超短超强激光与固体靶相互作用中发射质子的截止能量估算
超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha源
超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha源王向贤【摘要】超短超强激光与物质相互作用产生的K-alpha线辐射,有准单能、发射区域小、时间短等优点,具有广泛的应用前景.介绍了超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha源的基本原理及其主要研究内容,讨论了该领域的研究热点.【期刊名称】《巢湖学院学报》【年(卷),期】2011(013)003【总页数】4页(P45-47,110)【关键词】超短超强激光;K-alpha源;基本原理【作者】王向贤【作者单位】巢湖学院物理与电子科学系,安徽巢湖238000【正文语种】中文【中图分类】O434超短超强激光与物质相互作用产生的K-alpha线辐射。
有准单能（几十个keV）、发射区域小（微米量级），时间短（飞秒-皮秒量级）等优点[1,2]。
可广泛应用于惯性约束聚变背光照相，医学成像，光刻，时间分辨X射线衍射等领域。
同时，超短超强激光与物质相互作用中超热电子辐射是强场物理的重要研究内容之一，而K-alpha线的产生和超热电子直接相关，故可以通过研究K-alpha线辐射研究超短超强激光与物质相关作用产生的超热电子。
如图1所示，用超短超强激光脉冲辐照靶物质，如铝（Al）、铜（Cu）、金（Au）等，激光与靶物质的耦合将产生超热电子，超热电子向靶中输运，碰撞电离1S轨道电子，使得1S轨道产生空穴，此时2P轨道电子将向1S轨道跃迁，产生K-alpha光子辐射，产生的K-alpha线辐射包括K-alpha1线和K-alpha2线[3]，分别对应于跃迁22P3/2→12S1/2 和22P1/2→12S1/2。
基于超短超强激光脉冲驱动的K-alpha源的实验布局如图2所示。
主激光经全反射镜反射后，被离轴抛面镜聚焦到铜等靶物质上。
X射线光谱仪（如：光子计数型CCD、晶体谱仪等）用于测量K-alpha线光谱，安装在与入射激光处于同一水平面的靶室法兰上（靶前、靶后位置均可），电子谱仪可同时在线测量实验产生的超热电子能谱。
超热电子渡越辐射与高能质子发射的比较研究
摘要： 在超短超强激光－ 固体靶相互作 用过程中 ， 通过对超热 电子输运产生 的渡越辐射光 斑与高能质 子 发射 的空间分布图案进行 比较 ， 渡越辐射光斑与高能质子发射 的空 间分布图案非常相似 ， 都呈圆盘状． 过 通 对渡越辐射光强 随靶厚度 的关 系曲线 、 超热 电子输运能量沉积随靶厚度的关系曲线 以及文献 中已有 的高能 质子能量随靶厚度 的关 系曲线进 行比较 ， 曲线 的形 状也非常相似 ， ３条 都在 １ 脚靶厚 度处存 在转折点． ０ 分 析表明 ， 超热 电子输运产生的渡越辐射与高能质子发射存 在一定 的内在联系 ， 而这个联 系就是 超热 电子输
收稿 日期 ：０ ７－ ９ ２ ２０ ０ － ８
基金项 目： 国家 自然科学基金 （０ ３ ０ ０ 和四川省青年科技基金 （６ Ｑ ２ －５ ） １５ ５ ３ ） ｏ ｚ Ｏ ６０ ３ 资助项 日 联 系作者简介 ： 王光昶（ ９９ ） 男 ， １６ 一 ， 副教授 ， 主要从事超短超强激光与等离子体相互作用 的研究
维普资讯
２０ ０ ８年 ５月
四川师范大学学报 （ 自然科学 版）
Ｊｕｎ ｆ ｉ ｕｎＮ ｒ ａ Ｕ ｉ ｒ ｔ（ ａ ｒ ｃｅｃ ） ｏｒａ ｏ Ｓｅ ａ ｏｍ ｌ ｎｖ ｓ ｙ Ｎ ｔ ａ Ｓｉ ｅ ｌ ｈ ｅｉ ｕｌ ｎ
ＭＢ ， ０ ８ ｙ２ ０ Ｖｏ． １． ｏ ３ １３ Ｎ ．
的参数范围得 以极大 的拓展 ， 为许多前沿科学提供 了前 所 未 有 的研 究 条 件 和 发 展 机 遇 Ｊ如 电 子 加 ，
速、 质子 加速 、 超短脉 冲中子源 、 超短 脉 冲 ｘ 射线 辐 射、 超热 电子 渡 越 辐 射 ｌ 、 ＿ 阿秒 物理 、 热 物 质 以 ５ 超
超短脉冲激光技术-PPT
2N+1个振荡得模经过锁相以后,总得光场变为频率为ω0得调幅
波。振幅Ａ(t)就是一随时间变化得周期函数
为讨论方便,假定α = 0,则
7个纵模锁定后得输出光强
具有如下性质:
(1)激光器得输出就是间隔为τ=2L/c得规则脉冲序列
(2)每个脉冲得宽度
1 2N 1
1 q
,可见增益线宽愈宽,愈可能得到
驰豫振荡产生得激光脉冲得特点: l脉冲得峰值功率低 l增大抽运能量只会增加小尖峰得个数 l脉宽度约为ms量级
驰豫振荡示意图
调Q原理
驰豫振荡脉冲能量低得原因在于每个脉冲总在阈值附近产生
要产生高能量脉冲,必须控制腔内损耗,即调节腔内得品质因数Q
设法在光泵浦初期将激光器内得振荡阈值调高,从而抑制激光振 荡,使工作物质得上能级粒子数得到积累。随着光泵得继续激励, 上能级粒子数逐渐积累到最大值。此时,突然将器件得阈值调低, 那么,积累在上能级得大量粒子便雪崩式地跃到激光下能级,从而 获得贬值功率极高得激光脉冲输出。
被动锁模原理
在没有发生锁模以前,假设腔内光子得分布基 本上就是均匀得,但还有一些起伏。由于染料 具有可饱与吸收得特性,弱得信号透过率小, 受到得损耗大,而强得信号则透过率大,损耗 小,且其损耗可通过工作物质得放大得到补偿。 所以光脉冲每经过染料与工作物质一次。其 强弱信号得强度相对值就改变一次,在腔内多 次循环后,极大值与极小值之差会越来越大。 脉冲得前沿不断被削陡,而尖峰部分能有效地 通过,则使脉冲变窄。
可饱与吸收体得吸收特性
被动锁模过程
Intensity
Short time (fs)
k= 1 k= 2 k= 3
k= 7
激光等离子体加速机制研究综述
激光等离子体加速机制研究综述1 研究现状随着激光技术的发展，激光强度不断增强，脉宽不断缩短，对激光等离子体相互作用的研究开辟出了许多新的领域。
激光与等离子体相互作用与激光的强度、波长、脉宽，等离子体状态参数（最主要是密度）密切相关。
随着激光强度变大，开始是线性响应，然后随着激光不断增强，非线性效应和相对论效应开始占主导。
当强度超过1018W/cm2电子的相对论效应必须考虑，加剧了理论研究难度但也催生了更多的物理现象产生。
比如非线性波跛、超高能粒子产生、相对论孤子和涡旋。
而根据等离子体的密度不同，激光与等离子体作用可以分为稀薄等离子体（同气体靶作用）和稠密等离子体（同液、固体作用）。
对于1微米的激光，能在等离子体中传播的临界密度是1.1×1021cm-3，介于气体密度与固液密度之间。
激光脉宽的减小使得激光等离子体相互作用出现新的物理现象。
fs级别的脉宽，对稀薄等离子体可以通过直接的LWFA来加速电子。
超短超强激光驱动电子等离子体加速电子，可获得能量高达1GeV、电荷接近1 n c、方向性优良、能散度小的高性能电子束，从而在高能加速器、聚变物理、短脉冲高亮度X光源产生、实现小型化自由电子激光等领域都有重大的应用价值。
研究激光同等离子体如何作用及粒子加速的机制具有非常重要的意义与价值。
图1、激光强度在CPA技术突破后大幅增强首先，激光同等离子体作用的第一步是材料对激光的吸收，除了普通的逆轫致吸收和共振吸收，在高强度相对论激光还有很多吸收机制，比如真空加热，J×B加热，有质动力直接加速离子，鞘场加速等等，下面根据加速粒子不同逐一介绍各种加速机制1979年,Tajima和Dawson提出用强激光脉冲激发等离子体波来加速电子的机制，这就是直接激光尾场加速（LWFA）[1]，原理是超强超短激光脉冲在稀薄等离子体中传播时，纵向的非线性力——有质动力(F p=-q2▽a02/4mw2）将电子推开，共振激发出等离子体波（尾波场）。
H+、H2+-、H3+在固体中的能量损失理论计算
H+、H2+-、H3+在固体中的能量损失理论计算氢分子尾流效应众所周知，快分子离子穿过固体薄膜平均能量损失不同于相同速率组成快分子离子的核子，这就叫尾流效应。
它不仅被记录下来，而且出现这种效应的基本过程有了相对好的理解。
根据阻止的线性理论[14,15]，簇中的主要离子在后续离子周围引起电子密度波动。
这种波动像移动的船在水中产生的尾巴，造成后续离子阻止不同于相同速率孤立的质子。
簇的阻止不同于两个不相关的质子，这种现象被发现是由速率和核的相对位置决定的。
带正电荷的快分子离子在穿过薄碳膜时，会使附近的电子发生径向取向方向一致，而引起一个电子极化尾迹，使路径附近的电子密度增加，结果对后面通过的带电离子产生方向上的阻止或偏离作用。
尾流效应是分子组成部分在介质中产生的尾势的干涉模型相干效应最直接的表现。
在这种情况下，阻止比不等于1。
只要分子组成以相关的方式运动，尾流效应就会起作用。
当分子进入靶物质，驻留时间增加，与多重散射关联的库伦爆炸[16]把分子碎片相互之间推开，减少它们的关联。
因此，对于大穿透深度或低散射速率情形，尾流效应趋于消失，阻止比趋于1。
因此，观察分子和簇束的能损尾流效应需要很薄的膜。
在进行快分子离子与固体相互作用的理论和实验的研究过程中，Vager等人已从发展起来的尾流效应的等离子体模型中被证明是一种很成功的理论模型[17]。
从电磁理论中可知，极化电荷与束流电荷对应的傅里叶分量有:, （23）相应的随时间变化的极化电荷密度为, （24）其中分别对应的参数为:为介电常数，以上(24)式是沿束流方向的线电荷分布函数。
要对(24)式的求解则需要介电常数的形式。
在Vager等人引入的等离子体模型中，可以表述为:, （25）在(25)式中ωP为固体介质的等离子体频率，表述为，n是固体中参与共振运动的平均电子密度，对薄碳膜而言，其取值为4.5。
将（25）式带入（24）式中积分后可得到：， （26）式中a=v/v p,，在这里，空间中的振动的线密度电荷分布，其中波长，通常在几个nm 内，表明这种极化波只在束流粒子之后才存在，在这之前没有。
上海光机所超强超短激光驱动的小型化自由电子激光新概念
在轨相干激光通信试验，实现了在星地链路距离 １０００ｋｍ
以上、低仰角（２０ 度左右），下行通信速率 ５．１２Ｇｂｐｓ 条
件下，并成功进行了图像传输，图片传输清晰；同时也进
行上行 ＰＰＭ 调制直接通信，通信速率 ２０Ｍｂｐｓ。
星地高速相干激光通信实验载荷由上海光机所牵头负
责，上海微小卫星研究中心、上海技术物理所、中科院光
自由电子激光被称为第四代光源，可以提供从远红外 到 Ｘ 射线波段的高亮度相干辐射，在物理、化学、材料科学、 生命科学等领域具有前所未有的革命性应用价值。传统的 自由电子激光基于射频加速器产生高能电子束，再利用周 期性排布的磁铁构成的波荡器对电子束进行扭摆与调制， 最后辐射出高亮度相干辐射。无论是射频电子加速器或由 周期性磁铁构成的电子波荡器都是体积庞大，造价昂贵。 发展小型化、低成本的新一代自由电子激光，包括台式化 的电子加速器和波荡器是科学界一直梦寐以求追逐的重大 目标。
上海光机所高功率激光单元技术研发中心廖梅松研究 员所带领的非线性光纤课题组刘垠垚、吴达坤等人在高非 线性光子晶体光纤的研制方面取得了重要进展。
高非线性光子晶体光纤由于具有普通阶跃型光纤所不 具备的特殊色散和高非线性，是产生超连续谱激光的核心 器件。超连续谱是一种具有超宽的光谱和高度方向性的高 亮度宽带光源，在生物医学、超快光谱学、光纤通信、高 分辨成像、传感技术等方面有着重要应用。
上海光机所星地高速相干激光通信实验成功完成在轨测试
低仰角过境时的通信速率 １２Ｇｂｐｓ 速率下图像传输效果
２０１６ 年 ８ 月 １６ 日，由上海光机所牵头研制的星地高
速相干激光通信实验载荷搭载量子卫星成功发射。２０１６ 年
１２ 月 ２８ 日至 ２０１７ 年 １ 月 １５ 日，高速相干激光通信载荷
【国家自然科学基金】_固体靶_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140801
推荐指数 6 6 5 4 3 2 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2009年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9
科研热词 超热电子 超强脉冲激光 能谱 相干渡越辐射 渡越辐射 固体靶 共振吸收 光学渡越辐射 fs激光
推荐指数 1 1 1 1 1 1 1 1 1
2012年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28
科研热词 固体靶 高密度等离子体 飞秒激光 超短超强激光 超热电子 薄膜靶 能量分布 细致结构能谱 粒子模拟 等离子体辐射 空间分布 离子谱学 相对论强激光 相互作用 激光场放大 激光反射强度 激光-铜靶 激光 渡越辐射 正电子 椭圆弯晶 时间特性 时间分辨光谱 太赫兹辐射 光辐射 俘获波 γ 射线 geant4程序
2008年 序号 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33
科研热词 飞秒激光 超热电子 静电场 能量沉积 输运 超短超强激光 渡越辐射 高能质子发射 靶背法向鞘层加速 阿秒脉冲 输运特性 超热电子束 超快光学 质子加速 表面准静态电磁场 能谱 红移 粒子模拟 等离子体标长 等离子体 稳相加速 移动窗口 相干辐射 相干渡越辐射 激光等离子体 激光烧蚀 注量 时间分辨阴影图 截止能量,有质动力势 并行计算 圆偏振 单能 不稳定性
2010年 序号 1 2 3 4
科研热词 飞秒激光 超热电子束 渡越辐射 传输特性
超强激光场物理学_孟绍贤
1 强光场的基本理论
我们知道光是电磁场的一种形式 , 在自由空间中 , 电磁场的运动规律满足齐次麦克斯
维方程组(ρ=0 , J =0 情况)
XE
=-
H0 (A/ m) 7 .3·10 3 2 .3·10 4 7 .3·10 4 2 .3·10 5 7 .3·10 5 2 .3·10 6 7 .3·10 6 2 .3·10 7 7 .3·10 7 2 .3·10 8 7 .3·10 8 2 .3·10 9 7 .3·10 9 2 .3·1010 7 .3·1010 2 .3·1011 7 .3·1011 2 .3·1012
W (J/ m3) 6 .7·10 6 .7·102 6 .7·103 6 .7·104 6 .7·105 6 .7·106 6 .7·107 6 .7·108 6 .7·109 6 .7·10 10 6 .7·10 11 6 .7·10 12 6 .7·10 13 6 .7·10 14 6 .7·10 15 6 .7·10 16 6 .7·10 17 6 .7·10 18
=
1 2
mv2
=
1 2
me(v
2 x
+v
2 y
)
将(16)式代入(17)式 :
εos
=
1 2
m
1 2
eE0 me ω0
2
+
1 2
eE 0 α 2 me ω0
=
1 4
em2eEω2020(1 +α2)
下面讨论电磁场与氢原子和类氢原子的相互作用问题 。
强激光与固体靶相互作用所致硬X射线剂量和能谱的实验测量
强激光与固体靶相互作用所致硬X射线剂量和能谱的实验测量杨博;闫永宏;周维民;马弛;邱睿;李君利;于明海;路伟;矫金龙;张辉;武祯;李春艳【期刊名称】《原子能科学技术》【年(卷),期】2017(051)004【摘要】为了研究强激光与固体靶相互作用产生的电离辐射危害,本文在星光Ⅲ 300 TW强激光装置上开展了一系列激光打靶实验.实验使用的激光功率密度为5×1018～4×1019 W/cm2,激光脉冲能量为60～153 J,靶为直径1 mm、厚度1 mm的Ta圆柱,本文分别对X射线剂量、X射线能谱和超热电子能谱进行了测量.实验结果表明,测量到的单发最大X射线剂量约为16.8 mSv,靠近激光传播方向(0°),距靶50 cm处;激光0°方向的X射线剂量随激光功率密度的增加而显著增加,激光90°方向的X射线剂量随激光功率密度的变化相对较小;测量到的X射线能谱可大致用含有两个X射线温度的指数分布函数描述,其中0°方向测量到的X射线温度为0.4～1.15 MeV,90°方向测量到的X射线温度为0.25～0.54 MeV;实测超热电子温度与Wilks定标率符合较好.【总页数】8页(P732-739)【作者】杨博;闫永宏;周维民;马弛;邱睿;李君利;于明海;路伟;矫金龙;张辉;武祯;李春艳【作者单位】清华大学工程物理系粒子技术与辐射成像教育部重点实验室,高能辐射成像重点学科实验室,北京 100084;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳 621900;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳 621900;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳 621900;清华大学工程物理系粒子技术与辐射成像教育部重点实验室,高能辐射成像重点学科实验室,北京 100084;清华大学工程物理系粒子技术与辐射成像教育部重点实验室,高能辐射成像重点学科实验室,北京 100084;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳 621900;清华大学工程物理系粒子技术与辐射成像教育部重点实验室,高能辐射成像重点学科实验室,北京 100084;军事医学科学院疾病预防控制所,北京 100071;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳 621900;清华大学工程物理系粒子技术与辐射成像教育部重点实验室,高能辐射成像重点学科实验室,北京 100084;同方威视技术股份有限公司,北京 100084;同方威视技术股份有限公司,北京 100084【正文语种】中文【中图分类】TL81【相关文献】1.强激光与固体靶相互作用所致硬X射线剂量的蒙特卡罗模拟 [J], 杨博;邱睿;李君利;张辉2.超短脉冲激光与固体靶相互作用的硬X射线能谱 [J], 严琪琪;王乃彦;单玉生;李业军;汤秀章3.强激光打固体靶所致硬X射线屏蔽模拟研究 [J], 杨博;邱睿;路伟;武祯;李春艳;张辉;李君利4.超短超强激光与固体靶相互作用所致X射线剂量实验研究 [J], 邱睿; 周维民; 张辉; 李君利; 魏朔阳; 杨博; 于明海; 矫金龙; 路伟; 马驰; 闫永宏; 吴玉迟5.强激光与固体靶相互作用所致硬X射线的辐射安全初步研究 [J], 邱睿;李君利;杨博因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
短脉冲强激光打靶产生的质子角分布实验研究
产生并加 速 ， 在激 光强 大的有 质动力势 和靶前 表面强 烈的分离 电场 合力作用 下 ， 表面 的氢被离 化加速形 成质 前
子 束 。加 速后的 质子在 穿越靶时 会受 到超 热 电 子流 产 生 的 巨大 磁场 的偏 转 ， 而 在靶 背 出射 时 呈 环状分 从 布。而 ２ ０ 年利弗 莫尔 国家实验 室 （ Ｌ ） Ｓ Ｃ Ｇｉ ｍｅ ０１ Ｌ ＮＬ 的 ． ． ｔ ｒ等人通 过 数值 模 拟 和实验 数 据分 析提 出 了薄膜 ｏ 靶后表面壳 层 电场 加速机制 （ ＮＳ 。这种机 制认为超 短脉 冲激光在 靶前表 面相 互作 用产 生大 量 的超 热 电 Ｔ Ａ） 子， 超热 电子穿透薄 靶后在 靶背形成 强烈 的分离 电场 ， 电场使 靶背 吸附的含 Ｈ 杂质离化 产 生质 子 ， 子 由于 该 质
脉 冲较 弱 时 ， 背 壳 电场 加 速机 制 占主 导 地 位 ； 靶 当激 光 预 脉 冲较 强 时 ， 靶前 加 速 机 制 占主 导 地位 。此 外 ， 对 导 还
致质 子环 形 分 布 的 磁场 大 小 进 行 了估 算 。
关键 词 ： 质 子 ； 质 子 加 速 ； 角 分 布 ； 超 短 脉 冲激 光 ； 预 脉 冲
中图 分 类 号 ： ０５ ２ ２ ３．５
一
文 献 标 志 码 ： Ａ
随着激 光技 术 的发展 ， 短脉 冲激 光 功率 密 度 已超过 １ 超 ０。Ｗ／ｍ。 这 样 高功 率 的激光 与 固体 靶相 互作 用 ｃ ，
能产 生几 十到几百 Ｍｅ Ｖ高 能离 子束 。这 些 高能 离 子 ， 包括 质 子 和各 种 重 离 子 ， 仅 是 Ｉ Ｆ中重 要 的诊 断工 不 Ｃ 具， 而且具有 非常广 阔的应用前 景 。例 如 ， 激光惯性 约束 核 聚变研 究 中 ， 能质 子束 可作 为 “ 在 高 快点 火 ” 方式 的 点火束 。近 十几年来 ， 国内外 开展 了大 量激光 加速 质子 的实验 和理 论研 究 ］ 。但是 ， 目前 的实 验和 理论 研 究仍不 能完全 确定质 子的来 源和加速 机制 。２ ０ ０ ０年 Ｅ Ｌ Ｃ ａｋ等人通 过 实验 和 模拟 认为 质 子在 靶 的前表 面 ． ． ｌｒ
短脉冲强激光驱动磁重联过程的靶后电势分布特征
短脉冲强激光驱动磁重联过程的靶后电势分布特征*于家成 仲佳勇† 安维明 平永利(北京师范大学天文系, 北京 100875)(2020 年8 月15日收到; 2020 年11 月4日收到修改稿)超短超强激光因其极端的物理参数范围以及可用于研究相对论等离子体等特征, 成为当前激光驱动磁重联物理的研究热点. 通常采用两路激光与平面靶相互作用实现激光驱动磁重联, 然而在实验诊断中, 由于激光等离子体自身的复杂性导致很难辨别磁重联的物理特征. 本文对两路短脉冲激光驱动平面靶磁重联进行了数值模拟, 重点分析了靶后电势分布特征和磁重联之间的关系. 模拟结果显示, 靶后电势分布可以直接影响被加速离子在探测面上的空间分布, 因此可用来直接诊断短脉冲激光驱动磁重联实验.关键词：电势分布, 数值模拟, 磁重联, 短脉冲激光PACS：52.35.Vd, 52.38.–r, 52.65.–y, 52.65.Rr DOI: 10.7498/aps.70.202013391 引 言磁重联是等离子体物理中一个基本而又重要的物理过程, 它能够将等离子体存储的磁能转换为等离子体的热能或动能. 高速准直的喷流、等离子体的快速加热以及加速产生的高能粒子是磁重联过程的主要特征, 并广泛存在于天体和实验室等离子体中, 如太阳耀斑和日冕物质抛射[1], 蟹状星云中的伽马射线耀斑[2], 磁星的巨型耀斑[3], 活动星系核中的相对论性喷流等, 以及激光驱动的等离子体准直喷流[4], 磁重联中的非热粒子加速[5]等.实验室中可以通过构造磁场拓扑结构来研究磁重联演化过程[6,7], 进而理解天体等离子体现象.天体等离子体和实验室等离子体在物理上有许多相似之处, 但两者在尺度上存在巨大的差异, 通常利用标度变换[8]来建立两者之间的联系. 近年来,利用激光与固体靶相互作用来驱动磁重联的方式,极大地扩展了磁重联研究的物理参数范围. 在不同激光脉宽驱动产生的磁重联实验中, 为了研究磁重联通常需要使用不同的诊断技术. Nilson等[6]和Willingale等[7]利用Vulcan装置的纳秒长脉冲激光进行了磁重联实验, 前者通过光学探针和汤姆孙散射两种诊断分别获得了喷流的速度和重联区的电子温度, 实现了两束激光驱动磁重联的实验, 后者通过质子成像结果研究了磁重联过程. Zhong 等[9]利用神光Ⅱ高功率纳秒长脉冲激光装置再现了Masuda等[10]在太阳耀斑中观测到的环顶X射线源.超短超强激光与物质相互作用能够驱动产生超强磁场, 可以构建出与极端相对论性天体相似的物理环境. Wagner等[11]在实验室用超短脉冲激光实现了百兆高斯量级的强磁场, 为在实验室研究极端天体物理问题提供了更大的可能性. Raymond 等[12]在OMEGA EP激光装置上进行了皮秒短脉冲激光驱动相对论性磁重联的实验, 分别通过铜* 国家自然科学基金委员会-中国工程物理研究院NSAF联合基金(批准号: U1930108)、科学挑战计划(批准号: TZ2016005)、中国科学院战略重点研究计划(批准号: XDA25030700)和国家自然科学基金(批准号: 12075030)资助的课题.† 通信作者. E-mail: jyzhong@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society K a源成像和电子谱仪得到了相对论性电子的能量分布及能谱变化, 这些诊断结果初步验证了实验过程中磁重联的发生. 然而对于实验中产生的非热电子来源, 是激光自身产生的相对论性电子还是重联加速的电子, 还需要进一步区分. 目前利用飞秒超短脉冲激光和等离子体靶相互作用驱动磁重联的实验很少, 主要还是以数值模拟研究为主. Ping等[13]通过数值模拟研究了飞秒激光驱动产生的磁重联,发现强激光驱动产生的磁重联的重联率远高于经典理论给出的重联率. Gu等[14]通过模拟发现飞秒激光驱动的磁重联能够高效地将磁能转化为电子的动能. Guo等[15,16]分析了相对论性磁重联中的粒子加速问题, 提出了磁重联产生硬幂律能谱的前提条件, 认为大尺度上的相对论性磁重联中的主要加速机制是费米加速. 相对论性磁重联中的粒子加速机制仍有很多未解决的问题, 比如电流片的撕裂不稳定性、外加引导磁场、作用区域的尺度等也都是相对论性磁重联中的研究热点[17]. 目前利用短脉冲激光驱动的磁重联实验较少, 为研究极端相对论磁重联, 除了进行更多的短脉冲激光驱动磁重联的实验外, 还需要提高实验诊断技术, 发展实验诊断方案来获得更加详细的实验数据.本文使用相对论性的Particle-in-Cell (PIC)计算程序EPOCH[18], 模拟了短脉冲激光和固体平面靶相互作用的过程, 其中分别使用了单束激光和两束激光进行了对比, 重点分析靶后电势的分布特征. 结合模拟结果和相关的实验数据, 提出通过电势分布来判断磁重联的发生. 本文第1部分详细说明了数值模型中使用的参数设置; 第2部分深入分析了靶后电势和磁重联之间的联系, 并给出了我们的结论和推论; 第3部分给出了本文的结论.2 数值模型本文使用EPOCH程序[18]分别模拟了单束激光和两束激光作用在固体平面靶上的过程. PIC方法是一种能够自洽地模拟大量粒子在外场及自场中运动的数值计算方法. 本文的模拟结果都是基于二维的PIC数值模拟所得到的, 下面将详细介绍模拟中的初始参数设置.模拟区域中激光和固体平面靶的设置如图1所示, 在模拟的初始时刻t = 0, 激光从模拟区域最左侧垂直入射到固体平面靶上. 模拟设置的盒子大小为L x = 27 µm和L y = 80 µm, 使用的初始粒l s=c/w pi= c/√n i e2/ε0m i≈n c=ω2m0ε0/e2ω=2πc/λ子总数为9.6 × 107个. 模拟区域的空间分辨率为0.02 µm, 固体平面靶的趋肤深度2.6 µm, 所以该分辨率用于研究离子效应是足够的. 入射激光强度的峰值为6 × 1019 W/cm2, 脉宽为350 fs, 激光波长为1 µm. 固体平面靶表面入射点的激光焦斑直径为6 µm, 其中两束激光的中心间距为12 µm. 模拟使用的固体平面靶的尺寸为l x = 15 µm和l y = 80 µm, 固体平面靶由中性铜原子构成, 初始温度为0 K, 初始密度为50n c (其中临界密度, 激光频率, l为激光波长). 模拟过程中, 为铜原子设置了3个电离能级(7.73, 20.29, 36.84 eV), 吸收了额定的能量之后, 铜靶中的铜原子将发生离化产生电子和离子, 因此电子数会随着激光和固体平面靶的相互作用而不断增加. 模拟过程中, 对粒子使用了开放边界条件, 对电磁场使用了吸收边界条件. 模拟每次完成10 fs的运算后, 会对该时间段内每个步长产生的数据取算术平均(即取时间平均), 这个对时间取平均后的结果就是我们最后得到的模拟数据.3 模拟结果和讨论激光作用到固体平面靶上会电离出大量电子,同时电子会在激光与靶相互作用过程中被加速, 所产生的高能电子会进入靶的内部以及其他真空区域[19]. 随着靶后电子的增加, 这些电子会在德拜长度范围内形成电荷分离场, 该电场可以电离靶面原子并加速电离出的质子或离子, 这种加速方式称为鞘层加速[20]. 被加速的质子会向靶后运动, 实验上可以通过靶后的辐射变色膜片(RCF)成像记录这些质子的空间分布[21], 下面将分析靶后电势分布铜靶激光(a)铜靶激光(b)图 1 模拟区域内的激光和固体平面靶(黑色线框为模拟区域) (a) 单束激光; (b) 两束激光Fig. 1. Lasers and solid planar target in the simulation box (black wireframe serves as the simulation box): (a) Single laser; (b) two lasers.的特征及其与磁重联之间的联系.首先, 通过分析靶前与靶后的重联电场变化曲线来研究磁重联的发生情况, 根据模拟结果得到了如图2所示的两束激光中的重联电场及单束激光中的鞘层电场分布. 单束激光中的鞘层电场是对初始数据乘以2得到的, 靶前鞘场数据是从矩形[(3 µm, –5 µm), (6 µm, –7 µm)]中取得的, 靶后鞘场数据是从矩形[(21 µm, –5 µm), (24 µm, –7 µm)]中取得的. 两束激光中的重联电场的数据取样区域分别为: 靶前[(3 µm, 1 µm), (6 µm, –1 µm)]; 靶后[(21 µm, 1 µm), (24 µm, –1 µm)]. 为了保证在对比两个模拟中的电场强度时具有相同的激光输入能量, 所以加倍了单束激光中的鞘层电场. 从图2可以发现, 两束激光中的重联电场强度存在上升和下降的过程, 这初步说明了磁重联的发生. 如果对比两者的电场曲线可以发现, 两倍单束激光中的鞘层电场比两束激光中的重联电场要强, 说明磁重联过程对靶后鞘层电场产生了明显的减弱作用.通过对电场进行空间上的积分, 可以研究靶后电势的空间分布特征, 进而研究靶后离子的空间分布.λD =[kT e /(4πne 2)]1/2λD ≈∆φ=∫x 2x 1E x d l x 1=x 2=靶后电势分布可以反映空间中电磁场对离子的加速情况, 下面根据电场强度E x 得到了靶后电势的分布曲线. 考虑到等离子体的德拜屏蔽效应, 利用公式计算出德拜长度 1 µm (其中温度kT e 和数密度n 分别取6 MeV 和7 × 1020 cm –3), 所以电势积分范围选在了靶后1 µm 内的区域. 模拟区域的网格长度为0.02 µm, 然后利用电势公式 (其中21 µm, 22 µm)对靶后1 µm 内的区域进λD ≈t 0≈90fs 行积分. 考虑到靶后离子加速是一个持续的过程,需要对整个过程的电势取时间平均值, 这里取6 MeV 离子经过长度 1 µm 所需要的时间. 通过计算可以得到时间范围 . 分别对两个模拟中的靶后电场达到最大值之后的90 fs 内的电势取平均, 图3(a)是对时间取平均之后电势的计算结果, 计算积分使用的数据取在了420—510 fs 之间. 蓝线的电势曲线双峰对应了靶后离子堆积的两个区域, 该电势分布曲线和Sentoku 等[21]在相似模拟参数下得到的电势分布曲线是一致的, 并且电势的分布特征和Sentoku 单路激光实验的质子成像结果符合得很好, 即双峰电势分布和RCF 成像中的环状结构. 观察图3(a)中的橙线, 能够看到曲线中的两个峰值中间还存在着一个峰值, 这种三峰值的分布特征在靶后则对应了3个离子堆积区域. 两个激光焦斑位置处产生的等离子体会由于膨胀碰撞而在中轴处形成粒子聚集区域, 但由于等离子体整体电荷呈中性, 对靶后电势影响较小, 所以我们认为等离子体间的碰撞对靶后电势分布的影响可以忽略. 图3(b)给出了靶前磁重联的示意图,受磁重联影响的靶前电子穿过固体平面靶进入靶后区域, 和靶后由于磁重联产生的电子共同产生鞘层电场加速中轴处的离子. 这可以解释两束激光中靶后电势曲线中轴处出现的第3个峰值, 因此我们认为可以通过靶后电势分布特征来判断磁重联的发生. 在单束激光和平面靶相互作用的实验中, 靶后质子成像呈现一个环状结构, 对应了靶后电势分布的两个峰值; 而在两束激光和平面靶相互作用的实验中, 我们认为磁重联发生之后靶后质子成像图像会出现两个并列的环, 对应的则是靶后电势曲线50150250350450/fs-1.5-1.0-0.5/(1012 V S m -1)重联电场 (两束)两倍鞘场 (单束)(a)/(1012 V S m -1)重联电场 (两束)两倍鞘场 (单束)50150250350450/fs0.51.01.52.02.5(b)图 2 (a) 靶前和(b) 靶后的鞘层电场E x 随时间的变化Fig. 2. Sheath electric field E x curves over time at (a) the front target and (b) the rear target.上的3个峰值. 由于磁重联的时间是有限的, 所以在不同的时间对靶后离子分布进行统计, 得到的离子分布也会存在显著差异.为了更加直观地验证上面的结论, 对模拟中的靶后特定能量的离子进行了统计. 对所有时间上靶后3 µm 处固定能量离子的空间分布进行叠加, 叠加后得到的统计结果如图4所示. 由于离子运动到靶后一定距离(10 µm 或者更远)耗时比模拟设定的时间要长的多, 所以这里统计的是1800 fs 内离子的累积分布情况. 受限于当前的计算能力, 模拟过程无法使用太多的虚拟粒子进行计算, 所以最后模拟中统计到的数据有很强的离散性. 通过对有限的模拟数据进行拟合得到了黄色曲线的分布, 采用光滑样条(smoothing spline)拟合的相关系数约为0.65. 拟合结果的分布特征反映出, 磁重联影响下的靶后电势分布对靶后离子分布存在显著影响.图4(a)是单束激光情况下的统计结果, 4.5 MeV 离子主要分布在中心两侧区域, 符合前面电势分布的双峰结构特征, 值得一提的是能量更高的离子则不存在类似的空间分布特征. 图4(b)是两束激光情况下的统计结果, 6 MeV 离子主要分布在中心及其两侧的区域, 这个统计结果也符合前面的结论和猜测, 同样对于能量更低的离子也不存在相似的空间分布特征. 这个统计结果更加直观地验证了前面分析的结论和想法.电场强度是连接靶后电势和磁重联过程的重要物理量, 因此分析电场强度对理解磁重联和电势分布是至关重要的. 磁重联过程中产生的电子进入靶后, 其产生的电场对靶后鞘层电场会产生明显影响, 进而影响靶后电势分布. 图5分别给出了两个模拟中的靶后电场强度E x 和E y 的分布, 统计选取的时间点分别为420和500 fs. 从图5(a)可以看-40-202040/mm0.20.40.60.8D /M V(a)(b)磁场电子流动方向激光重联区域图 3 (a) 单束激光(蓝色)和两束激光(橙色)对时间取平均后得到的靶后电势分布; (b) 磁重联过程的示意图Fig. 3. (a) Electric potential distribution averaged over certain time at the target back obtained from the data of single laser (blue line) and two lasers (orange line) respectively; (b) the illustration of magnetic reconnection process.201004020-20/m m/mm/m m/m m无量纲离子数1020069138207277346(a)201004020-20-405无量纲离子数10(b)图 4 靶后离子分布的统计结果(灰色针状图)和拟合结果(黄色曲线), 其中X-Y 平面的图像是粒子密度(单位经过了临界密度归一化处理); 红色箭头表示激光入射位置 (a) 单束激光模拟中的靶后4.5 MeV 离子的分布; (b) 两束激光模拟中的靶后6 MeV 离子的分布Fig. 4. Ion distribution at target back from the statistical results (gray needle figure) and the fitting result (yellow curve):(a) 4.5 MeV ion distribution behind the target from simulation of single laser; (b) 6 MeV ion distribution behind the target from simulation of two lasers. Particle number density figure plots on X-Y plane. Laser incident point is marked by red arrows.出370 fs 时, 单束激光叠加后的靶后鞘场比两束激光靶后鞘场要大得多, 在激光作用结束之前前者一直都比后者要大得多. 450 fs 之后, 从图5(b)也可以发现, 两束激光中轴附近的靶后鞘场要比单束激光叠加后的靶后鞘场要强, 这也解释了前面靶后电势曲线的三峰值结构. 图5(c)和图5(d)反映的是靶后电场强度E y 的分布情况, t = 370 fs 时单束激光和两束激光的靶后电场曲线分别和y = 0有一个和两个交点, 对应了各自的激光焦斑的位置; t =500 fs 时可以看到, 单束激光和两束激光靶后电场E y 曲线上分别出现了两个和三个利于离子传播的位置, 这也对应了前面靶后电势分布特征. 这也说明了靶后电势的三峰值结构主要是在后期形成的(即激光结束后的时间), 同样单束激光中靶后电势分布的双峰结构也是形成于后期. 上面的分析说明了, 不同的阶段的靶后电场分布是不同的, 单束激光的靶后电场比两束激光的靶后电场下降得快. 不同位置处的粒子被加速的情况也是不同的, 两束激光靶后的中轴处一直存在着一个稳定的加速鞘场.β=nKTB 2/2µ0σ=B 2µ0n e m e c 2为了进一步说明模拟中的磁重联过程, 分析了磁重联过程中磁场B z 和电子能谱的变化过程. 磁重联过程中的磁场拓扑结构演化过程已在图6中给出, 从磁场B z 变化过程中可以看出磁重联发生的一些物理特征. 370—410 fs 之间, 靶前中轴位置处存在方向相反的磁场拓扑结构, 这也正是磁重联发生的初始结构特征. 随着时间演化到460 fs 时,重联位置区域的磁场出现了湮灭的现象, 这对应了磁重联过程的末尾阶段. 事实上, 激光作用阶段靶后磁场B z 也存在同样的演化过程. 这里需要说明的是, 图6前面三张磁场B z 图像中的条纹是激光反射波导致的结果, 但这不影响最后的结论. 为了了解重联区的物理性质, 计算了重联区域的b 参数和磁化参数. 磁重联发生区域的热压与磁压的比值, 算出的数值在2.5左右, 所以该区域主要是高b 的等离子体. 磁化参数计算出的数值在0.1左右, 所以该模拟中的磁重联不属于完全的相对论性磁重联.-40-20 /m m0204000.51.01.52.0 /(1012 V S m -1)一倍鞘场 (两束)两倍鞘场 (单束)(a) /(1011 V S m -1)/m m/(1012 V S m -1)/m m/(1010 V S m -1)/m m图 5 靶后1 µm 沿Y 轴的电场强度E x 和E y , 时间分别为(a) 370, (b) 460, (c) 370和(d) 500 fsFig. 5. Electric field E x and E y over Y -axis at 1 µm behind the target for (a) 370, (b) 460, (c) 370, and (d) 500 fs.-800-400040080040200-20-40(a)(b)(c) /T621621621(d)(e)(f)/m m/m m/m m621621621/m m/m m/m m/m m图 6 磁场B z 在(a) t = 370, (b) t = 380, (c) t = 390, (d) t = 400, (e) t = 410和(f) t = 460 fs 的图像Fig. 6. Figure of magnetic field B z at (a) t = 370, (b) t = 380, (c) t = 390, (d) t = 400, (e) t = 410 and (f) t = 460 fs.两束两倍单束(a)10141013101210-310-210-1/MeVd /d10010-210-110010-310-210-110010-210-110010-310-210-110010-210-1100101410131012d /d/MeV两束两倍单束(b)101410131012/MeVd /d两束两倍单束(c)101410131012d /d/MeV两束两倍单束(d)101410131012/MeVd /d两束两倍单束(e)101410131012d /d/MeV两束两倍单束(f)图 7 靶后电子和离子的能谱, 统计选取的粒子及时间分别为(a) 电子300 fs 、(b) 离子300 fs 、(c) 电子400 fs 、(d) 离子400 fs 、(e) 电子500 fs 和(f) 离子500 fsFig. 7. Electric and ionic energy spectra at (a) 300 fs (electron), (b) 300 fs (ion), (c) 400 fs (electron), (d) 400 fs (ion), (e) 500 fs (electron) and (f) 500 fs (ion).下面结合电子和离子的能谱图, 可以对前面的分析结论进行验证. 图7给出了不同时刻靶后离子和电子的能谱曲线, 能谱和前面图2中靶后鞘场取的是同一个位置区域内的数据, 即两束激光靶后重联区域和单束激光靶后对应于重联区域的范围. 为了能够对比两个算例中的能谱, 作图时单束激光的能谱粒子数在初始统计到的数据上增加了一倍. 观察电子能谱随时间的变化可以发现, 对于高能端(> 0.1 MeV)的电子能谱曲线, 单束激光的靶后电子能谱都要略低于两束激光的, 到后期则明显低于两束激光的电子能谱. 在前面的分析中, 两倍的单束激光靶后鞘场最大值比两束激光靶后重联电场最大值要大. 结合两个模拟中的靶后电子能谱曲线的对比, 认为单束激光的靶后鞘场对电子加速有一定的抑制作用. 图7中靶后的离子能谱则出现了和电子能谱相反的现象, 单束激光的离子能谱比两束激光靶后离子能谱整体都要略高一点, 说明靶后鞘场对离子加速起到了加强的效果. 这也说明靶后鞘场对离子的加速贡献更大, 而重联电场则对离子的加速起到了减弱的作用. 由此可见重联电场会减弱靶后的鞘场, 进而影响离子在靶后的空间分布, 这也就直接导致了单束激光和两束激光在靶后电势分布上不同的结构特点. 上述对于靶后能谱的分析解释了图2中两倍单束激光的靶后鞘场比两束激光的靶后鞘场要大, 磁重联一定程度上减弱了靶后鞘场.上面分析了靶后电势分布和磁重联间的联系,认为通过靶后的电势分布可以判断磁重联的发生.模拟结果表明单束激光靶后电势呈现双峰结构和实验结果是一致的, 两束激光的情况下靶后电势呈现三峰结构. 分析发现这是受靶前的磁重联影响形成的, 因此认为通过靶后的电势分布可以判断磁重联的发生. 这个结论可以通过超短超强激光驱动磁重联的实验来验证, 记录实验中靶后RCF的成像结果, 成像结果理论上会存在两个并列的环状结构. 值得注意的是, 影响电势分布的因素较多, 而且电势对很多参数细微的变化都非常敏感, 例如靶的几何尺度、靶的材料、激光脉宽、焦斑间距等, 这些则需要更多的实验进行研究.4 结 论本文对短脉冲激光和固体平面靶的相互作用进行了二维的PIC数值模拟, 分别模拟了单束激光和两束激光作用在固体平面靶上的物理过程. 通过分析靶后电势分布的特征和磁重联之间的联系,发现单束激光和双束激光两种情况下靶后的电势分布结构存在显著区别. 单束激光下的靶后电势分布为双峰结构, 这和实验上的结论是一致的. 两束激光下的靶后电势分布呈三峰值结构, 模拟结果证实了这一结论, 但仍需通过实验进一步验证.感谢北京师范大学超算中心以及国家超级计算广州中心(天河Ⅱ)对本研究工作的支持.参考文献M ei Z, Shen C, Wu N, Lin J, Murphy N A, Roussev I I 2012 Mon. Not. R. Astron. Soc. 425 2824[1]U zdensky D A, Cerutti B, Bgelman M C 2011 Astrophys. J.Lett. 737 L40[2]M eng Y, Lin J, Zhang L, Reeves K K, Zhang Q S, Yuan F 2014 Astrophys. J. 785 62[3]G regory C D, Howe J, Loupias B, Myers S, Notley M M,Sakawa Y, Oya A, Kodama R, Koenig M, Woolsey N C 2008 Astrophys. J. 676 420[4]W erner G R, Uzdensky D A, Begelman M C, Cerutti B, Nalewajko K 2018 Mon. Not. R. Astron. Soc. 473 4840[5]N ilson P M, Willingale L, Kaluza M C, et al. 2006 Phys. Rev.Lett. 97 255001[6]W illingale L, Nilson P M, Kaluza M C, et al. 2010 Phys.Plasmas 17 043104[7]R yutov D D, Drake R P, Remington B A 2000 Astrophys. J.Suppl. Ser. 127 465[8]Z hong J Y, Li Y T, Wang X G, et al. 2010 Nat. Phys. 6 984 [9]M asuda S, Kosugi T, Hara H, Tsuneta S, Ogawara Y 1994 Nature 371 495[10]W agner U, Tatarakis M, Gopal A, et al. 2004 Phys. Rev. E70 026401[11]R aymond A E, Dong C F, McKelvey A, et al. 2018 Phys.Rev. E 98 043207[12]P ing Y L, Zhong J Y, Sheng Z M, Wang X G, Liu B, Li Y T, Yan X Q, He X T, Zhang J, Zhao G 2014 Phys. Rev. E 89 031101[13]G u Y J, Klimo O, Kumar D, Bulanov S V, Esirkepov T Z,Weber S, Korn G 2015 Phys. Plasmas 22 103113[14]G uo F, Li H, Daughton W, Liu Y H, 2014 Phys. Rev. Lett.113 155005[15]G uo F, Li X, Daughton W, Kilian P, Li H, Liu Y H, Yan WC, Ma D 2019 Astrophys. J. Lett. 879 L23[16]K agan D, Sironi L, Cerutti B, Giannios D 2015 Space Sci.Rev. 191 545[17]A rber T D, Bennett K, Brady C S, et al. 2015 Plasma Phys.Contr. F. 57 113001[18]C hen M, Shenga Z M, Zheng J, Ma Y Y, Bari M A, Li Y T,Zhang J 2006 Opt. Express 14 3093[19]W ilks S C, Langdon A B, Cowan T E, et al. 2001 Phys.Plasmas 8 542[20]S entoku Y, d’Humières E, Romagnani L, Audebert P, Fuchs J 2011 Phys. Rev. Lett. 107 135005[21]Potential distribution behind target in intense and short pulsed laser-driven magnetic reconnection*Yu Jia -Cheng Zhong Jia -Yong † An Wei -Ming Ping Yong -Li(Department of Astronomy, Beijing Normal University, Beijing 100875, China)( Received 15 August 2020; revised manuscript received 4 November 2020 )AbstractRecently, the short-pulse intense laser has become a common tool for studying the relativistic plasma with tremendous physical parameters. And the laser-driven magnetic reconnection is one of the hot topics and has received much attention. The laser-driven magnetic reconnection experiments are usually conducted by closely focusing two laser beams on a planar coil target. However, it is always hard to distinguish the physical property of magnetic reconnection from the complex background of laser-produced plasma. In this paper, we present the particle-in-cell simulation results of magnetic reconnection driven by two short-pulse lasers as well as a single laser pulse irradiating the solid planar target, and discuss the correlation between the potential distribution behind the target and the magnetic reconnection. When a single laser is used, the potential behind the target shows a double-peak distribution, which is in agreement with recent experimental results. When two lasers irradiate the target, the potential behind the target shows a three-peak distribution. The accumulated spatial distribution of plasma ions with fixed energy (4.5 and 6 MeV) at 3 µm behind the target shows several peaks, which is in agreement with the potential distribution when either a single laser or two lasers are used. In addition, after the laser pulse terminates, in the two-laser case there is extremely strong effect on the topological structure of the electric field compared with in the singlelaser case. When the magnetic reconnection happens (which can be identified through the reconnection electric field and the electron energy spectrum), the amplitude of the x component of the electric field has different evolution characteristics from the single laser case. The line outs of the y component of the electric field in two cases also have completely different shapes. In summary, the simulation results reveal that the potential distribution behind the target can directly affect the spatial distribution of the accelerated ions. This could be possibly used to identify the short pulse laser-driven magnetic reconnection in experiment.Keywords: potential distribution, numerical simulation, magnetic reconnection, short-pulse laserPACS: 52.35.Vd, 52.38.–r, 52.65.–y, 52.65.Rr DOI: 10.7498/aps.70.20201339* Project supported by the NSAF Joint Fund of the National Natural Science Foundation of China and the China Academy of Engineering Physics (Grant No. U1930108), the Science Challenge Project, China (Grant No. TZ2016005), the Strategic Priority Research Program of Chinese Academy of Sciences, China (Grant No. XDA25030700), and the National Natural Science Foundation of China (Grant No. 12075030).† Corresponding author. E-mail: jyzhong@。
脉冲宽度对准单能质子能量的影响
脉 冲 宽 度对 准 单 能 质 子 能 量 的影 响
蔡达锋 王 剑 ， 赵宗清。 谷渝秋。 ， ，
（ ．内江 师 范 学 院 工 程 技 术 学 院 ，四川 内江 ６ １ １ ； ２ 中 国工 程 物 理 研 究 院 激 光 聚 变 研 究 中心 ，四川 绵 阳 ６ ｉ０ ） Ｉ ４ Ｉ ２ ． ２ ９ ０
（） （） 不 同脉 冲宽度 下 的质 子能谱 图 ， 中 Ｅ ａ ～ ｅ是 其 为质子 的动能 ； １ ｆ为 脉 冲宽度 为 ７ Ｔ时 的静 电场 。脉 图 （） ０
ａ ＝ ５ ０ 无量 纲单 位 ） 其 中 ａ 。＝ ． （ ＝ ， 。一 Ｅａ ／ １ ３ × １ ） ， 为 激光波 长 。模拟 区 域 中等离 子 体厚 度 为 １ 等 ／ （． ７ ０ ］ ， 离子 体 的左 侧 和右 侧各 设置 ２ 的 真 空 区域 。离 子 密度 为 ３ ｎ ， 为 等 离 子 体 临界 密 度 。对 于 入射 波长 一 ０ ８ ０ｒ 的激 光 ， 一１ ３ ×１ ／ ｍ。 ０ ｍ ｌ ． ７ ０ ｃ 。在 模 拟 中， 用 冷 靶条 件 ， 就是 靶 的初 始 离子 温 度 和 电子 温 度 均 为 采 也 ０ｋ Ｖ， ｅ 离子 与 电子 的带 电量 之 比 ｑ ｅ １ 质量 之 比为 ｍ／ ３ 。每一 个模 拟 网格 内有 ２ ０个 粒 子 。图 １ ／一 ， ｍ 一１８ ６ ０
激 光一 离子 体相 互作 用 引起 的质子 加速 现象 是 近 年来 强 场 物 理 领域 很 受 关 注 的课题 。随着 激 光技 术 的 等
不 断发 展 ， 台面型激 光器 件 已经 能够 用较 小 的激光 能量 获得 高能 量 的质子 束 ， 可 以广泛应 用 于惯性 约束 聚变 它 （Ｃ ） 质 子束 成像 、 症治 疗等 领域 。一般 认 为 质 子加 速 机 制 主要 有 ： 热 电子 的 自 由膨 胀 引 起 的鞘 电场 加 ＩＦ 、 癌 超 速 ； 前有 质动 力加 速 电子 ， 电子 和离子 分离 产生 库仑 电场 ， 动离 子加 速 ； 碰撞静 电激 波加 速 。强激光 与 靶 使 推 无 固体靶 作用 可 以产生 无碰 撞静 电激 波 ， 而加速 初始 处 在前表 面 的离子 达 到很高 的能量 。近年来 ， 从 越来 越多 的 科学 家 开始 关注 激波 加速 。Ｊ ｅ ｉａｅ 人 利用 数 值 模 拟方 法 得 到 了 马赫 数 为 ２ ．Ｄ ｎｖ ｔ 等 ～３的激 波 ， 并且 讨论 了靶
超强激光场与物质的相互作用
超强激光场与物质的相互作用
孟绍贤
【期刊名称】《强激光与粒子束》
【年(卷),期】1994(6)4
【摘要】评述了超高强度激光与物质相互作用的理论和实验结果，描述了在高密度和低密度气体下产生的非线性现象。
指出了在高功率激光下，透明介质靶和固体靶的不同。
最后陈述了超短波激光与物质相互作用的核物理应用，例如激光诱导核反应和非线性量子电动力学效应。
【总页数】1页(P622)
【作者】孟绍贤
【作者单位】无
【正文语种】中文
【中图分类】TN241
【相关文献】
1.超强激光与物质的相互作用 [J], Joshi.,C;Corku.,P
2.团簇在超强超短脉冲激光场中的演化 [J], 刘红杰;谷渝秋;周维民;单连强;李芳;吴玉迟;朱斌;郑志坚
3.超强频率梳激光场驱动下多光子共振谐波辐射的相位突变研究 [J], 陈春娟; 赵媛媛; 赵迪; 蒋臣威; 方爱平; 高韶燕; 李福利
4.超强激光与物质的相互作用 [J], 李子尧
5.超强激光场中磁逆多光子非线性Compton散射的电子加速 [J], 郝晓飞;刘安辉;郝东山
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采用超薄双层靶提高质子束的单能性
匀 ， 子 能谱 中 心 能量 变 化 不 大 ， 能 性 变 好 。通 过 优 化 参 数 ， 得 了能 散 度 为 ７ 的准 单 能 质 子 束 。 质 单 获
关 键词 ： 粒 子 模 拟 方 法 ｉ 超 薄 双 层靶 ； 质 子 能谱 ； 准 单 能
中 图分 类 号 ： ０５ ３ 文 献 标 志 码 ： Ａ ｄ ｉ１ ． ７ ８ ＨＰ Ｂ ０ ０ ２ ７ １ ４ ｏ： ０ ３ ８ ／ ＩＰ ２ １ ２ ０ ． ５ ８
第 ２ 卷第 ７ ２ 期 ２１ ０ ０年 ７月
强 激 光 与 粒 子 束
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Ｖ ｏ ． ２， Ｎ Ｏ ７ １２ ．
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文 章 编 号 ： １ ０ — ３ ２ ２ １ ） ７ １ ４ —５ ０ １４ ２ （ ０ ０ ０ ５ ８ ０
的情况 ， 采用 １ ３ 粒子模 拟方 法 ， ＤＶ 对超 短超强 激光脉 冲与超 薄双层 靶 的相互作用 进行 了模拟研 究 。
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我们采 用超短 超强激 光辐 照超薄双 层靶 （ 底层 和加速层 厚度 均为 ｎ 量 级 ）物 理模 型如 图 １所示 ： 虑 基 ｍ ， 考
采 用 超 薄 双 层 靶 提 高 质 子 束 的 单 能 性
激光等离子体加速机制研究综述讲解
激光等离子体加速机制研究综述1 研究现状随着激光技术的发展，激光强度不断增强，脉宽不断缩短，对激光等离子体相互作用的研究开辟出了许多新的领域。
激光与等离子体相互作用与激光的强度、波长、脉宽，等离子体状态参数（最主要是密度）密切相关。
随着激光强度变大，开始是线性响应，然后随着激光不断增强，非线性效应和相对论效应开始占主导。
当强度超过1018W/cm2电子的相对论效应必须考虑，加剧了理论研究难度但也催生了更多的物理现象产生。
比如非线性波跛、超高能粒子产生、相对论孤子和涡旋。
而根据等离子体的密度不同，激光与等离子体作用可以分为稀薄等离子体（同气体靶作用）和稠密等离子体（同液、固体作用）。
对于1微米的激光，能在等离子体中传播的临界密度是1.1×1021cm-3，介于气体密度与固液密度之间。
激光脉宽的减小使得激光等离子体相互作用出现新的物理现象。
fs级别的脉宽，对稀薄等离子体可以通过直接的LWFA来加速电子。
超短超强激光驱动电子等离子体加速电子，可获得能量高达1GeV、电荷接近1 n c、方向性优良、能散度小的高性能电子束，从而在高能加速器、聚变物理、短脉冲高亮度X光源产生、实现小型化自由电子激光等领域都有重大的应用价值。
研究激光同等离子体如何作用及粒子加速的机制具有非常重要的意义与价值。
图1、激光强度在CPA技术突破后大幅增强首先，激光同等离子体作用的第一步是材料对激光的吸收，除了普通的逆轫致吸收和共振吸收，在高强度相对论激光还有很多吸收机制，比如真空加热，J×B加热，有质动力直接加速离子，鞘场加速等等，下面根据加速粒子不同逐一介绍各种加速机制1979年,Tajima和Dawson提出用强激光脉冲激发等离子体波来加速电子的机制，这就是直接激光尾场加速（LWFA）[1]，原理是超强超短激光脉冲在稀薄等离子体中传播时，纵向的非线性力——有质动力(F p=-q2▽a02/4mw2）将电子推开，共振激发出等离子体波（尾波场）。
超短超强激光与不同厚度的铝膜作用加速质子的实验研究
２ ． Ｄｅ ｐａ ｒ ｔ ｍｅ ｎ ｔ ｏ ｆ Ｅｎ ｇｉ ｎ ｅ ｅ ｒ ｉ ｎ ｇ Ｐｈ ｙ ｓ ｉ ｃ ｓ ，Ｔｓ ｉ ｎ ｇｈ ｕ ａ Ｕｎ ｉ ｖ ｅ ｒ ｓ ｉ ｔ ｙ，Ｂｅ ｉ ｊ ｉ ｎ ｇ １ ０ ０ ０ ８ ４ ，Ｃ ｈ ｉ ｎ ａ ）
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质子医疗技术及其设备概述
质子医疗技术及其设备概述1、质子放疗简介射线以波或粒子的形式穿过空间或物质并释放能量（医学上用于杀灭肿瘤）。
比电子重的辐射统称为粒子，如质子和碳离子（也称重离子）。
目前，以质子放疗为代表的粒子放疗已经成功的应用于治疗癌症，是最先进的放疗方式，也被称为“质子刀”。
临床治疗中，这些质子被加速到大约70%的光速，来轰击位于身体内部的肿瘤。
由于粒子治疗不象手术那样要切开人体，因而不会引起疼痛。
2、质子放疗的优势质子因为布拉格峰（Bragg Peak）效应，在放疗物理剂量分布优于光子。
目前的X射线和伽马线放射治疗（适形放疗、调强放疗、伽马刀、射波刀和Tomo 刀等）用的是光子射线（X射线和伽马射线），当射线达到肿瘤病灶时，射线经过的所有肿瘤前后的正常细胞都会受到相当严重的损伤，并且射线的力度也大大减弱，无法发挥其应有的效力，这是现行放疗的主要缺点。
图光子和质子相对深度计量对比质子放疗用的是用粒子射线，特征是当放射线达到一定深度时可以释放出最大能量（布拉格峰）。
只要将射线的最大能量调整到癌肿病灶上就可以集中照射病灶处而不会过多的损伤正常细胞。
质子放疗射线进出人体的剂量分布：肿瘤后方没有剂量沉积。
要说质子放疗对光子放疗的劣势的话，就是因为设备昂贵，因此治疗费用较光子贵很多。
与此同时，要真正取得质子对比光子的治疗优势的话，质子对放疗医生、物理师等的专业程度要求更高。
3、现有质子设备简介质子放疗设备主要由三部分组成：粒子加速器，机架以及治疗室机头。
粒子加速器的功能主要负责把质子加速到光速的70%，为射入人体中的肿瘤做好能量准备。
加速后质子的能量最大可以达到300MeV左右，可治疗深达30cm的肿瘤。
粒子加速器有两种：同步加速器或回旋加速器。
机架的目的是让质子射线束从不同的方向射入人体，打到肿瘤上。
机架分固定机架和旋转机架两种。
治疗室是病人接受质子刀放疗的地方。
符合治疗要求的质子射线从机头处射出，达到人体内肿瘤中。
超短脉冲激光器
SESAM被认为是目前最有效的方法之一。通过锁模获得的脉宽取决于谐振腔中的群时延色散。在固体激光器 中,增益介质晶体的物质色散比染料激光器的射流薄板(厚约0.2 mm)大一个数量级,因此必须利用色散补偿技术。 具体做法是采用损耗小的布儒斯特棱镜对或色散补偿镜对振荡器内的色散进行补偿。
( 2)有望作为工业设备应用的激光器。主要考虑用于测量和加工领域。利用短脉冲激光可获得理想的加工结 果,但要考虑设备的可靠性或维修性和成本等。近年来,随着锁模固体激光器可靠性的提高和高功率光纤激光器的 出现,人们对该领域的发展寄予厚望。
( 3)作为光信息通信系统器件的半导体激光器和光纤激光器。
3超短脉冲固体激光器
1超短脉冲激光技术的历史与现 状
在激光中,超短脉冲光的产生之所以重要是因为可以通过控制激光的相干光波产生脉冲光,其时间宽度超出电 子学所控制的范畴。从广义上讲,超短脉们对由闪光灯进 行脉冲振荡的红宝石激光器和掺Nd激光器产生的锁模超短脉冲光展开了实验性研究。从此,短脉冲光的产生技术 从锁模亚皮秒脉冲步入到飞秒脉冲。近年来,超短脉冲光技术得到了普及,自20世纪90年代以来,各种可调谐超短 脉冲锁模固体激光器达到了实用化。可调谐激光器是一种激光下能级处于振动激发状态,使振荡频带加宽的光子限 定激光器(Photon terminatedlaser)。典型的钛宝石激光器的工作稳定,实现了平均输出功率为1 W的超短(最短 约为5 fs)脉冲光。若采用掺Yb离子的激光晶体,则可获得更高平均输出功率的亚皮秒脉冲输出。半导体激光器具 有弛豫快,可对泵浦(电流)进行高速调制的特点,因此即使不用锁模,利用增益过渡现象也可产生皮秒区( 1010~10- 12 s)的超短脉冲光。
超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha源简介(投稿：光谱学与光谱分析)
超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha 源简介王向贤（巢湖学院物理与电子科学系 安徽 巢湖 238000）摘要：超短超强激光与物质相互作用产生的K-alpha 线辐射，有准单能、发射区域小、时间短等优点，具有广泛的应用前景。
介绍了超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha 源的基本原理及其主要研究内容，讨论了该领域的研究热点。
关键词：超短超强激光；K-alpha 源；基本原理引言：超短超强激光与物质相互作用产生的K-alpha 线辐射。
有准单能（几十个keV ）、发射区域小（微米量级），时间短（飞秒—皮秒量级）等优点[1,2]。
可广泛应用于惯性约束聚变背光照相，医学成像，光刻，时间分辨X 射线衍射等领域。
同时，超短超强激光与物质相互作用中超热电子辐射是强场物理的重要研究内容之一，而K-alpha 线的产生和超热电子直接相关，故可以通过研究K-alpha 线辐射研究超短超强激光与物质相关作用产生的超热电子。
一、超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha 源的基本原理如图1所示，用超短超强激光脉冲辐照靶物质，如铝（Al ）、铜（Cu ）、金（Au ）等，激光与靶物质的耦合将产生超热电子，超热电子向靶中输运，碰撞电离1S 轨道电子，使得1S 轨道产生空穴，此时2P 轨道电子将向1S 轨道跃迁，产生K-alpha 光子辐射，产生的K-alpha 线辐射包括K-alpha1线和K-alpha2线[3]，分别对应于跃迁3/21/22221P S →和1/21/22221P S →。
图1 超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha 光辐射的基本物理过程图2 超短超强激光辐照靶物质产生K-alpha光辐射的实验布局简图基于超短超强激光脉冲驱动的K-alpha源的实验布局如图2所示。
主激光经全反射镜反射后，被离轴抛面镜聚焦到铜等靶物质上。
X射线光谱仪（如：光子计数型CCD、晶体谱仪等）用于测量K－alpha线光谱，安装在与入射激光处于同一水平面的靶室法兰上（靶前、靶后位置均可），电子谱仪可同时在线测量实验产生的超热电子能谱。
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速 ， 利 用 Ｍｕ ｉ０ ５计 算 了激光 预 脉 冲对 靶后 表面 加速 质子 的 影 响 。 并 ｈ２ ０
１ 质 子 加 速 机 制
超 短 超 强 激 光 与 固 体 靶 相 互 作 用 中 ， 速 质 子 的 机 制 主 要 有 两 种 ： 前 表 面 加 速 和 靶 背 法 向鞘 层 加 速 加 靶
超 短 超 强 激 光 与 固体 靶 相 互 作 用 中 发 射 质 子 的截 止 能 量 估 算
秦孝尊 ， 洪 伟。 田成林 唐翠明 何颖玲。 张继彦 江少恩。 谷渝秋。 丁永坤。 。 ， ， ， ， ， ， ，
（．国 防 科 学 技 术 大 学 理 学 院 ，长 沙 ４ ０ ７ ；２ １ １０ ３ ．中 国工 程 物 理 研 究 院 激 光 聚 变 研 究 中心 ，四 川 绵 阳 ６ １ ０ ） ２ ９ ０
中 图 分 类 号 ： ０４ ４ １ ； Ｔ ６ ３．２ Ｌ５பைடு நூலகம்文 献 标 志码 ： Ａ
随 着 Ｃ Ａ技 术 的发展 ， 型 激光 器 可 以产生 几到几 十 ｆ Ｐ 新 ｓ的激光 脉 冲 ， 率密 度 高达 １。 功 ０ Ｗ ／ｍ。 可 以产 ｃ ，
生强 电 磁场 、 高温 高压 等极 端实 验条 件 ， 给实验 提供 了崭 新 的空 间 。超 短 超强 激光 脉 冲与 固体靶 相 互作 用 可 以
子加 速 的机制 ， 出 了估 算 截止 能 量 的理论 公 式 ；． ｕ ｈ ［ 等人 总结 了质 子 加速 方 面 的实验 结果 ， 给 出 了靶 给 ＪＦ ｃｓ ９ 并
背法 向鞘 层加 速 （ ＴＮＳ 机 制 的理 论解 析 模 型 ， 以估算 加 速 电场 强 度 及 质 子 截 止 能量 。本 文 利 用 已有 的加 Ａ） 可 速机制 计 算 了质子加 速 的最 大截 止 能 量 ， 与实 验结果 对 比分析 ， 为 实 验 中产 生质 子 的主要 机制 是 靶后 表 面加 认
对靶 后 表 面 加速 机 制 的 影 响 。计 算 表 明 ： ＩＥ － 激光 器 信 噪 比达 到 １ ： ＳＬ Ｘ Ｉ Ｏ １时 ， 脉 冲 对 用 ５ ｍ 靶 时 鞘 层 加 预 速 电场的影响可以忽略 。 关 键 词 ： 激 光 等 离 子 体 ； 质 子 加 速 ； 靶 背 法 向 鞘 层 加 速 ； 截 止 能 量 ； 有 质 动 力 势 ； 等 离 子 体 标 长
（ ＴＮＳ ） Ａ 。
１ １ 靶 前 表 面 加 速 ．
靶 前表 面加 速机 制实 质是 靶 内 等离 子体 区域 内的 电荷 分 离 对 质 子进 行 加 速 。在 激 光 与 物 质 的相 互 作 用 中 ， 光 的预脉 冲与靶 物 质相 互作 用 使靶 离化 ， 前表 面形 成等 离 子体 ； 激 在 然后 主脉冲 与等 离子 体 相互 作用 ， 在等 离 子体 临界 密度 附近 ， 有质 动力 的 推 动下 ， 靶 的前 表 面 产 生 超 热 电子 ， 热 电 子穿 越 靶 区 ， 质 子 进 行 加 在 在 超 对 速［ １ 。在 该机 制 中 ， 热 电子在 等离 子 体 内运 动时 ， 超 会产 生几 万 Ｔ 量级 的强 磁场 ， 前表 面加 速 得到 的质 子 在 靶
沿激 光传 播 的过程 中， 受 到 自生 磁场 的偏 转 ， 会 发射 出 的质子 具 有环 状 结构 ｎ 。
产生 几 到几 十 Ｍｅ 高 能 离子 束 ， 有 良好 的定 向性 （ Ｖ 具 出射 角小 于 ２ 。 ， 宽 很 窄 ， ０）脉 同时还 有 比较好 的方 向性 ， 具有 极 为广泛 的应 用前 景 。 国际上 的 研究 从理 论 、 实验 及模 拟 等 方 面 同时 进行 ， 内容包 括 质 子 发 射 的 机 制Ｌ ， １ ］ 角分 布 ， ］ 用所 得质 子束进 行 成像 、 等离 子体 诊 断及相 关 实 验 Ｌ ， 时 高 能 质 子束 在 “ ３同 ］ 快点 火 ， ］ 医学 方 面［ ，及 Ｌ ５ ］ 有重要 应 用 。最 近 ， Ｓ ｈ ｅｅ ［ 等 人用 双层 微 型靶得 到 了 Ｍｅ 的准 单能 质 子 ； ． ． ｈ ｎ Ｈ． ｃ ｗｏ ｒｒ６ Ｖ Ｚ Ｌ Ｃ ｅ ￣ 人 采 用 空心 等 金锥 靶得 到 了能 量为 十几 Ｍｅ 聚 焦性 更 好 的 质 子束 ； Ｓ ｎｏ ｕ８等人 分 析 了 激光 与 固体 靶 相 互 作 用 中质 Ｖ、 Ｙ． ｅ ｔｋ Ｌ
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第２ Ｏ卷第 ８ 期
２０ ０ ８年 ８月
强 激 光 与 粒 子 束
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Ｖｏ ． Ｏ ＮＯ ８ １２ ， ．
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文章 编号 ： １ ０ —３ ２ ２ ０ ） ８ １ ７ — ５ ０ １４ ２ （ ０ ８ ０ — ３ ３ ０
摘 要 ： 根 据 超 短 超 强 激 光 与 固体 靶 相 互 作 用 中 质 子 靶 前 表 面 加 速 和 靶 后 表 面 加 速 两 种 机 制 ， 在 Ｓ— 对 Ｉ Ｌ Ｘ Ｉ 光 器 上 进 行 的 质 子 加 速 实 验 中获 得 的质 子 最 大 截 止 能 量 进 行 了 估 算 ， 为 实 验 中质 子 产 生 的 主 要 机 Ｅ —激 认
制 是 靶 后 表 面加 速 。 同 时 结 果 表 明 ： 该 装 置 的实 验 条 件 ， 前 表 面 加 速 机 制 可 以 产 生 质 子 的最 大 能 量 约 为 ２ 对 靶 Ｍｅ 靶 后 表 面 加 速 机 制 可 以产 生 的 质 子 的最 大 能量 约 １ Ｖ。另 外 用 Ｍｕｔ ０ ５程 序 计 算 了 激 光 器 信 噪 比 Ｖ； １Ｍｅ ｌ２ ０ ｉ