強(qiáng)場X 射線激光物理

沈百飛 吉亮亮 張曉梅 步志剛 徐建彩

1) (上海師范大學(xué)數(shù)理學(xué)院, 上海 200234)

2) (中國科學(xué)院上海光學(xué)精密機(jī)械研究所, 強(qiáng)場激光物理國家重點(diǎn)實驗室, 上海 201800)

1 引 言

1985 年, Strickland 和Mourou[1]在可見光波段發(fā)明的啁啾脈沖放大技術(shù)(chirped pulse amplification, CPA)將大量能量為eV 量級的光子壓縮到飛秒的時間尺度, 將激光的聚焦強(qiáng)度推進(jìn)到相對論水平(聚焦光強(qiáng) ＞ 1018W/cm2), 甚至更高, 極大拓展了光與物質(zhì)相互作用的研究領(lǐng)域和應(yīng)用潛力, 發(fā)明者也因此獲得了2018 年諾貝爾物理學(xué)獎.

另一方面, Tajima 和Dawson[2]開辟了基于強(qiáng)激光與等離子體相互作用的粒子加速新領(lǐng)域, 人們也逐漸發(fā)現(xiàn)了強(qiáng)激光在高峰值亮度超快次級輻射源[3,4]、強(qiáng)場物理基礎(chǔ)前沿研究[5]等方面的獨(dú)特優(yōu)勢.在這些科學(xué)目標(biāo)的驅(qū)動下, 過去二十年, 全世界建立了眾多拍瓦級(1 PW = 1015W)激光裝置,十拍瓦激光裝置也逐漸開始運(yùn)行, 并針對百拍瓦級的超強(qiáng)激光進(jìn)行了規(guī)劃、建設(shè).但由于光學(xué)器件存在損傷閾值, 往往只能通過增大器件尺寸來提高峰值功率, 這對精密光學(xué)加工、大尺寸放大介質(zhì)制備等技術(shù)帶來了極大的挑戰(zhàn), 現(xiàn)有的激光材料與技術(shù)途徑可能難以支撐艾瓦級(1 EW = 1018W)的峰值功率, 影響了強(qiáng)場激光物理研究的可持續(xù)發(fā)展.即使利用相干合束技術(shù), 除了技術(shù)難度之外,總的光學(xué)口徑尺寸也難以減小.為突破傳統(tǒng)光學(xué)方法的限制, 人們也提出以等離子體為介質(zhì)的方法,它能夠承受更高的光強(qiáng), 從原理上可以支持超高功率.例如通過氣體等離子體中的受激拉曼參量過程, 可以將能量從大能量、長脈沖的泵浦光傳遞到短脈沖信號光, 使后者得到顯著放大[6].采用等離子體光柵, 也有望明顯放寬壓縮脈沖的光強(qiáng)閾值要求[7].此外, 也可以利用超強(qiáng)激光驅(qū)動的等離子體飛鏡產(chǎn)生超強(qiáng)光場[8]和具有線性啁啾的超強(qiáng)激光[9].等離子體光學(xué)方法的概念十分新穎, 但其技術(shù)難度很高, 實現(xiàn)還有待進(jìn)一步研究.

近年來, 基于自由電子激光原理[10]的X 射線脈沖亮度取得了巨大提升[11], 目前峰值光強(qiáng)可達(dá)到1021W/cm2.自由電子激光(free-electron-laser,FEL)將高能電子束注入周期波蕩器中, 電子輻射產(chǎn)生的光場對電子束進(jìn)行縱向聚束調(diào)制, 產(chǎn)生高度相干的輻射, 光子能量目前可以達(dá)到數(shù)十keV.這種短波長、超高峰值亮度的相干光源在產(chǎn)生極端強(qiáng)場方面具有巨大潛力.可以從以下定標(biāo)率進(jìn)行簡單估算: 給定總能量E, 對應(yīng)總光子數(shù)為E/(hv), 其中v為光子頻率,h是普朗克常數(shù).光脈沖的極限時間長度一般正比于光場周期, 即τ～1/v, 而聚焦的極限尺寸接近σ2～(c/v)2, 其中c為光速, 那么峰 值 聚 焦 光 強(qiáng)I～Ev3, 亦 即 當(dāng) 光 子 能 量 提 高3—4 個量級, 達(dá)到相同光強(qiáng)對脈沖總能量的要求可以降低10 個量級左右.目前在建的光學(xué)波段超強(qiáng)超短激光的峰值功率最高是上海硬X 射線自由電子激光裝置“極端光物理”線站.為達(dá)到1023W/cm2量級的峰值強(qiáng)度, 激光總能量需1500 J,對應(yīng)15 fs 的脈沖寬度.若采用1 keV 光子能量的X 射線自由電子激光(X-ray free-electron-laser,XFEL), 單個脈沖能量10 mJ, 脈寬1 fs, 則峰值功率為10 TW, 聚焦至數(shù)納米的光斑尺寸, 強(qiáng)度可達(dá)1025W/cm2.隨著XFEL 技術(shù)的發(fā)展, 未來很有可能產(chǎn)生接近施溫格極限的光強(qiáng)(約1029W/cm2),這是現(xiàn)有的可見光波段激光技術(shù)難以企及的.

超強(qiáng)X 射線激光的出現(xiàn)有望將強(qiáng)場物理研究推進(jìn)到X 光波段.目前強(qiáng)場X 射線物理的研究已有一些進(jìn)展, 主要集中在原子物理方面, 如強(qiáng)場非線性效應(yīng)等.對于相對論物理, 1 μm 波長的相對論激光閾值強(qiáng)度為1018W/cm2, 而1 nm 的X 光約為1024W/cm2, 由以上估算可知現(xiàn)有的技術(shù)條件已經(jīng)接近這一目標(biāo).超強(qiáng)相對論X 射線激光可以直接在固體中(對于X 光激光, 仍是稀薄等離子體)驅(qū)動相對論效應(yīng), 在納米尺度實現(xiàn)超高梯度的粒子加速, 其粒子源尺寸遠(yuǎn)小于微米波段激光驅(qū)動的加速.這種超低發(fā)散度的高能粒子源在高能物理、次級光源、成像診斷、遠(yuǎn)距離輻射等方面具有重要的應(yīng)用前景.超強(qiáng)X 光與超短超強(qiáng)激光的結(jié)合在強(qiáng)場真空量子電動力學(xué)(quantum electrodynamics, QED)物理, 例如光-光散射、真空極化、正負(fù)電子對產(chǎn)生等前沿研究方向具有獨(dú)一無二的優(yōu)勢.最近的研究還提出了基于超強(qiáng)X 光與強(qiáng)場相互作用的暗物質(zhì)產(chǎn)生和探測.總之, 強(qiáng)場X 射線激光物理是一個全新的研究方向, 有望開辟極端強(qiáng)場物理的新前沿, 國內(nèi)外還遠(yuǎn)未形成研究興趣與科學(xué)目標(biāo)的廣泛認(rèn)識.基于課題組的前期工作, 本綜述將介紹超強(qiáng)X 光帶來的獨(dú)特優(yōu)勢, 并給出前瞻性的思考.

本綜述將首先簡介超強(qiáng)X 射線激光的研究現(xiàn)狀(第2 節(jié)), 隨后分別就其在粒子加速(第3 節(jié))、強(qiáng)場真空QED 物理(第4 節(jié))、軸子的產(chǎn)生與探測(第5 節(jié))等方面展開討論, 同時也將介紹XFEL相關(guān)的診斷與測量方法(第6 節(jié)), 最后在第7 節(jié)進(jìn)行總結(jié)與展望.

2 強(qiáng)場X 射線光源研究現(xiàn)狀

X 光產(chǎn)生原理包括高電荷態(tài)離子的自發(fā)和受激輻射、高次諧波、軔致輻射、激光等離子體輻射、同步輻射、自由電子激光等.高峰值亮度一般要求光源的產(chǎn)生過程是高度相干的, 多數(shù)機(jī)制很難做到這一點(diǎn).利用高功率納秒激光泵浦, 基于離子的受激輻射放大, 在80 年代就已實現(xiàn)軟X 射線波段的相干輻射[12,13], 后來也有利用飛秒激光泵浦的研究, 但總體上進(jìn)展不快.利用基于原子的高次諧波,可產(chǎn)生相干X 光, 但到目前為止, 能量都比較小.自由電子激光裝置將高能電子束注入具有周期性磁場結(jié)構(gòu)的波蕩器中, 電子橫向振蕩產(chǎn)生輻射, 后者與電子束持續(xù)相互作用, 發(fā)生微聚束, 激發(fā)相干輻射, 從而使輻射強(qiáng)度指數(shù)增長[10].在X 光波段,由于難以找到類似可見光波段的共振腔, 無法在波蕩器中來回多次放大, 因此需要建設(shè)較長的波蕩器陣列實現(xiàn)高的能量增益.目前國際上XFEL 裝置采用最多的是SASE(self-amplified spontaneous emission)[14,15]模式, 即利用輻射場與電子束持續(xù)相互作用的自發(fā)放大輻射, 如美國的LCLS(Linac coherent light source)、歐洲自由電子激光EuXFEL、日本的SACLA、瑞士的SwissFEL 和韓國的PALXFEL.上海目前在建的硬X 射線自由電子激光裝置 SHINE(Shanghai high-repetition-rate XFEL and extreme light facility)也可以在該模式下運(yùn)行, 光子能量可以達(dá)到25 keV, 其規(guī)劃示意圖如圖1 所示.為提高光源的相干性和亮度, 避免SASE模式中的漲落和噪聲問題, 人們提出了selfseeding 模式[16], 通過額外注入高次諧波(HGHG)[17]或者將前級產(chǎn)生的XFEL 作為種子光, 極大提高了輻射光源的穩(wěn)定性與相干性, 也可顯著增強(qiáng)X射線脈沖的峰值功率.

圖1 上海硬X 射線自由電子激光裝置SHINE 示意圖[18]Fig.1.Schematic of Shanghai high repetition rate XFEL and extreme light facility (SHINE)[18].

提高XFEL 脈沖峰值功率的關(guān)鍵是提高電子束的輻射功率.隨著相互作用長度的增加, 相干輻射達(dá)到飽和區(qū)域, 此時FEL 的能量轉(zhuǎn)換效率一般可達(dá)10—3量級.一種突破飽和值的方法是對波蕩器磁場進(jìn)行整形(Taper)[19], 其效率可以提升到幾個百分點(diǎn), 使峰值功率達(dá)到數(shù)TW[20].此外, 采用多級FEL 模式和Fresh-slice 技術(shù), LCLS 在0.67 keV處實現(xiàn)了數(shù)百微焦, 脈寬幾飛秒的強(qiáng)X 射線脈沖[21].同時, 利用紅外激光調(diào)制高能電子束, 再采用彎形磁鐵進(jìn)行壓縮, 在905 eV 處實現(xiàn)了480 as的X 射線脈沖, 峰值功率達(dá)到100 GW[22].

原則上可以將Mourou 發(fā)明的啁啾脈沖放大技術(shù)應(yīng)用到XFEL 上.即先產(chǎn)生一個阿秒量級脈寬的高品質(zhì)X 射線種子激光, 利用晶體的色散特性, 將超短X 射線激光拉寬, 例如到皮秒時間尺度, 然后將其注入較長的電子束中進(jìn)行放大, 采用CRL 透鏡(compound refractive lens)進(jìn)行擴(kuò)束后, 再用晶體將其壓縮回阿秒脈寬, 有望實現(xiàn)阿秒尺度的超高峰值功率X 射線脈沖.

光學(xué)激光也可以實現(xiàn)向X 光波段的轉(zhuǎn)換, 一種途徑是通過薄膜壓縮將數(shù)十飛秒的強(qiáng)激光進(jìn)一步壓縮到數(shù)飛秒, 即接近單個光周期[23], 這種近單周期的超短激光脈沖與固體靶相互作用, 可驅(qū)動等離子體表面振蕩, 而后反射激光脈沖, 產(chǎn)生支持阿秒時間尺度的相干X 射線脈沖沿不同方向出射[24],其基本構(gòu)想如圖2 所示.該機(jī)制即為“相對論振蕩鏡”(relativistic oscillating mirror, ROM)[25,26], 實驗上已成功測量到了ROM 高次諧波[27], 單個相干X 射線阿秒脈沖還有待進(jìn)一步驗證.

3 強(qiáng)場X 射線激光驅(qū)動的粒子加速

Tajima 和Dawson[2]于1979 年提出了激光在稀薄等離子體中驅(qū)動尾波場加速的機(jī)制, 其加速梯度比傳統(tǒng)加速器提高3 個數(shù)量級以上.2004 年,《Nature》以“夢之束(dream beam)”為封面, 同期發(fā)表三篇重要論文, 指出超強(qiáng)超短激光驅(qū)動的等離子體尾場加速是實現(xiàn)緊湊型、臺式化粒子加速的新方向.目前的激光驅(qū)動等離子體尾波場加速是激光驅(qū)動電子加速最主要的機(jī)制, 可以把電子束加速到近10 GeV[28]; 此外通過電子束驅(qū)動的等離子體尾波機(jī)制, 已經(jīng)可以把42 GeV 的電子束加速到85 GeV[29].

由于等離子體自身就是電離化介質(zhì), 能夠?qū)崿F(xiàn)電荷分離, 從而產(chǎn)生并承受數(shù)量級相當(dāng)于非相對論“波破”場的加速梯度:E0(V/cm) =cmeωp/e≈0.96n01/2(cm—3).其中ωp= (4πnee2/me)1/2為等離子體頻率,e為單位電荷,me為電子質(zhì)量,ne為等離子體密度.以ne= 1018cm—3的等離子體為例,其能夠承載的加速梯度約為E0≈ 96 GV/m, 比傳統(tǒng)加速器高出3 個數(shù)量級.因此若要獲得相同的粒子能量, 加速長度僅為傳統(tǒng)加速器的千分之一.用來激發(fā)這種強(qiáng)加速電場的驅(qū)動源主要包括高功率激光和高能帶電粒子束, 利用有質(zhì)動力(激光)或者空間電荷力(帶電粒子束)引發(fā)等離子體中的電荷分離, 進(jìn)而產(chǎn)生加速電場, 并以密度波的形式在等離子體中傳播, 其相速度接近光速.因此,只要將被加速粒子在合適的相位注入, 就能夠進(jìn)行長時間的“穩(wěn)相加速”.當(dāng)一束強(qiáng)激光脈沖在低密度等離子體中傳播時, 與脈沖包絡(luò)相關(guān)的有質(zhì)動力將電子從激光脈沖所在區(qū)域排出, 如果激光脈沖包絡(luò)在傳播軸方向的長度L與等離子體波長λp相當(dāng),有質(zhì)動力就會在激光脈沖經(jīng)過的區(qū)域共振激發(fā)出一個大振幅等離子體波, 即為激光尾波場.對于典型的軸對稱激光脈沖(譬如高斯型), 激發(fā)的尾波場振幅在 2L≈λp時最大.

超強(qiáng)相干X 射線激光的波長為納米量級, 可直接與固體密度的納米結(jié)構(gòu)材料相互作用, 激發(fā)納米尺度的等離子體波或尾場結(jié)構(gòu), 固體密度的等離子體靶可使加速梯度提高幾個數(shù)量級(TeV/cm).相比目前加速梯度為10 MeV/cm 的傳統(tǒng)加速器,以微米波段激光驅(qū)動氣體介質(zhì)的尾波加速機(jī)制可將加速梯度提高到GeV/cm, 然而要獲得TeV 量級的高能粒子束, 仍需要幾百米的加速長度.而用超強(qiáng)X 射線激光作為驅(qū)動源, 原則上在1 cm 長度內(nèi)就能實現(xiàn)TeV 的能量增益.

圖2 超強(qiáng)激光產(chǎn)生相干X 射線脈沖的原理.利用薄膜將數(shù)十飛秒的可見光波段激光壓縮至數(shù)飛秒(單周期)[23], 壓縮后與固體等離子體表面相互作用.通過“相對論振蕩鏡”機(jī)制產(chǎn)生單個相干的阿秒X 射線脈沖輻射[24]Fig.2.Coherent X-ray beam generation based on relativistic laser pulse: A foil works as a compressor to single cycle from optical laser pulse with pulse duration of several tens femtoseconds[23].When the compressed laser pulse reaches a solid target surface, single X-ray attosecond pulse is produced based on relativistic oscillating mirror scheme[24].

根據(jù)激光驅(qū)動的尾波場加速理論, 加速梯度與等離子體密度正相關(guān), 密度越高, 加速梯度越大,而粒子獲得的能量增益, 即粒子能量增益和加速距離均與以臨界密度歸一化后的等離子體密度成反比 ΔE ∝1/(ne/ncr) , 其中=1.1×1021λ-2cm-3.對于給定的激光而言, 臨界密度是固定值, 高能量增益意味著低氣體密度和長加速距離.例如, 微米波長激光的臨界密度為1021cm—3, 獲得1 TeV 的電子能量增益就需要在密度為1015cm—3的稀薄等離子體中加速近250 m, 這對實際的實驗操作提出了巨大挑戰(zhàn).另一方面, 臨界密度與驅(qū)動激光波長的平方成反比, 對于超強(qiáng)X 射線激光(如0.1 nm 波長), 臨界密度為1029cm—3, 在歸一化密度相同的情況下,超強(qiáng)X 射線激光可以在1023cm—3的固體靶上驅(qū)動尾波場加速, 此時加速梯度提高了4 個數(shù)量級(TeV/cm), 意味著可以在小小的芯片上實現(xiàn)TeV能量的電子加速(TeV on a chip).基于此, 激光驅(qū)動尾波場理論的提出者, 國際著名物理學(xué)家Tajima 教授[30]在2014 年指出未來獲得緊湊型超高能粒子束的驅(qū)動源為超強(qiáng)X 射線激光.利用相干X 光源在與其尺寸可比的新型材料(如碳納米材料、晶格等納米尺寸結(jié)構(gòu)材料)中激發(fā)具有極高加速梯度的尾波場, 可以獲得超高能粒子束.目前,納米材料技術(shù)的成熟發(fā)展使超強(qiáng)X 射線激光與納米材料的結(jié)合更加成為可能.

近幾年的研究證實[31], 相比于均勻密度的固體靶, 固體密度的納米管可以很好的約束相對論強(qiáng)度的X 射線激光, 并使其傳播更長時間, 從而實現(xiàn)TeV/cm 的加速梯度, 這對驅(qū)動尾波場進(jìn)行長時間穩(wěn)定的粒子加速非常關(guān)鍵.除了固體密度的等離子體, 晶體也是超強(qiáng)X 射線激光驅(qū)動尾場加速的合適介質(zhì).晶體的一個重要特點(diǎn)是, 其中充滿了大量周期性分布的離子和電子.最近的研究表明[32],當(dāng)相對論強(qiáng)度的X 射線激光通過晶體時, 這些“自由電子”被有質(zhì)動力排出, 逐漸形成一個幾乎沒有電子的空泡(尾場).雖然尾場會被晶格附近周期性的靜電場調(diào)制, 但其中的電子加速并不會受到明顯的影響.由于晶體的穩(wěn)定性, 在尖銳的晶體-真空邊界處的波破可以導(dǎo)致電子注入到空泡中, 這種注入具有較高的可重復(fù)性.由于被加速電子束的發(fā)射度與波長成正比, 因此相比于可見光波段的激光尾場加速, X 射線有望將發(fā)射度提高幾個數(shù)量級.基于MHz 重頻的超強(qiáng)X 射線激光, 利用幾微米厚度的晶體片就可以產(chǎn)生高重復(fù)率、低發(fā)射度、低能散的阿秒電子束.這種小型晶體加速器具有MHz 量級的重頻, 且能實現(xiàn)對電子束參數(shù)的充分控制, 未來可以作為具有阿秒分辨能力的超快電子衍射和超快電子顯微鏡的理想電子源.

另一方面, 當(dāng)X 射線激光足夠強(qiáng), 如達(dá)到強(qiáng)相對論強(qiáng)度時, 還可以通過各種機(jī)制對質(zhì)量更大的離子(質(zhì)子)進(jìn)行加速, 如靶后鞘層加速、光壓加速或尾波場加速等, 從而實現(xiàn)納米尺度的離子加速器,獲得優(yōu)質(zhì)的超快離子源.需要指出的是, 如果要確保稠密等離子體, X 射線激光的波長不能太短.

X 射線粒子加速除了超高的加速梯度這一重要優(yōu)勢外, 另一個重要特點(diǎn)是粒子源的尺寸特別小, 從而描述粒子束品質(zhì)的發(fā)射度特別小.這一特點(diǎn)對提高成像分辨率等應(yīng)用具有重要意義.

4 強(qiáng)場XFEL 探測QED 真空極化

經(jīng)典電動力學(xué)表明, 真空中光與光之間無法直接發(fā)生相互作用, 因為真空中的Maxwell 方程是線性的.然而, QED 理論預(yù)言, 真空中光與光之間可以發(fā)生作用.由于真空充滿了虛電子-正電子對的瞬間產(chǎn)生和湮滅, 也即量子漲落, 光子可以利用真空中漲落的虛電子-正電子對作為“中間媒介”與另一個光子發(fā)生相互作用, 這種相互作用與“真空極化”緊密相關(guān).物理上, 真空極化可以理解為: 在外電磁場作用下, 真空中的虛電子-正電子對會發(fā)生位移和重新排布, 導(dǎo)致電荷與電流密度分布發(fā)生改變, 而電荷與電流的改變又會反過來影響電磁場, 這種影響通常表現(xiàn)為對外場的部分屏蔽或介電效應(yīng), 使真空實際表現(xiàn)為一種很弱的介電介質(zhì), 導(dǎo)致其等效折射率相對于1 有非常微小的偏移.

從QED 的角度來看, 真空極化也被稱為“光子自能”, 其單圈費(fèi)曼圖如圖3(a)所示, 可以看成是真空中虛電子-正電子對對光子傳播子的修正.實際上, 真空極化效應(yīng)的實驗發(fā)現(xiàn)要早于理論發(fā)展.早在20 世紀(jì)40 年代, 蘭姆位移[33]和電子反常磁矩[34]的發(fā)現(xiàn)就是真空極化很好的實驗證明, 但直到后來QED 理論的完善, 人們才認(rèn)識到這些反常的實驗結(jié)果與真空極化有關(guān), 并給出了正確的理論解釋.

圖3 (a) 真空極化單圈費(fèi)曼圖; (b) 光子-光子散射費(fèi)曼圖Fig.3.(a) One-loop contribution to the vacuum polarization diagram; (b) diagram of photon-photon scattering.

在強(qiáng)電磁場背景下, 真空中的虛電子-正電子對會受到背景場的作用, 因此圖3(a)中的電子傳播子需要換成強(qiáng)場作用下的形式, 即在Furry 圖像下計算.根據(jù)入射光子的頻率不同, 真空極化可以分為低能真空極化(光子能量遠(yuǎn)小于電子靜質(zhì)量ω?m)和高能真空極化(光子能量接近或大于電子靜質(zhì)量ω≥m).低能真空極化可以用洛倫茲不變的有效拉氏密度描述, 最早由Heisenberg 和Euler[35]提出, 后來又由Schwinger[36]重新得到,在低階近似下該拉氏密度為

是電磁場張量的對偶張量.根據(jù)有效拉氏密度(1)式可以得到真空的有效極化和磁化矢量:

可以看到, 單束平面波無法激發(fā)真空極化效應(yīng), 因為此時|E|=|B|且E·B=0.高能真空極化通常不能用有效拉氏密度描述, 因為高能光子的波長很短(康普頓波長量級甚至更短), 其與真空相互作用時可以“感受”到量子漲落在強(qiáng)場作用下的局部動力學(xué)以及量子的不確定性, 必須求解強(qiáng)場下的Dirac 方程.

到目前為止, 強(qiáng)場下的低能真空極化效應(yīng)還沒有實驗驗證, 其原因一方面是真空極化效應(yīng)本身非常弱, 必須在超強(qiáng)場的激發(fā)下才能體現(xiàn)出可能被觀測到物理效應(yīng); 另一方面是找到合適的探針進(jìn)行高精度測量并不容易.前者在不久的將來隨著百拍瓦激光的建成可以在很大程度上得到解決, 后者在目前來看用XFEL 作為探針是最有效的辦法.因此,百拍瓦激光與XFEL 結(jié)合將提供實驗驗證強(qiáng)場QED 真空極化效應(yīng)的絕佳平臺.低能QED 真空極化效應(yīng)主要有真空雙折射、光-光散射、真空衍射等, 以下將逐個進(jìn)行介紹.

4.1 QED 真空雙折射

在超強(qiáng)激光場的激發(fā)下, 有效極化和磁化矢量導(dǎo)致真空折射率發(fā)生改變, 其有效折射率依賴于強(qiáng)激光以及探針光的傳播方向和偏振.設(shè)kμ=(ω,k)是探針光的四維動量,Fμν表示背景強(qiáng)激光的電磁張量, 則真空的有效折射率有兩個[37]:

這表明存在兩種極化模式.當(dāng)強(qiáng)激光與X 光探針相對傳播時, 這兩種模式的電場方向分別沿強(qiáng)激光的磁場和電場方向.經(jīng)過一段相互作用距離L,探針光在兩個極化模式方向產(chǎn)生相位差,Δφ=4αLIL/(15λXIS), 導(dǎo)致偏振狀態(tài)發(fā)生改變[38,39], 也即雙折射效應(yīng), 這里IL和IS分別是背景激光與Schwinger 臨界場的強(qiáng)度, λX是探針光波長.顯然,探針光波長越短, 真空雙折射效應(yīng)越明顯.考慮到極化伽馬光的產(chǎn)生與探測精度很低, 只有在伽馬光的偏振變化很大時, 才能被探測到.因此, 用X 光作為探針是非常有前景的[37,40-44], 目前X 光的極化探測精度已經(jīng)達(dá)到5 × 10—10量級[45].為了獲得最大的雙折射效果, 通常選擇X 光探針為線偏振, 其偏振方向與強(qiáng)激光偏振成π/4 夾角.經(jīng)過相互作用之后, 線偏振探針光因為真空的雙折射效應(yīng)變成橢圓偏振, 橢偏率為ε(x0,y0,t0)=|iΔφ(x0,y0,t0)/2|2[37,40,41], 其中x0,y0和t0是強(qiáng)激光與X 光探針在橫向空間和時間的碰撞參數(shù).真實的實驗條件下還需要考慮X 光束的具體形狀分布, 可以用兩個分布函數(shù)分別描述其時間和橫向空間的形狀分布.與強(qiáng)激光相互作用后, 探針X 光束的橢偏率為

這里σ和τ表示兩束光碰撞時在橫向的相對偏移量和時間延遲.

目前, 在建的上海硬X 射線自由電子激光裝置“極端光物理”線站可將100 PW 超強(qiáng)激光與XFEL 結(jié)合, 進(jìn)行“真空雙折射”物理實驗.其設(shè)計參數(shù)為強(qiáng)激光波長910 nm, 總能量1500 J, 焦斑半徑5 μm, 聚焦強(qiáng)度達(dá)到1023W·cm—2, 半高全寬15 fs; X 光光子能量12.914 keV, 脈沖束腰200 nm,長度30 fs.在這些參數(shù)條件下, 探針光子的橢偏率如圖4 所示, 可以看到此時探針光的橢偏率最大可以到10—10量級, 與目前實驗探測X 光極化率的最高精度相當(dāng).同時可以注意到, 兩束光對撞的時間同步要求并不太高, 約在幾百飛秒誤差內(nèi)都可以接受, 而橫向上的空間對準(zhǔn)要求較高.

圖4 X 光探針與相對傳播的強(qiáng)激光碰撞后的橢偏率[37]Fig.4.Ellipticity of the XFEL beam when it head-on collides with 100 PW laser pulse[37].

基于以上理論分析可以設(shè)計相關(guān)的實驗方案.圖5 是極化X 光的產(chǎn)生以及之后的極化探測示意圖[37,46], 一束X 光束經(jīng)過第一個X 光聚焦鏡后變成一束平面波, 然后進(jìn)入極化儀, 由一塊硅(800)切槽晶體組成, 經(jīng)過6 次反射獲得高純度線偏振X 光; 之后再通過聚焦鏡將線偏振X 光聚焦到真空靶室與強(qiáng)激光對撞; 對撞產(chǎn)生真空雙折射效應(yīng),將原來線偏振X 光探針轉(zhuǎn)變?yōu)闄E圓偏振, 相當(dāng)于將少部分X 光光子的偏振方向翻轉(zhuǎn)到垂直方向;再經(jīng)過一個相同的聚焦鏡后進(jìn)入極化分析儀測量雙折射后的X 光探針的偏振狀態(tài).極化分析儀的原理與前面極化儀相同, 只是為了探測與原極化垂直方向的極化光子, 需要將極化儀翻轉(zhuǎn)90°.最后將極化翻轉(zhuǎn)的X 光引入探測器.如入射X 光束的光子數(shù)目是1012個, 真空雙折射引起的橢偏率在10—10量級, 因此理論上應(yīng)該有不到200 個探針光子發(fā)生極化方向的偏轉(zhuǎn), 考慮實驗裝置的傳輸效率, 最后大約有10 個光子可以被探測到.又考慮到背景噪聲的干擾, 這10 個光子不一定能被單發(fā)測量到.可以估算出測量真空雙折射效應(yīng)所需要的激光發(fā)次, 取光學(xué)系統(tǒng)的傳輸效率TX= 5.5%,X 光極化儀的消光比βpol= 6 × 10—10, 對于1012個入射X 光光子, 在5 倍置信度下激光發(fā)次大概需要數(shù)十發(fā), 這是有可能做到的.如果將激光聚焦到3 μm 焦斑, 強(qiáng)度還可以進(jìn)一步增大, 此時探針光的橢偏率可以達(dá)到10—9, 在目前的探測條件下已經(jīng)可以達(dá)到單發(fā)次測量的要求.如果X 光光子總數(shù)降低為1010個, 則需要數(shù)百發(fā)才可能測量到有效信號.

圖5 QED 真空雙折射實驗示意圖[37]Fig.5.Schematic design for the proposed QED vacuum birefringence experiment[37].

4.2 真空光-光散射

在真空中光與光之間的散射是強(qiáng)場QED 真空極化的另一個重要物理效應(yīng), 這種現(xiàn)象在經(jīng)典情況下是禁止發(fā)生的.真空光-光散射是一個四光子相互作用過程, 費(fèi)曼圖如圖3(b)所示, 在宏觀強(qiáng)電磁場下通常表現(xiàn)為四波混頻, 從拉氏密度(1)式和(2)式可以得到波動方程:

該方程描述了強(qiáng)場QED 真空極化下電磁場的演化.基于這一理論, 沈百飛等[47]于2003 年就提出利用高密度等離子體通道中特定模式的強(qiáng)電磁場與探針光相互作用, 散射出信號光來檢驗QED 光-光散射效應(yīng), 其中散射光的頻率滿足ω3=2ωL+ω2,ωL與ω2分別為泵浦光與探針光頻率.Lundin 等[48]和Lundstr?m 等[49]設(shè)計了一種由三束激光以特定空間位形對撞以驗證四波混頻效應(yīng).將三束激光互相正交入射, 相互作用后可以散射出第四束光, 如圖6 所示, 四束光的動量和頻率滿足匹配關(guān)系ω1+ω2=ω3+ω4,k1+k2=k3+k4, 每 一 發(fā) 次產(chǎn)生散射光子數(shù)的定標(biāo)關(guān)系為Nγ ≈0.25P1[PW]P2[PW]P3[PW]/(λ4[μm])3, 其中Pi[PW] 是三束入射激光的功率.當(dāng)三束激光相互作用時, 其頻率和動量的匹配條件也可以是ω1+ω2+ω3=ω′,k1+k2+k3=k′, 這對散射光與入射光之間的角度與能量關(guān)系給出了新的限制, 滿足這些條件時探針光的頻率會發(fā)生移動且偏振方向也可能旋轉(zhuǎn)(即散射出新模式的光)[50-54].另一種與光-光散射緊密相關(guān)的現(xiàn)象是隨時空變化的外場, 例如兩束反向傳播的強(qiáng)激光形成的駐波場, 可以通過真空極化誘導(dǎo)出光子的輻射[55,56].

圖6 四波混頻示意圖, 三束入射光相互作用散射出信號光[48,49]Fig.6.Schematic three-dimensional setup for four-wave mixing, the signal is scattered in the interaction of three incident light beams (two incoming beams (in blue), an assisting one (in red))[48,49].

在光-光散射過程的探索中, 利用X 光作為探針也具有很好的前景.將一束強(qiáng)激光與硬XFEL對撞, 當(dāng)滿足部分相位匹配條件時, 可以以一定散射角散射出非共軸的信號光[57], 如圖7 所示.該過程中部分相位匹配體現(xiàn)在只在強(qiáng)激光與X 光傳播方向滿足動量守恒, 橫向動量不要求守恒.這一方案的優(yōu)勢是可以有效提高信噪比, 因為背景噪聲主要出現(xiàn)在軸向.數(shù)值估算表明利用910 nm 的百拍瓦強(qiáng)激光和光子能量為12.9 keV 的X 光對撞,如果X 光焦斑半徑聚焦到0.5 nm 以內(nèi), 在斜方向就可以散射出5 個信號光子, 達(dá)到目前實驗探測的能力.

圖7 強(qiáng)激光與XFEL 的真空四波混頻示意圖[57], 二者分別沿著逆x 軸和順x 軸方向傳播, 對撞時發(fā)生相互作用, 并以θ 角度散射出信號光, 總的散射光是所有散射光子的相干疊加, 并形成一個散射環(huán)Fig.7.Schematic design for four-wave mixing using strong laser and XFEL probe, laser and XFEL are travelling backwards and forwards along the x-axis, and polarized in z and y direction, respectively.The scattered photons are emitted in the oblique angle of θ.The composition of all the scattered photons forms a scattering ring.

此外, 光的角動量效應(yīng)在光-光散射過程中也有了初步的研究.光的極化有時會導(dǎo)致散射過程中出現(xiàn)一些有意思的現(xiàn)象[58,59].例如, 在一些特殊情況下, 光-光散射使圓偏振光在傳播過程中在左旋和右旋態(tài)之間振蕩演化[58].當(dāng)三束入射光中有一束攜帶軌道角動量時, 由于角動量耦合, 散射光也可能攜帶軌道角動量, 這為實驗探測提供了新的自由度和過濾噪聲的方法[60].

4.3 光的真空衍射

強(qiáng)電磁場自身穩(wěn)定的周期性振蕩結(jié)構(gòu)(如駐波場或磁波蕩器)或多束激光平行傳播形成的周期性場結(jié)構(gòu)也可能將真空極化成相似的周期性“介質(zhì)”結(jié)構(gòu), 只要真空極化的響應(yīng)時間明顯小于電磁場的振蕩周期.在這種周期性極化的真空中, 探針光就可能發(fā)生衍射.在驅(qū)動場一定的情況下, 由于探針光波長越短, 真空極化效應(yīng)越明顯, 所以X 光也成為探測這類真空衍射效應(yīng)的首選探針.Di Piazza等[61]研究過兩束緊聚焦強(qiáng)激光對打形成的駐波場中光的衍射效應(yīng), 采用線偏振X 光作為探針, 在與驅(qū)動強(qiáng)激光相垂直的方向入射到駐波場中, 結(jié)果發(fā)現(xiàn)由于真空的衍射效應(yīng), 探針光會變成橢圓偏振,且主軸相對于初始極化方向旋轉(zhuǎn)了一個小角度.King 等[62]提出了一種由兩束強(qiáng)激光在真空中產(chǎn)生的雙縫衍射現(xiàn)象.兩束接近平行傳播的強(qiáng)激光焦斑中心的橫向距離為D, 在真空中激發(fā)出兩個被極化的區(qū)域, 與雙縫的效果類似, 另一束反向傳播的大焦斑探針光在極化真空的“雙縫”上發(fā)生衍射, 最后在接收屏上產(chǎn)生類似于普通雙縫衍射的條紋, 如圖8 所示, 衍射條紋的極小值位置與普通雙縫衍射的極小值公式 (n+1/2)λd=Dsinθ完全吻合.如果探針光垂直于兩束強(qiáng)激光入射, 也可以得到類似雙縫的效果[63].此外, 一束緊聚焦的強(qiáng)激光與另一束大焦斑探針光以接近于π 角度對撞時也可以使探針光發(fā)生衍射[64].空間調(diào)制的周期性外場, 例如磁波蕩器的周期場或多束強(qiáng)激光平行傳播產(chǎn)生的橫向周期場, 可以將真空極化成類似光柵結(jié)構(gòu)的介質(zhì), 探針光在這種結(jié)構(gòu)上可以發(fā)生布拉格散射, 并且光柵結(jié)構(gòu)的干涉效應(yīng)可以增強(qiáng)散射光的強(qiáng)度[65].

圖8 真空雙縫衍射條紋[62], 黑色“叉”標(biāo)記的是普通雙縫衍射極小值的位置, 與真空極化衍射的極小值相符Fig.8.Vacuum bright and dark diffraction fringes resembling the characteristic double-slit pattern, the crosses indicate the prediction of the classic formula for minima,which is consistent with the vacuum diffraction.

4.4 其他真空極化效應(yīng)

強(qiáng)場QED 真空極化還可以引起其他有意思的物理現(xiàn)象.在光-光散射過程中, 如果入射光的頻率相同, 就可能產(chǎn)生三次諧波:ω′=3ω; 進(jìn)一步地, 當(dāng)考慮2n波混頻時, 就會產(chǎn)生真空極化的諧波[51,52,66].這種真空諧波的產(chǎn)生也可以認(rèn)為是真空極化引起的多光子合并, 類似的光子合并過程也能通過其他方式產(chǎn)生, 例如, 當(dāng)強(qiáng)激光與質(zhì)子束對撞時, 在質(zhì)子庫侖場的協(xié)助下, 多個激光光子可以合并成一個高頻光子[67,68]; 在其他非均勻電磁場下同樣存在多光子合并過程[69].相反地, 一個X 光光子在強(qiáng)激光場中也可以通過真空極化分裂為多個能量較低的光子[70,71].甚至, 在特殊調(diào)制的強(qiáng)激光驅(qū)動下, 真空中的虛電子-正電子對還可以形成類似于等離子體中的離化波前結(jié)構(gòu), 從而對探針光子進(jìn)行加速以產(chǎn)生頻率移動[72].

5 強(qiáng)激光-XFEL 產(chǎn)生軸子源: 對暗物質(zhì)的探索

暗物質(zhì)和暗能量是當(dāng)前物理學(xué)兩個重要的疑難問題, 二者都是愛因斯坦廣義相對論宇宙學(xué)的衍生物.到目前為止, 我們還不清楚暗物質(zhì)和暗能量到底是什么, 只能通過有限天文觀測的反常結(jié)果來推斷它們的存在性.近半個世紀(jì)以來, 對星系旋轉(zhuǎn)曲線[73,74]以及引力透鏡效應(yīng)[75,76]的觀測發(fā)現(xiàn)暗物質(zhì)必須存在, 否則無法解釋觀測中看到的引力異常結(jié)果.宇宙微波背景輻射各向異性的精確測量[77-79]表明, 宇宙中暗物質(zhì)的含量為27%, 暗能量含量高達(dá)68%, 而我們熟悉的常規(guī)物質(zhì)只占5%.

由于暗物質(zhì)與常規(guī)物質(zhì)的相互作用非常弱, 導(dǎo)致實驗探測難度非常大, 對精度要求非常高.目前,關(guān)于暗物質(zhì)探測的實驗方案主要有以下幾種思路:一是直接探測, 當(dāng)暗物質(zhì)粒子與標(biāo)準(zhǔn)模型粒子發(fā)生碰撞時會對標(biāo)準(zhǔn)模型粒子產(chǎn)生反沖作用, 通過測量這種微弱的反作用尋找暗物質(zhì)存在的證據(jù); 二是間接探測, 當(dāng)宇宙中的暗物質(zhì)發(fā)生衰變或轉(zhuǎn)化成其他粒子時, 這些產(chǎn)物就會成為宇宙射線中超出標(biāo)準(zhǔn)模型之外的額外來源, 通過測量宇宙射線的異常也可以尋找暗物質(zhì).此外, 利用加速器或強(qiáng)場創(chuàng)造出暗物質(zhì)粒子也是實驗室探測暗物質(zhì)的一種方法.目前我國對暗物質(zhì)的探測已經(jīng)處于世界先進(jìn)水平.直接探測主要以四川錦屏山暗物質(zhì)實驗室為代表, 測量靈敏度達(dá)到了世界一流水平, 且深度2400 m 的地下實驗室可以極大地屏蔽宇宙射線的干擾; 間接探測主要以“悟空”號衛(wèi)星為代表, 它是目前國際上能量觀測范圍最寬、分辨率最高的暗物質(zhì)粒子探測衛(wèi)星.

暗物質(zhì)可能的候選粒子有多種, 軸子就是其中之一[80-83].軸子最早是20 世紀(jì)70 年代為解決量子色動力學(xué)(quantum chromodynamics, QCD)中的強(qiáng)CP 守恒問題提出的[84-86], 它是一種有質(zhì)量無電荷零自旋的贗標(biāo)量粒子, 與光子等標(biāo)準(zhǔn)模型粒子的相互作用很弱[87-89], 被認(rèn)為是“不可見”的, 因此又成為暗物質(zhì)粒子的重要候選者.過去40 年,物理學(xué)家一直在努力尋找軸子和類軸子存在的確鑿證據(jù), 然而至今也沒有實質(zhì)性的突破.對于光學(xué)研究者而言, 我們顯然對軸子和光子之間的相互作用更感興趣, Kim-Shifman-Vainshtein-Zakharow(KSVZ)模型就預(yù)言了這種相互作用[90,91].在KSVZ模型中, 一個軸子與兩個光子耦合, 這種相互作用也被稱為“aγγ” 過程, 或光與軸子的三波混頻.

通過軸子(或類軸子)與光子的相互作用探測軸子的實驗方法主要有兩類: 一類是利用宇宙中自然存在的軸子流, 先將其轉(zhuǎn)化為光子, 然后進(jìn)行探測, 也即 a +γ →γ過程.例如, 歐洲核子中心的CAST[92-95]利用長10 m 的磁鐵產(chǎn)生約10 T 的靜磁場將14 keV 的太陽軸子流轉(zhuǎn)化為X 光光子, 并用X 光探測器測量.另一類是在實驗室進(jìn)行人造軸子的實驗, 即γ+γ →a 過程.如PVLAS[96-100]通過測量強(qiáng)磁場下真空極化引起的雙折射效應(yīng)來尋找軸子和類軸子存在的證據(jù).因為真空中除了虛電子-正電子對的漲落在強(qiáng)電磁場的激發(fā)下會引起真空雙折射效應(yīng)外, 軸子和類軸子也可以與電磁場發(fā)生很弱的相互作用導(dǎo)致類似的真空雙折射[101-105].如果軸子存在, 探針光子的極化狀態(tài)應(yīng)該會產(chǎn)生額外的改變.OSQAR[106,107]和ALPS[108,109]采用了一種“光穿墻”的實驗方案, 先在強(qiáng)磁場中將一束光轉(zhuǎn)變?yōu)檩S子, 再將這些軸子穿過一堵厚墻,未轉(zhuǎn)變的光子和背景電磁場都被墻擋住, 由于軸子與物質(zhì)相互作用非常弱, 因而可以穿墻而過.墻的另一邊再將軸子轉(zhuǎn)變回光子, 從而被探測到.這種方案的優(yōu)勢是厚墻的阻擋大大減小了噪聲干擾, 但由于經(jīng)過了γ+γ →a 和 a +γ →γ兩步過程, 導(dǎo)致信號強(qiáng)度也大大降低了.

通?？梢匀≥S子的質(zhì)量ma和aγγ相互作用的耦合系數(shù)gaγγ構(gòu)成軸子的參數(shù)空間, 但我們并不準(zhǔn)確知道真實軸子在參數(shù)空間中應(yīng)該位于哪個位置.目前已有的實驗結(jié)果都沒有找到軸子存在的確鑿證據(jù), 因此只能在已有測量精度下通過實驗去排除參數(shù)空間中的區(qū)域.

尋找軸子的難度在于軸子與普通物質(zhì)以及光的相互作用非常弱, 且我們并不知道軸子在參數(shù)空間中的準(zhǔn)確位置.原則上, 可以通過增大相互作用時間和空間長度以累加信號強(qiáng)度來實現(xiàn)對微小信號的更高精度測量, 因此目前已有的傳統(tǒng)方法都是在米量級以上的空間長度進(jìn)行測量的.另一方面,也可以盡可能增大外加電磁場的強(qiáng)度來提高信號強(qiáng)度, 尤其是在相互作用距離較短的情況下.而超強(qiáng)超短激光正好提供了這樣的實驗環(huán)境.目前, 超強(qiáng)激光與等離子體相互作用產(chǎn)生的磁場強(qiáng)度要比磁鐵高好幾個量級, 是目前實驗室中能夠達(dá)到的最強(qiáng)電磁場, 這就為更小范圍內(nèi)利用超快過程探測軸子提供了可能.

在QCD 軸子和贗標(biāo)量類軸子模型中, 光子與軸子 (類軸子)相互作用的拉氏密度為這給出軸子波動方程基于這種相互作用, 利用超強(qiáng)超短激光探測軸子大體上也有兩種途徑[110].一種是通過γ+γ →a 過程, 用一束探針光與超強(qiáng)激光驅(qū)動的靜電場相互作用產(chǎn)生軸子, 再測量探針光偏振狀態(tài)的改變來驗證軸子模型.以超強(qiáng)激光驅(qū)動等離子體產(chǎn)生靜電場作為強(qiáng)背景場, 在該背景場下探針光子被吸收轉(zhuǎn)化成軸子或類軸子粒子, 從而引起探針光子數(shù)目的減少.軸子波動方程表明, 探針光磁場只在平行于背景電場方向的分量才對軸子產(chǎn)生有貢獻(xiàn), 因此也只在這個方向上探針光才會被吸收, 而垂直方向保持不變.對于線偏振探針光而言, 這種現(xiàn)象就是二向色性, 表現(xiàn)為偏振方向的微小旋轉(zhuǎn).由于相互作用耦合系數(shù)gaγγ很小, 極化方向的旋轉(zhuǎn)角度也很小, 所以對極化測量精度的要求極高, 而X 光在這方面的優(yōu)勢很明顯; 另外, 強(qiáng)激光等離子體相互作用中噪聲的影響也不可避免,X 光在消除噪聲方面也是有利的.因此XFEL 也可以作為很好的探針光用于強(qiáng)激光軸子源的探測.

另一種方法類似于強(qiáng)場QED 真空雙折射效應(yīng), 在強(qiáng)背景電磁場的激發(fā)下, 真空中的虛軸子對漲落也可能引起真空的雙折射效應(yīng), 結(jié)果導(dǎo)致線偏振探針光變成橢圓偏振.以強(qiáng)磁場作背景場為例,經(jīng)過相互作用距離L后, 探針光在兩個不同極化方向獲得的相位差為[96]

強(qiáng)激光-等離子體產(chǎn)生強(qiáng)電場或磁場有多種方法.雖然在目前的實驗技術(shù)下由超強(qiáng)激光驅(qū)動等離子體產(chǎn)生的軸子源還沒有給出明顯大于傳統(tǒng)實驗方法的排除范圍, 但是這些新方案對軸子的實驗探測提供了新的思路, 尤其使得在超短超快過程中探測高能軸子變得有可能.隨著XFEL 及其極化性質(zhì)的精確測量技術(shù)的發(fā)展, 基于超強(qiáng)超短激光和X 光相結(jié)合的方法將會對軸子的探測帶來新的可能.

6 強(qiáng)X 射線探測與診斷

基于XFEL 裝置產(chǎn)生的高重頻超強(qiáng)X 光在強(qiáng)場QED、粒子加速、核物理等領(lǐng)域具有重要的潛在應(yīng)用, 精確測量X 光脈沖的信息是非常必要的,其測量與診斷信息主要包括以下幾項內(nèi)容: X 光的偏振純度、脈沖寬度、焦斑尺寸、光譜分布等.

6.1 X 光的偏振純度測量

超高偏振純度的X 光可以作為探針光, 用于與超強(qiáng)激光相互作用, 為QED 真空極化效應(yīng)的實驗研究提供了可能[37,41].DESY 裝置的HED 線站和在建的上海SHINE 裝置的SEL 線站等用戶裝置, 均考慮了超強(qiáng)X 光與超強(qiáng)近紅外波段的拍瓦激光裝置和100 PW 激光裝置相互作用的光路布局設(shè)計[111,112].另外, 高偏振純度的X 光還可以用于X 光量子光學(xué)[113]和核共振散射[114]等方面的研究.

X 光的偏振純度提升可以通過切槽晶體的多次反射來實現(xiàn)[115].如圖9 所示, X 光首先經(jīng)過一個硅切槽晶體(即極化儀), 僅特定偏振方向的X 光被極化儀晶體反射, 另一偏振方向的X 光被吸收.多次反射后, X 光偏振純度迅速提高.極化分析儀是與極化儀相同結(jié)構(gòu)的另一塊切槽晶體, 不過方向相對于極化儀旋轉(zhuǎn)了90°角, 用于檢測X 光的偏振純度.通常情況下, 極化儀入射角度盡可能滿足布拉格角45°.早在1995 年, Toellner 等[114]利用

圖9 X 光偏振純度提升裝置示意圖[115]Fig.9.Experimental setup of high-purity polarization state of X-rays[115].

Si(840)晶體, 將14.4 keV 處的X 光偏振純度提升至 2×10-7.增加反射次數(shù)可以有效提高X 光的偏振純度, 實驗證實, 利用Si(800)晶體, 反射次數(shù)從4 次增加至6 次, 可以將6.457 keV 處的X 光偏振純度從 1.5×10-9增加至 2.4×10-10[45,115].但是由于晶體反射率并非100%, 增加反射次數(shù)會帶來光子數(shù)目的損失.因此, 如果兩次反射可以實現(xiàn)高純度偏振的X 光, 則可以有效提高X 光的傳輸效率.利用兩塊平行放置的金剛石晶體作為極化儀晶體, 兩次反射后9.8 keV 處的X 光偏振純度達(dá)到8.9×10-10[116], 遠(yuǎn)高于硅切槽晶體兩次反射實現(xiàn)的X 光偏振純度, 接近于Si(800)切槽晶體在12.914 keV 能量處的偏振純度 5.7×10-10.

若要使X 光偏振純度繼續(xù)提高, 理論計算表明有兩個限制因素, 分別為光源的發(fā)散角和多重散射效應(yīng)[117].相對于Si 切槽晶體, 金剛石具有更低的原子序數(shù)和更小的晶格常數(shù), 可以有效抑制多重散射效應(yīng), 因此, 金剛石作為極化儀晶體材料具有重要的優(yōu)勢.相關(guān)實驗證實, 利用金剛石材料的極化儀, 四次反射后, 偏振純度可以提高至3.0×10-10.更為重要的是, 當(dāng)光源發(fā)散角從17 μrad下降到8.4 μrad 時, X 光偏振純度可以提高至1.4×10-10.這表明, 利用第四代光源產(chǎn)生的低發(fā)散度X 光源, 可以將X 光偏振純度大大提升, 理論計算表明, 可以提高至 1 0-12量級[118].這為高純度X 光偏振的后續(xù)應(yīng)用, 如真空雙折射效應(yīng)[37], 奠定了重要的基礎(chǔ).

6.2 X 光的脈沖寬度測量

目前XFEL 的主要工作模式為自放大自發(fā)輻射模式(SASE 模式), 不同發(fā)次的超快X 光脈沖的時間波形是隨機(jī)的.X 光的脈沖寬度測量對后續(xù)的超快X 光應(yīng)用, 特別是基于超快X 光的泵浦-探測實驗, 具有重要意義.

近年來, 針對不同能量波段的X 光, 人們采用了多種測量手段來實現(xiàn)X 光的脈沖寬度測量.一種常用的方案就是條紋相機(jī)模式.如圖10 所示,超快X 光脈沖聚焦在氣體靶中, 導(dǎo)致氣體被電離并射出光電子, 另一束線偏振的THz 光脈沖也同樣聚焦在氣體靶中, 且偏振方向與X 光偏振方向垂直, 并實現(xiàn)與X 光的精確時空同步.X 光電離氣體產(chǎn)生的光電子會在THz 場中受到調(diào)制, 而后利用TOF 測量光電子的能譜信息.通過調(diào)節(jié)THz 脈沖與X 光脈沖的時間延遲, 可以獲得光電子能譜隨兩光束延時的數(shù)據(jù), 進(jìn)而利用反演重構(gòu)算法獲得X 光的時域信息[119].這種測量手段借鑒了基于高次諧波產(chǎn)生的阿秒脈沖測量手段, 直接將阿秒條紋相機(jī)方案中的近紅外激光場改為多周期相位穩(wěn)定的THz 脈沖用于X 光的脈沖寬度測量[120,121],可以實現(xiàn)數(shù)飛秒的時間精度.但是, 此方案中THz脈沖與XFEL 光同源, 即來自同一個電子束在特定設(shè)計的振蕩器中產(chǎn)生的THz 輻射, 其強(qiáng)度受電子束電量的影響.并且, X 光和THz 脈沖先后產(chǎn)生,需要額外的X 光原件對X 光進(jìn)行時間延遲才能滿足X 光和THz 時間同步的需求.為了避免這些不利因素, 基于另一個飛秒激光驅(qū)動的獨(dú)立THz源成為X 光脈沖測量的有力工具, 時間分辨達(dá)到5 fs[122].將THz 脈沖改為NIR 激光, 則可以將時間分辨精度提高至亞飛秒量級.

圖10 利用THz 場測量飛秒X 光脈沖時域波形[119]Fig.10.Schematic of the experimental setup for terahertzfield-driven X-ray streak camera[119].

圖11 利用圓偏振steaking 場測量X 光脈沖寬度[126]Fig.11.Angular streaking resolves the X-ray pulse structure via angle-dependent kinetic energy changes of photoelectrons[126].

利用線偏振THz 脈沖或NIR 激光輔助測量X 光脈沖寬度的原理是利用TOF 探測光電子的動量變化.該方案依賴于輔助光與X 光的精確時間同步, 而FEL 的X 光脈沖存在固有的時間抖動[123],不能充分滿足其精確同步需求, 因此該方案對測量X 光的時間精細(xì)結(jié)構(gòu)有一定的局限性.利用圓偏振的THz 場, 可以將光電子的時間信息轉(zhuǎn)換為角分布信息, 就能有效提高時間分辨精度[124].該方案已經(jīng)在實驗上得到證實, 利用一個振蕩周期的紅外波段圓偏振脈沖作為輔助場(streaking 場)[125],圖11 給出了不同發(fā)次X 光脈沖的光電子角度分布信息, 該測量方案將時間分辨率提高至阿秒量級, 可以測量最窄為500 as 的X 光脈沖[126].隨后,類似的測量方案用于表征XFEL 裝置產(chǎn)生的阿秒脈沖, 該X 光源實現(xiàn)了200—500 as 的脈沖寬度可調(diào), 且平均功率達(dá)到100 GW[22].

6.3 X 光的聚焦測量

X 光的聚焦方案包括菲涅耳波帶片[127], KB鏡[128,129]和CRL 鏡組[130]等.2014 年, 利用SACLA裝置, 研究人員通過兩組KB 組合, 將9.9 keV 處的X 光光強(qiáng)聚焦到1020W/cm2, 聚焦尺寸僅為33 nm × 53 nm.因此, 準(zhǔn)確地測量納米尺寸的X 光聚焦信息是非常復(fù)雜的工作.

研究人員先后發(fā)展了一系列測量X 光聚焦尺寸的方案.主要包括刀邊法[129]、層疊成像法[130]、Talbot 干涉法[131,132]等.圖12 是利用Talbot 光柵進(jìn)行X 光聚焦信息測量的實驗示意圖.將Talbot光柵放置于焦平面之后2.5 m 處, 隨后放置YAG閃爍體, 將X 光轉(zhuǎn)換為可見光.可見光被反射鏡反射后, 通過顯微物鏡成像至CCD 上.通過閃爍體的相位信息反推X 光在焦點(diǎn)處的聚焦信息.Talbot干涉法在9.5 keV 處將測量X 光波前的精度提高至λ/100 , 適用于納米尺度的光斑分布測量.同時,測量波前的方案不僅可以準(zhǔn)確地獲得X 光在聚焦點(diǎn)處的信息, 同時為聚焦原件的調(diào)節(jié)提供了重要的反饋依據(jù).

圖12 X 光波前測量[132]Fig.12.Schematic of the X-ray wavefront sensor[132].

如果X 光光斑尺寸在微米量級, 也可以用LiF晶體直接測量X 光的光強(qiáng)分布[133].其空間分辨精度在0.4—2.0 μm.并且, 該方案中, LiF 晶體可以在X 光傳播方向上平移, 從而獲得X 光光強(qiáng)分布在焦點(diǎn)附近的縱向演化過程, 即三維空間X 光脈沖的光強(qiáng)分布.

6.4 X 光的光譜測量

超強(qiáng)X 光和100 PW 飛秒激光相互作用可以用來研究QED 真空光-光散射效應(yīng).該方案需要精確測量散射信號光的光譜, 精度要求eV 量級[57].研究人員提出多種不同的技術(shù)方案來提升X 光光譜的測量精度.此外, 精確測量特別是單發(fā)實時測量X 光的光譜對X 光的各類應(yīng)用有著重要意義.

圖13 給出了幾種X 光光譜的典型測量方案.利用聚焦鏡將X 光聚焦, 形成發(fā)散的光束.隨后X 光入射到Si(555)平面晶體上, 形成色散分布,進(jìn)而對光譜進(jìn)行測量, 其測量精度在10 keV 處為19 meV[134].但由于該方案改變了光束的發(fā)散角進(jìn)而不能再用于后續(xù)的實驗研究, 因此其不能用于在線監(jiān)測.另外兩種測量方案是將平行的X 光入射到薄的布拉格衍射彎晶[135]或透射型聚焦光柵[136]上, 如圖13(b),(c)所示, 均可以實現(xiàn)X 光的光譜色散, 進(jìn)而實現(xiàn)對光譜的測量, 測量精度分別為0.2 和1.5 eV.但彎晶會帶來50%的能量損耗, 一種改進(jìn)型的方案解決了這個問題, 示意圖如圖13(d),即先利用透射型光柵將部分X 光衍射, 改變方向再入射到彎晶上, 這樣可以將測量光譜的能量損耗降低在10%以下, 且光譜分辨精度可以保持0.3 eV[137].

圖13 測量X 光光譜的幾種方案比較[137]Fig.13.Schematic drawings of the setup concepts for hard X-ray single shot spectrometers[137].

目前的FEL 裝置的主要運(yùn)行模式基本為SASE 模式, 其能譜寬度一般為 1 0-2— 1 0-3.需要通過增加單色器來窄化能譜至 1 0-4, 但這會損失絕大部分光子數(shù)目.因此, 研究人員提出產(chǎn)生超窄能譜的超強(qiáng)X 光self-seeding 模式, 其基本產(chǎn)生方案如圖14 所示.Si(111)切槽晶體將SASE 脈沖能譜單色化, 形成一個種子脈沖(seed pulse), Si(111)切槽晶體的寬度為數(shù)百微米, 保證了種子脈沖和電子束時間僅相差1 ps, 隨后的磁鐵使電子束偏折與種子脈沖空間重合.因此, 種子脈沖可以在第二部分的振蕩器中放大至高能量, 且光譜寬度僅為2 eV[138].而后, 通過優(yōu)化切槽晶體設(shè)計, 將X 光光譜寬度下降至0.6 eV[139].

上述測量方案表明, 如果將超強(qiáng)X 光用于光-光散射實驗, 在與飛秒100 PW 激光相互作用前,可以實現(xiàn)高精度的光譜測量, 滿足實驗需求.而與超強(qiáng)激光脈沖相互作用后, 由于散射截面低, 能譜改變的光子數(shù)目極低, 必須考慮基于單光子的能譜測量手段[133].而目前的單光子光譜測量精度為100 eV 量級, 還不能實現(xiàn)eV 的能譜偏移測量, 需要依賴X 光光譜測量新技術(shù)的繼續(xù)發(fā)展.幸運(yùn)的是, 散射光的方向與入射光相比有一定的改變, 有利于實驗中將散射光子與入射光分辨開來.

7 總結(jié)與展望

強(qiáng)X 射線在原子分子體系中的強(qiáng)場非線性效應(yīng)已有初步的研究結(jié)果, 例如X 光可以泵浦原子,引起內(nèi)殼層能級布居數(shù)反轉(zhuǎn), 實現(xiàn)與之對應(yīng)的受激輻射[140].在1018W/cm2波長為納米的X 射線與氖原子的相互作用中, 發(fā)現(xiàn)原子內(nèi)殼層電子吸收6 個光子被電離, 形成“空心”原子, 由于強(qiáng)場效應(yīng)變得透明了[141].人們還發(fā)現(xiàn)氖氣中高強(qiáng)度X 射線脈沖產(chǎn)生的受激拉曼散射[142]與前向受激散射引起的X 射線透明效應(yīng)[143].

圖14 Self-seeding 模式產(chǎn)生方案[138]Fig.14.Schematic of the reflection self-seeding at SACLA[138].

隨著相干X 射線脈沖的峰值功率與聚焦光強(qiáng)持續(xù)提高, 有望在不久的將來達(dá)到相對論強(qiáng)度, 可在固體中開展納米尺度的加速與輻射研究.現(xiàn)階段的XFEL 與光學(xué)波段激光的結(jié)合已經(jīng)可用于強(qiáng)場QED 物理的研究, 在暗物質(zhì)候選粒子的產(chǎn)生與探測方面也展現(xiàn)出了潛力.與微米波段的可見光激光相比, X 射線激光更有可能通過聚焦達(dá)到施溫格極限強(qiáng)度, 為研究真空中能量向物質(zhì)的轉(zhuǎn)換提供新的可能性.另一方面, 以上這些科學(xué)目標(biāo)的出現(xiàn)也將對高功率XFEL 脈沖的發(fā)展起到推動作用, 例如可將CPA 技術(shù)應(yīng)用于X 射線的放大與壓縮, 實現(xiàn)阿秒尺度的超高峰值功率激光脈沖.總之, 將強(qiáng)場物理推進(jìn)到X 射線波段, 有望為基礎(chǔ)物理研究和變革性應(yīng)用發(fā)展帶來新的機(jī)會.