全光逆康普顿散射源

逆康普顿散射源是利用高能电子束和强激光对撞产生高能辐射的光源。传统电子加速器作为电子源的逆康普顿散射源体积庞大，难以推广。而新型的激光等离子体电子加速器具有更高的加速梯度，具备小型化的发展潜力。全光逆康普顿散射源就是一种基于激光等离子体电子加速器实现的小型化高能辐射源，具有更短脉宽、更高亮度的辐射输出，应用前景十分广阔。首先，总结了全光逆康普顿散射源在提高亮度、能量和单能性等方面的优化研究进展，并分析了设计重点；最后，介绍了全光逆康普顿散射源在基础科学研究、工业和生物医学领域的典型应用。

Abstract

Significance

Inverse Compton scattering (ICS) sources can generate high-energy radiation and have significant applications in various fields. In traditional ICS light sources, the electron beams are primarily sourced from storage rings. Storage rings provide high repetition rate electron beams, operate stably, and allow for multiple collisions with lasers, making it easier to achieve higher photon flux and enhance the average γ-ray flux. However, storage ring-based ICS devices cannot produce radiation with short duration, limiting their applications in ultrafast processes. In addition to storage ring electron accelerators, there are linear electron accelerators capable of providing high-brightness electron beams at high average currents. In recent years, with the continuous advancement of ultra-intense and ultra-short laser technology, ICS devices combining linear electron accelerators with ultra-intense and ultra-short lasers have begun to emerge. For example, the under-construction ELI-NP facility is based on this design and can generate X/γ-rays with shorter pulse widths, making it a highly promising source for ultra-short gamma radiation.

However, both storage ring-based ICS devices and linear accelerator-based ones are costly. Furthermore, their bulky size limits their applications, particularly in desktop radiation sources. The progress in ultra-intense and ultra-short laser technology has propelled the development of laser plasma accelerators, especially laser Wakefield accelerators. Laser plasma accelerators offer a three-order-of-magnitude increase in acceleration gradient compared to traditional accelerators, significantly reducing the size of accelerators. Laser plasma accelerators open up a new technological pathway for high-energy radiation sources. Using electron beams generated by laser plasma accelerators for ICS enables all-optical inverse Compton scattering sources (AOCSs).

The AOCS promotes the desktop applications of radiation sources and reduces their cost. Another prominent advantage of AOCSs compared to traditional accelerator-based ICS devices is their ability to generate higher brightness and ultra-short pulse γ-rays. The novel AOCSs, with their unique advantages such as high energy, high peak brightness, small source size, and quasi-monochromatic characteristics, have now become a crucial tool in many cutting-edge scientific fields. While significant progress has been made in AOCSs, there are still some challenges. We provide insights for future designs by summarizing past developments.

Progress

The ICS sources have made significant progress in generating high brightness, high-energy, quasi-monochromatic radiation, etc. The current all-optical ICS experimental schemes can be classified into two categories based on the source of scattering beams. One is the single beam combined with a plasma mirror approach, and the other is the dual-beam approach (Fig. 2). In the former, the scattering laser is derived from the driving laser reflected by a plasma mirror, while in the latter, the scattering laser comes from a separate laser source.

AOCS is particularly suitable for generating high-brightness radiation. In 2012, the research team at the Laboratoire d'Optique Appliquée in France first employed the single-beam approach combined with a plasma mirror to achieve self-synchronized ICS, resulting in X-rays with energies of approximately 100 keV, a total photon count of 1×10⁸, and a brightness of 1×10²¹ photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW (bandwidth). In 2014, Sarri et al. reported experimental evidence of nonlinear relativistic Thomson scattering (TS) in dual-beam and head-on propagation conditions, resulting in peak brightness of γ-ray exceeding 1.8×10²⁰ photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW at 15 MeV. In 2016, the research team at the Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics, the Chinese Academy of Sciences, used a self-synchronized all-optical Compton scattering scheme to produce quasi-monochromatic and ultra-bright MeV γ-rays, with a brightness of 3×10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW. In 2022, a research team from Peking University obtained radiation with an estimated brightness of up to 10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW at 10 MeV.

AOCS is also well-suited for producing high-energy radiation. In 2014, Liu et al. produced gamma photons with energies exceeding 9 MeV. In 2017, Yan et al. employed the dual-beam approach, utilizing ultra-intense lasers [ $a_{0}$ (the magnitude of the normalized vector potential of the incident laser field)~12] and high-order (n>500) multiphoton ICS with electron beams to achieve γ-rays with a critical energy of approximately 27.9 MeV. In 2018, Cole et al. also used the dual-beam all-optical ICS approach with high-intensity lasers ( $a_{0}$ ~24.7) to collide with electron beams, resulting in γ-rays with critical energies exceeding 30 MeV. Due to the requirement for narrow-bandwidth X/γ rays in multiple application fields, researchers have focused on optimizing the monochromaticity of radiation. In 2014, Powers et al. reported tunable quasi-monochromatic X-rays with energies ranging from 70 to 1000 keV by varying the electron energies. In 2015, Khrennikov et al. achieved tunable quasi-monochromatic X-rays with energies ranging from 5 to 42 keV by controlling electron energies. Additionally, generating high photon yields in radiation is crucial. In 2019, Lemos et al. employed a scheme involving direct laser acceleration of electrons, followed by collision with a plasma mirror-reflecting high-energy electron beam, to obtain X-rays with energies ranging from 80 to 250 keV and photon counts of up to 10¹¹.

From the radiation parameters obtained in recent years of all-optical ICS experiments, it is evident that source sizes can reach the micrometer scale, and photon energies cover the range from tens of keV to tens of MeV. Photon yields range from 10⁷ to 10¹¹, and brightness can reach 10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW. Consequently, AOCS stand out in terms of brightness, spatial distribution, and photon flux, possessing unique advantages in various application domains. We summarize the design approach and outline relevant applications (Figs. 5 and 6) to serve as future application goals for the design of ICSs.

Conclusions and Prospects

Compared to traditional ICS devices, AOCSs offer several key advantages: smaller size, lower cost, excellent spatial and temporal characteristics, and higher brightness. Therefore, AOCSs hold significant value for various applications. While AOCSs show great promise, they are currently in the experimental exploration and development phase and have not yet been widely deployed in large-scale projects. Enhancing the photon quality of AOCSs to meet application requirements remains a pressing challenge for research teams. Furthermore, some unique features of AOCSs are still waiting to be fully explored and exploited. If these issues can be addressed, AOCSs will bring new opportunities to the development of multiple fields.

1　引言

1923年，美国物理学家Compton^［1］在散射实验中观察到部分散射光波长大于入射光波长的现象。经典的汤姆孙散射（TS）理论无法解释该现象，而Compton基于量子理论对该现象给出了合理的解释，上述过程也因此被称为康普顿散射（CS）。CS为光的粒子性提供了实验证明，Compton也因发现康普顿效应而获得1927年诺贝尔物理学奖。20世纪40年代，Feenberg等^［2］在测量宇宙环境中的高能电子束能量衰减时，发现了高能电子对散射光子极强的频移作用。区别于CS过程中电子能量升高、光子能量降低，上述散射过程中光子获得能量，因此该过程被称为逆康普顿散射（ICS）。ICS为高能辐射源的发展提供了新的可能。1963年，随着第一台激光器的诞生，Milburn^［3］和Arutyunian等^［4］提出利用相对论电子束与激光作用产生高能光子的想法。随后多个研究团队尝试利用该方法产生高能光子，但受限于当时激光技术的发展，该方案获得的光子品质较差，并不能作为辐射源使用。而随着大功率激光器的出现以及电子加速技术的快速发展，ICS源作为辐射源的优势逐渐显现出来。

传统ICS光源^［5-9］中的电子束一般来自于储存环电子加速器或直线电子加速器。例如位于英国的HIGS装置，位于日本的LEPS装置、NewSUBARU装置，位于中国的SLEGS装置等，其辐射能量一般在百MeV到数GeV，γ光子通量一般在10⁶~10⁹ s^-1。近年来随着超强超短激光技术的不断进步，直线电子加速器与超强超短激光相结合的ICS装置开始发展起来，例如在建的ELI-NP装置便是基于这种结构，因其可以产生脉宽较短的X/γ射线，所以它是一种极具前景的超短伽马光源。另一方面，超强超短激光技术的进步也推动了激光等离子体电子加速器（LPA），尤其是激光尾波场电子加速器（LWFA）相关技术的发展。2004年，《Nature》封面报道了分别来自英、美、法三个国家的研究团队在激光尾波场电子加速实验研究中取得的突破性成果，三个团队首次在实验上通过激光尾波场电子加速获得了百MeV的准单能电子束^［10-12］。新型电子加速器为ICS源的发展带来了新的机遇。基于激光等离子体电子加速的ICS源因其电子与辐射的产生均依赖于激光实现，又被称为全光逆康普顿散射源（AOCS）。

传统的ICS装置造价均十分高昂，建造如此大型的装置往往需要数亿美金，例如建造ELI-NP康普顿伽马源大约需花费3亿美金。并且这类装置庞大的体积也限制了它们在台式化辐射源等方面的应用。而新型的AOCS凭借其能量高、峰值亮度高、源尺寸小、准单色、具有可调的涡旋与偏振特性等独特的优势，现已成为许多前沿科学领域的重要工具。

2　物理机制

2.1　激光尾波场电子加速

当一束超强超短激光在等离子体中传播时，电子在激光有质动力的作用下被排开，而质量较大的离子可看作保持不动，从而形成了一个空间电荷场。在激光的传播过程中，被排开的电子落后于激光，这些落后的电子又会在有质动力和空间电荷力的共同作用下被拉回来并不断振荡，从而激发等离子体波。等离子体波长 $λ_{p}$ （单位为 $μ m$ ）及振荡频率 $ω_{p}$ 分别表示^［13］为

λ_{p} ≅ \frac{3.3 \times 10^{10}}{\sqrt[]{n_{0}}}

，（1）

ω_{p} = \sqrt[]{\frac{4 π n_{0} e^{2}}{m_{e}}}

，（2）

式中： $n_{0}$ 表示等离子体密度，单位为 $c m^{- 3}$ ； $e$ 表示电子电荷量； $m_{e}$ 表示静止电子的质量。等离子体波的相速度近似等于电磁波的群速度，小于光速，表示为

v_{g} = \frac{d ω}{d k} = c \sqrt[]{1 - \frac{ω_{p}^{2}}{ω^{2}}}

，（3）

式中： $ω$ 和k分别为电磁波的频率与波数； $c$ 为真空中的光速； $ω_{p}^{}$ 为等离子体波的振荡频率。

当电子满足一定的注入条件时会被注入到尾波场中，其注入方式包括自注入、密度梯度注入、电离注入等。注入的电子在尾波场纵向电场力的作用下不断加速，可加速到相对论能量。由于尾波场的相速度小于光速，因此电子速度会逐渐超过尾波场相速度，最终滑入尾波场减速区间，进入失相阶段。

激光尾波场电子加速的加速梯度可以达到100 GV/m，高出传统射频加速器加速梯度三个数量级，因此大大缩小了加速器的尺寸。并且LWFA产生的电子束脉宽短、流强高，非常适用于研制台式化辐射源。

2.2　ICS

CS过程是高频光子与电子的非弹性散射过程，电子与光子碰撞时两者之间发生能量转移，电子能量升高，光子能量降低，散射光子的频率相应降低^［1］。当入射光的能量远远小于电子静止能量，即 $E_{L} ≪ m_{e} c^{2}$ 时，入射光与静止电子的碰撞可以近似看作弹性散射过程，碰撞前后光子的频率保持不变，该过程被称为TS。TS可以用经典的电磁理论解释，可以看作是CS的低能极限。

区别于CS过程中电子能量升高光子能量降低，ICS过程中光子能量升高。全光ICS装置的电子来自激光等离子体加速得到的相对论电子。ICS过程如图1所示。对于ICS过程的分析，首先只需要通过坐标变换，将光子与运动电子的碰撞过程放在“电子静止坐标系”中观察，在这一参考系下，ICS过程的分析与CS过程一致。若在“电子静止坐标系”中入射光子能量（ $2 γ E_{L}$ ， $γ$ 为电子的洛伦兹因子）远小于电子的静止能量（ $m_{e} c^{2}$ ），则可以用经典的TS理论来描述ICS过程。随后再通过洛伦兹变换，得到实验室系下散射光子的频率。这一过程光子共经过了两次多普勒频移，因此可以输出高能光子。本文所探讨的ICS均在TS极限的框架下，因此也可称之为TS。

图 1. ICS示意图

Fig. 1. Schematic diagram of ICS

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在ICS过程中，激光场的强度将会对电子的运动轨迹产生影响，进而对辐射谱产生影响。根据入射激光场的归一化矢势的大小 $a_{0} = e E / m_{e} ω_{0} c$ （ $E$ 是激光电场强度振幅， $ω_{0}$ 是入射激光的角频率），可以将ICS分为线性散射和非线性散射。

当 $a_{0} ≪ 1$ 时，ICS为线性散射，类似于“波荡器”。在这种情况下，一个电子最多只与一个光子发生作用，并发射一个光子。此时，辐射谱只包含基频成分。当电子束与激光正对撞，即对撞角度为180°时，沿电子运动方向出射的光子频率可近似等于 $4 γ_{0}^{2} ω_{0}$ （ $γ_{0}^{}$ 表示电子的洛伦兹因子）。

当 $a_{0} \geq 1$ 时，ICS为非线性散射，类似于“摇摆器”。这时电子所受的磁场力和洛伦兹力相当，电子做“8”字运动。由于电子的径向运动发生改变，辐射频率发生显著的红移，并且出现多光子吸收的现象，即一个电子可吸收多个光子，最终发射一个光子^［14-16］，此时散射光子由各谐波频率的光子组成。若 $a_{0} ≫ 1$ ，最高谐波级次为 $n \propto a_{0}^{3}$ ，因此辐射谱的带宽也会发生展宽。

无论是线性还是非线性，散射光子的频率与入射光子的频率^［17］均可表示为

ω_{n} = \frac{2 (1 - β_{0} c o s θ_{1}) γ_{0}^{2} n ω_{0}}{1 + \frac{a_{0}^{2}}{2} + γ_{0}^{2} θ_{2}^{2}}

，（4）

式中： $β_{0}$ 为电子归一化速度的大小； $θ_{1}$ 和 $θ_{2}^{}$ 分别表示电子与激光的对撞角度以及辐射的远场观察角度。

散射的总光子数^［17］可估计为

N_{γ} = \frac{π}{3} α N_{e} N_{0} a_{0}^{2} \frac{(1 + a_{0}^{2} / 2) (1 - β_{0} c o s θ_{1})}{〈n〉 (1 - \bar{β} c o s θ_{1})}

，（5）

式中： $α$ 是精细结构常数； $N_{e}$ 是电子总数； $N_{0}$ 是激光脉冲的周期数； $〈n〉$ 是平均谐波级次； $\bar{β}$ 是电子归一化速度的平均值。

当激光的峰值光强进一步提高，达到10²²W/cm²时，辐射光对电子的反作用力将不可忽略。相互作用中需要考虑电子由于辐射而导致的能量损失，更准确的描述需要采用量子电动力学（QED）模型。在这种高激光强度的相互作用中往往伴随着正负电子对的产生等新现象，这是一个仍需进一步研究的新领域。

3　AOCS现状与设计

3.1　AOCS现状

LPA相比于传统加速器，其加速梯度提高了三个数量级，极大地缩小了加速器的尺寸，国内外多个研究团队也已通过激光等离子体电子加速产生了高品质电子束^［18-20］。LPA的出现为高能辐射源的发展提供了一种全新的技术路径。利用LPA输出的电子束进行ICS，可以实现AOCS。全光ICS方案推进了辐射源的台式化应用，降低了辐射源的造价［建设一个台式化的ICS源（含激光器）花费约为几千万美金］。相比基于传统加速器的ICS装置，AOCS的另一个突出优点是可以产生更高亮度的超短脉宽γ射线。LPA产生的电子束具有fs量级的脉宽和 $μ m$ 量级的源尺寸，故基于LPA的辐射源也具有fs量级脉宽及 $μ m$ 量级源尺寸的特性，这使得其辐射的亮度相比基于传统加速器的ICS源得到了极大的提升。因此，全光ICS被认为是最具潜力实现高亮度飞秒X/γ射线的方案。国内外多个研究团队也利用该方案开展了相关实验^［21］。

根据对撞光源的来源不同可将目前的全光ICS实验方案分为两种，一种是单束光结合等离子体镜的方案，一种是双束光方案。前者的对撞激光来自经等离子体镜反射后的LPA驱动激光，后者的对撞激光来自另一束单独的激光。两种方案的示意图如图2所示。采用单束光结合等离子体镜的方案易于控制对撞的对准过程，整个装置更加紧凑，但参与对撞的激光强度不易控制和测量（通常只能进行间接的测量）。采用双束光方案可以实现更多自由度的控制，例如可以对碰撞激光的强度、碰撞角度、传输过程进行精细调节，以实现不同特性的辐射输出，非常适合非线性ICS实验。2012年，法国Laboratoire d’Optique Appliquée的研究团队^［22］首次采用单束光结合等离子体镜的方案使反射激光与fs量级脉宽的电子束碰撞产生自同步的ICS，获得了能量为~100 keV量级、总光子数达到1×10⁸、亮度为1×10²¹ photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW（bandwidth）的X射线。随后国内外各个研究团队相继开展全光ICS实验，并针对性地对辐射特性进行优化。其中，AOCS的高亮度特性备受瞩目。2014年，Sarri等^［23］报告了双束光相向传播中非线性相对论性TS的实验证据，实验中产生的γ射线光子数大于10⁷（能量>6 MeV），脉宽为十几个fs，发散角低至2.5 mrad，源尺寸为30 μm。得益于以上特性，其辐射峰值亮度大于1.8×10²⁰ photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW@ 15 MeV。2016年，中国科学院上海光学精密机械研究所Yu等^［24］利用自同步的全光ICS方案产生了准单色和超高亮度的MeV量级的γ射线，单发光子产额达10⁷，源尺寸和发散角低至4 μm与4 mrad，亮度高达3×10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW。2023年，北京大学研究团队^［25］利用独特的碳纳米管结构与类金刚石薄膜结合，使X射线的产率高达10¹⁰photon/J，得到了亮度估计可达10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW@10 MeV的射线。AOCS非常适合产生高能射线。2014年，Liu等^［26］采用双束光的全光ICS方案，独立优化两个激光脉冲的光学特性，利用二次谐波激光与电子束对撞，得到了能量大于9 MeV的伽马光子。2017年，Yan等^［27］采用双束光的实验方案，利用超强激光（ $a_{0}$ ~12）与电子束的高阶（ $n$ >500）多光子ICS，得到了临界能量约为27.9 MeV的γ射线。2018年，Cole等^［28］同样采用双束光的全光ICS方案，利用高强度激光（ $a_{0}$ ~24.7）与电子束对撞产生了临界能量大于30 MeV的γ射线。由于多个应用领域需要窄带宽的X/γ射线，因此除了提高辐射的亮度与能量，辐射的单能性也是各研究团队关注的重点。2014年，Powers等^［29］通过改变电子的能量，获得了能量在70~1000 keV范围内可调谐的准单能X射线。2015年，Khrennikov等^［30］通过控制电子的能量，得到了能量在5~42 keV范围内可调谐的准单能X射线。由上述实验可知：若要获得高能γ射线，一般采用强非线性ICS，但代价是会使辐射光谱展宽；一般通过线性或弱非线性ICS产生能量较低的准单能X射线。因此如何在实验中获得窄带宽的高能γ射线仍有待探索。除此之外，产生高产额的辐射同样十分重要。2019年，Lemos等^［31］采用激光直接加速电子的方案，利用一束ps-kJ级激光加速电子后与等离子体镜碰撞，再反射到高能电子束上，通过ICS获得了能量为80~250 keV、光子数高达10¹¹的X射线。除了以上辐射特性的优化，2023年，清华大学研究团队^［32］研究了AOCS的偏振特性，通过调整驱动激光的偏振态产生了偏振可调的X射线，在18.2 mrad发散角的范围内，线偏振X射线的偏振度为75（±3）%。表1列出了近几年全光ICS的实验结果。

图 2. 全光ICS实验示意图。（a）单束光结合等离子体镜方案；（b）双束光方案（箭头表示激光、电子束与辐射的传播方向）

Fig. 2. Schematic diagrams of the all-optical ICS experiment. (a) Scheme of single-laser with plasma mirror; (b) dual laser scheme (arrows indicate the propagation directions of the laser, electron beam and radiation)

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表 1. 全光ICS实验结果

Table 1. All-optical ICS experimental results

Year	Experi-mental scheme	Laser wavelength /nm	$a_{0}$	Laser energy /J	Laser pulse duration /fs	Electron energy /MeV	Electron charge /pC	Photon energy /MeV	Brilliance /（photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW）	Photon number	Source size / $μ m$	Source divergence /mrad
2012^［22］	Single beam	810	1.2	1	30	100	120	0.05-0.20	1×10²¹@0.1 MeV	10⁸	<3（FWHM）	18［full width at half maxima（FWHM）］
2013^［42］	Two beams	800	0.4	0.5	90	250	120	1.2	1×10¹⁹	10⁷	5±3［root mean square（RMS）］	12.7（FWHM）
2014^［29］	Two beams	800	0.3	0.13-0.17	150	55±3	23	0.07-1.00	∼3×10¹⁸@0.07 MeV / ∼1×10¹⁹@1 MeV	1.7×10⁶	6（RMS）	10 （FWHM）
2014^［26］	Two beams	400	—	0.45	35	400	53±10	>9	—	3 ×10⁵	—	<10
2014^［23］	Two beams	800	2.0	18	42±4	550	16±3	6-20	1.8×10²⁰@15 MeV	>10⁷（>6 MeV）	30	2.5
2015^［30］	Two beams	800	0.9	0.3	28	17-50	20	0.005-0.042	2×10^-1-15×10¹⁸	—	—	—
2016^［24］	Single beam	800	1.0	3.3	33	160-420	30-120	0.3-2.0	3×10²²	5×10⁷	4	4
2017^［27］	Two beams	800	2-12	0.1-2.1	35	205±15/ 362±58	39±1/ 2±1	27.9	—	—	—	18±2
2018^［28］	Two beams	800	24.7± 0.7	10.0±0.6	45	250-2000	—	ε_crit> 30	—	10⁶（2-500 MeV）	—	—
2019^［43］	Single beam	800	1.8	0.4	25	200	20	>0.2	—	4.5×10⁷/ 1.2×10⁷（>0.2 MeV）	—	19 / 21
2019^［31］	Single beam	1053	1.0	120	1000	200-380	4000- 11000	0.08-0.25	—	10¹¹	50（1/e²）	100（1/e²）
2019^［44］	Single beam	800	1.3	6	33	300/210	30	1.08/0.53	（2.6±0.3）×10²⁰	2.3×10⁷	—	3.8/4.0
2020^［45］	Single beam	800	1.3	0.45	40	76	120	0.071	—	3×10⁷ —	1（single shot） 14（80 consecu-tive shots）	33/24
2023^［25］	Single beam	800	19-24	26±2	21±1	—	—	0.049-0.290	10²²@10 MeV	—	—	—
2023^［32］	Single beam	800	—	0.5	40	70.3/74.0	52/74（36% RMS）	0.060（± 0.005）/ 0.064（± 0.003）	—	1.1×10⁷/1.3×10⁷	—	17/13（FWHM）

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从近几年全光ICS实验获得的辐射参数可以看出，辐射源的尺寸可以达到μm量级，光子能量覆盖几十keV到几十MeV区间，单发光子数为10⁷~10¹¹，亮度可达10²² photon·s^-1·mm^-2·mrad^-2per 0.1% BW。由LPA输出的电子束的典型电荷量>100 pC，若与之对撞的激光脉宽为30 fs，则根据式（2）可以计算出理论的单发光子数>10⁷；如果重复频率为10 Hz，则理论的光子通量>10⁸ s^-1，高于拟建的一些基于传统直线加速器的ICS光源装置的光子通量。因此AOCS具有优异的亮度、空间、光通量性质，在多个领域的应用中具有独特的优势。

3.2　AOCS的设计

AOCS按功能可以分解为三个部分：电子束产生装置、电子束与激光的对撞装置、电子束与辐射的诊断装置。其中，电子束与辐射的产生是AOCS技术突破需考虑的主要方向。接下来将从电子束参数、对撞激光参数、电子束与激光对撞过程进行具体的阐述。

3.2.1　电子束参数

AOCS中大多采用LWFA作为电子束产生装置。对于LWFA，需要考虑的指标主要有电子电量、能量、能量的可调性、能散度、电子束空间尺寸、发射度以及电子束的指向稳定性等。

由式（4）可知，电子束的能量将会直接影响装置输出光子的能量。前文提到，当散射过程为线性ICS，且 $θ_{1} = π$ 、 $θ_{2} = 0$ 时，光子能量与电子束能量之间的关系可简单表示为 $E_{X / γ} = 4 γ_{0}^{2} E_{L}$ 。电子的能量可调性影响着装置输出的光子能量范围，进而影响着装置的具体应用情景。如图3所示，实验中可以通过控制电子的能量实现光子能量的可调谐性^［30］。此外，若需要高能电子进行对撞，可以通过毛细管放电波导引导对激光进行聚焦，以实现高能光子的输出^{［18，33］}。

图 3. 电子能谱（左）与对应的X射线光谱（右）^［30］

Fig. 3. Electron (left) and corresponding X-ray photon (right) spectrum^[30]

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电子束的能散与发射度对输出辐射的单色性有着重要影响。辐射的相对带宽^［34］表示为

\frac{σ_{E_{p h}}}{E_{p h}} = \sqrt[]{{(\frac{σ_{θ_{m a x}}}{E_{θ_{m a x}}} + \frac{σ_{ε}}{E_{ε}})}^{2} + {(\frac{σ_{L}}{E_{L}})}^{2} + {(\frac{σ_{γ}}{E_{γ}})}^{2}}

，（6）

式中： $σ_{E_{p h}}$ 、 $σ_{θ_{m a x}}$ 、 $σ_{ε}$ 、 $σ_{L}$ 、 $σ_{γ}$ 分别为辐射的带宽、电子关于辐射观察角分布的均方差、电子束归一化均方根发射度、激光带宽、电子束均方根能散； $E_{p h}$ 、 $E_{θ_{m a x}}$ 、 $E_{ε}$ 、 $E_{L}$ 、 $E_{γ}$ 分别为辐射光子能量、与辐射观察角有关的标准化值、电子束横向均方根尺寸、入射激光能量、电子能量。第一个平方项中的第一项是光子观察角对带宽的贡献；第二项是电子束发射度与电子束尺寸相关的带宽；后两个平方项分别代表电子束与对撞激光的相对带宽。图4分别展示了辐射带宽与电子束能散以及发射度的关系。因此，对于单色性要求高的应用领域，需要合理控制电子束的能散度与发射度。Wang等^［20］通过对密度峰的设计实现了能量啁啾控制，降低了电子束的能散。

图 4. 辐射带宽与电子相对能散（左）及电子水平发射度（右）的关系^［34］

Fig. 4. Relationships between the linewidth of scattered radiation and energy spread (left), the horizontal emittance (right) of the electron beam ^[34]

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根据式（5），电量会对光子产额产生直接的影响。电子束的空间尺寸也会对光子产额产生影响，这是由于ICS截面很小，电子束团在碰撞点的密度将影响ICS的效率。谭放等^［35］的模拟结果显示，光子产额会随电子束半径的增大而降低。因此，电子束半径应小于对撞激光的半径，以提高碰撞效率。

电子束的脉宽与指向稳定性等参数也会对辐射产生影响。电子束的脉宽会影响辐射的脉宽，线性ICS中的辐射脉宽取决于电子束与对撞激光脉冲二者中较短的一个^［36］；指向稳定性直接影响对撞过程，进而影响输出光束的指向性和转换效率。

因此，电子束品质对辐射品质来说起着至关重要的作用。在实验中，对电子束最常用的调控手段就是通过改变等离子体的密度控制电子的注入与加速过程。此外，可以通过级联加速电子的方案^［37-38］分别控制注入级与加速级，从而获得所需电子束。

3.2.2　对撞激光的参数

由式（5）可知，激光 $a_{0}$ 的大小会对光子产额产生影响，因此可以通过增加对撞激光的 $a_{0}$ 来增加光子产额。但若 $a_{0}$ 过大，会导致非线性ICS，使辐射谱展宽，影响辐射的单能性^{［16，34］}，同时又会产生高次谐波，从而提高辐射的能量^［27-28］。因此，应根据不同需求选择不同 $a_{0}$ 的激光。在实验中可以通过改变激光的脉宽或聚焦尺寸改变 $a_{0}$ 的大小。

由式（4）可知，激光的频率会对辐射光子的频率产生影响，进而影响辐射光子的能量。因此在线性ICS中，若对对撞激光进行倍频，不需要提高电子能量便可得到较高能的辐射^［26］。

由式（5）可知，激光的周期数也会对光子产额产生影响，因此可以通过增大激光的脉宽提高光子的产额。但是由于电子束和激光的有效碰撞发生在瑞利长度内，激光的脉冲宽度也需要与瑞利长度匹配才能达到较高的转换效率。

3.2.3　电子束与激光对撞过程

当具备了稳定的电子源和对撞光束后，还需要合理设计对撞的相关参数。其中核心的问题是要实现电子束和光束的高效率碰撞。在基于传统电子加速器的ICS装置中，常采用光学谐振腔来实现激光束与电子束的多次碰撞，以提高能量转换效率。而在基于LPA的装置中，电子束通常具有非常短的脉冲宽度，空间分布也较为集中。为了提高碰撞效率，需要对碰撞过程进行合理的设计。

对于单束光结合等离子体镜的ICS方案，可以通过对等离子体镜面形设计来提高碰撞效率。通过等离子体镜面形设计，使反射光束的焦点在不同时刻聚焦于轴上不同位置，从而实现反射光束与电子束相互作用长度的延长^［39-40］。

在单束光结合等离子体镜的ICS方案中，等离子体反射镜的位置也会对辐射输出造成影响。若等离子体镜距离喷嘴过近则会对等离子体的分布造成影响，从而影响电子的品质；若等离子体镜距离喷嘴过远则会造成激光的耗散，使反射激光强度降低，不利于辐射的产生。叶翰晟等^［41］模拟了不同等离子体镜位置对辐射的影响；Yu等^［24］给出了在实验中不同的反射镜位置与伽马光子产额之间的关系。

对于双束光的ICS方案，对撞激光与加速电子对撞角度的调节比较容易实现。由式（4）可知，对撞激光会对输出光子的能量产生影响，因此可以通过改变对撞角度实现辐射能量的可调谐输出。

综上所述，AOCS的设计需要根据应用需求确定目标参数，然后得到具体的作用模型，再逐步确定各参数，达到最优的能量转换效率和较高的系统稳定性。4　应用前景

尽管目前传统的ICS源装置的建造已相对成熟，但其应用仍受限于电子加速系统与辐射产生系统的尺寸。而AOCS具有小型化及高亮度、短脉宽等独特的辐射特性，非常适合基础科学研究、工业、生物医学等方面的应用。

4.1　基础科学研究中的应用

AOCS可以提供高亮度、高能量与高时间分辨并且偏振与轨道角动量可调的X/γ射线源，从而推动多个科学领域的前沿研究。

其一，全光ICS可以为研究极端光场物理提供条件，可以通过高能电子与超强激光的作用对量子电动力学效应^［46］与辐射反作用力进行研究与实验验证^［28］。其二，全光ICS可以对超快动态过程进行分析，用于超快光谱学技术^［47］，研究原子、分子、纳米结构和固体中的光诱导动力学过程。数十keV到MeV能量范围内且空间分辨率高的X射线源是研究高能量密度物理的有效手段^［48］。在研究高能量密度物体内部的超快动力学过程时，通常要进行高能射线透过率的测量。AOCS可以为此类研究提供超高亮度、超短脉冲宽度的能量可调的高能射线。此外，AOCS有望产生窄带宽的高能γ射线，可以用于研究和探索核物理的多个方面。通常利用高能伽马光子通过核共振荧光实验来研究原子核结构和核反应^［49-50］。

相比于传统ICS源，AOCS还有一个独特的优势是可以产生偏振与轨道角动量可调的射线^{［32，51-52］}。通过具有轨道角动量或自旋角动量激光的ICS便可产生此类射线。高能偏振伽马射线与大轨道角动量伽马射线在天体物理、高能物理等研究中均有重要的作用，它为光与物质的反应提供了新的维度信息，比如偏振伽马射线可以产生高极化的短脉冲正电子束^［53］，也可以用于测量真空中的双折射效应^［54］等。此外，具有大轨道角动量的伽马射线可以用于在实验室中模拟与验证天体物理现象。

4.2　工业方面的应用

AOCS在工业领域具有重要的应用价值，尤其是物质无损检测、危险物品检测、核材料的检测与处理等方面，接下来将对其进行简要阐述。

通过全光ICS可以产生能量较高且可调谐、源尺寸小的X/γ射线，这类X/γ射线非常适用于高空间分辨的穿透成像，进行物体的无损测量，例如，它可以对亚mm分辨率的复杂致密物体进行成像^{［22，45，55］}，如图5、6所示。此外，通过线性ICS可以产生窄带宽X射线，这种窄带宽的X射线可以减少辐射计量的沉积，提高检测的信噪比。

图 5. 基于AOCS的感兴趣区域（ROI）成像^［45］。（a）测试对象实物图（ROI用虚线圆突出显示）；（b）60发累积成像结果

Fig. 5. AOCS-based region-of-interest (ROI) imaging^[45]. (a) Illustration of test object (ROI highlighted by a dashed circle); (b) 60-shot accumulated projection image

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图 6. 射线成像结果^［22］。（a）放大倍数为1.2的U盘的X射线成像；（b）刀边法成像（刀边为一个被切割的InSb晶体）

Fig. 6. Radiographic results^[22]. (a) Radiograph of a USB flash drive with magnification of ×1.2; (b) knife-edge imaging (knife edge is a cleaved InSb crystal)

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利用X/γ射线的散射信号还可以实现对隐藏的危险目标（如爆炸物等）的远距离非接触测量。AOCS具有体积小、亮度高的优势，是比较适合这种应用的光源，有利于实现较强的回波信号。

利用单能γ射线激发核共振荧光，从而对低密度物体进行同位素特异性检测^［56］，进而进行核废料的分析。进一步利用γ射线诱导核反应，可将长寿命的同位素转变为短寿命的同位素，实现对核废料的处理。

4.3　生物医学方面的应用

AOCS产生的X/γ射线在生物医学中的应用主要包括医学成像诊断与治疗两个方面。X射线在生物医学方面最常见的应用是扫描与成像，比如计算机断层（CT）扫描^［57］、相衬成像（PC）技术^［58］、微计算机断层（μCT）扫描^［59-60］和K边减影成像等^［61］。PC技术需要具有空间相干性的X射线源，若要实现具有高亮度的空间相干X射线源则需要辐射源具有较小的空间尺寸以及较低的能量。μCT扫描可以对小尺寸的生物胚胎等进行成像^［59］，该应用需要源尺寸小、脉宽短的高亮度光源，以获得高的空间分辨率与短的采集时间。另外，高亮度的单能X射线非常适合用于K边减影成像^［61］，该技术可以对心血管疾病进行诊断与介入治疗。AOCS可以产生源尺寸较小、脉宽短、亮度高且能量从低能到高能可调谐的X射线，其辐射特性有望满足上述应用的需求，因此AOCS在成像方面的应用值得深入研究。

除此之外，AOCS还可以产生MeV量级的γ射线，用于肿瘤的放射治疗。数MeV的γ射线可以用做“伽马刀”^［62］，主要用于治疗脑部肿瘤以及脑血管病变等，实现精确地杀伤靶区内肿瘤组织及细胞的功能。AOCS有望提供能量可调的准单能γ光子，非常适宜光裂变应用，因此γ射线还可以用于产生医疗中所需的放射性同位素。

5　总结与展望

本文对ICS的物理机制及其辐射光子的基本特性进行了总结，回顾了近年AOCS的装备建设与实验进展。根据目前的辐射源应用需求与所存在的问题，提出了AOCS的设计要点。最后从基础科学研究、工业、生物医学三个领域介绍了AOCS的典型应用。

与传统的ICS装置相比，AOCS的主要优势有：体积较小、造价较低、具有优异的空间与时间特性且亮度较高，因此AOCS具有重要的应用价值。尽管AOCS极具前途，但目前仍处于实验探索与开发阶段，其实验装置还有进一步的优化空间。其中最重要的是如何实现激光与电子束的时间与空间同步。单束光结合等离子体镜的实验方案虽然可以实现电子束与激光在时间上的同步，但却无法保证二者在空间上精确同步。因此在实验上如何对激光与电子束的位置进行监测，并根据两者位置的偏差对激光进行调节仍是有待解决的问题，亟需开发一套精准定位系统对激光光路进行调节，来确保电子束与激光的精确对撞。

目前，AOCS尚未在大规模项目中广泛应用，如何进一步提高AOCS的光子品质，使其满足应用需求仍是科研团队亟待解决的问题。除此之外，一些AOCS的独特特性仍有待充分发掘与利用。如果以上问题得到解决，则AOCS将会为多个领域的发展带来新的机遇。

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