激光与核在核科学技术中的应用<br/>——超高强度激光

激光与核在核科学技术中的应用
——超高强度激光

2019-10-30王乃彦

原子能科学技术 2019年10期

王乃彦

(中国原子能科学研究院，北京 102413)

激光是20世纪60年代出现的重大科学技术成就之一，从第一台激光器问世后，人们很快认识到激光将成为人类科学研究和技术进步中的一个重要工具。激光技术的飞速发展，促进了一些学科的发展，形成了一些新的交叉学科，其中“激光核物理”就是近期发展非常迅速的新兴交叉学科[1]。问题的提出早在20世纪20年代，应该指出那时激光还未被发现，1925年4月在为Einstein授予阿根廷科学院荣誉院士的会议上，有人问Einstein：“用光量子去轰击物质时，是否可能获得感生的放射性?”，Einstein回答说：“首先，我必须说是可能的，是存在着由于光量子和物质相互作用感生的放射性，如果它是存在的，这个现象观察的困难在于现象的效应是非常小的，但是是可能的。”

激光问世后，人们自然更容易会想到如何将激光技术的进步运用于核科学技术的研究，经过半个世纪的发展，激光技术已深入到各学科，文献[2]已详细给出了超短超强激光系统的发展历史。本文将对高功率激光在核科学技术中的应用情况进行综合分析及介绍。

1 激光与原子核的相互作用

1.1 原理

一个激光束可用来产生核反应，产生中子引起核聚变，或引起一个核裂变。一个激光光子的能量在十分之几eV到几个eV的范围，而使一个铀核裂变所需要的能量为几百万eV的范围，那么它是如何做到的?关键的问题在于当今最强的激光光场是如此强，因此激光和物质的相互作用完全是由电磁场起着支配作用，不是单个光子，而是光子的集体的效应，相互作用的物理也已从经典的非线性光学走向新的占支配地位的相对论性光学。相对论性光学或光与物质间的相对论性相互作用开始发生，当一个电子在光场中的抖动能量接近于电子静止质量，这发生在光强为2×1018W/cm2(波长λ=800 nm时)。当今的超强激光的强度比此数值要高三个数量级以上，因此实验激光物理真正进入了这个新奇的领域。图1为世界极端强的光发展路线。

下面将激光聚焦和太阳光聚焦产生的电场强度做一比较，若人们能将射到地球上的太阳光用一个足够大的透镜聚焦到如铅笔尖大小(0.1 mm2)的焦斑上，这时光斑上的光强约为1020W/cm2，它相应的电场强度大于1011V/cm，此数值比氢原子中电子所受到的原子核的库仑场高100倍，这时加在激光光斑上的光压可达到几个Gbar。通过电子的直接加速，可以产生几个1012A/cm2的电流密度和几千特斯拉的磁场。物质的这些状态和这样大小的场仅存在星球内部、黑洞的边缘和太阳系的喷注中。

激光技术得到如此快的发展，人们自然会想用激光作用在原子核上，去影响原子核。因为激光的波长λL远大于原子核半径RA，即λL≫RA(RA≈(2～10)×10-13cm)，所以激光的能量直接耦合到一个原子核系统的强度是非常小的。将原子核系统考虑为一个能级间隔为ΔEA的量子态，ΔEA≈100 keV的数量级时，激光电磁辐射和一个核的相互作用可用一个哈密顿量HLA进行描述：

图1 世界极端强的光发展路线Fig.1 Roadmap of extreme light development in the world

(1)

其中：e为电子电荷；rp为核中单个质子的径向矢量；E为激光辐射的电场，∣E∣≈I1/2，I为激光强度，W/cm2。

由式(1)可推导出相互作用矩阵单元M[3]为：

M≈(10-13～10-12)I1/2eV

(2)

因为核能级间距ΔEA≈100 keV，在忽略原子壳层的屏蔽情况下可得到：

(3)

(4)

此时则可观察到激光对能级结构的影响，即可运用不久未来能达到的激光强度1025W/cm2去研究一些非常低能态的原子核的能级结构，但要去研究一般原子核的能级还做不到，有待于高强度激光技术的进一步发展。

1.2 相互作用的途径

在目前激光强度能达到的情况下(约1022W/cm2)，用高强度的激光开展与原子核物理有关的研究主要通过以下几种途径。

1) 利用相对论效应将激光的电场强度提高到真空击穿的电场强度(即Schwinger场强)，使真空中处于虚态的正负电子对激发为实态的正负电子对，开展量子电动力学(QED)的研究[4]。

按照QED的计算，在真空中若加上1.3×1016V/cm的电场，电场就可使真空发生击穿，而产生正负电子对，这个临界场的强度相当于此电场作用在一个康普顿长度的距离上，电子在电场作用下运动所获得的能量增益等于两倍的电子静止质量2mc2。

(5)

实验是在Stanford直线加速器中心的末级聚焦试验束上进行的，运用一个46.6 GeV的电子束和一个527 nm的激光碰撞，产生了106±14个正负电子对。正负电子对的产生经历两个过程，第一步是激光的光子和电子碰撞产生背散射光子，可产生29 GeV能量的光子，第二步是这种高能的光子和多个激光光子碰撞产生正负电子对，即：

e+ω—e′+ω′

ω′+nω—e+e-n≥4

(6)

实验采用的是双倍频的Nd玻璃激光，其波长为527 nm、脉冲能量为650 mJ、焦斑面积为30 μm2、脉冲宽度(FWHM)为1.6 ps，因此焦斑上的激光强度I=1.3×1018W/cm2，相应于焦斑处的激光电场强度EL=27.5I1/2=3.2×1010V/cm。在电子坐标系上，激光的电场强度E*=γEL。对于46.6 GeV的电子，洛伦茨因子γ=9.4×104，E*=3×1015V/cm。

按照QED理论，发生真空击穿的概率P为：

Y=1.3×1016/3×1015=4.33

(7)

其中，k为常数。

由式(7)可知，已经有一定的概率可产生正负电子对了。

从真空中产生正负电子对的实验如图2所示，在碰撞点后放置一个永磁体组成的偏转器，将正负电子分别偏转到不同方向，并进入两个Si-W量热器(ECAL和PCAL)。用切连科夫气体探测器来测量反应产生的散射电子，其优点是对低能本底不灵敏。

2) 运用超短超强激光和物质相互作用加速电子、质子或重离子并通过它们和物质的作用产生中子、轫致辐射。利用这些粒子和辐射与原子核相互作用产生核反应，进行激光核物理的研究，其不仅开辟了原子核物理研究的新内容和新方向，同时也展现出了在核嬗变、核成像和核共振荧光的应用前景。

图2 真空中产生正负电子对的实验Fig.2 Experiment generating positron-negative electron pairs in vacuum

(1) 激光加速电子

2004年英国、法国和美国三个小组几乎同时发现了高强度的激光可产生相对论性、斑点很小、准直的电子束，并具有很窄的能谱分布[6-8](表1)。当激光聚焦在一个气体喷注上时则发生等离子体的集体过程，激光的有质动力Fpond推着电子离开激光通过的道路。首先激光脉冲的前沿部分推着等离子体中的电子向前运动，一旦电子的堆积达到一定程度，由于电子之间的排斥力和后面离子的吸引力，电子又被拉回去。这个过程连续反复地进行，导致纵向的电荷分离，在激光和等离子体达到一定的条件下可驱动达到共振。这时等离子体波的前沿变得陡峭，幅度不断上升直到等离子体波破裂，电荷分离的积累会形成电荷密度波，此波的相速度vp近似地等于等离子体中激光脉冲的群速度vg，这个密度波就被称为激光脉冲的尾场。被捕获在尾场中的电子跟随着尾场被加速到很高的能量。

表1 三个小组实验结果Table 1 Experiment results of three groups

激光脉冲前沿部分的有质动力将电子排斥而离开光轴的方向，离子的正电荷却将电子拖回到光轴的位置，这种电子运动，在激光强度最大值附近形成一个空洞的结构，称为气泡。一些电子可从气泡的后端潜入，形成所谓的茎，气泡以激光的群速度向前运动，电子可被加速到几十至几百MeV，能量分散性可达到百分之几，发散角达到几个mrad。这种情况类似于一个水波的破裂，当波的振幅较小时，波的相位以较快的速度在水中传播，水分子围绕它的静止位置做振动，一旦波的振幅超过波的击穿阈值时，一些水珠能被波的前沿部分所捕获，并被加速到波的群速度。如同海到达了它的终结处，在等离子体波中的电子，如同水波被抛到海滩上去，对于电子此海滩就是真空，电子的能量高度相对论性，同时它的能谱宽度是狭窄的。激光尾场加速原理的示意图如图3所示。

(2) 激光加速质子

a——在气体靶中由激光激发产生一个等离子体，并产生尾场，尾场的势能不断上升，变得愈来愈陡峭，一直到最后破裂，等离子体中的电子被尾场捕获，在尾场势能达到最大值后，尾场就不再捕获电子了，电子“骑”在尾场上，像“冲浪”着这个尾场的波； b——电子的加载(指电子被尾场捕获)使尾场发生形变，使尾场停止了从等离子体中进一步捕获电子； c——电子“骑”在尾波场上，像“冲浪”一样冲到尾场势的底部，它们得到几乎一样的能量图3 激光尾场加速示意图[9]Fig.3 Laser wake acceleration diagram[9]

图4 超强超短激光加速产生能量为MeV的离子示意图Fig.4 Ion schematic with MeV energy produced by ultraintense and ultrashort laser acceleration

一旦相当数量的离子被加速，它抵消了鞘层中的负电荷，场则崩溃，由离子和电子电荷中和形成的云立即飞散开。如果靶的表面没有被认真地清洁处理过，吸附在表面上的氩、碳和氧等杂质会被电离成离子，并被加速。因此要加速靶材料的离子时，必须对靶表面进行认真处理，去除附着物。鞘层的电场强度正比于Kthot/eλD(λD为Debye长度，K为波尔兹曼常数，thot为热电子温度)。在英国Rutherford实验室的VULCAN peta watt激光装置上用400 J激光(聚焦的激光强度为2×1020W/cm2)，从10 μm厚的Al膜上加速得到的质子能谱分布如图5所示。

图5 质子能谱分布[12]Fig.5 Distribution of proton energy spectrum[12]

从图5可看出，从靶前方和后方测得的能谱分布近似为指数分布。在靶后表面，质子加速的方向是向前方的，能谱分布中有一个陡峭的切断能量，最大能量为45 MeV，最大质子能量Emax依赖于Iλ2(I为激光强度，λ为激光波长)。Iλ2=1018W·cm-2·μm2时，Emax=(Iλ2)0.4，对于更高强度的激光则Emax=(Iλ2)0.5[13]，这种新颖质子源的重要特征是其低发射度。Cowan等[14]从靶面测量了被加速的质子分布，实验结果表明，对于能量达到10 MeV的质子，横向发射度很低，约为0.004 mrad，比通常由RF加速器所产生的横向发射度好100倍。这是由于那些质子原先处在非常小的离子相空间中，再加上这种加速是在非常短的时间间隔内和非常短的距离上完成的[15]，这些被加速的质子被加速前均处于静止状态，且离子群聚的电荷可在电子堆积后非常短的时间内抵消，另外一个重要特性是激光加速质子束是在很短的时间内完成的。离子被加速的时间就是等离子体中空间电荷分离和电荷分离场建立的时间，因此质子束流脉冲时间的宽度和激光脉冲时间的宽度是同一数量级。

随着激光技术的不断发展，人们除了运用像Rutherford实验室大型的peta watt的VULCAN单次激光器开展研究工作外，还在TW级重复频率的激光器上进行大量的研究工作。TW激光器的脉冲宽度不断减小，由于引入自适应光学，如变形镜，可将激光聚焦到几乎接近于衍射极限(一个单波长)。当激光的强度达到1024～1025W/cm2时，将可使质子能量达到100 MeV～1 GeV，相应速度达到相对论性，这些性质可用于裂变和散裂反应的研究。人们可期望激光强度的进一步提高，以至于可直接地去影响核。

激光加速的质子束能谱分布是很宽的，必须在未来的发展中加以改进。Esirkepov等[16]用三维PIC模拟了激光辐照双层靶。双层靶包含一个相对厚的、高Z材料的第一层靶，然后在上面镀一层非常薄的低Z材料的第二层靶，由此加速出来的是准单能质子束。Nakamura等[17]用1017W/cm2强度的激光脉冲照射高分子镀层的金属靶，观测到产生的快质子数目比未镀层靶的快质子数目增大80倍。

(3) 激光加速重离子

用1019～1020W/cm2的激光辐照含碳、铝、氧和铅元素的靶，可产生和加速重离子束，并可观测到其能量高达每核子5 MeV[18]。实验结果表明，当在靶的薄片上除去表面污染的含氧物质(如通过加热靶片)后，重离子可有效被加速。因为激光照射冷靶时，在加速重离子的同时也加速H离子，H离子的荷质比最大，大部分的能量均被用于加速H离子。通过对靶薄片加热超过850 ℃，可去除靶上的污染。实验用3×1020W/cm2的激光照射100 μm厚的铁片，通过测量Fe+C的聚合蒸发反应实现对Fe离子的加速，即在靶前放置碳的活化片，探测发生在Fe+C的聚合蒸发反应后感生的放射性所放出的特征伽马射线。探测被加速的质子是用Cu的薄片串，即探测质子在Cu中产生的活性。由测量到的活化样品反应数、在样品中的阻止射程和反应截面可推导出质子的能谱(图6)，由图6可看出，冷靶的Fe离子被加速到450 MeV时，激光能量转变为Fe离子的能量效率(按能量高于150 MeV以上计算)约为0.8%。当靶片被加热后，被加速的Fe离子数目较未加热时高一个数量级，Fe离子加速的能量大于600 MeV，能量转换效率约为4.2%[18-19]。实验上也证实了通过加热靶的方法可抑制质子的加速，对于未加热靶每炮可产生最大能量大于40 MeV的质子数目大于1012个，能量转换到质子的效率为7%，加热后每炮快质子数减少至109个。

(4) 高能量、准单能、小发散角、高偏振γ射线的产生和应用

运用具有GeV量级的高能电子束和激光束发生逆康普顿散射(图7)，产生高能量的准单能、小发散角的γ射线，这种γ射线称为激光康普顿背散射γ射线(LCS-γ)。

散射的γ射线能量ES≈4γ2hv(γ=Ee/m0c2)，由于Ee为GeV量级，γ≈2×103，对于hv≈1 eV的光子，则ES≈16 MeV。通过调整电子束的能量和改变光子的波长，完全可使散射光子的能量处在几个MeV到几百个MeV范围内，在此能量范围内，可开展核物理、核能利用、核嬗变、核探测和核共振荧光等多种研究，且其应用也会非常广阔。

a——冷靶；b——激光照射前30 min将靶加热到850 ℃图6 放置在Fe靶前面的C活化靶中离子感生反应产生的特征γ峰Fig.6 Characteristic γ peak produced by ion-induced reaction in C-activated target placed in front of Fe target

图7 激光与电子束碰撞的逆康普顿散射示意图Fig.7 Anti-Compton scattering diagram of laser-electron beam collision

至今为止，光核研究受限于没有一个足够高能量的、单色性好的光源，原子核高激发能级结构的研究也需有这样的光源。因此LCS-γ的研究在国际上受到很大的重视，由欧洲共同体计划在欧洲建立3个极端强的激光装置(ELI)，其中一个称为ELI-NP(即核物理的极端强的激光装置)，要建立在罗马尼亚，建设费用为3.56亿欧元。主要目的是建立一个高能粒子加速器和一个高功率的激光，用康普顿散射的γ射线开展核物理的研究工作，重点开展光核物理，用光子研究原子核[20]。此装置能产生19 MeV的γ射线，带宽为0.1%，γ射线强度达到1013s-1，在2020后采用超导能量可回收的Linac以达到更高的γ强度(1015s-1)和进一步改进带宽。

LCS-γ具有高亮度，其中一个重要原因在于它的发散角很小，发散角θ为：

5×10-4rad

(8)

2 LCS-γ在科学研究中的作用

2.1 LCS-γ在核物理研究中的意义

光核反应的研究需要有一个单能的、高亮度的γ射线源，光核作用是一种有阈能的反应，(γ，n)和(γ，p)反应的阈能就是靶核中的最后一个中子和质子的结合能，通过(γ，n)反应阈值的测量可精确获得最后一个中子的结合能。近百种稳定核素(γ，n)反应的阈能已被测量，其中大部分分布在4～10 MeV之间，当靶核的中子数等于9、21、29、51、83、127时，阈值突然变得很小，这是中子数等于8、20、28、50、82、126时原子核“幻数”的又一证明。实现光核反应途径有以下几种。

1) 利用天然放射源的γ射线，如用ThC的γ射线(能量为2.62 MeV)，但其γ射线的能量较低、强度较小，只能在一些原子核中子结合能特别小时可产生光核反应，如2H(γ，n)1H的Q=-2.226 MeV、9Be(γ，n)8Be的Q=-1.16 MeV。

2) 利用质子或α粒子在轻核上发生的核反应，可产生一些单能性很好、能量较高的γ射线，但其缺点是质子的流强有所限制，目前能达到的仅几个mA，要达到几十mA非常困难。因此，很难产生像ELI-NP的1013s-1的强度，又由于这些由核反应产生的γ射线能量单一、不可调谐，而Doppler效应所造成的γ射线能量变化是微小的，不足以满足光核反应中测量激发函数的要求，也不适应于核共振荧光研究中γ射线的能量可调整的要求，从而不能使其与一些被研究核材料的共振特征线能量精确相匹配。它虽然具有这些局限性，然而其在核探测、核射线成像方面仍具有重要意义。由轻核反应产生的单能γ射线有很多，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) 由电子束打靶产生的轫致辐射，轫致辐射具有连续谱，其最大能量等于电子的动能，强度与其能量约呈反比。显然，轫致辐射产生的光核反应是不同能量的γ射线所产生的积分。为了区分一定能量的γ射线引起的效应，可通过改变轫致谱的最大能量，并用差分的方法以求得，但这种方法误差大、能量分辨率差、且实验数据处理复杂。为使实验结果满意，曾提出过另一种方法，即利用正电子在飞行中的湮灭产生可变能量的单能γ射线，但这种方法设备复杂，一般γ射线强度只在105～107s-1。

4) LCS-γ方法，γ射线的能量可调整，可用于很好地测量光核反应的激发函数，有关(γ，n)、(γ，p)等反应的实验结果发现，激发函数呈现出宽度为几MeV的共振峰，称为核反应的巨共振。这个光核反应的巨共振具有两个特征：(1) (γ，n)反应截面的最大值随质量的增加而增长；(2) 共振峰的能量Eres～1/A0.19(A为原子量)，Eres在13～28 MeV之间。

光核反应激发函数σγ(E)和核形变参量之间存有关系，如果认为核形变为椭球，用c和a代表椭球长轴和短轴，形变参量β=(c-a)/a，光核反应激发函数σγ(E)和核形变参量β有关，对于具有四级形变的原子核，应出现两个峰，其具有如下特点：两个峰的距离正比于形变参量β，两个峰下面的面积比为2∶1，对于长椭球形变核，高能峰面积大于低能峰，对于扁椭球形变核，低能峰面积大于高能峰。因此通过测量光核反应巨共振的激发函数可获得原子核形变的信息。

2.2 LCS-γ在核嬗变研究中的意义

在日本先进工业研究所的New Subaru装置上，有一专用管道BLIa，用于开展激光康普顿背散射γ射线研究。其中一个重要的内容就是进行核嬗变的研究(图8)。

由于激光技术的发展，人们想到用激光直接驱动核嬗变，德国的Jena大学和英国Rutherford实验室都用1020W/cm2的激光聚焦在几个mm厚的Ta靶，靶后放置含有129I、90Sr、137Cs的放射性核素的样品，实现了将它们分别嬗变为128Xe、89Sr和136Ba。此方法的优点是不用大型的反应堆或加速器，缺点是由于激光强度的限制可嬗变的核数目有限。

日本Hyogo大学工业先进科学和技术实验室在1.5 GeV New Subaru的电子储存环上用一个超级腔来储存光子，利用高能电子束和超级腔中的光子产生的LCS-γ进行核嬗变研究。激光光子储存腔是由一对高质量的镜片组成的Fabry-Perot干涉仪，两个镜片不仅需要高的反射率(R=99.9%～99.999%)，而且要很小的损耗10-6～10-5，光子在腔中的信号储存率可达105，图9为靶中的反应过程和靶结构。

图8 用于嬗变实验的New Subaru电子储存环Fig.8 New Subaru electronic storage ring for transmutation experiment

a——反应过程；b——靶结构图9 靶中的反应过程和靶结构Fig.9 Reaction process and target structure in target

当γ射线的能量超过嬗变阈值时，巨共振就发生了，在第一级靶中的裂变产物，如129I被嬗变为128Xe，并放出中子，中子可继续用来嬗变，使中子射到由超铀元素(TRU)和中子倍增物质组成的第二级靶。这个第二级靶可设计为一个次临界的可裂变的包层。中子在其中得到倍增，使其中有一定的中子密度，以期得到高的嬗变率，并可输出热能，有利于导致系统的能量平衡，在第二级靶的外面由裂变产物(FP)，如Tc和Cs等组成第三级靶，可作为中子的吸收剂，在第一级靶中由于γ射线所产生正负电子对时所产生的热能可用于制氢。