超级军网未来电子束加速器：激光等离子体加速器
来源：百度文库 编辑：超级军网 时间：2024/04/28 06:57:18
OFweek激光网讯——激光等离子体加速器非常有望成为紧凑型的、能够提供准单能、低发射度、GeV的高能电子束的加速器。其加速出来的超短电子束脉宽只有几个飞秒，从而导致其电流高达几千安培，这点对于应用来说非常有价值。但是该项技术的发展目前始终受制于稳定性较差和电子束质量较难控制等缺点。这些问题很大程度上都是因为尾波场中电子束注入的问题。电子束的注入通常是依赖于等离子体尾波场的波破效应，而这从本质上来说是不可控的。目前有很多控制电子束注入的机制被提出来，如对撞脉冲注入、电离注入和梯度下降沿注入。但是这些注入机制一般都需要较复杂的实验设置，所以目前人们还是更依赖于自注入机制。对于自注入来说，存在两个完全不一样的物理过程：径向自注入和横向自注入。如图13(a)所示，电子束穿过激光脉冲并在通过尾波场的过程中获取能量。当它到达第一个尾波场周期的尾部时，其速度已经超过了尾波场的相速度，因而实现了注入。能够通过该机制获得注入的电子是处于轴上的电子，该处激光强度和尾波场强度都最高但是有质动力却最小。横向注入发生在空泡领域，此时激光强度足够高，会将尾波场中的电子完全排空。如图13(b)所示，被注入的电子通常位于激光的外围，它们绕着激光和空泡的外围运动并在到达空泡尾部时获得超过尾波场相速度的能量从而实现注入。
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文章通过实验和模拟结果验证了不同的激光及等离子体参数可以分别导致径向自注入和横向自注入。这两种注入机制所获得的电子束的特征并不相同。首先，我们验证了在一些条件下，电子束将先被径向注入，接着再被横向注入。其次，我们证明使用径向注入获得的电子束的稳定性及可控性都要更好。
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我们首先利用PIC 模拟来对这两种注入机制进行观察，图14(a)为我们模拟中所使用的光斑分布，该分布于我们实验中所使用的一致。图14(b)中所示的为归一化激光强度a 在等离子体中传播时的变化过程。该激光脉冲经历了三个聚焦和散焦的周期变化，在激光传播的非常早期就有一个2pC 的电子束获得了注入，在第二个自聚焦峰值附近又有一个大电量(200pC)的电子束注入，在第三个峰值聚焦的电子束注入的电量稍小一些。
图14(c)、14(d)显示的是第一个和第二个电子束的横向截面，可以看出第二个电子束的位置大多起源于激光束腰附近，而第一个电子束则多位于轴附近。当这些电子被注入的时候，激光光斑很大，其a 值较低(~2.5)，因此其轴附近的横向有质动力比较小，轴线附近的电子在穿过激光的时候只是被轻微的扰动了，依旧停留在加速梯度最大的区域内。在图14(d)中所能观察到的第二个特征就是横向注入的电子分布具有非对称性。这主要是因为激光光斑分布的非对称性造成的，其破坏了等离子体尾波场的柱状对称性。很微弱的强度分布改变都会影响其电子注入，因此横向注入是非常不稳定的。
为了在实验上实现径向注入和横向注入的观测，我们使用了“Smlle jaune” 30TW激光系统在气体池中加速电子，该气体池的长度能够从200 微米调节到10 毫米。图15(a)中显示了一些不同长度下的典型的电子能谱。对于长度小于1.4 毫米的短加速长度，其加速出来的电子束电量在2~10pC 的范围。对于长度为1.4 毫米的情况，低能的第二团电子开始出现，随着加速长度的增加，该电子的能量也不断提高，其能谱很宽且电量比第一团电子束高一个量级，约20~100pC。第一团电子的能量在1 毫米处达到最高，约250MeV，并从1.4 毫米处开始降低，而第二团电子束的能量在长度增加到5 毫米处达到最高(270MeV)。因此该电子束在长度达到2.1 毫米以后就开始与第一团电子束重叠从而无法实现探测。
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上面关于电子能谱的分析证实了两团电子的注入量和注入位置，但是并没能就注入机制提供上面深入的信息，通过分析由加速场中的横向电子运动所产生的X 射线可以获得更进一步的信息。X 射线的角分布依赖于在横相空间内的电子束分布，因而可以通过它来获得电子束横向分布的重要信息。图16 显示的是实验中所测量到的X 射线分布，其中低电量所对应的射线分布较为均匀，满足高斯分布(图16(a))，而高电量电子束所对应的射线分布则更强，但是不对称，且强区比较偏离中心，总分布在横向上面比较扁。
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为了进一步验证所测量的X 射线分布于注入机制的关联，我们计算了模拟中两种注入机制所对应的电子束的X 射线分布情况。由图17 可以看出第一团电子束所对应的射线分布是椭圆、高斯型的，与实验中所测量的小电量电子束所产生的射线分布一样。模拟中的射线分布似乎更大一些，这可能和参数设置有关。图17 中横向注入所对应的射线分布并不对称，且强区也偏离了中心，与实验测量相一致，这也验证了实验中所测量到的大电量电子束是横向注入的。
总之，通过实验和模拟观测到了双注入过程。第一次注入是径向自注入，其发生在激光传播的非常早期，该电子束分布比较对称且稳定性较好。第二团电子束是横向自注入的，其电流比较大，但是由于其依赖于激光强度分布，所以其不对称且稳定性很差。
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http://laser.ofweek.com/2013-06/ART-240015-8130-28690513.htmlOFweek激光网讯——激光等离子体加速器非常有望成为紧凑型的、能够提供准单能、低发射度、GeV的高能电子束的加速器。其加速出来的超短电子束脉宽只有几个飞秒，从而导致其电流高达几千安培，这点对于应用来说非常有价值。但是该项技术的发展目前始终受制于稳定性较差和电子束质量较难控制等缺点。这些问题很大程度上都是因为尾波场中电子束注入的问题。电子束的注入通常是依赖于等离子体尾波场的波破效应，而这从本质上来说是不可控的。目前有很多控制电子束注入的机制被提出来，如对撞脉冲注入、电离注入和梯度下降沿注入。但是这些注入机制一般都需要较复杂的实验设置，所以目前人们还是更依赖于自注入机制。对于自注入来说，存在两个完全不一样的物理过程：径向自注入和横向自注入。如图13(a)所示，电子束穿过激光脉冲并在通过尾波场的过程中获取能量。当它到达第一个尾波场周期的尾部时，其速度已经超过了尾波场的相速度，因而实现了注入。能够通过该机制获得注入的电子是处于轴上的电子，该处激光强度和尾波场强度都最高但是有质动力却最小。横向注入发生在空泡领域，此时激光强度足够高，会将尾波场中的电子完全排空。如图13(b)所示，被注入的电子通常位于激光的外围，它们绕着激光和空泡的外围运动并在到达空泡尾部时获得超过尾波场相速度的能量从而实现注入。
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文章通过实验和模拟结果验证了不同的激光及等离子体参数可以分别导致径向自注入和横向自注入。这两种注入机制所获得的电子束的特征并不相同。首先，我们验证了在一些条件下，电子束将先被径向注入，接着再被横向注入。其次，我们证明使用径向注入获得的电子束的稳定性及可控性都要更好。
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我们首先利用PIC 模拟来对这两种注入机制进行观察，图14(a)为我们模拟中所使用的光斑分布，该分布于我们实验中所使用的一致。图14(b)中所示的为归一化激光强度a 在等离子体中传播时的变化过程。该激光脉冲经历了三个聚焦和散焦的周期变化，在激光传播的非常早期就有一个2pC 的电子束获得了注入，在第二个自聚焦峰值附近又有一个大电量(200pC)的电子束注入，在第三个峰值聚焦的电子束注入的电量稍小一些。
图14(c)、14(d)显示的是第一个和第二个电子束的横向截面，可以看出第二个电子束的位置大多起源于激光束腰附近，而第一个电子束则多位于轴附近。当这些电子被注入的时候，激光光斑很大，其a 值较低(~2.5)，因此其轴附近的横向有质动力比较小，轴线附近的电子在穿过激光的时候只是被轻微的扰动了，依旧停留在加速梯度最大的区域内。在图14(d)中所能观察到的第二个特征就是横向注入的电子分布具有非对称性。这主要是因为激光光斑分布的非对称性造成的，其破坏了等离子体尾波场的柱状对称性。很微弱的强度分布改变都会影响其电子注入，因此横向注入是非常不稳定的。
为了在实验上实现径向注入和横向注入的观测，我们使用了“Smlle jaune” 30TW激光系统在气体池中加速电子，该气体池的长度能够从200 微米调节到10 毫米。图15(a)中显示了一些不同长度下的典型的电子能谱。对于长度小于1.4 毫米的短加速长度，其加速出来的电子束电量在2~10pC 的范围。对于长度为1.4 毫米的情况，低能的第二团电子开始出现，随着加速长度的增加，该电子的能量也不断提高，其能谱很宽且电量比第一团电子束高一个量级，约20~100pC。第一团电子的能量在1 毫米处达到最高，约250MeV，并从1.4 毫米处开始降低，而第二团电子束的能量在长度增加到5 毫米处达到最高(270MeV)。因此该电子束在长度达到2.1 毫米以后就开始与第一团电子束重叠从而无法实现探测。
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上面关于电子能谱的分析证实了两团电子的注入量和注入位置，但是并没能就注入机制提供上面深入的信息，通过分析由加速场中的横向电子运动所产生的X 射线可以获得更进一步的信息。X 射线的角分布依赖于在横相空间内的电子束分布，因而可以通过它来获得电子束横向分布的重要信息。图16 显示的是实验中所测量到的X 射线分布，其中低电量所对应的射线分布较为均匀，满足高斯分布(图16(a))，而高电量电子束所对应的射线分布则更强，但是不对称，且强区比较偏离中心，总分布在横向上面比较扁。
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为了进一步验证所测量的X 射线分布于注入机制的关联，我们计算了模拟中两种注入机制所对应的电子束的X 射线分布情况。由图17 可以看出第一团电子束所对应的射线分布是椭圆、高斯型的，与实验中所测量的小电量电子束所产生的射线分布一样。模拟中的射线分布似乎更大一些，这可能和参数设置有关。图17 中横向注入所对应的射线分布并不对称，且强区也偏离了中心，与实验测量相一致，这也验证了实验中所测量到的大电量电子束是横向注入的。
总之，通过实验和模拟观测到了双注入过程。第一次注入是径向自注入，其发生在激光传播的非常早期，该电子束分布比较对称且稳定性较好。第二团电子束是横向自注入的，其电流比较大，但是由于其依赖于激光强度分布，所以其不对称且稳定性很差。
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http://laser.ofweek.com/2013-06/ART-240015-8130-28690513.html
文章通过实验和模拟结果验证了不同的激光及等离子体参数可以分别导致径向自注入和横向自注入。这两种注入机制所获得的电子束的特征并不相同。首先，我们验证了在一些条件下，电子束将先被径向注入，接着再被横向注入。其次，我们证明使用径向注入获得的电子束的稳定性及可控性都要更好。
我们首先利用PIC 模拟来对这两种注入机制进行观察，图14(a)为我们模拟中所使用的光斑分布，该分布于我们实验中所使用的一致。图14(b)中所示的为归一化激光强度a 在等离子体中传播时的变化过程。该激光脉冲经历了三个聚焦和散焦的周期变化，在激光传播的非常早期就有一个2pC 的电子束获得了注入，在第二个自聚焦峰值附近又有一个大电量(200pC)的电子束注入，在第三个峰值聚焦的电子束注入的电量稍小一些。
图14(c)、14(d)显示的是第一个和第二个电子束的横向截面，可以看出第二个电子束的位置大多起源于激光束腰附近，而第一个电子束则多位于轴附近。当这些电子被注入的时候，激光光斑很大，其a 值较低(~2.5)，因此其轴附近的横向有质动力比较小，轴线附近的电子在穿过激光的时候只是被轻微的扰动了，依旧停留在加速梯度最大的区域内。在图14(d)中所能观察到的第二个特征就是横向注入的电子分布具有非对称性。这主要是因为激光光斑分布的非对称性造成的，其破坏了等离子体尾波场的柱状对称性。很微弱的强度分布改变都会影响其电子注入，因此横向注入是非常不稳定的。
为了在实验上实现径向注入和横向注入的观测，我们使用了“Smlle jaune” 30TW激光系统在气体池中加速电子，该气体池的长度能够从200 微米调节到10 毫米。图15(a)中显示了一些不同长度下的典型的电子能谱。对于长度小于1.4 毫米的短加速长度，其加速出来的电子束电量在2~10pC 的范围。对于长度为1.4 毫米的情况，低能的第二团电子开始出现，随着加速长度的增加，该电子的能量也不断提高，其能谱很宽且电量比第一团电子束高一个量级，约20~100pC。第一团电子的能量在1 毫米处达到最高，约250MeV，并从1.4 毫米处开始降低，而第二团电子束的能量在长度增加到5 毫米处达到最高(270MeV)。因此该电子束在长度达到2.1 毫米以后就开始与第一团电子束重叠从而无法实现探测。
上面关于电子能谱的分析证实了两团电子的注入量和注入位置，但是并没能就注入机制提供上面深入的信息，通过分析由加速场中的横向电子运动所产生的X 射线可以获得更进一步的信息。X 射线的角分布依赖于在横相空间内的电子束分布，因而可以通过它来获得电子束横向分布的重要信息。图16 显示的是实验中所测量到的X 射线分布，其中低电量所对应的射线分布较为均匀，满足高斯分布(图16(a))，而高电量电子束所对应的射线分布则更强，但是不对称，且强区比较偏离中心，总分布在横向上面比较扁。
为了进一步验证所测量的X 射线分布于注入机制的关联，我们计算了模拟中两种注入机制所对应的电子束的X 射线分布情况。由图17 可以看出第一团电子束所对应的射线分布是椭圆、高斯型的，与实验中所测量的小电量电子束所产生的射线分布一样。模拟中的射线分布似乎更大一些，这可能和参数设置有关。图17 中横向注入所对应的射线分布并不对称，且强区也偏离了中心，与实验测量相一致，这也验证了实验中所测量到的大电量电子束是横向注入的。
总之，通过实验和模拟观测到了双注入过程。第一次注入是径向自注入，其发生在激光传播的非常早期，该电子束分布比较对称且稳定性较好。第二团电子束是横向自注入的，其电流比较大，但是由于其依赖于激光强度分布，所以其不对称且稳定性很差。
http://laser.ofweek.com/2013-06/ART-240015-8130-28690513.htmlOFweek激光网讯——激光等离子体加速器非常有望成为紧凑型的、能够提供准单能、低发射度、GeV的高能电子束的加速器。其加速出来的超短电子束脉宽只有几个飞秒，从而导致其电流高达几千安培，这点对于应用来说非常有价值。但是该项技术的发展目前始终受制于稳定性较差和电子束质量较难控制等缺点。这些问题很大程度上都是因为尾波场中电子束注入的问题。电子束的注入通常是依赖于等离子体尾波场的波破效应，而这从本质上来说是不可控的。目前有很多控制电子束注入的机制被提出来，如对撞脉冲注入、电离注入和梯度下降沿注入。但是这些注入机制一般都需要较复杂的实验设置，所以目前人们还是更依赖于自注入机制。对于自注入来说，存在两个完全不一样的物理过程：径向自注入和横向自注入。如图13(a)所示，电子束穿过激光脉冲并在通过尾波场的过程中获取能量。当它到达第一个尾波场周期的尾部时，其速度已经超过了尾波场的相速度，因而实现了注入。能够通过该机制获得注入的电子是处于轴上的电子，该处激光强度和尾波场强度都最高但是有质动力却最小。横向注入发生在空泡领域，此时激光强度足够高，会将尾波场中的电子完全排空。如图13(b)所示，被注入的电子通常位于激光的外围，它们绕着激光和空泡的外围运动并在到达空泡尾部时获得超过尾波场相速度的能量从而实现注入。
文章通过实验和模拟结果验证了不同的激光及等离子体参数可以分别导致径向自注入和横向自注入。这两种注入机制所获得的电子束的特征并不相同。首先，我们验证了在一些条件下，电子束将先被径向注入，接着再被横向注入。其次，我们证明使用径向注入获得的电子束的稳定性及可控性都要更好。
我们首先利用PIC 模拟来对这两种注入机制进行观察，图14(a)为我们模拟中所使用的光斑分布，该分布于我们实验中所使用的一致。图14(b)中所示的为归一化激光强度a 在等离子体中传播时的变化过程。该激光脉冲经历了三个聚焦和散焦的周期变化，在激光传播的非常早期就有一个2pC 的电子束获得了注入，在第二个自聚焦峰值附近又有一个大电量(200pC)的电子束注入，在第三个峰值聚焦的电子束注入的电量稍小一些。
图14(c)、14(d)显示的是第一个和第二个电子束的横向截面，可以看出第二个电子束的位置大多起源于激光束腰附近，而第一个电子束则多位于轴附近。当这些电子被注入的时候，激光光斑很大，其a 值较低(~2.5)，因此其轴附近的横向有质动力比较小，轴线附近的电子在穿过激光的时候只是被轻微的扰动了，依旧停留在加速梯度最大的区域内。在图14(d)中所能观察到的第二个特征就是横向注入的电子分布具有非对称性。这主要是因为激光光斑分布的非对称性造成的，其破坏了等离子体尾波场的柱状对称性。很微弱的强度分布改变都会影响其电子注入，因此横向注入是非常不稳定的。
为了在实验上实现径向注入和横向注入的观测，我们使用了“Smlle jaune” 30TW激光系统在气体池中加速电子，该气体池的长度能够从200 微米调节到10 毫米。图15(a)中显示了一些不同长度下的典型的电子能谱。对于长度小于1.4 毫米的短加速长度，其加速出来的电子束电量在2~10pC 的范围。对于长度为1.4 毫米的情况，低能的第二团电子开始出现，随着加速长度的增加，该电子的能量也不断提高，其能谱很宽且电量比第一团电子束高一个量级，约20~100pC。第一团电子的能量在1 毫米处达到最高，约250MeV，并从1.4 毫米处开始降低，而第二团电子束的能量在长度增加到5 毫米处达到最高(270MeV)。因此该电子束在长度达到2.1 毫米以后就开始与第一团电子束重叠从而无法实现探测。
上面关于电子能谱的分析证实了两团电子的注入量和注入位置，但是并没能就注入机制提供上面深入的信息，通过分析由加速场中的横向电子运动所产生的X 射线可以获得更进一步的信息。X 射线的角分布依赖于在横相空间内的电子束分布，因而可以通过它来获得电子束横向分布的重要信息。图16 显示的是实验中所测量到的X 射线分布，其中低电量所对应的射线分布较为均匀，满足高斯分布(图16(a))，而高电量电子束所对应的射线分布则更强，但是不对称，且强区比较偏离中心，总分布在横向上面比较扁。
为了进一步验证所测量的X 射线分布于注入机制的关联，我们计算了模拟中两种注入机制所对应的电子束的X 射线分布情况。由图17 可以看出第一团电子束所对应的射线分布是椭圆、高斯型的，与实验中所测量的小电量电子束所产生的射线分布一样。模拟中的射线分布似乎更大一些，这可能和参数设置有关。图17 中横向注入所对应的射线分布并不对称，且强区也偏离了中心，与实验测量相一致，这也验证了实验中所测量到的大电量电子束是横向注入的。
总之，通过实验和模拟观测到了双注入过程。第一次注入是径向自注入，其发生在激光传播的非常早期，该电子束分布比较对称且稳定性较好。第二团电子束是横向自注入的，其电流比较大，但是由于其依赖于激光强度分布，所以其不对称且稳定性很差。
http://laser.ofweek.com/2013-06/ART-240015-8130-28690513.html