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仲佳勇, 安维明, 平永利, 等. 强激光实验室天体物理介绍[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
引用本文: 仲佳勇, 安维明, 平永利, 等. 强激光实验室天体物理介绍[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
Zhong Jiayong, An Weiming, Ping Yongli, et al. Introduction of laboratory astrophysics with intense lasers[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
Citation: Zhong Jiayong, An Weiming, Ping Yongli, et al. Introduction of laboratory astrophysics with intense lasers[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123

强激光实验室天体物理介绍

doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
基金项目: 科学挑战专题项目(JCKY2016212A505);国家自然科学基金委员会-中国工程物理研究院联合基金项目(U1930108)
详细信息
    作者简介:

    仲佳勇(1978—),男,博士,教授,从事实验室天体物理研究;jyzhong@bnu.edu.cn

  • 中图分类号: P14

Introduction of laboratory astrophysics with intense lasers

  • 摘要: 实验室天体物理是交叉于高能量密度等离子体物理学与天体物理学之间的一个新的学科生长点。利用强激光装置可以在实验室创造与某些天体或天体周围相似的极端物理环境,这样的实验条件前所未有,且与天体物理中诸多重要的物理现象直接对应。通过近距、主动、参数可控的研究,实验室天体物理有助于解决目前天体物理和等离子体物理中的一些关键的、共性的问题,并有望取得突破性成果。针对近年来国内外在该领域取得的最新研究进展进行介绍,并就将来可能开展的研究方向进行展望。
  • 图  1  (a)双模造父变星的前两个谐波周期的比值与恒星质量的关系。黑色圆圈表示观测值。黑色虚线为Cox 和 Tabor[13]使用旧的不透明度计算得到的周期。黑色实线为使用实验标定后OPAL-DTA模型得到的周期。M是太阳质量,P0是基模周期,P1是第一谐变周期。(b)Bailey等人实验的布置图[25]。(c)Bailey等人实验中得到的空间和光谱分辨的透过率的图。暗色的区域对应于高吸收,白色区域对应于100%的透过率[25]

    Figure  1.  (a)Diagram of the ratio of the first two harmonics periods of double-mode Cepheid variable star. Circles represent observations. The upper set of three (dashed) curves correspond to the simulated result using older opacities,which ignore the full fine structure of the metals and calculated by Cox and Tabor[13]. The lower (solid) curves correspond to simulations with OPAL-DTA. M is the solar mass,P0 is the fundamental mode period and P1 is the first overtone period. (b) Experimental setup of Bailey et al 2015[25]. (c) A spatially resolved and spectrally resolved transmission image obtained by Bailey et al 2015. Darker regions correspond to higher absorption. The white portion of the image corresponds to 100% transmission[25].

    图  2  毕尔曼电池效应示意图及等离子体中环形磁场示意图[26-27]

    Figure  2.  A cartoon of how the Biermann battery process generates a magnetic field and schematic diagram of the annular magnetic field in the plasma[26-27]

    图  3  利用质子探测对穿等离子体流的实验布置图[33]

    Figure  3.  Experimental configuration to generate opposing plasma flows probed by D–3He protons[33]

    图  4  产生冲击波诱导湍流的实验布置图[35]

    Figure  4.  Experimental configuration for the generation of shock-induced turbulence[35]

    图  5  2000年11月9日TRACE卫星拍摄的波长为17.1 nm的太阳耀斑[45](来自apod.nasa.gov)

    Figure  5.  Solar flare image at 17.1 nm from TRACE satellite on November 9,2000[45](From apod.nasa.gov)

    图  6  (a)磁场分布以及环顶X射线源的示意图。(b)靶前的针孔相机拍摄的X射线结果。(c)不对称激光强度导致激光光斑以及磁场B1B2的不平衡的X射线结果[5]

    Figure  6.  (a) Magnetic reconnection model for the loop-top X-ray source in a compact solar flare,with a sketch depicting the X-ray observation scheme. (b) The pinhole X-ray image observed forward of the Al foil target. (c) The pinhole X-ray result of unbalanced laser intensity leading to laser spot and unbalanced magnetic fields B1 and B2[5]

    图  7  地球附近的磁场分布[53]

    Figure  7.  Magnetic field distribution near the Earth[53]

    图  8  X射线分幅相机拍摄的随时间演化的X射线图像[55](图中红框区域的X射线强度随时间而增强,表明该区域中发生了磁重联)

    Figure  8.  Sequence of time resolved X-ray images taken with a framing camera[55](X-ray emission of the red box region in the figure increases with time,indicating magnetic reconnection in this region)

    图  9  OMEGA实验结果及FLASH模拟结果[59]

    Figure  9.  Results from laser interaction experiment on OMEGA and FLASH simulation[59]

    图  10  喷流偏折示意图[65]

    Figure  10.  Images illustrating the jet deflection[65]

    图  11  NIF实验布置及X射线背光RTI诊断结果[67]

    Figure  11.  Experimental target and radiographs for RTI on NIF[67]

    图  12  (a)无外加磁场为零,(b)外加磁场是0.4 T。(a)和(b)是实验中阴影图的图像,(c)和(d)是对比增强数据,(e)~(h)表示外加0.4 T磁场时,在不同时刻,KHI演化区域的磁场分布图[73]

    Figure  12.  (a) The magnetic field of a magnet was null. (b) the magnetic field was 0.4 T. (a) and (b) are images from the shadowgraphs in the experiments,and (c) and (d) are contrast-enhanced data. (e)~(h) The distribution of magnetic field in the evolution region of KHI during 0~9 ns[73]

    图  13  Foord等人光致电离实验Fe的离子态布居。不同的曲线为不同模型的理论结果[75]

    Figure  13.  Charge state distribution of Foord experiment. The different lines are the theoretical results of models[75]

    图  14  Fujioka等人[78]光致电离硅实验的实验布局图及光致电离硅的实验光谱和RCF的理论光谱[76]

    Figure  14.  Experimental setup of Fujioka photoionizing Si experiment[78] and experimental spectrum of photoionized Si plasma and theoretical spectrum of RCF[76]

    图  15  磁重联Betatron加速粒子轨迹[92]及磁重联的随机加速[91]

    Figure  15.  Particle trajectory by magnetic reconnection Betatron acceleration[92] and particle acceleration in multiple magnetic islands during reconnection[91]

    图  16  磁岛中的粒子运动轨迹[93]

    Figure  16.  Particle trajectory in magnetic reconnection island[93]

    图  17  脉冲型太阳耀斑能谱及实验室耀斑实验电子能谱

    Figure  17.  Energy spectrum of pulsed solar flare and electron energy spectra of laboratory flare experiments

    表  1  强激光实验室天体物理研究方向[9]

    Table  1.   Research directions of laboratory astrophysics[9]

    research topicsame physicssimilar physicsrelative physics
    laser plasma interaction collision between molecular clouds
    particle transport non-local transport of neutrino in young neutron star
    hydrodynamics and shocks equation of state (giant planet) interaction of molecular cloud with strong shock wave generated in supernovae remnant:solar flare,solar wind in solar-terrestrial space,generation and collimation of jet collisionless shock and particle acceleration (origin of cosmic rays)
    hydrodynamics instabilities generation and amplification of magnetic field Rayleigh-Taylor instability during supernovae explosion;Kelvin-Helmholtz instability during the interaction between solar wind and earth’s magnetic field hydrodynamics instabilities during neutrino driven supernovae explosion;Rayleigh-Taylor instability in planetary nebula
    atomic physics and X-ray transport opacity (stellar evolution) non-local thermodynamic equilibrium (non-LTE) plasma spectroscopy non-LTE atomic physics in supernovae remnant;stellar jets (non-relativistic) radiation hydrodynamics in early galaxy;photoionized plasma X-ray laser in the universe
    laser-produced relativistic plasma fireball model of gamma-ray bursts;cosmological jets
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    表  2  太阳耀斑和实验室等离子体的相似性[5]

    Table  2.   Similarity of solar flares and laser-produced plasmas[5]

    length/cmtime/spressure/Padensity/cm−3velocity/(km·s−1magnetic field/T
    flare plasmas109 ~ 1010100 ~ 10000.001 ~ 10109 ~ 101110 ~ 10010−3 ~ 10−2
    laser-produced plasmas~10−1~10−9~1071019 ~ 1020~100~102
    flare plasmas (scaled)10−2~ 10−110−10 ~10−9107 ~ 10111019 ~ 1021100 ~ 1000102 ~ 103
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    表  3  光致电离等离子体中重要的原子过程

    Table  3.   Atomic transitions in photoionized plasmas

    direct processinverse process
    radiative decay(A)photoexcitation(PE)
    photoionization(PI)radiative recombination(RR)
    collisional excitation(CE)collisional deexcitation(CD)
    collisional ionization(CI)three-body recombination(TR)
    autoionization(AI)dielectronic capture(DC)
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-05-15
  • 修回日期:  2020-07-12
  • 网络出版日期:  2020-07-23
  • 刊出日期:  2020-08-15

强激光实验室天体物理介绍

doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
    基金项目:  科学挑战专题项目(JCKY2016212A505);国家自然科学基金委员会-中国工程物理研究院联合基金项目(U1930108)
    作者简介:

    仲佳勇(1978—),男,博士,教授,从事实验室天体物理研究;jyzhong@bnu.edu.cn

  • 中图分类号: P14

摘要: 实验室天体物理是交叉于高能量密度等离子体物理学与天体物理学之间的一个新的学科生长点。利用强激光装置可以在实验室创造与某些天体或天体周围相似的极端物理环境,这样的实验条件前所未有,且与天体物理中诸多重要的物理现象直接对应。通过近距、主动、参数可控的研究,实验室天体物理有助于解决目前天体物理和等离子体物理中的一些关键的、共性的问题,并有望取得突破性成果。针对近年来国内外在该领域取得的最新研究进展进行介绍,并就将来可能开展的研究方向进行展望。

English Abstract

仲佳勇, 安维明, 平永利, 等. 强激光实验室天体物理介绍[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
引用本文: 仲佳勇, 安维明, 平永利, 等. 强激光实验室天体物理介绍[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
Zhong Jiayong, An Weiming, Ping Yongli, et al. Introduction of laboratory astrophysics with intense lasers[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
Citation: Zhong Jiayong, An Weiming, Ping Yongli, et al. Introduction of laboratory astrophysics with intense lasers[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092003. doi: 10.11884/HPLPB202032.200123
  • 依托高能量密度物理激光装置开展实验室天体物理研究最早可以追溯到20世纪90年代,人们发现强激光产生的等离子体不仅可以用于研究可控核聚变也可以研究一些具有共性的天体物理问题[1]。由激光与物质相互作用产生的等离子体与天体等离子体的温度和密度参数存在很大范围的重叠和交叉,这种交叉吸引了多个学科的科学工作者参与并且提出了许多可开展的天体物理研究课题。实验室天体物理在其发展历程中取得了许多重要的成果,包括利用实验测量得到的不透明度数据,成功解决造父变星光变周期问题[2];实验成功模拟恒星形成动力学[3],超新星遗迹中瑞利-泰勒不稳定性(RTI)[4]、太阳耀斑环顶源[5];实验成功利用惯性约束聚变探测恒星核条件下的热核反应[6]等。与天文远距离、长时间的被动观测相比,实验室研究具有近距、瞬态、可控、主动、可重复等特点,因而能够更为准确、细致地对相关物理过程进行研究。目前世界上大多数强激光装置都将实验室天体物理列为重要基础研究方向之一。世界能量最大的激光装置美国国家点火装置(NIF)在“发现科学”方向的实验发次几乎全部用于天体物理研究。英国、日本和法国在其高功率激光装置上每年都分配有实验室天体物理研究的激光发次。日本科学家最早将激光聚变发生的瑞利−泰勒不稳定性应用到超新星爆炸并与周围星际介质相互作用的不稳定性研究。之后越来越多的天体物理研究方向被纳入实验室天体物理研究范畴,包括喷流、光致电离等离子体光谱、冲击波、粒子加速等,并且每一项新问题的提出都会掀起各大装置的研究热潮。Remington等人[7]在2006年对实验室天体物理研究做了总结,Lebedev等人[8]将强激光天体物理研究拓展到了Z箍缩装置。国内中国科学院神光II装置较早支持实验室天体物理研究,近期在挑战计划的支持下,中国工程物理研究院星光和原型激光装置也陆续开放,为开展此类研究提供了实验发次,这些举措极大促进了国内实验室天体物理发展。Takabe最早将强激光实验室天体物理研究内容进行分类,包括相同性、相似性和相关性的物理问题,见表1[9]

    表 1  强激光实验室天体物理研究方向[9]

    Table 1.  Research directions of laboratory astrophysics[9]

    research topicsame physicssimilar physicsrelative physics
    laser plasma interaction collision between molecular clouds
    particle transport non-local transport of neutrino in young neutron star
    hydrodynamics and shocks equation of state (giant planet) interaction of molecular cloud with strong shock wave generated in supernovae remnant:solar flare,solar wind in solar-terrestrial space,generation and collimation of jet collisionless shock and particle acceleration (origin of cosmic rays)
    hydrodynamics instabilities generation and amplification of magnetic field Rayleigh-Taylor instability during supernovae explosion;Kelvin-Helmholtz instability during the interaction between solar wind and earth’s magnetic field hydrodynamics instabilities during neutrino driven supernovae explosion;Rayleigh-Taylor instability in planetary nebula
    atomic physics and X-ray transport opacity (stellar evolution) non-local thermodynamic equilibrium (non-LTE) plasma spectroscopy non-LTE atomic physics in supernovae remnant;stellar jets (non-relativistic) radiation hydrodynamics in early galaxy;photoionized plasma X-ray laser in the universe
    laser-produced relativistic plasma fireball model of gamma-ray bursts;cosmological jets

    相同物理问题讨论的是在实验室利用强激光可以产生与天体物理环境几乎相同的等离子体温度和密度,在这种情况下认为测量得到的等离子体基本参数是相同的,如物质的不透明度、状态方程等。相似物理问题是指两个物理体系存在某种相似性,满足相同的物理演化规律,可以通过研究一个物理体系来推导另外一个相似的物理体系问题,通常被研究的物理体系存在某种标度变换关系,如超新星遗迹中RT不稳定性,非相对论的喷流等。相关物理问题认为实验室研究的有一些物理过程与天体等离子体相关,但是目前还没有找到对应的标度变换关系,它们也可能包含相同和相似的内容,如利用超强激光产生正负电子对的物理过程与伽玛射线暴相关等。表1列出了15个可能的研究方向,现在看来这些问题有的已经完成并取得重要成果,有的正在进行中,还有些问题受限于装置能力未能实施。

    本文针对近几年该领域的研究进展,对表格内容进行补充和扩展,并选取表中列举的一些具体问题对强激光实验室天体物理进行简要介绍。

    • 相同物理问题指实验室产生的等离子体与天体等离子体如果具有相同的电子温度、电子密度,通常认为二者在这样的环境下许多等离子体基本参数是相同的,如不透明度、状态方程等。

    • 不透明度用来衡量物质对辐射的吸收能力。在恒星结构方程组中,辐射传输方程

      $$ \frac{\mathrm{d}T}{\mathrm{d}r}=-\frac{3\kappa \rho l}{64\mathrm{{\text{π}} }{r}^{2}\sigma {T}^{3}} $$ (1)

      式中:T为温度;r为距恒星中心距离;$ \rho $为物质密度;$ l $为光度;$ \sigma $为斯特凡-波耳兹曼常数;$ \kappa $为物质的不透明度,即物质对辐射的吸收决定着恒星内部的温度分布。对恒星内部物质不透明度的测量直接影响着对恒星演化和内部结构的认识[10]

      等离子体的不透明度主要由等离子体内各种元素的束缚-束缚跃迁过程、束缚-自由跃迁过程、自由-自由跃迁过程和电子散射过程等物理过程决定,并且不透明度还依赖于等离子体的电离度等物理状态,因此建模计算等离子体的不透明度是一个非常复杂的工作[11]。科学家们发展了一系列模型来计算物质的不透明度,例如OPAL和OP等。虽然H和He组成了恒星的大部分质量,但是高Z元素对不透明度的贡献占了较大的一部分。由于高Z元素原子结构的复杂性,这些元素的不透明度的计算与实际值会有所偏差,进而不透明度模型给出的结果和一些天文观测给出的结果产生较大的差距[12]。例如图1(a)所示,由于以前的不透明度计算中未包含Fe等金属元素的一些原子过程,Cox和Tabor[13]计算的双模造父变星的光度变化周期与恒星质量的关系与观测值相差很大。Da Silva等人[14]和Springer等人[15]在Nova激光器上做了测量Fe不透明度的实验。OPAL根据实验结果,将更加完备的Fe的不透明度计入到计算中[16-18]。把实验标定后的不透明度重新代入恒星结构模型计算得到的双模造父变星的光变周期与观测结果的吻合度有了大幅度的提升[2]

      图  1  (a)双模造父变星的前两个谐波周期的比值与恒星质量的关系。黑色圆圈表示观测值。黑色虚线为Cox 和 Tabor[13]使用旧的不透明度计算得到的周期。黑色实线为使用实验标定后OPAL-DTA模型得到的周期。M是太阳质量,P0是基模周期,P1是第一谐变周期。(b)Bailey等人实验的布置图[25]。(c)Bailey等人实验中得到的空间和光谱分辨的透过率的图。暗色的区域对应于高吸收,白色区域对应于100%的透过率[25]

      Figure 1.  (a)Diagram of the ratio of the first two harmonics periods of double-mode Cepheid variable star. Circles represent observations. The upper set of three (dashed) curves correspond to the simulated result using older opacities,which ignore the full fine structure of the metals and calculated by Cox and Tabor[13]. The lower (solid) curves correspond to simulations with OPAL-DTA. M is the solar mass,P0 is the fundamental mode period and P1 is the first overtone period. (b) Experimental setup of Bailey et al 2015[25]. (c) A spatially resolved and spectrally resolved transmission image obtained by Bailey et al 2015. Darker regions correspond to higher absorption. The white portion of the image corresponds to 100% transmission[25].

      随着对太阳观测的深入研究,科学家们发现太阳中C,N和O的含量比原来的理论少30%~50%[19-20]。将这些修正后的元素丰度代入到恒星结构模型得到的太阳对流区位置与利用星震观测推算的太阳结构不符。这需要太阳内部的平均不透明度提高15%来弥补上述金属元素丰度的减少[21-24]。为解决这个问题需要测量物理环境类似于太阳内部(对流层位置)状态下物质的不透明度,高能量密度物理技术的发展使得达到这样的物理状态成为可能。Bailey等人[25]利用位于美国圣地亚国家实验室的“Z”装置测量了Fe的不透明度,如图1(b)所示。磁力箍缩装置可以产生辐射温度350 eV、持续3 ns的黑体辐射源,辐射场一半穿过样品靶的全透区域得到图1(c)中白色区域,一半穿过Fe和Mg的混合物得到图1(c)暗色区域。对比相同波长未吸收和被吸收后谱线的强度便得到该波长下铁的不透明度。实验中Fe等离子体$ {T}_{\mathrm{e}}>2\times {10}^{6} $ K和${n}_{\mathrm{e}} > 4\times {10}^{22}\;{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-3}$,近似于太阳辐射区和对流区交界处的等离子体状态。使用实验测得的数据,太阳内部的罗斯兰平均不透明度被提高了7$ \mathrm{\%}\pm 3\% $,这对于获取精确的恒星内部结构信息具有重要意义。然而,本实验并没有完全解决太阳对流区位置问题,因此增加了人们对高温高密度下不透明度数据测量的兴趣。

      位于美国劳伦斯利弗莫尔国家实验室(LLNL)的NIF装置是现在世界上最大的高能量密度实验装置,它可以达到比以前实验装置更加高温高密度的极端物理状态,这为不透明度的研究提供了新的机遇。最近成立的NIF不透明度(Opacity-on-NIF)联合团队,是由来自洛斯阿拉莫斯国家实验室(LANL),LLNL,圣地亚国家实验室(SNL),内华达国家安全区(NNSS),罗彻斯特大学激光能量学实验室(LLE)等实验室和大学的相关人员组成。该团队计划在NIF上测量更高温度下等离子体的不透明度。这对完备现有恒星结构模型,解释实验与观测之间的差异具有重要意义。在未来不透明度的研究中,除了更加极端的物理条件外,要考虑更多的复杂因素,如混合元素的不透明度测量。此外,外加强磁场环境下的不透明度可能是未来研究的重点。不透明度的研究依然是一个开放并活跃的研究领域,这对等离子体物理的研究也有重要的意义。

    • 星系乃至宇宙普遍存在磁场,其起源一直困扰着天文学家。现代天文学将磁场的起源作为最具有挑战性的问题之一。一般认为磁场产生(种子磁场)可能来源于毕尔曼电池效应或某些不稳定性过程,磁场放大则通过各种发电机效应或湍流来实现。

    • 毕尔曼电池效应[26]基本物理图像如图2(a)所示,假设等离子体由质子和电子组成,在温度和密度关系图中,右边比左边温度高,顶部比底部密度高。因为电子的质量小于质子的质量,那么它沿着压力(电子温度和密度的乘积)梯度向下漂移的速度比质子快,因此可以形成一个闭合环路电流(白线所示)。当温度梯度和密度梯度不平行时,电场在等离子体中闭合回路上的积分为非零。换句话说,梯度可以产生电动势,再根据法拉第定律,电动势产生了磁通量。毕尔曼效应可以由广义欧姆定律与麦克斯韦方程组推导出来,最早也是通过激光等离子体实验证实的。当强激光驱动比较薄的固体靶时,由于光压的作用,在激光照射面上形成达数keV的超热电子,同时在靶表面产生一个等离子体团,将超热电子流输送到靶体内。由于这种等离子体主要在靶平面的法线方向上膨胀,因此等离子体的密度梯度的方向主要分布在垂直于靶平面的法线方向上。此外,电子的质量很小,受激光辐射压力影响会被很快加速并形成电子压缩层。此时等离子体的温度和压力迅速上升,在靶背表面的法向上形成较大的温度梯度和压力梯度,使等离子体同时沿靶背表面的法向发生等温膨胀和热膨胀,靶内的热传导比电子的绝热膨胀有效得多,使得温度梯度以激光照射焦点为中心,与靶平面平行的平面内呈向外辐射状分布。照射区的不均匀性会增加温度梯度和密度梯度方向的不一致性。在膨胀过程中,由于温度梯度和密度梯度的不一致而产生热电动势,从而产生热电流并产生自生磁场。自生磁场是环形的、准稳态的,集中在烧蚀等离子体团周围的半球壳上。它们在边缘附近有最大的振幅,但在中心下降到零[27-28]。其示意图如图2(b)所示。

      图  2  毕尔曼电池效应示意图及等离子体中环形磁场示意图[26-27]

      Figure 2.  A cartoon of how the Biermann battery process generates a magnetic field and schematic diagram of the annular magnetic field in the plasma[26-27]

      这里对由毕尔曼电池效应产生的自生磁场进行简单推导

      $$ {{E}}+\frac{\nabla {P}_{\mathrm{e}}}{{n}_{\mathrm{e}}e}=0 $$ (2)
      $$ \frac{\partial{{B}}} {\partial t}=-\nabla \times {{E}} $$ (3)
      $$ {P}_{\mathrm{e}}={n}_{\mathrm{e}}k{T}_{\mathrm{e}} $$ (4)
      $$ \frac{\partial {{B}}}{\partial t}=\nabla \times \frac{\left[\nabla \left({n}_{\mathrm{e}}k{T}_{\mathrm{e}}\right)\right]}{{n}_{\mathrm{e}}e}=-k\frac{\nabla {n}_{\mathrm{e}}\times \nabla {T}_{\mathrm{e}}}{{n}_{\mathrm{e}}e} $$ (5)

      式中:k为波耳兹曼常数;Te为电子温度;ne为电子数密度。式(2)为广义欧姆定律,式(3)为电磁感应定律,式(4)为等离子体的电子压强表达。此时,广义欧姆定律表达式中电子压强梯度这一项可表示为电场与电子压强梯度的平衡即式(2),代入式(3)可以得到由毕尔曼电池效应产生的自生磁场,即式(5)。

    • 天体物理中无碰撞冲击波无处不在,在以离子平均自由程远大于系统尺寸为特征的无碰撞对穿背景中形成,如超新星遗迹[29]和伽玛射线暴[30]等。无碰撞等离子体中冲击波形成所需的耗散由波-粒子相互作用激发的电场和磁场提供。Weibel不稳定性(WI)是产生强磁场进而产生无碰撞冲击波的候选实验机制之一[31]。WI是一种基于等离子体温度各向异性的微观不稳定性[31-32]。尽管WI在天体物理系统中起着至关重要的作用,但在实验中观测WI产生的磁场一直是一个挑战。Huntington等人[33]在OMEGA激光装置上首次利用质子探针对电磁场进行了成像,提供了WI产生强磁场的证据,这些磁场是由激光驱动产生的最初未磁化的对穿等离子体流中生长的。对穿等离子体流是通过激光烧蚀相反的CH箔来实现的,如图3所示。这些CH箔彼此相对放置并同时受到激光辐照,使得膨胀的等离子体流在CH箔之间的中间面附近发生相互作用。在这种对穿结构中,对穿方向的等离子体在不稳定性的正反馈机制下发生箍缩进而导致粒子发生会聚运动,沿着等离子体流形成丝状电流结构,产生环绕着电流丝的管状磁场。这些管状磁场在平行于电流的方向上均匀分布,而在垂直于电流方向上呈随机分布状态。

      图  3  利用质子探测对穿等离子体流的实验布置图[33]

      Figure 3.  Experimental configuration to generate opposing plasma flows probed by D–3He protons[33]

      从等离子体动理学理论出发,结合弗拉索夫方程和麦克斯韦方程可以得到无碰撞等离子体中激发的自生磁场的最大增长率[34]

      $$ {\gamma }_{\mathrm{m}}=\sqrt{\frac{8}{27 \pi }}\sqrt{\frac{{T}_{z}}{m{c}^{2}}\frac{{A}^{\frac{3}{2}}}{A+1}}{\omega }_{\mathrm{p}\mathrm{h}} $$ (6)

      式中:A为各向异性参数,$A = {\left( {{u_x}/{u_z}} \right)^2} - 1$$ {u}_{x} $$ {u}_{z} $分别对应无碰撞等离子体在平行、垂直于对穿等离子体流方向的热速度;$ {T}_{z} $为垂直于对穿等离子体流方向的温度;$ {\omega }_{\mathrm{p}\mathrm{h}} $为无碰撞等离子体频率。

      假设无碰撞等离子体在磁场中的回旋频率$ {\omega }_{\mathrm{B}} $增加到与饱和磁场强度的线性增长率γm相当的值时,就会出现饱和现象,满足

      $$ {\gamma }_{\mathrm{m}}\approx {\omega }_{\mathrm{B}}\equiv \sqrt{\frac{{ek}_{z}{u}_{x}B}{m{c\gamma }^{2}}} $$ (7)
      $$B = \frac{{8\sqrt 3 }}{{27\pi }}\sqrt {\frac{{{T_x}}}{{m{c^2}}}} \frac{{{A^{\frac{5}{2}}}}}{{{{(A + 1)}^3}}}\frac{{\gamma m{\omega _{{\rm{ph}}}}c}}{e} $$ (8)

      式中:γ为相对论因子;$ {T}_{x} $为平行于对穿等离子体流方向的温度;B为磁场强度;$ {k}_{z} $为垂直于对穿等离子体流方向的波数。

    • 对超新星遗迹仙后座A的X射线和射电观测显示,其磁场强度约为周围星际介质磁场强度的100倍。与外部冲击波相一致的场可能是通过类似宇宙射线的非线性反馈过程产生的。遗迹内部的强磁场来源尚不清楚,但它可能是由于湍流运动而被拉伸和放大的。湍流可能是由超新星喷流与星际气体之间的接触不连续性引起的流体动力不稳定性产生的。基于此天文背景,Meineck等人[35]研究了当外部冲击波穿过周围介质中的稠密等离子体团时,引起湍流并使磁场放大的可能性。他们的实验表明,当冲击波与塑料网格相互作用时,种子磁场强度会被放大,同时这可以解释在遗迹内部观察到的同步辐射现象,实验布置示意图如图4所示。此外,Gregori等人[27]利用法国强激光应用实验室(LULI) 2000激光装置开展了利用毕尔曼电池效应产生种子磁场的实验。他们的实验结果表明种子磁场可以通过标度变换扩展到星系际介质,通过湍流运动,种子磁场强度可以被迅速放大,足以影响星系的演化。这两个实验提供了实验室实现等离子体中的湍流磁场强度放大的例子,这种物理过程可能发生在许多天体物理现象中。

      图  4  产生冲击波诱导湍流的实验布置图[35]

      Figure 4.  Experimental configuration for the generation of shock-induced turbulence[35]

    • 在实验室天体物理研究中,相似性原理被广泛应用。相似物理是指两个物理体系存在某种相似性,并且满足相同的物理演化规律,可以通过研究一个物理体系来推导另外一个相似的物理体系问题,通常这两个物理体系存在某种标度变换关系。

    • 众所周知,天体物理研究系统的空间或者时间尺度不可能与实验室一一对应。基于流体动力学理论,Ryutov等[36-37]讨论了实验室模拟天体物理现象的合理性以及限制条件,证明了由理想磁流体方程描述的两个系统之间会存在相似性,如果相似条件满足,那么这两个系统的演化就是相似的。无论这两个系统的空间或者时间尺度差距有多大,这种相似性允许我们在两个系统之间建立一种对应关系。随着实验室天体物理研究的发展,包含辐射的流体相似性以及无碰撞等离子体相似性也同样被证明[38-42]。这些相似性原理为开展实验室研究天体物理现象提供了理论依据和指导方向。下面对理想磁流体的相似性原理做一简单介绍。

      理想磁流体方程可以写为

      $$ \left\{ \begin{array}{l}\dfrac{\partial \rho }{\partial t}+\nabla \cdot \left(\rho {{v}}\right)=0\\ \rho \left(\dfrac{\partial {{v}}}{\partial t}+{{v}}\cdot \nabla {{v}}\right)=-\nabla p-\dfrac{1}{4{\text{π}}}{{B}}\times \left(\nabla \times {{B}}\right)\\ \dfrac{\partial {{B}}}{\partial t}=\nabla \times \left({{v}}\times {{B}}\right)\end{array} \right.$$ (9)

      式中:${{v}}$$ \rho $$ p $${{B}}$分别代表速度、密度、压强和磁场。对于能量方程,我们假设处理的物质是多方气体。也就是说,气体的体积能量密度正比于压强,即

      $$ \varepsilon =Cp $$ (10)

      这里,C是一个无量纲的常数。值得注意的是,这里的多方气体的假设强于理想气体的假设。特别是,如果气体的内禀自由度能够在更高的温度下被激发出来,那么这个假设就不成立。另一方面,这个假设能够很好地描述全部电离的气体以及辐射压占主导作用的气体。如果满足上述方程的气体绝热膨胀或收缩,那么压强和密度的关系为$ p\propto {\rho }^{\gamma } $,这里$ \gamma =1+{C}^{-1} $为绝热指数。对于多方气体,没有能量耗散情况下的能量方程为

      $$ \frac{\partial p}{\partial t}+{{v}}\cdot \nabla p=-\gamma p\nabla \cdot {{v}} $$ (11)

      容易证明,经过如下的变量变换,方程(9)和(11)保持不变

      $$ {{r}}=a{{r}}_{1},\;\rho =b{\rho }_{1},\;p=c{p}_{1},\;t=a\sqrt{\frac{b}{c}}{t}_{1},\;{{v}}=\sqrt{\frac{c}{b}}{{v}}_{1},\;{{B}}=\sqrt{c}{{B}}_{1} $$ (12)

      这里$ a,b,c $是任意正数。也就是说,系统$({{r}},t,\rho ,p,{{v}},{{B}})$和系统$({{r}}_{1},{t}_{1},{\rho }_{1},{p}_{1},{{v}}_{1},{{B}}_{1})$遵循相同的演化方程(方程(9)和(11)),并且两个系统的变量之间存在直接对应关系。值得注意的是,对于两个系统之间的六个变量变换,只有三个自由的变换系数(例如,$ a, b, c $可以取任意正数,其他变换系数由$ a, b, c $组合而成)。这是因为变量变换要使得方程(9)和(11)保持不变,从而限制了自由系数的个数。

      我们考虑由方程(9)和(11)描述的理想磁流体系统的初始值问题。对于系统$({{r}},t,\rho,p,{{v}},{{B}})$,我们给出其初始状态为

      $$ {\left.\rho \right|}_{t=0}=F\left({{r}}\right),\; p{\left.\right|}_{t=0}=G\left({{r}}\right),\;{{v}}{\left.\right|}_{t=0}={{H}}\left({{r}}\right),{{B}}{\left.\right|}_{t=0}={{K}}\left({{r}}\right) $$ (13)

      其中等式右边的函数为已知函数。这个系统的演化形式将由方程(9)和(11)决定。对于另一个系统$({{r}}_{1},{t}_{1}, \;{\rho }_{1},{p}_{1},{{v}}_{1},{{B}}_{1})$,我们使这个系统的初始状态与系统$({{r}},t,\rho,p,{{v}},{{B}})$的初始状态相似(满足方程(12)的变换形式)。结合方程(12)和(13),我们有

      $$ {\left.{\rho }_{1}\right|}_{t=0}=\frac{1}{b}F\left(a{{r}}_{1}\right),\; {p}_{1}{\left.\right|}_{t=0}=\frac{1}{c}G\left(a{{r}}_{1}\right),\; {{v}}_{1}{\left.\right|}_{t=0}=\sqrt{\frac{b}{c}}{{H}}\left(a{{r}}_{1}\right),\; {{B}}_{1}{\left.\right|}_{t=0}=\frac{1}{\sqrt{c}}{{K}}\left(a{{r}}_{1}\right) $$ (14)

      因为磁流体方程(9)和(11)经过方程(12)的变换后也是保持不变的,因此,不单系统$({{r}}_{1},{t}_{1},{\rho }_{1},{p}_{1},{{v}}_{1},{{B}}_{1})$的初始状态与系统$({{r}},t,\rho,p,{{v}},{{B}})$相似,两个系统演化过程也是相似的。更明确地说,如果第一个系统的密度随时间的演化形式为$\rho ({{r}}, t)$,那么第二个系统的密度随时间的演化形式将是$\rho ({a{{r}}}_{1},a\sqrt{b/c}{t}_{1})/b$,同样满足方程(12)的变换形式。对于除密度之外的其他变量,结果也是类似的。值得注意的是,相对于第一个系统,第二个系统的时间演化尺度改变了一个因子$ a\sqrt{b/c} $

      由上我们可以看到,对于两个理想磁流体系统,无论它们的空间尺度差别多大,只要两个系统的初始状态按照方程(13)和(14)相互匹配,那么我们的确有可能在两个系统之间建立直接的对应关系。两个系统演化的时间尺度也是唯一相关的。这个结果为天体物理中和实验室实验中磁流体现象的比较提供了依据。

      相似性允许我们在实验室条件下模拟天体物理现象[43]。例如,Zhong等人[5]在实验室条件下研究太阳耀斑中磁重联产生的喷流与耀斑下拱形磁场碰撞产生环顶X射线源的现象。利用磁流体的相似性,太阳耀斑和实验室等离子体的标度对应关系在表2中列出,变换因子为$ a={10}^{-11} $$ b={10}^{8} $,和$ c={10}^{10} $。Li等人[44]在实验室条件下研究了蟹状星云喷流中的纽结行为,当取$a \approx 1.6\times {10}^{-20}$$b\approx 1.7\times {10}^{25}$,和$c\approx 1.1\times {10}^{19}$时,实验室尺度和蟹状星云尺度可以吻合得很好。

      表 2  太阳耀斑和实验室等离子体的相似性[5]

      Table 2.  Similarity of solar flares and laser-produced plasmas[5]

      length/cmtime/spressure/Padensity/cm−3velocity/(km·s−1magnetic field/T
      flare plasmas109 ~ 1010100 ~ 10000.001 ~ 10109 ~ 101110 ~ 10010−3 ~ 10−2
      laser-produced plasmas~10−1~10−9~1071019 ~ 1020~100~102
      flare plasmas (scaled)10−2~ 10−110−10 ~10−9107 ~ 10111019 ~ 1021100 ~ 1000102 ~ 103
    • 太阳耀斑是一种最剧烈的太阳活动现象,一次典型耀斑的爆发相当于数十亿枚氢弹的爆炸,耀斑能产生多波段辐射,剧烈的耀斑会严重影响日地空间环境,对人类生活产生巨大影响,所以认识和了解耀斑活动具有重大意义。目前耀斑理论模型的基本出发点之一是磁重联。磁重联的发生会导致磁场拓扑结构的重新排布,在此过程中释放的磁能通过加速或加热带电粒子而转化为动能,形成磁能更低的新平衡态。太阳物理学家通常将太阳冕区的软X射线辐射分布与磁场分布等同,认为等离子体被约束在磁力线周围。图5展示了TRACE(transition region and coronal explorer)卫星在2000年11月9日拍摄的波长为17.1 nm太阳耀斑[45]。通过观测发现磁力线变化的时间尺度远远小于根据Sweet-Parker磁重联模型计算的耗散时间。在Sweet-Parker模型中,假设稳态和不可压缩过程,电流片的长度和宽度分别为$ L $$ \delta $。入流速度和出流速度分别是vinvout,从电阻MHD方程中可得:$ {v}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}\sim {V}_{\mathrm{A}} $${{{v}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}}/{{v}_{\mathrm{o}\mathrm{u}\mathrm{t}}}}\sim {S}^{ - 1/2}$以及${{\delta }/{L}}\sim {S}^{ - 1/2}$。通过这些关系可以得到重联过程中磁场的变化率产生的电场为$ cE={V}_{\mathrm{A}}{B}_{0}{S}^{ - 1/2} $,等效的也就是重联率为${\tau }_{\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{c}}^{-1}={{{v}_{\mathrm{i}\mathrm{n}}}/{L}}$,可以通过${{{\tau }_{\rm{A}}}/{{\tau }_{\mathrm{r}\mathrm{e}\mathrm{c}}}}\sim {S}^{ - 1/2}$,其中${\tau }_{\rm{A}}={{L}/{{V}_{A}}}$是阿尔芬时间。典型的太阳冕区的Lundquist参数为$ {10}^{12}\sim {10}^{14} $${\tau }_{\rm{A}}\approx 0.5$ s,可以得到一个典型的耀斑可以存在约$60$ d,而观测获得的结果是15 min到60 min[46]。这些快速重联的现象说明存在非常快速有效的磁能耗散机制的存在。

      图  5  2000年11月9日TRACE卫星拍摄的波长为17.1 nm的太阳耀斑[45](来自apod.nasa.gov)

      Figure 5.  Solar flare image at 17.1 nm from TRACE satellite on November 9,2000[45](From apod.nasa.gov)

      太阳耀斑磁重联观测证据已有很多,其中最为著名的就是在耀斑软X射线环顶观测到的硬X射线源。1992年1月,Masuda等人[47]利用YOHKOH卫星在太阳边缘观测到耀斑硬X射线发射源的空间结构,他们发现除了两个足点X射线源之外,还有一个环顶X射线源。Masuda给出了环顶X射线源形成的唯象解释,重联后向下喷射的等离子体喷流与磁环碰撞形成硬X射线源。此外向上的重联喷流也被广泛观测,2006年升空的日本HINODE卫星在太阳色球层观测到大量海葵状喷流,这些观测事实为磁重联模型提供了进一步的证据。Masuda对环顶硬X射线源的解释是定性和唯象的,缺乏定量、详细的理论解释,这一困难与天文观测远距、不可控和被动性有着直接的关系。

      而Masuda等人的这一发现在实验室中得到验证,Zhong等人[5]利用高能激光驱动平面金属靶,再现了这一现象。图6(a)展示了一个紧凑型太阳耀斑环顶X射线源的磁重联模型与观测中[47]的太阳耀斑重叠。实验中采用两组激光分别驱动Al靶的左右两侧,形成的两个相距600 µm的等离子体团在Al靶表面膨胀,同时兆高斯的环形磁场与等离子体团冻结在一起运动,可以看到两个环形磁场在中间的磁场方向是相反的(由B1B2可以看出),当二者相遇时发生磁重联,在图6(b)中可以看到,在两个等离子体团中间可以看到一个耗散区。在出流下方Cu靶上可以明显看到一个亮的X射线斑,这是因为重联出流影响了Cu靶上的等离子体,这一图景与观测中的太阳耀斑环顶射线源类似,这也是首次在实验中利用激光模拟了磁重联产生的出流以及环顶X射线源。图6(c)是利用两束能量不对称的激光驱动靶的X射线图像,两个激光点之间的距离为400 µm,箔厚度为10 µm。Al靶上的激光强度的不对称引起激光光斑以及磁场B1B2的不平衡,并进一步导致向上出流的倾斜(约10°)。向下的出流撞击到铜靶上导致热的X射线源发射,可以解释太阳耀斑中的等离子喷流的倾斜现象。仔细分析实验室重联区尺度特征,发现激光等离子体磁重联区存在两个耗散区,支持霍尔磁重联理论,其中离子耗散区的尺度与理论模拟一致,而电子耗散区尺度的实验结果要大于传统的理论值,这为理论探索磁重联电子耗散区尺度提出了挑战。

      图  6  (a)磁场分布以及环顶X射线源的示意图。(b)靶前的针孔相机拍摄的X射线结果。(c)不对称激光强度导致激光光斑以及磁场B1B2的不平衡的X射线结果[5]

      Figure 6.  (a) Magnetic reconnection model for the loop-top X-ray source in a compact solar flare,with a sketch depicting the X-ray observation scheme. (b) The pinhole X-ray image observed forward of the Al foil target. (c) The pinhole X-ray result of unbalanced laser intensity leading to laser spot and unbalanced magnetic fields B1 and B2[5]

      随着对超强超短脉冲激光与固体靶相互作用的研究发现,其产生的这种高温、高密度、强磁场、大加速度的等离子体与太阳及其他许多恒星中的物理条件非常相似,因此可以通过这种方法进行对天体物理的模拟研究。利用此方法已经进行了很多类似实验,对磁重联的不同物理进行了研究,例如:Nilson等人[48-50]在实验中观察到等离子体流,高电子温度以及喷流的形成与磁重联一致,而不是一个没有磁场的流体碰撞结果。Li等人[51]通过诊断多个等离子体泡的相互作用,给出了高β(热压/磁压)等离子体中由于磁重联发生导致的磁场拓扑结构改变的过程。Fiksel等人[52]进行,在激光驱动产生的等离子体泡中外加磁场实验,通过质子背光结果观测到,电流片的演化过程,同时发现超声速流的入流强烈挤压电流片导致了极高的重联率。

    • 太阳活动也会对地球空间环境产生非常大的影响,给人类的生产生活带来严重的危害,如造成航天器的受损或失常,影响卫星和通讯,造成无线通讯中断,甚至破坏臭氧层等。造成这种危害的原因是太阳风与地球磁层相互作用导致太阳风粒子进入到地球磁层,这些粒子具有很强的破坏性。太阳风是由太阳等离子体和太阳风磁场组成,当到达地球磁层时,太阳风中的磁化等离子体就会与地球磁层相互作用,导致地球磁层的拓扑结构发生拉伸或者压缩,在地球磁尾处,由于这种磁场的畸变会形成一个电流片(图7右端红框区域)。发生磁重联时,可以使太阳风粒子进入地球磁层。另外,如果是南向太阳风,由于磁力线方向和地球磁层磁力线方向相反,也可以在向阳面磁层顶的位置发生磁重联(图7左端红框区域),也可导致太阳风粒子进入地球磁层[53]

      图  7  地球附近的磁场分布[53]

      Figure 7.  Magnetic field distribution near the Earth[53]

      一直以来针对日地空间的研究主要依赖于卫星各种探测器得到的数据来研究日地空间的一些物理机制,实验室也开展了大量仿真实验,然而在标度变换上存在困难。2009年,Brady等人[54]在实验室用激光轰击固体靶产生的等离子体流与一个小磁柱相互作用来模拟太阳风与地球磁层的相互作用。使用不同能量的激光产生不同流速的等离子体流,再与磁场相互作用,观察到了不同的磁层顶结构,并且还观察到冷却了的等离子体会最终聚集在磁极的两端,这样的特征与地球的磁场分布十分类似。2015年,Zhang等[55]利用国内的“神光II”激光装置,对日地空间的磁重联现象进行了比较深入的实验研究。该实验利用圆柱形的永磁铁和强激光驱动的等离子体来分别模拟地球磁层偶极磁场和太阳风。实验中观察到一些重要的特征,例如磁重联和磁排斥,这些特征与磁流体动力学(MHD)模拟结果非常吻合。利用两束长脉冲(1 ns)的激光聚焦在附着有圆柱形磁体的Al块靶上,采用阴影成像和Normaski干涉成像的方法诊断等离子体的演化,诊断使用短脉冲(120 ps)探测光束。实验利用X射线针孔相机检测激光产生的等离子体的X射线图像,X射线分幅相机记录热等离子体的时间分辨的X射线图像序列。

      图8为X射线分幅相机所获得的随时间演化的图像。图中选取的是等离子体随时间演化的三个典型时刻。利用两束相距600 µm的激光轰击铝靶,产生两个等离子体团,在两个团之间构建一个典型的激光驱动磁重联,重联出流等离子体沿着中心区域从上下两个方向排出,向下排出的等离子体会与一个磁场强度为0.3 T的磁柱相互作用,并且产生大量新的等离子体,如图8(a)所示。然后等离子气团继续膨胀,并与来自磁体表面新产生的等离子相遇,引发再次重联,如图8(b)所示。X射线的强度在左侧区域显着增强,这表明在二次重联期间可能释放了磁能。该实验模拟了太阳风垂直轰击地球磁层并且与极区磁场相互作用的过程。利用光学诊断和X射线诊断也取得了很好的磁柱磁场与出流等离子体磁场的磁重联的数据。通过标度变化可以证实该实验设计对于模拟太阳风与偶极磁场相互作用是合理的,有助于理解日地空间等离子体动力学现象。

      图  8  X射线分幅相机拍摄的随时间演化的X射线图像[55](图中红框区域的X射线强度随时间而增强,表明该区域中发生了磁重联)

      Figure 8.  Sequence of time resolved X-ray images taken with a framing camera[55](X-ray emission of the red box region in the figure increases with time,indicating magnetic reconnection in this region)

    • 天体喷流现象在宇宙中存在十分广泛,通常意义上的喷流指的是大尺度的相对论性与非相对论性喷流,这种喷流大多产生于具有吸积盘并包含高速旋转的中心致密天体系统,例如活动星系核、X射线双星等,很多原初恒星体也有喷流产生。除此之外,恒星表面也经常会产生尺度在几千公里左右的小尺度喷流,例如太阳上的针状体,黑子半影区的微喷流等,不同于传统的天体等离子体喷流,这种小尺度喷流通常是局部挤压或磁重联导致的,它们尺度很小,寿命很短,难以观测[56]。喷流在宿主系统中有着重要的反馈作用,原初恒星体中的喷流会给分子云传递能量,从而调节或影响恒星形成的速率。中心具有超大质量黑洞的活动星系核产生的喷流可以给其周围星际空间中的稀薄等离子体提供能量,影响着星系的运动与演化,因此研究喷流的产生、传输等过程有着重要意义。

      研究表明,宇宙大尺度喷流的产生一般与连接它和吸积盘系统的大尺度磁场有关。1977年Blandford和Znajek提出了BZ过程[57],认为是大尺度磁场提取了中心致密天体的旋转能并束缚着等离子体,等离子体沿着磁力线被加速,直至脱离束缚沿轴向流出形成一对反向的喷流。1982年Blandford和Payne提出了BP过程[58],不同于BZ过程中大尺度磁场缠绕在中心天体(黑洞)周围,BP过程认为磁力线足点附着在吸积盘上,而吸积盘与极向磁场之间有一定的角度,当夹角大于临界值时,物质就会由于离心力的作用而流出,此部分能量则来源于吸积盘的旋转能。由BZ过程产生的喷流坡印亭能量占主导,物质成分很少,而由BP过程产生的喷流中有大量的重子成分,速度也较低。而最近的研究表明,两种过程很可能通过中间过程耦合在一起,共同驱动着喷流的产生。

      在实验室利用激光与靶的相互作用可以用来模拟喷流的产生并研究一些具体的物理过程。Gao等人[59]使用OMEGA装置利用环形排列的激光束成功得到了高度准直的强磁化喷流。传统实验中单束或多束激光打靶产生的喷流往往磁场很弱且十分不稳定,Gao等人发现通过环形排列的激光阵列,适当调节其焦斑围成空洞的半径,可以有效增强磁场强度,并可以提升能量转化均匀度从而使喷流的传输更加稳定。如图9所示,图9(a)图9(b)分别为2.6 ns时空洞直径为400 μm和800 μm的质子成像结果,图9(c)图9(d)为对应图9(b)实验方式的模拟结果,可见模拟与实验较为吻合,且增大空洞有利于磁场演化从而形成更长更稳定的磁化等离子体喷流。通过无量纲参数标度变换可以将实验产生的喷流很好地与原初恒星体喷流对应起来。研究表明原初恒星体稳定的喷流很可能受轴线附近大尺度极向磁场控制,利用FLASH磁流体模拟程序还原实验过程发现[60],如图9(c)所示,在靠近靶平面的区域,环向磁场占主导,而在远离靶平面的位置,很强的极向磁场沿轴线分布,使得喷流更加稳定更加准直地向前运动,这与磁塔模型所描述的驱动喷流的磁场十分类似,因此该结果对于研究原初恒星体喷流的产生与演化具有重要意义[61]。在实验室通过强激光设备产生高度准直的磁化喷流还可以研究喷流和吸积盘附近磁场结构、喷流后期演化、喷流的准直传输以及喷流的相互碰撞等复杂物理过程,这些研究结果对理解喷流的动力学演化过程具有重要意义。

      图  9  OMEGA实验结果及FLASH模拟结果[59]

      Figure 9.  Results from laser interaction experiment on OMEGA and FLASH simulation[59]

      Herbig-Haro天体是由年轻天体喷发的外流所产生的激波激发星云,Herbig-Haro天体的形态各异,有节点、弓形激波、喷流等形态[62-63]。这类天体在宇宙中广泛存在,通过观测已经发现了若干个Herbig-Haro天体产生的超声速准直喷流相互碰撞的现象。观测发现HH270产生的喷流与一团暗弱致密云团发生碰撞,喷流偏折了58°形成了HH110,后续研究表明,这个云团实际上也是Herbig-Haro天体,即HH451[64]。Yuan等人[65]通过激光等离子体实验及相关模拟重现了这一过程,并证明该偏折并非是磁场主导的,而是碰撞压力主导的。如图10(b)所示,通过激光作用在K形铜靶上产生一束相对准直的喷流,同时通过另一束激光作用在CH平面靶上产生一团等离子体来模拟致密云块,这样便重现了真实天体物理环境中的喷流碰撞,如图10(a)所示。图10(c)为利用LARED-S程序的模拟结果,实验和模拟的结果表明,一束准直的喷流与致密云块碰撞之后发生了明显的偏折(约55°),形成了一束偏折后的准直喷流,这也与观测相吻合,同时模拟的分析表明,这种现象是由于准直喷流与下面的等离子体团块碰撞产生动量交换导致的。除了碰撞效应,磁场对于等离子体团形态也具有一定的影响,喷流附近环向和极向的磁场对喷流准直传输、演化、节点的形成的作用也是实验室天体物理未来的研究热点之一。

      图  10  喷流偏折示意图[65]

      Figure 10.  Images illustrating the jet deflection[65]

    • 超新星是最剧烈的天体物理现象之一,长期以来,人们一直通过观测和理论模拟对其爆发机制和爆发过程进行研究。近年随着美国国家点火装置(NIF)的投入使用,人们已经可以在地面实验室深入开展这种极端天体物理现象的研究。超新星爆发可以提供我们借助普通观测无法获得的关于恒星内部的一些物理信息,因此人们开展对超新星遗迹相关研究可以增进对恒星的整个结构和演化过程的认识。当一颗大质量恒星在其核心燃烧到铁时,其核聚变反应不会再有净能量增益,此时其核心热压与内部引力不再平衡,恒星的核心开始坍塌,这种坍塌将持续到恒星内核达到简并物质的密度,简并压为阻止进一步的塌陷,将产生一个反弹冲击波,进而恒星将会炸裂[66]。这些抛射的物质与周围的星际介质作用形成一个向内挤压的冲击波和一个向外传播的冲击波,冲击波穿过各个外层的过程中,于交界处产生Richtmyer-Meshkov不稳定性。冲击波过后的区域由于密度梯度和压力梯度变得相反,这时界面处以Rayleigh-Taylor(RTI)不稳定性为主。当质量在冲击层中积累时,这两个冲击波之间的界面会减速,从而变得不稳定,导致RTI不稳定性。

      Kuranz等人[67]利用美国NIF激光装置尝试模拟了相关实验,构建了一个具有高能量通量的流体动力学不稳定界面。超新星演化成超新星遗迹时所形成的结构能被能量传输效应所影响而发生改变,其中RTI被认为是在恒星抛射和环绕恒星物质之间的交界处产生的一种结构,实验布置如图11(a)所示。首先利用NIF激光束照射金腔靶,产生X射线,在其吸收过程中通过X射线烧蚀产生压力脉冲。当冲击波穿过界面时,初始的波长为120 μm、振幅为6 μm的二维调制产生流体动力学膨胀,之后开始生长RTI。与靶相连的是一块巨大的铁箔,当用额外的激光束照射时,它会产生一个明亮的X射线源。图11(c,d)显示高能量通量和低能量通量实验的不同时刻典型X射线背光图像。其中的等离子体流正向上运动,冲击波峰值分别在1500 μm和2000 μm左右。在这两种情况下,峰值的形状和RTI的总体增长是不同的,可用于分析高能量通量对年轻超新星遗迹RTI增长的影响。由于NIF投入运行之前,限于实验条件的不完备,大部分激光装置上获得的冲击波大部分是纯动力学的,而不是辐射主导的。在天体的物理环境中冲击波的辐射对流体动力学过程和流体不稳定性的影响是非常重要的,现已投入运行的NIF装置具备制造出辐射主导的冲击波的能力。这里Kuranz等人获得的冲击波主要指辐射主导的冲击波。Kuranz等人的结论是在构建的超新星遗迹模型过程中,考虑辐射控制的冲击波作用的同时还需引入热传导的影响。这样人们才可以相对准确预测超新星爆发后的各个时期内超新星遗迹的演化情况。

      图  11  NIF实验布置及X射线背光RTI诊断结果[67]

      Figure 11.  Experimental target and radiographs for RTI on NIF[67]

    • KHI作为一种基本的流体不稳定性广泛出现在许多自然现象中,例如由水面波、波状云,以及天体物理现象中,如日冕物质抛射[68]、双中子星并合过程[69]等。Hasegawa等人[70]模拟了北向太阳风与地球磁层顶部相互作用形成的KHI。他们的研究结果表明,KHI发生在太阳风和等离子体片之间,其中磁能占主导地位,磁张力阻止其在磁层顶变形,太阳风传输机制与KHI的非线性阶段相关联。观测结果显示了外部磁场对KHI的生长具有重要影响,目前尚需通过实验确定。为了再现天体物理和空间物理等离子体中这种宏观现象,具有类似等离子体过程的地面实验室研究提供了一个重要的平台。所有激光驱动的高能量密度(HED)实验的关键基本假设是,只要平台的定义度量保持不变,系统的重要动力学可在多次实验过程中重复。Wan等人[71]使用OMEGA EP激光设备进行KHI实验,观察到了超音速状态下的单模Kelvin-Helmholtz(KH)行为,然而他们仅基于纯粹的可压缩的磁流体的假设开展了实验,没有考虑磁场的影响。

      我们首次通过实验讨论了外加磁场对激光驱动等离子体产生的KHI演化的影响。实验着眼于在实验室模拟太阳风与地球磁层相互作用产生的KHI现象,KHI在地球磁层顶等离子体速度不均匀的驱动下,在磁层和太阳风等离子体混合中起着重要作用。事实上,当磁层和行星际磁场大多垂直于赤道面时,KHI可以在低纬度发展,而不受磁场力的明显束缚。相反,在高纬度,更复杂的磁场结构被认为完全制稳了不稳定性。基于此研究背景,实验设计由强激光驱动的靶后等离子体出流、用于产生初始微扰的Al调制层和小圆柱形永磁体组成,外加磁场(0.4 T)分别与靶后等离子体出流的运动方向平行和垂直。通过比较有无外加磁场的情况,利用光学诊断,我们发现KHI表现出不同的演化特征,获得了外加磁场下KH涡旋在4~6 ns的线性演化过程[72]。利用光学诊断和FLASH模拟结果显示在等离子体流出运动过程中,垂直于等离子体流出方向的外磁场会受到挤压,从而被压缩、变形和放大约5倍,达到2 T,形成KHI的等离子体中的电子被完全磁化,如图12所示;在外加磁场的影响下,等离子体流出远离扰动调制层区域,抑制了KHI的发展[73]。我们最终希望此实验能够通过标度变换与和太阳风和地球磁层之间的相互作用形成的KHI进行对比,更好的了解太阳风和地球磁层之间的相互作用,同时有助于进一步加深人们对磁化KHI的理解。

      图  12  (a)无外加磁场为零,(b)外加磁场是0.4 T。(a)和(b)是实验中阴影图的图像,(c)和(d)是对比增强数据,(e)~(h)表示外加0.4 T磁场时,在不同时刻,KHI演化区域的磁场分布图[73]

      Figure 12.  (a) The magnetic field of a magnet was null. (b) the magnetic field was 0.4 T. (a) and (b) are images from the shadowgraphs in the experiments,and (c) and (d) are contrast-enhanced data. (e)~(h) The distribution of magnetic field in the evolution region of KHI during 0~9 ns[73]

    • 光致电离等离子体是宇宙中等离子体的一种重要的存在状态,普遍存在于活动星系核、黑洞、中子星和白矮星等天体周围[774]。研究光致电离等离子体光谱对获取上述这些天体系统的物理状态和演化过程有重要的意义。这些致密天体会吸积周围的气体,同时释放出很强的辐射场。当辐射场足够强,这些天体周围的气体会被高能光子激发和电离,处于光致电离碰撞辐射平衡。与处于碰撞辐射平衡的普通恒星大气相比,光致电离等离子体在较低的温度便可以达到很高的电离度,发射高能的X射线谱线。天体物理研究中,用电离参数来衡量光致电离等离子体中辐射场的作用

      $$ \xi =\frac{L}{{n}_{\rm{e}}{r}^{2}} $$ (15)

      式中:L(10−7 J$ \cdot {\mathrm{s}}^{-1} $)为辐射场的光度;$ {n}_{\mathrm{e}}({\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-3}) $为被辐照等离子体电子密度;r(cm)为辐射源到被辐照等离子体的距离。天体物理中,$ \xi $可达10−6 $\sim{10}^{-4}\; \mathrm{J}\cdot \mathrm{c}\mathrm{m}\cdot {\mathrm{s}}^{-1}$

      天体物理中一般假设光致电离等离子体处于稳态,光谱的发射由外界辐射场和等离子体内部的碰撞辐射过程共同作用[75-76]表3中列出了这些原子过程。

      表 3  光致电离等离子体中重要的原子过程

      Table 3.  Atomic transitions in photoionized plasmas

      direct processinverse process
      radiative decay(A)photoexcitation(PE)
      photoionization(PI)radiative recombination(RR)
      collisional excitation(CE)collisional deexcitation(CD)
      collisional ionization(CI)three-body recombination(TR)
      autoionization(AI)dielectronic capture(DC)

      稳态光致电离等离子体的速率方程为

      $$ \frac{\mathrm{d}{N}_{i,j}}{\mathrm{d}t}=\sum {N}_{m,n}{R}_{\mathrm{p}}-{N}_{i,j}\sum {R}_{\mathrm{d}}=0 $$ (16)

      方程(16)中$ {N}_{i,j} $为第i个电离态第j个能级的密度,Nmn为第m个电离态第n个能级的密度,$ {R}_{\mathrm{p}} $为各种原子过程到达$ {N}_{i,j} $的速率,Rd为从Nij经过各种原子过程到达其他能级的速率。方程(16)的物理意义为在稳态的等离子体中电离态i的第j个能级的密度不随时间变化,其他电离态和能级转换为这个能级的速率之和和这个能级转换为其他电离态和能级的速率之和相等[75-76]。在天体物理中,由于光致电离等离子体的温度和密度都较低,所以一般忽略碰撞过程对X射线光谱的贡献。

      随着高能量密度物理的发展,在实验室内也能制造出光致电离等离子体。在实验室中制造出类似于天文环境中的光致电离等离子体,关键在于提高电离参数$ \xi $,即提高辐射场的光度和降低被辐照等离子体的密度。高能量密度物理中,有磁力箍缩和激光驱动两种产生强辐射源的方法。

      2004年,Foord等人[77]利用位于于美国圣地亚国家实验室的Z装置做了光致电离Fe等离子体的实验。实验中产生了辐射温度大约为165 eV的近似黑体谱的辐射场,照射大约1.5 cm处均匀膨胀的密度为$(2.0\pm 0.7)\times {10}^{19}\;{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-3}$的Fe的等离子体,制造出平均电离度16.1$ \pm 0.2 $的光致电离Fe的等离子体。实验中电离参数$ \xi $最高达了$ 2.5\times {10}^{-6}\;\mathrm{J}\cdot \mathrm{c}\mathrm{m}\cdot {\mathrm{s}}^{-1} $,达到了天体物理中电离参数的范围。模拟实验中Fe的离子态布居成为一个开放性问题,如图13中所示,GALAXY,CLOUDY,FLYCHK和PhiCRE等模型曾被用来解释实验结果,但是理论结果都偏离实验结果。Han等人[75]使用RCF模型使用实验中的辐射场和等离子体参数得到了几乎和实验值一致的Fe的离子态布居。同时在研究中发现光致激发加后续的自电离过程也能有效地电离等离子体,实验状态下碰撞激发等过程也影响着等离子体的离子态布居。

      图  13  Foord等人光致电离实验Fe的离子态布居。不同的曲线为不同模型的理论结果[75]

      Figure 13.  Charge state distribution of Foord experiment. The different lines are the theoretical results of models[75]

      2009年,Fujioka等人[78]在位于日本大阪大学的GEKKO-XII的激光装置上使用图14(a)中的实验装置制造出光致电离Si的等离子体。实验中使用多束激光驱动内爆靶丸的方法产生了辐射温度Tr$ =(480\pm 20) $ eV的辐射源。同时在距离1.2 mm处用一束红外激光照射硅靶产生一团缓慢膨胀的硅等离子体,$ {n}_{\mathrm{e}}=\left(0.75\pm 0.25\right)\times {10}^{20}\;{\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-3} $$ {T}_{\mathrm{e}}= (27.5\pm 1.5) $ eV。辐射场到达Si等离子体处衰减$ \mathrm{\alpha }=\left(6.5\pm 3.5\right)\times {10}^{-4} $。实验中电离参数$ \xi =\left(5.9\pm 3.8\right)\times {10}^{-7}\;\mathrm{J}\cdot \mathrm{c}\mathrm{m}\cdot {\mathrm{s}}^{-1} $,略低于天体物理中的值。图14(b)中黑色实线为实验中光致电离硅的谱线,实验中在较低的温度得到了Si的类氦和类锂等高电离态离子的K-$ \mathrm{\alpha } $线,类似于天文观测中Vela X-1等X射线源的Si的谱线。理论模拟实验中光致电离Si的光谱是后续工作中关注的问题,众多理论工作的结果都类似于图14(b)中红色实线的结果。这些理论工作中大多都只重现了最左和最右两个峰的相对强度,而中间峰的强度较弱。1.864 keV处的峰被认为是类氦离子的共振线,1.84 keV附近的峰是大量类锂离子和更低电离态的K-$ \mathrm{\alpha } $线,中间位于1.855 keV左右的峰位于互组合线的位置。Wang等人[79]和Hill等人[80]的工作中使用了随时间演化的模型,但是他们的速率方程和原子数据较简单,不能解释中间峰的强度。Bao等人[81]和Han等人[76]使用稳态的模型得到如图14(b)较弱的互组合线,但是相对强度仍然很弱。Wu等人[82]后来讨论了光深作用对理论谱线的影响,但是他们也没能很好地模拟实验谱线。2017年,Loisel等人[83]在Z装置上也进行了光致电离Si的实验,测量到在同样能量范围,一些谱线的光学深度可达到60。由于实验室中等离子体的密度远高于天文环境,因此等离子体光深作用不可被忽略,这是在后续理论研究中需要注意的问题。

      图  14  Fujioka等人[78]光致电离硅实验的实验布局图及光致电离硅的实验光谱和RCF的理论光谱[76]

      Figure 14.  Experimental setup of Fujioka photoionizing Si experiment[78] and experimental spectrum of photoionized Si plasma and theoretical spectrum of RCF[76]

      另外,White等人[84]利用英国卢瑟福实验室的VULCAN激光器和Bailie等人[85]利用位于中国科学院上海光学精密机械研究所的神光II号激光器,使用Sn等离子体照射Ar气体,得到了电离参数ξ达5$\times {10}^{-6}\; \mathrm{J}\cdot \mathrm{c}\mathrm{m}\cdot {\mathrm{s}}^{-1}$的光致电离Ar的等离子体。提高电离参数到天体物理的范围是未来光致电离等离子体研究中实验方面需要解决的问题,这需要提高辐射场的光度和降低等离子体密度。此外上述实验中,无论是利用黑体辐射谱还是利用Sn的线谱,都与天体物理中辐射源的幂律谱分布都有所差异,这也是后续光致电离实验研究中需要探索的问题,同时也需要不断完备理论模型来解释实验和观测的结果。

    • 相关物理问题认为实验室研究的有一些物理过程与天体等离子体相关,但是目前还没有找到对应的标度变换关系,它们也可能包含相同和相似的内容,如利用超强激光产生正负电子对的物理过程与伽玛射线暴的相关等。

    • 宇宙射线是指宇宙发射的高能带电粒子,其能量高达$ {10}^{20} $ eV[86]。宇宙线由多种基本粒子组成(如μ介子、π介子、K介子),约99%为不同种类的原子核,1%为电子,在宇宙线的传播过程中还会产生少量次级粒子。宇宙线主要起源于高能天体,伽玛暴、活动星系核、超新星爆发等。宇宙线粒子的加速机制是天体物理学中最具有挑战性的问题之一。1949年,费米就宇宙射线的起源提出了两种类型的加速机制[87]。第一种情况,提出粒子加速主要由粒子与无规则磁场的碰撞导致,粒子在与磁场相向运动(head-on)情况下获得能量,假设磁场运动速度为v,碰撞后粒子在运动相反方向速率约增加v;在粒子追赶磁场运动(head-tail)情况下失去能量,速率约减少v。考虑碰撞几率,显而易见head-on的碰撞次数高于head-tail碰撞,因此平均后可知粒子能够获得能量。第二种情况,提出粒子在沿着一条弯曲磁力线运动的情况下,随着磁力线的收缩发生类似于碰撞获能的效果,这一理论是绝大多数粒子加速理论的基础。激波加速是解释宇宙线粒子加速的重要机制,因为剧烈的天体运动往往会伴随着物质抛射而形成激波。激波的主要特征是在波阵面的两侧出现特征参数的跳变(如温度、密度),可以将激波简单划分为三个区域:激波上游、激波波面、激波下游,激波是非线性的,其上游速度高于下游速度,在激波从上游向下游运动的过程中激波波前变陡。激波加速可分为激波漂移加速理论(SDA)和耗散激波加速理论(DSA)两类。耗散激波加速的基本原理就是费米加速,粒子被激波捕获,在激波上游和激波下游之间受磁场湍流束缚来回反射。当受下游激波反射时符合head-tail情况粒子减速,受上游激波反射时符合head-on情况粒子加速。根据激波的特性,上游激波速度快于下游激波速度,增加的能量多于失去的能量,所以粒子在完成反射后产生的总效果是能量增加[88]。激波漂移加速的基本原理是电场加速,激波中的磁场运动会产生感应电场,由于磁场的不均匀会造成粒子的梯度漂移,磁场的弯曲会造成粒子的曲率漂移,漂移运动受到感应电场作功,粒子获得能量[89]

      天文观测中已经探测到磁重联发生伴随有高能粒子的产生[88]。磁重联加速的基本加速机制主要有电场加速、费米加速、Betatron加速,这几种加速机制在实际发生时会彼此耦合,难以区分,可以通过数值模拟对某一加速机制进行单独讨论,在以上加速机制基础还需要考虑导向场、湍流、磁岛、不对称性的影响。

      (1)电场加速;磁重联起始时刻反向磁力线堆积感生电场,产生电场份额可通过广义欧姆定律计算$ E=-\dfrac{1}{c}\dfrac{{n}_{\mathrm{i}}}{{n}_{\mathrm{e}}}{v}_{\mathrm{i}}\times B+\dfrac{1}{e{n}_{\mathrm{e}}c}J\times B-\dfrac{\nabla \cdot {p}_{\mathrm{e}}}{e{n}_{\mathrm{e}}}-\dfrac{{m}_{\mathrm{e}}}{e}\dfrac{\mathrm{d}{v}_{\mathrm{e}}}{\mathrm{d}t} $[90],其中c表示光速,$ {n}_{\mathrm{i}} $${n}_{{\rm{e}}}$分别表示离子密度、电子密度,$ {v}_{\mathrm{i}},{v}_{\mathrm{e}} $表示离子速度、电子速度,B表示磁场,J表示电流,$ {p}_{\mathrm{e}} $表示电子压强。电场加速主要是指出平面(z方向)电场加速,粒子在电流片中运动时存在漂移运动,梯度漂移的初始角度不同会存在运动方向与重联电场方向相反的情况,造成粒子减速失去能量,曲率漂移则始终与电场同向。此外平行方向电场对粒子加速也有重要作用。

      (2)费米加速;如前文所述,磁重联中,带电粒子分别和两侧反向的入流磁场形成head-on碰撞,获得能量,这一加速机制类似击打乒乓球。此外,2012年Hoshino提出在大尺度下粒子可以和多个磁岛并合出流发生弹性碰撞,使粒子获得能量[91]图15所示。

      图  15  磁重联Betatron加速粒子轨迹[92]及磁重联的随机加速[91]

      Figure 15.  Particle trajectory by magnetic reconnection Betatron acceleration[92] and particle acceleration in multiple magnetic islands during reconnection[91]

      (3)Betatron加速;考虑磁矩守恒,当磁场增强时,速度也增大。在磁重联的初始阶段,反向磁力线相互靠近并堆积,磁场增强,粒子获能,但由于重联发生磁场迅速减弱,粒子失去能量;Betatron加速发生的另一主要区域是出流区域,出流Betatron加速想达到一定的加速效果需要重联是非稳态,即接连发生重联,且后期重联出流速度要大于前期重联出流速度,从而造成磁场的追击和堆积,磁场增强粒子加速,典型的出流Betatron加速在地磁尾被观测到[92]

      (4)磁岛加速;长电流片重联过程中由于撕裂膜不稳定性的存在,使得长电流片断裂形成了单独的磁力线结构。三维情况下,认为磁岛是螺旋结构的磁力线。磁岛的存在也被天文观测所证实[92]。粒子被磁岛捕获,随着磁岛边界运动形成费米反射获得能量,如图16所示[93],注意在形状比较扁的磁岛中Betatron的加速效果会强于费米加速。

      图  16  磁岛中的粒子运动轨迹[93]

      Figure 16.  Particle trajectory in magnetic reconnection island[93]

      2016年,Zhong等人[94]利用神光II号激光构建磁重联过程,研究电子加速。实验中利用两路激光轰击具有一定夹角的两个平面靶,实现导向场磁重联。真实的磁重联过程并不是理想的平行与反平行磁场结构,通常会在垂直重联平面内有磁场的分量,称之为引导场。在日地空间环境,可以直接测量引导场的大小,其强度往往接近于重联磁场强度。磁约束聚变等离子体中,引导场强度往往可以达到20倍以上的重联磁场强度。理论研究表明,由于引导场的存在,可以极大改变电子和离子的运动轨迹,从而产生各种物理效应,如:降低重联率,提高电子能量(重联电场将电子更长时间束缚在电流片区域,从而使电子获得更多的能量),扭曲电流片等。在激光驱动磁重联实验中考虑引导场的物理效应是一种挑战,因为前面提到激光等离子体自生磁场的强度大概仅在兆高斯量级,如此强的外加磁场在目前的实验室条件还是无法达到,而采用成夹角打靶方式构建引导场磁重联,可以解决这一问题。

      将实验得到的能谱与天文观测得到的太阳高能粒子能谱进行比较,可以研究太阳高能电子能谱中非热成份的份额和起源。实验构建太阳耀斑的同时测量了电子能谱,重复了天文观测获得的非热能谱结构,如图17所示[95]。结合理论模拟证明磁重联电场加速了电子,使得电子能谱硬化。

      图  17  脉冲型太阳耀斑能谱及实验室耀斑实验电子能谱

      Figure 17.  Energy spectrum of pulsed solar flare and electron energy spectra of laboratory flare experiments

      目前实验水平无法做到对特定的加速机制进行单独探测,仅仅是通过将实验获得的电子能谱和理论模拟结合的方法判断可能发生的加速过程。高能粒子充满整个宇宙,其来源广泛,携带着宇宙的大量物理信息,对粒子加速机制的研究是对宇宙更全面的认识。宇宙线粒子加速研究也是实验室天体物理研究领域中研究较少和较难的部分,充满挑战和机遇。

    • 伽玛射线暴(简称伽玛暴)是一种瞬间产生巨大能量的天体物理现象,是宇宙中最亮的伽玛射线源,也是宇宙大爆炸以后所能观测到的最剧烈的天文活动事件。Klebesadel等人[96]通过研究Vela系列卫星在1969年7月至1972年7月之间的观测数据,首次发现了地球和太阳以外的伽玛暴事件。1997年,Metzger等人[97]分析了GRB 970508的余辉,确定了伽玛暴是起源于宇宙学距离的天文现象。伽玛暴的标准模型是火球模型,认为存在一个以极端相对论速度膨胀的火球,火球是各向同性的,对于一个毫秒时标的伽玛暴,通过相对论性速度可以推算初始辐射区的半径约为107 cm,结合观测流量F和观测距离D可以给出伽玛暴各向同性辐射的能量公式

      $$ {E}_{0}=F\left(4\mathrm{\pi }{D}^{2}\right)\approx {1}{{0}}^{{51}}\frac{F}{{10}^{-13}\mathrm{J}\cdot {\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-2}}{\left(\frac{D}{3\times {10}^{9}\mathrm{s}}\right)}^{2} $$ (17)

      可以看出对于这样小的辐射区,以观测流量(0.1~10)×10−13 J·cm−2推算,伽玛暴的初始能量1044~1047 J。

      观测表明,大多数伽玛暴都具有准直的喷流结构[98-99],无论是大质量恒星塌缩时产生的长暴,还是双致密星并合时产生的短暴,都会伴有相对论性喷流的产生。最近Lazzati等人在一个双中子星并合产生的余辉中发现了离轴喷流,该喷流的方向和地球观测的方向有一个30°的角差[100]。在喷流出现之前[101],伽玛光子会通过反应($ \mathrm{\gamma }+\mathrm{\gamma }\to {\mathrm{e}}^{+}+{\mathrm{e}}^{-} $)生成大量的正负电子对,所以了解正负电子对等离子体的物理性质对伽玛暴研究具有重要意义。

      随着激光技术的不断进步,已经可以在实验室中通过超强激光产生正负电子对等离子体[102]。Cowan等人[103]在1999年通过LLNL的PW激光做了一个超强激光和固体靶相互作用的实验,首次明显观测到正负电子对。Wilks等人[104]通过理论模拟发现超强激光在可控条件下可得到密度更高的正负电子对,不过持续的时间会非常短,他还表示正负电子对膨胀时,将会形成高密度的喷流。后来,Myatt等人[105]通过理论优化靶材料和尺寸,认为可以通过kJ级短脉冲激光产生数密度达1011的正负电子对。对伽玛暴的实验研究依旧存在挑战,尽管现在可以在实验室产生微小的重子自由的相对论火球,然而同天文学意义的伽玛暴相比还存在许多不同,实验室的相对论火球往往是光学薄的而天文学的火球是光学厚的。

    • 本文介绍了强激光实验室天体物理研究的三类问题,即相同物理、相似物理和相关物理,并对国内外的最新实验进展进行了简要阐述。可以看到实验室天体物理研究在相同和相似物理研究领域取得了很多成果,在相关物理研究领域尚处在探索阶段。未来考虑更加极端的等离子体物理条件可能是实验室天体物理研究的重点方向。在接下来的十多年,随着国际上PW激光与10 GeV量级电子束加速器(SLAC)的结合或多束拍瓦激光(ELI)建成,在这些装置所开展的物理实验可能会打开与极端天体物理环境相关的新的研究窗口。同样国内正在筹划建造更大能量的聚变点火装置,以及广东中山光子科学中心和上海张江高科技园区正在建设10 PW及100 PW超强激光装置,北京怀柔科学城计划建设激光驱动多束流综合设施等,这些激光装置为我们探索和研究极端天体等离子体物理提供最好的实验条件。

      致 谢 谨以此文祝贺北京师范大学天文系成立60周年。

参考文献 (105)

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