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激光驱动离子加速研究进展与激光技术息息相关。自1960年世界第一台红宝石激光器诞生以来[1]，人们就致力于不断提高激光的强度和能量。调Q技术和锁模技术相继提出并使用之后，激光的峰值功率达到GW量级[2-3]，此时的激光光强已经高于
${10^{13}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ，原子在这样强的激光下会发生多光子电离和隧道电离等过程，激光和物质的相互作用进入激光等离子体物理领域。20世纪70年代，由于激光在诱发惯性约束核聚变（ICF）方面的前景，激光与等离子体相互作用过程开始被广泛研究。20世纪80年代，长脉冲激光驱动质子加速的方案开始被提出[4]，但实验产生的离子能量还远远低于$1\;{\rm{ MeV}}$ 。20世纪80年代后期，随着啁啾放大技术（CPA）的诞生[5]，使超短（几十个fs脉冲长度）超强（峰值功率达到PW水平）激光成为现实，此后激光的聚焦强度逐步提高，目前已经达到${10^{22}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 量级[6]。与此同时，激光离子加速的理论也在不断丰富，一系列新型离子加速机制被不断提出和证实。值得一提的是，早在1956年，Veksler等就提出了利用激光光压集体加速电子离子的设想[7]。这对后来激光加速离子机制的研究，尤其是辐射光压加速机制的提出产生了重要影响。可以看到，高功率激光器的发展对于激光离子加速领域的推动起着至关重要的作用。在今后，随着激光技术的进一步发展（如薄膜压缩单周期激光[8]、相干合束光纤激光器[9]等技术的出现），激光强度和重复频率会得到进一步提高，这也将为激光离子加速提供新的机遇。本文首先简要分析了超短超强激光驱动离子加速的物理机制和图像，然后详细介绍了目前已开展的激光驱动离子加速的实验研究，也以北京大学1%能散激光质子加速器装置为例阐明解决激光离子加速器现有瓶颈问题的可能途径，最后结合激光加速的特点列举了激光离子束的几种潜在应用。
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当一束激光入射到物质靶材上时，如果激光的强度大于
${10^{13}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ，物质靶材在激光诱导下因为原子发生多光子电离和隧道电离过程变成等离子体。我们通常用无量纲的激光强度${a_0}$ 来描述激光的光强。$${a_0} = \frac{{e{E_0}}}{{{m_{\rm{e}}}c\omega }} = \sqrt {\frac{{{I_0}}}{{{I_1}}}} $$ (1) $${I_1} = 1.37 \times {10^{18}}{\rm{ W }}\cdot {\rm{c}}{{\rm{m}}^{{\rm{ - }}2}}{({\rm{{\text{μ}} m/}}\lambda )^2}$$ (2) 其中：
${{e}}$ 是电子电量；${E_0}$ 是激光电场强度；${m_{\rm{e}}}$ 是电子质量；$c$ 是光速；$\omega $ 是激光频率；$\lambda $ 是激光波长；${I_0}$ 是激光强度；${I_1}$ 的值对应于线偏振激光，如果是圆偏振激光，${I_1}$ 为该值的2倍。当激光强度
${a_0}{\rm{ >\! 1}}$ 时，电子在光场中的振荡速度接近光速，此时激光磁场部分产生的洛伦兹力${{v}} \times {{B}}$ 便不可忽略。激光与等离子体的相互作用会有各种相对论效应和非线性效应产生。激光离子加速中使用的激光一般采用${a_0}{\rm{ > \! 1}}$ 的相对论光强激光。如果考虑相对论激光与单电子相互作用，电子不仅会因为电场有横向振荡，而且会因为洛伦兹力产生纵向运动。类比电子，如果将式（1）中的电子质量${m_{\rm{e}}}$ 换成离子质量${m_{\rm{i}}}$ ，那么${a_0}{\rm{ = \! 1}}$ 对于质子来说的激光光强就是${I_{\rm{i}}} \approx 5 \times {10^{24}}\;{\rm{ W}} \cdot{\rm{ c}}{{\rm{m}}^{ - 2}}{({\rm{{\text{μ}} m}}/\lambda )^2}$ 。所以在目前的激光强度下，离子还不能被激光场直接加速。激光驱动离子加速的过程其实是通过电子作为媒介。也就是说，电子通过各种加热机制吸收了一部分激光能量，然后通过库仑作用把能量传递给离子。激光与等离子体作用存在不同的加热吸收机制，已经有大量的研究[10-12]。激光能量吸收过程与激光的强度、入射角、偏振状态、波长、等离子体密度分布等因素都十分相关。激光离子加速过程中主要的吸收机制有共振吸收[13]、真空加热[14]和${{J}} \times {{B}}$ 加热[15]等机制。激光与靶相互作用驱动离子加速过程是一个极其复杂的过程。激光参数（如强度、偏振态、脉冲宽度、焦斑大小和激光对比度等）和靶材参数（材料、密度、厚度、形状等）的改变，以及加速过程中一些控制条件（如入射角度、聚焦距离等）的变化，都会导致激光驱动离子加速过程和最终结果产生变化。对于不同的因素，存在不同的加速机制来解释相应的物理过程。需要说明的是，由于目前诊断技术的限制，我们对实际物理过程中等离子体和激光的演化、到靶时的激光强度及其分布、预等离子体的膨胀等因素只有有限的认识。因此，确定实验中发生的具体加速机制是比较困难的，或者存在不同机制共同作用的可能性。但是对加速机制模型的构建和理解，能够帮助我们发现简单的能量定标率，估计出加速离子的截止能量和能谱、角谱分布以及相对应的激光到离子的能量转化效率。
目前最重要的两种加速机制，一是靶背鞘层加速机制（TNSA），二是辐射光压加速机制（RPA）。还有一些其他的加速机制和级联机制也有研究和报道。靶背鞘层加速机制的理论已相对成熟，但实验中得到的离子能谱通常成指数下降特征，质子能量和单能性等品质都与实际应用有一定差距。辐射光压加速机制产生的离子单能性好，激光能量转化效率高，具有非常吸引人的潜力。但是辐射光压加速机制需要的激光强度较高，在加速过程中会出现各种横向不稳定性导致靶面破裂，进而加速过程提前终止。因此，辐射光压加速机制目前在理论和实验方面还有许多问题需要探究和解决。如何抑制横向不稳定性这一问题是这一机制在理论上一个十分重要的问题。下面将逐一介绍各种常见的离子加速机制。
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靶背鞘层加速机制（TNSA）是目前研究较为成熟的一种加速机制，且已被大多数实验结果验证。其基本的物理图像是[16-18]：激光入射到固体靶的前表面，通常是线偏振激光，通过各种激光能量吸收机制，电子得到加热，这些超热电子传播到靶后会建立一个超强的鞘层电场，该鞘层的特征长度是电子的德拜长度。该静电场可以直接电离靶后表面的离子，离子在静电场中得到加速并沿靶背法线方向以一定的立体角发射出去。通常得到的高能量质子是来自于靶表面附着的水蒸气或者污染。目前，已经提出许多理论模型有来解释其物理过程，如Mora提出的等温自由膨胀模型[19-20]，Passoni等人提出的轻离子加速模型[21]和Tikhonchuk等人提出的双等离子体组分模型[22]等。不同的模型均给出离子的截止能量正比于热电子的温度
${\varepsilon _{\rm{i}}} \propto {T_{\rm{e}}}$ ，但系数取决于模型的细节。而热电子的温度有一个应用极其广泛的定标律，即热电子的温度Te近似等于电子的有质动力势${\phi _{{\rm{pond}}}}$ [10, 23]，即$${T_{\rm{e}}}{\rm{ = }}{\phi _{{\rm{pond}}}}{\rm{ = }}{m_{\rm{e}}}{c^2}(\sqrt {1 + a_0^2} - 1)$$ (3) 由此可以得到TNSA加速机制下离子能量的定标律大致为
$${\varepsilon _{\rm{i}}} \propto {T_{\rm{e}}} \propto \sqrt {1 + a_0^2} - 1 \propto I_0^{1/2}$$ (4) 即对于TNSA机制，离子的截止能量与激光强度的1/2次方成正比。由于有大量的TNSA加速实验和数值模拟结果相比照，TNSA加速机制的能量定标律在实验条件得到较好控制下已经能够很好地与实验符合并预测实验结果，具体可以参考文献[24]。
在TNSA加速机制下，不同的实验因素，如激光脉宽、靶的厚度、入射角等，对离子的截止能量的影响已经有大量的模拟和实验工作。提高离子能量需要高的激光能量、小的激光焦斑，从而能提高热电子的温度，并存在一个最优的脉冲宽度。使用对比度较高的超短超强激光时，入射角和靶的厚度也会对加速结果产生显著影响。在TNSA加速机制研究的后期，主要研究的是如何改变靶的构型和布局来提高激光的吸收效率。
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靶背鞘层加速机制存在能量转化效率低、能谱宽和重离子难以被加速等缺点。近年来研究人员提出了激光驱动的活塞加速和辐射光压加速机制[25-31]，如图1所示。其基本的物理图像是：采用超高激光光强和陡脉冲，激光入射到nm尺度的超薄靶上时，激光光压可以将电子整体推出，形成高密度的电子压缩层和电子耗尽层，离子在形成的静电分离场中被牵引加速，追赶压缩层的电子，这一阶段被称为打洞阶段（Hole Boring）。在第二阶段，当离子被整体拉动后，电子和离子整体作为“等离子体飞镜（Plasma Mirror）”一起被光压推动往前加速，这一阶段被称为光帆阶段（Light Sail）。一个很形象的比喻是：激光光压就像风一样推着帆（致密电子层），帆再牵引着船（离子）一起行进。
由简单的能量守恒可以分析得到辐射光压加速机制具有很高的能量转换效率。随着“等离子体飞镜”速度的增加，反射激光的频率因为受到多普勒频移效应而变为原来频率的
$1/4{\gamma ^2}$ ，$\gamma $ 为相对论因子。从能量守恒角度看，激光能量转化效率为$\eta {\rm{ = }}1 - 1/4{\gamma ^2}$ 。当飞镜的速度接近光速时，此时相对论因子$\gamma $ 变得很大，转化效率$\eta \approx 1$ ，即激光的能量几乎全部转移给飞镜。由于电子和离子被整体加速，而离子的质量又远大于电子，所以激光的能量主要转移给了离子。具体的一维理论模型给出了RPA机制下的能量定标律约为：${\varepsilon _{\rm{i}}} \propto {I_0}$ ，即与激光强度的一次方成正比（在强相对论情况下，离子能量与激光强度的1/3次方成正比[25, 32]），激光能量的转化效率远远大于TNSA机制。除此之外，因为离子被集体加速，获得的高能离子能谱具有很好的单能性，有利于离子束的应用。由此可见，RPA加速机制是一个前景十分诱人的加速机制。RPA加速机制对加速条件提出了严格的要求。要实现RPA加速机制下的稳定离子加速，需要激光光强足够强，能将电子整体推出，例如早期活塞加速的模拟工作中使用的是
${a_0} = 316$ $({10^{23}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2})$ 的线偏振激光[25]，而目前的激光技术还远远达不到这样的条件。进一步研究发现圆偏振激光更适合RPA加速机制。因为圆偏振激光的有质动力相比线偏振光没有振荡项，光压能够稳定推动电子向前运动，同时抑制电子加热。但是实验上获得超高光强的圆偏振光是较为困难的，从线偏振光转化为圆偏振光在高光强下会损失一部分激光能量。此外，RPA加速机制需要较大的激光焦斑以实现在加速过程中准一维的条件，减少多维效应的影响。最重要的是，在RPA加速过程中，超薄靶与超强激光相互作用会导致横向不稳定性的发展，从而加速结构被破坏，提前终止了加速过程。这是RPA加速机制中一个被广泛关注的问题。具体将在1.2.3节进行讨论。 -
前面提到的辐射光压加速机制需要目前实验条件远远无法达到的超强激光。颜学庆等人首次发现存在一个稳相光压加速区域[33]，即靶参数与激光强度要匹配：理论和数值模拟发现，当激光光强与靶的归一化面密度
$\sigma $ 相当时，即$${a_0} \sim \sigma = ({n_{\rm{e}}}/{n_{\rm{c}}})({l_0}/{\lambda _0})$$ (5) 此时，离子加速效果最佳。该加速机制只需要中等强度的圆偏振光与纳米靶相互作用，就可以实现光压加速机制。同时，纳米靶中的静电场呈下降分布，不仅可以加速离子，还可以在纵向对离子进行调制，获得能散很小的准单能离子，十分类似于传统射频加速器中的“稳相运动”，故称为稳相光压加速机制。
当激光入射到固体超薄靶，在激光光强与靶的归一化面密度相当时，激光的光压不足以将电子完全推出靶外，而是与静电力达到平衡。电子被压缩后，固体靶形成两个薄层：一层是缺少电子的电子耗尽层，另一层是电子压缩层。电场分布如图2所示。激光光压继续推动电子压缩层，静电场开始加速离子，对于处在电子压缩层的离子，因为静电场存在负梯度，处在前面的离子感受到的静电场小，处在后面的离子感受到的静电场大，所以处在后面速度较小的离子可以在一定时间内追赶并超过前面的高速离子，这个过程与传统射频加速中非同步离子不停绕同步离子做相振荡运动类似，如图3所示，在离子相图中可以观察到这一“追赶”现象。因此，得到的离子能谱就能呈现较好的单能性，如图4所示。
图 3 质子在相空间（
$x$ ，${p_x}$ ）中的“追赶”运动Figure 3. Phase-space distribution of protons
图 4 质子能谱
Figure 4. Energy spectrum of protons
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横向不稳定性是指在数值模拟[34-35]和实验[36]中观察到当超强激光与超薄靶相互作用一段时间后，靶面出现纹波结构继而不断发展导致靶破裂的现象。横向不稳定性的发展限制了辐射光压加速机制的加速时间和加速距离。虽然RPA加速机制在理论上十分诱人，但是目前国际上成功实现光压加速的实验并不多，而且实验的结果与理论相差很多，能谱上出现单能峰的质子能量并不高[37-38]。这一方面是因为PRA机制要求激光的对比度十分苛刻，而现在的激光技术离满足要求还有一段距离，另一方面，横向不稳定性的发展使得离子不能在光压下被稳定加速。因此，对横向不稳定的起源以及如何抑制的研究就显得尤为重要。
等离子体的不稳定性本身就是一个十分复杂的问题。目前对于RPA加速过程的横向不稳定性的主流观点认为是类-瑞利泰勒不稳定性。瑞利泰勒不稳定性是流体力学中的一种常见的界面不稳定性，在天体物理研究和惯性约束聚变研究中也常常能够观察到[39]。瑞利泰勒不稳定性的增长率与扰动模式的波长成反比，扰动模式的波长越短，增长率越大[34]。而RPA的不稳定性结构通常是激光波长结构。有工作认为这是由于激光存在反射和衍射效应，激光的光压在靶表面受到了调制[40-41]。除了类-瑞利泰勒不稳定性，还存在认为横向不稳定性是类-韦伯不稳定性等观点[42-43]。此外，万阳等认为横向不稳定性是由于电子和离子在激光场中的耦合作用导致产生了横向分布不均的有质动力[44]。
对于如何抑制横向不稳定性发展这一问题，目前已有一些模拟工作尝试提出解决方案。陈民等提出在靶前表面进行亚波长尺度形状调制能够降低不稳定性的增长率[45]，余同普等提出使用双组分靶来进行离子加速[32，46]，乔宾等提出在靶前表面镀上一层重金属离子薄膜来实现动态致稳加速[47-48]。吴栋等提出使用斜入射椭圆偏振激光加热电子来抑制横向不稳定性的发展[49]。周美林等提出使用单周期激光可实现无横向不稳定性发展的长距离离子加速[50]。除此之外，抑制靶与激光作用时的弯曲变形也被证明可以有效提高质子能量，如使用凸形靶[26]，密度调制靶[51-52]或者使用厄米超高斯激光[53]。这些模拟方案大多目前在实验上存在较大实施难度，如何在现有激光条件下，抑制横向不稳定性的发展，实现长距离稳定加速依然是十分重要的研究问题。
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无碰撞冲击波加速机制，简称激波加速机制（shock acceleration），最早于2004年由Silva等人提出[54]。在天体物理学中，等离子体产生激波对粒子加速这一问题引起了研究者的广泛兴趣。而在激光离子加速领域，激波加速过程与RPA加速机制中的打洞阶段十分类似[24]。在一定强度激光下，等离子体中电子被光压推出，形成一个尖锐的电子密度峰，产生静电分离场。如果靶相对较厚，便不能满足进入RPA机制的光帆阶段的条件。离子受到静电场的拉动，形成离子峰。离子峰和电子峰都很陡峭，在两者之间形成了可以在等离子体中传播的静电激波（shock）。如图5所示，在激波的运动参考系下，在激波前面静止的离子向左运动，遇到激波后反弹，变换以
${v_{\rm{s}}}$ 的速度向右运动，${v_{\rm{s}}}$ 为激波的运动速度。所以变换到实验室参考系下，被激波反弹离子的速度为${v_{\rm{i}}}{\rm{ = }}2{v_{\rm{s}}}$ 。要形成激波的一个重要条件是激波的马赫数${{Ma = }}{v_{\rm{s}}}/{c_{\rm{s}}}$ 不能太小，${c_{\rm{s}}}$ 为离子声速。Forslund 给出临界条件的马赫数${{Ma}} \geqslant 1.6$ [55]。
图 5 激波加速示意图
Figure 5. Schematic of shock acceleration
对激波加速的理论和模拟研究发现该机制有望得到单能性很好的离子束[56-58]，并已经在实验上得到初步验证。2012年，Haberberger等人用强度为
$6.5 \times {10^{16}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的CO2激光器与气体氢靶相互作用，产生了约$20\;{\rm{ MeV}}$ 的单能（1%能散）质子束[59]。但是在窄能谱的高能质子数目极少，因此激光的能量转化效率也只有10−8的量级[60]。之后在2017年，沈百飞等用强度为$6.9 \times {10^{19}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的波长$800\;{\rm{ nm}}$ 圆偏振激光轰击预脉冲作用后膨胀的超薄靶，获得了截止能量为9 MeV，30%能散的高通量质子束（${10^{12}}\;{\rm{MeV}}^{-1} \cdot {\rm{Sr}}^{-1}$ ）[61]。 -
靶破烧蚀加速机制（BOA）首先由美国Los Alamos国家实验室的Yin等人提出[62-63]。在BOA机制中，激光为线偏振激光，强度约为
${10^{21}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ，相对于TNSA中采用的${\rm{{\text{μ}} m}}$ 靶，BOA 机制中靶的厚度降低到${\rm{nm}}$ 量级（$10 \sim 500\;{\rm{ nm}}$ ）。相对于TNSA机制，BOA机制能够获得更高的离子能量及激光能量转化效率，其加速过程可分为三个阶段：第一阶段是传统TNSA加速阶段，激光脉冲入射到高密度固体靶时，其有质动力的振荡项在前表面产生超热电子，这些电子穿过靶到达靶后，在其后表面形成鞘层电场；第二阶段是增强的TNSA加速阶段，原来靶中没有被充分加热的冷电子全部转化为超热电子，激光再次加热回流的热电子至更高能量，由于鞘层电场正比于电子温度的平方根，这将诱导出更强的靶后鞘层场。此时，等离子体虽呈现高密度的状态，但其电子的趋肤深度可与靶厚相当；第三阶段是BOA加速阶段，等离子体的热电子由于膨胀而变得相对稀薄，当电子密度${n_{\rm{e}}} \cong \gamma {n_{\rm{c}}}$ 时，等离子体达到相对论自诱导透明状态，激光将与等离子体一同向前运动，电子以相对论的速度向前运动，在薄靶后表面产生大振幅的局域化纵向电场，该电场峰值位置与离子同步运动且不断地向前加速离子，这是离子获得加速的主要阶段。BOA机制有一个明显的特征是，由于加速采用的是与等离子趋肤层深度相当的薄靶，轴向的电子层几乎耗尽，大量电子堆积到垂直于极化轴的方向，所以高能离子主要分布在中心轴两侧，而TNSA加速的离子束主要集中在垂直靶背的方向。 -
靶背鞘场加速机制是一种热压驱动的加速机制，辐射光压加速机制由光压驱动，而库仑爆炸加速机制则是由静电压驱动[64]。其物理图像大致为激光轰击靶体将靶中的电子排空，靶中形成的静电场将离子加速。这种加速机制尤其适用于双层靶，即第一层是重离子靶（金属靶），靶后附上一层轻质薄靶（氢靶）。当激光将重离子靶中的电子电离并将其排出靶体时，靶体内会产生内建电场，重离子因为质量较大，对内建电场的响应较慢，而轻质离子则会在库仑排斥力的作用下从靶后面分离被整体加速。轻质离子的厚度越薄，其单能性越好，轻质离子薄层的粒子数也不应太多，防止加速的离子束因为内部的库仑力过大而使成束散掉。在假设靶中的电子被全部排空，且不会回到靶中的情况下，轻质离子的最大截止能量
${\varepsilon _{\max}} $ 可以用下面的公式进行估计[65-66]$$ {\varepsilon _{\max}} = 2{\rm{{\text{π}}}} {n_0}{Z_{\text{α}} }{Z_{\rm{i}}}{e^2}l{R_ \bot } $$ (6) 其中：
${n_0}$ 为离子密度，${Z_{\rm{i}}}$ 为靶中的平均带电荷数，${Z_{\text{α}}}$ 为加速离子的带电荷数，$l$ 为靶的厚度，$R{}_ \bot $ 为焦斑半径。要将电子尽可能排空，激光光压要远远大于静电压，这就要求靶十分薄（几十甚至几nm厚），为了不使如此薄的靶因为预脉冲而膨胀变形，激光需要有极高的对比度。库仑爆炸加速机制也被认为存在于激光与团簇靶作用加速离子的过程中。团簇是一种介于原子、分子与宏观固体物质之间的物质结构。团簇尺寸在几百nm到μm量级，密度为固体密度，但团簇与团簇之间有空隙，使得靶材的平均密度远远小于固体密度。相比于平面固体靶，团簇靶有更高的激光能量吸收效率。当团簇中电子吸收激光能量被加热，向四周膨胀时，离子在形成的库仑场中被加速[67-68]。
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我们知道，在激光能量一定的情况下，缩短激光脉宽，激光的峰值功率就会提高。近年来随着激光脉宽压缩技术的发展，激光有望进入超短脉宽（Zeptosecond，10−21 s）和超高强度（Exawatt，1018 W）区域。双薄膜压缩技术的诞生更使得将PW量级的激光压缩到
$2 $ ～$ 3\;{\rm{ fs}}$ 成为可能。在此背景下，利用单周期激光或者是少周期激光驱动离子加速的理论在逐渐被探索。周美林等利用${a_0} = 200$ 的单周期圆偏振激光与nm量级的塑料靶相互作用，模拟得到近GeV能量的准单能质子束。其物理过程主要是单周期激光的超强有质动力将电子迅速推出，形成一层致密的电子层，质子在正电荷和电子之间形成的静电场被稳定地加速[50]。后来也有利用少周期激光的电容器加速机制被提出[69]。从模拟结果来看，单周期激光离子加速过程不存在横向不稳定发展的问题。同时在激光能量相同的情况下，单周期激光相比于多周期激光能够实现更高离子截止能量的加速。这是因为在单周期激光加速机制下，不需要满足静电压与光压的动态平衡[69]，加速过程主要由静电压驱动，离子在形成的静电场中得到长时间加速，所以离子能量得到大幅提高。 -
自2000年英国Blackett实验室Clark等人和美国Lawrence Livermore国家实验室Snavely等人相继在《物理评论快报》上发表用激光轰击固体靶得到
${\rm{MeV}}$ 能量的质子以来，激光驱动离子加速实验发展到现在已经有20年的历史。由于诸多应用前景的需要，研究人员致力于得到能量更高、单能性更好的离子束流并以此为目标而不断探索。Daido等人在其关于离子加速的综述文章中总结了2000—2011年的主要实验参数以及结果[24]，在此基础上，本文总结了2012—2019年的主要离子加速实验结果一并汇总列于表1中。表 1 激光离子加速实验结果（2000—2019）
Table 1. Results of laser-driven ion acceleration experiments（2000—2019）
reference pulse energy
${ {{W} }_{\rm{L} } }/{\rm{J} }$irradiance ${I_0}$/
（W/cm2）contrast target incidence
angle/（°）proton/ion energy ${\varepsilon _{\rm{(p/i)}} }$/（MeV/nucleon） Snavely et al（2000） 423 3×1020 1×104 CH 100 μm 0 58 Krushelnick et al（2000） 50 5×1019 Al 125 μm 45 30 Nemoto et al（2001） 4 6×1018 5×105 Mylar 6 μm 45 10 Mackinnon et al（2002） 10 1×1020 Al 3 μm 22 24 Patel et al（2003） 10 5×1018 1×1010 Al 20 μm 0 12 Spencer et al（2003） 0.2 7×1018 Mylar 23 μm 0 1.5 Spencer et al（2003） 0.2 7×1018 1×106 Al 12 μm 0 0.9 McKenna et al（2004） 233 2×1020 1×106 Fe 100 μm 45 40 Kaluza et al（2004） 0.85 1.3×1019 1×107 Al 20 μm 30 4 Oishi et al（2005） 0.12 6×1018 2×107 Cu 5 μm 45 1.3 Fuchs et al（2006） 10 6×1019 1×105 Al 20 μm 0，40 20 Neely et al（2006） 0.3 1×1019 1×107 Al 0.1 μm 30 4 Willingale et al（2006） 340 6×1020 1×1010 He jet 2000 μm 10 Ceccotti et al（2007） 0.65 5×1018 1×105 Mylar 0.1 μm 45 5.25 Robson et al（2007） 310 6×1020 1×1010 Al 10 μm 45 55 Robson et al（2007） 160 3.2×1020 1×107 Al 10 μm 45 38 Robson et al（2007） 30 6×1019 1×107 Al 10 μm 45 16 Antici et al（2007） 1 1×1018 1×107 Si3N4 0.03 μm 0 7.3 Yogo et al（2007） 0.71 8×1018 1×1011 Cu 5 μm 45 1.4 Yogo et al（2008） 0.8 1.5×1019 1×106 polyimide 7.5 μm 45 3.8 Nishiuchi et al（2008） 1.7 3×1019 2.5×105 polyimide 7.5 μm 45 4 Flippo et al（2008） 20 1.1×1019 2.5×107 flat-top cone Al 10 μm 0 30 Safronov et al（2008） 6.5 1×1019 1×106 Al 2 μm 0 8 Henig et all（2009） 0.7 5×1019 DLC 5.4 0 13 Fukuda et al（2009） 0.15 7×1017 1×1011 CO2＋He jet 2 mm 10 Zeil et al（2010） 3 1×1021 1×106 Ti 2 μm 45 17 Haberberger et al（2012） 60 6.5×1016 2×108 hydrogen gas jets 3 μm 20 Margarone et al（2012） 2 5×1019 nanosphere 535 nm 8.6 S. Kar et al（2012） 200 3×1020 Cu 100 nm 0 7（RPA，peak） Hegelich et al（2013） 90 2×1020 1×109 DLC 58 nm 0 37.8（BOA） H.Zhang et al（2015） 8.4 3.5×1019 1×1011 DLC 30 nm 30 4.7（shock） J. H. Bin et al（2015） 5 2×1020 1×1011 CNF 5＋DLC（nm） 0 15（RPA，peak） Powell et al（2015） 200 2×1020 1×109 AI 40 nm 0，30 40 Nishiuchi et al（2015） 8 1×1021 AI 0.8 μm Fe 0.9 Gev Brabetz et al（2015） 70 Hollow laser 12 μm 0 27.6 Wagner et al（2015） 190 8×1020 1×107 polymer 750 nm 10 38（TNSA）&61（BOA） Margarone et al（2015） 30 7×1020 nanosphere 720 nm 9 30 Wagner et al（2016） 200 2.6×1020 3×1011 plastic 900 nm 0-30 85（TNSA） Passoni et al（2016） 7.4 4.5×1020 C foams 8 μm＋AI 0.75 μm 30 30 Kim et al（2016） 8.5 6.1×1020 polymer 15 nm 2.5 93（RPA，no peak） H Zhang et al（2017） 13 6.9×1019 3×1011 plastic foil 40 nm 26 9（shock） Higginson et al（2018） 210±40 3±2×1020 1×1011 plastic foil 80 nm 30 ～100 W. J. Ma et al（2019） 9.2 5.5×1020 3×1011 CNF（${\rm{{\text{μ}} m} }$）＋DLC 20 nm 2.4 C 50 如表1所示，激光离子加速的实验研究在2000年就已展开。在实验初期阶段（2000—2005年），关于出射离子的具体加速机制与过程并不是完全明晰且存在一定争议。在Wilks[16]，Mackinnon[70]，Allen[71]，Fuchs[72]等人的工作相继报道之后，靶后鞘层加速机制的物理图像得到普遍认可。目前国际上大多数激光离子加速实验以TNSA机制为主导。
在TNSA加速机制中，激光范围一般为
${10^{18}}$ ～${10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ，靶材一般有碳氢靶、金属靶、聚合材料靶等，靶厚均${\rm{{\text{μ}} m}}$ 量级。正如前所述，实验中得到的加速离子的能谱呈现出指数下降谱，质子能量和单能性等品质都离实际应用所需的束流品质相差甚远，且TNSA过程存在激光到高能离子能量转化效率低的劣势。在中后期，研究人员提出了各种优化加速方案，如改变靶的结构[73-74]、改变靶的布局[75-76]等，其基本思想是提高激光能量的吸收效率。2016年，德国的Wagner等人[77]用$2.6 \times {10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的线偏振激光斜入射到900 nm的塑料靶上，获得了最高能量为$85\;{\rm{MeV}}$ 的质子，此实验结果为到目前为止TNSA机制加速实验中得到的质子能量的世界纪录。2009年之后，辐射光压驱动的离子加速实验相继开展。在2009年，德国慕尼黑量子光学所Henig，Steinke 等人开启了第一次光压驱动离子加速实验研究[37, 78-79]。他们在实验中利用能量为
$0.7\;{\rm{ J}}$ 、聚焦强度为$5 \times {10^{19}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 超高对比度的圆极化激光垂直入射到超薄类金刚石碳靶上，在最优靶厚$5.3\;{\rm{ nm}}$ 的情况下观察到全电离碳离子C6+的单能峰结构[37]。在线偏振情况下观察到加速过程中电子加热得到明显抑制，得到的最高质子能量达到$13\;{\rm{ MeV}}$ ，最高碳离子能量为$71\;{\rm{ MeV}}$ ，其激光能量转化效率达到10%，远高于以往的薄靶离子加速实验结果[37]。2012 年，Kar等人也报道了超强激光光压驱动多组分固体靶加速离子的实验结果，利用$250\;{\rm{ TW}}$ 的聚焦强度为$3 \times {\rm{1}}{{\rm{0}}^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^{\rm{2}}}$ 的超强激光轰击超薄靶，获得了峰值能量为$1 \sim 10\;{\rm{ MeV/u}}$ 的高亮度的准单能质子束和碳离子束[80]。2013 年，Steinke等人用强度为$5 \times {10^{19}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的圆极化激光轰击$10\;{\rm{ nm}}$ 的聚合材料靶，获得了峰值能量约为$2\;{\rm{ MeV}}$ 的准单能质子，这部分质子耦合了激光约6.5%的能量，同时清楚地观察到质子和碳离子的多层界面结构[81]。2015年，德国慕尼黑大学的宾健辉和马文君等人在${\rm{nm}}$ 量级的类金刚石碳靶前加上${\rm{{\text{μ}} m}}$ 量级的临界密度的碳纳米管[18]，当能量$4\;{\rm{ J}}$ 、聚焦强度为$2 \times {10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的激光经过临界密度靶时，由于自聚焦及自相位调制等非线性效应，激光在这个过程中被整形[82]，其强度提高，对比度变好，从而离子加速得到增强。在实验结果中，观测到约$15\;{\rm{ MeV/u}}$ 的碳离子准单能峰。2016年，韩国Kim 等人用聚焦强度$6.1 \times {10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的圆偏振激光轰击聚合材料的纳米靶，在$15\;{\rm{ nm}}$ 的最佳靶厚位置得到截止能量$93\;{\rm{ MeV}}$ 的质子[83]，不过质子的能谱并没有明显的单能峰，他们的解释是激光的条件并不能达到理论模型中的要求，且实际实验中掺杂着多维效应等。2018年，Higginson等人用能量为$210\;{\rm{ J}}$ 、激光强度为$3 \times {10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的线偏振激光斜入射到最佳厚度的$75\;{\rm{ nm}}$ 塑料超薄靶上，产生了能量超过$94\;{\rm{ MeV}}$ 的质子，这也是目前激光加速产生的最高质子能量，文章称该加速机制是一种相对论自透明效应增强的RPA混合机制[84]。2019年，马文君等人用聚焦强度为$5.5 \times {10^{20}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的线偏振光轰击由临界密度靶和类金刚石靶构成的双层靶，通过TNSA和RPA的级联加速过程，获得了目前飞秒激光器所产生的最高能量的碳离子$(48\;{\rm{ MeV/u}})$ [85]。综合这些最新的实验结果可以发现，利用高对比度超强激光和nm量级超薄靶的光压加速，在提高离子能量降低离子能散、提高激光能量转化效率方面比之前的鞘层场加速都有明显的优势，有望成为以后激光离子加速实验的一个主流方向。然而，以上实验结果也表明，目前光压离子加速获得的离子或质子能量还远低于理论和模拟的预测结果，对于在实验上如何获得更高能量、更好品质的离子束，还有很远的路要走。除此之外，其他的一些加速机制主导的实验也相继开展。
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激光加速产生的离子束通常具有能散大（100%）、散角大（约30°）和峰值电流大（A量级）等特点。而在可预见的未来激光加速的离子束品质很难与传统加速器相媲美。正如超强飞秒激光的发明人2018年诺贝尔物理奖获得者Mourou在其获奖报告中提到，激光加速器取得了重要进展，但是依然还存在稳定性和可靠性差等瓶颈问题。为了能够更好地应用激光加速出的离子束，集成激光驱动离子加速系统（ILDIAS）这一概念被提出，激光加速离子束的束流传输和诊断的相关技术也在不断发展。在激光加速的束线设计上，要有聚焦元件以捕获大散角离子束流，通过聚焦，捕获尽量多的离子，同时提供准直性好的离子束；要有能量分析元件，以获得单能离子束。虽然传统加速器的理论和应用都已十分成熟，但面对激光驱动离子束的大能散、大散角、峰值流强高等特点，束流传输技术需要有新的发展和突破。
目前文献报道中应用最多的聚焦元件是四极透镜组和螺线管。由四极磁铁组成的二元透镜或三元透镜，在激光加速电子或离子的收集中得到广泛的应用。与四极透镜中每个四极磁铁在一个方向聚焦另一个方向散焦相比，螺线管在横向内两个方向都聚焦，通常更有利于接收大散角的粒子束。四极透镜聚焦力较强，但横向的对称性不好。而螺线管聚焦力较弱，但在横向能够对称聚焦，适合聚焦之后作为下一级加速器的前级注入器。在一些情况下，两者可以结合使用。
能量分析元件选出符合要求的单能束团，这就要求将不同能量的束团在空间中分开。最常见的选能元件是偏转分析磁铁。其原理是利用不同能量的带电粒子在磁场中的偏转半径不同，经过一定角度的偏转后，不同能量的粒子在空间上被分开。通过狭缝等装置，就可以针对某个能量范围内的粒子进行选取和分析。将偏转一定角度的扇形磁铁与四极透镜或者螺线管组合起来能更好地实现对大散角离子束的能量分析和选取，就有可能形成功能完备的激光离子加速器。
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激光加速直接产生的质子束通常具有较大的能散，束流能量和流强的稳定性和可靠性可以通过基于电磁铁束流传输系统进一步改进，从而提供日常运行所需要的可靠性、稳定性和重复性。北京大学首次采用了基于四极电磁透镜和分析磁铁等高流强离子束流传输和分析系统，并开展了
$3 \sim 9\;{\rm{ MeV}}$ 能量可调的高流强、短脉冲质子束传输测试（图6），稳定地获得了1%能散、$1 \sim 10\;{\rm{ pC}}$ 电量的质子束[86-87]（图7）。这表明第一个功能完备的激光离子加速器原型成为了现实，也为未来激光加速器走向应用奠定了坚实基础。
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在超强激光脉冲与等离子体相互作用过程中，能以脉冲形式向外发射高能质子束，尤其是在靶背法线方向以较小发散角发射质子束。这些高能质子束和高能重离子束具有高亮度、小尺寸、脉宽窄、方向性好的特点。这些特点导致离子加速具有很多潜在的应用空间，例如可以用于高能量密度等离子体电磁场诊断[88-91]、磁约束聚变等离子体探针[92]、惯性约束聚变快点火[93-94]、质子照相[95-96]、质子超声[97]、温稠密物质产生[98-100]、癌症治疗[101-103]和传统加速器注入器[104-106]等。
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由于超短超强激光与等离子体相互作用产生的质子束具有束流小、脉宽短的特点，因此具有良好的空间和时间分辨，可以用于对等离子体内部的电场和磁场分布进行时空诊断[88]。等离子体电磁场诊断典型装置如图8所示，主激光CPA1与物质相互作用产生等离子体的同时，将一束波长
${\rm{1.05 }}\;{\rm{{\text{μ}} m}}$ 、功率为${10^{14}}\;{\rm{ W}}$ 、强度为$(5 \times 10^{19}\sim 7\times {10^{19}}) \;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ 的超短超强激光CPA2聚焦于质子靶上。激光与质子靶相互作用，产生的质子束沿着靶背法线方向穿过靶在激光作用下形成的等离子体区域，并携带等离子体中的电磁场信息到达探测器。探测器由层叠的辐射变色片构成，当质子束在辐射变色片中沉积能量时，辐射变色片的颜色会发生改变，由此获得沉积在其中的质子束的平均剂量。如果将多块辐射变色片叠加在一起，通过测量每一块滤片中沉积的质子的剂量，可以得到质子束的数量和能量分布。由质子束的图像可以推断出质子束在经过等离子体区域受到的电场的影响，从而获得等离子体内电场分布的相关信息。质子成像的关键在于获得稳定性高、可重复性好、定向性好的质子源，以便于对成像结果进行反推计算。 -
质子束透视成像，也称为质子照相。其原理是通过测量入射到被测物体上的质子束的衰减或散射来确定被测物体的物理性质和几何结构。当平行入射质子束打到物质上与其发生散射时，散射质子在穿过物质后形成了散射角，与旁边没有照射到物质直接打在探测器上的质子在强度上有了差值，形成对比，从而达到成像的效果。相比于X射线照相，质子照相有如下优点：一是质子对密度和材料都比较敏感，可以分辨密度差别不大的两种物质，实验上已经实现了1%的密度区分度；二是精细结构分辨能力强。与X射线不同，质子散射能得到控制，散射质子可以被聚焦形成视觉上无背景、对比鲜明的图像。而实验客体对X射线形成的大角度散射无法控制，降低了照相的精度和灵敏度。
相比利用传统加速器获得的单能平行质子束，激光加速得到质子束还具有超小的离子源，较大的发散角，连续能谱等特点，在透射成像的应用上有一些特有的优势。利用这样的点状发散质子源，可获得清晰的放大图像。通过调节待成像物体与源及与成像屏的距离，还可以控制图像的放大倍率。而连续的能谱可实现不同能量的质子对样品的单发照射。样品后放置多层辐射变色膜片可实现对多个能量段质子的片层成像。由于具有不同能量的质子在生物组织中的射程不同。探测具有多种能量的质子的二维影响分布，通过反演计算就可以得出生物组织更丰富与精确的密度与结构信息。
国内外的一些研究组已经开展了利用激光质子束进行生物透射成像的初步研究。例如中科院上海光机所的研究团队利用双层辐射变色膜片（RCF）对蜻蜓进行了宽谱透射成像[107]，中物院激光聚变研究中心也做了一些质子照相相关的工作[108-109]。北京大学利用激光加速结合磁铁选能得到的4%能散5 MeV质子对拟黑多刺蚁进行了十发质子辐照。成像结果如图9所示。将图片细节放大，可以清晰看到蚂蚁头骨的空间结构、热刺、翅膀细节以及腹部的层叠状外壳，甚至可以看到腹部的排泄出口。因为经过束线调制过的单能质子束没有宽谱辐照信号干扰，成像结果中的边缘比宽谱质子成像结果更锐利。
图 9 束线终端的蚂蚁质子照相局部放大图
Figure 9. Droton radiography images of ant.（a）ant，（b）head，（c）wing（d）belly
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随着国际热核聚变实验堆（ITER）计划的稳步推进，近年来磁约束热核聚变研究取得了重要进展，同时也对聚变等离子体诊断研究提出了新的挑战，特别是对芯部等离子体的静电涨落和极向磁场的诊断方法急需突破。因此发展可以应用于大型托卡马克乃至未来聚变研究装置的新型离子束探针诊断技术，对于目前国内大型装置（EAST、HL-2A/2M等）、乃至ITER等国际大型托卡马克装置的相关诊断，都可能有重要意义。
在磁约束聚变研究中，高能量离子束一直是用于等离子体诊断分析的重要工具之一。现有的重离子束探针HIBP都基于传统加速器来产生高能重离子束，硬件部分占地庞大、建造和维护困难，成本高、需要大型的真空室窗口，从而严重限制了HIBP在大型装置上的应用。采用基于激光加速的离子束来诊断托卡马克磁场和电势，有望极大减少硬件所需要的空间、运行和维护成本。同时因为激光具有灵活的导调性，可深入到真空室内壁处产生一次离子，克服了传统HIBP要求大孔径窗口的缺点。但是激光加速器离子束有脉冲短（ps量级）、能散宽、多价态的特点，因此传统HIBP的探测和分析方法不再适用，必须发展新的诊断原理和反演方法。北京大学肖池阶和林晨等人最近发展了基于激光加速的新型离子束轨道探针（LITP）诊断新方法，如图10所示，根据测量离子束出射位置的环向和极向位移，可诊断极向磁场和径向电场的空间分布[92]。
图 10 激光离子束轨道探针（LITP）系统示意图
Figure 10. Schematic of laser-driven ion-beam trace probe (LITP) system
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可控核聚变是未来解决能源危机的最有效的途径之一，而点火则是核聚变过程中的关键步骤。以超短超强激光与等离子体相互作用产生的高能质子束作为驱动快点火的离子源是其中具有重要地位和广阔发展前景的应用方向。传统的惯性约束核聚变的点火方法是采用多束激光直接或间接辐照靶丸，产生快速、高度球对称的向心内爆-压缩-热斑来实现，所需的激光输出能在
$1\;{\rm{ MJ}}$ 量级。这种方案对激光辐照的球对称性和均匀性有极高的要求，如果激光的焦斑不均匀或靶面不够光滑，就有可能发生瑞利泰勒不稳定性，这种不均匀会在压缩过程中被指数放大，造成点火失败。为了克服传统中心点火方案中的一些问题，1994年由美国利弗莫尔国家实验室研究人员提出了“快点火”的概念[110]。这一方案的关键点是把压缩与点火过程分开。如图11所示，首先用中等强度长脉冲激光对空心靶丸进行高度对称的压缩（主脉冲为几个${\rm{nm}}$ ，波长为${\rm{0.35 }}\;{\rm{{\text{μ}} m}}$ ，$I{\rm{ = }}{10^{14}} \sim {\rm{1}}{{\rm{0}}^{15}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ），靶丸内充满了氘氚气体，压缩中心靶丸至高密区，外面为几十mm至cm厚的高温低密度等离子体冕区。然后用一束脉冲宽度为$100\;{\rm{ ps}}$ 的激光从冕区入射至约100倍临界密度处，将靶丸进一步压向中心，并依靠其打洞效应在冕区内排开物质形成一个通道。最后用超强超短的点火激光（$1 \sim 100\;{\rm{ ps}}$ ，$\lambda {\rm{ = }}1.05\;{\rm{ {\text{μ}} m}}$ ，$I \approx {10^{19}}\;{\rm{ W/c}}{{\rm{m}}^2}$ ）经过通道到达高密区产生大量动能约为$1\;{\rm{ MeV}}$ 的超热电子，超热电子能量沉积在芯区边缘的点火热斑处，靶心附近燃料的局部温度迅速上升到点火温度，从而实现“快点火”。2001年, Roth等人提出利用激光驱动的质子束作为点火驱动源[93]。图12（a）为质子快点火原理示意图[111]。质子快点火有很突出的优点：激光等离子体作用产生的质子束能量可高达数十${\rm{MeV}}$ ，从图12（b）可以看到，从离子输出到燃料处，相距仅$100\;{\rm{ {\text{μ}} m}}$ 左右，压缩与点火过程分开，大幅降低了对对称性的要求。
图 11 激光驱动的电子快点火示意图
Figure 11. Schematic of laser-driven electron fast ignition
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用高功率激光器和固体靶组成的激光加速器能够得到
$200\;{\rm{ MeV}}$ 以上的单能质子束，其在生物组织中能量沉积深度范围窄（布拉格峰），通过能量调控还可以使得能量沉积形成扩展布拉格峰，精准将剂量投送到肿瘤区域。凭借这些特点，激光-等离子体作用产生的离子束有可能用于肿瘤治疗。采用以上的加速系统代替现有的常规离子癌症治疗设备，具有体积小、造价低等特点，而且维护方便，运行费用低廉，十分有利于离子治癌治疗技术的普及和推广。图13所示为激光质子加速器3维示意图。
图 13 激光质子加速器系统示意图
Figure 13. Schematic of laser-driven proton accelerator system
激光加速出射的离子还具有不同于传统加速器加速的一些特点，如短脉冲、峰值亮度高、多种类离子共存等特点，瞬时高剂量的离子束的生物效应也有待进一步研究[112-113]。虽然质子放疗的优势是可以控制大部分能量沉积在目标癌细胞区域而对于周围正常组织细胞的损伤极小，然而目前该方法仍局限于对未转移局部肿瘤的疗效较好，对于临床约90%已浸润和转移的癌症患者，疗效往往不尽人意。2018年，免疫疗法由于具有潜在治疗已浸润和已转移瘤的潜力而获得了诺贝尔奖。随着免疫疗法的发展，放疗在原来5R理论的基础上（修复Repair，细胞周期再分配Redistribution，再氧合Reoxygenation，再繁殖Repopulation和内在放射敏感性Radiosensitivity），也逐渐向6R理论扩展（激活全身特异性免疫反应Reactivation of anti-tumor immune response）[114]。放疗激活全身特异性免疫反应（abscopal effects）最早由Mole在1953年发现[115]。随后持续有真实的临床治愈病例报道，其机理一直不清楚，推测可能与辐射造成癌细胞损伤后释放到血液或体液等循环系统的各种信号因子有关[116]。未来如果能够进一步通过物理、化学和医学临床等多学科融合的系统研究方法，解析癌细胞在受到脉冲质子束辐照后释放的关键信号因子及其与免疫系统的相互作用过程和机理，将有望最终实现质子放疗诱导的个性化特异性“癌症疫苗”[117]，从而实现对已转移癌症患者的有效和低副作用治疗。
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由于加速电场比传统射频加速器高3个量级以上（可达
${\rm{TV/m}}$ ），超强激光在${\rm{{\text{μ}} m}}$ 量级的距离内将离子加速到${\rm{MeV}}$ 以上，使得紧凑型粒子加速器成为可能。激光驱动的离子束具有短脉冲、高亮度和方向性好等特点，一系列潜在的应用相继被提出和得到实验验证，如惯性核聚变质子快点火、癌症治疗、质子照相和温稠密物质产生等。这些应用也将为磁约束聚变、惯性约束聚变、核物理和高能量密度物理等学科的发展提供新的研究手段。同时，我们也应该注意到，激光等离子体加速器目前还是处在实验研究的阶段，距离大规模推广应用尚有一定的距离。例如，虽然实验上已经在初步解决了质子能散、稳定性和可靠性等问题，但是实验上还没有能得到$200\;{\rm{ MeV}}$ 的质子能量。为了尽快推动激光粒子加速器走向应用，既需要高功率高重复频率激光技术的进步，也需要我们从物理上更加深入地理解并改进激光等离子体加速过程。激光加速器方兴未艾，正如2018年诺贝尔奖物理获得者Mourou教授在中国做讲座报告时提到“The best is yet to come”。激光技术的发展和新的加速原理的提出，将推动激光驱动高品质粒子束逐步走向应用，为核物理、天体物理、高能量密度物理、医疗和国防能源等领域提供前所未有的新方法和新手段。
致 谢 北京大学激光加速实验室正式成立于2008年，之后逐步开展了理论、实验和激光加速器系统研究。本文在调研激光驱动离子加速进展的基础上，介绍了北京大学近期一些有关离子加速的研究结果，这些工作都是激光加速实验室全体老师和学生集体完成，由于篇幅所限这里不一一致谢。特别感谢上海交大、中国工程物理研究院、中科院物理所、兰州近代物理研究所、中科院高能物理研究所、原子能物理研究院、清华大学、中国科技大学、北京师范大学、国防科技大学和中科院上海光机所等兄弟单位长期以来的支持、帮助和鼓励。感谢科技部、基金委、北京市长期以来的支持。
Laser-driven ion acceleration: development and potential applications
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摘要: 激光离子加速是近年来激光等离子体领域兴起的研究热点之一。激光产生的高能离子束具有高亮度、小尺寸、脉宽窄和方向性好等特点，具有很多潜在的应用。概述了几种常见的激光离子加速物理机制，对一系列激光离子加速实验进展进行了归纳总结，最后介绍了几种激光驱动离子束的潜在应用。Abstract: Laser-driven ion acceleration is a frontier of laser plasma physics which has been developed in recent decades. Energetic ion beam generated in the interaction of laser and matter has unique properties such as high brilliance, compact size, ultra-short duration, and low emittance. These advantages are particularly suitable for many potential applications. This paper describes the main physical mechanism of ion acceleration driven by ultrashort laser. It reviews the progress of a series of laser-driven ion acceleration experiments. At last, it provides a brief introduction of several potential applications of laser-driven ion sources.
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Key words:
- laser plasma /
- particle accelerator /
- ultra-short laser /
- ultra-intense laser
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图 9 束线终端的蚂蚁质子照相局部放大图
Figure 9. Droton radiography images of ant.（a）ant，（b）head，（c）wing（d）belly
图 10 激光离子束轨道探针（LITP）系统示意图
Figure 10. Schematic of laser-driven ion-beam trace probe (LITP) system
表 1 激光离子加速实验结果（2000—2019）
Table 1. Results of laser-driven ion acceleration experiments（2000—2019）
reference pulse energy ${ {{W} }_{\rm{L} } }/{\rm{J} }$ irradiance ${I_0}$ /
（W/cm2）contrast target incidence
angle/（°）proton/ion energy ${\varepsilon _{\rm{(p/i)}} }$ /（MeV/nucleon）Snavely et al（2000） 423 3×1020 1×104 CH 100 μm 0 58 Krushelnick et al（2000） 50 5×1019 Al 125 μm 45 30 Nemoto et al（2001） 4 6×1018 5×105 Mylar 6 μm 45 10 Mackinnon et al（2002） 10 1×1020 Al 3 μm 22 24 Patel et al（2003） 10 5×1018 1×1010 Al 20 μm 0 12 Spencer et al（2003） 0.2 7×1018 Mylar 23 μm 0 1.5 Spencer et al（2003） 0.2 7×1018 1×106 Al 12 μm 0 0.9 McKenna et al（2004） 233 2×1020 1×106 Fe 100 μm 45 40 Kaluza et al（2004） 0.85 1.3×1019 1×107 Al 20 μm 30 4 Oishi et al（2005） 0.12 6×1018 2×107 Cu 5 μm 45 1.3 Fuchs et al（2006） 10 6×1019 1×105 Al 20 μm 0，40 20 Neely et al（2006） 0.3 1×1019 1×107 Al 0.1 μm 30 4 Willingale et al（2006） 340 6×1020 1×1010 He jet 2000 μm 10 Ceccotti et al（2007） 0.65 5×1018 1×105 Mylar 0.1 μm 45 5.25 Robson et al（2007） 310 6×1020 1×1010 Al 10 μm 45 55 Robson et al（2007） 160 3.2×1020 1×107 Al 10 μm 45 38 Robson et al（2007） 30 6×1019 1×107 Al 10 μm 45 16 Antici et al（2007） 1 1×1018 1×107 Si3N4 0.03 μm 0 7.3 Yogo et al（2007） 0.71 8×1018 1×1011 Cu 5 μm 45 1.4 Yogo et al（2008） 0.8 1.5×1019 1×106 polyimide 7.5 μm 45 3.8 Nishiuchi et al（2008） 1.7 3×1019 2.5×105 polyimide 7.5 μm 45 4 Flippo et al（2008） 20 1.1×1019 2.5×107 flat-top cone Al 10 μm 0 30 Safronov et al（2008） 6.5 1×1019 1×106 Al 2 μm 0 8 Henig et all（2009） 0.7 5×1019 DLC 5.4 0 13 Fukuda et al（2009） 0.15 7×1017 1×1011 CO2＋He jet 2 mm 10 Zeil et al（2010） 3 1×1021 1×106 Ti 2 μm 45 17 Haberberger et al（2012） 60 6.5×1016 2×108 hydrogen gas jets 3 μm 20 Margarone et al（2012） 2 5×1019 nanosphere 535 nm 8.6 S. Kar et al（2012） 200 3×1020 Cu 100 nm 0 7（RPA，peak） Hegelich et al（2013） 90 2×1020 1×109 DLC 58 nm 0 37.8（BOA） H.Zhang et al（2015） 8.4 3.5×1019 1×1011 DLC 30 nm 30 4.7（shock） J. H. Bin et al（2015） 5 2×1020 1×1011 CNF 5＋DLC（nm） 0 15（RPA，peak） Powell et al（2015） 200 2×1020 1×109 AI 40 nm 0，30 40 Nishiuchi et al（2015） 8 1×1021 AI 0.8 μm Fe 0.9 Gev Brabetz et al（2015） 70 Hollow laser 12 μm 0 27.6 Wagner et al（2015） 190 8×1020 1×107 polymer 750 nm 10 38（TNSA）&61（BOA） Margarone et al（2015） 30 7×1020 nanosphere 720 nm 9 30 Wagner et al（2016） 200 2.6×1020 3×1011 plastic 900 nm 0-30 85（TNSA） Passoni et al（2016） 7.4 4.5×1020 C foams 8 μm＋AI 0.75 μm 30 30 Kim et al（2016） 8.5 6.1×1020 polymer 15 nm 2.5 93（RPA，no peak） H Zhang et al（2017） 13 6.9×1019 3×1011 plastic foil 40 nm 26 9（shock） Higginson et al（2018） 210±40 3±2×1020 1×1011 plastic foil 80 nm 30 ～100 W. J. Ma et al（2019） 9.2 5.5×1020 3×1011 CNF（ ${\rm{{\text{μ}} m} }$ ）＋DLC 20 nm2.4 C 50 
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