高功率激光驱动核反应研究进展与展望

席晓峰,郭 冰,*,符长波,吕 冲,张国强

(1.中国原子能科学研究院 核物理研究所,北京 102413;2.复旦大学 现代物理研究所,上海 200433;3.中国科学院 上海高等研究院,上海 201210)

自1896年贝克勒尔发现放射性以来,通过使用放射源、加速器和反应堆,核物理学在理解原子核性质与原子核反应等方面取得了巨大进展,核物理相关技术在核电、放射治疗、医学成像等许多领域也得到广泛应用。目前,主流的粒子加速器均通过加载在真空中的强电场加速粒子,其加速梯度受限于期间所用绝缘体击穿场强和腔室极限真空度,一般电场强度不超过108V/m。近年来,随着高功率激光技术的持续进步,激光器作为一种新型加速平台,是利用相对论强度的超短脉冲激光驱动等离子体形成的超强静电分离电场加速粒子,其加速梯度可高达1011V/m以上,较传统加速器提高数个量级。这种加速方式不但避免了传统加速器中真空击穿的问题,还可极大减小加速器装置以及相应防护设施的尺寸。目前,高功率激光脉冲加速的粒子已能引发核过程,激光器成为除加速器和反应堆外研究核物理的新平台。激光加速的粒子束具有传统加速器反应堆所不具备的超快特性,为研究fs到ns时间尺度的核物理过程提供了新的手段,也为激光与核物理的学科交叉提供了机遇。激光核物理这一新兴交叉领域成为了国际物理学的重要前沿方向之一。

王淦昌先生在1964年建议:“我们认为若能使这种光能激射器与原子核物理结合起来,发展前途必相当大”。建议不仅指明了激光与核物理结合的战略发展方向,还首次独立提出了激光聚变的概念:“其中比较简单易行的就是使光激射与含氘的物质发生作用,使之产生中子”。该战略建议于1988年整理刊登在《原子能科学技术》[1]。王乃彦先生也很早就关注激光核物理这一崭新的物理学领域,早在2008年的综述文章中便对未来激光产生电子、质子、中子、X射线和正电子发展的潜力进行了讨论与分析,提出了中国核物理学科与激光技术相互推动进步、相互促进发展的未来蓝图[2]。

本文将在上述关于将激光与核物理结合的战略建议的基础上,针对高功率激光驱动核反应这一重要课题,评述激光器脉冲宽度短、时间分辨率高、通量大等特性以及其给核反应产物测量带来的巨大挑战和独特的研究机遇,介绍激光驱动核反应的研究方法,分析并总结该领域国际最新的研究进展和对未来研究的展望。

1 激光与物质的相互作用

从19世纪60年代第1台激光器出现至今半个多世纪,激光技术的发展日新月异,在医学、生物、工业、航空航天、科研等方面得到了广泛应用。

强激光与物质的相互作用[3-4]是包含多学科理论、数值计算和实验研究的领域,目前主要研究对象包括激光与气体、固体和等离子体的相互作用。它涉及物理学的许多重要分支,如激光物理、原子分子物理、非线性光学、等离子体动力学、热力学、爆炸力学等。在应用方面,强激光与物质的相互作用与多种重大工程技术交叉而形成新的研究方向,如激光工业加工、同位素分离、激光反导、激光驱动核聚变等。这些重大关键技术的突破,可能会引起工业发展和能源等方面的一系列重大变革。

1961年激光刚发明时,其功率密度为1010W/cm2左右,经过60多年的发展,已增长到目前的1023W/cm2左右(图1)[5]。激光器的功率密度达到百TW甚至PW以上时,相应产生的电场强度将会达到1011～1014V/m以上[6]。在强激光场中,原子中的电子会在激光脉冲持续时间(10-9～10-15s)尺度被剥离,形成等离子体。尽管整体呈电中性,这些等离子体“气团”内的正负电荷的运动方式,会受到外加电磁场以及内部电荷运动产生的自生电磁场的影响。特别是在激光作用周期内,电子、离子会被强激光引发的波动电磁场以及等离子体的空间电荷分布诱发的电磁场加速或减速。基于此设想,人们开始研究利用激光脉冲与物质的相互作用,发展激光驱动的粒子加速技术。

图1 激光强度随年份变化的发展情况及预期[5]Fig.1 Development and expectation of laser intensity with time[5]

激光加速是利用强激光与不同密度的靶(如气体靶、固体靶、团簇靶等)相互作用,在等离子体中激发极强的纵向场,产生不同的加速结构来提升带电粒子的速度。强激光聚焦在靶上产生了具有陡峭梯度电荷场、密度场和温度场的非平衡态等离子体。可通过调节激光参数(能量、脉冲持续时间、对比度、光偏振等)、相互作用情况(聚焦尺寸、入射角、紧/松焦距、预脉冲等)和靶(材料组分、复合结构、电子密度、含氢量、几何形状、次级靶等),精细控制等离子体特征。因为参数众多且互相关联,过程非常复杂。过去几年,已开展逐渐增多的关于使用激光产生等离子体加速粒子诱导不同核反应的实验研究[7-15]。

与传统射频驱动加速器相比,激光加速粒子束具有束流通量大、脉冲宽度短等特点,这些传统加速器所不具备的特点可为研究核反应和核结构提供独特的实验手段[16]。如高功率激光与物质相互作用产生的高温高密度等离子体环境与激光加速产生的粒子束流相结合,为解决核天体物理中的许多难题提供了新的途径[17]。在更强的极端激光场中,还会引发相对论量子动力学、量子电动力学等领域的研究[18]。

峰值功率由脉冲能量和脉冲持续时间综合表示,增益材料包括钕玻璃(三角形)、掺钛蓝宝石(正方形)和OPCPA(圆形)中的非线性晶体图2 几种典型的PW激光[19]Fig.2 Several famous PW lasers with peak-power illustrated by pulse-energy and pulse-duration[19]

激光核物理的发展与强激光技术的发展密切相关。几种典型的PW激光示于图2。从图2可清楚看到,激光器未来发展的趋势[19]是继续增大激光单发能量和持续压缩脉冲持续时间来提高峰值功率,后一种方式使目前的激光功率达更高水平。钕玻璃脉宽激光器具有kJ脉冲能量,但受限于光学元件材料,脉冲持续时间为ps,目前只能支持PW级的峰值功率;钛宝石拍瓦激光器具有fs脉冲宽度和102J脉冲能量,峰值功率现已提高到10 PW水平;光学参量啁啾脉冲放大(OPCPA)拍瓦激光器具有进一步缩短脉冲持续时间的潜力,因此峰值功率可在不久的将来进一步增加。增加脉冲能量或减少脉冲持续时间来提高峰值功率的这两种方法当下均在使用,未来将依赖于光学材料和技术的进步而持续发展。

通常用于惯性约束聚变研究的高能激光设备,如美国国家点火装置(National Ignition Facility, NIF)、法国兆焦耳激光器(Laser Magajoule, LMJ)、英国Orion激光设施、上海神光Ⅱ激光装置[20-23]等,均正在开展实验室天体物理和激光核物理方面的工作。目前世界上运行或在建的PW级强激光装置越来越多,将成为近期的激光与物质相互作用研究的主要力量[24]。经过近20年的发展,中国的羲和激光(SULF)、欧洲的ELI-NP均达10 PW级的最新高度。

与此同时,在百TW级激光器上也在开展激光核物理研究工作。如北京大学、上海交通大学、中国科学院物理研究所、中国工程物理研究院等,国外主要有美国密歇根大学、英国卢瑟福实验室、巴黎大学、意大利国家核物理研究所、德国德累斯顿-罗森多夫实验室等。中国原子能科学研究院自主研发的百TW级fs激光装置脉冲时域对比度优于10-9,到靶峰值功率密度超过1019W/cm2,可用于开展激光加速的电子、质子及伽马射线源核物理的基础研究。

2 激光驱动的次级射线束

2.1 电子束的加速

激光尾波场加速电子的原理最早由美国加州大学Tajima和Dawson于1979年提出[25],2004年,美、英、法的3个研究小组几乎同时报道了准单能电子束产生,这3篇文章被Nature作为封面文章以“Dream beam”为题发表,成为该领域的一个重要里程碑[26-28]。由此,激光尾波加速从最初的概念迈入了快速发展期[29]。世界上大部分实验室首先开展的是单级的激光等离子体加速的理论与实验工作,研究在cm尺度的加速距离内产生高能量、准单能电子束。在单级加速方面,2019年,美国劳伦斯伯克利国家实验室(LBNL)的Leemans等已实现了单级7.8 GeV电子加速记录[30]。在级联加速方面,2016年,LBNL利用等离子体镜和等离子体透镜方法,首次实现了分别对第2束激光的导引和第1级加速电子束的聚焦传输,将3.5%的第1级电子耦合到了第2级,并进一步获得了百MeV能量的提升,这被视为激光尾波加速的又一里程碑[31]。中国科学院上海光机所研究团队[32]通过在两段级联的等离子体之间引入一段高密度等离子体,控制电子束的稳相加速及能量啁啾反转和能散度压缩,获得了高亮度高品质的高能(200～600 MeV)电子束,首次接近了最先进的直线加速器上所能获得的电子束亮度。美国林肯大学联合团队[33]未采用传统的电子加速方案,而是选择在低密度等离子体中以瞬态光栅的结构对电子束进行调制发射,加速后的电子能量最高可达145 MeV,对于现代超强激光电子加速器的设计工作有着重要的指导意义。

激光加速电子通过韧致辐射、Betatron及汤姆逊散射等方式可产生keV到MeV能量的超快高能伽马射线[34]。这些次级辐射可为核材料检测、深层爆炸物检测、核爆超快诊断、伽马核嬗变及核物理交叉等前沿研究的发展提供技术支持。

2.2 离子束的加速

超强脉冲激光(1018～1023W/cm2)驱动高密度等离子体加速产生的高能离子束,开创了超强激光物理的全新应用方向和发展前景,如放射性短寿命医用同位素、离子治疗肿瘤、高能量密度物理和聚变反应快点火[35-38]等。目前最主要的激光质子加速机制有靶后鞘层加速(TNSA)[39]、辐射压力加速(RPA)[40]以及广泛存在天体环境中的无碰撞静电激波加速(CES)[41]等,对这些离子加速机制的研究已取得了很多重要的实验结果[42-53]。2018年,Higginson等在英国Vulcan激光器上利用ps激光,通过混合RPA-TNSA机制,得到截止能量为94 MeV的质子束[54],这是目前实验所获得的质子最高能量。2019年,北京大学马文君等[55]使用功率密度为5.5×1020W/cm2的线偏振激光照射由临界密度碳纳米管和类金刚石靶组成的双层靶,经过TNSA和RPA的级联加速,产生的碳离子束能量高达48 MeV。2020年,王鹏杰等[56]使用功率密度为1022W/cm2的超短超强激光轰击超薄的Au和临界密度碳纳米管组成的双层靶,得到了能量为1.2 GeV的金离子束。

激光加速离子的特点主要有:脉冲窄,可达ps～ns量级;峰值亮度高,1 MeV内每脉冲质子束可达109脉冲以上;束斑发散度小,强激光一般有自聚焦现象,激光加速产生的束斑高度聚焦可达量级,因此发散度也较小;体积极小,激光的加速电场可达1011～1014V/m,激光加速器体积也因此可很小。但激光加速的离子束目前也存在明显弱点:首先是能散度很大,能谱离散度大多非常大;其次是束流不稳定,由于激光及等离子体的不稳定性,束流品质相较于传统加速器还有相当的差距;最后,由于是脉冲式离子束,其平均强度不高。尽管如此,发展中的激光加速技术仍已显现出在核物理基础研究与核技术应用方面的巨大应用潜力。

2.3 中子束的产生

作为核物理研究的一种重要手段,中子具有强穿透能力,易与原子核发生核反应,是研究原子核结构的理想探针。中子束的应用促进了核能的开发和人工放射性同位素的生产。自查德威克1932年发现中子以来,经近百年的发展,对中子的研究和应用取得了巨大的成就,对中子源的需求也日益强烈。随着激光技术的迅速发展,强激光与物质相互作用也成为一种产生中子源的新方式。

目前超短激光驱动中子源的实现途径主要有3种。第1种是利用激光辐照含氘团簇诱发聚变核反应产生中子[57-58],第2种是利用激光加速电子通过光核反应产生中子[59-63],第3种是利用超强激光,特别是大能量(大于数十J)、高功率密度(高于1019W/cm2)的ps激光加速高能离子轰击转换体,通过束靶核反应产生中子。由于离子的核反应截面较高且产生的中子具有前冲性,国际上利用束靶中子源可产生最高约1010sr-1的前向中子,是目前最有希望实现高产额及满足应用需求的短脉冲激光中子源技术途径。

1998年,Norreys等[64]利用VUCLAN激光(1.3 ps,8～20 J)和氘化塑料靶相互作用,通过打孔加速产生的氘离子诱发D(d,n)束靶反应得到了7×107sr-1的中子产额,开启了超短激光驱动中子源的研究。英国卢瑟福实验室的Lancaster等[65]于2000年利用超强激光(峰值功率密度>3×1019W/cm2)驱动TNSA机制加速质子,利用7Li(p,n)反应获得了3×108sr-1的中子产额。随后,美国海军研究实验室(NRL)的Davis和Petrov等[66]从理论上指出,对于4 MeV以上的氘离子,7Li(d,xn)的反应截面较D(d,n)和7Li(p,n)的更大,单个离子对应的中子产额达0.01～0.1,且中子发散角更小。在此基础上,LLNL的Higginson等[67]和英国贝尔法斯特女王大学的Kar等[68]利用超强短脉冲激光(脉宽约ps,峰值功率密度1019～1020W/cm2)辐照碳氘靶,通过靶背法线鞘场加速(TNSA)机制加速氘离子,分别获得了8×108sr-1和109sr-1具有高度前向性的中子束发射。

2013年,LANL在其Trident激光装置上开展实验,利用氘离子加速在激光传播方向获得了1.2×1010sr-1中子产额,并开展了世界上首次激光快中子照相演示实验[69],被《Nature》列为研究亮点加以报道[70]。基于超短超强激光的新型中子源由于其脉宽窄(几十ps～百ps)[71]、微焦点(约10 μm)的特性[72],以及具有注量率高(1018～1021cm-2·s-1)[73-75]和时间分辨极佳[76]的优势,有望成为同位素、加速器和反应堆等传统中子源的有力补充,在快中子共振照相[77-79](要求在3 MeV中子吸收峰处对氮和碳进行分辨,中子脉宽低于百ps)、聚变材料中子学研究[80](要求中子注量率超过1015cm-2·s-1)和快速中子俘获(r过程)研究[81-82](要求中子注量率超过1020cm-2·s-1)等方面有望发挥重要应用。

高效的离子加速是实现高产额激光中子源的必要条件。传统的TNSA机制虽相对较稳定,但离子加速效率较低,且靶表面沾污层会对离子加速产生屏蔽效应。2018年,Roth团队基于新的靶破烧蚀加速(BOA)机制开展实验,在美国LANL实验室的Trident激光装置和德国的PHELIX激光装置[83]上获得了目前为止最高的激光中子源产额(约1010sr-1)。美国科罗拉多州立大学(CSU)的合作团队使用超快超强激光轰击102nm直径的氘化聚乙烯(CD2)纳米丝靶,实验中获得的每发中子最大数为3.6×106,相当于每焦耳2.2×106个中子,较平面靶的中子产额提高500倍[84]。

目前激光驱动的中子源还处于实验研究阶段,虽已被提出可用于中子共振谱仪(neutron resonance spectroscopy, NRS)和中子共振成像(neutron resonance spectroscopy, NRI)技术[85-86],但实际应用很少,主要限于使用快中子的中子射线照相[87]以及利用中子共振无损分析同位素材料样品[88]。因此,为激光中子源的尽早实用,未来需进一步研究探索更先进的物理机制。

2.4 伽马束的产生

当高能伽马射线的能量大于核子的分离阈值后,与原子核直接发生光核反应释放出中子,这样会影响到核爆过程或反应堆内部的中子输运过程。因此精确的测量光核反应的截面,不仅能解决核武器和反应堆设计中的一些重要科学问题,还有可能帮助解决中子嬗变核废料、核材料检测、天体重元素合成机制中的一些疑难问题。

在过去的几十年内,高能伽马射线主要的产生方式有:1) 通过传统加速器加速的数十MeV的电子束和高Z靶相互作用产生韧致辐射(如高能闪光X射线),该方式能产生高流强的X射线,但光谱为连续谱[89];2) 激光和传统加速器产生的高能电子进行康普顿背散射获得准单能的高能伽马射线,国际上有少数几个大型国家实验室在开展这方面的研究[90];3) 全光汤姆逊散射产生准单能高能伽马射线。近几年,随着超短超强激光技术的迅速发展,激光功率密度超过相对论强度,激光尾波场加速电子的物理机制得以在实验室实现。通过深入研究,激光加速能产生准单能高亮度高能电子(数百MeV至数GeV电子),利用这样的电子束和激光相互作用,能产生准单能的高能伽马射线[91]。2017年,上海交通大学与美国内布拉斯加林肯大学合作开展了高阶多光子汤姆逊散射的实验和理论研究[92],首次实验观察到了高达500个光子同时与单电子的汤姆逊散射现象,得到了能量超过20 MeV的伽马光子辐射,并给出了电子束与超强激光束发生散射的新特征。

上述的光子射线束是诊断温稠密物质、核爆和微观物质结构的最为有效的手段之一。目前,为了实现高时空分辨和吸收光谱学研究,光子辐射源的发展追求更高亮度、更短波长和更短脉冲[93]。

3 激光间接驱动核反应

3.1 激光加速离子驱动核反应

利用激光加速产生的离子束,轰击另一路同步激光烧蚀后的等离子体,可部分模拟天体等离子体环境下的相互作用状态。激光加速的离子束能量比完全热平衡态等离子体中的离子能量高,可部分克服目前激光能量不足的情况。第2束激光烧蚀后的靶处于等离子体状态,从而形成一类天体的完全等离子体环境。通过光学探针、X射线近边吸收光谱或质子照相等方法研究热等离子体的密度、温度、电磁场等信息[94],能为核反应发生提供已知的、可控的等离子体靶环境。

2013年,LULI利用LULI2000激光装置,通过双路激光实验方法,研究了p11B等离子体核反应[95]。激光实验布局如图3a所示。其中一路ps激光能量20 J、脉宽1 ps,其聚焦功率密度大于1018W/cm2用来轰击铝膜产生质子束。另一路ns激光能量400 J、脉宽1.5～4 ns,聚焦功率密度在1014W/cm2量级,同步的照射硼靶产生高温等离子体,与ps激光所加速的质子进行反应。通过磁谱仪以及固体径迹探测器CR39等对反应产物进行测量。

图3b为ps激光和ns激光共同作用下,使得质子束在适当的时间延迟时轰击硼等离子体的实验结果。该结果表明,利用ns激光激发硼等离子体的情况,较无硼等离子体时的α粒子产额高上百倍。在这个实验方案中,入射束和靶都处于等离子体状态,很好的模拟了天体环境。由于入射激光是ns量级以下脉冲,在避开入射时刻的光子脉冲之后,离子信号会在数十ns到数百ns之内被探测器探测到(取决于被测粒子的能量)。因此这种实验受周围环境本底干扰较小,这对通常很低截面的天体反应测量比较有利。实验可用于研究其他轻同位素反应,探索等离子体环境下无中子的核聚变反应和天文感兴趣的接近早期宇宙或恒星内部环境的核反应。

p+11B→3α+8.7 MeV是最有吸引力的无中子聚变反应之一。2015年,俄罗斯研究小组提出利用强激光驱动p11B聚变反应链的可能性[96]。2016年, LULI利用Elfie激光装置同样采用双路激光方法进行了由天然硼(B)或天然氮化硼(BN)组成的复合靶实验[97],结果显示,初级核反应产物可引发次级核反应,激光实验布局如图4a所示,pB/BN反应链如图4b所示。一路亚ps激光能量10 J、脉宽350 fs,其聚焦功率密度大于1019W/cm2用来轰击铝膜产生质子束。另一路亚ns激光能量80 J、脉宽600 ps,聚焦功率密度约为1013W/cm2,同步的照射B/BN复合靶产生高温等离子体,并与ps激光所加速的质子束进行反应。反应产物通过磁谱仪、汤普逊曲面谱仪以及固体径迹探测器CR39等测量。通过激光加速粒子束轰击靶材料的放射性衰变特征,证明了初级反应中产生的α粒子引起了次极核反应。影响此反应率的物理参数有B离子密度、质子密度、反应截面、反应体积以及相互作用时间。第2路ns激光束产生的等离子体靶可提高反应率,尽管有争议,等离子体中可能存在的反应链有望进一步提高反应率。

图3 LULI2000双路激光实验布局(a)与α粒子能谱结果(b)[95]Fig.3 Scheme of LULI2000 double laser beams experimental set up (a) and α-particle spectrum (b)[95]

图4 Elfie双路激光实验布局图(a)与pB/BN反应链(b、c)[97]Fig.4 Scheme of Elfie double laser beams experimental setup (a) and nuclear reactions chain produced by interaction of pB/BN (b and c)[97]

针对p11B聚变反应,2015年捷克ELI束线小组与意大利研究团队合作在布拉格PALS激光装置上进行了单束调制的亚ns激光与复合HB靶[98-99]的实验工作,聚焦功率密度约为1016W/cm2,产生了1010个α粒子(4π方向),较LULI实验室的工作提高了约3个量级。西班牙马德里核聚变研究所和澳大利亚南威尔士大学与捷克小组共同提出了3α雪崩机制[100]来解释该现象并提出了利用该机制进行p11B聚变反应堆的概念设计[101]。2022年,上述这些合作团队在日本大阪大学的PW激光器LFEX上共同开展了氢硼反应实验[102](图5,包括位于中心的球体和氢硼聚变反应堆单元),获得了约1010sr-1的α离子产额,并讨论了近年来的实验结果[103](图6)。

澳大利亚南威尔士大学Hora长期致力于这项研究[104],他利用激光大规模地加速氢原子核,使之穿过硼样品,就像是用氢作为标枪,希望击中硼原子。若击中硼原子核,就可启动p+11B→3α放能反应。从物理学角度看来,温度与原子运动的速度相关,利用高温实现该反应本质上相当于希望随机运动的原子核可彼此碰撞,这在现有实验条件下可能性很小。虽然在聚变链式反应能否发生的关键问题上存在很大争议,脱胎于澳大利亚新南威尔士大学的HB11能源公司近期称有方法使得氢硼聚变的反应速率比预期水平高出10亿倍,相关的氢硼聚变研究也会继续下去。

图5 H11B聚变反应堆概念图[102]Fig.5 Schematic of H11B fusion reactor including sphere and hydrogen-boron fusion reactor unit at the centre[102]

根据“单靶”和“次级靶”的不同实验设置分类,左边刻度表示绝对α粒子通量,而右边刻度则归一化为目标上的激光能量图6 p-B聚变实验进展[103]Fig.6 Experimental progress in p-B fusion[103]

激光加速粒子束诱导的核反应在医疗放射性同位素到无中子的洁净能源生产等许多应用方向上均是有潜力的新方法,高反应速率和反应链发生对于这些应用是极具吸引力的。未来需对等离子体内温度、密度引起的粒子阻止本领的变化和等离子体靶核电离引起的聚变反应截面的调制等问题进行细致深入研究[105]。

3.2 激光驱动光核反应

前文提到,现在光子辐射源的发展追求更高亮度、更短波长和更短脉冲。目前,产生超短光子射线的主要方式有:利用传统高能射频电子加速器通过周期调制磁场(wiggler或undulator)产生的同步辐射X射线和自由电子激光、激光驱动的高次谐波、激光尾波场加速的高能电子和激光进行汤姆逊背散射产生高能X射线、激光驱动的KαX射线、激光驱动的Betatron辐射[106]等。基于传统加速器产生的同步辐射可产生高亮度的超短X射线,但存在体积庞大、建造和维护成本高昂等不足,同时世界上现有装置数量非常有限,只能满足少量用户使用,人们一直期待小型化高亮度X射线源的建设。激光驱动的高次谐波和汤姆逊背散射产生的高能X射线的亮度较低;激光驱动的KαX射线源是4π立体角发散,可有效利用的X射线光子数有限。激光驱动的Betatron X射线源是基于相对论飞秒激光与气体等离子体相互作用产生的X射线源,激光尾波场在纵向加速产生的电子束团,同时在横向的等离子波引起电子的振荡辐射出keV的X射线。具有源尺寸小(几μm)、脉冲宽度短(fs量级)、发散度小(几十mrad)[107],产生方法较简单且易于小型台面化等优点,因此成为最具有潜力的候选者。2021年,中国科学院上海光机所基于激光加速器实现了百nJ量级27 nm波段的台式化自由电子激光输出,国际首次完成台式化、相干、极短脉冲X射线自由电子激光的原理验证[108],被称为等离子体尾波加速的里程碑,为光核物理的研究提供了强有力的实验平台。在过去的20年里,英国卢瑟福阿普尔顿实验室(RAL)、美国劳伦斯利弗莫尔国家实验室(LLNL)、LBNL、德国耶拿大学等国际著名科研机构均开展了光核物理研究及相关应用[109-113]。

2003年,Magill[114]和Ledingham[115]等先后利用超短超强激光驱动的电子-轫致辐射源对长寿命核废物中的关键核素129I(半衰期为15.7×106a)进行伽马核嬗变实验,测量了128I(半衰期为25 min)的嬗变产额及其两条特征伽马谱线。上述研究表明,通过相对论激光等离子体来触发伽马核嬗变,可使长寿命核素转化为短寿命或稳定同位素。然而,由于当时激光加速器技术的相对不成熟以及实验布局未曾优化,导致嬗变产额非常低,通常每发要小于105。近年来,在理论方面,在仅考虑单一核素靶材的情况下,针对几种主要的长寿命裂变产物核素135Cs[116]、93Zr[117]、126Sn[118-119]、107Pd[120]的伽马核嬗变过程有了一些理论计算结果。

国际上基于激光和传统加速器产生的高能电子进行康普顿背散射的伽马源大多是基于储存环的电子束与激光碰撞产生[121-122]。我国目前已建成的激光康普顿散射光源有两台,分别是清华大学的康普顿散射初步实验装置[123]和上海的SLEGS装置[124]。SLEGS装置是我国上海光源二期的16条束线之一,2022年为用户开放。SLEGS装置的光子能量分布在0.25～21 MeV,能量覆盖了光核反应所在的巨共振能区,为开展光核嬗变、放射性同位素以及天体核物理光核反应截面的研究提供有力的平台。

4 激光直接驱动核反应

4.1 库仑爆炸

早在1999年,LLNL的Ditmire等就利用强激光诱导氘团簇气体发生库仑爆炸,成功实现了“台面聚变”[125],并测量了D-D核反应的中子产物。激光与团簇相互作用产生库仑爆炸诱导核聚变反应的研究成为一个热点。

2013年,美国德州农工大学利用D与3He的混合气体团簇靶,通过高功率fs激光装置驱动的库仑爆炸方法,首次测量了等离子体环境中3He(d,p)4He在数十keV能量的天体S因子(图7)[126]。测量的结果与非等离子体环境中的结果基本一致,证明在这一能量范围内电子屏蔽效应可忽略。实验室内等离子体环境下S因子的直接测量,对更好理解星体等离子体中的库仑屏蔽效应非常重要。

作为质心系能量的函数用实心黑色圆圈表示图7 核反应3He(d,p)4He的天体物理S因子[126]Fig.7 Astrophysical S factor for 3He(d,p)4He reaction[126]

此外,该研究团队还分别测量了激光轰击D与3He的混合气体团簇靶时,同时发生D(d,3He)n和3He(d,p)4He聚变反应的中子产物与质子产物,通过两个聚变反应截面对等离子体温度依赖度不同的物理机制,利用中子和质子的产额比,分析得出了在聚变反应发生的关键时刻等离子体内的等离子体温度[127],实验区域布局如图8所示。

最近,随着激光强度的提升,强激光驱动下与原子核相关的物理过程引起越来越多的研究兴趣。原子核同质异能态,即处在亚稳态的核素,由于其核结构理论的研究价值以及潜在的应用价值,一直是核物理研究的重要课题。

2022年,上海交通大学冯杰等首次报道了利用库仑爆炸实验方法[128],观测到了飞秒激光驱动产生的同质异能态。实验装置如图9所示,实验通过200 TW激光器轰击氪气团簇,产生了83Kr核素的同质异能态,其能级为42 keV,寿命为1.83 h,产生的峰值效率最高可达2.34×1015s-1,超过传统加速器几个量级。通过进一步理论分析说明,实验中近固体密度的团簇电子在强激光场和等离子体共同作用下,开始多次往返运动形成共振。这极大增加了电子与原子核的相互作用机会,从而大幅提高了同质异能素的产生效率。虽然实验中同质异能素主要来自于库仑激发机制,但也可能部分受电子俘获核激发机制(NEEC)影响,NEEC是原子核内转换的逆过程,在近年来的实验研究中尚未被证实。该实验为同核异能态研究提供了新的思路。

激光束从左侧射入,喷嘴位于靶室中心附近,图中显示了中子探测器和质子探测器,插图显示了气体喷嘴和激光簇相互作用区域图8 激光轰击D与3He的混合气体团簇靶实验区域布局[127]Fig.8 Layout of experimental area for laser bombardment of D and 3He mixed gas cluster targets[127]

4.2 惯性约束聚变

从60年前开始,人类开始把受控核聚变能作为人类社会的终极能源候选对象加以研究。核聚变能的效率是化石能源的数十万倍以上;核聚变反应氘氚核聚变不会产生长寿命的核废料。在实验室里实现激光核聚变点火的必要条件是,压缩氘氚燃料达到太阳核心的极端状态,即温度达到5 keV,密度达到100 g/cm3。因此在实验室实现的激光聚变是一瞬态过程,而持续时间正是惯性约束的时间。早在20世纪60年代,王淦昌先生和苏联物理学家尼古拉巴索夫就分别独立提出了用激光打靶的方法产生核聚变,即激光惯性约束核聚变的想法,其原理非常接近氢弹爆炸的真实物理过程,在世界上具有开创性意义。此后不久苏联在激光聚变实验上取得的进展使得激光聚变研究得到了广泛重视。从70年代至今,中、美、日、法、英、德等国在激光聚变研究方面均投入了很大力量。

美国在1977年建成Argus激光装置,输出功率达到3×1012W,能量达到2 000 J,获得热核中子的产额达到109。1978年,建成20路激光束的激光装置SHHVA,输出功率达到2.6×1013W,能量达到10 kJ,获得的中子产额达到了3×1010。同期苏联也分别建成了9路、54路和216路激光束的数个激光装置,输出能量也达到了10 kJ。1993年,美国能源部正式签署并批准了NIF的概念设计和研制任务,并将其指标定为3 ns脉宽时输出1.8 MJ,总共192束高功率激光(图10)。在中国,中国惯性约束聚变研究被列入国家863计划,制定了惯性约束聚变的发展战略。继神光Ⅰ激光装置之后,在上海建造了神光Ⅱ八路固体钕玻璃激光装置,并同时开展规模更大的神光Ⅲ激光装置的预研。2006年,神光Ⅱ升级系统建成并投入运行,8路激光输出总能量为40 kJ/3ω/3 ns,目前该系统已经成为世界上继NIF之后的最稳定的惯性约束激光驱动系统。与此同时,中国工程物理研究院于2005年建成了神光Ⅲ 8路系统,其初期可提供15～20 kJ的3倍频输出。2010年,神光Ⅲ主机64路激光也按计划完成,可提供150～200 kJ的3倍频输出。

图10 NIF装置192路激光注入黑腔产生X射线辐照靶球的示意图[129]Fig.10 Schematic diagram of target irradiated by X-ray generated by 192 laser injection into black cavity of NIF facility[129]

目前最主流点火方案是中心点火方案[130]。该方案采用聚心的球形压缩,最终密度的压缩倍数与压缩半径的立方相关。但其能量利用效率较低,最终燃烧阶段难以控制。2021年8月8日NIF里程碑式的实验发次,在输入激光能量为1.9 MJ的条件下,最终转化为燃料聚心动能的能量仅为20 kJ。从9个不同的劳森判据公式来看,NIF装置达到了点火[131-133]。然而虽然输出能量达到1.3 MJ,但对应靶增益为0.72,仍未达到增益>1的突破。近日美国能源部宣布,LLNL首次成功在核聚变反应中实现净能量增益,即聚变反应产生的能量大于促发该反应的镭射能量。据悉,实验向目标输入了2.1 MJ的能量,产生了2.5 MJ的聚变能量输出,产生的能量较投入的能量多20%以上。在NIF装置上实现了增益为1的科学突破,实现了点火的目标;后续向聚变反应的输出能量大于输入能量百倍的里程碑目标努力,那时就可探索建立电站,实现核聚变能源的商用目标。

在1995年,Tabak等提出了快点火方案[134],分离了压缩和加热过程。提高了聚变的增益,降低了内爆速度要求,使内爆过程更加稳定。但经过数十年的理论和实验研究,未获得突破性进展。这是因为普通球对称激光压缩方式不能达到快点火要求的等密度分布等离子体的要求;此外,快点火需数十kJ量级的ps激光器,目前技术能力还不能达到。

图11 ICF双锥对撞点火模式示意图[135]Fig.11 Schematic diagram of ICF double cone collision ignition[135]

1997年,张杰院士提出了双锥对撞点火方案(double-cone-ignition, DCI),如图11所示[135]。方案是将燃料放到两个水平方向同心对称放置的两个主锥体的入口处。通过两端大能量ns激光烧蚀锥体内的燃料,使其沿内锥面压缩加速产生高速度高密度等离子体,并从锥口喷射出来,与对面锥口相向而来的等离子体进行对撞,在对撞过程中燃料密度会提高到100 g/cm3的量级。在与对撞轴垂直的平面上可放置额外的锥体,以引导PW ps激光脉冲产生强流的热电子束快速加热高密度燃料。方案中磁辅助点火方法也是可选项。

张杰院士团队还提出了用人工智能优化设计方法,通过机器学习中的遗传算法和随机森林算法引导的大规模流体力学模拟,实现激光波形的高效优化。与传统方法相比,该方法能将双锥对撞后的燃料面密度提高63%,同时将表征流体不稳定性的飞行形状因子(内爆壳层半径和厚度的比值)降低30%。此外,该方法将激光波形的优化周期从过去的14 d缩短到2 d,大幅提高了激光波形的优化效率和优化质量。该方法不仅适用于直接驱动激光聚变,同时也适用于间接驱动激光聚变等聚变方案。2021年8月,在神光Ⅱ升级激光装置上进行的双锥对撞点火实验成功演示了这种设计方法的有效性[136]。

贺贤土院士团队也提出了混合驱动点火模式(直接驱动+间接驱动+快点火),如图12所示[137],其主要物理过程是通过较低辐射温度直接驱动内爆预压缩靶球,在表面形成冕区等离子体;间接驱动脉冲在冕区临界面上被吸收,形成高压压缩波;高压压缩波在冕区临界面和靶丸烧蚀面间压缩等离子体密度,形成高密度区;从而获得较直接驱动烧蚀压力大得多的混合驱动压力,称为“雪耙”增压模型;最后利用短脉冲激光沿锥体入射到靶丸上点火。

图12 ICF混合驱动点火模式示意图[137]Fig.12 Schematic diagram of ICF hybrid drive ignition[137]

4.3 激光驱动喷流对撞无碰撞等离子体

在传统加速器发展中,离子对撞机的出现有效克服了提高离子能量的工程和技术瓶颈。可采用较低能量的加速技术获得质心系中能量4倍的提升。现在激光技术也同样面临如何提高离子能量的问题。虽然激光器技术已可在实验室内产生用于核物理研究的等离子体环境[138],但由于激光的总功率、工程造价等因素,限制了产生等离子体的最高温度。此前,在激光等离子体物理的实验研究中,等离子体喷流对撞方法常用于研究等离子体碰撞动力学或者与天体环境中相关的韦伯不稳定性导致的磁场放大等[139-142]。那么,可借鉴传统加速器的模式,用较低能量的激光器产生等离子体喷流,利用等离子体喷流对撞的方法,达到获得提高质心系能量的目的。从而可用较小的工程代价进行激光核物理的研究。

2015年,上海交通大学和中国科学院物理研究所等实验合作组,首次利用等离子体喷流对撞的方法,开展了激光驱动的氘氘聚变核反应研究。实验利用了神光Ⅱ激光装置的9路激光束(图13)。其中4路,能量约150 J,脉冲宽度为ns的激光聚焦在CD靶上,产生等离子体冲击波或喷流[143];另外4路聚焦在对面的CD靶,产生方向相反的喷流,实现二者的对撞。利用第9路激光对喷流进行成像,测量等离子体的密度。反应产物被固体径迹探测器和中子探测器记录。实验观测到了反应产物中子的增强现象,这为研究天体核反应开辟了一个新的实验途径。

实验通过使用激光驱动的无碰撞等离子体喷流对撞[144],研究了在27 keV附近Gamow窗口中的D+D→n+3He聚变反应。结果表明,天体核反应产率可通过自发电磁场和等离子体的集体运动被显著调制。这种等离子体型微型对撞机为地面实验室中具有核天体物理学感兴趣能量区间的核反应研究提供了一种新型的等离子体工具。激光驱动等离子体喷流对撞方法对研究天体中无碰撞激波对的形成、演化与长时间维持[145]也有帮助。

2016年,该合作组在神光Ⅱ激光装置上继续采用“激光碰撞”方法,通过7Li(d,n)核反应产生单能中子[146]。方案布局如图14所示,特殊设计的K型LiD靶显著增加了keV能量的入射D和Li离子数量,最终得到13.3 MeV的中子束,并通过探测器飞行时间法以及干涉测量和多流体动力学模拟证实了这些中子的单能特性。中子能量与涉及激光驱动核反应的实验中入射离子的能量直接相关,使用高能量入射离子可提高所产生的中子的单能性。

这种新方法可用于研究keV水平的7Li(d,n)核反应截面,在核天体物理学领域是非常有意义的。此外,在实验测量中还发展了激光等离子体诱导脉冲中子束的新的飞行时间测量方法[147],在1 μs的时间窗中记录强激光环境下诱导的快中子和中子的辐射俘获产生的延迟γ射线,这些延迟的γ事件用于中子诊断可降低由高能γ射线引起的探测效率下降问题,为强激光与靶相互作用实验中的中子诊断提供了新的途径。

上海交通大学合作团队利用平面CD靶开展了喷流对撞实验,通过改变单侧与双侧的靶结构,通过D-D聚变反应的中子产额阐明了喷流对撞等离子体实验中发生的聚变反应绝大多数是来源于两束等离子体喷流对撞的结果[148]。此外,中国科学院上海高等研究院牵头的国际合作团队,还在神光Ⅱ升级装置上开展了ns激光压缩实验,通过测量8束激光对称压缩平面靶产生的d(d,n)t及其次级反应d(t,n)α的反应比,推断出激光等离子体的极大压缩状态,首次在氘氘激光等离子体中产生了级联核反应[149]。实验利用中子产额比对等离子体密度进行了诊断,同时也测量到了不平衡的等离子体,预示着激光等离子体中短暂的能量交换过程是非常剧烈的。

图13 氘氘聚变激光等离子体喷流对撞实验布局图(a)与中子产额(b)[143]Fig.13 Schematic of D-D fusion Laser plasma counter-streaming experimental setup (a) and neutron yields (b)[143]

图14 LiD对撞实验方案布局[146]Fig.14 Schematic of LiD fusion laser plasma counter-streaming experimental setup[146]

基于目前代表性的和未来规划中的大能量激光器,激光驱动核反应在核素图上的研究范围如图15所示,目前的激光器上能够开展的核反应实验主要在Z<6的核区。但在未来的激光平台上,激光能量将进一步增强,突破105～106J,激光驱动核反应的研究能力将拓展到更多的核素区域。希望未来能系统开展从氢到镁的核反应实验测量,使得激光与核物理深度融合。

图15 基于大能量激光器的激光驱动核反应在核素图上的研究范围Fig.15 Research scope of laser driven nuclear reaction on nuclide chart based on device capabilities of several topical high energy laser facilities and future planning facilities

5 强激光复杂电磁环境下的核探测技术

强激光装置为核物理研究带来了新的研究平台。然而在强激光环境下进行核物理探测也遇到诸多问题,单纯利用传统核探测器无法满足强激光环境下的探测需求。强激光与物质相互作用后,会产生在每个频段均很强的电磁辐射——从射频(100 kHz)到THz,乃至到MeV量级的伽马射线。通过计算可知,即使在ns强激光功率密度较低,仅为1015W/cm2的情况下,激光电场仍可达约9×1010V/m,相应的激光磁场强度约300 T。

目前,对激光驱动核反应的标志性产物研究重点是带电粒子和中子探测,实验中的特征γ射线发射则主要用于等离子体状态参数的诊断。受到激光打靶产生的全波段强电磁辐射的影响,常规探测器绝大多无法正常工作。如常用的半导体探测器,其原理是粒子在半导体中的能损会引起探测器局部的电离,被电离的正负电荷在外加电场的作用下,由正负电极收集并输出信号。然而强激光与物质相互作用后,其发出的电磁辐射在每个频段都相当强。强激光脉冲与靶相互作用的瞬间所产生的电磁场,远大于通常半导体或气体探测器外加电场,严重干扰了电荷收集以及探头后端的信号放大、模数转换等电子学线路,导致这些器件不能正常工作。此外,激光与等离子体相互作用中会产生大量的快信号,由于激光产生的束流是一个亚ns量级的脉冲,因此这些快信号会在亚ns尺度下通量过大。而传统探测器对事件的响应时间极难好于ns量级,因此激光诱发的核事件将高度重叠,无法分开。传统核探测单事件甄别的方法,不再适用于激光驱动核反应的产物探测。

带电粒子的测量目前面临很大的挑战。对带电粒子如质子、电子和α粒子等的探测通常无法在靶室外进行,导致探测器探头必须置于靶室内,就会遭受更严重的电磁干扰,额外的激光光污染,以及伽马信号淹没待测信号的严重问题。能在强激光场下工作的实时带电粒子探测器是目前激光核物理的发展瓶颈。

现在实验室采用的是固体核径迹探测器CR39[150]、辐射变色膜RCF[151]以及成像板[152]。这些探测器数据处理时间长,实验过程中无法及时反馈激光打靶结果信息,限制了实验效率。实时带电粒子探测器主要有汤普逊谱仪结合微通道板MCP[153]或成像板[154]法拉第杯FC[155]等。法拉第杯一般用于电流或电量测量;而MCP的尺寸受限,且对实验条件(真空度)等有严格要求;IP板则灵敏度不足,带电粒子数目较少时会给测量带来很大误差。因此急需发展更高效率、抗电磁脉冲的、实时测量的带电粒子探测器来满足激光等离子体驱动核反应实验的要求。复旦大学合作团队做出了很好的尝试,探测器主要采用了光纤传输和快开门技术[156]。前端探头采用对电磁爆和伽马射线相对不灵敏的闪烁体,其发出的闪烁光,将通过光纤传输到远离靶室的后端。通过这种方式,可保护相对脆弱的光电倍增管等对电磁波灵敏的电子学线路。其次利用快开门技术,避开光速的伽马射线,在一定时间差后带电粒子信号出现时开始加压测量,从而实现对伽马射线的抑制。再结合上述光纤探测器,可极大提高强激光实验探测灵敏度。探测器有望在近期研制成功,从而满足高功率激光驱动核反应的带电粒子产物探测需求。

在对激光等离子体驱动的核反应进行探测时,如果利用核反应中的带电粒子道产物来与中子道产物的探测结果相互校验,减少误差,就可以得到更准确的核反应参数数据。很多低能核反应中都有中子放出,中子的产生和消耗也是核天体物理研究恒星核合成过程的重要依据,因此中子的探测在激光等离子体驱动的核反应研究中也有着非常重要的地位。从实验的角度看,激光驱动的中子通过核反应产生,作为固定能量的核反应产物,其时间特点是起始时间精确可知,能量不高,所以通过恰当的屏蔽与合适的探测距离,可避开强激光脉冲与靶相互作用瞬间产生的强大电磁场。再利用闪烁体探测器配合光电倍增管和示波器,就可以避免激光加速产生的高能离子和超热电子的影响。这样结合闪烁体与飞行时间的探测系统,就可以达到良好的探测激光中子源的目的。因此结合闪烁体探测器的TOF方法较为合适在实验中测量中子事件。而目前在激光驱动等离子体环境中发生核反应的产物中,对中子的实时测量已日渐成熟,但对闪烁体TOF探测器的标定方法仍存在很大差异,之前所用的一般为中子源直接标定法和结合蒙特卡罗模拟的康普顿边间接标定法。中国原子能科学研究院与上海高等研究院合作团队提出了新的基于裂变源252Cf的直接门控标定法[157],如图16所示,所需标定的中子信号在PSD-TOF两维谱中更清楚的与γ信号分辨开,从而减小了误差。同时本方法还具有能同时标定多个探测器,同时测量多个能量段的中子,配置简单,标定速度快、效率高的优点,能为激光驱动中子源的闪烁体探测器标定提供标准。

图16 中子信号标定的PSD-TOF两维谱[157]Fig.16 Two-dimensional spectrum of PSD vs TOF for neutron signal calibration[157]

6 总结与展望

随着激光技术的迅速发展,人们在实验室可产生前所未有的超强激光场,由此产生了超强的电磁场、超高的压强、超快的X/伽马射线,开拓形成了激光核物理这一门新兴的前沿交叉学科。该领域既孕育着激动人心的重大前沿科学问题的突破,也不断引发关系国计民生的重大应用。目前强激光技术的发展,一方面有望使得强激光系统变得更稳定可靠,且重复频率更高,为基础科学、工业、医疗等广泛应用奠定基础;另一方面,有望在实验室获得具有更高峰值功率和聚焦强度的激光系统,这将为开拓新的科学前沿提供可能。过去十多年在激光核物理领域的持续投入和人才培养,使得我国在该领域的研究水平已处于国际前列,并在激光装置建设、基础物理和应用技术研究上取得了一些原创性成果,引起了国际学术界的广泛瞩目。激光加速新机制的探索可能引发核物理加速器领域的重大变革,其产生的辐射源和次级辐射源(如电子、质子、中子、伽马和X射线等)具有高时间分辨和高亮度的特点,在核爆超快过程诊断、核材料探测、核废料处理等方面具有重要的应用价值。目前,强激光是研究高温高密等离子体环境下核反应机制的唯一途径。强激光所产生的极端环境下的核反应研究无论在模拟核爆条件下核参数的影响方面,还是在研究恒星极端等离子体环境中热核反应方面,均具有重要意义。通过开展对激光驱动粒子加速、强激光驱动核反应、激光光子源、基于高能伽马射线的光核反应这些重要机制或技术的研究,可为核材料检测、深层爆炸物检测、核爆超快诊断、伽马核嬗变等重要应用及激光核物理交叉学科发展等方面提供重要的研究平台和关键技术支撑,对促进基础前沿科技的发展具有十分重要的意义。