基于等离子体快门的超强激光质子加速研究
发布时间：2021-10-17 08:46
与传统射频加速器相比,超强激光驱动的离子加速装置可以在微米（μm）尺度建立TV/m的加速场,使得加速距离大大缩短,有望建成“台面式加速器”。激光加速产生的离子束源具有发射度低、脉宽短和亮度高等优点,在质子照相、癌症治疗、温稠密物质产生和离子束驱动的快点火惯性约束核聚变等方面具有重要的应用价值。因此强激光驱动的离子加速在业界引起了广泛关注,人们在高能量、高品质离子束的产生和优化方面已进行了大量的理论和实验研究。近年来,激光强度的大幅度提升和制靶技术的快速发展,使得激光与等离子体相互作用研究进入了新的阶段,为新型离子加速机制（如Break-out Afterburner,BOA和辐射压加速）和新型辐射源（如高次谐波、x射线）等的研究提供了机遇的同时,也带来了新的挑战,其中亟待解决的是激光脉冲对比度问题,其根源在于激光预脉冲制约着激光与等离子体相互作用过程。因此,本论文主要围绕如何利用超薄纳米靶作为等离子体光学快门来提升激光脉冲对比度,并同时调控预等离子体空间密度分布,进而增强质子加速和优化质子束源品质来展开。论文主要包括以下四个方面:第一部分（第一章与第二章）简要介绍激光技术的发展历程、激...
【文章来源】：上海交通大学上海市 211工程院校 985工程院校 教育部直属院校
【文章页数】：149 页
【学位级别】：博士
【部分图文】：
–1激光聚焦强度的发展历程以及相应的物理机制[26]
基于等离子体快门的超强激光质子加速研究上海交通大学博士学位论文v∥(t)=a20c4[1cos(2ωLt)]ex,→x(t)=a20c4[tsin(2ωLt)2ωL].(1–13)这里，x=0为电子的初始位置，那么电子在xy平面内运动满足的轨迹方程为：(xωLt4a20)=±14y(a20y2)1/2.(1–14)从上式可以看出:电子的横向运动正比于a0，纵向运动则正比于a20。随着a0的增大（a0>1），电子的纵向运动相比其横向振荡越来越显著，这使得电子的运动轨迹呈现出典型的“8”字型结构[31–33]。如果自由电子在圆偏振激光场中运动，那么激光场矢势为A0=A0(ey±iez)，同理，我们可以得到：I0=1.37×1018Wcm2μm22a20λ2L.(1–15)相对论因子γ也可用激光场归一化矢势来表示，在一个激光周期内，γ=(1+a2)1/2。对于线偏振光，γ=(1+a20/2)1/2；对于圆偏振光，则有γ=(1+a20)1/2。1.3.2.2有质动力图1–2带电粒子在线偏振激光场中受到有质动力的影响示意图[34]。Fig.1–2Schematicoftheponderomotiveforceeffectonachargedparticle(bluesphere)foralinearlypolarisedlaserpulse.前面的讨论中电子是在均匀平面电磁波中运动，其电场和磁场在空间上和时间上都是均匀分布的。电子围绕激光场中心平衡点振荡，经过周期平均后，电子依然回到中心平衡点附近，其在纵向方向上的平均位移为零，在光场中也没有获得净能量。然而，在实际情况中，激光与等离子体相互作用时往往是紧聚焦的，其空间分布是有限维度的，且高度色散。这使得电子在这种非均匀缓变电磁场中运动，会逐渐偏离原有的中心平衡点位置。如图1–2所示，在前半个光周期内，电子从场强最强的光波中心位置开始沿着—6—
上海交通大学博士学位论文第一章绪论温度已达到MeV量级，电子与离子之间的碰撞频率远小于入射激光的频率，因而各种非碰撞吸收机制开始占主导。激光能量转化为等离子体波（静电等离子体波-Langmuir波和离子声波）的能量，随后再通过不同的耗散机制转化为等离子体无规则运动的热能，从而使等离子体温度(主要是电子温度)升高[37]。图1–3电子加热的几种机制示意图[38]。Fig.1–3Schematicillustratingelectronheatingmechanisms.激光与等离子体能量耦合过程中涉及到一个重要的参数：等离子体密度分布或者等离子体密度标长。我们知道，实际中激光脉冲包络往往不是一个完美的单峰结构。一般会在主峰之前存在一个持续几个纳秒的自发辐射放大(AmlifiedSpontaneousEmission,ASE)平台结构，几个到几十纳秒范围内由于多通放大散射的飞秒预脉冲和皮秒尺度的脉冲上升沿。这些预脉冲会事先预热电离靶材料表面，形成一定尺度的较低密度的预等离子体区域。这一区域的密度分布一般可以按指数衰减[39]来近似：ne(x)=n0exp(x/Ls)。其中，x是远离靶面的距离，n0是靶的初始密度，Ls是等离子体的密度标长，定义为Ls=ne/(dne/dx)，表征了预等离子体的纵向密度分布梯度变化尺度。若是等温膨胀，可以近似为Ls=CsτL，这里Cs=√kB(ZTe+Ti)mi为离子声速，τL为激光脉宽。等离子体密度分布会在很大程度上影响激光到等离子体的能量耦合和转化—9—
【参考文献】：
期刊论文
[1]Characterization and application of plasma mirror for ultra-intense femtosecond lasers[J]. 葛绪雷,方远,杨骕,魏文青,刘峰,袁鹏,马金贵,赵利,远晓辉,张杰. Chinese Optics Letters. 2018(01)
[2]Studies of collisionless shockwaves using high-power laser pulses in laboratories[J]. 袁大伟,李玉同. Chinese Physics B. 2015(01)
[3]等离子体开关在TEACO2激光倍频中的应用[J]. 任德明,张莉莉,曲彦臣,黄金哲,胡孝勇. 中国激光. 2004(09)
[4]TEA CO2激光脉冲整形用等离子体开关技术的进展[J]. 任德明,胡孝勇,周波,曲彦臣,刘逢梅. 激光技术. 2001(06)
[5]实验室天体物理学简介[J]. 张杰,赵刚. 物理. 2000(07)
博士论文
[1]相对论强度激光驱动的质子加速研究[D]. 方远.上海交通大学 2017
[2]超强激光与等离子体相互作用中超热电子的产生和输运研究[D]. 杨晓虎.国防科学技术大学 2012
[3]飞秒激光等离子体光学诊断和自生磁场实验研究[D]. 李玉同.中国工程物理研究院 2001
硕士论文
[1]超强激光与超薄固体靶相互作用的非线性物理过程研究[D]. 邹德滨.国防科学技术大学 2011
本文编号：3441476
【文章来源】：上海交通大学上海市 211工程院校 985工程院校 教育部直属院校
【文章页数】：149 页
【学位级别】：博士
【部分图文】：
–1激光聚焦强度的发展历程以及相应的物理机制[26]
基于等离子体快门的超强激光质子加速研究上海交通大学博士学位论文v∥(t)=a20c4[1cos(2ωLt)]ex,→x(t)=a20c4[tsin(2ωLt)2ωL].(1–13)这里，x=0为电子的初始位置，那么电子在xy平面内运动满足的轨迹方程为：(xωLt4a20)=±14y(a20y2)1/2.(1–14)从上式可以看出:电子的横向运动正比于a0，纵向运动则正比于a20。随着a0的增大（a0>1），电子的纵向运动相比其横向振荡越来越显著，这使得电子的运动轨迹呈现出典型的“8”字型结构[31–33]。如果自由电子在圆偏振激光场中运动，那么激光场矢势为A0=A0(ey±iez)，同理，我们可以得到：I0=1.37×1018Wcm2μm22a20λ2L.(1–15)相对论因子γ也可用激光场归一化矢势来表示，在一个激光周期内，γ=(1+a2)1/2。对于线偏振光，γ=(1+a20/2)1/2；对于圆偏振光，则有γ=(1+a20)1/2。1.3.2.2有质动力图1–2带电粒子在线偏振激光场中受到有质动力的影响示意图[34]。Fig.1–2Schematicoftheponderomotiveforceeffectonachargedparticle(bluesphere)foralinearlypolarisedlaserpulse.前面的讨论中电子是在均匀平面电磁波中运动，其电场和磁场在空间上和时间上都是均匀分布的。电子围绕激光场中心平衡点振荡，经过周期平均后，电子依然回到中心平衡点附近，其在纵向方向上的平均位移为零，在光场中也没有获得净能量。然而，在实际情况中，激光与等离子体相互作用时往往是紧聚焦的，其空间分布是有限维度的，且高度色散。这使得电子在这种非均匀缓变电磁场中运动，会逐渐偏离原有的中心平衡点位置。如图1–2所示，在前半个光周期内，电子从场强最强的光波中心位置开始沿着—6—
上海交通大学博士学位论文第一章绪论温度已达到MeV量级，电子与离子之间的碰撞频率远小于入射激光的频率，因而各种非碰撞吸收机制开始占主导。激光能量转化为等离子体波（静电等离子体波-Langmuir波和离子声波）的能量，随后再通过不同的耗散机制转化为等离子体无规则运动的热能，从而使等离子体温度(主要是电子温度)升高[37]。图1–3电子加热的几种机制示意图[38]。Fig.1–3Schematicillustratingelectronheatingmechanisms.激光与等离子体能量耦合过程中涉及到一个重要的参数：等离子体密度分布或者等离子体密度标长。我们知道，实际中激光脉冲包络往往不是一个完美的单峰结构。一般会在主峰之前存在一个持续几个纳秒的自发辐射放大(AmlifiedSpontaneousEmission,ASE)平台结构，几个到几十纳秒范围内由于多通放大散射的飞秒预脉冲和皮秒尺度的脉冲上升沿。这些预脉冲会事先预热电离靶材料表面，形成一定尺度的较低密度的预等离子体区域。这一区域的密度分布一般可以按指数衰减[39]来近似：ne(x)=n0exp(x/Ls)。其中，x是远离靶面的距离，n0是靶的初始密度，Ls是等离子体的密度标长，定义为Ls=ne/(dne/dx)，表征了预等离子体的纵向密度分布梯度变化尺度。若是等温膨胀，可以近似为Ls=CsτL，这里Cs=√kB(ZTe+Ti)mi为离子声速，τL为激光脉宽。等离子体密度分布会在很大程度上影响激光到等离子体的能量耦合和转化—9—
【参考文献】：
期刊论文
[1]Characterization and application of plasma mirror for ultra-intense femtosecond lasers[J]. 葛绪雷,方远,杨骕,魏文青,刘峰,袁鹏,马金贵,赵利,远晓辉,张杰. Chinese Optics Letters. 2018(01)
[2]Studies of collisionless shockwaves using high-power laser pulses in laboratories[J]. 袁大伟,李玉同. Chinese Physics B. 2015(01)
[3]等离子体开关在TEACO2激光倍频中的应用[J]. 任德明,张莉莉,曲彦臣,黄金哲,胡孝勇. 中国激光. 2004(09)
[4]TEA CO2激光脉冲整形用等离子体开关技术的进展[J]. 任德明,胡孝勇,周波,曲彦臣,刘逢梅. 激光技术. 2001(06)
[5]实验室天体物理学简介[J]. 张杰,赵刚. 物理. 2000(07)
博士论文
[1]相对论强度激光驱动的质子加速研究[D]. 方远.上海交通大学 2017
[2]超强激光与等离子体相互作用中超热电子的产生和输运研究[D]. 杨晓虎.国防科学技术大学 2012
[3]飞秒激光等离子体光学诊断和自生磁场实验研究[D]. 李玉同.中国工程物理研究院 2001
硕士论文
[1]超强激光与超薄固体靶相互作用的非线性物理过程研究[D]. 邹德滨.国防科学技术大学 2011
本文编号：3441476
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