在强激光等离子体相互作用中正电子束的发射第一个测量强激光产生正电子束的装置已经制成。

在不同的激光产生条件下通过测量不同的正电子能量峰值下的正电子发散和源尺寸得到发射值。

对于其中一个激光产生条件，我们使用了一个空间paper-pot 技术来改善发射值。

相比于使用在现在加速器上的正电子源，在100和500mm.mard之间激光产生正电子有一个几何发射。

在5-20Mev能量范围中，每束1010-1012个正电子中，这种低的束流发射度是准单能的，这可能在未来加速器中能作为替代正电子源。

最近的实验表明，在FWHM中大约20-40度的发散角下，用强短脉冲激光照射富含高Z的目标靶可以产生数量众多的准单能兆电子伏特的正电子。

这个实验表明了可以使用激光产生正电子作为直线加速器中的替代源的可能性。

使用激光产生正电子作为新的替代源取决于一些潜在的优势，大大减小的物理尺寸，更少的成本和束流品质的提高比如每个脉冲的粒子数，能量范围，束流发射度。

这些优势正是基于激光尾场的电子加速器概念所追求的。

传统的正电子源通常包含高能量的电子束和富含Z的目标靶。

例如，SLC使用了一个120 Hz, 30 GeV, 30kW的电子束和一个24mm厚，水冷却式W(90%)-Rh(10%)目标靶来产生正电子。

一个两千米长的直线加速器需要产生电子驱动束。

在2-20 MeV范围内，大约500mm.mrad的几何发散度下，在加速系统中可以捕捉到每束5×1010的正电子束。

在被放进加速器之前，被收集到的正电子束要先被加速到 1.2 GeV并且被传送到一个发射制动环中。

用强激光产生正电子的同时会在高Z目标靶中产生相似的电子。

用一个持续的非常短强激光脉冲照射一个1mm厚，直径2mm的金制目标靶，产生1010-1012个5-20MeV的准单能正电子。

既然这是总电子能量其中包含了决定正电子产量的兆电子伏特电子，所以激光的功率会比激光的强度更重要。

相同的物理过程在基于正电子源的的加速其中是有优势的。

在BH过程中，激光产生热电子制造能产生和原子核相互作用的正负电子对的轫致辐射光子。

考虑到对比每个脉冲的粒子数和粒子能量，这篇文章会阐述激光产生正电子束的几何发射度，和与在SLC 中~500mm.mard的比较结果。

几何发散度 ，被定义为，其中x和x'表示在x轴上的粒子的位置和发散，代表一束中粒子的平均数。

发散角的上限，其中和分别是原尺寸和发散角度的平方根。

这篇文章说明了四个驱动激光正电子能量6,12,17,28MeV的发射度上限。

我们展示的发散度是通过1-D方法得到的。

考虑到非常小的激光焦点的结合和在20至40度范围内测量正电子束的发散，可能会预期正电子发射度可能小于10mm.mard。

然而，实际的源尺寸和激光产生正电子束的发散度比预想的更大，如图1a所示。

在激光中产生的热电子通过目标靶传送，所以，在目标靶任意深度中，正电子构成的区域都会比激光中焦点区域大。

小部分有足够动能的正电子可以跃出目标靶并且成为有用的作为正电子源。

跃出表面的正电子在目标靶背面的横向分布决定了原尺寸大小。

源尺寸和角发散都会受到最初等离子体激光的相互作用和带电粒子通过目标靶运输的影响，两者都依赖于激光和目标靶的条件。

这篇文章展示了在我们的实验条件下源尺寸是，在一定的激光能量范围内束发散为。

激光产生正离子束的发散上限为100至500mm.mard,和SLC中正离子源相比。

实验中使用了LawrenceLivermore National Laboratory波长为1.054，10ps 激光脉冲的Titan激光，和Omega EP激光器在Laboratory for Laser Energtics，University of Rochester。

能量为200-320 J (Titan) 和250-850 J (Omega EP)的激光被聚焦到8um(Titan)和25(OmegaEp)的直径斑点上,产生峰值强度为从5×1018到6×1019W/cm2的激光。

两个激光中相对于主脉冲强度的钱脉冲大约是106。

一个大的等离子体会减少在临界表面的激光能量对电子的耦合，我们发现了一个适中的界面对于等离子体，增强激光能量对兆电子伏特电子的耦合所需要的正电子代。

所有的目标靶为1mm后的金制磁盘。

图1.激光器和目标靶几何原理图（a）和正电子发散测量示意图(b)（不按比例）。

正电子（和电子）源取决于从目标靶背面逸出的粒子。

在（b），分光仪的磁场垂直于分光仪的轴线，取决于激光束和分光仪的轴线。

在不同位置的发散的测量（A,B,C）覆盖了整束发散角的一半，图中被给的每个粗黑线仅仅是束的一小部分。

实验的设置如图1所示。

主要的特点是用一个磁分光仪测量电子和正电子作为他们动能的函数。

为了测出正电子发射度的上限值，我们使用了线性狭缝阵列附属于光谱仪上瞄准仪和磁场的平行方向。

使用了两个不同的狭缝阵列，一个是每200um15个狭缝，隔开200um，另一个是从50到1000不等的狭缝，隔开850um。

狭缝的目的是反映在平行磁场方向的正电子源，和充当已经被广泛研究用来测量束发散度的1-D pepper-pot。

在源位置的视场中每一个狭缝都大大超过了可能的横断面源的尺寸，保证了得到一个清晰地源图像。

如图1b所示，通过整束半角发散观察在束和光谱仪的轴线的角度是不同的。

这个程序是必须的，因为光谱仪放置在距离源105-300mm处，束的尺寸会比狭缝阵列的尺寸更大。

轴对称强度分布的激光器通常会导致平面标靶产生轴对称电子代，所以会出现轴对称正电子束。

所以，在实验中，只需要观察一半的束角分布。

通过保持激光器和标靶条件稳定在不同角度记录正电子束强度来测量束的发散角。

当计算归一化强度时激光器能量的波动被看做是线性的。

束的角度数据和高斯函数相符合。

图2展示了在10ps激光器能量为～300J。

发散角度大概是20+/-6度。

通过这些激光参数，正电子分布的峰值在～12MeV。

这个结果通过在标靶背面通过鞘电场加速正电子得到的。

不确定符合角分布主要因为束强度的分散，是由激光前置脉冲条件不同引起的。

虽然前脉冲能量通常与主脉冲激光能量成比例，但是在前脉冲条件下是很复杂的，一个简单的线性褶皱是不足以包含正电子束强度的影响。

以此类推，在能量为～850J，脉冲持续时间10ps的Omega EP和2mm直径，1mm 厚的金制标靶条件下测量发散角。

在这些测量中，磁分光仪仅仅用于瞄准镜，也就是说没有狭缝阵列。

FWHM角分散为～22度。

正电子能量的峰值转移到～18MeV由于激光能量的提高。

图2，Tian激光，激光能量～300J，脉冲持续时间10ps，测量正电子束发散角度。

正电子能量峰值分布是12MeV。

插图分布是正电子束分散角相对于激光能量的函数图像。

在～300J Titan激光器和～800J Omega EP激光器条件下获得的数据。

正电子源尺寸通过界限不明的图像测量，图像通过在线性阵列中200,250，和1000um宽的狭缝产生。

在界限不明的图像系统中，检测器信号图像的剖面是源尺寸，狭缝函数，系统放大倍率和检测器分辨率的卷积。

1000um宽的狭缝边缘在镜像平面投射出源的一个界限不明的图像。

假定源的强度轮廓接近于高斯函数，在界限不明的图像上12%和88%两个强度点与FWHM一致。

对狭缝函数，系统放大倍率和检测器分辨率这些数据去卷积，得到源尺寸，和峰值分布下的能量是一致的。

正电子束的轴对称性被证实通过在狭缝阵列取向平衡和垂直于角扫描方向条件下的源尺寸数据。

结果表明，狭缝方向不同的情况下图像尺寸相同，证明了我们预想的正电子束的轴对称性。

图3，图像显示了在不同狭缝宽度200,1000,50,100,250um下的狭缝阵列的电子能谱。

狭缝阵列平行于正负电子能谱仪的的磁场方向。

源尺寸中错误的数据来源于几个因素，例如狭缝尺寸测量，系统放大率的计算，适配步骤，统计过程，和仪器像素大小。

这其中最重要的是放大率和仪器空间分辨率。

在实验中使用的磁分光仪，虽然可以分开正负电子，但是受限制于系统的分辨率，l/L=1.2-1.6，由于从狭缝阵列到探测器的短漂移距离。

另外，仪器是一个富士图像（BAS-IP-2040 SR），当扫描在像素在50到100um时有一个空间分辨率大约为80-150um HWHM。

小的放大率和检测器分辨率的结合受限于原尺寸测量的分辨率大约为+/-120um。

磁分光仪的边缘场导致了额外的一个错误，对束有一个轻微的散焦影响。

所有单个错误的积为+/-150um.图4展示了正电子源尺寸相对于束能量的函数。

峰值能量在6.5MeV到16MeV 相对应于源尺寸从800到400um，其中大的源尺寸相对应于小的峰值能量，这也可能作为热电子自生磁场准直的证据。

图4，从左至右为正电子束通过狭缝宽度为200,1000,50,100,250um的狭缝输出的图像。

在最大振幅上通过在高度12%和88%截取横坐标得到两值，两数值的平均值用来计算源尺寸。

插图显示了测量的正电子源尺寸作为在不同Titan 激光条件下几个激光的射击下正电子能量的函数。

在图5中展示了在一系列激光能量下，从测量到的正电子束发散和束源尺寸得到的几何发射度上限。

在图5也标识出了在激光能量～300J，10ps下通过对发射度测量的细节分析所得到的结果。

这个分析遵循了已经推导过被设定好的1-D 方程式。

图5，激光产生正电子和SLC 的测量发射度的简要对比。

空心长方形和空心圆分别代表在Titan 和Omega Ep 激光由束发散和源尺寸测量决定的发射度上限。

实心长方形和实心三角形是由在～12MeV 的Titan 激光分别使用已测量的数据点和数据点的其他连续点通过1-D 方法得到的结果。

后两个数据转移到11MeV 会使数据更清晰。

水平直线所表示的错误数据代表正电子束的FWHM 能量发散。

SLC 正电子发射度和它的浮动范围由带有阴影区域和其中虚线代表。

N 是通过狭缝正电子的总和∑=sj j n N ，其中是通过第j 个狭缝正电子的数目。

x j 和x j '是第j 个狭缝的位置和分散，x -和x '-分别代表狭缝位置和分散的平均值。

σ2,'x j 是第j 个狭缝分散的均方根。

由于狭缝投影的平顶分布我们修正σ2,'x j ，其中l 是源到狭缝的距离，L 是狭缝到图像平面的距离。

M 是系统的放大率，d 是狭缝的宽度。

把测量数据代入上述方程，我们得到束的发射度101+/-44mm.mard.如果通过高斯函数插入一个适合的束强度数据点，在这种理想情况下得到了更小的束发散62+/-58mm.mard.总而言之，激光产生正电子和使用在SLC 上的480mm.mard 的源有可比性，但在某方面会较小。