激光與核在核科學技術中的應用
——超高強度激光

王乃彥

(中國原子能科學研究院，北京 102413)

激光是20世紀60年代出現的重大科學技術成就之一，從第一臺激光器問世后，人們很快認識到激光將成為人類科學研究和技術進步中的一個重要工具。激光技術的飛速發展，促進了一些學科的發展，形成了一些新的交叉學科，其中“激光核物理”就是近期發展非常迅速的新興交叉學科[1]。問題的提出早在20世紀20年代，應該指出那時激光還未被發現，1925年4月在為Einstein授予阿根廷科學院榮譽院士的會議上，有人問Einstein：“用光量子去轟擊物質時，是否可能獲得感生的放射性?”，Einstein回答說：“首先，我必須說是可能的，是存在著由于光量子和物質相互作用感生的放射性，如果它是存在的，這個現象觀察的困難在于現象的效應是非常小的，但是是可能的。”

激光問世后，人們自然更容易會想到如何將激光技術的進步運用于核科學技術的研究，經過半個世紀的發展，激光技術已深入到各學科，文獻[2]已詳細給出了超短超強激光系統的發展歷史。本文將對高功率激光在核科學技術中的應用情況進行綜合分析及介紹。

1 激光與原子核的相互作用

1.1 原理

一個激光束可用來產生核反應，產生中子引起核聚變，或引起一個核裂變。一個激光光子的能量在十分之幾eV到幾個eV的范圍，而使一個鈾核裂變所需要的能量為幾百萬eV的范圍，那么它是如何做到的?關鍵的問題在于當今最強的激光光場是如此強，因此激光和物質的相互作用完全是由電磁場起著支配作用，不是單個光子，而是光子的集體的效應，相互作用的物理也已從經典的非線性光學走向新的占支配地位的相對論性光學。相對論性光學或光與物質間的相對論性相互作用開始發生，當一個電子在光場中的抖動能量接近于電子靜止質量，這發生在光強為2×1018W/cm2(波長λ=800 nm時)。當今的超強激光的強度比此數值要高三個數量級以上，因此實驗激光物理真正進入了這個新奇的領域。圖1為世界極端強的光發展路線。

下面將激光聚焦和太陽光聚焦產生的電場強度做一比較，若人們能將射到地球上的太陽光用一個足夠大的透鏡聚焦到如鉛筆尖大小(0.1 mm2)的焦斑上，這時光斑上的光強約為1020W/cm2，它相應的電場強度大于1011V/cm，此數值比氫原子中電子所受到的原子核的庫侖場高100倍，這時加在激光光斑上的光壓可達到幾個Gbar。通過電子的直接加速，可以產生幾個1012A/cm2的電流密度和幾千特斯拉的磁場。物質的這些狀態和這樣大小的場僅存在星球內部、黑洞的邊緣和太陽系的噴注中。

激光技術得到如此快的發展，人們自然會想用激光作用在原子核上，去影響原子核。因為激光的波長λL遠大于原子核半徑RA，即λL?RA(RA≈(2～10)×10-13cm)，所以激光的能量直接耦合到一個原子核系統的強度是非常小的。將原子核系統考慮為一個能級間隔為ΔEA的量子態，ΔEA≈100 keV的數量級時，激光電磁輻射和一個核的相互作用可用一個哈密頓量HLA進行描述：

圖1 世界極端強的光發展路線Fig.1 Roadmap of extreme light development in the world

(1)

其中：e為電子電荷；rp為核中單個質子的徑向矢量；E為激光輻射的電場，∣E∣≈I1/2，I為激光強度，W/cm2。

由式(1)可推導出相互作用矩陣單元M[3]為：

M≈(10-13～10-12)I1/2eV

(2)

因為核能級間距ΔEA≈100 keV，在忽略原子殼層的屏蔽情況下可得到：

(3)

(4)

此時則可觀察到激光對能級結構的影響，即可運用不久未來能達到的激光強度1025W/cm2去研究一些非常低能態的原子核的能級結構，但要去研究一般原子核的能級還做不到，有待于高強度激光技術的進一步發展。

1.2 相互作用的途徑

在目前激光強度能達到的情況下(約1022W/cm2)，用高強度的激光開展與原子核物理有關的研究主要通過以下幾種途徑。

1) 利用相對論效應將激光的電場強度提高到真空擊穿的電場強度(即Schwinger場強)，使真空中處于虛態的正負電子對激發為實態的正負電子對，開展量子電動力學(QED)的研究[4]。

按照QED的計算，在真空中若加上1.3×1016V/cm的電場，電場就可使真空發生擊穿，而產生正負電子對，這個臨界場的強度相當于此電場作用在一個康普頓長度的距離上，電子在電場作用下運動所獲得的能量增益等于兩倍的電子靜止質量2mc2。

(5)

實驗是在Stanford直線加速器中心的末級聚焦試驗束上進行的，運用一個46.6 GeV的電子束和一個527 nm的激光碰撞，產生了106±14個正負電子對。正負電子對的產生經歷兩個過程，第一步是激光的光子和電子碰撞產生背散射光子，可產生29 GeV能量的光子，第二步是這種高能的光子和多個激光光子碰撞產生正負電子對，即：

e+ω—e′+ω′

ω′+nω—e+e-n≥4

(6)

實驗采用的是雙倍頻的Nd玻璃激光，其波長為527 nm、脈沖能量為650 mJ、焦斑面積為30 μm2、脈沖寬度(FWHM)為1.6 ps，因此焦斑上的激光強度I=1.3×1018W/cm2，相應于焦斑處的激光電場強度EL=27.5I1/2=3.2×1010V/cm。在電子坐標系上，激光的電場強度E*=γEL。對于46.6 GeV的電子，洛倫茨因子γ=9.4×104，E*=3×1015V/cm。

按照QED理論，發生真空擊穿的概率P為：

Y=1.3×1016/3×1015=4.33

(7)

其中，k為常數。

由式(7)可知，已經有一定的概率可產生正負電子對了。

從真空中產生正負電子對的實驗如圖2所示，在碰撞點后放置一個永磁體組成的偏轉器，將正負電子分別偏轉到不同方向，并進入兩個Si-W量熱器(ECAL和PCAL)。用切連科夫氣體探測器來測量反應產生的散射電子，其優點是對低能本底不靈敏。

2) 運用超短超強激光和物質相互作用加速電子、質子或重離子并通過它們和物質的作用產生中子、軔致輻射。利用這些粒子和輻射與原子核相互作用產生核反應，進行激光核物理的研究，其不僅開辟了原子核物理研究的新內容和新方向，同時也展現出了在核嬗變、核成像和核共振熒光的應用前景。

圖2 真空中產生正負電子對的實驗Fig.2 Experiment generating positron-negative electron pairs in vacuum

(1) 激光加速電子

2004年英國、法國和美國三個小組幾乎同時發現了高強度的激光可產生相對論性、斑點很小、準直的電子束，并具有很窄的能譜分布[6-8](表1)。當激光聚焦在一個氣體噴注上時則發生等離子體的集體過程，激光的有質動力Fpond推著電子離開激光通過的道路。首先激光脈沖的前沿部分推著等離子體中的電子向前運動，一旦電子的堆積達到一定程度，由于電子之間的排斥力和后面離子的吸引力，電子又被拉回去。這個過程連續反復地進行，導致縱向的電荷分離，在激光和等離子體達到一定的條件下可驅動達到共振。這時等離子體波的前沿變得陡峭，幅度不斷上升直到等離子體波破裂，電荷分離的積累會形成電荷密度波，此波的相速度vp近似地等于等離子體中激光脈沖的群速度vg，這個密度波就被稱為激光脈沖的尾場。被捕獲在尾場中的電子跟隨著尾場被加速到很高的能量。

表1 三個小組實驗結果Table 1 Experiment results of three groups

激光脈沖前沿部分的有質動力將電子排斥而離開光軸的方向，離子的正電荷卻將電子拖回到光軸的位置，這種電子運動，在激光強度最大值附近形成一個空洞的結構，稱為氣泡。一些電子可從氣泡的后端潛入，形成所謂的莖，氣泡以激光的群速度向前運動，電子可被加速到幾十至幾百MeV，能量分散性可達到百分之幾，發散角達到幾個mrad。這種情況類似于一個水波的破裂，當波的振幅較小時，波的相位以較快的速度在水中傳播，水分子圍繞它的靜止位置做振動，一旦波的振幅超過波的擊穿閾值時，一些水珠能被波的前沿部分所捕獲，并被加速到波的群速度。如同海到達了它的終結處，在等離子體波中的電子，如同水波被拋到海灘上去，對于電子此海灘就是真空，電子的能量高度相對論性，同時它的能譜寬度是狹窄的。激光尾場加速原理的示意圖如圖3所示。

(2) 激光加速質子

a——在氣體靶中由激光激發產生一個等離子體，并產生尾場，尾場的勢能不斷上升，變得愈來愈陡峭，一直到最后破裂，等離子體中的電子被尾場捕獲，在尾場勢能達到最大值后，尾場就不再捕獲電子了，電子“騎”在尾場上，像“沖浪”著這個尾場的波； b——電子的加載(指電子被尾場捕獲)使尾場發生形變，使尾場停止了從等離子體中進一步捕獲電子； c——電子“騎”在尾波場上，像“沖浪”一樣沖到尾場勢的底部，它們得到幾乎一樣的能量圖3 激光尾場加速示意圖[9]Fig.3 Laser wake acceleration diagram[9]

圖4 超強超短激光加速產生能量為MeV的離子示意圖Fig.4 Ion schematic with MeV energy produced by ultraintense and ultrashort laser acceleration

一旦相當數量的離子被加速，它抵消了鞘層中的負電荷，場則崩潰，由離子和電子電荷中和形成的云立即飛散開。如果靶的表面沒有被認真地清潔處理過，吸附在表面上的氬、碳和氧等雜質會被電離成離子，并被加速。因此要加速靶材料的離子時，必須對靶表面進行認真處理，去除附著物。鞘層的電場強度正比于Kthot/eλD(λD為Debye長度，K為波爾茲曼常數，thot為熱電子溫度)。在英國Rutherford實驗室的VULCAN peta watt激光裝置上用400 J激光(聚焦的激光強度為2×1020W/cm2)，從10 μm厚的Al膜上加速得到的質子能譜分布如圖5所示。

圖5 質子能譜分布[12]Fig.5 Distribution of proton energy spectrum[12]

從圖5可看出，從靶前方和后方測得的能譜分布近似為指數分布。在靶后表面，質子加速的方向是向前方的，能譜分布中有一個陡峭的切斷能量，最大能量為45 MeV，最大質子能量Emax依賴于Iλ2(I為激光強度，λ為激光波長)。Iλ2=1018W·cm-2·μm2時，Emax=(Iλ2)0.4，對于更高強度的激光則Emax=(Iλ2)0.5[13]，這種新穎質子源的重要特征是其低發射度。Cowan等[14]從靶面測量了被加速的質子分布，實驗結果表明，對于能量達到10 MeV的質子，橫向發射度很低，約為0.004 mrad，比通常由RF加速器所產生的橫向發射度好100倍。這是由于那些質子原先處在非常小的離子相空間中，再加上這種加速是在非常短的時間間隔內和非常短的距離上完成的[15]，這些被加速的質子被加速前均處于靜止狀態，且離子群聚的電荷可在電子堆積后非常短的時間內抵消，另外一個重要特性是激光加速質子束是在很短的時間內完成的。離子被加速的時間就是等離子體中空間電荷分離和電荷分離場建立的時間，因此質子束流脈沖時間的寬度和激光脈沖時間的寬度是同一數量級。

隨著激光技術的不斷發展，人們除了運用像Rutherford實驗室大型的peta watt的VULCAN單次激光器開展研究工作外，還在TW級重復頻率的激光器上進行大量的研究工作。TW激光器的脈沖寬度不斷減小，由于引入自適應光學，如變形鏡，可將激光聚焦到幾乎接近于衍射極限(一個單波長)。當激光的強度達到1024～1025W/cm2時，將可使質子能量達到100 MeV～1 GeV，相應速度達到相對論性，這些性質可用于裂變和散裂反應的研究。人們可期望激光強度的進一步提高，以至于可直接地去影響核。

激光加速的質子束能譜分布是很寬的，必須在未來的發展中加以改進。Esirkepov等[16]用三維PIC模擬了激光輻照雙層靶。雙層靶包含一個相對厚的、高Z材料的第一層靶，然后在上面鍍一層非常薄的低Z材料的第二層靶，由此加速出來的是準單能質子束。Nakamura等[17]用1017W/cm2強度的激光脈沖照射高分子鍍層的金屬靶，觀測到產生的快質子數目比未鍍層靶的快質子數目增大80倍。

(3) 激光加速重離子

用1019～1020W/cm2的激光輻照含碳、鋁、氧和鉛元素的靶，可產生和加速重離子束，并可觀測到其能量高達每核子5 MeV[18]。實驗結果表明，當在靶的薄片上除去表面污染的含氧物質(如通過加熱靶片)后，重離子可有效被加速。因為激光照射冷靶時，在加速重離子的同時也加速H離子，H離子的荷質比最大，大部分的能量均被用于加速H離子。通過對靶薄片加熱超過850 ℃，可去除靶上的污染。實驗用3×1020W/cm2的激光照射100 μm厚的鐵片，通過測量Fe+C的聚合蒸發反應實現對Fe離子的加速，即在靶前放置碳的活化片，探測發生在Fe+C的聚合蒸發反應后感生的放射性所放出的特征伽馬射線。探測被加速的質子是用Cu的薄片串，即探測質子在Cu中產生的活性。由測量到的活化樣品反應數、在樣品中的阻止射程和反應截面可推導出質子的能譜(圖6)，由圖6可看出，冷靶的Fe離子被加速到450 MeV時，激光能量轉變為Fe離子的能量效率(按能量高于150 MeV以上計算)約為0.8%。當靶片被加熱后，被加速的Fe離子數目較未加熱時高一個數量級，Fe離子加速的能量大于600 MeV，能量轉換效率約為4.2%[18-19]。實驗上也證實了通過加熱靶的方法可抑制質子的加速，對于未加熱靶每炮可產生最大能量大于40 MeV的質子數目大于1012個，能量轉換到質子的效率為7%，加熱后每炮快質子數減少至109個。

(4) 高能量、準單能、小發散角、高偏振γ射線的產生和應用

運用具有GeV量級的高能電子束和激光束發生逆康普頓散射(圖7)，產生高能量的準單能、小發散角的γ射線，這種γ射線稱為激光康普頓背散射γ射線(LCS-γ)。

散射的γ射線能量ES≈4γ2hv(γ=Ee/m0c2)，由于Ee為GeV量級，γ≈2×103，對于hv≈1 eV的光子，則ES≈16 MeV。通過調整電子束的能量和改變光子的波長，完全可使散射光子的能量處在幾個MeV到幾百個MeV范圍內，在此能量范圍內，可開展核物理、核能利用、核嬗變、核探測和核共振熒光等多種研究，且其應用也會非常廣闊。

a——冷靶；b——激光照射前30 min將靶加熱到850 ℃圖6 放置在Fe靶前面的C活化靶中 離子感生反應產生的特征γ峰Fig.6 Characteristic γ peak produced by ion-induced reaction in C-activated target placed in front of Fe target

圖7 激光與電子束碰撞的逆康普頓散射示意圖Fig.7 Anti-Compton scattering diagram of laser-electron beam collision

至今為止，光核研究受限于沒有一個足夠高能量的、單色性好的光源，原子核高激發能級結構的研究也需有這樣的光源。因此LCS-γ的研究在國際上受到很大的重視，由歐洲共同體計劃在歐洲建立3個極端強的激光裝置(ELI)，其中一個稱為ELI-NP(即核物理的極端強的激光裝置)，要建立在羅馬尼亞，建設費用為3.56億歐元。主要目的是建立一個高能粒子加速器和一個高功率的激光，用康普頓散射的γ射線開展核物理的研究工作，重點開展光核物理，用光子研究原子核[20]。此裝置能產生19 MeV的γ射線，帶寬為0.1%，γ射線強度達到1013s-1，在2020后采用超導能量可回收的Linac以達到更高的γ強度(1015s-1)和進一步改進帶寬。

LCS-γ具有高亮度，其中一個重要原因在于它的發散角很小，發散角θ為：

5×10-4rad

(8)

2 LCS-γ在科學研究中的作用

2.1 LCS-γ在核物理研究中的意義

光核反應的研究需要有一個單能的、高亮度的γ射線源，光核作用是一種有閾能的反應，(γ，n)和(γ，p)反應的閾能就是靶核中的最后一個中子和質子的結合能，通過(γ，n)反應閾值的測量可精確獲得最后一個中子的結合能。近百種穩定核素(γ，n)反應的閾能已被測量，其中大部分分布在4～10 MeV之間，當靶核的中子數等于9、21、29、51、83、127時，閾值突然變得很小，這是中子數等于8、20、28、50、82、126時原子核“幻數”的又一證明。實現光核反應途徑有以下幾種。

1) 利用天然放射源的γ射線，如用ThC的γ射線(能量為2.62 MeV)，但其γ射線的能量較低、強度較小，只能在一些原子核中子結合能特別小時可產生光核反應，如2H(γ，n)1H的Q=-2.226 MeV、9Be(γ，n)8Be的Q=-1.16 MeV。

2) 利用質子或α粒子在輕核上發生的核反應，可產生一些單能性很好、能量較高的γ射線，但其缺點是質子的流強有所限制，目前能達到的僅幾個mA，要達到幾十mA非常困難。因此，很難產生像ELI-NP的1013s-1的強度，又由于這些由核反應產生的γ射線能量單一、不可調諧，而Doppler效應所造成的γ射線能量變化是微小的，不足以滿足光核反應中測量激發函數的要求，也不適應于核共振熒光研究中γ射線的能量可調整的要求，從而不能使其與一些被研究核材料的共振特征線能量精確相匹配。它雖然具有這些局限性，然而其在核探測、核射線成像方面仍具有重要意義。由輕核反應產生的單能γ射線有很多，如：7Li(p，γ)8Be，Eγ=17.6 MeV；11B(p，γ)12C，Eγ=11.8 MeV；19F(p，αγ)16O，Eγ=6.2 MeV等。

3) 由電子束打靶產生的軔致輻射，軔致輻射具有連續譜，其最大能量等于電子的動能，強度與其能量約呈反比。顯然，軔致輻射產生的光核反應是不同能量的γ射線所產生的積分。為了區分一定能量的γ射線引起的效應，可通過改變軔致譜的最大能量，并用差分的方法以求得，但這種方法誤差大、能量分辨率差、且實驗數據處理復雜。為使實驗結果滿意，曾提出過另一種方法，即利用正電子在飛行中的湮滅產生可變能量的單能γ射線，但這種方法設備復雜，一般γ射線強度只在105～107s-1。

4) LCS-γ方法，γ射線的能量可調整，可用于很好地測量光核反應的激發函數，有關(γ，n)、(γ，p)等反應的實驗結果發現，激發函數呈現出寬度為幾MeV的共振峰，稱為核反應的巨共振。這個光核反應的巨共振具有兩個特征：(1) (γ，n)反應截面的最大值隨質量的增加而增長；(2) 共振峰的能量Eres～1/A0.19(A為原子量)，Eres在13～28 MeV之間。

光核反應激發函數σγ(E)和核形變參量之間存有關系，如果認為核形變為橢球，用c和a代表橢球長軸和短軸，形變參量β=(c-a)/a，光核反應激發函數σγ(E)和核形變參量β有關，對于具有四級形變的原子核，應出現兩個峰，其具有如下特點：兩個峰的距離正比于形變參量β，兩個峰下面的面積比為2∶1，對于長橢球形變核，高能峰面積大于低能峰，對于扁橢球形變核，低能峰面積大于高能峰。因此通過測量光核反應巨共振的激發函數可獲得原子核形變的信息。

2.2 LCS-γ在核嬗變研究中的意義

在日本先進工業研究所的New Subaru裝置上，有一專用管道BLIa，用于開展激光康普頓背散射γ射線研究。其中一個重要的內容就是進行核嬗變的研究(圖8)。

由于激光技術的發展，人們想到用激光直接驅動核嬗變，德國的Jena大學和英國Rutherford實驗室都用1020W/cm2的激光聚焦在幾個mm厚的Ta靶，靶后放置含有129I、90Sr、137Cs的放射性核素的樣品，實現了將它們分別嬗變為128Xe、89Sr和136Ba。此方法的優點是不用大型的反應堆或加速器，缺點是由于激光強度的限制可嬗變的核數目有限。

日本Hyogo大學工業先進科學和技術實驗室在1.5 GeV New Subaru的電子儲存環上用一個超級腔來儲存光子，利用高能電子束和超級腔中的光子產生的LCS-γ進行核嬗變研究。激光光子儲存腔是由一對高質量的鏡片組成的Fabry-Perot干涉儀，兩個鏡片不僅需要高的反射率(R=99.9%～99.999%)，而且要很小的損耗10-6～10-5，光子在腔中的信號儲存率可達105，圖9為靶中的反應過程和靶結構。

圖8 用于嬗變實驗的New Subaru電子儲存環Fig.8 New Subaru electronic storage ring for transmutation experiment

a——反應過程；b——靶結構圖9 靶中的反應過程和靶結構Fig.9 Reaction process and target structure in target

當γ射線的能量超過嬗變閾值時，巨共振就發生了，在第一級靶中的裂變產物，如129I被嬗變為128Xe，并放出中子，中子可繼續用來嬗變，使中子射到由超鈾元素(TRU)和中子倍增物質組成的第二級靶。這個第二級靶可設計為一個次臨界的可裂變的包層。中子在其中得到倍增，使其中有一定的中子密度，以期得到高的嬗變率，并可輸出熱能，有利于導致系統的能量平衡，在第二級靶的外面由裂變產物(FP)，如Tc和Cs等組成第三級靶，可作為中子的吸收劑，在第一級靶中由于γ射線所產生正負電子對時所產生的熱能可用于制氫。

3 結論

本文給出了激光與原子核相互作用的機理；總結了在目前激光強度能達到的情況下，用高強度的激光開展與原子核物理有關的研究途徑；并分析了LCS-γ在核物理和核嬗變研究中的意義。