閆文超 朱常青 王進光 馮杰李毅飛 譚軍豪 陳黎明?

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) (上海交通大學IFSA 協同創(chuàng)新中心, 上海 200240)

3) (中國科學院物理研究所, 光物理重點實驗室, 北京 100190)

4) (中國科學院大學物理學院， 北京 100049)

1 引 言

在19 世紀末至20 世紀初, 約瑟夫·約翰·湯姆孫(Joseph John Thomson)[1]開展了一系列光與物質的散射實驗, 從而歷史性地發(fā)現了電子.在這些實驗中, 他發(fā)展了一套關于X 射線散射的經典理論, 被后人稱為湯姆孫散射(Thomson scattering, TS).在該理論中, 入射波使電子加速并使其出射與入射波相同頻率的輻射.這個理論也得到了查爾斯·格洛弗·巴克拉（Charles Glover Barkla）等[2-4]早期實驗的證實.然而, 后來的實驗結果與湯姆孫的經典理論并不一致: 當科學家們使用硬X 射線時, 發(fā)現散射光能量比湯姆孫理論預測的要低.人們試圖用經典的方法來解釋這些現象, 但相關理論都很快被證偽.回望歷史, 我們已經知道從湯姆孫理論到康普頓理論發(fā)展的二十年是現代物理學建立量子理論和相對論的關鍵時期.從量子力學的角度考慮散射過程, 亞瑟·霍利·康普頓(Arthur Holly Compton)[5,6]成功解釋了散射中電子從X射線中獲得能量的過程, 因此該過程被命名為康普頓散射(Compton scattering, CS), 后來該過程被我國物理學家吳有訓先生進行的一系列實驗充分驗證[7-13].而湯姆孫散射在本質上是康普頓散射在低能極限的一種近似.

康普頓散射作為電動力學最基本的過程之一,在學術界引起了廣泛關注, 并在基礎物理研究中得到了成功應用.例如, 康普頓散射成功解釋了許多天體物理過程[14-17], 如宇宙背景輻射中的散射光子能譜、宇宙中的超強伽馬暴和太陽能冠電子產生的K 型日冕等; 在慣性約束聚變(inertial confinement fusion, ICF)中, X 射線湯姆孫散射是測量高溫等離子體重要的診斷手段; 此外, 逆康普頓散射可以向外輻射出高能光源, 具有廣泛的應用前景和重要的應用價值.

在2018 年, 杰哈·莫羅(Gérard Mourou)和唐娜·斯特里克蘭(Donna Strickland)共同分享了部分諾貝爾物理學獎, 表彰他們在超強激光技術方面的突破性貢獻, 即利用啁啾脈沖放大(chirped pulse amplification, CPA)技術獲得高功率超短激光脈沖[18].如今, 隨著該技術的進一步發(fā)展, 超短飛秒脈沖太瓦(TW, 1012W)甚至拍瓦(PW,1015W)激光裝置已經商業(yè)化, 將這種高功率激光聚焦后可產生相對論強度的光場(I?1018W/cm2),歸一化的矢勢強度a0=eE/(meω0c) ≈ 0.85 ×10—9λ[μm](I[W/cm2])1/2～1, 其中,e是電子電荷,me是電子質量,c是光速,ω0是激光頻率,E是振幅.在這種高強度的激光作用下, 電子在激光場中的運動將變得非線性, 在這種狀態(tài)下會發(fā)生多光子效應, 即單個電子同時與多個光子相互作用并輻射出一個高能光子, 此過程通常稱為多光子湯姆孫散射.

當場強和粒子能量變得更高時, 甚至需要引入量子電動力學(quantum electro dynamics, QED)理論來解決其動理學過程[19,20].近期, 全球多臺數拍瓦激光裝置逐漸投入使用, 激光等離子體相互作用中的此類效應會變得極其顯著.因此, 系統(tǒng)地研究多光子湯姆孫散射過程是本領域未來十年極其重要的研究方向.隨著激光尾波場的電子加速(laser wake field acceleration, LWFA)[21-26]和數拍瓦激光裝置的建成[27-33], 基于激光加速的全光湯姆孫散射將是研究多光子湯姆孫散射可行性最高的實驗方案.可以預見, 在不久的將來, 極端光場散射過程[27,34], 如湯姆孫散射多光子吸收過程[35]、輻射阻尼效應[36-44]、正負電子對的產生[45-51]、Compton-Cherenkov 輻射[52]、真空雙折射[29,41]等前沿的基礎理論, 將會被實驗一一驗證.

本文第2 節(jié)介紹基于激光的全光散射實驗在不同條件下的物理過程, 并討論其獨特性; 第3 節(jié)概述全光散射的兩種不同實驗方案及研究進展;第4 節(jié)討論全光散射實驗的挑戰(zhàn)及應用前景; 最后討論未來全光實驗面臨的挑戰(zhàn).

2 物理過程

2.1 理論模型

康普頓散射過程可以看作是光子與電子的彈性碰撞過程, 光子的能量發(fā)生改變, 一部分光子能量轉移到電子上.通常康普頓散射在湯姆孫極限[53-55]和克萊因-西那(Klein-Nishina, K-N)極限條件[56-58]下有不同表述方式, 取決于相互作用的光子對電子的反沖效應是否可以忽略.其中在湯姆孫極限, 康普頓散射就是湯姆孫散射, 是彈性散射.而在K-N 極限下, 湯姆孫散射不再適用, 電子與光子之間會有明顯的能量傳遞, 因此是非彈性散射.

本文提到的大部分實驗是可以在湯姆孫極限的框架內解釋的, 在這個條件下, 整個動理學過程嚴格地依賴于激光場強度a0.在a0＜ 1 時, 是線性散射, 電子主要受到電場作用做非相對論簡諧振蕩, 因此為偶極輻射模式, 輻射頻率與入射光ω0相同.線性湯姆孫散射截面為σr=其中rc為電子的經典半徑.當a0增大并接近1 時, 電子在相對論強度的電場作用下會很快被加速到相對論的運動狀態(tài), 此時由于磁場力v×B可以與電場力大小相比擬, 因此電子的運動不是僅由電場來決定, 而是做8 字形運動, 由于電子在磁場力和電場力的作用下運動頻率不同, 因此會輻射出不同頻率的電磁波[59].另有理論報道稱, 在非線性條件下的湯姆孫散射截面也不再是常數[60], 而是被因子1+修正.

當a0?1 時, 會發(fā)生高階多光子湯姆孫散射,即多個光子同時被單個電子散射, 發(fā)射出單個高能光子.在這種情況下, 輻射光子的頻率是基頻的諧波其中n是每個電子散射的入射光子的數量,是散射基頻, 輻射的諧波階數與a0的3 次方成正比:另外, 高度相對論速度的電子會在光場中做顫振運動(quiver motion), 使得散射基頻的光譜發(fā)生紅移:其中ω0是入射激光的頻率[61].輻射出的高能光子也將呈現出高度橢圓形的空間分布.

無論電子靜止還是相對運動, 都可以運用上述理論來處理該相互作用過程.若電子在運動, 則取電子的平均靜止坐標系(下簡稱“靜止系”).假設電子最初處于相對論運動中, 若在實驗室坐標系(下簡稱“實驗室系”)中觀察, 則會觀測到高能電子將能量傳遞給光子, 這與最初康普頓散射實驗的能量傳遞過程“相反”, 因此該過程通常被稱為逆康普頓散射.而在靜止系中, 逆康普頓散射就是湯姆孫散射, 因此這兩個名稱通常是可以互換使用的.從靜止系變換到實驗室系時, 光子頻率會經歷兩次多普勒藍移過程, 因此實驗室系中觀測到的輻射光子能量由給出, 其中γ是初始電子的相對論因子.

2.2 從加速器布局到全光布局的湯姆孫散射

在20 世紀60 年代早期激光發(fā)明之后, 就在基于存儲環(huán)的加速器上進行了湯姆孫散射早期的研究[62-65].而隨著超快超強激光技術的發(fā)展, 科學家成功實現了激光驅動的尾波場電子加速, 尤其是在2004 年, 通過LWFA 獲得了單能電子, 并在接下來的十多年里取得了快速發(fā)展, 相對穩(wěn)定的[66,67]、大電荷量[68,69]、高能量[25,70-73]、能散度小于1%的電子源[74]相繼被報道, 目前已報道準單能電子的最高能量達到了8 GeV[71].由于該種方案的電子源是超強激光驅動的, 而多光子湯姆孫散射本身是基于電子源與超強激光的相互作用, 因此基于LWFA 的多光子湯姆孫散射可以使用同源的兩束超強激光, 具有天然同步的優(yōu)勢, 通常將這類全激光驅動的散射實驗稱為全光湯姆孫散射.圖1 概括了國際上全光湯姆孫散射的主要實驗進展.

3 全光湯姆孫散射實驗進展

在2006 年, Schwoerer 等[75]報道了基于激光產生電子的湯姆孫散射實驗.但是該實驗中的電子不是通過尾波場加速獲得的, 電子大部分處于熱分布狀態(tài), 能量很低, 而且散射的激光束被引導到氣體靶內部與等離子體相互作用, 進一步影響了相互作用, 因此, 只探測到了較弱的軟X 射線(約1 keV).

圖1 近期國際上全光湯姆孫散射的主要實驗進展及發(fā)展方向Fig.1.Recent progress and road map of the Thomson scattering.

隨著LWFA 的快速發(fā)展, 全光湯姆孫散射實驗的條件逐漸成熟, 世界上多個實驗小組相繼報道了全光湯姆孫散射的實驗結果.目前主要有兩種實驗方案(如圖2 所示), 一種是單束激光束的等離子體鏡方案, 激光束首先驅動LWFA 加速得到電子束, 然后驅動激光中的剩余部分被等離子體反射鏡(PM)反射到電子上, 實現散射; 第二種方案是兩束激光方案, 一束驅動LWFA 產生電子束, 另一束作為散射激光.方案一不需要事先將激光與電子對準, 因而操作簡單, 但相互作用參數可調諧性差, 而方案二需電子與散射激光精確對準, 因此操作復雜, 但參數可調諧性強.

圖2 兩種不同的實驗方案 (a)單束激光-等離子體鏡方案; (b)雙光束方案Fig.2.Two different experimental geometries for all-optical scattering: (a) Single beam plasma mirror regime; (b) dual beam regime.

3.1 單束激光-等離子體鏡方案

為實現全光湯姆孫散射, 需要將電子與激光在fs-μm3的尺度上精確對準, 實驗技術非常具有挑戰(zhàn)性.為克服這一困難, 法國應用光學研究所(Laboratoire d'Optique Appliquée, LOA)的研究團隊[76]提出了一種單束激光外加等離子體鏡的實驗方案, 克服了該技術挑戰(zhàn).在這個過程中, 用來驅動LWFA 的主激光脈沖的剩余部分撞擊在固體箔上形成等離子體鏡, 并被等離子體鏡反射(如圖3 所示).由于加速的電子束在驅動激光脈沖后面的幾微米, 因此被反射的主激光正好可以與其發(fā)射碰撞, 從而實現全光湯姆孫散射.

圖3 等離子體鏡方案產生X 射線的示意圖Fig.3.Illustration of the X-ray generation via plasma mirror regime.

由于實驗的簡單性和可行性, 該方案引起了世界范圍的關注, 許多研究小組采用了類似的實驗方案并進行了改進.美國德克薩斯大學奧斯汀分校的研究團隊[77,78]通過控制電子能量獲得了能量在75—200 keV 可調的準單能逆康普頓散射X 射線.德國慕尼黑大學的研究團隊[79]生成了500 keV 逆康普頓散射X 射線, 并獲得了放置在源后面1 m處的cm 大小樣品的單發(fā)成像.我國科學家也進行了一系列研究.中國科學院上海光學精密機械研究所的劉建勝團隊[74]改進了電子加速, 獲得了超高的六維電子亮度, 從而獲得了很好的單能逆康普頓散射[80].中國科學院物理研究所的陳黎明團隊[81]報道了使用凹面PM, 使激光重新聚焦, 顯著增強了逆康普頓散射.另外該團隊還利用純氮氣靶的LWFA 進行了實驗, 由于氣體密度比純氦氣低, 剩余能量仍然較高, 還將激光聚焦在噴嘴后沿，防止了返回光的發(fā)散, 提高了電子與激光的散射截面,因此增強了逆康普頓散射通量[82].清華大學的魯巍團隊[83]使用磁帶等離子體鏡開展該實驗, 大大提高了實驗的重復頻率, 并成功實現了對物體的CT 成像.目前, 單束激光等離子體鏡的實驗方案已經成為全光逆康普頓源的常規(guī)方法[84,85], 并有望在醫(yī)療、材料、基礎科學等領域開展更多的應用.

3.2 雙束激光對撞方案

單束激光-等離子體鏡方案的巧妙之處在于驅動LWFA 的激光與電子之間有飛秒量級的時間差, 剩余的主激光被反射后正好可以與電子發(fā)生碰撞, 因此實驗的難度被大大降低, 對于全光逆康普頓源的實現具有重要意義.但是由于對撞激光是主激光的剩余部分, 不具有可調控性, 因此若想進一步系統(tǒng)地研究全光湯姆孫散射, 必須采用雙束激光的實驗方案.

雙束激光的實驗方案需要從驅動激光中分束獲得一路相對獨立的散射激光, 再實現與LWFA電子的精確對撞.因此, 對撞激光有多項可以獨立調控的參數, 如波長、脈沖寬度、總能量、激光場強度, 甚至激光模式等.其中激光場強度a0決定了電子的運動狀態(tài), 與電子的相對論因子γ一起決定了相互作用的物理規(guī)律, 通常使用χ0=Epeak/(γmc2)≈2a0γElaser/(mc2)來 表示.當χ0?1 時, 隨 著a0的增加, 光子密度會增加.散射過程將從單電子吸收單光子, 到同時吸收數光子(低階多光子過程),再過渡到吸收大量光子參與的多光子過程(高階多光子過程).從低階多光子過程開始, 電子的運動規(guī)律就已經開始表現出非線性效應.而當χ0～1 時,QED 效應變得非常顯著.

3.2.1 單光子吸收

在單光子吸收的條件下, 電子在激光場中做線性運動.在保持散射激光條件不變的情況下, 可以通過調整電子的能量來實現對X 射線能量的調諧.

在單光子吸收的條件下, 使用不同波長的激光, 獲得逆康普頓X 射線的光子能量也不同, 如圖4 所示.Liu 等[89]報道了利用二次諧波(second harmonic generation, SHG)激光(400 nm, 約3 eV)作為散射激光產生逆康普頓散射X 射線的實驗結果.實驗中, 散射激光經過獨立的壓縮器, 然后通過非線性晶體(磷酸二氫鉀晶體, 簡稱KDP 晶體)轉化為400 nm.然后用SHG 與LWFA 電子發(fā)生碰撞.獲得了能量大于9 MeV 的X 射線光子.該實驗的物理過程依然是服從公式只不過是改變了對撞激光的光子能量, 從而在電子能量相同的條件下獲得了更高的輻射光子能量.

圖4 全光逆康普頓散射X 射線隨電子能量的定標率, 紅色代表使用800 nm 散射激光, 藍色代表使用400 nm 散射激光Fig.4.Scaling law of inverse Compton scattering X-ray energy by fundamental and second-order harmonics of Ti:Sapphire scattering laser.

3.2.2 低階多光子散射

湯姆孫散射的非線性理論表明, 在更強的激光場中, 由于光子密度高, 單電子一次散射事件將吸收并散射超過一個以上的光子, 即多光子散射.LOA 團隊[76]報道的等離子體鏡方案中, 已經獲得了a0＞ 1 的散射激光, 但由于反射激光條件幾乎無法被準確估計, 因此作者并沒有強調相互作用的非線性效應.

貝爾法斯特女王大學的研究團隊[90]首次明確報道了湯姆孫的非線性效應, 該團隊在實驗中使用了a0＞ 2 的散射激光與電子相互作用, 實現了電子非線性運動的多光子散射過程, 輻射出的X 射線光子能量明顯大于線性湯姆孫散射.但是X 射線能譜并沒有很好地符合非線性散射的理論公式.主要原因可能是作者在實驗中并沒有很好地優(yōu)化散射激光的焦斑, 其焦斑并非為高斯型, 另外電子的尺寸沒有與激光焦斑尺寸很好地吻合, 因此相互作用的結果并不能由理想模型簡單解釋.此外, 該實驗的數據量較少, 很難獲得理想的實驗結果.

來自德國馬普量子光學所(Max-Planck-Institut für Quantenoptik, MPQ)的團隊[91]開展了一輪相對精細的實驗, 他們從主激光中取了一小部分作為散射光, 并單獨聚焦, 獲得激光強度a0≈0.9 的焦斑.通過采集大量的X 射線數據, 該團隊明確地報道了湯姆孫散射過程中的非線性效應, 如圖5 所示, X 射線的輻射能量明顯偏離了線性條件下的光子能量, 這組實驗數據非常好地符合了理論計算.

圖5 文獻[91]報道的全光湯姆孫散射的非線性效應,a0 明顯影響了X 射線能量的定標率Fig.5.Scaling shift in the few-photon scattering experiment.Reprinted with permission from Ref.[91].

總的來說, 這兩組實驗都引起了世界范圍內本領域的廣泛關注, 不僅因為它們都產生了明亮的準直高能高質量X 射線源, 而且也證實了湯姆孫散射中電子的非線性運動引起的多光子效應.當然, 這兩組實驗研究的范疇還處在低階多光子效應階段.

3.2.3 高階多光子散射

當散射激光的強度進一步提升, 即a0?1時, 就可以實現高階多光子湯姆孫散射.高階多光子散射實驗驗證是在內布拉斯加大學的Dicoles 激光平臺上開展完成的[35](見圖6).為了獲得高質量、高強度的散射激光, 實驗中采用了自適應光學系統(tǒng), 在時空上分別對主激光和散射激光的參數進行了全面的優(yōu)化, 兩束激光的斯特略爾比均達到0.9[92].然后用f#2 的OAP 將散射激光聚焦到穩(wěn)定、高質量的LWFA 電子束上.實驗中使用零級半波板旋轉入射激光脈沖的偏振, 并將壓縮器作為偏振元件[93], 實現了散射激光能量的獨立連續(xù)調控, 散射激光焦點處歸一化矢勢的可調范圍為1—12.因此可以在保證電子參數不變的情況下,研究不同散射激光強度與電子束相互作用的影響.

圖6 文獻[35]報道的高階多光子效應Fig.6.Effect of high-order multi-photon scattering reported in Ref.[35].

該工作最主要的意義在于, 實驗明確證實了非線性湯姆孫散射中高階的多光子效應.在保持電子參數相同, 散射激光分別為a0= 2 和a0= 12 的情況下, 使用康普頓伽馬射線能譜儀測量了逆康普頓散射X 射線的能量分布[94-97], 可以觀察到能譜的明顯差異, 且與理論計算符合得很好, 從而驗證了幾十年前湯姆孫散射的高階多光子散射理論的正確性.

(4)制作深淺標點，深標點材料要求與置換出來的原狀土重量相近，采用內襯20 mm的螺紋管，外層采用50 mm 直徑的PVC管，用混凝土砌塊連接，使用PVC管的目的是減小與土壤接觸的摩擦，并能使螺紋管自由沉降。

實驗還觀測到, 隨著a0的增大, X 射線的空間分布沿散射激光偏振軸方向也會增大, 而在正交方向上的角寬幾乎保持不變; 然而, 這與理想的單電子理論相距甚遠, 這是由LWFA 電子的發(fā)散角引起的.當考慮電子本身的發(fā)散角時, 計算結果與實驗數據符合得較好, 這證實了相互作用中的非線性效應, 同時也可確定激光峰值強度a0≈ 10, 如圖7 所示.

圖7 湯姆孫散射截面隨a0 變化的定標率, 該變化曲線由文獻[60]的理論計算得出Fig.7.Scaling law of the Thomson scattering cross section vs.a0 in the rest frame.The blue range means where the RR effect matters.The curves were plotted based on Ref.[60].

當然, 該實驗中還有一些值得繼續(xù)深入探討的問題, 例如, 實驗觀測到的光子-光子相干合成是如何發(fā)生的.在這個過程中, 甚至可以把電子作為一種特殊的“催化劑”, 使光子-光子相互作用的實現條件遠遠小于真空中的光子-光子直接相互作用.再如, 非線性湯姆孫散射中高階光子吸收效應對湯姆孫散射截面的修正, 我們都知道經典湯姆孫散射截面是與電子經典半徑相關的常數, 而理論表明,在高階多光子效應的影響下, 散射截面不再是常數, 而是與a0相關的變量.從圖7 可以看出湯姆孫散射截面隨a0的增加而成平方關系增加, 直到輻射阻尼效應出現之后會再次降低(漸變的藍色區(qū)域).該理論目前還沒有得到實驗的驗證.

3.2.4 輻射阻尼

在高階多光子湯姆孫散射過程中, 如果輻射光子集體對電子的反沖力足夠大而不可忽略, 則電子將會失去大量的能量, 稱為輻射阻尼效應(radiation reaction, RR).它是QED 中最古老和最基本的問題之一, 且對QED 中的重整化問題有著重要的意義.最初的Lorentz-Abraham-Dirac (LAD)方程的解是發(fā)散的, 違反了因果關系, 后來有多種理論嘗試去解決此問題, 其中Landau-Lifshitz (LL)方程的解釋最為自洽.而這些理論一直沒有被實驗驗證.近期, 國際上兩個研究小組相繼報道了RR效應的驗證[98,99].這兩個實驗都提到電子與超強激光相互作用后的能量損失.然而, 由于實驗技術上的困難[100], 兩個團隊都僅僅成功地進行了少量的實驗, 且兩組結果也有一定的分歧.未來需要更多更優(yōu)化的實驗結果來更清楚地解釋高階多光子湯姆孫散射中的輻射阻尼效應.

以上總結了目前全光湯姆孫散射的實驗成果.除了已經報道的實驗結果, 還有更多的可調控參數對全光湯姆孫散射過程的影響值得進一步研究, 如散射激光的脈沖寬度[86]、拓撲性質[101,102]等.

4 全光湯姆孫散射的應用價值及存在的挑戰(zhàn)

全光湯姆孫散射具有重要的應用價值.首先,散射過程會產生定向的高能X/伽馬射線, 可以作為高亮光源, 通常稱為逆康普頓光源.其作為光源具有準直性、脈寬超短、亮度高、橫向相干性、能量可調性等優(yōu)點, 表1 中列出了逆康普頓源的參數.逆康普頓光源具有廣泛的應用潛力, 包括高密度材料放射成像、阿秒甚至更快的超快科學、無損檢測、核放射學、國家安全和低劑量放射治療, 更多詳細的內容可參見綜述文獻[103-105].未來高重復頻率的超快超強激光技術的發(fā)展會進一步拓寬全光湯姆孫散射源的應用范圍.

表1 常見全光逆康普頓X 射線源參數Table 1.Parameter of all-optical inverse Compton scattering X-ray source.

相干性是高亮度光源的重要特性之一[106-113].迄今為止, 還沒有基于光子散射過程的完全相干X 射線源的實驗報道, 但是已經有人提出了利用全光湯姆孫散射獲得全相干光源的研究方案, 未來如能實現全相干的全光湯姆孫散射X/伽馬射線源,將是重大突破.

全光湯姆孫散射還可作為診斷用來研究LWFA 的性質[114,115].例如, 進行電子發(fā)射度測量.LWFA 電子束離開加速器在自由空間傳播過程中,受到空間電荷效應, 發(fā)射度會增大.而散射過程中輻射出光子束的空間分布可以攜帶最初的電子發(fā)射度信息.因此可以將散射激光看作一種探針脈沖, 通過對X 射線進行空間譜學分析, 從而可以測量電子的歸一化橫向發(fā)射度.

另外, 全光湯姆孫散射可以作為極端光場物理的重要研究平臺.極端光場中的QED 效應還沒有得到系統(tǒng)的實驗驗證, 而高能電子與超強激光相互作用過程是研究該理論最直觀的方案.當參量χ0≈ 1 時, 輻射阻尼的量子效應不再可以忽略, 稱為量子輻射主導區(qū).在這種情況下, 量子效應和RR 效應都極大地改變了電子動力學行為.在此條件下, 可以對RR 進行充分測試, 并實現電子-正電子對的產生.此外, 電子在全光散射過程中的自旋極化特性也是非常值得研究的問題.另外, 使用等離子體鏡方案也可以研究QED 效應,顧彥珺等[46,116]提出了在激光功率分別為1022和1024W/cm2的條件下產生GeV 光子和電子-正電子對的實驗方案.

全光多光子散射實驗將在未來的強場物理研究中占據重要的地位, 但與此同時也面臨諸多的挑戰(zhàn).Samarin 等[100]總結了人們在實驗中可能面臨的困難, 包括如何提升激光和電子的品質、穩(wěn)定性、可重復性及克服相互作用中的技術難度等.雖然實現激光與電子在fs 時間尺度上的同步已經被許多實驗小組證實, 但他們大多數是通過兩束激光對準, 并假設LWFA 電子完全跟隨驅動激光來實現激光與電子的時空同步, 但實際上LWFA 電子與驅動激光存在空間上的誤差, 將導致激光與電子有效對撞截面下降, 最終會影響湯姆孫X 射線源的產生.因此, 如何讓LWFA 電子與散射激光直接對準就成為了一個世界級的技術難題.

此外, 電子和X 射線的診斷技術都需要改進.例如, 在輻射阻尼實驗中, 考慮到阻尼水平和其他的一些不確定性, 需要非常精確地測量電子的能譜.無論是電子指向還是磁體的不均勻分布都會導致阻尼百分比的誤差比預期的要大.在未來正負電子對的產生實驗中, 對正負電子的精確的診斷也是非常重要的.如何進一步提升X 射線能譜儀的分辨率仍然是一個很大的問題, 常用的康普頓高能射線能譜儀由于轉換體中正負電子對的產生等因素的影響, 極大地限制了其分辨率和能量分辨的范圍.因此, 研制高分辨率、大能量范圍的能譜儀是診斷方面面臨的挑戰(zhàn)之一.在未來的同類強場物理實驗中, 裝置運行的重復頻率也對實驗結果有著重要的影響, 短時間內采集大量數據會降低不確定度和擴大誤差范圍.因此, 高重頻實驗診斷技術將為在高重頻(＞ 10 Hz)的拍瓦級激光器和等離子體發(fā)生裝置上開展前沿的強場物理實驗提供重要的支撐.

5 結 論

回顧了全光湯姆孫散射研究的發(fā)展歷史, 并對近些年來相關的實驗進展進行了綜述.近年來, 激光領域的科學家們正在努力地提高激光脈沖的峰值強度, 以用于基礎研究和實際應用.隨著國際上多臺超高功率的數拍瓦甚至百拍瓦激光裝置已經或即將運行, 屆時激光的功率將被推到極端水平,強度將超過1023W/cm2(a0＞ 200).在這種強度下激光與物質相互作用的極端光場物理效應將與經典理論有著很大的不同, 需要用QED 理論來指導, 因此系統(tǒng)地對強場QED 理論進行實驗研究將必然展開, 全光湯姆孫散射將為這一研究的開展提供關鍵的解決方案.未來10 年, 我國也會有多家單位的多臺超強數拍瓦激光裝置投入使用, 如中國科學院上海光學精密機械研究所與上?？萍即髮W、中國工程物理研究院激光聚變研究中心、北京大學、上海交通大學與李政道研究所、中國科學院物理研究所與懷柔綜合極端條件實驗裝置等, 我國將會開展更多相關的前沿物理實驗, 屆時我國必將在國際強場QED 領域的研究中占有一席之地.