面向激光等離子體尾波加速的毛細(xì)管放電實驗研究*

祝昕哲 李博原2)3) 劉峰2) 李建龍 畢擇武 魯林 遠(yuǎn)曉輝2) 閆文超2) 陳民2)? 陳黎明2)3) 盛政明2)3) 張杰2)3)

1)(上海交通大學(xué)物理與天文學(xué)院,激光等離子體教育部重點(diǎn)實驗室,上海 200240)

2)(上海交通大學(xué)IFSA 協(xié)同創(chuàng)新中心,上海 200240)

3)(上海交通大學(xué)李政道研究所,上海 200240)

具有合適徑向密度分布的等離子體通道可以用于超短超強(qiáng)激光導(dǎo)引,這使得等離子體通道在激光尾波加速中有著重要的應(yīng)用.本文介紹了在上海交通大學(xué)激光等離子體實驗室開展的毛細(xì)管放電和光導(dǎo)引實驗.通過光譜展寬法測量了充氦氣的放電毛細(xì)管中的等離子體密度分布,在長度為3 cm、內(nèi)徑為300 μm 的毛細(xì)管中實現(xiàn)了軸向均勻,徑向呈拋物線型的等離子體密度分布.通過改變放電延時和噴氣時長,確定和優(yōu)化了產(chǎn)生等離子體通道的參數(shù)區(qū)間,得到的最大通道深度為28 μm,與實驗中使用的激光焦斑半徑匹配.在此基礎(chǔ)之上,開展了不同能量的激光脈沖在放電等離子體通道中的導(dǎo)引研究,結(jié)果發(fā)現(xiàn)當(dāng)通道深度與焦斑半徑匹配時,激光可以不散焦地在通道中傳輸,實現(xiàn)激光導(dǎo)引.這項研究為未來的激光尾波級聯(lián)加速和鎖相加速等研究奠定了基礎(chǔ).

1 引言

激光等離子體尾波加速是一種有著廣闊應(yīng)用前景的新型電子加速機(jī)制.該機(jī)制由Tajima 和Dawson 于1979 年提出[1],在最近二十年得到了快速發(fā)展[2,3].當(dāng)超短超強(qiáng)激光在氣體密度等離子體中傳輸時,能夠在其后激發(fā)等離子體波結(jié)構(gòu),被稱為激光等離子體尾波.在該尾波結(jié)構(gòu)中,帶電粒子可以獲得比傳統(tǒng)加速器高3 個量級的加速梯度,這意味著在達(dá)到相同能量的要求下,尾波加速可以極大地縮減加速器的尺寸.基于激光尾波加速方案的TeV 能量級的正負(fù)電子對撞機(jī)是未來激光尾波加速領(lǐng)域最具吸引力的研究目標(biāo)之一.作為潛在的高能加速器候選加速方案,要想在激光尾波中將電子加速到極高能量還面臨著諸多挑戰(zhàn),如:強(qiáng)激光在等離子體中的長距離傳輸,激光能量損耗與多級激光級聯(lián)加速,電子在尾波中的失相與鎖相加速,電子束自生輻射損失與相空間操控等問題.

2016 年勞倫斯伯克利國家實驗室Steinke 等[4]使用“噴嘴+等離子體透鏡+等離子體鏡+放電毛細(xì)管”構(gòu)成的四段式結(jié)構(gòu)首次在實驗中實現(xiàn)了兩級激光級聯(lián)加速.電子在激光與噴嘴氣體作用中激發(fā)的尾波里被自注入和獲得第一級加速,并在放電毛細(xì)管中實現(xiàn)了第二級加速,再次獲得了約100 MeV的能量增益[4].可以認(rèn)為,級聯(lián)加速[4,5]是解決激光尾波加速中驅(qū)動能量損耗的必經(jīng)之路.同時,對電子在等離子體尾波中由于電子速度和尾波相速差導(dǎo)致的加速失相問題,近年來有多種解決方案被相繼提出,包括:調(diào)制等離子體的縱向密度[6,7]、使用多束激光共同加速[8],以及使用具有飛行焦點(diǎn)的驅(qū)動激光[9,10]等.最后,為了獲得足夠高的能量,電子必須要被加速足夠長的距離,這時就必須解決激光在等離子體中的自散焦問題.以上問題都需要對激光進(jìn)行有效的長距離導(dǎo)引,而使用等離子體通道是解決這一問題的一種常用的方法.由于等離子體的折射率依賴于等離子體密度,理論上橫向密度分布非均勻的等離子體對激光可以產(chǎn)生類似于透鏡的效應(yīng),其對激光產(chǎn)生的聚焦效應(yīng)可以抵消激光的自散焦效應(yīng),使激光不散焦地長距離傳輸,這種方案已經(jīng)得到了理論和實驗的證實[11?17].

美國勞倫斯伯克利國家實驗室的研究人員在2019 年使用一段20 cm 長的毛細(xì)管,結(jié)合高壓放電與激光加熱,導(dǎo)引了焦斑半徑為60 μm 的激光,并且成功地通過尾波場加速獲得了中心能量為7.8 GeV 的電子束[18].最近長度為1 m 的等離子體通道研制及其中的激光導(dǎo)引研究已有報道[19].除了縱向傳輸外,激光在毛細(xì)管通道中的運(yùn)動還會產(chǎn)生一些特殊的效應(yīng),如偏軸入射的激光會在毛細(xì)管中橫向振蕩,其產(chǎn)生的尾波場也會隨之一起振蕩,從而加速電子的Betatron 輻射會被增強(qiáng)[20];而使用彎曲的毛細(xì)管,可以將超強(qiáng)激光變角度地導(dǎo)引到另一個方向,基于此,一種新型的尾波級聯(lián)加速方案被提出并引起了廣泛關(guān)注[5].對于電子束的自生尾波(或束載)效應(yīng),可以通過使用束流整形技術(shù)[21]或者特殊分布的等離子體密度通道來調(diào)控[22].

由上可見,在激光尾波電子加速領(lǐng)域,無論為了實現(xiàn)未來的高能加速器,還是利用GeV 電子束產(chǎn)生穩(wěn)定的輻射源,使用放電毛細(xì)管產(chǎn)生等離子體通道都是研究的重點(diǎn)和難點(diǎn)之一.本文將介紹上海交通大學(xué)激光等離子體實驗室最近開展的面向激光尾波加速的毛細(xì)管放電與光導(dǎo)引實驗進(jìn)展(圖1為放電毛細(xì)管的實物拍攝圖),以及放電毛細(xì)管內(nèi)等離子體密度分布測量和利用毛細(xì)管產(chǎn)生等離子體通道進(jìn)行光導(dǎo)引的實驗結(jié)果.

圖1 上海交通大學(xué)激光等離子體實驗室用于激光尾波加速的放電毛細(xì)管裝置Fig.1.Discharged capillary for laser wakefield accelerator at the Laboratory for Laser Plasmas,SJTU.

2 放電毛細(xì)管導(dǎo)引激光的原理

在激光尾波加速中使用的超短超強(qiáng)激光的脈寬通常只有數(shù)十飛秒,同時為了獲得足夠高的光強(qiáng)以及與等離子體波長相匹配的焦斑條件[23],激光會被聚焦到半徑為數(shù)十微米的焦斑.根據(jù)瑞利長度公式ZR=,這種激光對應(yīng)的瑞利長度zR通常只有毫米量級,這里w0表示高斯激光的束腰半徑,λ0表示激光的中心波長.以上海交通大學(xué)200 TW 激光裝置為例,所用的波長為0.8 μm,最短脈寬為30 fs,聚焦后束腰半徑為33 μm 的高斯光束,其瑞利長度為4.3 mm.如果沒有很好的導(dǎo)引機(jī)制,激光在傳輸數(shù)毫米后就會快速發(fā)散,峰值光強(qiáng)顯著下降,無法繼續(xù)在等離子體中激發(fā)尾波場而持續(xù)加速電子.

通過調(diào)整高斯激光傳輸路徑中等離子體的徑向密度分布,可以使不同徑向位置的等離子體折射率不同.當(dāng)這一折射率分布在靠近光傳播軸線附近低而遠(yuǎn)離軸線處高時,等離子體通道對激光起到類似凸透鏡的聚焦效果,形成等離子體通道,可以將高斯激光約束在其中不發(fā)散地長距離傳輸[24].

假設(shè)等離子體徑向位置r處的密度為n(r),則等離子體的折射率ηr可以被表示為

式中,ωp和n0是等離子體頻率和等離子體在中軸線上的密度,ω0是激光的中心頻率,γ(r)是徑向r位置的電子相對論因子.(1)式表示有2 種手段可以控制等離子體徑向的折射率.一種是通過等離子體的徑向密度分布n(r)控制ηr,稱為預(yù)等離子體通道光導(dǎo)引;另一種是通過激光的徑向光強(qiáng)分布改變γ(r)控制ηr,稱為相對論自聚焦光導(dǎo)引.相對論自聚焦光導(dǎo)引對等離子體頻率ωp有較強(qiáng)依賴,形成折射率自調(diào)制的時間尺度與等離子體波的頻率相關(guān),而非激光頻率,這種方法對脈沖長度L≤λp的超短脈沖激光的導(dǎo)引效率不高[2](其中λp代表等離子體波長).因此針對尾波加速常用的飛秒激光,使用預(yù)等離子體通道來導(dǎo)引激光是更有效的方案.

產(chǎn)生預(yù)等離子體通道的一種方法是在充氣毛細(xì)管中高壓放電,通過熱膨脹實現(xiàn)徑向密度調(diào)制.只有在毛細(xì)管內(nèi)部折射率與激光散焦效應(yīng)相平衡的條件下,激光才會在等離子體中被良好地導(dǎo)引,這要求毛細(xì)管中的等離子體沿徑向具有如 (2)式的拋物線型分布:

式中,r0為毛細(xì)管的通道半徑,Δnc(cm?3)=1.13×為臨界通道深度.當(dāng)激光束腰半徑w0與r0相等時激光與通道完美匹配,這時理論上激光在等離子體中傳播將保持焦斑大小恒定,這種狀態(tài)被稱為完全匹配的等離子體通道導(dǎo)引.在通常情況下,如通道深度和半徑偏離理想值時,激光束的焦斑大小將呈現(xiàn)周期性的振蕩.為了使毛細(xì)管中的等離子體產(chǎn)生這種特殊的拋物線型徑向密度分布,人們已經(jīng)發(fā)展出了多種控制方式,如高壓放電[25,26]、光電離[27,28]等.

本文將介紹在充氦氣毛細(xì)管中放電以形成等離子體通道的方法.通過在充氣毛細(xì)管兩端加脈沖高電壓來擊穿氣體,被擊穿的氣體形成等離子體,瞬時強(qiáng)電流對毛細(xì)管內(nèi)的等離子體進(jìn)行歐姆加熱,通過熱膨脹效應(yīng)產(chǎn)生徑向拋物線型的等離子體密度分布.

3 放電毛細(xì)管基本參數(shù)標(biāo)定

為產(chǎn)生如(2)式的等離子體密度分布,我們采用了高壓放電電離毛細(xì)管內(nèi)部氣體和歐姆加熱的方案.毛細(xì)管放電電路如圖2(a)所示.放電前由高壓源首先對電容器(6 nF)充電,為了控制充電電流,我們添加了1 個5 MΩ 的保護(hù)電阻,氣體通過毛細(xì)管兩端的夾持裝置充入毛細(xì)管中.需要放電時,使用1 個CFR200-YAG 激光器與一對觸發(fā)銅電極作為電路觸發(fā)開關(guān).激光器被同步信號觸發(fā)后,該激光導(dǎo)通觸發(fā)電極,使毛細(xì)管兩端電極瞬間負(fù)載高壓,毛細(xì)管內(nèi)的氣體會首先被高壓放電電離,毛細(xì)管壁的放電會被有效抑制,從而提升等離子體的穩(wěn)定性和毛細(xì)管的壽命.我們使用1 個ICT(積分電流變送器)測量放電毛細(xì)管中流過的電流.通過調(diào)整放電電壓和氣體背壓、充氣時間,以及充氣和放電之間的相對延時等條件來改變毛細(xì)管內(nèi)等離子體的密度分布.

從圖2(a)電路圖可以看出,由于充氣毛細(xì)管被擊穿后電阻遠(yuǎn)小于并聯(lián)的2 MΩ 保護(hù)電阻,毛細(xì)管的電阻和外側(cè)電容構(gòu)成了RC 振蕩電路.放電時電路中的脈沖電流會形成RC 振蕩(如圖2(b)所示).實驗顯示同一電壓,不同氣體密度下RC 振蕩電路的放電時間波形較為穩(wěn)定,這表明在此參數(shù)下等離子體電阻隨氣體密度變化較小.為了方便起見,我們使用產(chǎn)生電流的時刻作為零時刻,使用電流振蕩曲線來輔助描述放電過程中毛細(xì)管內(nèi)部等離子體狀態(tài)的變化.

圖2 毛細(xì)管的放電電路和電流 (a) 毛細(xì)管放電電路圖;(b) 典型的放電電流Fig.2.Capillary discharge circuit and current: (a) Discharge circuit;(b) typical discharge current.

我們在實驗中對毛細(xì)管內(nèi)等離子體密度的分布和演化進(jìn)行了測量.有多種因素會影響到毛細(xì)管內(nèi)部等離子體密度演化測量的準(zhǔn)確性,主要表現(xiàn)為對時間的測量誤差,這些誤差包括由噴氣氣流延時和放電電路延時等帶來的系統(tǒng)誤差.通過控制噴氣時長和電路開關(guān)時刻,可以控制毛細(xì)管內(nèi)部的氣體密度和電離氣體產(chǎn)生等離子體的時間.在實驗中,噴氣閥門開啟的時間尺度為百毫秒量級,對應(yīng)于毛細(xì)管內(nèi)部氣體總量隨時間的變化;電路放電的時間尺度為微秒量級,而電流的振蕩周期為百納秒量級,因此可以近似認(rèn)為毛細(xì)管內(nèi)氣體密度在1 個電流振蕩周期內(nèi)保持不變,此時等離子體密度變化主要由放電電流決定.

通過測量等離子體發(fā)射特殊譜線的空間分布和碰撞展寬,得到等離子體的密度分布.在放電過程中,等離子體不同能級間的電子躍遷將發(fā)射不同特征波長的譜線,在電子的碰撞展寬占主導(dǎo)的情況下,光譜的寬度將主要由電子密度決定,稱為Stark展寬[29].實驗中使用的氣體為氦氣,其等離子體發(fā)出的特征光譜如圖3(a)所示,光譜中最亮的譜線中心波長為587.6 nm,測量該譜線的強(qiáng)度分布并使用洛倫茲曲線擬合得到譜線的半高全寬(如圖3(b)),就可以反演得到等離子體的密度.

氦等離子體的Stark 展寬公式為

式中,Te為等離子體溫度,Δλs為譜線的半高全寬,其余各量均為常數(shù),查閱文獻(xiàn)[30]可以得到對應(yīng)587.6 nm 譜線的a=23.287156,b=0.083064,p=0.988943,Tc=11648,Tm=132390 .保持其他條件不變,測量多發(fā)等離子體密度ne,結(jié)果見圖3(c).可以看出,使用這種測量等離子體密度方法的穩(wěn)定性很好,在6 發(fā)測量結(jié)果的相對偏差不超過3%.

圖3 使用Stark 展寬標(biāo)定He 放電等離子體的密度 (a) 氦等離子體的譜線;(b) 譜線在587.6 nm 附近的展寬;(c) 在放電電壓10 kV,背壓15 psi (1 psi=6.89476×103 Pa)時測量到的等離子體密度Fig.3.Measuring the density of Helium plasma with Stark broadening:(a) Spectra of Helium plasma;(b) spectra broadening at 587.6 nm;(c) plasma density at 10 kV and 15 psi backpressure.

在確定了穩(wěn)定的放電時間區(qū)間后,根據(jù)前人的結(jié)果可知[18],產(chǎn)生通道密度分布的時間區(qū)間在百納秒量級,等離子體通道的深度與電流歐姆加熱正相關(guān).為了進(jìn)一步明確通道的性質(zhì),將測量毛細(xì)管內(nèi)部等離子體沿軸向和徑向的密度分布.

4 石英毛細(xì)管中氦氣在高壓放電下形成的等離子體密度分布

4.1 毛細(xì)管內(nèi)部的等離子體密度分布

毛細(xì)管內(nèi)部的等離子體密度分布會影響激光在等離子體中的長距離傳輸.為了維持激光在通道中沿軸向不改變方向平穩(wěn)前進(jìn),需要保證毛細(xì)管內(nèi)部的等離子體密度軸向均勻分布.同時,在尾波加速中,平穩(wěn)的密度梯度可以有效減弱由于密度變化產(chǎn)生的密度梯度注入[2],有利于減少電子的能散.

實驗中所用的石英毛細(xì)管長度為3 cm,將1 個2 cm 長的光纖探測器沿軸向貼合到毛細(xì)管外壁.該探測器前端是由9 根沿軸向排布的光纖耦合陣列,通過測量每根光纖中的光譜展寬,就可以得到毛細(xì)管內(nèi)沿軸向的密度分布.測量裝置如圖4(a)所示,多通道光纖探測器內(nèi)部等間距排列9 個光纖探頭,各探頭間距為2 mm.將光纖束連接至光譜儀上并依次排列,采集到軸向9 個位置的光譜如圖4(b)所示.

密度反演后的結(jié)果見圖4(c),除了靠近毛細(xì)管口處的密度,其余軸向位置處的等離子體密度基本均勻.毛細(xì)管內(nèi)部的等離子體密度沿軸向基本保持一致,意味著內(nèi)部的等離子體密度分布類似于端面的密度分布.值得一提的是,在本次實驗中毛細(xì)管兩端的充氣氣壓是一樣的,可以看出放電正負(fù)極的方向性(電流的運(yùn)動方向)對等離子體軸向密度分布影響不大.對于鎖相加速等應(yīng)用,如需獲得沿激光傳輸方向密度漸進(jìn)升高的密度分布,原則上可以通過改變兩端的氣體背壓來實現(xiàn).這樣的密度分布將在以后的實驗中加以驗證和優(yōu)化.

圖4 在放電電壓10 kV,充氣背壓5 psi 下毛細(xì)管的軸向放電光譜和密度 (a)探測器示意圖;(b)軸向放電光譜;(c)軸向等離子體密度Fig.4.On-axis discharge spectrum and density distribution of the capillary at 10 kV and 5 psi:(a) Schematic of the detector;(b) the axial spectra along the capillary;(c) the axial plasma density.

4.2 毛細(xì)管端面的等離子體密度分布

如第2 節(jié)所述,毛細(xì)管的徑向密度分布直接決定著等離子體折射率的橫向分布,影響著激光的聚焦和散焦.模擬結(jié)果表明[31],這一密度分布由歐姆加熱效率、等離子體密度和徑向邊界條件等因素決定,分別對應(yīng)于實驗中的電流強(qiáng)度、氣體密度和毛細(xì)管直徑.分別測量了內(nèi)徑為500 μm 和300 μm的2 種充氣毛細(xì)管端面的放電光譜,結(jié)果如圖5(a)和圖5(b)所示.光譜中的光強(qiáng)分布對應(yīng)于該位置的Stark 展寬譜,將各橫向位置的光譜進(jìn)行密度反演,可以得到毛細(xì)管端面等離子體密度的徑向分布.

掃描不同延時下的放電光譜并反演密度,可以得到在不同放電延時下的毛細(xì)管通道密度變化,結(jié)果如圖5(c)和圖5(d)所示.從圖5(c)可以看出,當(dāng)使用的毛細(xì)管內(nèi)徑為500 μm 時,毛細(xì)管端面的密度分布呈反拋物線型或均勻分布型,幾乎沒有深通道出現(xiàn);圖5(d)表明,在內(nèi)徑為300 μm 的毛細(xì)管中,在200 ns 到300 ns 的延時范圍內(nèi)均可以形成類拋物線型的密度分布,與等離子體通道所需的密度分布一致,其中延時300 ns 時對應(yīng)的通道最深,其通道半徑為 28 μm,與本文實驗中常用的激光焦斑半徑w0接近.

對直徑分別為300 μm 和500 μm 的毛細(xì)管進(jìn)行參數(shù)掃描發(fā)現(xiàn),500 μm 口徑的毛細(xì)管在不同放電電壓和背壓下均無法產(chǎn)生深通道,端面等離子體密度為反拋物線型或均勻分布.對300 μm 口徑的毛細(xì)管,在合適延時和背壓區(qū)間均可以產(chǎn)生類似圖5(d)的深通道,因此可以認(rèn)為300 μm 口徑的毛細(xì)管更容易產(chǎn)生等離子體通道來導(dǎo)引激光.對于500 μm口徑的毛細(xì)管,由于體積大、氣體多,歐姆加熱效果并不顯著.此外,由于采用的是較重的氦氣,其膨脹速度較慢,難以形成中間密度低的通道結(jié)構(gòu).要想形成等離子體通道可能需要更大的放電電壓或更輕的氣體,如氫氣.毛細(xì)管內(nèi)徑對通道形成的影響有待下一步更細(xì)致的數(shù)值模擬研究.我們測量了300 μm 毛細(xì)管端面等離子體在不同背壓和放電延時下的光譜,反演得到它們的密度分布,并擬合(2)式的拋物線型曲線,得到各參數(shù)對應(yīng)的通道半徑r0和中軸線密度n0,其結(jié)果如圖6 所示.同時,由于電路中等離子體在高壓下的擊穿電離時間具有一定的不確定性,通道的形成時間區(qū)間與電路開關(guān)觸發(fā)的時間也具有一定的不確定性,相對延時與電流的峰值時刻聯(lián)系更為確定.因此,在圖6(a)中使用 Δt=t?t0(其中t0是放電電流曲線的第1次峰值位置)來表示相對延時更有意義.圖6(a)展示了通道深度r0和通道中心等離子體密度n0隨相對延時的演化,等離子體通道在放電電流峰值位置前–100 ns 至–50 ns 開始形成,并隨著延時增加逐漸變深,直到電流峰值位置0—50 ns 內(nèi)達(dá)到最深,與實驗室所用激光的焦斑半徑33 μm 接近,這時等離子體對激光能有較好的導(dǎo)引效果.等離子體通道在放電電流峰值后50 ns 迅速消失,形成通道密度分布的時間為峰值–100—50 ns,時間門寬約150 ns,延時超出該范圍后基本看不到通道形成,這一通道形成區(qū)間對應(yīng)于圖2(b)的灰色區(qū)域.我們也掃描了不同背壓下形成的等離子體通道,結(jié)果如圖6(b)所示.通道最大深度(對應(yīng)通道半徑最小)和等離子體基底密度隨著背壓而變化.在低背壓放電時形成的通道更不穩(wěn)定,但相對深度更深,基底的等離子體密度也更低,這可能是由于低背壓下等離子體密度更低導(dǎo)致的.由于實驗中形成的等離子體電阻幾乎不隨等離子體密度變化,因此低密度的等離子體在受到相同的電流焦耳熱時,更容易產(chǎn)生顯著的熱膨脹,因此形成更深的等離子體通道.

圖5 在15 kV 下毛細(xì)管放電時的端面光譜和徑向等離子體密度分布 (a) 500 μm 毛細(xì)管的徑向光譜;(b) 300 μm 毛細(xì)管的徑向光譜;(c) 500 μm 毛細(xì)管的徑向密度分布;(d) 300 μm 毛細(xì)管的徑向密度分布Fig.5.End-face spectra detected during the discharge and the radial plasma density distribution at 15 kV:(a) Spectra of 500 μm capillary;(b) spectra of 300 μm capillary;(c) radial density distribution of 500 μm capillary;(d) radial density distribution of 300 μm capillary.

圖6 300 μm 口徑毛細(xì)管的通道半徑和中軸線密度隨放電時間和背壓的演化 (a) r0 和 n0 隨時間的演化;(b) r0 和 n0 隨背壓的演化Fig.6.Evolutions of the channel radius and the on-axis density in the capillary with 300 μm inner diameter:(a) r0 and n0 evolution with time;(b) r0 and n0 evolution with backpressure.

5 放電毛細(xì)管的光導(dǎo)引實驗

為了驗證等離子體通道對激光的導(dǎo)引作用,我們在第4 節(jié)所述的深通道區(qū)間內(nèi)分別對弱光和強(qiáng)光開展了光導(dǎo)引實驗.實驗排布如圖7 所示,實驗中對大能量和小能量激光采用了不同的光斑檢測方式.對小能量激光(～10 mJ),將毛細(xì)管出口處的光強(qiáng)分布使用物鏡對毛細(xì)管出口成像,用物鏡將光直接成像至電荷耦合器件(CCD 相機(jī),Beam profiler 1)上進(jìn)行測量;大能量激光(～3 J)能量密度高,在靶后仍能對透鏡等光學(xué)元件產(chǎn)生較大損傷,因此使用多塊楔形鏡反射衰減激光的能量,最終焦斑經(jīng)透鏡成像于CCD 相機(jī)(Beam profiler 2)上進(jìn)行測量.

圖7 毛細(xì)管的光導(dǎo)引實驗裝置示意圖Fig.7.Schematic of laser guiding by discharged capillary experiment.

實驗室所用的激光聚焦焦斑束腰半徑w0=33μm,真空中的激光焦斑如圖8(a)所示,光斑大小在圖中用紅線標(biāo)注,圖中橫坐標(biāo)和縱坐標(biāo)代表真實大小.實驗表明毛細(xì)管中的等離子體通道對小能量激光有良好的導(dǎo)引.如圖8(a)和圖8(b)所示,在等離子體通道半徑與激光焦斑半徑匹配的條件下,小能量激光在毛細(xì)管出口的光斑分布與毛細(xì)管入口時接近.當(dāng)掃描激光偏軸入射時,由在毛細(xì)管出口的光斑分布可以看出,當(dāng)偏軸10 μm 時,激光的導(dǎo)引效果變差(圖8(c));偏軸20 μm 后,激光已完全散焦(圖8(d)).這一光斑隨偏軸程度增加逐漸散焦的現(xiàn)象在不同偏軸方向上對稱出現(xiàn),與理論預(yù)期符合[2].我們統(tǒng)計了激光在束腰半徑內(nèi)的能量集中度,計算公式為ηL=Espot/E,其中Espot代表激光焦斑半徑范圍內(nèi)的強(qiáng)度積分,E代表全空間內(nèi)的強(qiáng)度積分.結(jié)果表明,沿中軸線入射的激光能量集中度為 37.53%,與入射前的激光能量集中度(37.58%)相當(dāng);偏軸入射的激光能量集中度變差,在偏軸10 μm 時能量集中度為 20.22%,在偏軸20 μm 入射時能量集中度僅有2.47%.可見激光僅在通道中軸線附近被導(dǎo)引,偏離中軸線后導(dǎo)引效果變差甚至聚焦效果消失.這一現(xiàn)象證明對激光導(dǎo)引的貢獻(xiàn)來自于等離子體通道而非自聚焦.小能量導(dǎo)引實驗表明,合適的等離子體通道能與小能量激光匹配,使得小能量激光在經(jīng)過3 cm 毛細(xì)管后仍能保持原有的光斑形貌和空間位置.

圖8 放電毛細(xì)管導(dǎo)引小能量激光 (a) 毛細(xì)管前的激光焦斑;(b) 正中心入射穿過通道的激光光斑;(c) 偏軸10 μm 入射穿過通道的激光光斑;(d) 偏軸20 μm 入射穿過通道的激光光斑Fig.8.Small energy laser guiding by discharged capillary:(a) Laser spot before capillary;(b) laser spot after capillary for on-axis incidence;(c) laser spot after capillary for 10 μm off-axis incidence;(d) laser spot after capillary for 20 μm off-axis incidence.

確認(rèn)等離子體通道能對小能量的激光進(jìn)行導(dǎo)引后,測量了通道對大能量激光的導(dǎo)引.由于大能量激光在到達(dá)Beam profiler 2 時經(jīng)過了多次衰減,導(dǎo)致光斑的能量和對比度已經(jīng)降低很多,無法對應(yīng)光斑的原始大小,因此使用像素(pixel)作為新的坐標(biāo)軸,結(jié)果如圖9 所示,導(dǎo)引后的光斑仍然呈現(xiàn)出規(guī)則的形貌.激光光斑整體呈現(xiàn)圓形且沒有旁瓣,證明等離子體沒有破壞光斑形狀,在毛細(xì)管通道內(nèi)激光的光斑并未發(fā)生顯著改變.結(jié)合小能量導(dǎo)引的實驗結(jié)果,可以認(rèn)為300 μm 口徑的毛細(xì)管在合適的充氣和放電條件下形成了等離子體通道,也能夠有效地導(dǎo)引超短強(qiáng)脈沖激光的長距離傳輸.

圖9 經(jīng)過毛細(xì)管導(dǎo)引后的大能量(3 J)激光光斑Fig.9.Spot of capillary guided laser with energy of 3 J.

6 結(jié)論

等離子體通道在解決激光尾波加速中的光導(dǎo)引、多級加速和電子鎖相加速等方面具有重要的應(yīng)用.本文研究了在充氦氣毛細(xì)管中放電的等離子體通道的密度分布特性,以及對激光的導(dǎo)引效果.通過使用自制的多通道光纖探頭,以及光譜展寬反演測量了放電毛細(xì)管內(nèi)等離子體的軸向和徑向密度分布,研究了不同放電延時、充氣背壓和毛細(xì)管口徑對等離子體的密度分布的影響,并給出在實驗中形成深通道的參數(shù)區(qū)間,測得最深通道半徑達(dá)28 μm.開展了等離子體通道中光導(dǎo)引實驗,發(fā)現(xiàn)在深通道區(qū)間等離子體可以有效地導(dǎo)引激光,激光偏軸入射的結(jié)果驗證激光被通道導(dǎo)引而被非自聚焦導(dǎo)引.這些研究為未來實現(xiàn)激光尾波鎖相加速[32]、接力加速[33]和彎曲毛細(xì)管的級聯(lián)加速,以及構(gòu)建臺面型輻射源[34]奠定了堅實基礎(chǔ).

感謝上海師范大學(xué)劉建勝老師和秦志勇老師在放電毛細(xì)管研制方面的幫助.