激光加速高能質子實驗研究進展及新加速方案*

馬文君 劉志鵬 王鵬杰 趙家瑞 顏學慶3)

1) (北京大學, 核物理與核技術國家重點實驗室, 北京 100871)

2) (北京激光加速創新中心, 北京 101407)

3) (北京大學, 應用物理研究中心, 北京 100871)

1 引 言

高能離子束在基礎研究、材料學、輻射育種及核醫學等多個領域具有重要價值和廣泛應用.由于材料電離擊穿閾值的限制, 傳統加速器加速梯度通常低于100 MV/m, 導致高能離子加速器體積巨大、結構復雜、造價昂貴.隨著激光技術的迅猛發展, 近年來人們發現, 光強達到相對論強度(I ＞1018W/cm2)的超強激光與特定的靶相互作用時,可驅動靶內大量電子集體運動, 產生極強的縱向電場加速離子.其加速梯度可達傳統加速器的103—106倍, 能在微米-飛秒量級的時空尺度內將帶電粒子加速至接近光速, 是有著巨大潛力的新型粒子加速方法.大量理論和實驗結果表明, 激光加速離子束具有源尺寸小(微米量級)、脈寬短(皮秒尺度)、瞬態流強密度高(1010A/cm2)、能譜寬等不同于傳統加速器束流的特點, 在聚變反應快點火、超快離子成像、超快輻射化學研究、離子束腫瘤治療等方面具有廣闊的應用前景[1-4].

在諸多應用當中, 基于激光質子的腫瘤治療是最吸引人的方向之一.質子/重離子放療是當下最先進的腫瘤放射治療方法[5], 目前主要使用射頻加速器(包括同步加速器與回旋加速器)來加速高能離子, 其昂貴的造價和維護費用極大地制約著質子/重離子放療的推廣和普及.相比于傳統加速器, 激光質子加速器在設備需求空間、安裝難度、運行和維護成本、輻射防護難度、系統復雜程度等方面有巨大的潛在優勢.利用高磁場梯度的超小型脈沖磁鐵或等離子體透鏡對靶后質子流進行收集與控制,可獲得與傳統加速器品質相當的單能束流[6].采用消色散的束流傳輸系統, 可通過能譜剪裁方法直接獲得寬譜質子束流進行適配治療[7].可以預期, 基于激光加速器的激光質子放療系統一旦研制成功,將可以安裝在各大醫院現場, 大幅降低癌癥患者的治療費用, 推動質子放療在我國的普及.

目前, 國際上已有不少研究者開展了激光質子束在輻射生物學上的應用研究[8-12], 其超高的劑量率(＞ 109Gy/s)對于新興的FLASH 放療[13]有著重要的價值.然而, 激光加速質子要達到放療所要求的最大能量、平均流強和穩定性等要求, 仍面臨著巨大的挑戰[14].首當其沖的挑戰來自于能量.質子束對位于人體內深處的腫瘤進行放療時, 質子能量要達到200 MeV 以上[15], 而目前實驗上獲得的最高質子能量僅為94 MeV[16], 還顯著低于需求能量.

本文回顧了近年來激光驅動高能質子加速的標志性實驗進展, 探討了獲得高能質子的關鍵物理問題及技術瓶頸.著重介紹了一些未來有可能產生200 MeV 以上質子的激光加速方案, 分析了其可行性和亟待解決的問題.最后對激光加速高能質子的前景進行了展望.

2 高能質子加速實驗進展

在過去的二十年左右的時間里, 超強激光驅動的質子加速研究在理論和實驗上都取得了很大進展, 已有相關文獻給出了較全面的綜述[17,18].目前已經在實驗中實現的加速機制包括: 靶背鞘場加速(target normal sheath acceleration, TNSA)、輻射壓加速(radiation pressure acceleration, RPA)、無碰撞靜電激波加速(collisionless electrostatic shock acceleration, CES)、靶破燒蝕加速(breakout afterburner acceleration, BOA)、庫侖爆炸加速(Coulomb explosion, CE)“鉆孔”加速(holeborning, HB)等.本節主要介紹TNSA, RPA 及CES這三種最重要的加速機制的物理圖像及標志性實驗結果.

2.1 TNSA 機制

TNSA 機制是目前研究最為深入的一種加速機制, 其基本物理圖像如圖1 所示.當具有相對論強度的激光入射到較厚的固體靶表面時, 在前表面附近通過共振吸收、真空加熱、J×B加熱等機制產生大量高能熱電子[19].這部分熱電子在靶內往返運動, 最終穿過靶體, 在靶后表面外形成高溫高密度電子層.由于離子質量遠大于電子, 在初始階段大部分離子保持不動.靶外的電子層與靶內的離子共同形成一個很強的準靜態縱向電場(鞘層場),場強可以達到TV/m 的量級.逸出靶外的質子及其他種類的離子在這個電場中可在極短的時間內(＜ 1 ps)被加速到很高的能量并沿著靶后法線方向以一定的立體角出射.在實驗中, TNSA 機制能夠較穩定地獲得能量為數MeV 到數十MeV 的質子[20-28], 是目前應用最廣泛的一種加速機制.

圖1 靶背鞘層場加速機制Fig.1.Target normal sheath acceleration regime.

2000 年, Snavely 等[29]利用拍瓦激光轟擊厚度為100 μm 的碳氫靶, 在靶背方向觀察到最高能量(截止能量)為58 MeV 的強流質子束, 能譜呈現典型的指數下降特, 如圖2 所示.這是實驗上首次觀察到能量為數十MeV 的高能質子束流, 引起了很大的反響, 也掀起了后續激光驅動離子加速研究的熱潮.在短短四、五年內, 發表了大量的理論工作, 很快證實了TNSA 加速的物理機制[30,31].實驗上, 前期主要使用脈沖寬度大于100 fs 的激光研究了激光光強[32]、靶材厚度[33]、激光對比度[34]等參數對加速的影響.2008 年后, 更多的基于超短脈沖激光的質子加速結果被報道[35-42].使用基于鈦藍寶石晶體的飛秒脈沖激光作為驅動光, 可較經濟地實現Hz 級的重頻打靶, 這對于很多應用來說非常重要.因此, 近年來超短脈沖驅動的TNSA 加速逐漸成為主流發展方向.實驗結果表明, 使用拍瓦(1015W)級的飛秒脈沖激光, 在對比度較好的情況下, 可以比較普遍地通過TNSA 機制獲得30—50 MeV 的質子[43].

為了獲得更高能量的質子, 研究者們嘗試使用了多種方案來提升加速效果[44-50], 目前實驗上通過TNSA 機制得到的質子最大能量為85 MeV,由Wagner 等[51]在2016 年, 通過提升激光的對比度, 采用較薄的靶(900 nm)獲得.采用薄靶時,一方面電子通過靶體時的發散與降能會被抑制, 另一方面熱電子在靶前后表面的往復回流次數也會增加, 這兩個因素都會增強靶后鞘場, 有助于產生更高能量的質子[52].

圖2 首次開展靶背鞘層場激光加速實驗[29] (a) 靶背發射質子分布; (b) 質子能譜指數型分布Fig.2.First experiment of ion acceleration in the TNSA regime[29]: (a) Distribution of proton emission from the rear target; (b) exponential energy spectra of accelerated protons.

TNSA 機制不足之處在于質子能量相對于激光光強的定標率較差, 能量轉化效率較低.激光能量首先轉化為熱電子, 再經由熱電子建立的準靜電場轉化為質子能量, 不可避免地會造成大量能量的損失.理論和實驗表明, TNSA 加速質子的截止能量與激光強度的1/2 次方成正比(Ep∝I1/2)[30].并且, 脈沖長度也不能太短.根據經驗公式外推,要達到截止能量200 MeV 的質子輸出, 需要激光強度 4×1021W/cm2, 脈寬1 ps 的激光[53].這樣大能量高光強的激光器造價非常昂貴且目前的光束品質還達不到要求.2018 年, Nakatsutsumi 等[54]在模擬中發現, 激光與等離子體相互作用會產生強烈的自生磁場, 熱電子發生磁化, 導致離子在鞘場中發生偏離, 從而抑制離子加速.他們認為, 即使繼續提高激光強度, 也很難通過TNSA 機制獲得數百MeV 的質子.

對于很多應用, 單能的束流具有更大的價值.TNSA 機制天然產生的能譜是指數型的, 但是可以通過使用特殊的靶材產生準單能的質子束.2006 年,Schwoerer 等[55]在平面靶后放置微型結構靶, 使得靶后鞘場分布更加均勻, 實驗中獲得了中心能量1.2 MeV, 能散25%的準單能質子束.這種方法雖然可以獲得單能性較好的束流, 但是能量轉化效率較低, 相比于先產生寬譜質子束再通過束流光學系統選能及單色化的方案并沒有明顯優勢, 因此實際應用價值有限.

2.2 RPA 機制

隨著激光技術的進步, 脈沖寬度為數十飛秒,焦點峰值光強超過 1 019W/cm2的超短超強脈沖激光被用于了離子加速研究中.在這樣的光強下, 當激光與厚度僅為數納米的超薄固體靶相互作用時,激光光壓可以直接將靶中的冷電子集體推出, 在靶外形成高密度的電子壓縮層.離子在強大的電荷分離場作用下, 被拉動追趕壓縮層的電子.如果激光光強足夠, 離子層與電子層在光場推動下可保持穩定不破碎, 最終作為整體一起被激光脈沖推動加速至接近光速[56-63], 這時可稱之為進入了光帆加速階段(light sail regime, LS-RPA), 離子最終能量與激光強度成正比.對比TNSA 機制, RPA 機制在光強高于 1 019W/cm2后有較明顯的優勢, 定標率優于TNSA 機制.實驗和理論表明, 當采用圓偏振光時,J×B電子加熱被抑制, 更易實現穩相加速,加速產生的質子能譜將具有準單能特性[64-66], 這點非常有利于應用.

2009 年, Henig 等[67]使用能量為0.7 J, 聚焦光強為 5×1019W/cm2的圓偏振激光入射到5.3 nm金剛石碳薄膜靶上, 并且使用了雙等離子體鏡將激光對比度提高到1013, 這樣的實驗參數滿足RPA發生的條件.他們在實驗中觀察到了截止能量為43 MeV 的C6+和10 MeV 的質子, 如圖3 所示.碳離子的能譜在高能端呈現出準單能特性, 符合RPA 加速特征.普遍認為, 這個工作第一個在實驗上證實了RPA 加速機制.隨后, Kar 等[68]使用能量為200 J, 激光強度為 3×1020W/cm2的皮秒激光, 經過等離子體鏡反射大幅提升對比度后, 再入射到100 nm 的銅靶上, 通過RPA 加速機制首次獲得了準單能峰能量(7 MeV/u)更高的碳離子.與Henig 等[67]的實驗結果相比, 他們測量到的高能離子通量也提高了一個數量級.2013 年, Steinke等[69]在實驗中通過RPA 加速機制獲得了中心能量為2 MeV 的準單能質子, 激光到離子能量轉化效率達到了6.5%.他們認為, 這一能量轉化效率意味著在激光強度為 2×1022W/cm2的條件下, RPA加速機制可以產生能量為1 GeV 的高能離子束.Kim 等[70]使用聚焦強度為 3.3×1020W/cm2的飛秒激光作用到10 nm 的碳氫靶上, 通過混合RPA加速機制、TNSA 加速機制和庫侖爆炸加速機制,獲得了截止能量為45 MeV 的質子束.這一系列實驗結果表明, 超高對比度激光和超薄納米靶相互作用是RPA 加速機制發生的前提條件.

圖3 RPA 機制獲得的質子和碳離子能譜[67]Fig.3.Energy spectra of protons and carbon ions accelerated in RPA regime[67].

2015 年, 馬文君利用無序堆積的碳納米管制備出電子密度為幾倍臨界密度、厚度為微米量級的新型泡沫靶材, 其與Bin 等[71]合作者利用英國盧瑟福實驗室的超高對比度500 TW 激光器, 在到靶能量為5 J, 聚焦強度為 2×1020W/cm2時, 觀測到激光穿過靶體后的自聚焦和自相位調制等效應[72],符合顏學慶等[73]之前理論預測的臨界密度等離子體透鏡效應.通過使用碳納米管與納米厚度的自支撐類金剛石薄膜靶組成的雙層納米靶材, 他們在實驗中觀察到20 MeV/u 的碳離子準單能峰, 顯著高于單層類金剛石納米靶.該結果表明, 采用等離子體透鏡技術對激光進行波形調控及自聚焦后, 有助于RPA機制的實現.

2016 年, Kim 等[74]利用脈寬30 fs 的圓偏振激光轟擊15 nm 聚合材料納米靶, 如圖4(a)的15 nm結果所示, 在光強為 6.1×1020W/cm2時得到截止能量為93 MeV 的質子.在實驗中他們發現對于厚度相同的納米靶, 質子截止能量與到靶光強的平方成正比, 這符合光壓加速特征.不過實驗中沒有觀測到單能的質子和碳離子.2018 年, Higginson等[16]在Vulcan 激光器上利用ps 激光, 通過混合RPA-TNSA 機制, 得到截止能量為94 MeV 的質子束, 如圖4(b)紅色實線.這也是目前RPA 機制所獲得的質子最高能量記錄.

圖4 RPA 機制所獲得的高能質子加速結果 (a) 飛秒激光加速最高能量與光強的關系[74]; (b) 皮秒激光質子加速能譜[16]Fig.4.Experimental results of laser-driven high-power protons in RPA regime: (a) Maximum proton energy as a function of on-target intensity of the femtosecond laser pulses[74]; (b) energy spectrum of protons employing picosecond laser pulses[16].

從實驗參數和結果判斷, 目前已進行的RPA實驗都還沒有進入光帆加速階段(LS-RPA).RPA機制在進入光帆加速階段后, 有著極高的能量轉化效率, 是理想的離子加速機制.然而, 理論和實驗結果表明, LS-RPA 的實現需要光強足夠高, 焦斑足夠大, 才能壓制電子熱效應[75,76].除了光強要求,激光的對比度要足夠高[68,77], 脈沖上升沿足夠陡峭, 才能避免納米靶過早破裂.除此之外, LSRPA 過程內在的不穩定性也是阻礙其順利進行的重要因素[78-81].產生加速不穩定性的原因有很多,一是有限焦斑半徑效應.激光光強在焦點附近的橫向梯度會導致靶的彎曲變形, 激光不再正入射到靶面, 電子的橫向動量大大增加, 破壞了電子片的穩定性.二是RPA 中存在類似于流體中的瑞利泰勒不穩定性(Rayleigh-Taylor instability, RTI).當在有一定密度差的界面施加擾動時, 界面會由于微小擾動產生形變, 出現波紋結構.隨著時間推移,電子與離子密度波動不斷發展, 最終導致等離子體薄層的破裂, 使得RPA 提前終止[82,83].后續有多人相繼提出了各種穩定光壓加速的方案, 這些方案的可行性至今還有待證實.通過RPA 機制得到能量接近200 MeV 甚至更高的質子, 目前看來還需要一定的努力.

2.3 CES 加速機制

CES 廣泛存在天體環境中, 例如超新星爆炸時所發射大量的高能粒子, 便是通過激波加速產生的[84-86].在實驗室中, 激光與等離子體相互作用時, 激光有質動力推動等離子體形成密度堆積, 等離子體內部會出現密度分層.當密度分界面的傳播速度超過離子聲波速度的時候, 就會形成沿著激光方向向前傳播的激波.激波傳播過程中, 位于激波前方的靜止離子會在靜電場中被反彈, 獲得兩倍于激波速度的前向速度, 實現離子加速[87-89].由于離子聲速與激光光強的1/2 次方成正比, 與等離子體密度的1/2 次方成反比.當光強較高, 等離子體密度較低時, 可獲得數十MeV 甚至更高能的質子.CES 加速機制最大的優勢在于, 如果激波能夠以恒定速度穩定傳播, 反射離子速度始終保持為激波速度的兩倍, 最終可以獲得能散很低的離子束[90].

圖5 CES 加速實驗[94] (a) 激波加速密度調制示意圖; (b) 質子和碳的準單能峰分布Fig.5.Experiment of CES acceleration[94]: (a) Experimental setup of collisionless electrostatic shock acceleration after tailoring the density profile of the plasma; (b) quasimonoenergetic protons and carbon ions in the spectra.

實驗上, CES 離子加速研究最早開展于2004 年.Wei 等[91]在Vulcan 激光器, 利用強度為3×1020W/cm2的激光輻照低密度靶時, 在橫向上觀察到截止能量為13.2 MeV 的He 離子.實驗中,激光發生了明顯的自聚焦成絲, 以及等離子體橫向膨脹, 導致只有在橫向上才能觀察到大量的加速離子, 其單能性也遠低于期望, 不利于實際應用.2012 年, 美國UCLA 實驗室Haberberger 等[92]使用多個聚焦強度為 6.5×1016W/cm2, 脈寬為3 ps,間隔18 ps的脈沖激光串與氣體靶相互作用, 首次通過無碰撞激波加速獲得了能量為20 MeV, 能散小于1%的單能質子束.此外作者通過PIC 模擬發現激光強度提高到 1 018W/cm2時, 能夠獲得能量高達170 MeV的單能質子束, 這一參數滿足激光質子治療的要求.2017 年, 張輝等[93]在實驗中利用聚焦強度為 6.9×1019W/cm2的圓偏振激光與臨界密度等離子體相互作用, 獲得了能散30%、中心能量為9.3 MeV、通量為3×1012protons/(MeV·sr)的強流質子束.他們通過二維PIC 模擬證明, 質子能譜分布和能散結果與CES 加速機制相符合.

2020 年, Tochitsky 等[94]在實驗中通過CES加速機制獲得了能量分別在50 和314 MeV 位置處的準單能質子( ΔE/E ＜30% )和碳離子(ΔE/E＜10%).實驗中, 如圖5(a)所示, 他們首先將紫外線激光輻照到厚度為50 μm 的金薄膜靶, 產生X 射線在靶后對1 μm 厚度的碳氫靶進行密度調制, 隨后主激光作用到碳氫靶, 獲得了能散低于30%的離子.靶后為經過密度調制后的碳氫靶, 其靶前等離子體密度梯度更陡峭, 有利于激光加熱等離子體和激波的形成, 同時靶后等離子體密度梯度變得更加平緩, 可以降低靶后指數衰減的鞘層場,提高出射離子的單能性.采用雙脈沖激光對靶等離子體的密度進行調制, 可以提高激波的穩定性和離子的單能性.

CES 機制的特點是離子單能性好, 但能量不高, 單發離子數目少, 并且易受到等離子體橫向擴散影響, 導致能譜展寬和截止能量都比理論預期差.He 等[95]在模擬中采用一種用高原子序數材料制成的微米管對等離子體橫向膨脹進行束縛后發現激波能夠更穩定地向前傳播.當激光脈寬為1 ps 時, 在有約束條件下, 等離子體膨脹具有很好的密度梯度, 激波維持時間較長, 最終可以得到截止能量高于100 MeV 的準單能質子束.實驗上, 這種微米管和臨界密度靶結合的復合靶制備難度很大, 目前尚未有成功的實驗報道.未來如能提升制靶工藝, 實現密度梯度控制及橫向抑制等離子體擴散, CES 加速也是一種有潛力的加速方法.

除了上面介紹的加速機制外, 一些其他的加速機制也有研究和報道.例如靶破燒蝕加速(BOA)[96,97]、庫侖爆炸加速(CE)[98,99]、“鉆孔”加速(HB)[100]等.基于這幾種加速機制的實驗工作較少, 還需要多更深入的研究.

3 高能質子加速新方案

目前激光離子加速所獲得的最高能量與離子束腫瘤放療的能量要求相差較大, 為了在實驗上獲得更高能量的離子, 近年來研究者們又提出了一些新的加速方案, 下面將分別進行介紹.

3.1 增強型TNSA, RPA 加速

在TNSA 機制下, 離子的能量與超熱電子的溫度及密度直接相關.提高激光到超熱電子的耦合效率是獲得更高能質子的有效途徑.2011 年,Zigler 等[101]首次通過0.5 TW 激光作用在水汽凝結成的無定型納米線靶, 觀察到截止能量為7.5 MeV 的質子束, 比相同激光條件下的實驗結果高一個量級.除了在靶前表面引入微納結構, 還可以在主脈沖前使用另一束脈沖在靶前表面產生較長尺度的預等離子體, 增強等離子體對激光的吸收[102].2010 年, Markey 等[103]在實驗中, 在激光總能量不變的條件下, 將激光由單脈沖形式改為雙脈沖, 質子截止能量由15 MeV 提高到20 MeV.他們模擬發現, 第一發脈沖與靶表面作用時導致的等離子體的預膨脹會提高第二發脈沖的能量吸收系數.相比于單脈沖, 激光能量到質子的轉化效率提高到3.3 倍.2018 年, Wang 等[104]發現可利用預脈沖激光對納米靶進行燒蝕, 主脈沖與所形成的靶前預等離子體相互作用, 發生自聚焦成絲, 激光強度得到提高.同時靶后等離子體密度梯度更為陡峭, 靶背鞘層場將得到進一步增強, 相比單脈沖激光, 質子的截止能量提高了1 倍.2020 年, Rahman等[105]的模擬結果表明, 預脈沖可以改變靶內電子分布, 減少主脈沖激光的反射, 提高激光能量吸收系數.在激光總能量不變的前提下, 雙脈沖激光所產生的熱電子的溫度和數目都明顯高于單脈沖, 質子的截止能量由60 MeV 提高到120 MeV.同時由于預脈沖的處理, 等離子體內部能量較低的質子會優先得到加速, 雙脈沖質子能譜的單能性更好.

雙脈沖與靶相互作用包含了更復雜的物理過程, 當參數不合適時, 預脈沖的出現也會對質子加速帶來不利影響.2007 年Robinson 等[106]通過數值計算研究發現, 采用雙脈沖也可能會降低質子截止能量和高能質子數目.Kaluza 等[34]的研究表明,對于厚度為10 μm 的金屬靶, 當預脈沖與主脈沖間隔小于2.5 ns 時, 預脈沖會在靶背形成等離子體層, 削弱靶背鞘層電場, 降低質子截止能量.

2019 年, 馬文君等[107]采用次臨界密度碳納米管泡沫(carbon nanotube foam, CNF)與類金剛石碳納米薄膜靶組成的雙層靶, 利用PW 級飛秒激光, 在實驗中觀察到截止能量為58 MeV 的質子和截止能量為48 MeV/u 的碳離子.激光入射到這樣的雙層靶上時, 其ps 級的上升沿首先將碳納米管電離形成高度均勻的次臨界密度等離子體(ne約為0.1nc—1.0nc).加速過程如圖6(a)所示, 主脈沖與次臨界密度等離子體相互作用, 產生大量的向前傳播的超熱電子, 其溫度可達有質動力溫度的2—3 倍.當激光穿過第一層靶到達納米薄膜時, 離子由于輻射壓力從薄膜靶中發射出來, 然后在超熱電子流所形成的鞘場中獲得加速.雙層靶結構加速方案將超熱電子的產生和離子加速兩個過程分開,并且混合了RPA 機制和TNSA 機制.當激光作用到薄膜靶時, 主要通過RPA 機制電離產生大量離子, 并且對離子進行初級加速, 而TNSA 機制在后續的離子加速中起到主要作用.該實驗打破了飛秒激光驅動碳離子加速的最高能量紀錄, 是之前最高紀錄的2.5 倍[108].模擬結果表明, 這種雙層靶加速方案離子的截止能量與激光強度的0.6 次方成正比, 其定標律略高于TNSA 機制, 低于RPA 機制,但更加穩定可控, 離子的加速時間得到了延長.這種級聯加速機制在現有的激光條件下, 有望產生GeV 量級高能重離子束.

圖6 雙層靶加速實驗[107] (a) 級聯過程示意圖; (b) 質子碳離子能譜分布Fig.6.Experiment laser-driven acceleration using a double-layer target [107]: (a) Schematic drawing of the cascaded acceleration process; (b) protons and carbon ions spectrum for: with CNF (black lines) and without (red lines).

3.2 磁渦旋加速

利用激光等離子體相互作用產生的磁壓來加速離子早在2005 年就被提出.Bulanov[109]通過PIC 模擬發現超強激光與氣體靶相互作用, 等離子體內部形成低密度通道, 在通道末端可以產生強大的靜電分離場對離子進行加速和聚焦.作者指出,這種靜電分離場是由通道內部的偶極磁場所激發的.2019 年Park 等[110]在模擬中, 利用PW 激光與臨界密度靶相互作用, 能夠獲得截止能量高達數百MeV 的質子束, 并且束流具有高度準直和消色差的特性.

如圖7 所示, 磁渦旋加速機制的物理圖像為:超強激光與臨界密度靶相互作用時, 激光有質動力將電子推出, 在等離子中沿激光軸傳播形成低密度通道, 低密度通道中間出現很強的電子流和同軸的高密度等離子體壁, 等離子體壁中有沿管壁回流的電子, 形成了振幅達到105T 的渦旋磁場.當渦旋磁場到達靶背, 會排開靶背表面電子, 使靶背表面帶正電, 同出射的電子流形成強烈的分離電荷場,能夠加速和聚焦離子, 產生準直的高能質子束.

磁渦旋加速機制的離子能量與激光功率的0.8 次方成正比(Ei∝I0.8), 高于TNSA 加速機制,理論計算激光功率在1 PW 時, 可以產生能量達100 MeV 以上的質子, 其束流特點是準直性好, 消色差, 十分有利于質子束的應用和束流傳輸.磁渦旋加速機制被提出后, 目前為止還沒有成功的實驗結果被報道.這是因為磁渦旋加速機制需要等離子體密度和長度同激光功率之間達到最佳耦合條件,才能產生穩定的等離子體通道和渦旋磁場.其次,激光束斑要與等離子體通道半徑滿足一定條件: 束斑過大無法形成明顯的密度通道, 過小會導致等離子體向內膨脹堵塞通道.實驗上目前還無法對等離子體和激光參數進行如此精確操控.

圖7 磁渦旋加速機制[110]Fig.7.Magnetic vortex acceleration regime[110].

3.3 離子波破加速

在CES 加速機制中, 要求等離子體的密度ne高于相對論性臨界密度, (ne＞γnc～a0nc,γ為電子的洛倫茲因子,a0為激光歸一化強度,a0=eE0/(mecω)).激光前沿被堆積出來的等離子體所反射, 沖擊波前沿速度受限于等離子體中的離子聲速.劉彬等[111,112]從理論和模擬上研究了在相對論自透明的近臨界密度(通常介于1nc—10nc之間)等離子體中發生的一種獨特的離子加速機制.在等離子體密度較低時, 背景離子在高速移動的靜電分離場的作用下集體震蕩.振蕩的幅度以及在振蕩過程中離子獲得的最大速度都隨著靜電分離場的強度增加而增加.當等離子體密度足夠高從而場的強度足夠大, 以至于離子獲得的最大速度達到靜電場的移動速度時, 離子就會被場“俘獲”從而可以被持續加速.這個離子俘獲的過程是自調制的, 離子的運動規律也會伴隨著從流體向非流體轉變.理論上, 俘獲發生之前的離子的集體運動可以看作離子波, 而少量離子的俘獲可以看作離子波的波破.因此這個加速機制被稱作離子波破加速.相比于不透明的高密度等離子體的離子加速機制, 包括“打洞”加速和沖擊波加速, 離子波破加速的優點主要在于其產生的離子能量更高, 缺點在于離子的數目相對較少.

3.4 靜電電容加速

RPA 機制中, 電子層與離子層互相耦合導致的不穩定性是制約獲得高能質子的主要因素之一.Shen 等[113]基于PIC 模擬工作, 提出了一種靜電電容加速機制(electrostatic capacitance-type acceleration, ECA).模擬中他們通過脈寬數fs、能量為10 J 的單周期激光作用到厚度為4 nm 的超薄靶, 獲得了能散低于10%, 能量達到百MeV 的準單能質子束.與RPA 機制不同, ECA 機制中電子層與離子層并不是作為一個整體的“等離子體飛鏡”被加速.相反, 電子和離子在激光傳播方向上是間隔一定距離的.如圖8(a)所示, 它的加速過程分為兩個階段, 首先激光與納米靶相互作用.由于靶的面密度很低, 會將靶中幾乎全部的電子推動向前加速, 電子不能在短時間內擴散, 而是形成一個飛行的電子薄片, 作為陰極, 而留下的重離子充當電容的陽極, 激光能量轉化為靜電勢能, 這等效于電容的充電過程.隨后納米靶的質子被兩個電極之間的勻強靜電場加速, 靜電勢能轉化為離子動能,電容放電.

作者認為, 相比于RPA 機制, ECA 機制更加穩定可控.在RPA 機制中, 激光有質動力推動著由電子和離子組成的“等離子體飛鏡”向前傳播, 加速過程中需要一直維持“等離子體飛鏡”的穩定性,才能獲得準單能的高能離子束.ECA 機制由于電荷分離場的形成和離子加速是相互獨立的, 只需要在激光作用瞬間, 確保電子完全打出, 形成一個均勻的平面電子層, 后續離子便能穩定、持續得到加速.實現ECA 機制的主要困難在于: 一方面微米尺寸大小、納米厚度的無支撐靶的制備和定位較為困難, 另一方面目前的激光技術還無法產生接近單周期的能量達到10 J 量級的激光.此外, 這種機制對激光的對比度要求比RPA 機制還要高, 激光到離子的能量轉化效率不高.

圖8 靜電電容加速機制[113] (a) 加速原理; (b) 不同脈寬激光的三維PIC 模擬結果Fig.8.Schematic of the electrostatic capacitance-type acceleration regime[113]: (a) Principle of ions acceleration; (b) three dimensional PIC simulation results for three different pulse durations.

3.5 多光束薄膜靶級聯加速

單級離子加速方案受限于激光光強、靶材, 一步到位獲得超過100 MeV 的高能質子有一定困難.采用讓離子依次通過多個激光產生的加速場來提升最終能量是一種吸引人的思路.2010 年,Pfotenhauer 等[114]提出了一種級聯加速方案, 如圖9(a)所示, 通過雙束激光兩次打靶實現多級TNSA 加速.首先第一束激光與第一層靶相互作用, 通過TNSA 機制產生數MeV 的質子, 當質子向前傳播到第二層靶時, 第二束激光與第二層靶相互作用, 在靶內部建立鞘層電場, 對初級質子束施加特征光譜調制.當質子到達第二層靶時候, 只有部分質子會受到影響, 靶后的質子會進一步得到加速, 而靶前的質子會被庫侖勢壘減速, 可以改變能譜某一特定能量段的分布, 如圖9(b)所示.通過調整兩束激光的延遲時間, 可以對輸出能譜進行操控, 但在實驗中, 鞘層電場較弱, 對質子能量沒有明顯的二次提升.

圖9 多級TNSA 加速方案[114] (a) 實驗示意圖; (b) 質子能譜分布Fig.9.Multi-stage TNSA acceleration[114]: (a) Schematics of experimental setup; (b) energy spectra of the proton beams.

后面也有人繼續研究這種級聯加速方案.2018 年王文鵬等[115]在實驗中, 利用兩束強度為7.7×1018W/cm2的激光先后以12°, 40°斜入射在4 μm 厚的金屬鋁靶及200 nm 厚的硼碳復合薄膜靶, 實現了雙級TNSA 加速.實驗結果顯示, 質子截止能量由7.0 MeV 被提高到14.4 MeV.他們的模擬結果表明, 在激光歸一化強度a0=25 的條件下, 利用這種方法可以得到截止能量為135 MeV 的質子束.

盡管取得了初步的成功, 多光束級聯加速仍有許多待解決的問題.首先, 多個加速過程的協調同步需要對激光和靶進行精密的控制, 這無疑增加了方案的復雜性.其次, 離子數量在多級加速過程中,不可避免地會有所損失.最終的加速效率可能并不高.這對于很多應用來說可能是比較致命的缺陷.最后, 目前激光器的成本與激光總能量成正比, 多光束級聯加速將激光能量分配到多個光束上, 如不能獲得很大的能量增益, 從成本角度看, 可能還不如單級加速劃算.以上這些問題的解決, 還需要更多的實踐探索.

3.6 微米管級聯加速

圖10 微米管級聯加速[116] (a) 微米管示意圖; (b) 電荷分離場的形成Fig.10.Cascade acceleration with microtubes[116]: (a) Schematic diagram of the scheme; (b) space-charge field irradiated by the CPA laser pulse.

2006 年, Toncian 等[116]利用微米管實現了一種對質子束進行聚焦和能量選擇的級聯加速方案.他們通過皮秒激光脈沖作用在長度為3 mm 的中空金屬筒上, 使得內壁產生熱電子并向內膨脹, 在管內產生了徑向的空間電荷場, 如圖10 所示.當來自于另一束激光加速的質子束通過管道時, 質子束會被聚焦和能量選擇, 最終質子單能性和準直性可獲得極大提升.2017 年, 上海交通大學Wang 等[117]在模擬中發現, 通過超強激光作用在1.6 μm 的中空金屬管外壁, 除了徑向電場外, 還可以產生TV/m量級的軸向電場.注入質子的最高能量由10 MeV提升到17 MeV, 能散由10%降低到4.9%, 并且發現增大微米管長度, 質子的截止能量和準直性會得到進一步提高.

2019 年, He 等[118]提出了一種利用超短強激光脈沖驅動, 實現全光學級聯離子加速的方案, 各加速階段相互獨立.如圖11(a)所示, 第一階段通過PW、皮秒激光與第一段微米管作用, 在管內形成臨界密度等離子體, 可以產生準單能, 高度準直的質子束.第二階段, 兩束TW、飛秒激光作用在第二個管狀結構兩翼, 沿著管壁驅動表面電流, 產生電磁場脈沖對質子進行級聯加速.圖11(b)模擬結果顯示, 初級加速質子截止能量為123 MeV, 一次級聯后能量提高達到151 MeV, 二次級聯后提高到181 MeV, 每一級能量增益大概在30 MeV左右, 總的能量轉化效率為2.1%.這種級聯加速方案, 可以產生能譜發散度很小的離子束.采用激光能量達到千焦的皮秒激光, 能夠產生高通量的離子束, 部分補償了級聯加速過程中不可避免的粒子損失, 有利于質子束的多次級聯加速.這個方案的主要問題在于對激光器能量要求太大, 目前的技術條件下很難推廣.

3.7 微螺線管后加速

Kar 等[119-122]和Bardon 等[123]提出一種利用微型螺旋管的后加速方案, 不需要多束激光即可同時實現質子束的能量選擇、準直和二次加速.如圖12(a)和圖12(b)所示, 激光與靶相互作用后,電子從靶背表面出射, 形成靶背鞘層電場, 產生沿靶后法線方向傳播的高能質子束.同時由于靶中的電子被打出, 靶上積累的正電荷會通過接地導線產生沿螺線管傳播的電流脈沖, 形成的超短超強電磁場能夠對質子束進行二次加速和聚焦.實驗中使用200 TW 的激光器, 后加速段的加速梯度達0.5 GV/m, 遠超傳統加速器所能達到的加速梯度.

圖11 全光學離子加速級聯方案[118] (a) 微米管對質子進行級聯加速; (b) 質子截止能量演變過程Fig.11.All-optical cascaded ion acceleration scheme[118]: (a) Post-acceleration of protons in microtubes irradiated by femtosecond laser; (b) time evolution of the maximum ion energy.

圖12 螺旋管級聯加速方案[119] (a) 脈沖電流沿螺線管傳播; (b) 螺線管內部電場分布Fig.12.Schematic of the post-acceleration of ions in helical coils[119]: (a) Propagation of electromagnetic pulse along the metallic wire; (b) schematic representation of laser-excited electric field inside the coils.

圖13 螺線管級聯加速實驗及模擬結果[119] (a) 質子能譜分布; (b) 質子束三維分布; (c) 兩次級聯加速模擬結果Fig.13.Experimental and simulated results of post-acceleration using helical coils[119]: (a) Proton spectrum with and without the helical coils; (b) spatial profile of the ion beams; (c) proton spectra of the input proton source, after the single-stage and after the double-stage post acceleration.

實驗結果如圖13(a),(b)所示, 經過螺線管電場二次加速后, 質子的截止能量由7.6 MeV 提升到10.4 MeV, 并且質子束得到了良好的聚焦, 靶后35 mm 處, 束流高度準直, 發散角小于0.5%.此外他們還模擬了質子束經過兩次螺線管結構加速后的效果, 如圖13(c)所示, 在PW 激光下, 由薄膜靶發射的初級質子束截止能量為40 MeV, 經過一次螺線管結構后, 達到了70 MeV.兩次級聯加速后, 達到100 MeV.可見使用PW 激光器, 利用螺線管級聯加速方案有望獲得能量為100—200 MeV的高能質子束.

4 總結與展望

從實驗上發現超強激光與固體薄膜作用可產生高能質子到今天, 已經過了20 年左右的時間.在世界范圍內廣大科研工作者的共同努力下, 激光驅動離子加速作為一種全新的離子加速方法, 已逐漸走向成熟.質子能量記錄不斷提高, 加速穩定性與可靠性穩步提升.激光加速一個重要優勢是激光到離子的能量轉化效率較高, 普遍可達百分之幾.如采用高平均功率和高電光源轉化效率的超短超強激光作為驅動源, 激光加速有很大潛力成為一種經濟高效的中低能離子產生方法.目前, 采用二極管泵浦的高功率激光器, 已可實現60%的強電到泵浦光轉化效率和超過20%的泵浦光到脈沖光的轉化效率.預計在不久的將來, 平均功率達到千瓦量級的拍瓦激光器將會出現[124].利用這種激光器預期可產生平均功率在十瓦量級的離子束流.

世界各國正將注意力由基礎物理研究轉到應用.2010 年, 歐洲批準了首個艾瓦( 1 018W/cm2)激光裝置ELI (extreme light infrastructure), 預期激光強度可超過 1 024W/cm2.ELI 項目一個非常重要的研究目標為產生最高能量達300 MeV 的質子, 并開展腫瘤治療應用研究[125].與此同時, 德國政府也在慕尼黑大學和德累斯頓建立了兩個激光加速研究中心, 各投入7000 萬歐元, 主要目標為產生20—100 MeV 的質子, 應用于癌癥治療、醫學成像和質子診斷等.韓國政府也批準了投資過億美元的UQBF(ultrashort quantum beam)計劃, 其中一個重要方向即為激光質子加速及應用于醫學和成像.

我國在激光質子加速領域同樣成果顯著, 中國科學院物理研究所、中國科學院上海光學精密機械研究所、中國工程物理研究院、北京大學、清華大學、上海交通大學等單位在激光離子加速領域做出了很多具有世界先進水平的理論和實驗工作.其中北京大學激光加速團隊在國家重大儀器專項的支持下, 已建成世界上首臺1%能散的小型激光質子加速器(CLAPA)及輻照裝置, 在激光加速到穩定可用的激光加速器的過程中邁出了堅實的一步[6,126].未來在國家重點研發專項“拍瓦激光質子加速器裝置研究與應用示范”的支持下, 可以預期,我國將在激光離子加速及應用領域獲得更多更大的突破.