極強激光場驅動超亮伽馬輻射和正負電子對產生的研究進展*

朱興龍 王偉民 余同普 何峰 陳民 翁蘇明陳黎明 李玉同 盛政明? 張杰5)

1) (上海交通大學物理與天文學院, 激光等離子體教育部重點實驗室, 上海 200240)

2) (中國人民大學物理系, 北京 100872)

3) (上海交通大學, IFSA 協同創新中心, 上海 200240)

4) (國防科技大學物理系, 長沙 410073)

5) (中國科學院物理研究所, 北京 100190)

6) (上海交通大學, 李政道研究所, 上海 200240)

1 引 言

激光器是20 世紀以來繼原子能、半導體、計算機之后, 人類科技史上的又一重要發明.因具有方向性、單色性、相干性、強光場、高亮度等特點,被稱為地球上“最亮的光”、“最準的尺”和“最快的刀”.自20 世紀60 年代第一臺激光器誕生以來[1],它極大地推動了科技進步并徹底改變了人類的生活, 現已成為科學研究、醫學治療、工業生產、國防等領域中不可或缺的重要工具.在商用激光器獲得廣泛應用的同時, 強場激光裝置正在成為拓展人類認識邊界的國之重器.超短超強激光技術的出現,使得人們能夠以前所未有的超高時間分辨率追蹤微觀世界中的超快過程, 或者在前所未有的高強度電磁場環境下研究宇宙中的極端物理現象[2,3].在過去的幾十年里, 超強超快激光技術打開了許多新的學科前沿[4,5], 例如激光等離子體物理與核聚變、強場物理、超快和阿秒科學、新型粒子加速器技術等領域.

早在十多年前, 人們已經可以獲得數十太瓦級的高功率商用激光器, 產生強度超過1018W/cm2的超強飛秒激光脈沖, 使得光與物質相互作用進入到相對論非線性區域.如此強的光場可以瞬間將物質電離并形成高溫高密度等離子體.等離子體中的電子被強激光場劇烈加速, 速度接近光速, 導致相對論效應變得非常顯著.強激光和等離子體相互作用伴隨著高能粒子加速、高次諧波產生、超亮X/γ射線輻射等物理現象[6-8].隨著國際上大量的數拍瓦與十拍瓦級激光裝置的建造, 以及一些百拍瓦級激光裝置的籌建, 未來有望在實驗室中實現光強達到甚至超過1023W/cm2的超高強度激光脈沖, 如圖1 所示.我國的超強超短激光裝置在過去的幾十年內飛速發展, 取得了舉世矚目的成就.例如, 上海超強激光裝置在國際上率先實現了十拍瓦峰值功率的輸出, 創造了世界紀錄, 被國際著名《科學》雜志譽為強激光發展史上的五個里程碑工作之一.數十拍瓦激光裝置正在把光與物質作用推向極強場范疇, 由此將會激發許多新的物理效應, 諸如強輻射阻尼效應、多光子非線性Compton 散射、超亮伽馬輻射和正負電子對產生等非線性量子電動力學(quantum electrodynamics,QED)效應[9,10].本文簡要回顧國內外在超強激光等離子體相互作用下產生超亮伽馬輻射和稠密正負電子對方面取得的研究進展, 并對未來發展面臨的主要挑戰進行簡單敘述, 以期讓讀者對該領域有一整體的了解.

2 超亮伽馬輻射源的產生、應用和主要挑戰

高能輻射源已成為當今基礎科學、醫學、工業和國防等領域中必不可少的工具, 具有廣泛的研究與應用價值.德國物理學家倫琴因發現X 射線[11]而成為首位諾貝爾物理學獎得主.這一偉大的發現開創了X 射線成像學, 為醫學診斷鋪平了道路, 也揭開了20 世紀物理學革命的序幕, 并為許多重大的科學發現提供了探測工具.然而, 隨著諸多前沿科學領域日益增長的發展需求, 還亟需產生更高光子能量、更高峰值亮度、更短脈沖寬度和更小尺寸的超亮高能輻射源[12-14].例如, 在研究物質結構動力學和化學反應中, 需要的時間尺度一般為飛秒量級, 以分辨分子的振動與轉動、化學鍵斷裂與形成、電荷轉移等超快過程.對于原子內電子和核子動力學研究, 則需要脈沖寬度短至阿秒甚至仄秒尺度, 以及光子能量高達硬X 射線乃至伽馬射線范疇的超亮超短高能光源.高能伽馬射線源將使得致密物體的輻射成像成為可能, 從而可以呈現低能X 射線源所無法看到的物體.另外, 具有微米尺寸和飛秒脈沖寬度的高能輻射源將實現更高分辨率的成像效果.

圖1 聚焦激光強度隨時間的發展歷程及其相應的物理研究范疇[4]Fig.1.Progress of the focused laser intensity over years and the development of laser-driven physics[4].

隨著大型同步輻射裝置的更新換代[15]和X 射線自由電子激光(X-ray free-electron laser, XFEL)的建造[12], 人們已經可以獲得X 射線波段的高亮度輻射光源, 其產生的峰值亮度范圍分別為1019—1024和1027—1032(單位是photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW)).并且, 由于同步輻射與XFEL光源在能譜、源尺寸、時間脈沖方面具有很好的可調控性, 因此在基礎研究、新材料設計和制備、生物、工業領域有著廣泛的用途.但是, 這類大型裝置高昂的造價、大尺寸規模、較少的數量等情況限制了它們的用戶范圍.此外, X 射線自由電子激光器和同步輻射裝置所產生的輻射光子能量通常在1 MeV 以下, 因此怎樣產生更高光子能量的高亮度伽馬射線脈沖是亟需解決的問題.另一方面, 雖然基于超熱電子與固體靶相互作用觸發的軔致輻射可以產生MeV 能量段的伽馬射線源[16-18], 但是獲得的脈寬長達皮秒量級、尺寸寬達百微米、發散角高達百毫弧度, 從而難以實現高準直性的超亮伽馬射線脈沖.為此, 2018 年德國的Keitel 研究組[19]提出利用數GeV 能量的高品質稠密電子束與固體靶作用, 通過激發的電磁不穩定性可以產生高能類同步輻射, 比軔致輻射產生的光子數目和能量轉換效率高幾個數量級, 故有望實現超亮伽馬射線源.然而, 該方案需要的較高質量(6%能散、0.8 mrad 發散角)稠密(約1020cm—3) GeV 電子束, 超出了現有的激光等離子體加速器技術所能夠達到的水平, 所獲得的伽馬射線峰值亮度為1025photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW).目 前 還少有能夠產生10 MeV、甚至GeV 量級的超亮超短強伽馬射線輻射源的有效方法.

2.1 基于激光尾場加速器產生超亮伽馬輻射源的研究進展與挑戰

近年來, 基于等離子體的激光尾波場加速器研究得到了迅速的發展[20-22].激光尾波場可以產生比傳統射頻加速器高三個數量級以上的超高加速場, 從而使得加速長度可以縮短到厘米甚至毫米尺度[23-25].這使得臺面型高能粒子加速器和超亮高能輻射源成為了可能[6,8].目前, 基于激光尾波場加速器的單級電子加速能量已經可以達到8 GeV 水平[26], 在未來有望實現將單級加速提高至10 GeV水平以及多級加速達到1 TeV 量級的宏偉目標[27].基于激光尾波場加速器產生的高能電子, 通過其在尾波場中作劇烈的Betatron 振蕩運動或在外部電磁場中作同步輻射運動[28-32], 以及與強散射激光場對撞通過Thomson 或Compton 散射[33-36], 可以產生高亮度的X/γ射線脈沖.所產生的輻射源脈沖寬度可短至數飛秒, 光子能量一般處于keV—MeV 范圍內, 峰值亮度約為1019—1023photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW), 每發次獲得的光子總數約為108量級.最終, 獲得的高能輻射源的能量轉換效率約為10—6量級.圖2 給出了基于激光等離子體方法、同步輻射源以及自由電子激光裝置所產生的超亮輻射源峰值亮度和光子能量的范圍.表1列出了在當前實驗條件下基于不同物理機制激光驅動的超亮X 射線和伽馬射線源參數的比較.近年來, 雖然世界各地科學家付出了很多努力并提出很多方案來增強激光尾波場驅動的Betatron 輻射,例如利用高能粒子束驅動的等離子體尾波場[37,38],或增加尾波場中電子的橫向振蕩振幅[39]等, 但是這些方案仍未能解決大幅度提高伽馬輻射源的光子能量、能量轉換效率和峰值亮度這一重大的科學難題.然而, 在許多前沿領域研究中往往需要的是光子能量在MeV 乃至GeV 量級以上的超高亮度伽馬射線脈沖, 例如研究光與光作用的基本物理過程[40,41]、探索伽馬射線暴[42]、產生與探測基本粒子[43]、研究核結構或光核物理過程[44,45]、檢驗QED效應[46]等.

圖2 基于第三代同步輻射源、X 射線自由電子激光[47] (a)和激光等離子體方法[8] (b)所產生的X 射線輻射源的峰值亮度范圍Fig.2.Peak brilliance for different types of X-ray radiation sources from the third-generation synchrotron-radiation sources and XFELs[47] (a) and laser-plasma-based radiation sources[8] (b).

表1 當前實驗中不同物理機制下激光驅動的X 射線源和伽馬射線源的性能比較Table 1.Comparison of the performance of laserdriven X-ray and gamma-ray sources under different physical mechanisms in current experiments.

2.2 基于極強激光場驅動超亮伽馬輻射源的研究進展與挑戰

另一方面, 基于正在建設的數十拍瓦高功率極強激光裝置, 研究人員從理論和數值模擬方面做出了大量的研究, 提出了多種產生超亮伽馬輻射源的方案.例如, 超強激光與臨界密度等離子體靶相互作用[50-52]、極強激光場激發的輻射阻尼效應[53,54]、超強激光與固體靶相互作用[55,56]、強場激光與高能電子對撞[57,58]、電磁級聯效應[59,60]等.然而, 這些方案存在著無法避免的物理局限性.比如極強激光場與電子直接作用時會導致非常大的發散角, 難以產生峰值亮度可達自由電子激光水平的伽馬射線脈沖.獲得的高能輻射源在光子能量、輻射功率和峰值亮度等方面的可調性也是有限的.此外, 這些方案一般需要光場強度達到1023W/cm2以上, 以產生GeV 量級的伽馬光子輻射.這比目前實驗中觀測到的最高激光強度(5.5 × 1022W/cm2)高了約1 個數量級[61].當激光強度降低至目前實驗室中可用的光強(約1021W/cm2)范圍時, 上述方案將變得無效或難以產生超亮高能輻射源.這給實驗探索和方案驗證帶來了極大的挑戰, 限制了這些方案的實用性.迄今為止, 尚未有合適的方法來實現峰值亮度可達X 射線自由電子激光水平的極高亮度伽馬射線輻射源.

3 我國在超亮伽馬輻射源方面的最新研究進展

本節主要介紹基于極強場激光驅動非線性QED 輻射效應產生超亮伽馬射線源方面的研究進展.隨著新一代十拍瓦級超強激光裝置的到來, 例如歐盟極端光學基礎設施、上海超強超短激光裝置、英國Vulcan 激光裝置、法國Apollon 激光裝置等, 基于極強激光場驅動等離子體的研究引起了世界各地研究人員的廣泛興趣.歐洲學者在這方面的研究起步較早, 走在了世界前列, 尤其是在實驗研究方面.例如, 2018 年英國帝國理工學院和貝爾法斯特女王大學領導的聯合實驗, 利用激光尾波場加速的高能電子束與超強激光場對撞在實驗室中觀察到了強電磁場中的輻射阻尼效應[62,63].不過,值得一提的是, 我國學者在強場QED 等離子體物理研究方面緊跟國際前沿, 近年來在理論和數值模擬方面取得了很多重要的成果.國內已有多家單位在開展QED 等離子體物理方面的研究, 例如上海交通大學[64-66]、國防科技大學[67-69]、北京大學[70,71]、中國科學院上海光學精密機械研究所[52,54]、上海師范大學[10]、中國科學院物理研究所[72]、中國工程物理研究院[73]、西安交通大學[74,75]、南華大學[76,77]、北京師范大學[78]、深圳技術大學[56,79]等.為了能夠產生峰值亮度接近X 射線自由電子激光器、高準直性的高能伽馬光子束, 最近中國人民大學王偉民等[80]和上海交通大學朱興龍等[66]分別提出了兩種新的方案.此外, 本文還將介紹一些關于產生超亮阿秒伽馬射線脈沖方面的研究進展.下面將逐一介紹這些方案的物理過程和研究結果.

3.1 超強拍瓦激光驅動絲靶產生超亮伽馬射線源的物理方案

由上文介紹可知, 高能伽馬射線源在廣泛的科學領域中具有重要的作用, 但想要獲得能量在1 MeV 以上的超亮伽馬射線脈沖仍是一項巨大的挑戰.為了解決這一難題, 進一步將輻射光子的能量提高到GeV 量級, 王偉民等[80]提出了一種利用拍瓦強激光脈沖與細絲靶作用的新方案, 如圖3 所示.

利用強激光與橫向尺度在激光波長量級的固體細絲靶作用, 發現當采用拍瓦量級功率的驅動激光時, 可以產生顯著的QED 效應.當強激光場與細絲靶作用時, 一方面在細絲靶表面將靶電子加速至GeV 量級, 另一方面在靶表面激發出很強的準靜態橫向電磁場, 后者在絲靶表面驅動高能電子作強烈的橫向振蕩, 從而激發超強類同步輻射, 并產生大量的高能伽馬光子.值得一提的是, 高密度固體細絲靶(或微通道等離子體靶[81])可以引導激光脈沖沿靶表面向前傳播并加速電子向前運動, 產生大電量的準直GeV 電子束, 獲得的電子束總電量可達10 nC 量級.相比較而言, 基于氣體靶尾場加速器的電子束電量一般僅有100 pC 量級.與此同時, 強激光場與固體細絲靶作用所激發的準靜態橫向電磁場可達1014V/m 量級.在能量為GeV 量級的電子靜止坐標系下, 激發的振蕩場將接近于Schwinger 臨界場強Esh= 1.32 × 1018V/m(此場強意味著可以在真空中直接激發產生正負電子對)[82].由此引起的高能同步輻射將進入到QED范疇, 從而能夠高效地產生高能量的強伽馬射線脈沖, 并且靶表面形成的靜電場和靜磁場可以使得產生的高能電子和伽馬光子具有很好的準直性.王偉民等[80]利用他們自主開發的三維粒子模擬程序KLAPS 進行模擬研究, 結果表明, 可以產生峰值亮度僅次于X 射線自由電子激光裝置水平的伽馬射線脈沖, 且獲得的光子能量可達幾十MeV 到幾百MeV, 比XFEL 的光子能量高3 個數量級.最終, 從激光脈沖到伽馬射線源的能量轉換效率可達10%左右.與先前強激光與固體靶作用產生高能伽馬射線的方案相比, 此方案不僅大大降低了對驅動激光功率的要求, 而且大幅提高伽馬光束的準直性、大幅降低伽馬光束的橫向尺寸, 因此使得伽馬射線源的峰值亮度得到了極大的提高, 可以達到1027photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW).

3.2 利用激光等離子體加速器產生極高亮度GeV 伽馬輻射源的物理方案

接下來介紹基于激光等離子體加速器產生的超亮GeV 伽馬射線輻射源的最新研究進展.眾所周知, 電子失相長度是制約激光尾波場加速器的關鍵因素之一, 它與背景等離子體密度成反比(Ld∝1/ne).因此, 激光尾波場加速機制通常采用相對低密度等離子體來加速俘獲電子至更高的能量[6].但是, 高密度等離子體更有利于俘獲電子在尾波場中作強烈的橫向振蕩運動, 從而可以產生光子能量和峰值亮度更高的Betatron 輻射[8].這一內在的物理矛盾限制了基于激光尾波場加速器的Betatron 輻射源的發展, 導致所產生的光子能量一般限制在百keV 能量范圍內, 光子數目約為108量級, 峰值亮度只能達到與第三代同步輻射源裝置相媲美的水平.

圖3 (a)絲靶方案的示意圖; (b) X 射線自由電子激光裝置、同步輻射裝置、基于激光尾場加速器的Betatron 或Compton 散射光源以及該細絲靶方案產生的伽馬射線源光子能量和峰值亮度的范圍; (c), (d)在不同驅動激光功率條件下所產生的伽馬射線源的角分布和能譜分布, 圖示中“ ×10”表示光子數放大10 倍[80]Fig.3.(a) Schematic diagram of the wire scheme; (b) chart of photon energy and brilliance of gamma-rays generated from our wire scheme, XFEL, synchrotron radiation facilities, and betatron radiation and Compton scattering based on LWFA; the angular distributions (c) and energy spectra (d) of the generated gamma-rays under different laser powers, where “ ×10” in the legend indicates the photon number multiplied by a factor of 10[80].

為了突破這一困境, 近期上海交通大學朱興龍等[66]提出了一種基于兩級激光等離子體加速器的新物理方案, 通過利用適度低密度等離子體加速產生大電量高能稠密電子束、并結合相對高密度等離子體來輻射超強伽馬射線脈沖, 如圖4 所示.在該方案中, 首先將一束聚焦光強約為1021W/cm2的拍瓦激光脈沖入射到密度約為1020cm—3的等離子體中, 由此激發產生一個高度非線性的等離子體尾波場.為了能夠有效地引導激光脈沖在等離子體中長距離地傳輸, 這里采用了一個橫向密度分布為拋物線型的等離子體通道靶.在第一級中, 大量的背景等離子體電子被俘獲到拍瓦激光驅動的高強度非線性尾波場中并被加速, 從而產生密度高達臨界等離子體密度(1021cm—3)、幾十nC 電量、低發散角的GeV 電子束.通過這一級高效的等離子體尾波場加速, 從激光脈沖轉換為GeV 電子束的能量轉換效率可以達到40%左右.處于能譜中準單能峰范圍的電子能量轉換效率約為22%, 與文獻[83]中理論預測結果(約20%)是一致的.隨后, 聚焦的強激光場驅動加速電子束共同進入一個密度更高的第二級等離子體中.在此過程中, 等離子體空泡尺寸發生劇烈的收縮, 從而進一步壓縮俘獲電子束并增強其束密度.另一方面, 在高密度等離子體中,由于尾波相速度的減小引起額外的電子注入, 使得俘獲電子束電量進一步增加至40 nC.最終, 獲得的GeV 電子束能量轉換效率可提高至50%以上.由此激發產生更強的準靜態自生電磁場, 進而觸發量子輻射效應, 產生光子能量可達GeV 量級的超亮伽馬射線脈沖.該方案的獨特之處在于所獲得的電子加速效率和高能光子輻射效率都非常高.產生的GeV 電子束總能量可超過100 J, 對應的能量轉換效率約為50%.產生光子能量在1 MeV 以上的伽馬射線輻射效率高達10%以上.因此, 與之前基于百太瓦級激光驅動的單級激光尾波場加速器產生的Betatron 輻射或Compton 散射源方案相比,利用這種超強拍瓦激光驅動的兩級等離子體加速器方案有望能夠將伽馬輻射源的光子數目、能量轉換效率、峰值亮度和輻射功率提高3—4 個數量級.

圖4 (a) 利用兩級激光等離子體加速器產生極高亮度伽馬射線源的原理圖; (b) 三維數值模擬結果; (c)伽馬射線源的能譜分布和角分布; (d) 伽馬射線源峰值亮度(單位: photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW))關于輻射光子能量的分布[66]Fig.4.(a) Concept of extremely brilliant γ-rays from a two-stage laser-plasma accelerator; (b) 3D simulation results of collimated γrays radiation in the two-stage LWFA scheme; (c) the angular-spectrum and angular distribution of the emitted gamma-rays;(d) the gamma-ray peak brilliance (photons/(s·mm2·mrad2·0.1%BW)) as a function of the radiated photon energy[66].

3.3 超亮阿秒伽馬射線脈沖的研究進展

眾所周知, 高次諧波輻射為產生阿秒光脈沖提供了一種有效的途徑.但是, 一般通過高次諧波輻射只能獲得極紫外波段的光源, 光子能量限制在keV 能量范圍內.對于核物理和核光子學等研究而言, 還亟需伽馬射線波段的高能強輻射源, 例如研究核內動力學、核結構、核共振熒光反應等.雖然通過非線性Thomson 或Compton 散射可以產生光子能量高達數十MeV 的伽馬射線脈沖, 但是所獲得的脈沖寬度至少為數飛秒以上.因此, 利用現有的方法難以產生脈寬短至阿秒尺度的伽馬射線源.另一方面, 攜帶角動量的光子束將會提供新的自由度, 為探索光與粒子之間角動量轉移過程、操控粒子動力學等研究提供可能.目前為止, 尚未有合適的方法產生角動量可調的超亮阿秒伽馬射線脈沖.

圖5 (a) 圓偏振拉蓋爾高斯激光驅動錐-固體薄靶產生超亮阿秒伽馬射線脈沖的示意圖, 在強激光場作用下, 電子(紅色環)從錐壁中被周期性地拉出, 并沿著激光傳播方向被加速; 隨后, 聚焦的強激光場被放置在錐靶外的固體薄靶(藍色平板)反射, 從而與加速的稠密阿秒高能電子束對撞產生數MeV 光子能量的超亮阿秒伽馬射線脈沖(橙綠色環); (b), (c) 入射激光場和聚焦激光場的強度分布; (d)時刻t = 14T0 處的電子密度分布; (e) 時刻t = 30T0 處的伽馬光子密度分布[64]Fig.5.(a) Schematic diagram of attosecond γ-ray pulse generation from a circularly-polarized Laguerre-Gaussian laser-driven conefoil target.Electrons (red rings) are extracted from the cone walls and accelerated by the focusing laser.Then, the focusing laser pulse is reflected by a plasma mirror/foil (blue plate) and collides head-on with the dense energetic attosecond electron bunches, resulting in efficient emission of bright multi-MeV attosecond γ-ray pulses.The spatial distributions of the laser intensity for the incident pulse (b) and in-cone pulse (c).Density distributions of electrons (d) and γ-photons (e)[64].

為此, 朱興龍等[64]提出利用一束圓偏振拉蓋爾高斯激光脈沖與錐-固體復合靶作用來產生角動量可調的阿秒MeV 伽馬射線脈沖的新方案, 如圖5 所示.該方案為實現激光聚焦、電子加速和超亮伽馬射線輻射提供了一種全光學、高效的三合一方法.當入射的驅動激光脈沖穿過錐靶時, 其橫向分布將被顯著地聚焦, 聚焦后的光場強度可提高近一個數量級, 如圖5(b),(c)所示.在激光場與錐靶(或微通道靶[81])相互作用過程中, 大量背景電子將從錐壁中被周期性地拉出, 形成一串稠密的阿秒電子束列.由此產生一串具有環狀結構和百阿秒尺度的超短電子束列.這主要是由圓偏振拉蓋爾高斯激光場的特殊結構所造成的, 該光場在徑向和方位角方向上具有獨特的電場分量, 呈現出空間周期性的環形分布.這種獨特的電場結構導致電子動力學和運動特性與常規的圓偏振高斯激光場與等離子體相互作用情況有著顯著的區別.在這種結構的激光場驅動下, 電子沿著縱向可以被有效地加速, 并逐漸形成間隔約為一個激光波長的環形電子束列.之后, 加速的高能電子束與被固體靶反射的聚焦強激光場對撞, 從而觸發非線性Compton 散射輻射,產生一串高亮度的阿秒伽馬射線脈沖, 并獲得與高能電子束相同的環狀結構, 如圖5(e)所示.在該相互作用過程中, 由能量和動量守恒可知, 輻射的伽馬光子束將從高能電子束中獲得相應的能量和角動量.通過改變驅動激光參數和等離子體靶參數可以對加速電子束角動量和能量以及產生的伽馬光子束參數進行調節.此外, 利用激光條紋技術還有望實現對阿秒電子動力學過程進行實時測量和直接探測[84].

4 超強激光產生稠密GeV 正負電子對的研究進展

最后介紹另一個重要的QED 過程, 即利用極強激光場驅動產生高能正負電子對的研究進展.正電子是人類發現的第一個反粒子, 自1933 年被發現以來[85], 它已被廣泛地應用于科學研究、醫學、工業等領域[86-88].雖然高能稠密正電子源可能普遍地存在于高能天體物理環境中[89], 例如脈沖星和黑洞等, 并可能涉及到伽馬射線暴的形成[77], 但在實驗室中產生高能稠密正電子源一直以來都是一項巨大的挑戰.近年來, 研究人員為此做出了大量的努力, 研究發現利用高功率強激光脈沖有望為產生高能稠密正負電子對源提供新的途徑.例如, 利用數百焦耳皮秒強激光直接輻照高Z固體靶[90,91]或超強飛秒激光脈沖驅動尾波場產生的高能電子束與高Z固體靶作用[92-94], 通過Bethe-Heitler 過程[95]可以產生相對論能量的正電子源,但是所獲得的正電子數密度一般不超過1017cm—3、平均能量僅有數十MeV 水平.更高能量和數密度的正電子源對探究高能天體物理現象、非線性QED過程、正負電子對等離子體物理等前沿領域十分重要.

新一代十拍瓦級激光裝置有望使得聚焦光強達到1023W/cm2, 導致光與物質相互作用進入到QED 主導的機制范疇, 從而觸發高能伽馬光子輻射和稠密正負電子對產生.理論和數值模擬研究表明, 當驅動光強達到1023W/cm2以上時, 極端強激光場驅動的非線性多光子Breit-Wheeler 過程[96]將為產生高能稠密正電子源提供一種有效的途徑[97,98].但是, 在相對低強度的驅動光場(約1022W/cm2)情況下, 如何能夠高效地獲得準直的稠密GeV 正負電子對源, 并具有準中性的束流特性和可控的束結構, 是一項巨大的挑戰.另一方面,攜帶角動量的高能粒子束具有額外的自由度特性和獨特的能力, 將為基礎物理研究、粒子屬性探測、渦旋光產生等方面研究提供一種極具潛力的新手段.在20 世紀30 年代, 研究人員就已發現了圓偏振光束具有光力矩的特性[99], 可以將光子自旋角動量轉移給帶電粒子[100,101], 從而可以用來操控粒子的運動特性.隨著激光強度的顯著增加, 例如在強激光驅動電子加速[102,103]和高能光子輻射[64,104,105]等研究中, 這種現象變得高度非線性、并進入到相對論區域.

針對上述難題, 2016 年朱興龍等[106]首次提出一種基于雙束拍瓦強激光與充滿近臨界密度等離子體的錐靶作用來實現激光對撞機的全新物理方案, 理論預測了高達數GeV 能量的稠密正負電子對束流和強伽馬射線脈沖的產生.為了進一步實現對伽馬光束和正電子束流的操控, 2018 年朱興龍等[65]研究并提出利用兩束偏振態可調的激光脈沖與臨界密度等離子體作用可以有效地產生角動量可調的超亮伽馬光子束和稠密GeV 正負電子對束流.在該機制中, 等離子體充當著“轉換介質”的作用.首先, 被俘獲的高能電子從驅動激光場中獲得能量和角動量, 然后通過非線性Compton 散射產生伽馬光子, 輻射的伽馬光子將從電子束中獲得相應的角動量.隨后, 通過高能光子與超強散射激光場對撞, 觸發多光子Breit-Wheeler 過程來產生高能稠密的正負電子對束流.與此同時, 產生的正負電子對將從湮滅的伽馬光子中獲得相應的能量和角動量.另一方面, 為了實現阿秒尺度的正電子束流, 2019 年我們在前面工作的基礎上提出了一種可以產生脈寬短至400 as 的超短GeV 正電子束流的方案[107].該方案采用一束十拍瓦級的線偏振激光脈沖與臨界密度等離子體通道靶作用, 在輻射俘獲效應和自生強磁場的共同作用下, 聚焦的強激光場驅動等離子體產生阿秒量級的俘獲電子束, 并輻射產生阿秒伽馬射線脈沖.隨后, 加速的高能電子束和增強的阿秒伽馬射線脈沖與另一束相向傳播的十拍瓦級激光場進一步作用產生準直的阿秒GeV 正電子束流.此外, 通過改變等離子體靶長度和橫向空間分布以及激光等參數可以進一步提高正電子束流和強伽馬射線輻射.

但是, 想要作為未來正負電子對撞機的候選粒子束源, 還必須解決正電子加速、能散、發射度等關鍵性的問題.此外, 正電子的極化也是一個至關重要的屬性, 它將提高正負電子對撞機的研究能力[87].為此, 近年來研究人員付出了大量的努力,例如基于斯坦福直線加速器產生的20 GeV 正電子束通過其在等離子體中自激發的尾波場[108]或激光驅動的中空等離子體通道中[109]可以獲得數GeV 的能量增益; 葡萄牙Vieira 和Mendon?a[110]提出利用相對論拉蓋爾高斯激光驅動類“甜甜圈”結構的非線性尾場來加速和聚焦外注入的正電子束; 德國Keitel 研究組[111]提出利用十拍瓦級超強雙色場與高能GeV 電子束對撞產生極化正電子束;沈百飛課題組[112]提出在外加數十特斯拉磁場作用下利用納庫級電子束激發的相干渡越輻射場可以加速獲得數百MeV 的正電子束; 西安交通大學李彥霏等[75]提出利用極化電子與超強激光場作用產生高度極化的正電子束等.雖然這些方案都取得了一些重要進展, 但是仍未解決如何實現正電子產生、加速和極化這一整體連貫的物理過程.值得一提的是最近上海交通大學與西安交通大學聯合團隊提出利用中空電子束驅動非線性尾波場來俘獲、加速和聚焦自產生的極化正電子束[113], 有望為這一難題提供新的思路.不過, 目前仍有大量難題亟待解決, 例如如何實現單能正電子加速、提高正電子能量增益、操控正電子極化度和方向等, 以及未來在實驗室中如何進行相關的實驗研究和應用.

5 總 結

世界各國正在大力興建新一代十拍瓦級的高功率激光裝置以及積極籌建下一代百拍瓦級的超高功率激光裝置[9], 有望很快將激光強度推向1023W/cm2以上.這將提供前所未有的極高強度光場來研究QED 效應以及超相對論非線性物理過程等[2,46], 為發現和驗證極端強場下的新物理、以及探索其應用提供了可能.理論和數值模擬在這方面研究中起到了至關重要的作用, 為理解和認識其中的物理過程提供了詳細和直觀的物理圖像.隨著高功率激光技術和實驗條件的不斷發展, 有理由相信在不久的將來極強場QED 等離子體物理相關的實驗研究將得以實現.