熊俊 安紅海 王琛? 張振馳 矯金龍 雷安樂 王瑞榮 胡廣月 王偉 孫今人

1)(中國工程物理研究院上海激光等離子體研究所,上海 201899)

2)(中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)核科學(xué)技術(shù)學(xué)院,合肥 230026)

3)(浙江大學(xué)物理學(xué)系,浙江近代物理中心,杭州 310027)

在神光-Ⅱ升級(jí)及皮秒拍瓦激光裝置上,開展了長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙層結(jié)構(gòu)靶優(yōu)化伽馬射線產(chǎn)生的實(shí)驗(yàn)研究.一束納秒長脈沖激光預(yù)先燒蝕第一層碳?xì)浔∧ぐ?產(chǎn)生等離子體,經(jīng)一定時(shí)間的自由膨脹后,形成較大尺度的低密度等離子體.第二束皮秒短脈沖激光與低密度等離子體相互作用,通過光場(chǎng)直接加速等非線性加速機(jī)制,將電子加速到相對(duì)論量級(jí).相對(duì)論電子束經(jīng)過傳輸后在第二層金轉(zhuǎn)換靶上通過軔致輻射的方式產(chǎn)生伽馬射線.該方案能夠有效提升超強(qiáng)超短脈沖激光加速產(chǎn)生的相對(duì)論電子束流品質(zhì),獲得能量更高、發(fā)散度更小的相對(duì)論電子束,進(jìn)而有可能獲得品質(zhì)更高的伽馬射線輸出.

1 引言

伽馬射線具有廣泛的應(yīng)用前景,諸如閃光照相[1,2]、復(fù)雜結(jié)構(gòu)的無損探傷[3]、產(chǎn)生用于對(duì)原子核物理及等離子體物理的微觀過程進(jìn)行時(shí)間分辨的動(dòng)力學(xué)研究的正電子源[4,5]、作為核光子學(xué)研究的驅(qū)動(dòng)源來誘導(dǎo)放射性材料發(fā)生嬗變[6,7]以及制備醫(yī)用同位素材料[8]等.

目前而言,在諸多的超快伽馬射線產(chǎn)生方案中,利用高能電子在靶基底內(nèi)的軔致輻射產(chǎn)生伽馬射線的效率最高,其截止能量為高能電子束的峰值.對(duì)于能量不是特別高的非相對(duì)論高能電子來說,產(chǎn)生的伽馬射線輻射方向主要與高能電子運(yùn)動(dòng)方向垂直,即在側(cè)向;而對(duì)于能量非常高的相對(duì)論電子來說,產(chǎn)生的伽馬射線輻射總是沿著高能電子的初始運(yùn)動(dòng)方向.兩相比較,相對(duì)論電子驅(qū)動(dòng)的伽馬射線方向性好,具有更高的能量,對(duì)于應(yīng)用來說,更具有優(yōu)勢(shì).因此,高能高通量的相對(duì)論電子束流成為產(chǎn)生高品質(zhì)伽馬射線的關(guān)鍵因素之一.超強(qiáng)超短脈沖激光的發(fā)展為激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源的發(fā)展帶來了契機(jī).超強(qiáng)超短脈沖激光可在極短的時(shí)間內(nèi)將大量的能量集中在極小的空間尺度上,創(chuàng)造出高溫高密度的等離子體環(huán)境.在這種溫稠密等離子體中,激光場(chǎng)通過多種非線性加速機(jī)制在極短的時(shí)間(幾十飛秒到幾個(gè)皮秒)和距離(百微米)內(nèi)加速到相對(duì)論條件,獲得高通量的相對(duì)論電子束流,其后再通過與轉(zhuǎn)換靶材料相互作用產(chǎn)生超快伽馬射線束.

神光-Ⅱ皮秒拍瓦激光裝置可產(chǎn)生數(shù)百焦耳的皮秒激光輸出,同時(shí)神光-Ⅱ升級(jí)裝置還能夠同時(shí)輸出多路納秒長脈沖激光,這為開展長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)相對(duì)論電子束和伽馬射線的研究提供了有利的條件.本文開展了相應(yīng)的實(shí)驗(yàn)研究,通過利用長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙層結(jié)構(gòu)靶的構(gòu)型,來提高相對(duì)論電子束的品質(zhì),進(jìn)而優(yōu)化獲得了更強(qiáng)的伽馬射線脈沖輸出.這一結(jié)果為后續(xù)的研究提供新的思路和啟發(fā).

2 相對(duì)論電子束的產(chǎn)生

超短超強(qiáng)皮秒激光作用到靶面之前,自發(fā)輻射的脈沖前沿[9](ASE)預(yù)先燒蝕靶面產(chǎn)生密度梯度陡峭的預(yù)等離子體,超熱電子的加速機(jī)制主要是在臨界密度面附近產(chǎn)生有質(zhì)動(dòng)力加速[10,11].而如果在主脈沖作用前,存在更大尺度的低密度等離子體層,皮秒短脈沖激光在低于臨界密度面的區(qū)域范圍內(nèi),可能會(huì)通過光場(chǎng)直接加速機(jī)制[12](DLA)、自調(diào)制尾波場(chǎng)加速(SMLWF)[13]等非線性加速機(jī)制將電子加速到更高能量狀態(tài),最終獲得能量更大、束流通量更強(qiáng)的高能電子束流.

納秒激光輻照薄膜靶產(chǎn)生的等離子體在經(jīng)過一段時(shí)間的自由膨脹后,產(chǎn)生較大尺度的低密度等離子體,基于此,開展了初步的實(shí)驗(yàn).實(shí)驗(yàn)利用高功率激光物理聯(lián)合實(shí)驗(yàn)室的神光-Ⅱ升級(jí)裝置及皮秒拍瓦裝置進(jìn)行,方案如圖1 所示.在圖1(a)中,單束皮秒激光輻照平面薄膜靶產(chǎn)生相對(duì)論電子束;而在圖1(b)中,采用了長短雙脈沖激光聯(lián)合驅(qū)動(dòng)的方式.首先使用一束脈沖較長的納秒激光輻照平面薄膜靶,將靶完全燒蝕,經(jīng)一定延時(shí)后,會(huì)形成較大尺度的低密度等離子體,其后脈沖較短的皮秒激光注入,與產(chǎn)生的較大尺度的低密度等離子體發(fā)生作用,加速產(chǎn)生相對(duì)論電子.對(duì)于這兩種實(shí)驗(yàn)方式,除了納秒激光的差異,其他完全相同.靶均為2 μm 厚度的C8H8平面薄膜靶.皮秒激光的條件是脈沖寬度約1 ps,能量約150 J,基頻(波長1.053 μm),焦斑尺寸約Φ30 μm,與靶面法向成21°角注入,功率密度約6×1019W/cm2.納秒激光的條件是脈沖寬度約1 ns,能量約600 J,三倍頻(波長0.351 μm),與靶面法線方向呈約45°角注入,采用連續(xù)位相板(CPP)束勻滑方式聚焦,在靶面位置形成尺寸約Φ450 μm 的均勻焦斑.皮秒與納秒激光之間的延時(shí)約1 ns.采用2 套完全相同的電子磁譜儀EMS1 和EMS2 分別對(duì)產(chǎn)生的相對(duì)論電子進(jìn)行探測(cè),其中磁場(chǎng)均為3000 G(1 G=10-4T),測(cè)量范圍0.2-260 MeV.EMS1 放置在皮秒激光的前進(jìn)方向上,即與靶面法向成21°;而EMS2 則放置在靶面法向的另一側(cè),與靶面法向成約50°角的方向,用來測(cè)量側(cè)向的電子發(fā)射.EMS1 和EMS2到靶距離均約為500 mm,基本一致.

圖1 針對(duì)出射電子束測(cè)量的實(shí)驗(yàn)方案示意圖(a)單皮秒激光驅(qū)動(dòng)平面薄膜靶方式;(b)納秒、皮秒長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)平面薄膜靶方式Fig.1.Experimental scheme for the measurement of outgoing electron beams:(a)A film target driven by a single ps laser;(b)a film target jointly driven by long ps and short ns pulse lasers.

圖2 給出了由EMS1 測(cè)量得到的單發(fā)次激光入射方向的電子能譜圖像(dN/(dEdΩ)是單位能量單位立體角內(nèi)的電子數(shù)目),左側(cè)為低能端,右側(cè)為高能端.圖3 則是根據(jù)EMS1 與EMS2 記錄圖像處理之后的電子能譜分布曲線.從圖3 可以明顯看出,在激光入射方向上(由EMS1 測(cè)量),ns+ps的長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)條件下,高能段的相對(duì)論電子數(shù)目及所占份額明顯高于單ps 脈沖驅(qū)動(dòng)條件,且其能譜更“硬”,電子的最高能量也明顯更高.而在側(cè)向(由EMS2 測(cè)量),總的電子能量和數(shù)量明顯低于激光入射方向,同時(shí)兩種不同情況對(duì)應(yīng)的電子能譜差異也比較小,表明電子主要的發(fā)射方向以激光入射方向?yàn)橹鞯?

圖2 由EMS1 測(cè)量得到的單發(fā)次激光入射方向的電子能譜圖像(a)單皮秒激光驅(qū)動(dòng)平面靶;(b)納秒、皮秒長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)平面靶Fig.2.Electron energy spectrum image of the laser incident direction measured by EMS1:(a)A film target driven by a single ps laser;(b)a film target driven by ns and ps lasers.

圖3 由EMS1 與EMS2 記錄圖像處理之后的電子能譜分布曲線Fig.3.Electronic spectrum distribution curves recorded by EMS1 and EMS2.

另一個(gè)值得注意的現(xiàn)象是在長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)條件下,電子能譜存在多個(gè)“峰”,而單脈沖激光驅(qū)動(dòng)條件下僅有一個(gè)較為明顯的峰,這似乎表明雙脈沖驅(qū)動(dòng)情況下,可能存在多種加速機(jī)制,而單脈沖條件下則以臨界密度面附近的有質(zhì)動(dòng)力加速為主.多種加速機(jī)制共同作用,提高了相對(duì)論電子的能量和數(shù)量.

3 低密度等離子體增強(qiáng)相對(duì)論電子

為更好理解上述實(shí)驗(yàn)結(jié)果,利用PIC 粒子模擬程序(EPOCH)[14],進(jìn)行了簡單的數(shù)值模擬.模擬中選取激光波長1 μm,脈寬1 ps,焦斑10 μm(FWHM),對(duì)應(yīng)靶面功率密度1019W/cm2.靶材料為C8H8,靶成分比C:H 為1∶1.分別針對(duì)兩種實(shí)驗(yàn)情況選擇對(duì)應(yīng)的模型進(jìn)行模擬: 一是固體靶模型,對(duì)應(yīng)單皮秒激光驅(qū)動(dòng)平面薄膜靶方式,固體靶密度設(shè)置為20nc,此處nc為等離子體的臨界電子密度,對(duì)于波長為1.053 μm 的基頻皮秒激光來說,nc=1×1021cm3.激光以與法線方向30°角斜入射輻照在靶面上.考慮到實(shí)際皮秒激光存在的前沿的影響,在固體靶前設(shè)置密度標(biāo)長4 μm 的陡峭分布的預(yù)等離子體.二是低密度等離子體模型,對(duì)應(yīng)納秒皮秒長短脈沖激光聯(lián)合驅(qū)動(dòng)平面薄膜靶方式,為簡化起見,等離子體設(shè)為均勻等離子體,電子密度設(shè)置為0.1nc,皮秒激光正入射到等離子體上.

模擬結(jié)果如圖4 和圖5 所示,其中圖4 是針對(duì)帶陡峭分布預(yù)等離子體層固體靶進(jìn)行數(shù)值模擬的結(jié)果,圖5 是針對(duì)低密度均勻等離子體進(jìn)行數(shù)值模擬的結(jié)果.圖4 和圖5 兩子圖分別為對(duì)應(yīng)條件下的激光場(chǎng)分布、電子密度分布.

圖5 針對(duì)低密度均勻等離子體進(jìn)行數(shù)值模擬的結(jié)果(a)激光場(chǎng)分布;(b)電子密度分布Fig.5.Numerical simulation results for low-density uniform plasma:(a)Laser field distribution;(b)electron density distribution.

對(duì)于帶陡峭分布預(yù)等離子體層的固體靶情況,皮秒線偏振入射激光與密度陡變的固體靶截面相互作用時(shí),電子加速的主要方式是有質(zhì)動(dòng)力加熱和真空加熱機(jī)制[15],發(fā)生在臨界密度面附近,電子能譜呈麥克斯韋分布.當(dāng)激光與等離子體作用時(shí),輻射壓使離子正向加速,將臨界密度面向更高密度區(qū)推進(jìn),使原來密度分布進(jìn)一步陡化.如圖4(b)所示,等離子體內(nèi)的電子被激光場(chǎng)排開,形成一個(gè)向內(nèi)凹陷的空洞,使得臨界密度面向內(nèi)彎曲.由于有質(zhì)動(dòng)力加速產(chǎn)生的超熱電子的運(yùn)動(dòng)方向以垂直臨界密度面為主,臨界密度面的這種彎曲將會(huì)使得高能電子的發(fā)散角顯著地增大.

圖4 針對(duì)帶陡峭分布預(yù)等離子體層固體靶進(jìn)行數(shù)值模擬的結(jié)果(a)激光場(chǎng)分布;(b)電子密度分布Fig.4.Numerical simulation results of a solid target with a steeply distributed pre-plasma:(a)Laser field distribution;(b)electron density distribution.

而對(duì)于電子密度為0.1nc的低密度的均勻等離子體來說,情況則完全不同.相對(duì)論級(jí)別的皮秒激光在低密度等離子體中傳輸時(shí)出現(xiàn)明顯的成絲不穩(wěn)定性(filamentation instability)[16],進(jìn)而誘發(fā)自聚焦效應(yīng),激光強(qiáng)度有所增強(qiáng).在百微米尺度范圍內(nèi),激光依然保持前向傳輸.從圖5(b)可以看出,相對(duì)論激光通過有質(zhì)動(dòng)力將電子排開,在次臨界密度等離子體中形成多條“等離子體通道”[17-20].形成的通道可有效地增大激光與電子之間的能量轉(zhuǎn)換,將電子加速到數(shù)十MeV.在Li 等[21]、Arefiev等[22,23]的PIC 模擬工作中也證實(shí)了這種通道結(jié)構(gòu)的形成對(duì)超熱電子的影響.

圖6 給出了針對(duì)兩種靶結(jié)構(gòu)模擬的前向相對(duì)論電子發(fā)射能譜,可以明顯看出,對(duì)低密度均勻等離子體條件來說,盡管在低能電子數(shù)量方面比帶陡峭分布預(yù)等離子體層的固體靶條件要少一些,但在更高能的相對(duì)論電子,不但數(shù)量大大超出,并且截止能量更高,即電子能譜更“硬”.同時(shí)模擬結(jié)果也顯示,低密度均勻等離子體條件下所產(chǎn)生的相對(duì)論電子方向更為集中,發(fā)散角更小.這表明,通過創(chuàng)造低密度等離子體的環(huán)境,有助于顯著提升相對(duì)論電子的能量、降低發(fā)散角,這些性能的改進(jìn)對(duì)于提高伽馬射線的品質(zhì)非常有利.盡管前述實(shí)驗(yàn)中采用的是納秒激光驅(qū)動(dòng)燒蝕形成的低密度等離子體,與數(shù)值模擬中采用低密度均勻等離子體存在較大的差異,但基本原理是相同的,而實(shí)驗(yàn)結(jié)果也的確表明了這一點(diǎn).

圖6 兩種情況對(duì)應(yīng)的前向電子能譜模擬結(jié)果Fig.6.Simulation results of the forward electron spectrum corresponding to the two cases.

4 皮秒激光驅(qū)動(dòng)產(chǎn)生伽馬射線

根據(jù)上述低密度等離子體可能獲得更強(qiáng)的相對(duì)論電子這一想法,基于高功率激光物理聯(lián)合實(shí)驗(yàn)室的神光-Ⅱ升級(jí)裝置及皮秒拍瓦裝置,設(shè)計(jì)了長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙層結(jié)構(gòu)靶產(chǎn)生伽馬射線的實(shí)驗(yàn)方案,如圖7(a)所示.靶是雙層結(jié)構(gòu),第一層為厚度2 μm 的C8H8平面薄膜靶,第二層是一塊厚度約2 mm 的Au 厚靶,兩層表面間隔650 μm,如圖8 所示.首先,一束1 ns,600 J 的脈沖較長的三倍頻激光以Φ450 μm 的CPP 焦斑直接輻照C8H8平面薄膜靶,將其完全燒蝕,經(jīng)過一定延時(shí)后,形成密度梯度相對(duì)平緩的低密度等離子體;另一束1 ps,150 J 的基頻短脈沖皮秒激光以Φ30 μm 的焦斑沿21°角注入,焦面位于C8H8平面薄膜靶位置.入射的皮秒激光與大尺度低密度等離子體發(fā)生作用,加速產(chǎn)生相對(duì)論電子;相對(duì)論電子束流經(jīng)過傳輸后進(jìn)入Au 厚靶中,與Au 轉(zhuǎn)換靶作用,通過軔致輻射產(chǎn)生伽馬射線.采用2 套完全相同的伽馬射線堆棧譜儀(γ-1,γ-2)對(duì)產(chǎn)生的伽馬射線進(jìn)行探測(cè),測(cè)量的能段范圍為20 keV-2 MeV.其中γ-1放置在皮秒激光的前進(jìn)方向上,即與靶面法向成21°;而γ-2 放置在靶面的切線方向,用來測(cè)量側(cè)向的伽馬射線發(fā)射.γ-1 和γ-2 前端到靶的距離均為700 mm,基本一致.

圖8 雙靶結(jié)構(gòu)示意圖(a)及實(shí)物照片(b)Fig.8.Schematic diagram of dual target structure(a)and actual photo(b).

作為對(duì)比,還進(jìn)行了另外兩種方案的實(shí)驗(yàn),分別如圖7(b)和圖7(c)所示.圖7(b)方案與圖7(a)的差別僅是去掉了納秒激光,只采用單束皮秒激光驅(qū)動(dòng);而圖7(c)的方案,則采用單束皮秒激光驅(qū)動(dòng)單塊Au 厚靶的方式,與圖7(b)相比,又去掉了第一層厚度2 μm 的C8H8平面薄膜靶,同時(shí)皮秒激光的焦點(diǎn)位置移動(dòng)到單塊Au 厚靶的靶面上.其他條件,如靶參數(shù)、激光參數(shù)、診斷方式等完全一樣.

圖7 三種產(chǎn)生伽馬射線的實(shí)驗(yàn)方案示意圖(a)長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶;(b)單脈沖驅(qū)動(dòng)雙靶;(c)單脈沖驅(qū)動(dòng)單靶Fig.7.Experimental schemes for generating gamma rays:(a)Dual targets driven by ns and ps lasers;(b)dual targets driven by a ps laser;(c)a target driven by a ps laser.

圖9 給出了上述3 種實(shí)驗(yàn)方案下,利用伽馬射線堆棧譜儀測(cè)量得到的單發(fā)次實(shí)驗(yàn)的伽馬射線能譜分布,其中a為長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶產(chǎn)生的輻射能譜強(qiáng)度,b為單脈沖驅(qū)動(dòng)雙靶的輻射能譜強(qiáng)度,c為單脈沖驅(qū)動(dòng)單靶的輻射能譜強(qiáng)度;-1 后綴表示是γ-1 譜儀即激光入射方向的測(cè)量結(jié)果,-2 后綴表示是γ-2 譜儀即靶面切線方向的測(cè)量結(jié)果.皮秒激光的注入時(shí)刻是納秒激光脈沖的下降沿中點(diǎn)時(shí)刻.由圖9 可以明顯地看出,通常情況,在激光方向上γ-1 測(cè)得的伽馬射線強(qiáng)度要明顯高于靶面切線方向γ-2 的結(jié)果,即相對(duì)論電子引起的伽馬射線占主導(dǎo)地位.對(duì)于能量高于0.5 MeV 的區(qū)域,利用方案(a)獲得的伽馬射線輻射強(qiáng)度要明顯高于(b)和(c)兩種方案,而(b)和(c)兩種方案獲得的輻射強(qiáng)度則比較接近.在方案(a)中,納秒激光脈沖預(yù)先燒蝕C8H8薄膜靶,形成大尺度的低密度等離子體狀態(tài).而在方案(b)中,盡管靶前也與一層C8H8薄膜靶,但皮秒激光作用時(shí)間短,難以形成大尺度低密度的等離子體.皮秒激光注入,在大尺度的低密度等離子體中可能通過多種非線性加速機(jī)制將電子加速到相對(duì)論水平,獲得能量更高、流強(qiáng)更大的相對(duì)論電子束,進(jìn)而與Au 固體靶作用,產(chǎn)生更強(qiáng)的伽馬射線輻射.表1 給出了3 種方案幾個(gè)能量點(diǎn)的伽馬射線輻射強(qiáng)度,可以看出,相比于傳統(tǒng)的單路皮秒激光直接驅(qū)動(dòng)Au 厚靶的方案(c),長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙層結(jié)構(gòu)靶的方案(a)在0.5 MeV,1.0 MeV,1.5 MeV 和2.0 MeV 四個(gè)能點(diǎn),伽馬射線的輻射強(qiáng)度分別增大了39%,96%,100%和100%;而采用單皮秒脈沖雙層結(jié)構(gòu)靶的方案(b),則增長有限,僅增大了-3.7%,20%,21%和22%.這一結(jié)果充分表明了長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙層結(jié)構(gòu)靶構(gòu)型在提高相對(duì)論電子數(shù)目和伽馬射線強(qiáng)度方面的顯著效果.

表1 不同能量處3 種方案獲得的伽馬射線強(qiáng)度Table 1. Gamma ray intensity obtained by the three schemes at different energies.

圖9 三種條件對(duì)應(yīng)的單發(fā)次實(shí)驗(yàn)伽馬射線的能譜分布,其中a-1,b-1,c-1 對(duì)應(yīng)γ-1 測(cè)量的數(shù)據(jù),a-2,b-2,c-2 對(duì)應(yīng)γ-2測(cè)量的數(shù)據(jù)Fig.9.Spectrum distribution of gamma rays corresponding to the three conditions.a-1,b-1,and c-1 correspond to the data from γ-1,and a-2,b-2,and c-2 correspond to the data from γ-2.

5 伽馬射線的角分布

從上述實(shí)驗(yàn)可以看出,在激光方向上的伽馬射線強(qiáng)度要明顯高于靶面切線方向.針對(duì)伽馬射線的角分布,針對(duì)上述方案(a)和(c)進(jìn)行了專門的研究,實(shí)驗(yàn)方案如圖10 所示.在已有的2 套伽馬射線堆棧譜儀(γ-1 和γ-2)之外,另外增加了兩套伽馬射線堆棧譜儀(γ-3 和γ-4)分別放置在相應(yīng)的方位角上進(jìn)行伽馬射線的診斷.以靶背法向?yàn)榻嵌攘泓c(diǎn),4 臺(tái)伽馬射線堆棧譜儀的方位角如下:γ-1 對(duì)應(yīng)21°,γ-2 對(duì)應(yīng)90°,γ-3 對(duì)應(yīng)0°,γ-4 對(duì)應(yīng)60°.4 套伽馬射線堆棧譜儀參數(shù)和配置完全相同,前端到靶的距離均約為700 mm,基本一致.

圖10 伽馬射線角分布的測(cè)量方案示意圖Fig.10.Experimental schemes for measuring spatial distribution of gamma-ray.

圖11 為方案(a)和(c)對(duì)應(yīng)的伽馬射線能譜分布.從圖11 可以看出,與方案(c)單束皮秒激光驅(qū)動(dòng)單塊Au 厚靶方式相比,方案(a)對(duì)應(yīng)的長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶方式下,4 個(gè)方位伽馬堆棧譜儀測(cè)量得到的曲線更加分離.特別值得關(guān)注的是,隨著伽馬射線能量的增大,21°即激光前進(jìn)方向的伽馬射線強(qiáng)度逐漸超過了0°靶背法線方向.這些現(xiàn)象表明,與方案(c)相比,方案(a)產(chǎn)生的伽馬射線具有一定的方向性.為此,針對(duì)特定能量的伽馬射線,如2 MeV,繪制了伽馬射線與探測(cè)角度的關(guān)系曲線,如圖12 所示.很明顯,在方案(c)單束皮秒激光驅(qū)動(dòng)單塊Au 厚靶方案時(shí),伽馬射線輻射強(qiáng)區(qū)是靶面法線方向,不同方位角上的輻射強(qiáng)度差異程度較小,接近各向同性.而在方案(a)長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶方式下,在21°的激光方向上,伽馬射線出現(xiàn)了明顯的峰,表明在該方向相對(duì)論電子占據(jù)明顯的優(yōu)勢(shì).正是由于長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶方案中存在的低密度等離子體,增強(qiáng)了相對(duì)論電子,并使其更加集中在激光方向上,才產(chǎn)生了上述相應(yīng)的效果.

圖11 不同方向測(cè)量得到的伽馬射線能譜分布(a)長短脈沖聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶;(b)單脈沖驅(qū)動(dòng)單靶Fig.11.Spatial distributions of gamma-ray energy spectra:(a)Dual targets driven by ns and ps lasers;(b)a target driven by a ps laser.

圖12 方案(a)與方案(c)的伽馬射線能譜空間分布對(duì)比Fig.12.Comparison of spatial distributions of gamma-ray energy spectra between scheme-(a)and scheme-(c).

6 低密度等離子體狀態(tài)的影響

上述實(shí)驗(yàn)基本證實(shí)了低密度等離子體的存在會(huì)改善相對(duì)論電子束的品質(zhì),進(jìn)而提高伽馬射線的輸出.而不同的低密度等離子體的狀態(tài),也可能對(duì)伽馬射線的輸出產(chǎn)生影響.通過改變納秒-皮秒長短脈沖之間的時(shí)間間隔,可以有效改變皮秒激光到達(dá)時(shí)刻的低密度等離子體的狀態(tài),從而獲得相應(yīng)的規(guī)律.

實(shí)驗(yàn)方案依然如圖7(a)所示,改變納秒與皮秒激光的時(shí)間間隔,所得結(jié)果如圖13 所示,4 條曲線分別對(duì)應(yīng)單ps 激光(無納秒激光)、納秒激光提前0 ns,1 ns,1.5 ns 的條件,其中納秒激光提前0 ns 指皮秒激光注入時(shí)刻在納秒激光下降沿中點(diǎn)時(shí)刻,即圖9 中的a-1 對(duì)應(yīng)的條件,而單ps 激光條件則對(duì)應(yīng)圖9 中的b-1 曲線.可以看出,對(duì)于能量高于0.5 MeV 能段范圍的高能伽馬射線,納秒脈沖提前1 ns 時(shí)刻的效果最好,0 ns 時(shí)刻次之,而時(shí)間間隔在1.5 ns 時(shí),高能伽馬輻射強(qiáng)度又明顯下降,甚至低于單脈沖條件.其中主要的原因是隨著納秒激光與皮秒激光之間的時(shí)間間隔改變,納秒激光輻照C8H8薄膜產(chǎn)生的等離子體電子密度和密度標(biāo)長都會(huì)不同,影響著相對(duì)論電子的產(chǎn)生,進(jìn)而導(dǎo)致伽馬射線強(qiáng)度的不同.納秒與皮秒長短脈沖激光之間的時(shí)間間隔越大,即納秒激光越早,那么在皮秒激光到達(dá)時(shí),等離子體膨脹的時(shí)間也越長,對(duì)應(yīng)區(qū)域更大,電子密度更低.

圖13 不同時(shí)間間隔條件下對(duì)應(yīng)的伽馬射線的能譜分布Fig.13.Spectrum distribution of gamma rays under different time interval.

當(dāng)長短脈沖激光時(shí)間間隔為0 ns 時(shí),納秒激光剛剛結(jié)束,等離子體的膨脹還很不充分,等離子體的密度分布陡峭,一部分皮秒激光能量會(huì)在臨界密度面處反射,導(dǎo)致對(duì)皮秒激光的能量吸收并不充分,影響相對(duì)論電子的產(chǎn)生;當(dāng)時(shí)間間隔達(dá)到1 ns 時(shí),等離子體狀態(tài)比較合適,皮秒激光會(huì)在等離子體形成自聚焦的等離子體通道,從而高效沉積能量,打破有質(zhì)動(dòng)力加速的能量極限,獲得能量更高的相對(duì)論電子;而當(dāng)時(shí)間間隔更長,如1.5 ns 以上,等離子體已經(jīng)充分膨脹,電子密度過于稀薄,大部分皮秒激光將會(huì)穿過了低密度等離子體,影響在低密度等離子體中的能量沉積,無法產(chǎn)生更多的相對(duì)論電子.但由于皮秒激光聚焦位置的不同,此時(shí)的條件與單皮秒激光是有區(qū)別的.在單皮秒激光驅(qū)動(dòng)Au 單靶的情況下,皮秒激光的聚焦位置在Au 靶靶面,而在長短脈沖激光聯(lián)合驅(qū)動(dòng)雙靶的情況下,皮秒激光的聚焦位置是在前面的C8H8薄膜靶上,兩者相差650 μm.這就使得穿越低密度等離子體后的皮秒激光輻照在后面的Au 靶上的功率密度大大較低,從而造成了產(chǎn)生的伽馬射線反而比單皮秒激光方案更低的結(jié)果.

7 結(jié)論

超強(qiáng)激光驅(qū)動(dòng)下的伽馬射線源具有裝置小型化、短脈寬、高分辨率等特點(diǎn),在材料瞬時(shí)動(dòng)力學(xué)診斷,核光子學(xué)中誘導(dǎo)放射性材料嬗變以及制備醫(yī)用同位素材料方面有著重要的應(yīng)用前景.而目前制約激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源應(yīng)用的主要瓶頸在于實(shí)驗(yàn)中產(chǎn)生伽馬射線源強(qiáng)度遠(yuǎn)低于傳統(tǒng)的伽馬源,尚不能滿足傳統(tǒng)應(yīng)用的需求.針對(duì)這一需求,本文提出通過改變靶前等離子體狀態(tài),進(jìn)而調(diào)控超短激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源的技術(shù)方案.

通過對(duì)傳統(tǒng)超短超強(qiáng)激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源實(shí)驗(yàn)的認(rèn)識(shí)和分析,目前在激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源研究中,伽馬射線源主要來自于相對(duì)論電子在固體靶中傳輸過程中產(chǎn)生的軔致輻射.提升激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源的一個(gè)有效途徑就是提升相對(duì)論電子的品質(zhì).數(shù)值模擬結(jié)果顯示,超短超強(qiáng)激光與大尺度低密度等離子體作用,與傳統(tǒng)的超短激光直接與固體靶作用方案相比,可望獲得能量更高、發(fā)散度更小的高品質(zhì)相對(duì)論電子束.基于這一結(jié)果,本文設(shè)計(jì)了長短雙脈沖驅(qū)動(dòng)雙層靶的方案.長脈沖激光驅(qū)動(dòng)第1層靶產(chǎn)生大尺度的低密度等離子體,超短脈沖激光與低密度等離子體作用產(chǎn)生高品質(zhì)的相對(duì)論電子束,其與第2 層靶作用產(chǎn)生伽馬射線源.實(shí)驗(yàn)結(jié)果證明,這一方案是合理的.在適當(dāng)?shù)膮?shù)條件下,雙脈沖雙層靶的方案能夠有效的提高伽馬射線的強(qiáng)度和流強(qiáng).

這些結(jié)果表明,盡管在當(dāng)前的超短超強(qiáng)激光器件條件下,所獲得伽馬射線源尚不足以開展應(yīng)用實(shí)驗(yàn),但此方案為提升超短激光驅(qū)動(dòng)伽馬射線源轉(zhuǎn)換效率等方面的研究提供了一條可行的技術(shù)途徑.隨著超短超強(qiáng)激光器件輸出能量的進(jìn)一步增大,在此方案基礎(chǔ)上,通過對(duì)驅(qū)動(dòng)條件、等離子體狀態(tài)等參數(shù)進(jìn)行深入的優(yōu)化,可望逐步獲得滿足相應(yīng)應(yīng)用需求的超強(qiáng)伽馬射線源.

感謝神光-Ⅱ升級(jí)裝置運(yùn)行人員的大力協(xié)助.