Немонохроматичность излучения лазера на свободных электронах определяется, таким образом, длительностью электронных сгустков. Сгустки 
длительностью 3 пс занимают в пространстве область протяженностью примерно 1 мм и приводят к ширине спектра излучения 10 см-1. Увеличение 
монохроматичности лазеров на свободных электронах требует удлинения электронных сгустков (конечно, при условии сохранения пикового значения 
электронного тока). 
Основные конструктивные элементы ЛСЭ 
   Наиболее важным физическим компонентом ЛСЭ является ускоритель. Энергия электронного пучка, создаваемого ускорителем, будет лежать 
в области релятивистских энергий электронов (mс 2 = 510 кэВ) и может быть выше 1000 МэВ. Ток ускорителя, как правило, является импульсным с 
длительностью импульса от нескольких микросекунд до нескольких пикосекунд. Ускорители могут работать в режиме либо одиночных импульсов, 
либо повторяющихся импульсов с частотой повторения до 1000 Гц. Электроны ускоряются диодной структурой или электронной пушкой, которые 
включают в себя "горячий" или "холодный" катод, фокусирующие элементы и ведущее магнитное поле. В дальнейшем, если не будет специально 
оговорено, будем считать, что ускорение осуществляется диодной структурой. 
   Другим параметром, характеризующим электронный пучок, является его собственный разброс по продольным импульсам ["холодный" пучок 
имеет на выходе только одно значение поперечного (или продольного) импульса при данной энергии]. В идеальном случае энергия всех электронов, 
вылетающих из ускорителя, должна быть одной и той же, но из-за конструктивных особенностей ускорителя и системы транспортировки у электронов 
имеется разброс по импульсам в поперечном и продольном направлениях. Он описывается параметром, называемым эмиттансом пучка, который 
характеризует яркость потока. Для ЛСЭ нужны яркие электронные потоки с малым разбросом по продольным импульсам. Это и не удивительно, если 
вспомнить, что в обычных лазерах излучение на выходе тоже является "ярким" (т. е. в дополнение к высокому уровню выходной мощности 
оптический пучок имеет очень малую расходимость и, следовательно, может быть сфокусирован до дифракционно-ограниченного пятна). 
   Кроме того, нам необходимо устройство, которое обеспечивало бы связь прямолинейного неизлучающего движения электронов с 
электромагнитной волной. Поскольку электромагнитное поле оптического пучка, распространяющегося параллельно оси движения электронов, 
является поперечным, для обмена энергией с электромагнитным полем электрону необходимо сообщить поперечную компоненту движения. Тогда 
электрон будет совершать работу над полем, записываемую математически в виде j*Е. Это осуществляется искривлением траектории электрона в 
периодическом поперечном магнитостатическом поле, создаваемом ондулятором. В этом случае мы имеем дело с магнитотормозным излучением. 
Имеется много способов, позволяющих вычислять с достаточной степенью точности траектории движения электронов в ондуляторе. Существует 
также много других устройств, которые могут выступать в роли ондуляторов: системы с периодическими электростатическими элементами, с 
электромагнитными волнами высокой интенсивности и, возможно, система с электростатической волной, которая может возбудиться при инжекции 
электронного пучка в специально приготовленную плазму или кристалл. Многие из этих ондуляторов менее удобны для реализации, чем 
магнитостатический ондулятор. Большинство же разработанных в настоящее время ондуляторов представляют собой либо спиральные токовые 
обмотки, либо линейную цепочку из постоянных дипольных магнитов. 
   Типичный период ондулятора равен примерно 3 см, а типичное значение индукции магнитного поля порядка 1 кГс. Такое поле может 
создаваться импульсными или постоянным током (последнее возможно в сверхпроводнике) или ондулятор можно составить из постоянных магнитов 
как из "строительных блоков" (таких, как самарий-кобальтовые магниты). Простейшие конструкции ондуляторов имеют обычно фиксированные 
значения периода и амплитуды поля, за исключением коротких участков на входе и выходе, где поле адиабатически увеличивается, чтобы 
обеспечивать плавный переход электронов в новую область взаимодействия. Однако можно сконструировать такой ондулятор, который при 
определенных условиях позволяет улучшить характеристики ЛСЭ; это привело к созданию неоднородных ондуляторов, у которых период, амплитуда 
или форма поля вдоль структуры изменяются адиабатически. Успешная разработка ЛСЭ с неоднородными ондуляторами значительно расширила 
возможности их применения и привела к новым достижениям в развитии теории лазеров на свободных электронах. 
   Наличие в ЛСЭ ондулятора позволяет использовать его не только для замедления электронов, но и для их ускорения. Это возможно также, 
например, в линейном ускорителе, в котором ускорение или замедление осуществляется продольной компонентой ВЧ электрического поля в 
последовательности резонаторов или в нагруженной передающей линии. Однако в линейном ускорителе взаимодействие всегда происходит на 
частоте ВЧ источника, в то время как в ЛСЭ оно имеет место на удвоенной частоте доплеровского сдвига. Таким образом, ондулятор — это 
устройство связи оптической волны и релятивистского потока электронов. 
   Другим важным элементом ЛСЭ являются зеркала резонаторов. Имеется некоторая тенденция считать, что вопрос о зеркалах уже решен в 
традиционной лазерной оптике, но это далеко не так. Совершенствование качества зеркал необходимо во всех областях лазерной физики, и это 
особенно важно для ЛСЭ, в частности благодаря следующим требованиям. Во-первых, это требование к коэффициенту отражения зеркал, которое 
является решающим для ЛСЭ с малым усилением, особенно в видимом и УФ диапазонах. Необходимо, чтобы зеркала имели устойчивое 
широкополосное покрытие. Получение оптимального коэффициента отражения зеркал представляет собой засекреченную область исследований, но 
достижение R~0,9995 в видимом диапазоне возможно благодаря использованию многослойных (например, порядка 20) интерференционных пленок, 
а величину R>50% можно теперь получать для длин волн порядка 100*10-10 м. Разлагая коэффициент отражения в ряд Тейлора можно получить его 
зависимость по радиусу. Такая зависимость может оказаться полезной при контроле неустойчивости боковых полос, которая, как полагают, может 
вызвать осложнения при работе ЛСЭ в режиме большого уровня мощности. Во-вторых, в случае работы ЛСЭ на накопителе, энергия электронов 
которого составляет 100 – 200 МэВ, мощное УФ синхротронное излучение будет очень быстро приводить к разрушению покрытия зеркал с высоким 
коэффициентом отражения. По этому разработка устойчивых к УФ излучению зеркальных покрытий с высоким коэффициентом отражения 
представляет собой необходимое условие успешной разработки ЛСЭ, использующих энергию накопительного кольца. В-третьих, в ЛСЭ с большим 
уровнем мощности в коротковолновом диапазоне диссипация энергии на зеркале может привести к разрушению его поверхности. Например, 
выходную мощность ЛСЭ, равную 10 МВт, при 1%-ном коэффициенте пропускания зеркала не следует рассматривать как очень высокую, хотя в 
резонаторе она будет около 1 ГВт. Небольшая доля этой мощности должна рассеиваться подложкой зеркала без прогрессирующего поверхностного 
разрушения. Хотя в резонаторе импульсная мощность 1 ГВт не вызывает каких-то осложнений при существующей технологии, некоторые ускорители 
создают электронные пучки очень высокой мощности, а это неизбежно приведет к соответствующим трудностям при реализации потенциальных 
возможностей ЛСЭ. Наконец, успешное развитие длинноволновых ЛСЭ связано с применением обратной связи типа распределенных отражающих 
элементов ("распределенная обратная связь"), разработка которых находится еще в стадии исследований. 
   Характер взаимодействия электронного пучка с электромагнитными модами оптического резонатора можно описать методами квантовой 
электроники. Между зеркалами резонатора благодаря многократному отражению оптического пучка устанавливаются поперечные и продольные 
моды; такой процесс впервые описали Фокс и Ли. В этом резонаторе Фабри – Перо полные потери складываются из дифракционных потерь на краях 
зеркал, потерь за счет диссипации излучения на поверхности зеркал и потерь, обусловленных наличием связи (через отверстие, неустойчивый 
резонатор или через частично пропускающее зеркальное покрытие). Электронный пучок будет осциллировать только на тех модах, взаимодействие с 
которыми является сильным, т. е. обеспечена связь электронного пучка с оптической структурой) и потери, для которых малы. Поскольку линия 
излучения ЛСЭ шире, чем у традиционного лазера, в резонаторе, если в него не внесены фильтры, могут возбуждаться многие резонаторные моды. 
В некоторых типах ЛСЭ в данный момент времени в резонаторе может присутствовать один электронный сгусток диаметром около 1 мм и длиной 
лишь несколько миллиметров. В этом случае оптическая волна будет опережать медленно распространяющийся электронный импульс и возникает 
эффект, названный лазерной летаргией. На выходе мы будем иметь последовательность очень коротких импульсов, возникающих за счет 
синхронизации мод. 
Режимы работы и классификация 
   ЛСЭ будут работать в несколько совершенно особых режимах, в которых справедливы различные физические принципы, а для характеристики 
важных параметров используется весьма широкая терминология. Здесь мы кратко рассмотрим режимы работы и соответствующую классификацию. 
   Если ток электронного пучка мал и энергия пучка высока (например, 20 МэВ), а длина волны излучения лежит в коротковолновом (ИК) 
диапазоне, то мы имеем режим ЛСЭ, который называют по-разному: комптоновский, двухволновый, интерференционный или режим одночастичного 
взаимодействия. В этом случае существует очень близкая аналогия между ЛСЭ и линейным ускорителем: увеличение (уменьшение) энергии частиц 
соответствует затуханию (усилению) энергии электромагнитного поля. Оптимальное усиление ЛСЭ зависит от того, насколько правильно мы 
выберем энергию пучка и длину ондулятора; по этому такой режим называют еще и режимом конечной длины ондулятора. К ЛСЭ в общем случае 
неприменимо положение лазерной физики, согласно которому чем больше объем среды, тем больше усиление и выходная мощность. Кроме того, ни 
о каком усилении не может быть и речи, когда в ЛСЭ оптический пучок отражается от зеркала и движется навстречу потоку электронов. 
   Лазеры на свободных электронах, в которых имеет место экспоненциальное нарастание волн и которые напоминают традиционные лазеры с 
накачкой, работают в длинноволновом режиме (l >100 мкм) при низкой энергии (обычно менее 5 МэВ) и при высоких плотностях тока пучка (j>1000 
А/см 2); эти ЛСЭ представляют собой компактные устройства с высоким коэффициентом усиления. Если пучок холодный (т. е. разброс электронов по 
импульсам невелик), а амплитуда поля накачки ондулятора мала, то мы имеем ЛСЭ на комбинационном рассеянии. При увеличении поля накачки 
ондулятора коэффициент усиления возрастает, и мы приходим к режиму большой амплитуды накачки с оптимальными значениями усиления и 
эффективности (его еще иногда называют режимом осциллирующей двухпотоковой неустойчивости). Однако если пучок имеет большой разброс по 
импульсам, усиление и мощность уменьшаются, но сигнал все еще экспоненциально нарастает вдоль ондулятора, то такой режим называют 
комптоновским с разбросом по импульсам. Усиление уменьшается потому, что ЛСЭ на комбинационном рассеянии — это трехволновое 
параметрическое устройство (волна накачки, сигнал и холостая волна), в котором в качестве холостой волны может выступать либо плазма, либо 
волна пространственного заряда. В случае электронов с разбросом по импульсам, когда холостая волна затухает вследствие бесстолкновительного 
эффекта (за счет затухания Ландау), мы снова возвращаемся к режиму малого усиления. (Все ЛСЭ требуют, чтобы электронный пучок был 
достаточно холодным.). 
   Между одночастичными ЛСЭ и ЛСЭ, в которых существенную роль играют коллективные эффекты, приводящие к экспоненциальному 
нарастанию усиления, можно провести довольно простую границу. ЛСЭ действуют в коллективном (многочастичном) режиме, когда система имеет 
достаточно большую длину, а пучок — достаточно высокую плотность, так что вдоль системы укладывается несколько плазменных длин волн. Это 
накладывает верхний предел на энергию пучка и нижний предел на длину волны. Другим весьма важным эффектом является взаимодействие между 
силой, которая группирует электроны пучка (будем называть ее пондеромоторной силой), и расталкивающими силами пространственного заряда. 
Пондеромоторная сила определяется амплитудами ондуляторного поля и сигнала, в то время как силы пространственного заряда — плотностью 
тока и энергией пучка. Из-за этой конкуренции сил усиление ЛСЭ в некоторых случаях возрастает, а в некоторых уменьшается. 
   Как и традиционные лазеры на атомных переходах, ЛСЭ могут работать и как усилители когерентного излучения, и как генераторы (при 
использовании резонатора с зеркалами), или как усилители локального шума. Последний случай в соответствии с оптической терминологией мы 
называем ЛСЭ на сверхизлучении. Такой ЛСЭ при очень большом усилении может давать мощное частично когерентное излучение. 
Экспериментальные исследования ЛСЭ на однородных ондуляторах 
   Самые первые эксперименты по ЛСЭ были проведены в Станфорде на SCA. В табл. 1 представлены типичные экспериментальные 
параметры. 
                                                Таблица 1. Параметры ЛСЭ-генератора Станфордского университета 
   Электронный пучок 
    
   Энергия пучка 
   43 МэВ 
   g 
   69 
   Пиковый ток 
   1,3 А 
   Протяженность импульса 
   1 мм 
   Расстояние между импульсами 
   25,4 мм 
   Радиус пучка 
   0,25 мм 
   Ондулятор 
    
   Период 
   3,3 см 
   Амплитуда спирального поля 
   2,3 кГс 
   Длина 
   5,3 м 
   Резонатор 
    
   Расстояние между зеркалами 
   12,7 м 
   Потери в резонаторе за проход туда и обратно 
   2,8 % 
   Потери на связь в резонаторе 
   1,5 % 
   Длина волны 
   3,3 мкм 
   Размер пятна 
   0,167 см 
   Рэлеевская длина волны 
   2,7 м 
   Коэффициент заполнения 
   0,017 
   Коэффициент потерь на спонтанное излучение 
   0,05 
   Радиус зеркал 
   7,5 м 
    
   Ондулятор изготовлен из сверхпроводящей бифилярной спиральной обмотки; для отклонения электронного пучка от зеркал (рис. 4) 
использовалось продольное магнитное поле 1 кГс. В статье Элиаса и др. сообщалось о том, что зарегистрировано спонтанное излучение из 
ондулятора на длине волны 10,6 мкм при энергии W » 24 МэВ и усиление около 7 % сигнала от TEA С0 2 -лазера с плотностью мощности 140 кВт/см2 , 
причем была получена всем теперь знакомая асимметричная кривая усиления. Этот эксперимент был повторен на накопителе АСО (Орсе, Франция) 
при энергии 150 МэВ. На рис. 5 показано очень точное соответствие между коэффициентом усиления ЛСЭ и производной спектра спонтанного 
излучения (аргоновый лазер, 4880 ). После увеличения импульсного тока SCA от 70 мА до 2,6 А стало возможным продемонстрировать генерацию 
лазера на длине волны 3,4 мкм, когда энергия электронов была 43,5 МэВ. Превышение импульсной мощности над уровнем мощности спонтанного 
излучения было порядка 108 . При коэффициенте пропускания зеркал 1,5% в резонаторе зарегистрирована мощность ~500 кВт 

Рис. 4. Схема Станфордского лазера на свободных электронах в режиме генератора. Около зеркал, кроме поля ондулятора, использовалось 
ведущее поле для ввода и вывода электронного пучка. © 1977 APS 

Рис. 5. Сравнение кривых усиления ЛСЭ (аргоновый лазер, 4880 А), измеренного в двух отдельных экспериментах (сплошные линии), наложенных на 
производную спектра спонтанного излучения (пунктирная кривая). Максимальное усиление равно 3 · 10-4; использовался сверхпроводящий ондулятор 
с периодом l 0 = 4 см. © 1982 North-Holland. 
   На рис. 6 для сравнения приведен спектр мощности ниже () и выше порога генерации, из которого видно, что оптический резонатор 
значительно сужает ширину линии. Все эксперименты были выполнены для двухволнового режима ЛСЭ, поскольку w p T~0,1. 
   Особенно большую ценность имеют дополнительные экспериментальные результаты, полученные Станфордской группой, поскольку они 
обеспечивают базу для разработки надежной теории. Один из результатов (рис. 7) связан с временем “включения” генератора. Это время оказалось 
не только удивительно большим (~30 мкс, несколько сотен проходов оптического пучка), но и было обнаружено, что время включения и мощность 
выходного излучения очень чувствительны к расстоянию между зеркалами резонатора (рис. 8). Изучение времени нарастания мощности излучения в 
начале импульса генератора позволило оценить коэффициент усиления малого сигнала за проход, который оказался равным 6 – 10%. 

Рис. 6. Сужение спектральной линии излучения ЛСЭ выше и ниже порога генерации. © 1977 APS 

Рис. 7. Форма импульса излучения ЛСЭ, показывающая задержку времени включения генератора и времени нарастания; время на оси абсцисс 
отсчитывается от момента выстрела электронного пучка. © 1982 Addison-Wesley 

Рис. 8. Зависимость средней выходной мощности ЛСЭ от расстройки длины резонатора. © 1982 Addison-Wesley 

Рис. 9. Влияние излучения ЛСЭ на энергетический спектр электронов. © 1977 Addison-Wesley 
   Были проведены измерения временных характеристик электронного и оптического спектров. Ширина распределения электронов по импульсам 
возрастает примерно на 1% при включении лазера (в качестве примера на рис. 9 приведен один из предыдущих результатов, из которого видно, что 
центр тяжести кривой смещен примерно на 0,1% относительно начальной энергии электрона). Мы видим, что спектр является асимметричным. После 
первоначального запуска лазера среднее значение оптической длины волны, по существу, сохраняется постоянным, но все еще некоторые 
особенности оптического импульса нуждаются в экспериментальной проверке. Недавно были проведены эксперименты, в которых ширина 
оптического импульса измерялась с помощью автокорреляционной схемы и генерации второй гармоники в кристалле LiNbO3. Когда длина 
резонатора была точно синхронизирована с протяженностью сгустка, наблюдался импульс ЛСЭ длительностью 1,5 пс при импульсной мощности 
около 400 кВт. При изменении длины резонатора было зарегистрировано увеличение ширины оптического импульса и уменьшение ширины 
спектральной линии излучения. 
   В связи с исследованиями, проводимыми в Станфорде на SCA, необходимо упомянуть об успешных экспериментах Лаборатории передовой 
технологии и инженерных наук фирмы “TRW” с ЛСЭ-генератором, в котором используется многокомпонентный ондулятор. Этот эксперимент 
отличает наличие очень хорошей диагностической и контрольно-измерительной аппаратуры. На однородном и неоднородном вариантах ондулятора 
была получена средняя мощность излучения 10 Вт на длине волны 1,6 мкм. Кроме того, во время генерации было обнаружено интенсивное излучение 
третьей гармоники на длине волны около 0,5 мкм. Как и можно было предполагать, это коротковолновое излучение оказалось чрезвычайно 
чувствительным к регулировке длины резонатора. 
Применения ЛСЭ 
   Краткий анализ спектра (рис. 10) показывает, что ЛСЭ должны быть наиболее перспективными для той спектральной области, для которой 
разработано очень немного источников когерентного излучения, например для субмиллиметрового и УФ диапазонов. 
   Пока еще рано сравнивать ЛСЭ с более высокоразвитыми ЛЭС лазерными системами, поскольку для них еще мало что сделано, в области 
специальных источников питания и ускорительных установок. Однако ясно, что в субмиллиметровой области спектры, ЛСЭ займут не больше места, 
чем обычные субмиллиметровые молекулярные лазеры. Даже в ближнем ИК диапазоне и видимой области спектра ЛСЭ могут конкурировать с 
традиционными лазерами только в тех случаях, когда важную роль играют перестройка частоты, выходная мощность или КПД. 

Рис. 10. Когерентные источники большой мощности; двойными кружками указаны ЛСЭ 
   В области спектра, представляющей интерес для химиков (200 – 4000 см-1), наличие перестраиваемого по частоте источника позволило бы 
качественно повысить эффективность применения колебательной спектроскопии поглощения молекул. Длительность импульса ЛСЭ может быть 
меньше времени релаксации молекул; следовательно, можно с высокой точностью контролировать химические процессы с участием выделенных 
связей. Применение высокоэффективного ЛСЭ позволит нам не только лучше понять химические цепные реакции с лазерным возбуждением, когда 
фотодиссоциация одной молекулы будет приводить к образованию большого числа других, но и приблизит их к реализации в промышленных 
масштабах. В дальнем ИК-диапазоне (~100 мкм), где энергия фотонов равна примерно kt , ЛСЭ можно было бы использовать для исследования 
низкоэнергетических состояний Ван-дер-Ваальса. Возможность широкой перестройки частоты и высокая эффективность делают ЛСЭ весьма 
привлекательными для лазерного разделения и обогащения изотопов. 
   Другим весьма полезным свойством некоторых ЛСЭ является возможность работы в режиме коротких импульсов (в случае применения для 
этих целей микротрона, линейного ускорителя или накопительного кольца). Короткие импульсы (рис. 11) длительностью несколько пикосекунд весьма 
эффективны для исследования различных видов возбуждений (рис. 12). 

Рис. 11. Схематическое изображение мощного импульса ЛСЭ на линейном ускорителе. Пики — микроимпульсы, которые в совокупности образуют 
макроимпульс длительностью несколько микросекунд с частотой повторения несколько герц 

Рис. 12. Применения ЛСЭ в физике твердого тела. (Согласно Шоу и Пателу) 
   До появления ЛСЭ источники излучения в дальнем ИК диапазоне и в субмиллиметровой области спектра имели низкий уровень мощности и не 
перекрывали весь диапазон, а приемники были весьма дорогими или имели невысокую чувствительность. Однако с помощью ЛСЭ в дальнем ИК 
диапазоне можно получить множество важных результатов в области физики твердого тела (рис. 13). 

Рис. 13. Применение ЛСЭ в физике твердого тела. (Согласно Шоу и Пателу) 
   Такие работы были поставлены в фирме “Белл лэборэтриз”. Главные возможности импульсного ЛСЭ дальнего ИК-диапазона должны 
проявиться в нелинейной спектроскопии и при изучении переходных процессов. Нелинейная спектроскопия включает в себя изучение явлений 
вынужденного испускания, неупругого рассеяния от возбужденных электронов, влияния оптической накачки и т. д. К переходным процессам 
относятся механизмы преобразования энергии в молекулах, твердых телах и жидкостях, а также релаксация горячего электронно-дырочного газа в 
полупроводниках. Короткие импульсы дальнего ИК излучения можно использовать при исследованиях локальной электрической проводимости, в то 
время как импульсы ЛСЭ в видимом диапазоне — для рождения свободных носителей. Кроме того, с помощью ЛСЭ можно будет исследовать 
времена рассеяния квазичастиц в сверхпроводниках, изучать процессы распространения и взаимодействия фононов, а также характер возбуждения 
и релаксации двумерного электронного газа в МОП-транзисторах. 
   Несомненно, одна из наиболее актуальных и важных проблем в физике полупроводников, которая может быть изучена с помощью 
субмиллиметровых ЛСЭ, — это проблема горячих электронов. Развитие миниатюризации полупроводниковых элементов приводит к появлению 
нетепловых распределений электронов, поскольку в сильных электрических полях ширина запрещенной зоны оказывается порядка 1В. Вопрос о 
влиянии горячих электронов изучен недостаточно полно; поэтому ЛСЭ как источник субмиллиметрового излучения должен оказаться полезным как 
для создания этих носителей, так и для исследования их поведения в переходном режиме. 
   Разработка ЛСЭ на длине волны l ~0,5 мм с высоким уровнем средней мощности позволит применить его для нагрева плазмы, удерживаемой 
сильным магнитным полем, с помощью электронно-циклотронного резонанса или в исследованиях по термоядерному синтезу для нагрева и 
диагностики высокотемпературной плазмы (большое значение b = 8 p nT/B 2). В лазерном термоядерном синтезе для обеспечения энергии на 
мишени около 1МДж необходимо иметь источник излучения высокой мощности с длиной волны около 1/3 мкм, работающий в режиме коротких 
импульсов с общим КПД, равным нескольким процентам. Таким образом; можно надеяться, что в будущем ЛСЭ внесут свой вклад и в эту программу 
исследований. 
   Дистанционное зондирование верхних слоев атмосферы (на высотах 100 – 500 км) методами резонансной флуоресценции и создание лазера 
для спектроскопии молекул представляют собой другую область применения ЛСЭ с целью диагностики. ЛСЭ позволит разработать радарные 
системы высокого разрешения. 
   До сих пор не существует ЛСЭ, генерирующих излучение в УФ области; перестраиваемые интенсивные источники УФ излучения могут найти 
многочисленные применения, в частности в физике твердого тела, но до тех пор, пока не удастся преодолеть технических трудностей, нам придется 
довольствоваться спонтанным излучением электронов, получаемым из ондуляторов в высокоэнергетических накопителях, которые пригодны и для 
получения синхротронного излучения. Можно надеяться, что проводимое в настоящее время совершенствование технологии изготовления зеркал и 
разработка специальных ускорителей позволят получить действующий ЛСЭ в УФ диапазоне до 1990 г. Разработка ЛСЭ рентгеновского диапазона 
имела бы неоценимое значение для таких целей, как изготовление оптических устройств высокого разрешения методами рентгеновской 
интерферометрии и голографии. 
   Найдут ЛСЭ применение и в лазерной хирургии и в фоторадиационной медицине. Небольшой размер пятна и возможность перестройки частоты 
означают, что в хирургии можно получить оптимальный эффект для конкретной облучаемой ткани в зависимости от длины волны при воздействии 
излучения ЛСЭ. В фоторадиационной медицине введенные предварительно в ткани красители активируются на определенных длинах волн. При 
активации красители выделяют свободный кислород и убивают клетку без хирургического вмешательства. Красители могут присоединяться к 
антителам, которые под действием лазерного света высвобождаются в определенных местах. Использование перестраиваемых лазеров позволит 
применять для этих целей различные типы красителей. Маломощные ЛСЭ можно устанавливать непосредственно в больницах. 
   Ускорители, используемые в физике высоких энергий, чрезвычайно громоздки, и в настоящее время ведутся исследования, направленные на 
получение более высоких ускоряющих полей, которые позволят сократить размеры ускорителей и увеличить энергию частиц. Известно, что 
сфокусированные высокоинтенсивные лазерные поля могут создавать поперечные электрические поля напряженностью порядка 109 В/см; это 
можно было бы использовать в ускорителе на ЛСЭ, чтобы ускорить поток позитронов или электронов, пролетающих в ондуляторе. Увеличение 
энергии частиц может быть достигнуто за счет последовательного изменения периода ондуляторного поля. Изменение начального периода 
ондулятора от 10 см до нескольких метров позволит на длине в несколько километров получить энергию электронов более 100 ГэВ. Трудность здесь 
состоит в том, чтобы поддержать интенсивный лазерный пучок сфокусированным на таком большом расстоянии; Пеллегрини предложил для решения 
данной проблемы использовать оптические волноводы. Если реализация этого предложения будет успешной, то ЛСЭ вернет свой долг физике 
ускорителей. 
Библиографический список
1.   Карлов Н. В “Лекции по квантовой электронике” учеб. пособие — М.: Наука, 1983 
2.   “Генераторы когерентного излучения на свободных электронах”: сб. статей, пер. с англ. под ред. А. А. Рухадзе — М.: Мир, 1983 
3.   Федоров М. В. “Электрон в сильном световом поле” — М: Наука, 1991 
4.   Маршалл Т. “Лазеры на свободных электронах” пер. с англ. — М: Мир, 1987