CN101133474A - 大功率激光加速离子的靶设计 - Google Patents

Abstract

公开了用于设计激光加速的离子束的方法。该方法包括对系统建模，该系统包括重离子层、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，使用所述模型，将重离子层的物理参数、电场和最大轻正离子能量相关联，并改变该重离子层的参数以优化该高能量轻正离子的能量分布。一种方法包括使用二维单元内粒子(PIC)仿真和一维分析模型，分析通过高功率激光脉冲和双层靶的相互作用对于轻正离子例如质子的加速。在该模型中，被加速的轻正离子例如质子获得的最大能量依赖于重离子层的物理特性－电子－离子质量比和离子的有效电荷状态。对于电子和重离子种类的动力流体方程求解，以及使用对于质子的测试粒子近似。发现重离子运动改变了纵向电场分布，由此改变了对于轻正离子的加速条件。

Description

大功率激光加速离子的靶设计

相关申请的交叉引用

本申请要求2004年12月22日提交的美国临时专利申请No.60/638,821的权益，该申请的全部内容通过参考包括在这里。政府支持的陈述

这个工作根据合同号CA78331，部分地得到了卫生与公共事业部、国家卫生协会的支持。因此，该政府可以具有这些发明中的权利。

技术领域

本发明的领域涉及激光加速轻正离子，例如由于超高强度的激光脉冲和靶材料的相互作用所产生的质子。本发明的领域还涉及靶和它们的设计，用于与超高强度的激光脉冲相互作用从而产生高能量轻正离子。

背景技术

由于超高强度激光脉冲和等离子体的相互作用在很多领域中有前途的应用，例如硬性X射线、中子、电子和高能量离子的产生，所以超高强度激光脉冲和等离子体的相互作用已经引起了相当大的兴趣。激光加速的离子束具有特定的特征，例如高准直和高粒子通量，这使得它们对于受控核聚变、材料科学、用于医学诊断的短寿命同位素的产生和强子治疗(例如用于癌症治疗的质子束放射)中的应用很有吸引力。

目前存在创建这样的靶材料的需要，这种材料可以控制地提供受控成分和能量分布的离子束。以前试验研究的目的是理解超高强度激光脉冲和薄固体结构(也就是靶)的相互作用过程中质子/离子的快速产生的不同机构。使用厚度在从几微米“μm”到大于100μm的范围内的金属以及绝缘体靶。所观察到的离子的由来和它们的加速机构依然是争论的问题。在被入射激光直接照射的前表面处或者在后表面处产生和加速离子，其中通过由空间电荷分离产生的静电场出现加速。尽管在一些实验中已经示出质子加速发生在靶子的背表面上，但是特殊试验条件(激光基座和靶特性的影响)可以确定加速方案。因此，存在更好地理解强烈激光脉冲和材料相互作用的动态特性的必要。这种理解将依次产生改善的靶设计和设计用于产生激光加速的离子束的靶的方法。

用于在靶子的背表面上加速粒子的一个理论模型是基于准中性等离子体到真空中的膨胀。在该模型中，由于在膨胀的等离子体云前面的狭窄层中的空间电荷分离，所以产生了加速的电场，假定该等离子体云是中性的。在超短和超强烈的激光脉冲和固体结构的相互作用中，放弃准中性的假设。计算机仿真的结果表明：千兆兆瓦特的激光脉冲和等离子体箔的相互作用导致了破坏等离子体的准中性的延伸区域的形成，当考虑通过超强度脉冲进行离子加速时，应当关注这种因素。在Phys.Rev.E 69，026411(2004)中由Passoni等人描述了由两组电子产生的电场结构，每组根据具有不同热量的Boltzmann分布。通过对于箔内部(存在离子的地方)及其外部(驻留电子的地方)的静电势分布的泊松方程进行解，已经考虑到电荷分离的影响。这种方法不受限制，因为它固有地提供了与时间无关的描述。然而，为了定量地估计离子能量，要求电场轮廓的时间进展(也就是，随时间变化的)是已知的。尽管在Plasma Phys.Rep.30，21(2004)中由S.V.Bulanov等人建议的处理提出了获得自相容静电场的时空进展，为了理解和估计离子可以在该场中获得的最大能量需要另外的工作。同样，为了设计和最优化激光加速的离子束系统也需要另外的工作，该激光加速的离子束系统能够产生可用于医疗应用的能量分布的正离子。

在强电荷分离的条件下，存在质子/离子加速的几个理论实例。一个是离子簇的库仑爆炸。和靶子相互作用的激光脉冲发射电子，由此在箔内部产生强电场，该强电场在离子加速过程中起着重要作用。在其它情况中，通过电离的靶的电场(和时间无关的)来加速质子，并且通过使用试验粒子近似方法可以描述它们的动态特性。多层靶系统更具体地是两层靶系统，对于这种加速方案具有特别良好的结构。在这种结构中，第一层具有质量为m_i和特殊电离状态Z_i的重离子，以及第二层(附着到它的背表面上)具有电离的氢。在激光有质动力的作用下，电子从靶逃脱，留下重离子的带电层。如果离子质量远远大于质子的质量，则在质子的有效加速期间，通常忽略离子簇的动态特性(库仑爆炸)。在该时期中，认为离子簇的电场与时间无关，并且这种电场带来了在不变(stationary)但是空间不均匀的电场中的质子加速的问题。

尽管上述工作对于描述离子加速动态特性是有用的，但是质子加速时间实际上相对较长(t≈100/ω_pe)，并且自相容电子动态特性和离子簇爆炸的效应典型地导致随时间变化的电场。结果，最大的质子能量典型地依赖于簇的物理特性(例如，离子质量和电荷状态)。因此，不能完全理解簇的特性对加速电场的影响和与双层靶相互作用的激光的最大质子能量。因此，存在为了设计改进的靶而更好地理解高能量激光脉冲和靶材料的相互作用的必要。这种理解将依次产生改进的靶设计和为了产生激光加速离子束而设计靶的方法。

发明内容

本发明提出了一种解释库仑爆炸效应的影响的电场发展的模型。使用这种模型来设计靶和包括高能量轻离子的激光加速的离子束。如这里所使用的术语“高能量”指的是具有从大约50MeV到大约250MeV的范围内的能量的离子束。该模型基于对于电子和离子成分的一维流体动力方程的解。使用该模型的领域中获得的结果，来将在靶中的重离子层的物理参数与电场结构以及最大质子能量相互关联。这些结果产生了用于设计双层靶的设计方程，它们对于产生高能量轻正离子例如质子是有用的。

本发明还提供了用于设计用于产生激光加速的离子束的靶的方法。这些方法典型地包括：对系统建模，该系统包括重离子层、电场和具有包括最大质子能量的能量分布的高能量质子；使用该模型，将重离子层的物理参数、电场和最大质子能量相关联；并改变重离子层的参数，以优化高能量质子的能量分布。

本发明还提供了用于设计用于产生激光加速的离子束的靶的方法和根据这种方法制造的靶，该方法包括：对系统建模，该系统包括靶，该靶包含重离子层、电场和具有包括最大质子能量的能量分布的高能量质子，其中该系统能够用参数χ描述；并改变参数χ以优化高能量质子的能量分布。

本发明还提供了用于设计激光加速的离子束的方法，包括：对系统建模，该系统包括重离子层、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子；使用所述模型，将重离子层的物理参数、电场和最大轻正离子能量相关联；并改变重离子层的参数，以优化高能量轻正离子的能量分布。

本发明还提供了用于设计用于产生激光加速的离子束的靶的方法，包括：对系统建模，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括以参数χ为特征的重离子层；并改变参数χ，以优化高能量轻正离子的能量分布。

本发明还提供了用于在系统中产生激光加速的高能量轻正离子束的靶，该靶通过以下过程制成：对系统建模，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括以参数χ为特征的重离子层；并改变参数χ以优化高能量轻正离子的能量分布。

本发明还提供了用于在系统中产生激光加速的离子束的靶，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括：以参数χ为特征的重离子层，其中改变参数χ将建模系统的高能量轻正离子的能量分布进行最大化。

考虑到下述的附图和具体描述，对于本领域技术人员来说，本发明的这些和其它方面将是显而易见的。概述和下述的具体描述不应当背认为是对于由所附的权利要求限定的本发明的限制，而仅仅起到提供本发明的实例和解释的作用。

附图说明

通过结合附图阅读可以进一步理解上述的概述以及下述的具体描述。为了说明本发明，在图中示出了本发明的一些示例性实施例；然而，本发明不局限于这里公开的特定方法、组成和设备。在图中：

图1是激光靶系统的实施例的示意图，其中，该靶包括后表面上附着有低密度氢层的高密度重离子厚片；

图2描述了在t＝40/ω_pe时在(x，y)平面中电场的(a)纵向成分(E_x)和(b)横向成分(E_y)的分布，其中ω_pe≈3.57×10¹⁴s^-1。

图3描述了针对结构参数χ的三个不同值在t＝35/ω_pe时(a)电子、(b)质子和(c)重离子的能量分布。

图4描述了在t＝32/ω_pe时在(x，y)平面中(a)电子、(b)质子和铂离子密度的空间分布，其中ω_pe≈3.57×10¹⁴s^-1。

图5描述了在t＝32/ω_pe时，对于不同的离子-质子质量比和相同的电离状态Z_i＝4，作为x的函数的纵向电场轮廓Ex(x，L_y/2)，其中ω_pe≈3.57×10¹⁴s^-1。

图6描述了在t＝150/ω_pe时对于电子(实线)和离子(虚线)的电子相空间分布(a)和密度分布(b)。对于(0＜x＜1/2)，最初的电子动量分布p_e，o＝10m_ec，以及对于(-1/22＜x＜0)，最初的电子动量分布p_e，o＝-10m_ec。

图7描述了通过简单表达式 $\mathrm{\γ}({\tilde{p}}_e,0)={(1+\mathrm{\α}{{\tilde{p}}_e}^2,0)}^b$ 近似的数字获得的参数γ，其中a＝0.691(4)，b＝0.2481(2)，以及是标准化的电子初始动量。

具体实施方式

通过结合附图和实例参考下述的具体描述可以更容易地理解本发明，附图和实例形成该公开的一部分。应当理解的是本发明不局限于这里描述的或者所示的特殊装置、方法、条件或者参数，并且这里使用的术语仅仅只是借助实例来描述特殊实施例的目的，而不意味着是对所要求的本发明的限制。而且，如在包括所附的权利要求书的说明书中所使用的，单数形式“个”和“该”包括多个，并且参考特殊数值至少包括特殊值，除非上下文清楚地另外规定。当表达值的范围时，另一个实施例包括从一个特殊值和/或到其它特殊值。类似地，当数值借助于前面的“大约”表示为近似值时，将知道特殊值形成另一个实施例。所有的范围都是包含端点的和可以组合的。

应当理解的是，在单个实施例中还可以组合地提供本发明的某些特征，为了清楚起见这些特征在单独实施例的上下文中进行描述。相反，还可以单独地或者任何子组合地提供本发明的多个特征，为了简洁在一个实施例的上下文中描述这些特征。另外，对于在该范围中所述的值的参考包括该范围内的每一个值。

在本发明的一个方面，使用和双层靶相互作用的激光的单元内粒子(PIC)仿真，来确定簇的特征对于加速电场和最大质子能量的影响。提供考虑库仑爆炸效应的影响的电场发展的理论模型。该模型基于电子和离子成分的一维流体方程的解。在该模型领域内获得的结果，一方面解释了重离子层的物理参数与电场结构之间的相互关系，另一方面解释了重离子层的物理参数与最大质子能量之间的相互关系。

计算机仿真结果。使用二维PIC数字仿真代码来描述高功率激光脉冲和双层靶之间的交互作用。PIC仿真显示了激光和等离子体相互作用的特性特征，尤其是在非线性和运动效应的作用使多维分析方法及其困难的情况下。在激光脉冲和双层靶的相互作用中考虑质子的加速。在具有网格大小Δ＝0.04并且仿真准粒子的总数量为4×10⁶的2048×512仿真盒中进行计算。已经使用用于粒子和电磁场的周期性边界条件。为了最小化边界条件对于仿真结果的影响，将最大仿真时间设置为80/ω_pe≈225fs，其中ω_pe是电子等离子体频率。已经研究了几种具有不同电子-离子质量比和电离状态的靶。对于存在超高强度激光脉冲的给出多电子系统中，可以根据波动方程的解来计算离子的电离状态。因为在具有两个或者多个电子系统中计算电离状态通常是冗长的，所以可以在一些实施例中提供离子电荷状态作为参数而不是计算的值。

图1示出了双层靶的实施例的示意图。一个实施例可以包括背表面附着有0.16μm厚的低密度(ne≈2.8×10²⁰cm^-3)氢层的0.4μm厚的高密度(ne≈6.4×10²²cm^-3)重离子箔。靶被放置在仿真盒的中间，并使得激光脉冲从左边进入到相互作用区。利用无量纲振幅a＝eE₀/m_eωc＝30沿着y轴对激光脉冲的电场进行极化，对于λ＝0.8μm的激光波长该振幅对应于1.9×10²¹W/cm²的激光峰值强度。激光脉冲是分别具有15λ和8λ的长度(持续时间)和宽度(束直径)(FWHM)的高斯形状，其对应于大约890-TW系统。

在图2中，在t＝40/ω_pe时展示电场的E_x(纵向)和E_y(横向)分量的空间分布。即使靶的厚度远远大于无碰撞趋肤深度，由于电子等离子体频率的相对减小，所以入射脉冲分裂成反射的和传输的成分。结果，一部分激光能量通过超临界密度的靶。加速质子的纵向电场延伸遍布跨过靶的两侧上的大空间距离。该电场是通过利用传播激光脉冲来在向前和向后方向上加速的扩展电子云所产生的。

图3示出了对于基板的结构参数的不同值χ＝Z_im_e/m_i，在t＝32/ω_pe时的(a)电子、(b)质子和(c)重离子的能量分布。可以看出，电子和重离子能谱类似于准热量分布，而质子能谱具有带有取决于χ的值的特性能量的准单能形状。T.Z.Esirkepov，S.V.等人的Phys.Rev.Lett.89，175003(2002)表明可以从双层靶几何形状产生高质量的质子束。当激光脉冲和靶相互作用时，在第一层中的重原子和在第二层中的氢原子都电离，由此产生等离子体夹层结构，由高Z重离子等离子体和“附着”到其背表面上的电离的氢构成。在有质动力的作用下，一些电子被从等离子体排斥(在向前和向后的方向上)，由此产生加速薄层的纵向电场，直到该薄层充分小到纵向电场不被明显扰乱。在这种情况下，通过在带电重离子层和快速电子云之间产生的电场来加速质子。在该实施例中，较薄的质子层导致了加速质子的较窄能量扩展。不受特殊的操作理论的限制，只是因为这样的事实，在任何给出的时间，在狭窄厚片中的质子经历几乎相同的加速电场。质子运动中的这种特性还可以从图4中在(x，y)平面中的(a)电子、(b)质子和铂离子(Zi＝4，m_i/m_p＝195)的密度所示的粒子的空间分布看出。在时间t＝32/ω_pe时，质子层已经从高Z靶分离并向前几乎不畸变的行进。同时，重离子层由于它的较大质量以非常慢的速度扩展。离子的特性响应时间和离子等离子体频率 $1/{\mathrm{\ω}}_{\mathrm{pi}}=\sqrt{m_i/{4\mathrm{\πe}}^2{n}_0{Z^2}_i}$ 相当，其中n₀是离子密度。一旦电子已经离开靶，则离子层开始在库仑排斥力的作用下扩展。即使离子的响应时间长于质子的响应时间，它的动态也显示出对纵向电场的影响，由此影响质子束的加速。

如从图3看出的，参数x＝Z_im_e/m_i的较大值产生了更有效的质子加速(假定相同的电离状态Zi＝4，和铂基板相比对于碳基板增加了接近50％)。换句话说，更强的离子扩展导致了更有效的质子加速。起先，由于离子扩展伴随着纵向电场的降低(电场能量部分地转化成扩展离子的动能)并估计可能导致较低的质子能量，所以这个结果似乎违反直觉。

可以从S.V.Balanov等人在Plasma Phys.Rep.28，975(2002)提议的图片确定最大质子能量的简单估计，其中用大半轴等于靶横向尺寸R₀并且小半轴等于I(2I是靶的厚度)的带电椭圆形产生的电场，来近似重离子的带电层的纵向电场。在这种情况中，纵向电场和静电势具有下述的形式(Landau和Lifshits，Electrodynamics of Continuous Media，Pergamon Press，Oxford，1988)，

$E_x\left(x\right)=\frac{{8\mathrm{\πen}}_0{Z}_{i}l{R}_{0^2}}{3}-\frac{1}{({R^2}_0-l^2+x^2)}---\left(1\right)$

$\mathrm{\Φ}\left(x\right)=\frac{{4\mathrm{\πen}}_0{Z}_i{{\mathrm{lR}}^2}_0}{3}\frac{1}{({R^2}_0-l^2)}\arctan \left[\frac{\sqrt{{R^2}_0-l^2}}{x}\right]---\left(2\right)$

在该领域中质子获得的最大动能可以等于其在靶表面上的势能。假定靶厚度远远小于通过下述方程获得的其横向尺寸，

ε≈2πZ_ie²n₀lR₀                             (3)

在一个实施例中，在方程(3)中的估计给出了最大质子能量的上限，其可以通过这样的假定来确定：所有的电子获得足够动能以克服吸引的电场从靶逃离出来，以至于它们决不返回到靶。然而，实际上，对于在仿真中使用的激光强度，通常一小部分电子从靶逃离出来。剩余的部分保持在靶附近，它们中的一些执行相当复杂的振荡运动(参见下面)。这种效果大大降低了箔中的总电荷密度，由此充分地降低了通过方程(3)估计的最大质子能量。方程(3)显然不能解释质子能量对于离子质量和箔的电离状态的依赖性(对于所给初始电子密度)。和方程(1)提供的简单模型相反，在自相容电场中靶的库仑爆炸和电子动态特性的组合使得该电场随时间变化。

最大质子能量对于靶参数的依赖性典型地来自于离子运动对于纵向电场的影响。图5示出了在t＝32/ω_pe时，对于三种不同的离子-质子质量比、具有Zi＝4的相同电离状态、作为纵向方向上离靶的距离的函数的电场轮廓，该纵向方向是质子加速的方向。电场结构是这样的，由于电场能量较低效率地转化成离子的动能，所以其振幅在扩展重离子层的表面上(电场开始随着距离而减小的点)随着离子质量而增大。另一方面，更远离靶的电场显示出相反的趋势，其中，该电场值随着离子-质子质量比的增加而降低。由于质子层快速地离开靶的表面(在任何显著的靶扩展出现之前)，超出箔的电场分布典型地决定最大质子能量。

在一个实施例中还可以考虑通过扩展电子和重离子云产生的自相容电场中的质子加速的问题。而且，在该实施例和其它实施例中，还可以估计库仑爆炸对于加速电场的结构的影响。由于高强度激光脉冲和等离子体的相互作用构成了极其复杂的物理现象，所以可以考虑稍微简单的物理图片，其能够将和纵向电场的进展有关的某些方案阐明。

假设初始位于靶中的电子具有平坦密度分布n_c＝Z_in₀θ(l/2-|x|)，其中n_e，0＝Z_in₀以及θ(x)是Heaviside单位阶跃函数。在高强度短激光脉冲的作用下，电子典型地得到纵向的相对动量p_e，0。该动量可以是初始电子位置的函数x_i(0)。可以提供模型，其中一半电子(位于0＜x＜1/2的区间内)从激光脉冲得到动量p_e，0，而另一半(位于-1/2＜x＜0的区间内)从激光脉冲得到负动量-p_e，0。该模型某种程度上可以是对于电子流体运动的大致描述，其中向前移动的粒子对应于由有质动力加速的那些粒子，然而由于已知为“真空加热”的过程，所以向后移动的电子被相反方向地吸引。尽管在初始电子流体动量分布的描述中该模型构成了相当的简化，但是它可以恰当地描述电场进展的有关物理机制。

A.电子云的自相容进展。借助于电子和离子成分的一维流体动力方程可以描述等离子体到真空中的扩展。在一个实施例中，可以假定质子层没有扰乱产生的电场。在这种情况中，对于两种成分的动力方程是：

$\frac{{\∂n}_e}{\∂t}+\frac{\∂\left(n_e{v}_e\right)}{\∂x}=0---\left(4a\right)$

$\frac{{\∂p}_e}{\∂t}+v_e\frac{{\∂p}_e}{\∂x}=-\mathrm{eE}(x,t)---\left(4b\right)$

$\frac{{\∂n}_i}{\∂t}+\frac{\∂\left(n_i{v}_i\right)}{\∂x}=0---\left(4c\right)$

$\frac{{\∂v}_i}{\∂t}+v_i\frac{{\∂v}_i}{\∂x}=\frac{Z_{i}e}{m_i}E(x,t)---\left(4d\right)$

$\frac{\∂E}{\∂x}=4\mathrm{\πe}[Z_i{n}_i(x,t)-n_e(x,t)]---\left(4e\right)$

其中n_e和n_i是电子和离子密度，v_e和p_e是通过表达式v_e＝cp_e/(m_e ²c²+p_e ²)^1/2相关联的电子速度和动量，在下面的方程(7)中，在库仑爆炸的过程中可以使用非相对离子运动学。

为了求解方程(4)，可以将Euler变量(x，t)转换成Lagrange变量(x₀，t)，其中x₀是t＝0时电子流体单元的坐标。两组坐标可以通过下述的表达式相关联：

χ(χ₀，t)＝χ₀+ξ_e(x₀，t)，  (5)

其中ξ_e(χ₀，t)是电子流体单元在时间t距离它的初始位置x₀的位移。利用新变量，方程(4)被表达为：

${\tilde{n}}_e(x_0,t)=n_e(x,t)={\tilde{n}}_e(x_0,0)\frac{{\∂x}_0}{\∂x}---\left(6a\right)$

$\frac{\∂{\tilde{p}}_e(x_0,t)}{\∂t}=-e\tilde{E}(x_0,t)---\left(6b\right)$

$\frac{\∂{\tilde{n}}_i}{\∂t}-v_e\frac{{\∂x}_0}{\∂x}\frac{\∂{\tilde{n}}_i}{\∂x}+\frac{\∂\left({\tilde{n}}_i{v}_i\right)}{\∂x_0}\frac{{\∂x}_0}{\∂x}=0---\left(6c\right)$

$\frac{{\∂v}_i}{\∂t}-(v_e-v_i)\frac{\∂v_i}{\∂x_0}\frac{\∂x_0}{\∂x}=\frac{Z_{i}e}{m_i}\tilde{E}(x_0,t)---\left(6d\right)$

$\frac{\∂\tilde{E}}{\∂x_0}\frac{\∂x_0}{\∂x}=4\mathrm{\πe}(Z_i{\tilde{n}}_i(x_0,t)-{\tilde{n}}_e(x_0,0)\frac{\∂x_0}{\∂x})---\left(6e\right)$

其使用待字号来指示以新变量(x0，t)为变量的函数；v_e＝ξ_e/at和v_i是电子和离子流动速度，以及 ${\tilde{n}}_e(x_0,0)=n_e(x,0)$ 是初始电子密度。对于电子流体成分来说，利用新变量可以显著地简化流体动力方程的形式，然而对于离子的方程来说，和通过变量(x，t)表达的相比使用新变量表达可能稍微更复杂。因为小参数x＝Z_im_e/m_i＜＜1，可以将方程(6)中的离子运动认为是对于零阶解的扰动，其对应于不运动离子的情况。通过下述表达式，可以给出在恒定初始电子动量分布的情况下，方程(6)在v_i＝0和 ${\tilde{n}}_i(x_0,t)=n(x,0)=n_0\mathrm{\θ}(l/2-|x\left|\right)$ 时的解，

$\tilde{E}(x_0,t)=-4\mathrm{\&pi;e}{Z}_i{n}_0\left\{\begin{array}{cc}\frac{l}{2}-x_0,& \frac{l}{2}<x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e\\ {\mathrm{\&xi;}}_e(x_0,t),& |x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e|<\frac{l}{2}\\ -\frac{1}{2}-x_0,& x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e<-\frac{l}{2}\end{array}\right.---\left(7\right)$

$p_e(x_0,t)\&ap;\left\{\begin{array}{cc}{p}_{e,0}\cos \left(\frac{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}t}{\mathrm{\&gamma;}}\right)& t\&le;{\mathrm{\&tau;}}^{*,}0<x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e<\frac{l}{2}\\ p_{e,0}\cos \left(\frac{(\frac{\mathrm{\&gamma;}}{2}-x_0){\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}{v_{e,0}\mathrm{\&gamma;}}\right)+\frac{k\left(x_0\right)}{v_{e,0}},& t>{\mathrm{\&tau;}}^{*},x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e>\frac{l}{2}\end{array}\right.---\left(8a\right)$

${\mathrm{\&xi;}}_e(x_0,t)\&ap;\left\{\begin{array}{c}\mathrm{\&gamma;}\frac{c}{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}\arctan \left[\frac{p_{e,0}\sin \left(\frac{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}t}{\mathrm{\&gamma;}}\right)}{\sqrt{{m^2}_e{c}^2{p^2}_{e,0}{\cos }^2\left(\frac{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}t}{\mathrm{\&gamma;}}\right)}}\right],t\&le;{\tau }^{*}\\ (\frac{l}{2}-x_0)+\frac{c}{k\left(x_0\right)}\left(\begin{array}{c}\sqrt{{m_e}^2{c}^2+{p_{e,0}}^2{\cos }^2\left(\frac{(\frac{l}{2}-x_0){\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}{v_{e,0}\mathrm{\&gamma;}}\right)}-\\ \sqrt{{m^2}_e{c}^2+[p_{e,0}\cos \left(\frac{(\frac{l}{2}-x_0){\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}{v_{e,0}\mathrm{\&gamma;}}\right)+\frac{k\left(x_0\right)}{v_{e,0}}(\frac{l}{2}-x_0-v_{e,0}t){]}^2}\end{array}\right),t>{\tau }^{*}\end{array}\right.---\left(8b\right)$

$k\left(x_0\right)={4\mathrm{\&pi;Z}}_i{e}^2{n}_0(\frac{l}{2}-x_0),$

其中τ^*≈(l/2-x₀)/v_e，0(v_e，0≈c)是通过时间，在该通过时间期间电子在靶内部(0＜x＜1/2)，并且γ(p_e，0)是可能取决于初始电子动能p_e，0的参数。对于电子在靶内部的情形来说，可以从方程(6)的数值解找到γ(p_e，0)的值，并在图7中示出其简单的解析形式γ(p_e，0)＝(1+α(p_e，0/m_cc)²)^b。方程(8)描述了可能满足下述条件的电子：

$\mathrm{\&gamma;}\left(p_{e,0}\right)\frac{c}{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}\arctan \left[\frac{p_{e,0}}{m_{e}c}\right]>\frac{l}{2}-x_0,$

其设定电子到达靶的边界(最初深深地设置在靶内部的一些电子可能没有到达靶的表面)。由于考虑到电子离开靶所需要的有限时间的原因，方程(8a-8b)稍微不同于Bulanov等人公布的那些方程。在以下的时间，也就是

$t_{\max }=\frac{p_{e,0}}{k\left(x_0\right)}\cos \left[\frac{(\frac{l}{2}-x_0){\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}{v_{e,0}\mathrm{\&gamma;}}\right]+\frac{\frac{l}{2}-x_0}{v_{e,0}}$

电子流体位移达到最大值：

${\mathrm{\&xi;}}_{\max }=(\frac{l}{2}-x_0)+\frac{c}{k\left(x_0\right)}\{\sqrt{m_e^2{c}^2{p^2}_{e,0}{\cos }^2\left[\frac{(\frac{l}{2}-x_0){\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}{v_{e,0}\mathrm{\&gamma;}}\right]}-m_{e}c\}$

并在后来减小。最终电子流体单元回到靶并重新出现在另一侧上。

因此，可以将电子成分的大体动态描述成围绕靶的振荡运动。振荡的返回时间或者周期取决于流体单元的最初位置x₀。最初越靠近等离子体厚板的边界((l/2)-x₀→0)的电子具有越长的返回时间。在电子流体运动中的这种异步的存在很快地导致最初(通过最初条件设置的)“有序的”电子轨道的“混合”。在几十个等离子体周期循环之后，电子相空间和密度分布以这样方式进展，以至于可以将大多数电子围绕靶进行定位，明显地屏蔽了它的电荷。图6示出了通过一维PIC仿真获得的在t＝150/ω_pe时的电子的相空间(a)和密度(b)分布。如之前所述的，对于电子动量分布的初始条件是P_e，0(x)＝sign(x)θ(l/2-|x|)10m_ec。后面的时间的相空间示出了和具有相当宽动量分布的扩展离子层同心的电子云的形成。电子结构出现在距离靶的一定距离处，并且以大约等于v_e，0传播远离靶。这些可以是在电子云前面发生的的粒子(|x₀→l/2|)。

B.库仑爆炸和超出靶表面的电场结构。不受到任何特殊的操作原理限定，出现了导致离子层的逐渐扩展的靶的库仑爆炸，使得离子密度随着时间而变化。根据方程(4e)，离子密度的变化影响了纵向电场轮廓。在之前部分中计算的电场分布(参见方程(7))可以假定无穷大的离子质量(χ＝0)。因此，为了查明电场结构怎样随着扩展离子层而变化，需要获得离子密度的空间和时间进展。它的进展可以受到靶内部电场的作用的控制。在假设电子已经离开靶的条件下，可以从1D离子流体动力方程的解中找到自相容离子进展。如在之前的部分中，可能有利的是以Lagrange表示来求解，其中通过离子流体单元位移来表达两个坐标之间的关系：

x(x₀，t)＝x₀+ξ_i(x₀，t)  (9)

在Lagrange坐标中的离子流体动力方程具有下述的形式：

${\tilde{n}}_i(x_0,t)=n_i(x,t)={\tilde{n}}_i(x_0,0)\frac{\&PartialD;x_0}{\&PartialD;x},---\left(10a\right)$

$\frac{{\&PartialD;}^2{\mathrm{\&xi;}}_i(x_0,t)}{\&PartialD;t^2}=\frac{Z_{i}e}{m_i}{\tilde{E}}_{\mathrm{in}}(x_0,t),---\left(10b\right)$

$\frac{\&PartialD;\widetilde{E_{\mathrm{in}}}}{\&PartialD;x_0}=4\mathrm{\&pi;e}{Z}_i{\tilde{n}}_i(x_0,0),---\left(10c\right)$

其中E_in表示靶内部的电场。对于平坦初始密度分布 ${\tilde{n}}_i(x_0,0)=n_0\mathrm{\&theta;}(l/2-|x_0\left|\right),$ 方程(10)的解具有形式：

${\tilde{E}}_{\mathrm{in}}(x_0,t)=4\mathrm{\&pi;}{\mathrm{en}}_0{Z}_i{x}_0---\left(11a\right)$

${\mathrm{\&xi;}}_i(x_0,t)=\mathrm{\&chi;}\frac{{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}}{2}{t}^2{x}_0---\left(11b\right)$

从方程(11a)可以看出的是，电场在靶子的中间消失以及随着远离中心线性地增加(绝对值)。使用方程(11b)和关系(9)，人们可以通过Euler变量(x，t)来表示电场和离子密度以给出：

$n_i(x,t)=\frac{n_0}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}}\mathrm{\&theta;}(\frac{l}{2}-\frac{\left|x\right|}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}})---\left(12a\right)$

$E_{\mathrm{in}}(x,t)=\frac{{4\mathrm{\&pi;Z}}_i{\mathrm{en}}_{0}x}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}},$ $\left|x\right|\&le;\frac{l}{2}(1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2})---\left(12b\right)$

$E_{\mathrm{out}}(x,t)=\&PlusMinus;{4\mathrm{\&pi;Z}}_i{\mathrm{en}}_0\frac{l}{2},$ $\left|x\right|>\frac{l}{2}(1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2})---\left(12c\right)$

方程(12a)描述了在库仑排斥力的作用(也就是库仑爆炸)下一维离子厚板的进展。

如上所述，仿真结果显示出：通过超出靶表面的纵向电场的结构，可以确定加速质子的最大动能。因此，关心在扩展电子云前面附近的电场的空间-时间进展。这些电子的初始条件可以是x₀→l/2，以及对于l/2＜x₀+ξ_e(x₀，t)它们的位移ξ_e(x₀，t)采用下述的形式：

${\mathrm{\&xi;}}_e(x_0,t)\&ap;v_{e,0}t-\frac{{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{{2(1+\frac{{p^2}_{e,0}}{{m_e}^2{c}^2})}^{3/2}}(\frac{l}{2}-x_0)---\left(13\right)$

通过方程(8b)的解在极限l/2-x₀→0中获得方程(13)，并和定义(方程(5))构成反向过程，其允许方程回到Euler坐标(x，t)，并在电子云的前面确定如Bulanov等人展示的电场结构(以x，t坐标)。然而计算的场分布典型地不反映离子运动的影响。为了获得离子的影响，通过将来自方程(12a)的密度分布函数代入到方程(6e)，可以得到在小参数χ中的电场扩展中的下一阶：

$\frac{\&PartialD;\tilde{E}}{\&PartialD;x_0}={4\mathrm{\&pi;eZ}}_i{n}_0\left[\frac{1}{1+\frac{x{{\mathrm{\&omega;}}_{\mathrm{pe}}}^2{t}^2}{2}}\mathrm{\&theta;}(\frac{l}{2}-\frac{x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e(x_0,t)}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}})\right[1+\frac{\&PartialD;{\mathrm{\&xi;}}_e\left(x_{0,}t\right)}{\&PartialD;x_0}]-\mathrm{\&theta;}(\frac{l}{2}-x_0)],---\left(14\right)$

对于 $\frac{l}{2}<x_0+{\mathrm{\&xi;}}_e(x_0,t)$

使用通过方程(13)给出的电子的Lagrange位移，可以对方程(14)求积分以得到：

$\tilde{E}(x_0,t)=4\mathrm{\&pi;}{Z}_i{\mathrm{en}}_0(\frac{l}{2}-x_0-\frac{v_{e,0}t-\frac{{{\mathrm{l\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{4F}}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}}+C\left(t\right)),$

其中F＝(1+p² _e，0/m_e ²c²)^3/2和C(t)是由于不定积分而出现的任意时间函数。当χ＝0时可以找到它的形式，并可以通过方程(7)提供电场。在电子云前部的电场的结构是：

$\tilde{E}(x_0,t)=4\mathrm{\&pi;}{Z}_i{\mathrm{en}}_0(\frac{l}{2}-x_0+\frac{(v_{e,0}t-\frac{{{\mathrm{l\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{4F})\frac{{{\mathrm{\&chi;\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}}{1+\frac{\mathrm{\&chi;}{{\mathrm{\&omega;}}^2}_{\mathrm{pe}}{t}^2}{2}})---\left(15\right)$

将离子运动合并到两种成分的流体动力描述中使得纵向电场(在扩展电子云的前面)依赖于离子的物理参数。这种依赖性使得参数χ的更大值产生更大的电场；对于t＜τ～1000/ω_pe相对的电子v_e，0t＞lω² _pet²/(4F)。这种电场强度的增加典型地产生了更高的质子能量，这还能在2D PID仿真中观察到(参见图3)。注意，在假定电子没有返回到靶的情况下，获得了方程(15)。如在之前的部分中讨论的，大部分电子最终将返回来，围绕厚板执行复杂的振荡运动。这些电子的存在将屏蔽靶中总电荷的一部分，降低它的有效电荷密度。这导致过高地估计离子运动的作用，但是它对于靶物理特性的依赖性典型地维持原样。

使用PIC仿真和流体动力分析模型，已经研究了在千兆兆瓦特激光和双层靶的相互作用期间的质子的加速。可以定量地理解重离子在质子加速的效率中所起的作用，并且更特别地，库仑爆炸的影响对于纵向电场的作用。当电子被从靶排斥时，可以在靶的表面和扩展电子云的前面之间的区域中产生强静电场。通过靶子内部的离子动态(库仑爆炸)和其外部的自相容电子动态可以确定该场的空间和时间进展。PIC仿真结果显示，越强的离子扩展导致越高的质子能量。仿真的纵向电场轮廓显示了这样的趋势，其中参数χ＝Z_im_e/m_i的值越大导致超出靶的表面的区域中电场的值越大。这种电场强度的增加产生了更高能的质子。在这里描述的实施例中，和由铂构成的基板比较，对于碳基板可以观察到最大质子能量高达50％的差异，即使它们具有相同的电离状态。使用简化的一维流体动力模型，可以获得在扩展电子云前面的电场轮廓。考虑到电子-离子等离子体的流体动力学描述中的离子运动导致了超出靶表面的区域中的电场强度的增加。如果不存在电子，则对于具有较大值的结构参数χ的基板来说，扩展离子靶的内部的电场典型地将较低，然而在靶表面的外部它的振幅将是相同的，而与χ的值无关，这可以从方程(12b，12c)看出。对于加速的质子来说这最终将导致较低的能量，其和仿真结果以及分析预测相矛盾。因此，所观察到的在超出靶的表面的电场的振幅的增加可能是离子和电子成分的组合运动的结果。

如上所述，可以将离子的电离状态处理为参数，而不是计算的值。在定性级别上，可行的是：对于所给的激光强度，确定可以将具有较大原子质量的基板电离成较高的电离状态。然而，为了定量地预测哪个基板将最大化质子能量，需要用于有效原子电离状态的可靠计算方法。在这方面，可以使用由Augst等人的Phys.Rev.Lett.，63，2212，1989对惰性气体实施的工作，作为可能的起始点以进一步研究其它的元素。

还可以改进这里提供的方法来说明碰撞效果。在有激光的情况下的电子-离子碰撞导致电子成分的逆轫致辐射加热，引入了吸收光的附加机构。在正常和不正常趋肤效应的描述中碰撞效果可能是重要的，由此影响了传输通过靶的激光的部分。

还可以改变这里提供的方法的维度。因为在基本电荷之间的库仑相互作用电势的形式不同(2D中为φ～lnτ，而3D中为φ～l/τ)，所述二维PIC仿真在数量上可不同于三维PIC仿真。和3D的方法相比，可能过高地估计了通过2D方法预测的最大质子能量。通过方法的维度还可以确定最大质子能量对于基板结构参数χ的预测依赖性。由于1D理论模型和2D仿真都提供了依赖于χ的最大质子能量，所以期望在3D方法中发现这种关联性。

建模的结果和仿真结果提供了用于设计本发明的激光加速的离子束的方法。这些方法包括对系统建模，该系统包括重离子层、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子。以上描述了适当的建模方法，例如PIC。然后使用建模方法，将重离子层的物理参数、电场和最大轻正离子能量相互关联。通过改变重离子层的参数来设计激光加速的离子束，以优化高能量轻正离子的能量分布。上文中，提供了例如通过仿真改变重离子层的参数的适当方法。

可以使用任何类型的靶材料，优选地，该靶至少包括一种产生重离子层的材料和一种产生轻离子材料的材料。在本发明的多个实施例的靶和方法中，重离子层适当地包括由原子、离子或者它们的组合构成的材料，这些原子、离子或它们的组合具有大于高能量轻正离子的原子质量。适当的重离子层得自于由具有大于大约10道尔顿的分子量的原子例如碳或者任何金属或者它们组合构成的材料。在适当靶的重离子层中使用的适当金属的例子包括金、银、铂、钯、铜或者它们的任意组合。适当的高能量轻正离子得自于氢、氦、锂、铍、硼、碳、氮或者氧、氟、氖或者氩或者它们的任意组合。质子是由含氢物质适当地制备，该含氢物质包括离子、分子、合成物或者它们的任意组合。适当的含氢材料可以被形成为和靶的金属层相邻的层。在某些实施例中，高能量轻正离子是由富含轻原子的材料层制成的。适当的富含轻原子的材料包括任何类型的物质，其能够保持氢、氦、锂、铍、硼、碳、氮或者氧、氟、氖或者氩或者它们的任意组合，并与重离子层相邻或者接近。富含轻原子的材料的适当的例子包括水、有机材料、惰性气体、聚合物、无机材料或者它们的任意组合。在一些实施例中，质子得自于存在于固体靶的表面上的碳氢化合物或者水蒸汽的薄层。可以在制备靶时使用任何类型的涂覆技术。可以容易地将用于提供高能量轻正离子的适当材料涂覆到由产生重离子的重原子构成的一种或者多种材料上(例如基板)。

在一些实施例中，可以使用多层轻离子材料。在其它实施例中，还可以合并产生多种离子类型的材料，然后可以在场中将这些离子分开。为了有效的轻离子加速，使用激光脉冲和高密度靶材料的相互作用来产生非常强的电场。适当的激光脉冲在千兆兆瓦特的范围中。在一些实施例中，可以使用由轻离子组成的多种材料，其中这些材料中的电子密度很高。在夹层型靶系统中，可以对不同种类的离子进行加速，也可以通过施加电场和磁场将这些离子分开，如在WO2004109717，国际专利申请号PCT/US2004/017081的“High Energy Polyenergetic IonSelection Systems，Ion Beam Therapy Systems，and Ion Beam TreatmentCenters”中进一步具体描述的，其要求了2003年6月2日美国申请号60/475,027的优先权，其中涉及离子选择系统的部分在此引入作为参考。在WO2005057738，美国申请序列号No._的“Methods of ModulatingLaser-Accelerated Protons for Radiation Therapy”中进一步具体描述了调节用于放射治疗的可适用于本发明的激光加速的质子的方法的实例，该申请要求2003年6月2日提交的美国申请号60/475,027以及2003年12月2日提交的美国申请号60/526,436的优先权，其中涉及调节用于放射治疗的激光加速的质子的方法的部分在此引入作为参考。

建模结果和仿真结果还提供了用于设计用于产生激光加速的离子束的靶的方法。这些方法包括对系统建模的步骤，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子。在该方法中，靶包括以结构参数χ为特征的重离子层。结构参数χ被定义为Z_im_e/m_i，其中Z_i是重离子层中重离子的特殊电离状态，m_e是电子的质量，以及m_i是重离子层中重离子的质量。在这些实施例中用于设计靶的方法包括改变结构参数χ以优化高能量轻正离子的能量分布的步骤，其中靶以该结构参数χ为特征。结构参数χ可以在从从大约10^-6到大约10^-3的范围中变化，尤其是可以在从大约10^-5到大约10^-4的范围中变化。在高能量轻离子包括质子的实施例中，这些值是尤其有用的。可以由具有特殊重离子的特定电离状态、电子的质量(大约9×10^-31kg)以及特殊重离子的质量的知识的本领域普通技术人员，通过对材料的适当选择，来选择结构参数的值。在大部分实施例中适当的高能量轻正离子可以具有高达大约50Mev的最佳能量分布，在一些实施例中甚至高达大约250Mev。

重离子层适当地得自于包括具有大于大约10道尔顿的原子质量的原子的材料，这些原子的实例包括碳、金属或者它们的任意组合，适当的金属包括金、银、铂、钯、铜或者它们的任意组合。在一些实施例中，高能量轻正离子包括质子或者碳、或者它们任意组合。适当的高能量轻正离子得自于氢、氦、锂、铍、硼、碳、氮或者氧、氟、氖或者氩或者它们的任意组合。通过选择适当强烈的千千兆瓦特激光脉冲来调节电场强度和调节靶材料的结构参数χ的值，适当的高能量轻正离子可以具有在从大约50Mev到大约250Mev的范围中的能量。质子从含氢物质适当地制备，该含氢物质是由离子、分子、合成物或者它们的任意组合适当地制备的。

建模的结果和仿真结果还提供了可用于在系统中产生激光加速的高能量轻正离子束的靶。可以通过下述过程来设计根据本发明的该实施例的靶：对系统建模，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子。在这些实施例中，靶包括重离子层，该重离子层以前面定义的结构参数χ为特征。该方法包括改变结构参数χ以优化高能量轻正离子的能量分布。为了优化能量分布，可以迭代地或者通过PIC仿真来改变结构参数χ。可以选择适当的材料，用于控制前面定义的结构参数χ。

建模的结果和仿真结果还提供了可用于在系统中产生激光加速的离子束的靶，该系统包括靶、电场和高能量轻正离子。利用该系统产生的适当的高能量正离子将具有包括最大轻正离子能量的能量分布。在这些系统中的适当靶将包括以结构参数χ为特征的重离子层，其中改变结构参数χ最大化了建模系统的高能量轻正离子的能量分布。上面描述了结构参数χ的选择和材料的选择。

在多个实施例中，可以使用包含重原子的材料和轻原子材料的组合，以分别提供用于制备靶的重离子和轻离子。例如，一个实施例是包含由碳氢化合物(例如碳和质子)构成的轻原子层和由金属例如金或者铜构成的重原子层的双层靶。在一个实施例中，可以使用夹层型靶系统来制造高质量(例如高能量、在分布中的低能量扩散、低辐射)的轻离子束。这种夹层型靶系统可以包括具有高电子密度的第一层基板，对于包含较重原子的结构参数χ没有无穷小的值。在这些实施例中，包括产生高能量轻离子的轻原子的第二层应当大大薄于第一层基板。强烈激光脉冲和这种靶的相互作用产生了轻离子的加速，如上所述，从而形成高能量轻离子束。如前所述的，可以使用这种技术来加速多种轻离子。

在设计适当靶时还可以使用聚合物。可以在多个实施例中使用多种类型的聚合物和塑料材料。任何塑料材料都可以是用于制备根据本发明的靶的良好备选材料。由碳、氢、氧、氮、硫、磷原子以及它们的任意组合的聚合物分子构成的塑料材料是足够密集的，以在被激光电离之后产生高电子浓度。适当的轻离子具有低质量并产生结构参数χ的有限值。

一些实施例能够设计产生由高能量碳离子构成的高能量轻离子束的靶。例如，可以通过对金属基板涂敷具有在从大约50nm到大约100nm的范围内的厚度的碳层，来制造用于加速碳离子的夹层型靶子。适当的金属基板包括金属箔，例如铜、金、银、铂和钯等等。

预见了很多另外的实施例，其中可以计算不同层的参数。例如，可以提供可靠模型，用于针对所给激光脉冲特性对基板中的离子电荷状态进行预测。除了PIC仿真之外或者作为对其的补偿，还可以进行优化离子束或者靶的其它方法。例如，在一个实施例中，可以用前脉冲(例如激光基座)改变激光脉冲形状，该前脉冲在主脉冲之前。激光前脉冲足够强以明显地改变主要基板的形状和物理条件，使得当主脉冲到达靶子时，它和改变了特征的基板相互作用。因此，结合PIC仿真(连同基板的可靠电离模型一起)，对激光前脉冲和靶的相互作用进行建模甚至可以对出现的物理过程产生更精确的理解。包含在前脉冲效果的结果可以帮助开发改进的靶设计和合成高能量轻离子束的方法。

在附加实施例中，预见了可以使用该方法来设计多种靶并产生合成高能量轻离子束。如这里所述组合流体动力和PIC仿真，针对所给的初始激光脉冲和靶特性，产生轻离子能谱。本领域技术人员在对不同靶材料、形状和尺寸实施参数研究时的常规试验可以产生附加的最佳激光/靶特性，其将产生适用于癌症和其它疾病的治疗的强子治疗的高质量加速轻离子。

Claims (44)

1.一种用于设计激光加速的离子束的方法，包括：

对系统建模，该系统包括重离子层、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子；

使用所述模型，将所述重离子层的物理参数、所述电场和所述最大轻正离子能量相关联；以及

改变所述重离子层的参数，以优化所述高能量轻正离子的能量分布。

2.根据权利要求1所述的方法，其中所述重离子层包括碳。

3.根据权利要求1所述的方法，其中所述重离子层包括金属或者金属的任意组合。

4.根据权利要求3所述的方法，其中所述金属包括金、银、铂、钯、铜或者它们的任意组合。

5.根据权利要求1所述的方法，其中所述高能量轻正离子得自于氢、氦、锂、铍、硼、碳、氮或者氧、氟、氖或者氩或者它们的任意组合。

6.根据权利要求1所述的方法，其中所述高能量轻正离子是由富含轻正离子材料的层而制成的。

7.根据权利要求6所述的方法，其中所述富含轻正离子材料包括水、碳氢化合物、惰性气体、聚合物、无机材料或者它们的任意组合。

8.一种用于设计产生激光加速的离子束的靶的方法，包括：

对系统建模，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括以结构参数χ为特征的重离子层；以及

改变该结构参数χ以优化高能量轻正离子的能量分布。

9.根据权利要求8所述的方法，其中所述重离子层包括碳。

10.根据权利要求8所述的方法，其中所述重离子层包括金属或者金属的任意组合。

11.根据权利要求10所述的方法，其中所述金属包括金、银、铂、钯、铜或者它们的任意组合。

12.根据权利要求10所述的方法，其中所述金属包括铜。

13.根据权利要求8所述的方法，其中所述高能量轻正离子包括质子或者碳、或者它们的任意组合。

14.根据权利要求8所述的方法，其中所述高能量轻正离子是由富含轻正离子材料的层而制成的。

15.根据权利要求14所述的方法，其中所述富含轻正离子材料包括水、碳氢化合物、惰性气体、聚合物或者它们的任意组合。

16.一种用于在系统中产生激光加速的高能量轻正离子束的靶，所述靶是通过下述步骤制成的：

对系统建模，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括以结构参数χ为特征的重离子层；以及

改变该结构参数χ以优化高能量轻正离子的能量分布。

17.根据权利要求16所述的步骤制造的靶，其中所述重离子层包括碳。

18.根据权利要求16所述的步骤制造的靶，其中所述重离子层包括金属或者金属的任意组合。

19.根据权利要求18所述的步骤制造的靶，其中所述金属包括金。

20.根据权利要求18所述的步骤制造的靶，其中所述金属包括铜。

21.根据权利要求16所述的步骤制造的靶，其中所述高能量轻正离子包括质子或者碳、或者它们的任意组合。

22.根据权利要求16所述的步骤制造的靶，其中所述高能量轻正离子是由富含轻正离子材料的层所制成的。

23.根据权利要求22所述的步骤制造的靶，其中所述富含轻正离子材料包括水、碳氢化合物、惰性气体、或者聚合物或者它们的任意组合。

24.一种用于在系统中产生激光加速的离子束的靶，该系统包括靶、电场和具有包括最大轻正离子能量的能量分布的高能量轻正离子，所述靶包括：

以结构参数χ为特征的重离子层，其中，改变该结构参数χ最大化建模系统的高能量轻正离子的能量分布。

25.根据权利要求24所述的步骤制造的靶，其中所述重离子层包括碳。

26.根据权利要求24所述的步骤制造的靶，其中所述重离子层包括金属或者金属的任意组合。

27.根据权利要求26所述的步骤制造的靶，其中所述金属包括金。

28.根据权利要求26所述的步骤制造的靶，其中所述金属包括铜。

29.根据权利要求24所述的步骤制造的靶，其中所述高能量轻正离子包括质子或者碳、或者它们的任意组合。

30.根据权利要求24所述的步骤制造的靶，其中所述高能量轻正离子是由富含轻正离子材料的层制成的。

31.根据权利要求30所述的步骤制造的靶，其中所述富含轻正离子材料包括水、碳氢化合物、惰性气体、聚合物或者它们的任意组合。

32.根据权利要求8所述的方法，其中将所述结构参数χ定义为Z_im_e/m_i，其中Z_i是所述重离子层中的重离子的特殊电离状态，m_e是电子的质量，以及m_i是所述重离子层中的重离子的质量。

33.根据权利要求32所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-6到大约10^-3的范围中的值。

34.根据权利要求33所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-5到大约10^-4的范围中的值。

35.根据权利要求16所述的靶，其中所述结构参数χ定义为Z_im_e/m_i，其中Z_i是所述重离子层中的重离子的特殊电离状态，m_e是电子的质量，以及m_i是所述重离子层中的重离子的质量。

36.根据权利要求35所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-6到大约10^-3的范围中的值。

37.根据权利要求36所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-5到大约10^-4的范围中的值。

38.根据权利要求24所述的靶，其中所述结构参数χ定义为Z_im_e/m_i，其中Z_i是所述重离子层中的重离子的特殊电离状态，m_e是电子的质量，以及m_i是所述重离子层中的重离子的质量。

39.根据权利要求38所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-6到大约10^-3的范围中的值。

40.根据权利要求39所述的方法，其中所述结构参数χ具有在从大约10^-5到大约10^-4的范围中的值。

41.根据权利要求1所述的方法，其中所述最大轻正离子能量在从大约50MeV到250MeV的范围中。

42.根据权利要求8所述的方法，其中所述最大轻正离子能量在从大约50MeV到250MeV的范围中。

43.根据权利要求16所述的靶，其中所述最大轻正离子能量在从大约50MeV到250MeV的范围中。

44.根据权利要求24所述的靶，其中所述最大轻正离子能量在从大约50MeV到250MeV的范围中。

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