomenen ermöglicht, während das Design der Maschine beispielsweise keine Röntgenstrahlabgabe im rotierenden Gantry-Stil zulässt.Einige Synchrotrons können bei Energien \(\sim {80}\,{\hbox {ke}\,\hbox {V}}\) 40,41,42 und darüber hinaus bis zu \(\simeq {200}\,{ \hbox {ke}\,\hbox {V}}\) , was einen Fluss der Größenordnung \(1\times 10^{11}-1\times 10^{12}\,{\hbox {Photonen}/\) liefert hbox {s}}\) in Bandbreiten auf Promilleebene, jedoch sind dies sehr große Maschinen mit typischen Pikosekunden-Pulsdauern, die auch nicht in der Lage sind, auf ultraschnelle Zeitskalen zuzugreifen.Da die geometrische Emittanz des Elektronenstrahls in einem Freie-Elektronen-Laser (FEL) in der Größenordnung der erzeugten Strahlungswellenlänge liegen muss, arbeiten derzeit keine Maschinen über \(\sim {25}\,{\hbox {ke}\ ,\hbox {V}}\) ;Weitere Upgrades der Injektor- und Beschleunigertechnologie sind erforderlich, um FELs auf Energien jenseits dessen zu bringen.Unsere Methode ermöglicht auch die Skalierung auf Photonenenergien auf MeV-Niveau bei gleichzeitiger Beibehaltung einer kompakten Grundfläche, etwas, das für die Quellen, die auf der oben beschriebenen konventionellen Beschleunigertechnologie beruhen, unerreichbar ist.Die in Abb. 3 dargestellten Ergebnisse vernachlässigen den Bandbreitenbeitrag des streuenden Laserpulses.Diese Näherung ist für Lasersysteme mit transformationsbegrenzter Pulsdauer \(\tau _L\) in der Größenordnung von Pikosekunden gerechtfertigt;die Synchronisierung dieser Laser mit dem LPA-Treiber kann auf dem Niveau von \({100}\,{\hbox {fs}}\ll \tau _L\) liegen. 21. Streuende Laserpulse, die vom LPA-Treiber getrennt werden, können vorsichtig sein gechirpt, um die effektive Bandbreite des Laserpulses im Wechselwirkungsvolumen zu reduzieren37,43, was zu vernachlässigbaren Beiträgen zur Röntgenbandbreite führt.Zusammenfassend demonstrieren wir ein neuartiges Konzept für eine Compton-Streuungs-Röntgenquelle mit geringer Divergenz, die eine präzise Abstimmung bei Röntgenenergien von keV bis MeV und eine schmale Bandbreite bietet.Die vollständig optische Architektur unserer Quelle ermöglicht eine erhebliche Reduzierung der Maschinengröße im Vergleich zu HF-Beschleuniger-basierten Maschinen, was möglicherweise eine tragbare Quelle für harte Röntgen- oder \(\gamma\)-Strahlung mit hoher Helligkeit ermöglicht.Die fortschreitende Entwicklung von Lasersystemen mit hoher Kilohertz-Wiederholrate44,45,46 kann zu Photonenflüssen \(>10^8\) Photonen/s in prozentualen Bandbreiten in einem Bündelstrahl von wenigen mrad führen.Neben verschiedenen bildgebenden Anwendungen könnte eine Lichtquelle mit dem nachgewiesenen Abstimmbereich die Möglichkeit eröffnen, dass ein einziges kompaktes Gerät sowohl für die Diagnostik37 als auch für die anschließende Präzisionsstrahlentherapie9 verwendet werden kann.Die hier gezeigte Quelle wird den Zugang zu hochhellen, schmalbandigen, abstimmbaren Photonenquellen für eine Vielzahl von wissenschaftlichen und medizinischen Anwendungen dramatisch erweitern, während die Femtosekundendauer und die inhärente optische Synchronisation viele fortschrittlichere Pump-Probe-Experimente ermöglichen werden.Aktive Plasmalinsen31,32,33 beruhen auf dem azimutalen Magnetfeld, das durch einen Strom \(I_{APL}\) erzeugt wird, der kollinear mit einem Elektronenpaket fließt.Typischerweise in einem Entladungsplasma betrieben, kann die Stromdichte im Idealfall als radial gleichförmig modelliert werden, was zu linearen Magnetfeldgradienten führt, die gegeben sind durch \(\partial B_\phi /\partial r = \mu _0 I_{APL}/( 2\pi r_{APL}^2)\) , wobei \(r_{APL}\) der Radius der Plasmalinse ist.Die Fokussierungsstärke für Elektronen der Energie \(\gamma _e m_ec^2\) ist gegeben durch \(k=q_e/(\gamma _e m_e c)\partial B_\phi /\partial r\) .Für alle Berechnungen in diesem Manuskript beginnt die Plasmalinse bei \(z_u={5}\,{\hbox {cm}}\) und ist \(L_\mathrm {APL}={10}\,{\hbox {cm }}\) lang, sein Radius ist \(r_\mathrm {APL}={1}\,{\hbox {mm}}\), sofern nicht anders angegeben.Zur Berechnung der Courant-Snyder-Parameter \(\alpha\) , \(\beta\) , \(\gamma\) 47 werden Strahltransportmatrizen verwendetmit \(C=\cos\phi\) , \(S=\sin \phi /\sqrt{k}\) , \(C'=-\sqrt{k}\sin \phi\) , \(S '=\cos\phi\) und \(\phi=L\sqrt{k}\) .Für den Driftraum sind \(k_\mathrm{Drift}=0\) und \(L_\mathrm{Drift}\equiv\Delta z\) und für die Plasmalinse \(L\equiv L_\mathrm{APL}\ ) und \(k=k_\mathrm{APL}\) .Die Fokusebene kann durch Setzen von \(\alpha =0\) berechnet werden, siehe Zusatzinformation S1.Bei einer gegebenen Brennebene \(z_f\) ändert sich die fokussierte Energie linear mit dem Plasmalinsenstrom \(\gamma _e \propto I_\mathrm {APL}\) .Für alle Simulationen und Strahltransportrechnungen wird ein Elektronenpaket mit \(\epsilon _N={1}\,\upmu \hbox {m}\) und \(\sigma ={1}\,\upmu \hbox {m }\) bei \(z=0\) verfolgt wird.Zur Berechnung der Röntgenbandbreite wurde die FWHM-Bandbreitentheorie von Rykovanov et al.21 angewendet.Im linearen Regime \(a_0\ll 1\) wird sie bestimmt durch die Energiestreuung \(\delta \gamma _e/\gamma _e\) und die FWHM-Divergenz \(\sigma _\theta\) des Elektronenpakets, die FWHM-Laserbandbreite \(\delta \omega _\text {L}/\omega _\text {L}\) und der Kollimationswinkel \(\theta _c\) :mit \(\kappa = \gamma _e^2\theta _c^2/(1+\gamma _e^2\theta _c^2)\) .Die Anzahl der Röntgenphotonen innerhalb einer Bandbreite \(\kappa\), die sich aus einem Öffnungswinkel \(\theta _c\) ergibt, lässt sich mit21 abschätzenwobei \(\alpha _f\approx 1/137\) die Feinstrukturkonstante, \(a_0\) das normalisierte Vektorpotential der Spitze und \(\tau _L\) die Intensitäts-FWHM-Dauer des Lasers ist, undist die effektive Anzahl von Elektronen, die mit dem Laser wechselwirken.Der Monte-Carlo-Code penelope 48 wurde verwendet, um die von einer Flüssigkeitsstrahl-Mikrofokus-Röntgenröhre emittierte Bremsstrahlung zu simulieren.Als Target wurde eine homogene Anodenlegierung mit 47 % Ga, 37 % In und 16 % Sn verwendet49.Die Fokusgröße des Elektronenstrahls war \({10}\,{\upmu \hbox {m}}\) , ein Anoden-Target-Winkel von \({11}^\circ\) und ein Startwinkel von \( {25}^\circ\) verwendet wurden, alle anderen Parameter waren die Standardwerte in penelope .Es wurde eine Spannung von 160 keV und ein Standstrom von 6,25 mA angenommen49.Die während der aktuellen Studie verwendeten und analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.Röntgen, W. 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PõderUniversität Hamburg und Center for Free-Electron Laser Science, Luruper Chaussee 149, 22761, Hamburg, DeutschlandSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenDas Konzept des APL-fähigen Röntgentunings wurde von KP, SB, FG, JO und TB konzipiert.Streuableitungen wurden von TB durchgeführt Berechnungen auf der Grundlage von Strahltransportmatrixen wurden von KP und TB durchgeführt Das Manuskript wurde von KP und TB mit Beiträgen von SB, JO und FG geschriebenKorrespondenz mit K. Põder.Die Autoren erklären keine konkurrierenden Interessen.Jeder, mit dem Sie den folgenden Link teilen, kann diesen Inhalt lesen:Leider ist für diesen Artikel derzeit kein teilbarer Link verfügbar.