激光同步辐射作为阿秒X射线辐射源的特性研究.

7卷第11期第1005年11月 2强激光与粒子束HIGHPOWERLASERANDPARTICLEBEAMSVol.17,No.11 ,Nov.2005 文章编号:()001-4322200511-1630-05 1激光同步辐射作为阿秒X射线辐射源的特性研究田友伟1, 余玮1, 陆培祥2, 何峰1, 马法君1, 徐涵1, 钱列加3(1.中国科学院上海光学精密机械研究所强场激光物理国家重点实验室,上海201800;2.华中科技大学激光技术国家重点实验室,湖北武汉430070;00433)3.复旦大学光科学与工程系,上海2*微分散射截面等特摘要: 研究了逆流相对论电子与激光脉冲相互作用获得激光同步辐射的频率上移、性。

发现逆流相对论电子与短脉冲激光相互作用,可以获得阿秒X射线辐射脉冲。

短脉冲激光条件下得到的后向散射光的频率上移与长脉冲激光条件下得到的后向散射光的频率上移是完全一致的,同时发现随着入射电子初始能量的增加,散射光的准直性越来越好,后向散射光脉冲的脉宽越来越短。

关键词: 阿秒脉冲; X射线; 激光同步辐射; 频率上移; 后向散射434.1 文献标识码: 中图分类号: O A这些领域包括医学成像、X射线诊台式可调谐的单色X射线光源在许多领域有着非常广阔的应用前景,断学、核共振吸收、显微术、固体物理和材料科学等。

逆流相对论电子与激光脉冲相互作用的线性汤姆逊散射被认为可以获取可调谐、近单色和准直性好的X射线光源,这一方案被称作激光同步辐射(,最初是由LSS)[],,第三代同步辐射加速器的磁振荡器SranleTinEsareisher1等人提出的。

在激光同步辐射方案中,pggy和F被激光脉冲所替代,激光脉冲的波长比普通磁振荡器的波长小4个数量级,因此产生同样能量的光子,激光同步辐射所需的入射电子的能量远小于普通同步辐射源所需的能量,即用低能电子代替普通加速器中的高能电子意味着试验装置费用的大大降低。

近几年来随着台式短脉冲高强度激光技术和高亮度电子加速器技术的迅2]速发展,使得激光同步辐射方案重新进入人们获取X射线光源的视野,而随着单个阿秒X射线脉冲的产生[,已经揭开了阿秒现实应用的序幕。

为了研究阿秒时间量级的超快过程中所发生的瞬态现象,就需要探索可能产生阿秒X射线脉冲的方法,我们发现逆流相对论自由电子与短脉冲激光相互作用的激光同步辐射可以获取阿秒X射线脉冲,这是本文研究的中心内容。

[[]36]其中Yu5等研究了相对论电子与圆偏振激许多科研小组～对电子与激光场的汤姆逊散射进行过研究,光脉冲相互作用的非线性汤姆逊散射,发现散射光主要在高频区,而且多普勒效应增强了频率上转换效率。

本22-12文详细研究了激光强度为非相对论光强,即a和γ/)/,其1(a1(1-ucγ0《0为归一化的激光振幅)0》0=(0中u条件下,逆流相对论电子与线偏振激光脉冲的线性汤姆逊散射获得激0是被光速c归一化的电子初速度)光同步辐射的特性。

研究发现散射光主要集中在后向散射的很小圆锥内,同时在后向上获得最佳的频率上移;后向散射光的频率和微分散射截面会随着入射电子初能量的增加而迅速增加,散射光的准直性随着入射电子初能量的增加变得越来越好。

对逆流相对论电子与短脉冲激光相互作用,后向散射光是阿秒X射线脉冲,并且短脉冲激光条件下得到的后向散射光的频率上移与长脉冲激光条件下得到的后向散射光的频率上移是完全一致的,同时发现随着入射电子初始能量的增加,后向散射光脉冲的脉宽越来越短。

1 作用模型和基本方程线偏振高斯脉冲激光电场的归一化矢势通常写成22()(a(ex2Lcosx-η/p0η)=aη)()12式中:/;/ace归一化的激光振幅,m和e分别是电子的静止质量和电荷;z-tL=d2,d是激光的脉0是被mη=-1-1冲宽度;空间和时间坐标分别被k和ω归一化,ω0和k0分别是激光的频率和波数。

00相对论电子沿-z轴传播,z 图1是激光同步辐射电子与激光脉冲相互作用的示意图。

假设激光脉冲沿+2005-04-07;2005-08-15*收稿日期: 修订日期:基金项目:国家自然科学基金资助课题();国家重点基础研究专项基金资助课题()10375083TG1999075206-2作者简介:田友伟(,男,硕士研究生,研究方向为激光与物质的相互作用;:1980-)E-mailwtian@。

y联系作者:陆培祥,。

@mpg第11期田友伟等:激光同步辐射作为阿秒X射线辐射源的特性研究1631!轴与激光脉冲相向运动,电"为辐射方向,θ为散射角,子在与激光脉冲相互作用的过程中会向各个方向发出散射光,我们称θ=1方向的散射为后向散射。

80º电子在电磁场中的运动可以用拉格朗日方程和电7]子的能量方程描述[d%·$)#-$)=-"a(t=(d$γ=%·#tt()2()3Fi.1 Lasersnchrotronofanelectrongyinteractinithanincidentlaserpulsegw图1 电子与激光脉冲相互作用的激光同步辐射2/式中:ce%是用光速c归一化的电子速度;$是用m归一化的矢势;%是用mc归一化的电子动量,γγ=#=2-122()/是相对论因子,也是用m 归一化的电子1-uc因此电子的运能量。

方程()中的"a只作用于$上,2动可以通过η的函数来描述,且有#和#,从()和()式经过简单的代数变换,得到方程组23##z=t=-ηη)=ε%$=$,u γγ(z-1()422/()251+a+ε)γ=-(ε其中已假设当$=0时的横向速度%$=0,由此电子运动可以被完全决定,电子的ε是由初始条件决定的常数,速度、位移可以表示为//%$=$u γ,εγz=1+()6()7!$=(22,)$d δz=2ε-1-adηη2εε2 结果和讨论激光脉冲可以近似当作无限大平面波处理,在实验室坐标系下, 电子在与长脉冲激光相互作用的过程中,5]逆流相对论电子与圆偏振无限大平面波相互作用的线性汤姆逊散射的频率和微分散射截面公式为[/(()1-u1-u8cosωθ)s=ω0(0)03(sT(0)0)02()()1+9=4d61-ucos1-ucosΩ1π(θ0θ)0-2,式中:u1-γγωσσ0)0=-(0是入射电子的初始能量;s是散射光的频率;s是散射光的微分散射截面;T是汤姆逊散射截面。

其频率和微分散射截面公式为对逆流电子与线偏振无限大平面波作用的线性汤姆逊散射,/(1-u1-ucosωθ)s=ω0(0)03(1usd1u3usT(0)0)c02o)=4d61-u coscosΩ1π1-uθ0θ0图2描述了散射光频率ωs与散射角θ的关系。

图中激光振幅a,脉宽d=30.1,00λλ0=0(0是激光的波长)()10()11计算所用激光波长为1µ图2中的小图是1m,70º80º～1散射角方向上散射光频率变化曲线的放大图。

从图中可以看出,散射光频率ω对s随着散射角θ的增加而增加;不同初始能量入射的电子,最佳频率上移都发生在散射角θ=1方向上,即后向散射光获得最佳频率上移。

而80º且后向散射光的频率随着入射电子初始能量的增加而迅//(速增加,后向散射光频率满足ω1+u1-uωsb0=(0)0)而在散射角θ=0º&4γω0的关系,sb为后向散射光频率,/方向上ω1。

ωs0=Fi.2 Anulardistributionofthescatteredfreuencggqy forelectronsofvariousinitialenergy图2 不同初始能量电子散射光频率的角分布/()描述了归一化微分散射截面ddaσΩ与散射图3s即激光振幅角θ的关系。

图中其他的参数与图2相同,1632强激光与粒子束第17卷)A;Fi.3 (anulardistributionofthenormalizedradiatedpowerperunitsolidanleforelectronsofvariousi nitialenerggggy()Dbeendenceofbackwardscattereddifferentialcrosssectionontheinitialenerftheelectronpg yo图3 ()不同能量电子的归一化微分散射截面的角分布;()后向散射微分散射截面与电子初始能量的关系ab散射光集中于一个很陡的圆锥内,随着入射电子初始能量的增加,脉宽d=3a0.1,00λ0=0。

从图中可以看出,散射光的准直性越来越好,微分散射截面最大值在散射角θ=1的方向上。

图3(描述了后向散射微分散80ºb)/后向散射光的微分散射截面随着电子初始能量射截面ddσΩ与电子初始能量γ0的关系。

从图中可以看出,sb的增加而迅速增加,当γ后向散射光的微分散射截面增加了5个数量级。

0的过程中,0从5变到3逆流相对论电子在与长脉冲激光相互作用的过程中,散射光集中于后向的一个很陡的由上面的讨论可知,圆锥内,同时在后向上获得最佳频率上移和最大微分散射截面;随着入射电子初始能量的增加,散射光越来越向后向上更陡的圆锥内集中,即散射光的准直性越来越好,同时后向散射光的频率迅速增加,其微分散射截面迅速增大。

由于其脉宽很短,因此,逆流相对论电子与其相互作用的时间会更短,从而散射会出现一些对短脉冲激光,特殊的现象,可以获得阿秒量级的X射线辐射脉冲。

做相对论加速运动的电子会放出电磁辐射,单位立体角内的辐射功率可以表示为由电动力学知识可知,2("["%)%]d()t()12=5()·d1"%Ω-22//辐射方向为"=s式中:辐射功率dd4&+c’;P(t')c归一化,inost'是电子与激光脉冲相互作用的πΩ被eωθθ0时间,也是相对于tt是观察点的时间,'的推迟时间,t与t'的关系为[8]t=t'+R其中R是观察点和电子与激光脉冲作用点之间的距离,并且我们认为观测点离作用区域足够远。

其单位立体角单位频率间隔的辐射能公式可以表示入射电子在与激光脉冲相互作用的过程中,[8]()13为2∞(·2ist"(2-)()de14"×("×%)t=s||-∞ddωΩ222//式中:d4dIds=(为电子的位置。

πc归一化;ωΩ被e/ωωsb0;()描述了后向散射光单位立体角辐射功率()/addP(t 图4Ω)sb的时间谱。

图中使用的参数是激光振幅a0%电子初始能量γ脉宽d=1后向散射光是一超短阿秒脉冲。