（光学专业论文）超短脉冲激光与固体靶相互作用的硬x射线能谱研究.pdf

i 摘 要 随着超短脉冲激光的发展，tabak 等人提出了激光聚变“快点火”方案。根据该思 想， 用超短脉冲激光与等离子体相互作用产生的超热电子点燃热核燃料是一个可行的 途径。因此在强场物理的研究中，超热电子的能量、产额和发射方向等都是人们关注 的焦点。 在超热电子与靶的作用中产生的硬 x 射线或射线已成为获取超热电子信息 的一种有效手段。 本文描述了超短脉冲激光与固体靶相互作用实验研究的实验装置和 x 射线能谱 的测量方法。采用铅屏蔽和符合技术，把本底计数几率降低到发/10 4 。在激光强度 162 5.5 10 w/cmi ，746nm=的p极化光以45?入射角照射厚为5mm的铜靶、 探测 立体角为4.510-6rad的实验条件下，产生的硬x射线的能量主要集中在低于100kev 的能量范围内,其中单光子计数占探测到的总光子数的95。用双温麦克斯韦分布对 实验结果进行拟和，得到两群温度分别为 1 7.40.7kev a t=和 2 19.5 1.6kev a t=的超 热电子群。经理论分析，实验结果中的高温电子群与共振吸收产生超热电子的定标率 相符，故实验结果中的高温电子群可能是通过该机制产生的；而低温部分可能是激光 与等离子体相互作用时， 等离子体中的电子在激光电场的作用下发生抖动运动而产生 的。 关键词： 超短脉冲激光，固体铜靶，硬x射线能谱，超热电子，hpge探测器 v abstract with the development of ultra-short pulse laser, tabak brought forward the idea of “fast ignition”. according to his assumption, its possible to ignite the nuclear fuel with the hot electrons produced by the interaction between the laser and plasma. so, in the community of strong field physics, the characteristic of hot electrons such as temperature, quantity and direction of emission is always the focus of peoples interest. the hard x-ray produced by the interaction between hot electrons and solid targets is often used to deduce the information about hot electrons. this paper describes the experimental facilities and measuring methods of x-ray detection. the count per shot due to background noise was reduced to shot/10 4 by applying the techniques of shielding and linear gate. the intensity of the p polarized light is about 162 5.5 10 w/cmi ，746nm=.the experimental result shows that the energy of x ray is almost less than 100kev and the temperature of hot electrons are 7.40.7kev and 19.51.6 kev respectively, under the condition that the angle of incidence of laser is about 45? and the solid angle of detection is about 4.510-6. the probability of single photon is about 95. based on theoretical analysis, resonance absorption is probably the dominant process for hot electron generation which can explain the higher energy part of the spectrum. on the other hand, the lower part of the spectrum is possibly caused by those electrons which quiver with the vibration of the electric field produced by the laser. key words: ultra short pulse laser, solid target of copper, hard x-ray energy spectrum, hot electrons, hpge semiconductor detector 独创性声明独创性声明 本人声明所呈交的学位论文是我个人在导师指导下进行的研究工作及取得的研 究成果。尽我所知，除文中已经标明引用的内容外，本论文不包含任何其他个人或集 体已经发表或撰写过的研究成果。对本文的研究做出贡献的个人和集体，均已在文中 以明确方式标明。本人完全意识到，本声明的法律结果由本人承担。 学位论文作者签名： 日期： 年 月 日 学位论文版权使用授权书学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解学校有关保留、使用学位论文的规定，即：学校有权保 留并向国家有关部门或机构送交论文的复印件和电子版，允许论文被查阅和借阅。本 人授权华中科技大学可以将本学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索， 可以采用影印、缩印或扫描等复制手段保存和汇编本学位论文。 保密 ，在_年解密后适用本授权书。 不保密。 （请在以上方框内打“” ） 学位论文作者签名： 指导教师签名： 日期： 年 月 日 日期： 年 月 日 本论文属于 1 1 绪 论 1.1 选题背景 八十年代中期以来，随着超短脉冲啁啾放大技术(chirped pulse amplification cpa)的重大突破1，激光输出功率提高了56个数量级。这种新型的超短脉冲激光的 聚焦强度已超过 21 10 w/cm2，能达到更高强度的激光也即将出现。如此高强度的激光 产 生 的 电 场 远 大 于 原 子 核 束 缚 外 层 电 子 的 库 仑 场 ， 氢 原 子 的 库 仑 场 ： 9 5.1 10 atom e=v/cm。 当激光强度为 20 10 w/cm2时， 激光电场为 11 2.75 10 v/cm atom e， 在强电场作用下，电子将在极短的时间内被剥离到高电荷态，形成等离子体。等离子 体中的电子在激光场中获得巨大的抖动能2 2 1 2 2 218 ) /10 (84. 0 mcmw i c vos = 2 2 1 oseos vmu = 当激光强度达到 18 10 w/cm2时，电子的抖动能量相当于电子的静止质量，在这样的等 离子体中相对论效应开始起作用。 随着超短脉冲激光的发展，tabak3等人提出了激光聚变“快点火”的思想。根据该 思想，用超短脉冲激光与等离子体相互作用产生的超热电子点燃热核燃料是一个可行 的途径。因此在强场物理的研究中，超热电子的能量、产额和发射方向等都是人们关 注的焦点。 目前测量超热电子的温度有多种方法：超热电子能谱法4，高能离子测量法5， 硬x射线法6等。国内、外许多实验室都对这些方法做了研究，在实验中给出了超热 电子的产额、能谱、角分布和温度等重要的实验数据。 超热电子能谱法是直接测量超热电子的能谱，它不但能给出超热电子的温度，还 能给出超热电子的产额，是一种比较好的方法。但在高温等离子体中产生的超热电子 2 受其强大的自生磁场影响，在飞越等离子体一段距离后已经在相当程度上改变了其飞 行方向和能量，用电子磁谱仪测量的实质上是飞出等离子体后的超热电子能谱，而不 是等离子体内部实际的超热电子能谱。因此这种方法在研究超热电子的产生及其在靶 中的输运在理论上是存在一定偏差的。 高能离子法也存在上述问题，因为它们都属于带电离子，在磁场中运动时不但会 发生方向的改变而且会因释放出x射线而损失能量。 在激光与等离子体相互作用的过程中， 硬x射线是超热电子与物质相互作用发生 韧致辐射产生的。用硬x射线能谱法测量超热电子的温度从根本上解决了上述问题， 因为超热电子产生的硬x射线在穿越等离子体的过程中不会受到等离子体内自生磁 场的影响而直接被探测器接收到。正是因为硬x射线有其他粒子无与伦比的这一特 性，所以它在测量超热电子的温度，诊断激光能量在等离子体中的沉积和诊断激光等 离子体输运区的特性等方面成了最有力的工具。当然，这种方法也有其局限性，因为 要测量的是硬x射线的连续谱，实验数据要积累很多炮，这就要求激光器的工作状态 在很长时间内都要运行在稳定状态。这一点我们能够做到，在实验进行过程中，激光 器的稳定性可保持在10以内。 根据上述比较，本文采用了硬x射线法，使用高纯锗半导体探测器，通过单光子 探测测量出了硬x射线的能谱。 1.2 惯性约束聚变的“快点火” 快点火装置是相对于传统的icf(inertial confinement fusion)“中心点火”而言的， 传统的“中心点火”方式是利用具有mj量级能量的激光束直接或间接烧蚀靶， 通过烧蚀 反冲压缩dt燃料球， 使靶丸中心达到聚变点火要求的高温度和高密度， 从而实现聚 变点火。图(11)表示了惯性约束聚变中心点火模型从聚心压缩到聚变点火、持续燃 烧的全过程。但传统的“中心点火”方式要求极高的激光辐照对称性以达到均匀对称的 压缩，它要求很高的激光能量以达到点火和热核燃烧，这无疑存在着很大的困难。超 短脉冲激光技术的发展给惯性约束聚变带来了新的契机， 1994年，tabak3提出了激 光聚变“快点火”的思想。其基本思想是把 3 图(11) 中心点火模型四个阶段示意图(来源于:文献7) 图(12) 快点火模型示意图(来源于:文献7) 压缩和点火过程分开，在靶球的预压缩阶段里，利用大空腔、长脉冲、缓慢等容压缩 形成低温高密度的d-t等离子体球；在穿孔阶段，在一束超短脉冲强激光的作用下， 有质动力排开晕区等离子体隧道并在高密区“打洞”，将临界密度面推向靶心；在点火 阶段， 后续的超短脉冲从小洞进入靶芯， 在临界密度面上形成能量为mev的超热电子， 这些超热电子进入靶芯并点燃d-t核燃料，引起热核反应。这样就大大降低了对爆炸 对称性和驱动能量的要求。所以超热电子的研究对“快点火”是十分重要的。 1.3 国内外现状 1.3.1 超热电子 1.3.1 超热电子 由于快点火需要1 5mev的方向性好的超热电子束。 所以超热电子的产生及其方 向性是近年来的一个研究热点。 g.malka等首次实验验证了超强激光脉冲辐照固体靶时有质动力加速电子8。 电子 在陡化密度梯度等离子体中沿激光传播轴被激光的有质动力势前向加速，图(13)是 他们的实验结果。之后他们又在超强激光脉冲与次临界密度等离子体相互作用实验中 观测到高达20mev的超热电子，当激光强度大于 18 4 10w/cm2时，出现了两个不同温 4 度的超热电子群9。 图(13)(来源于：文献8) k.b.wharton等使用 k谱线方法测量了超强激光脉冲辐照固体靶产生的向靶内 运动的超热电子温度，2030的激光能量转化为超热 电子的能量，转化效率与激光强度有关，与靶材料无关 10。m.tatarakis等通过靶的后表面激光轴方向的等离子 体喷射(图(14)所示)推断超热电子向靶内输运时被靶 内磁场准直11。 为了进一步验证超热电子向靶内输运时 的方向性，m.borghesi12等和l.gremillet13等分别进行 了超强激光脉冲辐照玻璃靶的实验，图(15)为实验的 示意图，图(16)和图(17)分别为他们观测的玻璃靶 的阴影图,他们认为图中的对探测光不透明的部分是由于超 热电子向玻璃靶内输运时 电离生成高密度等离子体造 图(14) (来源于：文献11) 成的。 从图(17)可以推出两群超热电子的存在， 一群以近光速向内准直输运(20m), 另一群以1/2光速未准直输运。 5 图(1-5) (来源于：文献13) 图(1-6) (来源于：文献12) 图(1-7) (来源于：文献 13) 在使用 k谱线诊断超热电子能量在冲击波压缩物质中的沉积的实验中，已经观 测到在被压缩物质中 k线发射的增加14。已建立的解析模型15估计了相对论电子束 在预压缩热核靶丸的能量沉积，对于300g/cm3的预压缩靶丸，1mev的电子的最大穿 透深度为10m，当靶丸压缩到1000g/cm3时，射程约为3m。合适的电子温度应小于 5mev，否则能量沉积的范围太大。 1.3.2 硬硬x射线和射线和射线射线 超短脉冲激光与物质相互作用中产生的超热电子与靶作用，通过韧致辐射产生硬 x射线。通过硬x射线能谱可推断出超热电子的有关信息，这已成为获取超热电子信 息的一种有效手段。 6 j.d.kmetec等首次使用飞秒激光产生mev以上的射线16。l.a.gizzi等同时测 量了 图(18) (来源于：文献17) 图(19) (来源于：文献19) 二次谐波和硬x射线的发射,图(18)显示了激光偏 振对x射线产额的影响17。f.n.beg等由测量的射线 能谱推断出两个电子温度的存在18。 张平等研究了 预脉冲对射线发射及超热电子温度的影响(图1 9)19。c.gahn等研究了不同靶材料(al，cu，ta) 对射线的能谱的影响20。j.yu等研究了不同激光 强度(10171019w/cm2)、不同靶材料(z=1373)条 件下10100kev段硬x射线的发射， 验证了超热电 子温度正比于 3/12) (i、激光能量转化为超热电子 能量效率正比于 4/32) (i的规律21。图(110)为 r.kodama等观察到的在激光反射方向从靶表面一 图(110) (来源于：文献22) 直延续到低密度等离子体区域长达4mm的类似喷射 7 的x射线发射22-23。m.i.k.santala等在超强超短脉冲激光与固体靶相互作用的实验中 观察到高度定向的射线24，图(111)显示了通过改变预等离子体的密度标长，射 线方向的变化25。 图(111) (来源于：文献24) 1.4 本论文研究课题的提出及所作工作 根据快点火概念的设想，用超热电子束点火是实现热核聚变的一种有效方法，与 常规icf的要求(尽量减少超热电子的产生)不同，快点火需要产生更多的高能超热电 子。怎样使激光能量更多地被等离子体吸收，并转化为超热电子的能量成了人们最关 心的课题， 超热电子的产额和温度更是需要首先研究的问题。 正是在这个科研需求下， 本论文研究了在忽略预脉冲的影响、中等强度、红外ti：sapphire飞秒激光辐照固体 靶时硬x射线的产生，目的是为理解超快硬x射线和超热电子产生的机制提供实验 数据。 在电子与离子碰撞的过程中，发射出的轫致辐射有一个能谱分布，且在碰撞过程 中离子相对电子可以认为是静止不动的，所以具有麦克斯韦分布的超热电子与离子碰 撞时可以认为将产生具有同样分布的高能光子。由于它们具有相同的指数分布，所以 诊断硬x射线能谱可以间接地给出超热电子的温度。实验探测到的硬x射线能量主 要集中在低于100kev的能量段，对于能量高于25kev的硬x射线能谱按双温麦克 斯韦分布进行拟和，得到的超热电子温度分别为（7.40.7）kev和（19.51.6）kev。 本人硕士期间所作的工作主要包括：激光功率密度的测定、靶面和靶台的设计及 制作、硬x射线能谱探测装置的搭建、多道采集系统的实现、采集实验数据的处理与 分析。 8 2 超短脉冲激光与固体靶相互作用产生的硬超短脉冲激光与固体靶相互作用产生的硬 x 射线探测的理论射线探测的理论 激光与等离子体相互作用的研究是对激光聚变研究的第一步，尤其是“快点火” 的研究目前刚刚处于起始阶段。本章将重点介绍超短脉冲与等离子体相互作用的基本 理论。 2.1 超短脉冲激光与等离子体相互作用 激光与等离子体相互作用的过程是比较复杂的。当高功率激光脉冲照射靶物质 时， 部分激光能量被吸收， 导致靶物质电离而产生等离子体， 在靶物质一定的情况下， 等离子体的温度主要和入射激光波长和强度有关。激光强度(激光功率密度)通常定义 为： s e i l l = l e激光能量 激光脉冲宽度 s焦斑面积 用激光电场表示为： 2 00 2 e c il= c光速， 0 真空介电常数 所以： 31/2 0( /)2.75 10 l e v mi=w/cm2。 激光聚变所要求的激光强度大约是 1415 1010 w/cm2，相应的等离子体温度为几 千万度kev(1kev相当于 6 11.6 10k)量级。在这样的高温下，激光产生的等离子体将 以大约 56 1010m/s向真空膨胀，形成高温、低密度的等离子体区，而且该等离子体 区的密度是很不均匀的，愈离开靶面其密度愈低。由于高温、低密度，电子热传导很 快，这一区(电晕区)的温度基本上是空间均匀的。激光正是在这样一个等离子体中传 播、吸收的。激光在等离子体中传播必须满足下面的色散关系： 2222 kc p += 入射激光的圆频率 2 =k激光波矢 激光波长 p 激光等离子体圆频率， e e p m en 0 2 2 = e n单位体积的电子密度。 9 由此可以看出激光只能在低于某一密度的等离子体中传播，这一密度为临界密 度，它是指等离子体频率等于激光频率时的等离子体密度。 221 2 2 0 /10 = e m n e e m 由上式可以看出激光波长越短，临界密度越高。当电子密度高于激光临界密度 时，kikk= , 0 2 ，激光传播因子()tiikxexp变为()tixkexp，振幅随空间很 快衰减，从次临界密度区传播过来的激光到达临界面处时要被反射。正因为如此，在 临界面附近等离子体的温度和密度变化很剧烈。此外，从色散关系知道：在密度不同 的等离子体中传播的激光，其波长随密度的变化而变化，激光频率在传播过程中可以 认为是不变的。只有等离子体的状态随时间变化很快时，在其中传播的激光频率才会 产生有意义的变化。在实际激光产生等离子体的情况中，等离子体宏观状态的变化决 定于声速，它远低于光速，因此在激光传播的时间间隔内等离子体的状态可以近似地 认为是不变的。 2.2 超短脉冲激光在等离子体中的吸收 激光在等离子体中传播时，通过多种复杂的机制将其能量交给等离子体。弄清楚 激光能量的吸收机制对认识激光等离子体相互作用是非常重要的，所以研究激光能量 被等离子体吸收的各种机制是研究激光等离子体相互作用的首要问题。 2.2.1 碰撞吸收 2.2.1 碰撞吸收 碰撞吸收是指由等离子体中粒子之间的碰撞引起的吸收。处于激光电场中的电子 随着激光电场进行抖动运动，一旦和其它粒子发生碰撞，这一振荡动能就会变成等离 子体无规则运动的内能，这种吸收方式在低强度下是最常见的。碰撞吸收产生均匀的 热压力，是传统激光聚变要求的理想吸收方式。 斜入射条件下，假设等离子体密度形状为指数分布()exp( l x nn cre =)，碰撞吸收 的份额为26: )cos 3 8 exp(1 3 c lv a ei = 碰撞 激光入射角度 10 ei v电子离子碰撞频率 l等离子体密度定标长度 c真空中光速 碰撞吸收和靶物质及其电离度、激光波长和激光强度有关。因为临界密度和激光 波长的平方成反比， 所以当激光波长减小时， 光波可以渗透到更高密度等离子体区域。 对于给定的吸收强度，被加热的等离子体更为稠密、更为低温度，因此更有利于碰撞 吸收。 对于超短脉冲激光，当1011w/cm2il的情况而言，最佳角度近似由 8 . 0sin)/(=cl给出。 共振吸收引起的振荡振幅在初始阶段随时间线性增长，并且变得越来越局限于临 界面。最后，共振激发的静电波变得足够强和局部化，以至于电子能够在一个振荡周 期中被加速到饱和，这个过程称为“波破” 。从物理上讲， “波破”对应于强烈的电子 在局部振荡场中“俘获”的开始。在静电波中获得加速，获得很大能量的电子就逃离 出等离子体，而成为超热电子。 在目前已经进行的超热电子产生实验中，当激光强度在 18 10 w/cm2以下时，大部 分的实验结果可以被共振吸收解释。大量的实验结合理论分析和数值模拟，建立了共 振吸收的定标率29： 522-20.33 6 10 (wcm m ) hot ti = i激光功率密度w/cm2 激光波长m 2.2.2.2真空加热 真空加热是一种与共振吸收相联系的机制，都是激光电场驱动电子穿过一个具有 密度梯度的等离子体，不同的是共振吸收中密度梯度的标尺长度是激光波长的很多 倍，而真空加热中的密度梯度小于激光波长。 真空加热的物理图像为30：靶面附近的电子被激光电场的p偏振分量直接加速。 每半个激光周期中，电场向外时，电子被拽到真空中，随后电场方向改变时，电子也 随之转向并加速进入靶内。由于激光电场只渗透到靶内趋肤层深度，电子进入靶内， 12 其能量为靶吸收。此时的吸收系数a为31： ( p 为等离子体频率， e v为电子速度， 0 为激光场的频率，c为光速)，并把这一吸收机制称为反常趋肤效 应。反常趋肤效应的吸收 ase k表示为： 3/1 0 0 ) 2 ( c v k ep p ase = 其中 eep men/4 2 =为等离子体频率， e v为电子速度。与常见的共振吸收相比，该 机制的发生几率较小，但在一些特殊的情况下应该考虑该吸收机制。 上述几种吸收机制要在实验上严格区分比较困难，因为这些机制严重依赖于激光 参数，往往是几种机制同时存在。 14 3 超短脉冲激光与固体靶相互作用产生硬 x 射线的实验研究 本章主要介绍除硬x射线探测设备以外的超短脉冲激光与固体靶相互作用研究 的实验装置。 本实验在中国原子能科学研究院高功率准分子激光实验室进行,整个实验 装置由飞秒激光器系统、脉冲宽度测量系统、焦斑光学测量系统、靶、靶台、真空靶 室系统和硬x射线探测系统等部份组成。 3.1 飞秒激光器系统 提高激光输出功率的主要技术障碍来自于激光放大介质在激光功率很大时会因 为自聚焦等非线性效应而对介质本身造成损伤，单位面积激光介质能够输出的最大激 光功率要小于介质的损伤阈值。通过扩大激光输出口径或增加输出路数的方法可以提 高激光输出功率，但花费巨大且技术上的困难也很多。 八十年代中期出现的激光脉冲啁啾放大技术为提高激光输出功率开辟了新的途 径。其基本原理：在宽频超短脉冲激光振荡器中产生nj量级的飞秒激光，通过色散延 时光学元件(如光栅)，激光脉冲宽度得到 53 1010倍的展宽；展宽后的激光脉冲输入 到激光放大器中进行放大，由于此时的激光脉冲较宽，放大后的激光脉冲功率仍低于 激光介质的损伤阈值；经过放大后的激光脉冲再通过与展宽过程色散延迟光学元件相 对应的共轭色散补偿元件，将激光脉冲压缩到展宽前的脉冲宽度，从而输出一个大功 率的激光脉冲。其工作原理图如图(31)。 图（31） cpa 激光器的基本原理（来源于：文献 7） 我们的实验使用的激光系统的前端是美国光谱物理公司引进的tsa50飞秒激光 15 振荡/放大器，飞秒脉冲由一台自锁模固体钛宝石(ti:sapphire)激光器tsunami产生， 它的泵浦光源是一台5w的半导体激光器， 泵浦光波长514nm处于钛宝石的吸收峰附 近。tsunami产生80fs的锁模脉冲，重复频率82hz，功率接近400mw，考虑到用钛 宝石作为介质进行超短脉冲放大过程中的频率红移效应，tsunami的输出波长调整在 746nm， 我们用一台小型的光谱仪和tek485示波器来监测锁模的状态和输出的波长。 tsunami产生的飞秒脉冲的放大采用的是啁啾放大技术， 即激光进入tsa50放大 器，经光栅展宽到大约200ps，进入再生放大器进行再生放大，然后通过钛宝石棒双 通放大后再用压缩光栅将脉冲压缩到飞秒。在再生放大器中，腔内的第一个普克盒开 关把展宽的种子脉冲注入腔内；当这个脉冲在腔内经过多次往复能量放大到最大值 后，第二个普克盒开关打开，将脉冲输出。图(32)是目前我们的超短红外激光系统 示意图。 y a g 泵 浦 激 光 器 半导体泵浦激光器 自锁模固体钛宝石 （ti：sapphire）激光器 tsa50飞秒激光放大器 图(32) 超短脉冲红外激光系统的光路示意图 10mj 746nm 90fs 10hz 该套飞秒脉冲激光器的基本工作参数如下： 激光脉冲宽度： 90fs 中心波长： 746nm 脉冲能量输出： 10mj 偏振方式： p极化 激光脉冲重复频率：10hz 这是一套固体ti：sapphire超短脉冲激光系统，它集中了多项先进技术，包括锁 模技术、调q技术和cpa技术等。再生放大中的两个普克盒提高了超短脉冲激光的 16 信噪比。 3.2 脉冲宽度测量 通常用于测量激光脉冲时间波形的光电管的响应时间为0.1ns，最快的条纹相机 也只能测量到ps量级的激光信号。因此，我们要测量飞秒激光脉冲的时间宽度，只 能利用飞秒脉冲本身来测量。目前，常用的方法是测量飞秒激光脉冲的自相关波形， 然后从其自相关波形推导出脉冲宽度。 我们实验中对红外超短激光脉冲的测量使用的是单脉冲红外自相关仪(ssa)。ssa 对输入激光的要求如下： 能量： 50j 波长： 500nm 1064nm(需要不同的晶体) 脉冲长度： 30500fs(fs激光) 500fs20ps(波长为800nm的皮秒激光) 光束直径： 28mm 激光极性： 线性极化光 ssa的工作原理：一束激光脉冲进入红外自相关仪后被分成两束，都经倍频晶体 产生倍频。倍频信号的相应的波型产生一个空间的时间延时，这就导致了超短脉冲激 光的时间强度的自相关。该自相关信号通过ccd阵列探测，然后接到示波器或计算 机上读出。其光路设计如图(33)，两列波产生的自相关如图(34)。 图(33) ssa的光路设计图（来源于：文献36） 其产生的二倍频光的自相关函数37： 17 + +=dttitig)()()( )2( 它反映了两激光脉冲时间的信息。ccd阵列测量到的倍频信号为38： )0( )(2 )2( )2( g rg s zb zb + = 图(34) 两列波的自相关 （来源于： 文献36） 实际测量时，变化两束光之间的光程即延时，根据示波器上测量的自相关波形的移动 距离和宽度，计算出自相关函数的宽度。 实际上，示波器上所读出的自相关函数的宽度并不直接是脉冲的宽度，不同线性 的脉冲其自相关函数与脉宽的关系不同，对于高斯光束，其光强分布： )2ln4exp()( 2 2 0 t t iti= 脉冲宽度(fmhw): 707. 0=t 实际能测量到的自相关函数波形的宽度。 实际实验方案图： 图(35) 红外超短脉冲激光脉宽的测量示意图 实验实际测量的10mj、746nm的红光脉冲的自相关波形如图(36) 。 倍频晶体 滤光片 ccd 自相关曲 线宽度d 自相关曲 线位移 d 脉冲宽度 光程差 t 18 图(36)红光脉冲的自相关波形 将这4个测量到的数据进行水平方向上的积分以后得到的自相关曲线为： 图(37) 红光脉冲的自相关曲线 19 实际测量结果： 第1组： 自相关曲线峰值位移602象素，实际光程差1704m 自相关曲线半高宽141象素，计算得到脉冲宽度为93fs10% 第2组: 自相关曲线峰值位移552象素，实际光程差1644m 自相关曲线半高宽131象素，计算得到脉冲宽度为91fs10% 3.3 焦斑光学测量 在超短脉冲激光与固体靶相互作用的实验研究中，对于入射激光的聚焦是整个实 验的关键，激光强度的大小与聚焦焦斑半径的平方成反比，所以聚焦焦斑的大小决定 了激光器所能达到的激光强度。 对于会聚透镜或反射镜， 标志其聚焦本领的重要参数为f数。f数表示为： f f =， 其中f为聚光镜的焦距，为入射光束的直径。聚光镜所能会聚焦斑的直径(衍射极限 值)为 f d =，为入射光的波长。对固定波长的入射光，聚光镜的f数越小，所能 会聚的焦斑直径也就越小。实际焦斑的直径为上述理论值的46倍，由光学加工的 水平决定，采用短焦距，粗光束是获得小焦斑的最好办法。但扩束和选取短焦距聚光 镜时， 又受到实验装置的空间限制(如光路中的光学元件和靶室的入射窗大小、 测量系 统的搁置空间等)。 此外， 强激光打固体靶时产生的溅射物可能损害透镜和反射镜的表 面。 在实际的实验中激光束直接经聚焦透镜聚焦到靶面上。但在我们平时的模拟实验 中，由于激光束经聚焦后，激光强度特别强，在焦点处会造成空气的击穿，或由于强 度太大损伤光学元件，所以在单独进行激光焦斑测量时必须对激光的光强先进行衰 减。具体的焦斑测量系统如图(38)。成像系统的放大倍数 1 2 l l m =，式中 1 l、 2 l分别 20 是物距和像距，根据不同的需要自动调整。 图(38) 激光焦斑测量系统结构示意图 我们采用的透射红光聚光镜的参数如下： 透镜口径： 2.5cm = 最小焦距： 6cmf = 最小f数(光束直径为cm1=)：6= f f 放大倍数： 2 1 120cm 20 6cm l m l = 经放大20倍后由ccd直接读出的红光焦斑尺寸为：320m。 所以实际测量的红光聚焦焦斑大小为： 320m 16m 20 d =。 图(39)为红光聚焦后通过ccd测量到的焦斑强度分布的二维和三维示意图。 聚焦透镜 物镜 ccd l1 l2 m=l2/l1 计算机 衰减片 21 图(39) 红光聚焦后测量的焦斑强度分布 3.4 靶台和靶 我们的实验内容主要是为超短脉冲激光与固体靶(近固体密度等离子体)相互作用 的研究。使用重复频率为10hz的超短脉冲激光打靶，测量需要在相同的实验条件下， 采集大量的数据，获得统计的结果。调焦以后，每发打靶时应保证靶面条件一致(每发 都聚焦于“新鲜”靶面)，这样进行连续打靶时，可以基本保证所采集的数据是在同一实 验条件(激光强度，靶面状况等等)下获得的。 我们使用靶移动平台来控制靶的移动以符合上述的条件，靶台可以在三个平面内 转动和在两维方向上平动。靶表面和水平面保持垂直，靶可以在垂直平面内转动，当 靶面被打完一圈后，可调节靶台水平方向的位置，换成新的一圈，且可保证在新的一 圈的聚焦条件保持不变。它的每次在每个方向上的移动都可在靶室外通过步进电机控 制，使每次打靶都能打在“新鲜”的靶面上。 我们实验中使用的靶材是厚度为5mm的固体铜靶。铜靶是仅仅经过机械加工， 未经光学抛光的平面靶。用500倍放大显微镜观察其表面粗糙度大约为3m左右。如 图(310)。 22 图(310) 用普通铣刀铣出的铜靶表面粗糙度 靶安装在靶台上后，先调节靶面使之与水平面垂直且在水平方向上移动时与靶台 的平移运动方向一致， 然后用模拟激光束调节焦点的位置。 然后关闭真空靶室抽真空， 当真空度达到 3 7.0 10 pa 后，可以开始实验进行实验数据的采集。 3.5 靶室和真空系统 我们使用的真空靶室是直径为40cm的不锈钢真空靶室， 靶室真空度高于 3 10 pa 。 靶室周围有六个对称的法兰，可以根据不同的需要安装不同的窗口。其中一个窗口作 为激光的入射窗，当用红光打靶时，靶室窗用镀有744nm增透膜的熔石英玻璃窗镜。 一个窗口作为硬x射线的探测窗口， 窗镜为厚度为10mm的有机玻璃窗。 另外两个窗 口装有真空电缆接头，供靶台控制以及靶室内测量设备的信号输入和输出使用。其它 窗口均可作为观测窗口。 真空系统是由中国科学院北京科学仪器研制中心研制的一组涡轮分子泵机组。机 组由zdfi真空计、fd500分子泵和fbj450a机械泵组成。靶室内的气压值可直 接从真空计上读出。 一般在真空度达到 53 5 10 torr(6.7 10 pa) 以上时进行实验。 因为， 当真空度达到 5 5 10 torr 时，观察不到空气击穿现象，可以保证聚焦以后的超短脉冲激光直接与靶 23 相互作用。 24 4 超短脉冲激光与固体靶相互作用产生硬 x射线的测量 超短脉冲激光与固体靶相互作用中产生的超热电子,通过韧致辐射产生硬x射线。 从硬x射线能谱推断超热电子的有关信息，已成为获取超热电子信息的一种有效手 段。 本章主要描述关于超短脉冲激光与等离子体相互作用实验中产生的硬x射线的 测量方法和测量结果，包括对硬x射线谱仪的介绍。 4.1 硬 x 射线谱仪 大型激光装置输出的激光一般为低重复频率，存在发与发之间的涨落，费用高， 而且每个研究组能使用的发次有限，这要求对每发打靶的测量尽可能多的获取数据。 具体到硬x射线和射线的测量，要求对每发打靶对产生的硬x射线的能谱、数量、 方向性都进行测量。这时对中低能段(20kev10mev)硬x射线的测量一般使用多层 能量吸收滤片结合探测器陈列的方法24， 对高能射线(10mev)的测量一般使用光核 反应活化测量技术39。 另外， 在icf实验中的硬x射线和射线诊断手段还包括云室、 康普顿散射电子磁谱仪、大型闪烁体阵列、契伦科夫探测器等一些以前用于高能物理 和核物理实验的探测技术40。 对于桌面高重复频率的超短超强脉冲激光打靶产生的中低能段的硬x射线的能 谱测量，可以使用以半导体为探头的测量系统，在连续打靶时，进行积分测量(指把每 发打靶的测量结果累计成谱)。 图(41)显示了我们在实验中所采用的硬x射线谱仪的 构造，它由pin半导体探测器、hpge半导体探测器(带有前置放大器)、线性放大器、 高压电源、多道脉冲分析器和计算机等几部分构成。 pin (positive-intrinsic-negative)半导体探测器是一个在p型和n型掺杂半导体区 域之间夹一层厚的具有本征电阻率的半导体，当入射粒子进入具有本征电阻率的半导 体区域时，在里面电离，产生电子、空穴对后，电子和空穴将被加在该区的外电场扫 25 向p、n两极，从而产生输出信号。 我们采用pin半导体x射线探测器来监测激光等离子体发射的x-射线强度，从 而能够检测激光束的聚焦情况。实验中使用的pin探测器的型号为pd-20，死层厚度 0.35m，偏压为500v。驱动电路如图(42)所示，输出用数字示波器测量,输出波 形在图(43)中给出。在给定的x-射线能区(1-10kev)，输出脉冲幅度和x-射线产额 成正比。 图(42) pin 半导体探测器驱动电路 图(43) pin 探测器输出波形 hpge半导体探测器主要用于测量硬x射线和射线的能谱，其能量分辨率要比 nai(tl)等闪烁体探测器好几十倍，使许多用nai(tl)谱仪测量时无法分辨的谱线都能 清楚的分开。但由于锗在室温条件下禁带宽度太小，所以需要在低温下使用，一般要 26 使用液氮杜瓦瓶来降温，且必须定期补充液氮。基本的工作原理41：射线进入探测器 的探测介质并与之相互作用，通过光电效应、康普顿效应或电子对效应等在探测介质 中产生次级带电粒子，然后再使探测介质激发或电离，产生电子空穴对，在外加电 场的作用下在探测介质中做漂移运动而产生输出信号。 hpge半导体探测器的探头直接带有前置放大器，从探头输出的电压脉冲信号幅 度较小(毫伏百毫伏量级)，需经过线性良好的放大器进行放大以便于对脉冲的幅度 进行分析。我们使用的线性放大器的型号有ortec572和ortec672，都是nim机 箱的插件。改变放大器的放大倍数可以改变谱仪的能量量程范围。 经过线性放大器放大的信号输入到多道脉冲幅度分析器，根据电压脉冲的幅度确 定入射到hpge半导体探测器内的硬x射线的能量。 实验中使用的多道脉冲幅度分析 器是mca8000a，它可以直接连接计算机，结合相应的处理软件来控制多道的工作， 采集的实验数据可传输到计算机储存。 以上介绍的是硬x射线谱仪的基本结构，在谱仪使用之前，我们首先要对谱仪进 行能量刻度。为确定测量数据的道数和所对应的能量的大小，须应用已知能量的射线 源对谱仪进行标定。我们进行谱仪标定时采用的是 152 eu和 133 ba两个多能源来标定谱 仪的线性， 152 eu可发射能量为：122kev，245kev，344kev，779 kev等14种不同 的能量的射线； 133 ba可发射能量为：81kev，276kev，303kev，356kev，384kev 的五种不同能量的射线；通过调节线性放大器的放大倍数来进行标定。 4.2 单光子测量法 能量较高的硬x-射线的能谱一般用x射线谱仪和组合滤波片谱仪测量，但是超 短脉冲激光和固体等离子体相互作用产生的超快x-射线源，在一个非常短的时间内 （ps）集中了大量的x-射线光子，超快x射线源的脉冲宽度远小于谱仪的分辨时间 (s )，在这种情况下，超短脉冲激光产生的超快x-射线源对hpge探测器来讲是一个 瞬时 源， 当同一发打靶脉冲先后产生的两个或两个以上的x光子被hpge探测器探 27 测到时，将只输出一个电压信号，幅度对应于各个x光子能量之和；而不是输出两个 或几个电压信号，幅度分别对应各x光子能量，这意味着在测量中发生了信号堆积。 测量信号的堆积严重影响了测量结果的真实性，当堆积较严重时，测量到的能谱与源 谱相比将完全失真。所以一般的x-射线谱仪不能直接用来测量超快x-射线谱。而组 合滤波片谱仪较为复杂，且需要谱的反演。单光子入射脉冲幅度分析方法16,19是测量 超快x射线谱的一个有效方法，但是目前的单光子方法多基于nai探测器，本底计数 较大，限制了测量精度。 所谓单光子入射脉冲幅度分析方法是用空间分辨来换取时间分辨。用减小hpge 半导体谱仪的接受立体角降低空间分辨率， 要求在hpge半导体谱仪分辨时间s范围 内最多只有一个光子入射到探测器中， 即要求每炮入射到探测器的x-射线光子不大于 1，即或为1，或为0。我们从时间上无法分开同一次脉冲辐射产生的x射线，但是可 以尽可能地从空间上减小光子入射到探测器内的入射几率，实现单光子测量。 本工作利用hpge半导体谱仪，且采用铅屏蔽和符合技术严格控制本底，用单光 子入射法测量超短脉冲激光等离子体相互作用产生的超快x射线能谱。 实验中通过增加探测器到靶点之间的距离、减小准直孔的直径等措施来减小接受 立体角减小x射线入射到hpge探测器的入射几率。在运行频率为10hz的红外激光 实验中，探测器到焦斑的距离为84cm，铅准直孔直径为2mm，探测立体角为 6 4.5 10 rad 。最后使得实验平均计数几率为脉冲个/093. 0。通过积累多次打靶数据 (20000炮)，得到一个x-射线连续谱。 为验证在实验中x光通量与接收立体角条件下的单光子计数的可信度, 采用蒙卡 方法进行模拟仿真。由于激光等离子体x射线源的尺寸非常小，可认为是一点源，且 在入射激光功率密度不高 182 (10 w/cm )i时才会发生，它正比于电子 约化速度 c vosc =，当入射激光的功率密度非常高时，接近于1，其强度接近激光 电场力。但我们的实验条件下的激光功率密度只有 162 5.5 10 w/cmi=，746nm=相 39 应的 2/1 2 2 218 ) 10 (84. 0 mwcm i c vosc =15. 0) 746. 0 10 105 . 5 (84. 0 2/1 2 22 218 216 = = m m wcm wcm 还远没有达到相对论强度，所以，bj ? 加热机制在激光能量转换中所占分额很小， 可以忽略不考虑。 我们认为x射线能谱中相应的低温热电子群主要并不是来源于激光 与等离子体相互作用时的bj ? 加热机制。 由于激光功率密度已有 162 5.5 10 w/cmi=，746nm=，等离子体中的电子在此 激光场的作用下发生摇摆运动，电子摇摆运动的均方根平均能量42约为3kev， 2 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