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激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究

余诗瀚 李晓锋 翁苏明 赵耀 马行行 陈民 盛政明

余诗瀚, 李晓锋, 翁苏明, 等. 激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究[J]. 强激光与粒子束. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
引用本文: 余诗瀚, 李晓锋, 翁苏明, 等. 激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究[J]. 强激光与粒子束. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
Yü Shihan, Li Xiaofeng, Weng Suming, et al. Laser plasma instabilities and their suppression strategies[J]. High Power Laser and Particle Beams. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
Citation: Yü Shihan, Li Xiaofeng, Weng Suming, et al. Laser plasma instabilities and their suppression strategies[J]. High Power Laser and Particle Beams. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125

激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究

doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
基金项目: 国家重大专项项目;国家自然科学基金项目(11775144,11975154)
详细信息
    作者简介:

    翁苏明(1982—),男,博士,研究员,从事激光等离子体物理研究;wengsuming@gmail.com

  • 中图分类号: O534+.2

Laser plasma instabilities and their suppression strategies

  • 摘要: 受激拉曼散射、受激布里渊散射等激光等离子体不稳定性(LPI)是激光等离子体物理领域最重要的研究课题之一。特别是在激光驱动的惯性约束聚变中,LPI会造成相当份额的激光能量损失,破坏辐射对称性,产生的超热电子还会预热靶丸,进而影响压缩效率和聚变能量增益。近期,在美国国家点火装置上开展的实验表明对LPI物理过程的充分理解和有效控制对成功实现ICF点火至关重要。我们对近期LPI方面的一系列研究进展进行了简单介绍与讨论。首先,回顾了描述LPI过程的三波耦合理论,由此得出了LPI在线性阶段的增长率。接着讨论了一些复杂情景下的LPI物理过程,譬如LPI的非线性发展阶段、级联LPI、多光束LPI以及LPI间的非线性耦合。最后,着重介绍了一系列抑制LPI的技术方案,包括束匀滑技术、光束时域整形、宽带激光、偏振旋转激光以及外加磁场等。
  • 图  1  典型的参量不稳定性(譬如SRS和SBS)的原理示意图[9]

    Figure  1.  Graphic depiction of a parametric instability such as SRS or SBS[9]

    图  2  线性非均匀等离子体中的SRS级联散射导致的二级绝对SRS不稳定,图中的BSRS表示背向SRS[12]

    Figure  2.  Schematic diagram for absolute SRS instability due to the second-order rescattering of SRS in a linearly inhomogeneous plasma. BSRS means backscattering of SRS[12]

    图  3  级联SBS过程中的(a)反射光与(b)透射光频谱[17]

    Figure  3.  Frequency spectra of (a) reflective and (b) transmitting electromagnetic waves in cascaded SBS[17].

    图  4  间接驱动中多光束SRS不稳定性示意图[18]:(a)共用一支散射光(N-beam SL mode);(b)共用一支等离子体波(N-beam SP mode)

    Figure  4.  Schematic diagram for multi-beam SRS instability in indirect-drive ICF. Wave vector matching conditions for(a)N-beam scattered light(SL)mode and(b)N-beam SP mode of multi-beam SRS[18]

    图  5  (a)三个不同的STUD脉冲的样本,其尖峰的宽度和高度的占比度为20%,50%和80%,涨落为10%,以使它们的乘积对于每个尖峰(开,关)都是恒定的[27];(b)对于随机位相板和不同参数的STUD脉冲束SRS反射率与平均入射光强度和线性增益的关系[28]

    Figure  5.  (a)Samples of three different STUD pulses are shown with 20%,50% and 80% duty cycle and 10% jitter in the widths and heights of the spikes such that their product is constant for each spike(on,off)pair[27].(b)SRS reflectivity vs average incident intensity(left) and linear gain(right)for random phase plate(RPP) and a variety of STUD-pulse beams[28]

    图  6  (a)解耦的宽带激光束由许多子束组成,例如100个子束,每两个相邻频率子束之间的频差大于0.1%;(b)不同带宽激光束的背散射光随时间的演化[33]

    Figure  6.  (a)A decoupled broadband laser beam is composed of many beamlets such as 100 beamlets with frequency difference larger than 0.1% between every two adjacent-frequency beamlets.(b)Temporal profiles of the backscattering light found for the incident light with different bandwidths under the same energy[33]

    图  7  不同偏振态激光与等离子体相互作用中,完全通过等离子体时的电场空间分布[38]

    Figure  7.  Spatial distribution of the electric fields at the time the incident pulse exits the plasma[38]

    图  8  (a)(d)(g)当旋转频率分别为$\varOmega /2{\text{π}} =0 {\text{,}}\varOmega /2{\text{π}} =1{\rm{THz}}$$\varOmega /2{\text{π}} =5{\rm{THz}}$时散射光的瞬时反射率随时间的变化图,黑线电表反射率在z方向的分量,红线代表zy方向的总反射率;(b),(e),(h)是与(a),(d),(g)对应的等离子体波随时间变化图;(c),(f),(i)是与(a),(d),(g)对应的电子动量分布随时间变化图。所有模拟的入射激光强度为$2\times {10}^{15}{\rm{W}}/{{\rm{cm}}}^{2}$[39]

    Figure  8.  (a),(d) and (g) are the normalized instantaneous reflectivities of the cases $\varOmega /2{\text{π}} =0$$\varOmega /2{\text{π}} =1{\rm{THz}}$ and $\varOmega /2{\text{π}} =5{\rm{THz}}$. Black and red lines respectively represent the reflectivity component in the z direction and the total of the y and z directions.(b), (e) and (h) are the time versus space of the plasma waves(Ex)for the cases corresponding to(a),(d)and(g).(c), (f) and (i) are the instantaneous electron energy distributions for the same Ω as(a),(d)and(g). All the figures are under the pump intensity of $2\times {10}^{15}{\rm{W}}/{{\rm{cm}}}^{2}$[39].

    图  9  (a)交替偏振入射光情况下的强度分布,蓝色实线是在一个方向上偏振的光的强度分布,而红色虚线是在另一方向上偏振的光,两个偏振方向垂直,交替周期为400 T;(b)STUD脉冲与偏振方向交替性变化的SBS散射率[40]

    Figure  9.  (a) Intensity profile for the alternating polarization incident light case. The blue solid line is the intensity profile of light polarized in one direction,and the red dashed line is the light polarized in the other direction,The two light polarization directions are perpendicular to each otherand the alternating period is 400 T;(b) Scattering level of SBS with STUD and alternating polarization pulses[40]

    图  10  (a)由两束偏振方向垂直存在频率差的线偏振激光叠加的激光束电场随时间的演化;(b)SBS反射率与频率差的关系[41]

    Figure  10.  (a) The variation in the polarization direction of the beam which is a combination of two perpendicular linear polarization lasers;(b) reflectivity vs mismatch frequency[41]

    图  11  四种等离子体中频率范围[0.9ω0,0.999ω0]中的SBS反射率:(a)H2;(b)HeH;(c)CH和(d)AuB等离子体。频率为ω0的弱反射光从背向散射光中滤除。对于(a)H2,种子光强度为Is=1$ \times 1{0}^{-6}{I}_{0} $,而对于(b)~(d),种子光强度为Is=1$ \times 1{0}^{-4}{I}_{0} $[43]

    Figure  11.  The SBS reflectivity in the frequency scope [0.9ω0,0.999ω0] for the four plasmas:(a)H2,(b)HeH,(c)CH,and(d)AuB plasmas. The weak reflected light with a frequency of ω0 is filtered from the backward scattering light. For(a)H2, the seed light intensity is Is=1$ \times 1{0}^{-6}{I}_{0} $,while for(b)~(d),Is=1$ \times 1{0}^{-4}{I}_{0} $[43]

    图  12  (a)等离子体尺度L为1200λ,(b)等离子体尺度为400λ。对于大尺度的等离子体散射率随着激光强度的增加而增加,随着磁场强度的增加而降低。当磁场强度足够强时,可以完全降低SRS散射率到能够接受的水平[45]

    Figure  12.  Relectivities of Raman scattering for different magnetic fields and incident lights. Values of laser amplitude a are shown with legends. (a)seed level 10−9,plasma length L=1200λ0;(b)seed level 10−9,and plasma length L=400λ0[45]

    图  13  (a)PIC模拟中,磁化等离子体($0.01,{T}_{{\rm{e}}}={T}_{{\rm{i}}}=1 {\rm{eV}}$)中的背向散射光的能量光谱分布。其中磁场${{B}}_{0}$的模拟范围从10 T到10 kT,与散射光之间的夹角为$ 75° $;(b)磁化等离子体在${{{\varOmega }}_{\rm{e}}}{{/}}{{\rm{\omega }}_{\rm{0}}}{\rm{ = 0}}{\rm{.75}}\;({{{B}}_{\rm{0}}}{\rm{ = 8100}}\;{\rm{T)}}$时随角度变化的背向散射光谱,表现出MLF散射对角度的依赖性,其中虚线代表理论分析预测[46]

    Figure  13.  (a)Spectral energy distribution of light backscattered from magnetized plasma($N=0.01,{T}_{{\rm{e}}}={T}_{{\rm{i}}}=1{\rm{eV}}$)in PIC simulations. The magnetic field B0 is varied between 100 T and 10 kT at $\theta =75$°.(b)Backscattering spectrum from a magnetized electron-proton plasma as a function of angle at ${{{\varOmega }}_{\rm{e}}}{{/}}{{\rm{\omega }}_{\rm{0}}}{\rm{ = 0}}{\rm{.75}}\;({{{B}}_{\rm{0}}}{\rm{ = 8100}}\;{\rm{T)}}$,illustrating dependence of MLF scattering on angle. Dashed lines show analytic predictions[46]

    表  1  不同机制的激光等离子体不稳定性

    Table  1.   Different mechanisms of laser plasma instabilities

    instabilitydecay process
    stimulated Raman scattering (SRS) and stimulated Brillouin scattering (SBS) dual plasma instabilityEM $ \to $ EM + EPWEM $ \to $ EM + IAWEM $ \to $ EPW + EPW
    ion acoustic decay instabilityEM $ \to $ EPW + IAW
    Langmuir decay instabilityEPW $ \to $ EPW + IAW
    electromagnetic wave decay instabilityEPW $ \to $ EM + IAW
    two ion acoustic decay instabilityIAW $ \to $ IAW + IAW
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  • [1] Atzeni S, Meyerter-Vehn J. The Physics of Inertial Fusion: Beam Plasma Interaction, Hydrodynamics, Hot Dense Matter[M]. London: Oxford Press, 2004:317-388.
    [2] Lindl J D, Amendt P, Berger R L, et al. The physics basis for ignition using indirect-drive targets on the National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas, 2004, 11(2): 339. doi:  10.1063/1.1578638
    [3] Froula D H, Divol L, London R A, et al. Experimental basis for laser-plasma interactions in ignition hohlraums at the National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas, 2010, 17: 056302. doi:  10.1063/1.3304474
    [4] Hinkel D E, Rosen M D, Williams E A, et al. Stimulated Raman scatter analyses of experiments conducted at the National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas, 2011, 18: 056312. doi:  10.1063/1.3577836
    [5] Drake J F, Kaw P K, Lee Yichang, et al. Parametric instabilities of electromagnetic waves in plasmas[J]. The Physics of Fluids, 1974, 17(4): 778-785. doi:  10.1063/1.1694789
    [6] Forslund D W, Kindel J M, Lindman E L. Theory of stimulated scattering processes in laser-irradiated plasmas[J]. The Physics of Fluids, 1975, 18(8): 1002-1016. doi:  10.1063/1.861248
    [7] Kruer W L. The physics of laser plasma interactions[M]. Carlifornia: Addison-Wesley Publishing, 1988: 73-94.
    [8] Liu Chuansheng, Tripathi V K, Eliasson B. High-power laser-plasma interaction[M]. London: Cambridge University Press, 2019: 180-227.
    [9] Montgomery D S. Two decades of progress in understanding and control of laser plasma instabilities in indirect drive inertial fusion[J]. Physics of Plasmas, 2016, 23: 055601. doi:  10.1063/1.4946016
    [10] Umstadter D, Williams R, Clayton C, et al. Observation of steepening in electron plasma waves driven by stimulated Raman backscattering[J]. Physical Review Letters, 1987, 59(3): 292-295. doi:  10.1103/PhysRevLett.59.292
    [11] Umstadter D, Mori W B, Joshi C. The coupling of stimulated Raman and Brillouin scattering in a plasma[J]. Physics of Fluids B: Plasma Physics, 1989, 1(1): 183-187. doi:  10.1063/1.859085
    [12] Zhao Yao, Sheng Zhengming, Weng Suming, et al. Absolute instability modes due to rescattering of stimulated Raman scattering in a large nonuniform plasma[J]. High Power Laser Science and Engineering, 2019, 7: e20. doi:  10.1017/hpl.2019.5
    [13] Kruer W L, Estabrook K, Lasinski B F, et al. Raman backscatter in high temperature, inhomogeneous plasmas[J]. Physics of Fluids, 1980, 23(7): 1326-1329. doi:  10.1063/1.863145
    [14] Mima K, M. S. Jovanović, Sentoku Y, et al. Stimulated photon cascade and condensate in a relativistic laser-plasma interaction[J]. Physics of Plasmas, 2001, 8(5): 2349-2356. doi:  10.1063/1.1356741
    [15] Winjum B J, Fahlen J E, Tsung F S, et al. Anomalously hot electrons due to re scatter of stimulated Raman scattering in the kinetic regime[J]. Physical Review Letters, 2013, 110: 165001. doi:  10.1103/PhysRevLett.110.165001
    [16] Liu Chuansheng, Rosenbluth M N, White R B. Raman and Brillouin scattering of electromagnetic waves in inhomogeneous plasmas[J]. The Physics of Fluids, 1974, 17(6): 1211-1219. doi:  10.1063/1.1694867
    [17] Feng Qingsong, Liu Zhanjun, Zheng Chunyang, et al. Anti-Stokes scattering and Stokes scattering of stimulated Brillouin scattering cascade in high-intensity laser–plasma interaction[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2017, 59: 075007. doi:  10.1088/1361-6587/aa710a
    [18] Xiao Chengzhuo, Zhuo Hongbin, Yin Yan, et al. Linear theory of multibeam parametric instabilities in homogeneous plasmas[J]. Physics of Plasmas, 2019, 26: 062109. doi:  10.1063/1.5096850
    [19] Baldis H A, Villeneuve D M, Labaune C, et al. Coexistence of stimulated Raman and Brillouin scattering in laser-produced plasmas[J]. Physics of Fluids B: Plasma Physics, 1991, 3(8): 2341-2348. doi:  10.1063/1.859602
    [20] Zhao Yao, Yu Lule, Weng Suming, et al. Inhibition of stimulated Raman scattering due to the excitation of stimulated Brillouin scattering[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24: 092116. doi:  10.1063/1.5004689
    [21] 杨冬, 李志超, 李三伟, 等. 间接驱动惯性约束聚变中的激光等离子体不稳定性[J]. 中国科学: 物理学 力学 天文学, 2018, 48(6):21-36. (Yang Dong, Li Zhichao, Li Sanwei, et al. Laser plasma instability in indirect-drive inertial confinement fusion[J]. Science Sinica Physical, Mechanical & Astronomica, 2018, 48(6): 21-36
    [22] Lindl J D. Inertial confinement fusion[M]. New York: Springer-Verlag, 1998.
    [23] Skupsky S, Short R W, Kessler T, et al. Improved laser-beam uniformity using the angular dispersion of frequency-modulated light[J]. Journal of Applied Physics, 1989, 66(8): 3456-3462. doi:  10.1063/1.344101
    [24] Dixit S N, Feit M D, Perry M D, et al. Designing fully continuous phase screens for tailoring focal-plane irradiance profiles[J]. Optics Letters, 1996, 21(21): 1715-1717. doi:  10.1364/OL.21.001715
    [25] Lefebvre E, Berger R L, Langdon A B, et al. Reduction of laser self-focusing in plasma by polarization smoothing[J]. Physics of Plasmas, 1998, 5(7): 2701-2705. doi:  10.1063/1.872957
    [26] Zheng Wanguo, Wei Xiaofeng, Zhu Qihua, et al. Laser performance upgrade for precise ICF experiment in SG-Ⅲ laser facility[J]. Matter and Radiation at Extremes, 2017, 2(5): 243-255. doi:  10.1016/j.mre.2017.07.004
    [27] Afeyan B, Hüller S. Optimal control of laser plasma instabilities using Spike Trains of Uneven Duration and Delay (STUD pulses) for ICF and IFE[C]//EPJ Web of Conferences. EDP Sciences, 2013, 59: 05009.
    [28] Albright B J, Yin Lilan, Afeyan B. Control of stimulated Raman scattering in the strongly nonlinear and kinetic regime using spike trains of uneven duration and delay[J]. Physical Review Letters, 2014, 113: 045002. doi:  10.1103/PhysRevLett.113.045002
    [29] Thomson J J, Karush J I. Effects of finite-bandwidth driver on the parametric instability[J]. The Physics of Fluids, 1974, 17(8): 1608-1613. doi:  10.1063/1.1694940
    [30] Obenschain S P, Luhmann Jr N C, Greiling P T. Effects of finite-bandwidth driver pumps on the parametric-decay instability[J]. Physical Review Letters, 1976, 36(22): 1309-1312. doi:  10.1103/PhysRevLett.36.1309
    [31] Guzdar P N, Liu Chuansheng, Lehmberg R H. The effect of bandwidth on the convective Raman instability in inhomogeneous plasmas[J]. Physics of Fluids B: Plasma Physics, 1991, 3(10): 2882-2888. doi:  10.1063/1.859921
    [32] Dodd E S, Umstadter D. Coherent control of stimulated Raman scattering using chirped laser pulses[J]. Physics of Plasmas, 2001, 8(8): 3531-3534. doi:  10.1063/1.1382820
    [33] Zhao Yao, Weng Suming, Chen Min, et al. Effective suppression of parametric instabilities with decoupled broadband lasers in plasma[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24: 112102. doi:  10.1063/1.5003420
    [34] Zhao Yao, Weng Suming, Sheng Zhengming, et al. Suppression of parametric instabilities in inhomogeneous plasma with multi-frequency light[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2019, 61: 115008. doi:  10.1088/1361-6587/ab4691
    [35] Zhou H Y, Xiao Chengzhuo, Zou Debin, et al. Numerical study of bandwidth effect on stimulated Raman backscattering in nonlinear regime[J]. Physics of Plasmas, 2018, 25: 062703. doi:  10.1063/1.5030153
    [36] Follett R K, Shaw J G, Myatt J F, et al. Thresholds of absolute instabilities driven by a broadband laser[J]. Physics of Plasmas, 2019, 26: 062111. doi:  10.1063/1.5098479
    [37] Follett R K, Shaw J G, Myatt J F, et al. Suppressing two-plasmon decay with laser frequency detuning[J]. Physical Review Letters, 2018, 120: 135005. doi:  10.1103/PhysRevLett.120.135005
    [38] Barth I, Fisch N J. Reducing parametric backscattering by polarization rotation[J]. Physics of Plasmas, 2016, 23: 102106. doi:  10.1063/1.4964291
    [39] Zhou Hongyu, Xiao Chengzhuo, Jiao Jinlong, et al. Kinetic simulation of nonlinear stimulated Raman scattering excited by a rotated polarized pump[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2019, 61: 105004. doi:  10.1088/1361-6587/ab34ba
    [40] Liu Zhanjun, Zheng Chunyang, Cao Lihua, et al. Decreasing Brillouin and Raman scattering by alternating-polarization light[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24: 032701. doi:  10.1063/1.4977910
    [41] Ban Shuaishuai, Wang Qing, Liu Zhanjun, et al. Suppression of stimulated Brillouin scattering by two perpendicular linear polarization lasers[J]. AIP Advances, 2020, 10: 025123. doi:  10.1063/1.5141009
    [42] Hinkel D E, Edwards M J, Amendt P A, et al. Progress toward ignition at the National Ignition Facility[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2013, 55: 124015. doi:  10.1088/0741-3335/55/12/124015
    [43] Feng Qingsong, Zheng Chunyang, Liu Zhanjun, et al. Stimulated Brillouin scattering behaviors in multi-ion species plasmas in high-temperature and high-density region[J]. Physics of Plasmas, 2019, 26: 052101. doi:  10.1063/1.5088372
    [44] Paknezhad A, Dorranian D. Nonlinear backward Raman scattering in the short laser pulse interaction with a cold underdense transversely magnetized plasma[J]. Laser and Particle Beams, 2011, 29(3): 373-380. doi:  10.1017/S0263034611000474
    [45] Liu Zhanjun, Li Bin, Xiang Jiang, et al. Faraday effect on stimulated Raman scattering in the linear region[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2018, 60: 045008. doi:  10.1088/1361-6587/aaae32
    [46] Edwards M R, Shi Yuan, Mikhailova J M, et al. Laser amplification in strongly magnetized plasma[J]. Physical Review Letters, 2019, 123: 025001. doi:  10.1103/PhysRevLett.123.025001
    [47] Cui Yong, Gao Yanqi, Rao Daxing, et al. High-energy low-temporal-coherence instantaneous broadband pulse system[J]. Optics Letters, 2019, 44(11): 2859-2862. doi:  10.1364/OL.44.002859
    [48] Regan S P. Laser direct-drive inertial confinement fusion research on OMEGA[R]. Rochester: Laboratory for Laser Energetics(LLE), University of Rochester, 2018.
  • [1] 龚韬, 郝亮, 李志超, 刘占军, 杨冬, 郑坚, 刘耀远, 李三伟, 蒋小华, 郭亮, 李琦, 潘凯强, 李欣, 蔡洪波, 郑春阳, 王峰, 杨家敏, 江少恩, 张保汉, 丁永坤.  受激散射过程理论模型的发展与应用 . 强激光与粒子束, doi: 10.11884/HPLPB202133.200140
    [2] 郑春阳, 王清, 刘占军, 贺贤土.  受激布里渊散射的非线性增强和饱和 . 强激光与粒子束, doi: 10.11884/HPLPB202032.200122
    [3] 蔡洪波, 张文帅, 杜报, 燕鑫鑫, 单连强, 郝亮, 李志超, 张锋, 龚韬, 杨冬, 邹士阳, 朱少平, 贺贤土.  惯性约束聚变黑腔内等离子体界面处的动理学效应及其影响 . 强激光与粒子束, doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
    [4] 李志超, 赵航, 龚韬, 李欣, 杨冬, 蒋小华, 郑坚, 刘永刚, 刘耀远, 陈朝鑫, 李三伟, 李琦, 潘凯强, 郭亮, 理玉龙, 徐涛, 彭晓世, 吴畅书, 张桦森, 郝亮, 蓝可, 陈耀桦, 郑春阳, 古培俊, 王峰, 蔡洪波, 郑无敌, 邹士阳, 杨家敏, 江少恩, 张保汉, 朱少平, 丁永坤.  激光惯性约束聚变中光学汤姆逊散射研究进展 . 强激光与粒子束, doi: 10.11884/HPLPB202032.200130
    [5] 柴向旭, 朱启华, 李富全, 许心光, 王圣来, 孙洵, 周海亮, 张芳.  KDP晶体受激拉曼散射特性 . 强激光与粒子束, doi: 10.11884/HPLPB201426.092008
    [6] 魏惠月, 杨冬, 徐涛, 王峰, 彭晓世.  神光Ⅲ原型装置的黑腔靶背向散射光测量技术 . 强激光与粒子束, doi: 10.3788/HPLPB201426.032006
    [7] 李志超, 张小丁, 杨冬, 郑坚, 刘慎业, 丁永坤, 李三伟, 蒋小华, 王哲斌, 章欢.  神光Ⅲ原型受激拉曼与受激布里渊散射份额测量 . 强激光与粒子束,
    [8] 王传珂, 蒋小华, 王哲斌, 刘永刚, 李三伟, 李文洪, 刘慎业.  神光Ⅱ激光装置的全口径背向散射测量系统 . 强激光与粒子束,
    [9] 胡大伟, 王正平, 夏海瑞, 张怀金, 程秀凤, 于浩海, 许心光, 王继扬, 邵宗书, 许东.  LiIO3晶体的受激拉曼散射 . 强激光与粒子束,
    [10] 李敬钦, 潘炜, 罗斌, 邹喜华, 张伟利, 周志.  双包层光纤激光器的受激拉曼散射与热应力 . 强激光与粒子束,
    [11] 况龙钰, 王传珂, 王哲斌, 刘慎业, 李文洪, 蒋小华, 刘永刚.  527 nm激光辐照盘靶受激布里渊散射光角分布 . 强激光与粒子束,
    [12] 陈吉欣, 隋展, 陈福深, 刘志强, 李明中, 王建军, 罗亦鸣.  高功率双包层光纤激光器受激拉曼散射和热效应的理论研究 . 强激光与粒子束,
    [13] 邓少永, 郭少锋, 陆启生, 程湘爱.  不同材料的受激布里渊散射特性 . 强激光与粒子束,
    [14] 哈斯乌力吉, 吕志伟, 何伟明, 王双义.  介质参数对受激布里渊散射特性的影响 . 强激光与粒子束,
    [15] 郭少锋, 陆启生, 赵国民, 江厚满, 周萍, 李莉, 邓少永.  光-力耦合受激布里渊散射方程组 . 强激光与粒子束,
    [16] 王双义, 林殿阳, 吕志伟, 赵晓彦, 王超, 王晓慧.  对受激布里渊散射激光进行组束的数值模拟及方案设计 . 强激光与粒子束,
    [17] 吕月兰, 吕志伟, 何伟明, 杨珺.  受激布里渊散射对纳秒激光脉冲光限幅规律 . 强激光与粒子束,
    [18] 王超, 吕志伟, 何伟明.  利用受激布里渊散射获得皮秒激光脉冲 . 强激光与粒子束,
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-05-16
  • 修回日期:  2020-08-17
  • 网络出版日期:  2020-09-06

激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究

doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
    基金项目:  国家重大专项项目;国家自然科学基金项目(11775144,11975154)
    作者简介:

    翁苏明(1982—),男,博士,研究员,从事激光等离子体物理研究;wengsuming@gmail.com

  • 中图分类号: O534+.2

摘要: 受激拉曼散射、受激布里渊散射等激光等离子体不稳定性(LPI)是激光等离子体物理领域最重要的研究课题之一。特别是在激光驱动的惯性约束聚变中,LPI会造成相当份额的激光能量损失,破坏辐射对称性,产生的超热电子还会预热靶丸,进而影响压缩效率和聚变能量增益。近期,在美国国家点火装置上开展的实验表明对LPI物理过程的充分理解和有效控制对成功实现ICF点火至关重要。我们对近期LPI方面的一系列研究进展进行了简单介绍与讨论。首先,回顾了描述LPI过程的三波耦合理论,由此得出了LPI在线性阶段的增长率。接着讨论了一些复杂情景下的LPI物理过程,譬如LPI的非线性发展阶段、级联LPI、多光束LPI以及LPI间的非线性耦合。最后,着重介绍了一系列抑制LPI的技术方案,包括束匀滑技术、光束时域整形、宽带激光、偏振旋转激光以及外加磁场等。

English Abstract

余诗瀚, 李晓锋, 翁苏明, 等. 激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究[J]. 强激光与粒子束. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
引用本文: 余诗瀚, 李晓锋, 翁苏明, 等. 激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究[J]. 强激光与粒子束. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
Yü Shihan, Li Xiaofeng, Weng Suming, et al. Laser plasma instabilities and their suppression strategies[J]. High Power Laser and Particle Beams. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
Citation: Yü Shihan, Li Xiaofeng, Weng Suming, et al. Laser plasma instabilities and their suppression strategies[J]. High Power Laser and Particle Beams. doi: 10.11884/HPLPB202032.200125
  • 激光等离子体不稳定性(LPI)是一种典型的参量不稳定性。对于经典力学系统,其固有模式往往依赖于该系统的某些特征参量,譬如单摆系统的振荡频率主要依赖于其长度。除了对系统直接施加周期性的作用力可驱动系统振荡增强以外,以某特定频率调制该系统的某些特征参量也可使系统振荡得到不断增强,譬如以单摆固有振荡频率的两倍频改变其长度时会发现单摆的振幅会随时间指数增长直到非线性频移导致饱和;我们称这类物理过程为参量过程。当激光在等离子体中传播时,入射激光与等离子体中的本征波模耦合产生散射光,随后散射光与入射光拍频产生密度扰动。在满足共振条件下,密度扰动和相应的散射光会在正反馈的过程中不断增强,形成等离子体参量不稳定性。最常见的等离子体本征波模有电子等离子体波和离子声波,相对应地等离子体与激光场耦合时会产生两种最基本的参量过程:受激拉曼散射(SRS)和受激布里渊散射(SBS)。

    在高功率激光驱动的惯性约束聚变(ICF)中,无论是哪种类型的靶设计(包括直接驱动、间接驱动和混合式驱动等),激光与靶或腔壁相互作用而产生等离子体并发生耦合都是一个必经的环节,进而发生SRS、SBS和双等离子体衰变(TPD)等激光等离子体参量不稳定过程[1]。尤其在间接驱动ICF中,空腔壁和黑腔填充气体被激光烧蚀的过程中会离化成等离子体状态,激光与此时的大尺度等离子体相互作用会发生多种LPI过程。这些LPI过程不利于实现激光驱动的惯性约束核聚变;其中,背向SRS(或SBS)过程中的散射光将逃离激光与靶(黑腔)相互作用区间进而降低激光能量耦合效率。此外,不同光束所对应的LPI过程的强烈程度一般是不同的,以及多光束之间由于参量不稳定过程会发生束间能量转移,这些过程都会破坏激光束间的能量平衡进而破坏辐射场的均匀性。另一方面,SRS和TPD过程还会产生很强的电子等离子体波,这些电子等离子体波可通过朗道阻尼或者波破将激光的能量传递给电子产生大量的超热电子。在直接驱动方案中,这些具有很强穿透能力的超热电子会预热靶丸,影响靶丸的压缩效率。在强调提升对称性压缩能力和X射线转换效率的间接驱动方案中,这些LPI过程引起的散射和超热电子也是非常致命的。在过去的几十年中,对于LPI的研究工作在理论与实验方面都取得了显著成果,然而近期耗资数十亿美元的美国国家点火装置(NIF)的点火失败意味着我们对于LPI物理过程的认识仍存在严重不足,同时对其更缺乏足够的有效控制手段[2-4]。有关NIF的经验总结报告中也明确指出了对LPI物理过程的清晰认识和有效控制是未来实现ICF点火成功的关键因素之一。此外,在聚变点火靶的设计中除了控制LPI,如何控制流体力学不稳定性,以及如何平衡LPI和流体力学不稳定性这两者的影响都是需要进一步研究的难题。

    随着激光驱动ICF研究的不断深入开展,近年来LPI研究得到了人们的广泛关注,所涉及的LPI研究内容也不断地获得了拓展;从最初的线性LPI增长过程、单级LPI过程和单光束LPI过程逐渐延伸到了非线性LPI增长过程、级联LPI过程和多光束LPI过程等。本论文将首先回顾人们对LPI基本物理的不断深入认识过程;在此基础上还将对近期提出的一些抑制LPI增长的技术手段进行概述性的介绍;最后将对LPI的下一步研究重点进行展望以及全文总结。

    • 等离子体是由自由电子与一种或几种离子所组成的准电中性物质,因此等离子体中常见本征波模的频率和波数主要依赖于电子和离子的密度和温度,在磁化等离子体中,等离子体本征波模的频率和波数还会显著地依赖于磁场的强度和方向。激光等离子体参量不稳定过程由于等离子体本征波模的参与,也必将依赖于电子参数和离子参数。典型的参量不稳定性过程(譬如SRS和SBS)的原理如图1所示,第一步激光(${{{E}}_{\rm{i}}}$)从右边往左边入射进入等离子体;第二步激光场中的振荡电子将通过与等离子体密度噪声${\rm{\delta }}n$耦合,产生散射光${{{E}}_{\rm{s}}} \propto {\rm{\delta }}{{n}} \cdot {{{E}}_{\rm{i}}}$,散射光在频率上还将有一定的多普勒频移;第三步入射激光与散射光的拍频叠加将产生有质动力${{{F}}_{\rm{p}}} \propto \nabla \left( {{{{E}}_{\rm{i}}} \cdot {{{E}}_{\rm{s}}}} \right)$,从而推动等离子体中的电子往叠加光强更低的波谷运动形成静电波;第四步,如果此静电波正好与等离子体中某种固有的静电波模式(譬如电子等离子体波)相匹配,则将产生强烈的三波共振过程,最终发展产生参量不稳定性。

      图  1  典型的参量不稳定性(譬如SRS和SBS)的原理示意图[9]

      Figure 1.  Graphic depiction of a parametric instability such as SRS or SBS[9]

      参量不稳定性过程的发生需要满足两个条件:频率和波数匹配条件。以SRS和SBS为例,这两种LPI过程是由入射光共振衰变成一束散射光和等离子体波的三波耦合过程。这种耦合过程满足以下的频率和波数匹配条件

      $${\omega _0} = {\omega _{\rm{s}}} + {\omega _{\rm{p}}}$$ (1)
      $${{{k}}_{\rm{0}}} = {{{k}}_{\rm{s}}} + {{{k}}_{\rm{p}}}$$ (2)

      其中${\omega _0}({\omega _{\rm{s}}})$${{{k}}_0}({{{k}}_{\rm{s}}})$分别是入射光(散射光)的频率和波数,而${\omega _{\rm{p}}}$${{{k}}_{\rm{p}}}$则是等离子体波的频率和波数。从量子力学的角度出发,$(\hbar \omega ,\hbar {{k}})$代表光子或者等离子激元的能量和动量,这意味着以上两个匹配条件分别对应于参量不稳定性过程中的能量和动量守恒。

    • 20世纪70年代,Rosenbluth等人[5]和Forslund等人[6]采用等离子体流体近似发展了描述LPI线性发展阶段的解析理论。考虑一束入射激光在密度和温度均匀的等离子体中传播,并以矢量势${{A}}$和静电势$\phi $来表示电磁场。利用麦克斯韦方程和泊松方程可以构建出入射光在介质中的传播方程[7]

      $$ \left( {\frac{1}{{{c^2}}}\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} - {\nabla ^2}} \right){{A}} = \frac{{4{\rm{{\text{π}}}}}}{c}{{J}}$$ (3)

      其中受激电流${{J}} = - {n_{\rm{e}}}e{{u}}$来自于电子在电磁场中的振荡,假设电子振荡速度$\left| u \right| \ll c$,则磁场的作用可以忽略

      $$\left( {\frac{{\partial {{u}}}}{{\partial t}}} \right) = - \frac{e}{m}{{E}} = \frac{e}{{mc}}\frac{{\partial {{A}}}}{{\partial t}}$$ (4)

      利用微扰法,令矢量势和电子密度分别为${{A}} = {{{A}}_{\rm{i}}} + {{{A}}_{\rm{s}}}$${n_{\rm{e}}} = {n_{{\rm{e}}0}} + {\rm{\delta }}n$,其中${{{A}}_{\rm{i}}}({{{A}}_{\rm{s}}})$是入射光(散射光),${\rm{\delta }}n$是等离子体密度扰动。将这些条件代入式(3)中,可得到线性化的散射波方程

      $$\left( {\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} - {c^2}{\nabla ^2} + \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}} \right){{{A}}_{\rm{s}}} = - \frac{{4{\rm{{\text{π}}}}{e^2}}}{m}{\rm{\delta }}n \cdot {{{A}}_{\rm{i}}}$$ (5)

      其中${\omega _{{\rm{pe}}}} = {\left( {4{\rm{{\text{π}}}}{e^2}{n_0}/{m_{\rm{e}}}} \right)^{1/2}}$是电子等离子体波频率。该式清晰地显示散射波的产生源于等离子体的密度扰动与入射光的耦合。

      我们进一步假设等离子体中的电子是热流体,则电子与离子都满足以下连续性方程和运动方程

      $$\frac{{\partial {n_\alpha }}}{{\partial t}} + \nabla \cdot \left( {{n_\alpha }{{{u}}_\alpha }} \right) = 0$$ (6)
      $$\frac{{\partial {{{u}}_\alpha }}}{{\partial t}} + {{{u}}_\alpha } \cdot \nabla {{{u}}_\alpha } = \frac{{{Z_\alpha }e}}{{{m_\alpha }}}\left( {{{E}} + \frac{{{{{u}}_\alpha } \times {{B}}}}{c}} \right) - \frac{{\nabla {p_\alpha }}}{{{n_\alpha }{m_\alpha }}}$$ (7)

      当忽略离子的响应时,电子运动方程可简化为

      $$ \frac{{\partial {{{u}}_{\rm{e}}}}}{{\partial t}} = \frac{e}{{{m_{\rm{e}}}}}\nabla \phi - \frac{1}{2}{\left( {{{{u}}_{\rm{L}}} + \frac{{e{{A}}}}{{mc}}} \right)^2} - \frac{{\nabla {p_{\rm{e}}}}}{{{n_{\rm{e}}}{m_{\rm{e}}}}}$$ (8)

      其中电子速度分解成纵向速度和横向速度${{{u}}_{\rm{e}}} = {{{u}}_{\rm{L}}} + e{{A}}/mc$。接下来将以下参量进行线性化,${{{u}}_{\rm{L}}} = {\rm{\delta }}{{u}}$${n_{\rm{e}}} = {n_0} + {\rm{\delta }}{n_{\rm{e}}}$${{A}} = {{{A}}_{\rm{i}}} + {{{A}}_{\rm{s}}}$$\phi = {\rm{\delta }}\phi $,则式(6)~(8)可转变为

      $$\frac{{\partial {\rm{\delta }}{n_{\rm{e}}}}}{{\partial t}} + {n_0}\nabla \cdot {\rm{\delta }}{{u}} = 0,$$ (9)
      $$\frac{{\partial {\rm{\delta }}{{u}}}}{{\partial t}} = \frac{e}{{{m_{\rm{e}}}}}\nabla {\rm{\delta }}\phi - \frac{1}{2}\nabla \left( {{{{A}}_{\rm{i}}} \cdot {{{A}}_{\rm{s}}}} \right) - \gamma \frac{{v_{T{\rm{e}}}^2}}{{{n_0}}}\nabla {\rm{\delta }}{n_{\rm{e}}}$$ (10)

      这里的$\gamma $指数取决于状态方程,$\gamma = 1$$\gamma = 3$分别代表等温过程和绝热过程,$v_{T{\rm{e}}}^2 = {T_{\rm{e}}}/{m_{\rm{e}}}$为电子热速度。对于比较快速发展的SRS过程,一般采用绝热近似,比较慢变的过程采用等温近似。利用式(9)~(10)和泊松方程消去${\rm{\delta }}{{u}}$${\rm{\delta }}\phi $,就得到了等离子体电子密度扰动的演化方程

      $$\left( {\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} + \omega _{{\rm{pe}}}^2 - 3v_{\rm{e}}^2{\nabla ^2}} \right){\rm{\delta }}{n_{\rm{e}}} = \frac{{{n_0}{e^2}}}{{{m^2}{c^2}}}{\nabla ^2}\left( {{{{A}}_{\rm{i}}} \cdot {{{A}}_{\rm{s}}}} \right)$$ (11)

      这个方程仅考虑了电子运动而忽略了离子响应,因此也被称为电子等离子体波耦合方程。方程的右边表明电子密度扰动的源来自于入射波和散射波的耦合,其耦合机制则是有质动力。

      类似地我们来考虑离子的响应,将离子的连续性方程和运动方程(6)~(7)线性化后可得

      $$\frac{{\partial {\rm{\delta }}{n_{\rm{i}}}}}{{\partial t}} + {n_{{\rm{i0}}}}\nabla \cdot {\rm{\delta }}{{{u}}_{\rm{i}}} = 0$$ (12)
      $$\frac{{\partial {\rm{\delta }}{{{u}}_{\rm{i}}}}}{{\partial t}} = \frac{{Ze}}{{{m_{\rm{i}}}}}\nabla {\rm{\delta }}\phi $$ (13)

      其中忽略了离子热压力和有质动力的作用。利用式(10),代入式(12)~(13)中消去${\rm{\delta }}{{{u}}_i}$${\rm{\delta }}\phi $后,可得到离子密度扰动的演化方程

      $$\left( {\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} + c_{\rm{s}}^{\rm{2}}{\nabla ^2}} \right){\rm{\delta }}{n_{\rm{i}}} = - \frac{{{n_0}{e^2}}}{{{m_{\rm{i}}}{m_{\rm{e}}}{c^2}}}{\nabla ^2}\left( {{{{A}}_{\rm{i}}} \cdot {{{A}}_{\rm{s}}}} \right)$$ (14)

      其中${c_{\rm{s}}} = {\left( {Z{T_{\rm{e}}}/{m_{\rm{i}}}} \right)^{1/2}}$为离子声速;此方程的物理含义与式(11)类似,表明离子密度扰动的源来自于入射波和散射波的耦合,其耦合机制则是有质动力。

      当不考虑外加扰动源(入射激光)时,即令式(11)和(14)右边项为零,可以由耦合方程中求得其对应的等离子体本征模式。假设等离子体电子和离子密度扰动都满足${\rm{\delta }}n = {\rm{\delta }}{n_0}\cos \left( {{{{k}}_0} \cdot {{x}} - {\omega _0}t} \right)$形式,则可得到

      $$\omega _{{\rm{epw}}}^{\rm{2}} = \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}} + 3{k^2}v_{T{\rm{e}}}^2$$ (15)
      $$\omega _{{\rm{iaw}}}^{\rm{2}} = {k^2}c_{\rm{s}}^{\rm{2}}$$ (16)

      以上两式与电子等离子体波和离子声波的色散关系是一致的。类似的,令${{{A}}_{\rm{s}}} = {{{A}}_0}\cos \left( {{{{k}}_0} \cdot {{x}} - {\omega _0}t} \right)$则可由方程(5)得到散射波的色散关系

      $$D\left( {\omega ,k} \right) = {\omega ^2} - {k^2}{c^2} - \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}$$ (17)

      将傅里叶变换后的式(5)分别与式(11)或式(14)耦合消去${{{A}}_{\rm{s}}}$项,则可以得到SRS或SBS的色散关系。对于背向散射和侧向散射,只需要在色散方程中考虑$D\left( {\omega - {\omega _0},{{k}} - {{{k}}_0}} \right)$项,即为

      $$\left( {{\omega ^2} - \omega _{{\rm{epw}}}^{\rm{2}}} \right)D\left( {\omega - {\omega _0},{{k}} - {{{k}}_0}} \right) = \frac{{\omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}{k^2}v_{{\rm{os}}}^{\rm{2}}}}{4}$$ (18)
      $$\left( {{\omega ^2} - \omega _{{\rm{iaw}}}^{\rm{2}}} \right)D\left( {\omega - {\omega _0},{{k}} - {{{k}}_0}} \right) = \frac{{\omega _{{\rm{pi}}}^{\rm{2}}{k^2}v_{{\rm{os}}}^{\rm{2}}}}{4}$$ (19)

      其中${v_{{\rm{os}}}} = e{A_0}/{m_{\rm{e}}}{c^2}$是电子振荡速度,${\omega _{{\rm{pi}}}} = {\left( {Z{m_{\rm{e}}}/{m_{\rm{i}}}} \right)^{1/2}}{\omega _{{\rm{pe}}}}$是离子等离子体波的频率。

      $\omega = {\omega _{{\rm{epw}}}} + {\rm{i}}{\varGamma }\left( {{\varGamma } \ll {\omega _{{\rm{epw}}}}} \right)$,并且波数满足共振条件$\left( {\omega _{{\rm{epw}}}^{\rm{2}} - \omega _0^2} \right) - \left( {{{k}} - {{{k}}_0}} \right){c^2} - \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}} = 0$,代入式(18)则可得到背向SRS的线性增长率为

      $${{\varGamma }_{{\rm{SRS}}}} = \frac{{k\left| {{v_{{\rm{os}}}}} \right|}}{4}{\left[ {\frac{{\omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}}}{{{\omega _{{\rm{epw}}}}\left( {{\omega _0} - {\omega _{{\rm{epw}}}}} \right)}}} \right]^{1/2}}$$ (20)

      利用类似的方法可以得到背向SBS的增长率为

      $${{\varGamma }_{{\rm{SBS}}}} = \frac{1}{{2\sqrt 2 }}\frac{{\left| {{v_{{\rm{os}}}}} \right|{\omega _{{\rm{pi}}}}}}{{\sqrt {{c_{\rm{s}}}c} }}$$ (21)

      考虑子波的阻尼时,还可以通过耦合方程的色散关系估算不稳定性过程的发生阈值。譬如在等离子体波和散射波的色散关系中分别添加如下阻尼项

      $${\omega ^2} - \omega _{\rm{pe}}^2 \to {\omega ^2} + {\rm{i}}\omega {{\varGamma }_{\rm{p}}} - \omega _{\rm{pe}}^{\rm{2}}$$ (22)
      $$D\left( {\omega ,k} \right) \to {\omega ^2} + {\rm{i}} \omega {{\varGamma }_{\rm{s}}} - {k^2}{c^2} - \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}$$ (23)

      其中${{\varGamma }_{\rm{p}}},{{\varGamma }_{\rm{s}}}$分别代表等离子体波和散射波的阻尼率,同时在子波增长的角度中${{\varGamma }_{\rm{p}}}$也对应于不稳定性的增长率。将式(23)和波数共振方程代入色散关系可得到[7-8]

      $$ \left( {{\varGamma } + {{\varGamma }_{\rm{p}}}} \right)\left( {{\varGamma } + {{\varGamma }_{\rm{s}}}} \right) = {\varGamma }_{\rm{M}}^{\rm{2}}$$ (24)

      这里${{\varGamma }_{\rm{M}}}$是不考虑阻尼时的增长率。令${\varGamma } = 0$,可得到考虑子波阻尼时不稳定性发生的阈值条件为

      $${\varGamma }_{\rm{M}}^{\rm{2}} \geqslant {{\varGamma }_{\rm{p}}}{{\varGamma }_{\rm{s}}}$$ (25)

      通过解析理论,我们得到了不稳定性的三波耦合方程(演化过程),线性阶段增长率和不稳定性发生的阈值条件。对于如何控制并降低激光驱动ICF中相关LPI过程负面影响,一个直接的思路就是降低LPI过程的线性增长率,或者是提升激发不稳定性所需的阈值激光强度。

    • 参量过程中的子波会不断地共振增长,直到泵浦波(即为入射激光)被耗散或因非线性过程而达到饱和。非线性过程从机制上分为两类:流体非线性过程(波-波耦合过程)和动理学非线性过程(波-粒子相互作用过程)[9]。这两种非线性过程发生的参数区间不同,一般以电子热速度和等离子体波相速度的比值$k{\lambda _{{\rm{D}}}} \sim {v_{\rm{e}}}/{v_\phi }$来进行区分,$k{\lambda _{{\rm{D}}}}$满足关系式

      $$k{\lambda _{{\rm{D}}}} = 0.045{\left( {\frac{{{n_{\rm{c}}}}}{n_{\rm{e}}}} \right)^{\frac{1}{2}}}{\left[ {T\left( {{\rm{keV}}} \right)} \right]^{\frac{1}{2}}} \times \left\{ {{{\left( {1 - \frac{n_{\rm{e}}}{{{n_{\rm{c}}}}}} \right)}^{\frac{1}{2}}} + {{\left[ {1 - 2{{\left( {\frac{n_{\rm{e}}}{{{n_{\rm{c}}}}}} \right)}^{\frac{1}{2}}}} \right]}^{\frac{1}{2}}}} \right\}$$

      这里${\lambda _{{\rm{D}}}} = {\left( {4{\rm{{\text{π}}}}{n_{\rm{e}}}e/{m_{\rm{e}}}} \right)^{1/2}}$是德拜长度,${n_{\rm{c}}}$是等离子体临界密度,$T$是电子温度。当${v_{\rm{e}}}/{v_\phi } \ll 1$时,即便强度很高的朗缪尔波也很难俘获到电子,因此波-波相互作用(流体非线性过程)占主导;而当${v_{\rm{e}}}/{v_\phi } \sim 1$时,朗缪尔波相速度接近于电子热速度,会有相当份额的电子被俘获,因此波-粒子相互作用(动理学非线性过程)开始占主导作用。

      根据式(1)的匹配条件,可能发生的波-波耦合过程(包括流体非线性过程)如表1所示。

      表 1  不同机制的激光等离子体不稳定性

      Table 1.  Different mechanisms of laser plasma instabilities

      instabilitydecay process
      stimulated Raman scattering (SRS) and stimulated Brillouin scattering (SBS) dual plasma instabilityEM $ \to $ EM + EPWEM $ \to $ EM + IAWEM $ \to $ EPW + EPW
      ion acoustic decay instabilityEM $ \to $ EPW + IAW
      Langmuir decay instabilityEPW $ \to $ EPW + IAW
      electromagnetic wave decay instabilityEPW $ \to $ EM + IAW
      two ion acoustic decay instabilityIAW $ \to $ IAW + IAW

      其中EM、EPW和IAW分别代表电磁波、电子等离子体波、离子声波。除了电磁波的衰变,三波耦合过程也允许等离子体波的衰变,比如表1中的后三种参量不稳定性。这些初级不稳定性过程会将能量从初级等离子体波耗散到与初级不稳定性非共振的次级等离子波中,这种将入射激光驱动产生的等离子波耦合到其他等离子波中的不稳定性,我们称其为波-波非线性过程。初级等离子体波的能量一部分通过衰变转移到了次级等离子体波,另一部分通过碰撞阻尼等机制加热了等离子体。因此从增长率的角度来看,式(25)中的${{\varGamma }_{\rm{p}}}$即是参量不稳定性中等离子体波的阻尼,同时它也给出了衰变产物(次级等离子体波)增长率的最大值。因此,当次级参量不稳定性增长起来时,相应的初级散射波(或等离子体波)的强度会减小。对于初级参量不稳定性而言,次级参量不稳定过程的发生会阻碍初级参量不稳定性的增长,进而使其达到饱和状态。更进一步,朗缪尔波衰变(LDI)和双离子波衰变(TID)这类等离子体波衰变过程可以不断地发生次级等离子体波衰变,通过级联的方式进一步抑制SRS和SBS的发展。除了等离子体波衰变过程,因为高驱动激光强度导致介质具有非线性极化率而产生的高次谐波和模式耦合[10-11]等波-波非线性过程也会造成SRS和SBS饱和。

      当等离子体中的粒子速度接近于等离子体波相速度${v_\phi }$时,将会与等离子体波发生强相互作用,等离子体波与粒子之间产生能量交换,这种现象称为朗道阻尼。速度略低于${v_\phi }$的粒子会被等离子体波静电场加速到${v_\phi }$;相反速度略高于${v_\phi }$的粒子则会被减速。在理想等离子体中,粒子速度通常近似满足麦克斯韦分布。当速度分布函数的斜率为负数时,速度略低于${v_\phi }$的粒子数量会多于速度高于${v_\phi }$的粒子数量,这时整体上能量将从等离子体波转移到粒子上,因此造成了等离子体波的耗散。在${v_{\rm{e}}}/{v_\phi } \sim 1$的条件下,粒子俘获的效应也会比较明显。当速度接近等离子体波相速度${v_\phi }$的电子的动能不足以逃离电子等离子体波的势阱$\left| {e{\varPhi }} \right|$时就会被俘获,而俘获条件满足关系式$\left| {e{\varPhi }} \right| > 0.5m{(v - {v_\phi })^2}$。当越来越多粒子被俘获时,为了满足能量守恒定律,电子等离子体波的相速度${v_\phi }$会相应地下降,此时产生的非线性频移效应就会破坏参量不稳定的频率匹配关系式(1),从而阻碍LPI过程的发展。

      以上诸多非线性等离子体过程在系统扰动逐渐变得不可忽略时就会发生,并且阻碍LPI的进一步增长。一方面,这些非线性过程将增加激光聚变的复杂度和不可控性,譬如朗道阻尼会产生大量穿透性极强的超热电子,这些超热电子会提前预热靶丸而降低聚变增益。另一方面,在恰当的参数条件下可借助非线性过程有力抑制LPI的发展,目前已有一些这方面的理论与实验研究。

    • 由于在大尺度等离子体中,初级LPI过程中产生的散射光在等离子体中传播时可能进一步激发同模式或不同模式的次级LPI过程,即发生级联LPI过程。作为最基本的LPI过程,SRS的级联散射过程获得了广泛的理论与实验研究。现有研究表明级联SRS散射过程可明显地改变散射光的频谱,当级联SRS发生时背向与前向SRS散射光的耦合还将调制激光脉冲的空间分布从而显著增强激光耗散,最终产生大量的超热电子[12-15]。由于其较低的阈值强度,绝对SRS不稳定性是发生在四分之一临界面附近非均匀等离子体中的重要不稳定性模式[16]。然而最近的研究却表明初级的对流SRS的散射光在大尺度的非均匀等离子体的低密度区域也可能激发产生次级的绝对SRS不稳定性[12]。如图2所示,激光从左边入射到线性非均匀等离子体中,在四分之一临界密度以下(<0.2Ic)的较广区域会发生初级对流的背向SRS不稳定性,相应的初级散射光频率会显著降低并得到一定的频谱展宽。初级散射光可进一步看作次级SRS散射的泵浦光,因此会在其对应的四分之一临界密度附近(注意不是初级入射光的四分之一临界密度)激发产生绝对的次级SRS不稳定性。因为初级散射光具有一定的频谱展宽,所以相对应的次级绝对SRS可发生在较宽的密度区域0.076ncne<0.11nc。尤为重要的是,这样的次级绝对SRS能激发相速度约为0.58c的电子等离子体波(对应捕获电子的温度为170 keV),这对于超热电子(>100 keV)的产生非常关键。

      图  2  线性非均匀等离子体中的SRS级联散射导致的二级绝对SRS不稳定,图中的BSRS表示背向SRS[12]

      Figure 2.  Schematic diagram for absolute SRS instability due to the second-order rescattering of SRS in a linearly inhomogeneous plasma. BSRS means backscattering of SRS[12]

      在冲击波点火或者撞击点火等ICF方案中会涉及到较强的激光强度(譬如:I0~1016 W/cm2)以及较高的等离子体温度,此时高强度激光与等离子体相互作用过程中的初级SBS散射光较强,它还可能继续激发级联SBS散射过程[17]图3显示了级联SBS散射过程中所获得的反射光与透射光频谱,从中可见,此时SBS级联散射光的频率可能大于入射激光的频率,这种现象称为受激反斯托克斯布里渊散射(SABS),即泵浦光与离子声波耦合产生一个反斯托克斯散射光:EMW0+IAW→EMW-1;其中EMW0为泵浦激光电磁波,IAW为离子声波,EMW−1为反斯托克斯散射光。EMW−1还可以进一步与IAW耦合产生二级反斯托克斯散射光:EMW−1+IAW→EMW−2图2(a)显示的反射光对应的依次是一级SBS、三级SBS、…以及一级SABS、三级SABS、…等背向散射光;而图2(b)显示的透射光对应的依次是透射光(记为SBS0)、二级SBS、四级SBS、…以及二级SABS、四级SABS、…等前向散射光。每一级SBS散射光的频率均满足各自的三波匹配条件。这种SBS级联散射过程是一种较为有效的SBS饱和机制,对于理解直接驱动点火、冲击点火以及混合驱动点火等ICF新型点火方案中高强度激光与等离子体相互作用过程尤为重要[17]

      图  3  级联SBS过程中的(a)反射光与(b)透射光频谱[17]

      Figure 3.  Frequency spectra of (a) reflective and (b) transmitting electromagnetic waves in cascaded SBS[17].

    • 在间接驱动ICF的激光位形下,多束激光沿不同锥角入射到黑腔壁上,在激光入射口(LEH)附近区间存在多种复杂的激光交叠位形;在光束交叉区域可导致集体参量不稳定性过程;或称为多光束下的LPI过程。这些光束通常分布在同一个圆锥面上具有一定的对称性,如图4所示,对于N束激光的交叠区域极有可能发生两种共用子波的不稳定性:(a)共用一支散射光(N-beam SL mode);(b)共用一支等离子体波(N-beam SP mode)[18]

      图  4  间接驱动中多光束SRS不稳定性示意图[18]:(a)共用一支散射光(N-beam SL mode);(b)共用一支等离子体波(N-beam SP mode)

      Figure 4.  Schematic diagram for multi-beam SRS instability in indirect-drive ICF. Wave vector matching conditions for(a)N-beam scattered light(SL)mode and(b)N-beam SP mode of multi-beam SRS[18]

      从麦克斯韦方程组和流体力学方程组出发,可得到泵浦波、散射光和等离子体波满足的三波耦合方程

      $$\left( {\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} - c_{}^2{\nabla ^2} + \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}} \right){{{A}}_{\rm{s}}} = - \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}{A_{\rm{p}}}{{{A}}_{\rm{i}}}$$ (26)
      $$\left( {\frac{{{\partial ^2}}}{{\partial {t^2}}} - 3v_{\rm{e}}^{\rm{2}}{\nabla ^2} + \omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}}} \right){A_{\rm{p}}} = {c^2}{\nabla ^2}\left( {{{{A}}_{\rm{i}}} \cdot {{{A}}_{\rm{s}}}} \right)$$ (27)

      其中${A_{\rm{p}}} = {\rm{\delta }}{n_{\rm{e}}}/{n_0}$是等离子体波强度。

      当共用一支散射光(N-beam SL模)时有

      $${{{A}}_{\rm{s}}} = {{{A}}_{{\rm{sc}}}},\;{A_{\rm{p}}} = \sum\limits_{b - 1}^N {{A_{{\rm{p}}b}}} ,\;{{{A}}_{\rm{i}}} = \sum\limits_{b - 1}^N {{{{A}}_{{\rm{i}}b}}} $$

      而当共用一支等离子体波(N-beam SP模)时则有

      $${{{A}}_{\rm{s}}} = \sum\limits_{b - 1}^N {{{{A}}_{{\rm{s}}b}}} ,\;{A_{\rm{p}}} = {A_{{\rm{p}}c}},\;{{{A}}_{\rm{i}}} = \sum\limits_{b - 1}^N {{{{A}}_{{\rm{i}}b}}} $$

      通过Fourier分析,可以得出这两种模式的多光束下SRS不稳定性所对应的增长率为

      $$ {\varGamma }_N^2 = \frac{{{{{k}}_{\rm{p}}}{c^2}{\omega _{{\rm{pe}}}}}}{{16{\omega _{\rm{s}}}}}\sum\limits_{b - 1}^N {\left| {A_{{\rm{i}}b}^2} \right|} {\cos ^2}{\phi _b}$$ (28)

      其中:${\phi _{\rm{b}}}$为泵浦波和散射光偏振方向的夹角,${{{k}}_{\rm{p}}}$为等离子体波波矢。由上式可见多光束SRS发展具有以下两个规律:(1)等离子体密度和入射角度决定了共用何种子波的SRS模式将发展起来;(2)随着激光数目的增加,激光偏振对于整体不稳定性的影响非常重要,不同的激光偏振将导致完全不一样的发展模式。

      假设同一个锥角上的入射光归一化光强大小一致,则增长率可以写作

      $${\varGamma }_N^2 = N{\varGamma }_1^2\left\langle {{{\cos }^2}\phi } \right\rangle $$ (29)

      其中${{\varGamma }_1}$为单光束SRS的增长率,$\left\langle {{{\cos }^2}\phi } \right\rangle $表示平均极化因子。由SP模和SL模的多光束中的SRS具有相同的增长率表达式可知,不同情况下的SRS增长率主要差别在于极化因子$\left\langle {{{\cos }^2}\phi } \right\rangle $和等离子体波波矢${{{k}}_{\rm{p}}}$。尤为重要的是,与单光束SRS相比,多光束下的SRS增长率增加了${N^{1/2}}$倍。

      若考虑由散射光的碰撞阻尼和等离子体波的朗道阻尼以及碰撞阻尼所带来的阈值,我们可以从三波耦合方程得到色散关系

      $$\left( {{{\varGamma }_N} + {{\varGamma }_{\rm{p}}}} \right)\left( {{{\varGamma }_N} + {{\varGamma }_{\rm{s}}}} \right) = N{\varGamma }_1^2\left\langle {{{\cos }^2}\phi } \right\rangle $$ (30)

      从而可知多光束下SRS发生的阈值条件为

      $$N{\varGamma }_1^2\left\langle {{{\cos }^2}\phi } \right\rangle \geqslant {{\varGamma }_{\rm{p}}}{{\varGamma }_{\rm{s}}}$$ (31)

      对比单光束的阈值条件式(25):${\varGamma }_1^2 \geqslant {{\varGamma }_{\rm{p}}}{{\varGamma }_{\rm{s}}}$,可见多光束下SRS的阈值约减小为单光束阈值的$1/N$

    • 在许多ICF实验中,各种不同机制的LPI过程会被同时激发。譬如,在${n_{\rm{e}}}/{n_{\rm{c}}} < 0.25$的等离子体(间接ICF的金腔中的填充气体等)中SRS和SBS过程都是常见的LPI过程。不同的LPI过程在大尺度的等离子体中共存并且同时发展时,从泵浦源的争夺,发展的过程一直到非线性阶段中各自等离子体波衰变产物的交互,彼此之间会通过各种机制相互地耦合。

      无论是SRS或者是SBS过程,其驱动源都是入射激光。这些LPI过程在发展的时候都会从入射激光得到能量而增长,因此他们会相互竞争来争取各自的发展空间[19-20]。当等离子体密度较低时(${n_{\rm{e}}}/{n_{\rm{c}}} < 0.1$),由式(25)可知SRS的激发阈值通常是低于SBS的激发阈值[8],因此激光与等离子体耦合初期产生的LPI过程基本都是由SRS占主导。这个结论非常容易理解,电子对于电磁场的响应比离子来得迅速,因此电子等离子体波的阻尼率${{\varGamma }_{\rm{e}}}$相对离子声波阻尼率${{\varGamma }_{\rm{i}}}$小,导致SRS的阈值更低。在以往的实验中[19],也可以观察到等离子体波演化在前期基本都是电子等离子体波。但是在电子等离子体波发展了大约50 ps后,离子声波便开始发展起来,同时电子等离子体波幅度则迅速下降。当SRS和SBS的增长率比值${{\varGamma }_{{\rm{SRS}}}}/{{\varGamma }_{{\rm{SBS}}}} < 2$时,理论上SRS就失去了发展的空间。

      为了减少一种不稳定性的强度而采取的措施实际上可能会增加另一种不稳定性的强度。SRS过程激发的电子等离子体波在其衰变过程中会产生出一束次级电子等离子体波和一束离子声波。譬如,当考虑调制等离子体状态来减小离子声波的阻尼时,由于LDI过程的阈值下降进而达到了令SRS过程饱和的目的。但是由于离子声波阻尼的减小,SBS过程的增长率反而上升了,从而总体上针对LPI过程的控制反而起到了反效果。因此,当我们评估某种抑制LPI的技术手段时,不能仅仅考量它对某一种特定不稳定性的抑制效果,还需要保证它不会使得其他模式的不稳定性显著增强。

    • LPI的发展基于两个基本物理过程,即入射光与散射光(或密度扰动)的耦合过程,因此控制LPI过程的思路也应从破坏这两个物理过程出发。由于散射光是较为独立的反应产物,因此只能从入射激光和等离子体状态这两个方面出发设计LPI过程的抑制方案。自20世纪70年代以来,人们已经提出了许多通过使用各种激光平滑技术、时间轮廓整形、增强等离子体阻尼等策略来抑制激光等离子体不稳定性[21]。其中,典型的LPI过程抑制策略是目前ICF实验中驱动激光所采用的三倍频技术[2, 22]。以SRS,SBS为例,其LPI增益与入射光的波长的三次幂成正比,即${G_{{\rm{SBS}}}} \propto {\lambda ^3}$,为了降低LPI过程的危害,采用波长更短、频率更高的驱动激光源成了主流的思想。因此实验上通过技术提升和反复验证,从最初美国劳伦斯·利弗莫尔国家实验室(LLNL)Cyclops激光装置上使用的基频激光发展到了今天美国的NIF和国内的SGIII等激光装置均采用了三倍频激光驱动技术。除了倍频技术,目前激光实验装置上也开始逐渐采用了各种激光去相干技术,来降低激光的空间和时间相干性从而抑制LPI,在后文中将对此做进一步介绍。在降低激光相干性方面,近年来宽带激光器的概念得到了各国研究团队越来越多的重视,并将其作为下一代ICF实验激光器技术的重要发展方向。

      本节将针对如何抑制各类参量不稳定过程,从入射激光特性和等离子体状态两个角度论述各种目前常见的抑制方案。

    • 在已有研究中,与LPI过程之间密切相关的激光特性主要为激光强度、相干性以及偏振特征等。参量不稳定性的充分激发需要同时满足相位匹配条件、激光强度高于阈值条件以及足够长的相互作用时间等,这些都为试图通过调节激光束来抑制LPI过程提供了理论基础。

    • 从SRS(或SBS)的线性增长率表达式(20)(或式(21))可以看出激光等离子体不稳定性的线性增长率${{\varGamma }_{{\rm{SRS,SBS}}}} \propto \left| {{v_{{\rm{os}}}}} \right| \propto {I^{1/2}}$,由于增长率与激光光强的1/2次幂成正比,因此降低相互作用中靶面的高功率密度光强份额,便能有效地抑制LPI过程的发展。基于这个思路,20世纪许多激光束匀滑技术都被相继提出,譬如随机相位板(RPP)、光谱色散匀滑(SSD)[23]、连续相位板(CPP)[24]、偏振匀滑(PS)[25]等。目前国际(NIF)和国内(SGIII)的ICF激光实验装置上多采用CPP+PS、SSD的组合激光束匀滑技术[2, 26]

      值得注意的是,Afeyan等人和Albright等人分别提出的离散脉冲串(STUD)[27-28]技术方案,其相关电场强度随时间分布如图5(a)所示。如图5(b)所示,其研究表明在选取恰当的STUD参数,与随机位相板(RPP)技术相比,相关SRS的平均反射率会下降一个量级。其主要物理机制为通过调整入射激光强度的时间分布,减小有效的三波相互作用时间,进而减弱等离子体波的增长和散射光的反射率[28]

      图  5  (a)三个不同的STUD脉冲的样本,其尖峰的宽度和高度的占比度为20%,50%和80%,涨落为10%,以使它们的乘积对于每个尖峰(开,关)都是恒定的[27];(b)对于随机位相板和不同参数的STUD脉冲束SRS反射率与平均入射光强度和线性增益的关系[28]

      Figure 5.  (a)Samples of three different STUD pulses are shown with 20%,50% and 80% duty cycle and 10% jitter in the widths and heights of the spikes such that their product is constant for each spike(on,off)pair[27].(b)SRS reflectivity vs average incident intensity(left) and linear gain(right)for random phase plate(RPP) and a variety of STUD-pulse beams[28]

    • 考虑激光束的相干特性,试图从破坏相位匹配条件出发寻求抑制LPI过程也是主要方式之一。在第1节中,参量过程的解析理论是在单色光假设下导出的,并得出了耦合方程、阈值条件和线性增长率等重要结论。考虑低相干性激光的性质时,泵浦激光将具有随机相位或者有限频谱宽度$\Delta {\omega _0}$而非单一频率。当$\Delta {\omega _0} < {\varGamma }$时,激光的频谱宽度对于参量过程的影响实际上并不大,因为这些激光的频谱成分仍然能向两束子波传输能量。相反,当$\Delta {\omega _0} > {\varGamma }$,泵浦激光中只有一部分较窄的频谱成分能够与两束子波进行共振反应。其中参与到参量过程中的有效激光光强因而下降了,并且有效激光光强满足${I_{{\rm{eff}}}} = {I_0}{{\varGamma }}/{{\Delta {\omega _0}}}$。考虑到参量过程的线性增长率与有效激光光强的1/2次幂成正比,即${\varGamma } \propto I_{{\rm{eff}}}^{{\rm{1/2}}}$,从而得到宽频光驱动的增长率为

      $${\varGamma } = \frac{{{\varGamma }_{\rm{mono}}^2}}{{\Delta {\omega _0}}}$$ (32)

      其中:${{\varGamma }_{{\rm{mono}}}}$是单色光驱动的增长率。由式(32)可以得出相对于单色光,宽频光的增长率被调整降低为${\varGamma }_{\rm{mono}}^2/\Delta {\omega _0}$,因此通过增加激光的频谱宽度可以降低LPI过程的线性增长率。

      事实上,早期的科学家们已经采用了多种不同的模型来研究激光的低相干性对LPI过程的影响。1974年,Thomson和Karush提出了利用有限带宽抑制参量不稳定的构想[29]。其相关理论表明,当激光带宽远远大于参量不稳定的增长率时,参量不稳定的线性增长能够得到有效抑制。随后Obenschain等人通过实验验证了带宽抑制参量不稳定是可行的[30]。1991年,Guzdar等人研究了带宽对于非均匀等离子体中对流不稳定的抑制作用[31]。2001年,Dodd和Umstadter等人发现12%的线性啁啾能够在0.01nc密度量级的等离子体中完全抑制SRS的前向散射[32]

      近年来,国内研究者从该思路出发也做出了一系列工作。2017年上海交通大学赵耀等人针对由两个不同频率的光束合成的激光束对SRS不稳定性的影响,建立了相关理论模型,阐释了子光束间频率差对SRS的抑制[33]。当两个激光束的SRS不稳定区域在波数空间中重叠时,SRS不稳定性增长将被耦合并达到更高的水平。反之,当两个激光束的SRS不稳定区域分离或解耦时,便可以有效地抑制SRS不稳定性的增长。在此理论基础上,他们进而提出了利用宽带解耦光束抑制SRS不稳定性的方案。宽带解耦光束可简化为由数十个甚至数百个均匀分布在中心频率10%以上的单色激光束叠加获得,如图6(a)所示。从图6(b)的PIC模拟结果可以看出,宽带解耦激光束可以有效地抑制SRS不稳定性,并降低了超热电子的产生[33-34]。2018年,国防科技大学周泓宇等人研究了小宽带激光(非解耦)对SRS非线性阶段的影响。其研究结果表明,在宽带很小的情况下$( \sim 2\% {\omega _0})$,虽然宽带激光抑制了SRS线性阶段的增长率,改变了等离子体波、电子能谱的演化等,但是考虑等离子体波频移及电子能谱定义的弛豫时间,可以将宽带光驱动SRS的非线性演化过程分为抑制和增益两个阶段。在相关弛豫时间之后的增益效果将导致激发更强的等离子体波及产生更多的超热电子[35]

      图  6  (a)解耦的宽带激光束由许多子束组成,例如100个子束,每两个相邻频率子束之间的频差大于0.1%;(b)不同带宽激光束的背散射光随时间的演化[33]

      Figure 6.  (a)A decoupled broadband laser beam is composed of many beamlets such as 100 beamlets with frequency difference larger than 0.1% between every two adjacent-frequency beamlets.(b)Temporal profiles of the backscattering light found for the incident light with different bandwidths under the same energy[33]

      另外,2018年,Follett等人通过数值模拟发现宽带激光可以抑制双等离子体衰变过程,以及提升绝对不稳定性发展的阈值条件[36-37]。由于这种低相干激光模型的特性是非连续频谱分布的分离谱耦合光束,因此其相干性随着激光束的数量增加而逐渐降低。为了达到连续频谱分布的特性需要不断增加激光束的数量,而需求过高的激光束数量对于模拟的计算量会带来很大的负担[36],同时在目前的实验上也难于实现。因此在长时间(ps量级)大尺度(mm量级)参量不稳定过程中,这种分离谱耦合光束的宽带激光对不同参量不稳定过程的抑制效果有待进一步验证。

    • 2016年,Barth等人的研究表明,偏振方向随时间缓慢旋转的线偏振激光对抑制LPI过程的效果比较明显,如图7所示[38]。通过理论模型,他们发现在偏振方向旋转的激光驱动下的LPI过程中,其线性增长率也具有周期性的性质${\varGamma } = {{\varGamma }_0}\left| {\cos \varTheta } \right|$,其中${{\varGamma }_0}$是线偏振激光驱动下的线性增长率(见式(20)~(21)),$\varTheta = \varOmega t$是偏振旋转角。考虑激光旋转频率较低$(\varOmega \ll {\varGamma })$时,LPI过程的对流放大因子$G = \ln ({a_1}/{a_0})$基本与时间无关,并满足$G = \int_0^{L/c} {\varGamma } {\rm{d}}t$。而当激光的旋转频率$\varOmega \gg {\varGamma }$时,对流因子积分得

      图  7  不同偏振态激光与等离子体相互作用中,完全通过等离子体时的电场空间分布[38]

      Figure 7.  Spatial distribution of the electric fields at the time the incident pulse exits the plasma[38]

      $$G = \frac{2}{{\rm{{\text{π}}}}}{{\varGamma }_0}$$ (33)

      由于横向方向上的增长率是随时间不断变化的,因此总光场的对流因子$G$带有$2/{\rm{{\text{π}}}}$的衰减常数,体现了旋转线偏振激光具有抑制线性LPI过程的效果。2019年,国防科技大学周泓宇等人研究了偏振方向随时间缓慢旋转的激光对SRS非线性演化过程的影响[39]。其研究表明偏振效应对SRS非线性演化具有重要的影响,该效应会改变SRS的增益模式,降低背散率,破坏等离子体波的周期性增长结构,减缓超热电子的产生,如图8所示。随着旋转频率的增大,背向SRS被有效抑制,但是前向SRS却在一定程度上得到增强。

      图  8  (a)(d)(g)当旋转频率分别为$\varOmega /2{\text{π}} =0 {\text{,}}\varOmega /2{\text{π}} =1{\rm{THz}}$$\varOmega /2{\text{π}} =5{\rm{THz}}$时散射光的瞬时反射率随时间的变化图,黑线电表反射率在z方向的分量,红线代表zy方向的总反射率;(b),(e),(h)是与(a),(d),(g)对应的等离子体波随时间变化图;(c),(f),(i)是与(a),(d),(g)对应的电子动量分布随时间变化图。所有模拟的入射激光强度为$2\times {10}^{15}{\rm{W}}/{{\rm{cm}}}^{2}$[39]

      Figure 8.  (a),(d) and (g) are the normalized instantaneous reflectivities of the cases $\varOmega /2{\text{π}} =0$$\varOmega /2{\text{π}} =1{\rm{THz}}$ and $\varOmega /2{\text{π}} =5{\rm{THz}}$. Black and red lines respectively represent the reflectivity component in the z direction and the total of the y and z directions.(b), (e) and (h) are the time versus space of the plasma waves(Ex)for the cases corresponding to(a),(d)and(g).(c), (f) and (i) are the instantaneous electron energy distributions for the same Ω as(a),(d)and(g). All the figures are under the pump intensity of $2\times {10}^{15}{\rm{W}}/{{\rm{cm}}}^{2}$[39].

      北京应用物理与计算数学研究所刘占军、郑春阳等人从激光偏振的角度为抑制参量不稳定过程也提出类似方案[40]。例如,2017年,该课题组研究了偏振方向交替性变化的激光束对SRS和SBS过程的影响,如图9(a)所示。相关数值模拟表明,该方案与STUD技术相结合会有效抑制SBS,如图9(b)所示。利用PIC数值模拟方法他们也研究了入射光束偏振方向的椭圆(圆)、线偏振交替变化对SRS,SBS的抑制机理和效果。其抑制方案的主要物理机制为:当入射激光偏振方向与散射光偏振方向一致才会使SBS过程持续增长直至饱和。此外,他们提出利用相互垂直的两束线偏振激光来抑制SBS,这两束激光强度相同,频率之间存在频率差,形成的新的入射激光在强度上保持连续而偏振方向在线偏振和椭圆偏振之间变化(图10(a)为其传播示意图)[41]。旋转偏振激光入射时,由于入射激光偏振方向变化,与散射光偏振同向时间缩短而抑制了SBS不稳定性的发展。通过改变频率差可以调节旋转速率,存在一个临界值,当超过时,SBS抑制效果达到饱和,即通过增加频率差无法更多地抑制SBS。值得注意的是,这样两束线偏振光叠加后的光束的偏振在线性和椭圆形之间变化,而强度保持恒定。与使用两个圆偏振光束的替代方法相比,两个线性偏振光束将更易于在实验中使用。

      图  9  (a)交替偏振入射光情况下的强度分布,蓝色实线是在一个方向上偏振的光的强度分布,而红色虚线是在另一方向上偏振的光,两个偏振方向垂直,交替周期为400 T;(b)STUD脉冲与偏振方向交替性变化的SBS散射率[40]

      Figure 9.  (a) Intensity profile for the alternating polarization incident light case. The blue solid line is the intensity profile of light polarized in one direction,and the red dashed line is the light polarized in the other direction,The two light polarization directions are perpendicular to each otherand the alternating period is 400 T;(b) Scattering level of SBS with STUD and alternating polarization pulses[40]

      图  10  (a)由两束偏振方向垂直存在频率差的线偏振激光叠加的激光束电场随时间的演化;(b)SBS反射率与频率差的关系[41]

      Figure 10.  (a) The variation in the polarization direction of the beam which is a combination of two perpendicular linear polarization lasers;(b) reflectivity vs mismatch frequency[41]

    • 等离子体中的固有本征波模、离子的种类、电子与离子温度和其感受到的外加磁场等因素都会影响LPI过程的发展。下面我们主要从等离子体组分和外加磁场两个方面,阐述抑制LPI过程的相关方案。

    • 在优化等离子体参数方面,研究发现等离子体波的饱和(非线性朗道阻尼、碰撞、以及朗缪尔波衰变)会限制散射光的反射率。因此,Hinkel等人通过在黑腔中添加碳氢填充气体增加了等离子体中电子的温度,进而增强等离子体波的朗道阻尼,抑制受激拉曼散射[42]。不同种类的物质(离子)在黑腔点火中产生的等离子体所激发的SBS过程的行为是非常不一样的。SBS过程所感受到的朗道阻尼会因为离子种类的不同而受到影响,并与电子温度和离子温度的比值$Z{T_{\rm{e}}}/{T_{{i}}}$有所关联。单粒子等离子体中离子的热速度为${v_{{T_{\rm{i}}}}} = {({T_{\rm{i}}}/{m_{\rm{i}}})^{1/2}}$,同时考虑离子温度时的离子声速为$\sqrt {(Z{T_{\rm{e}}} + 3{T_{\rm{i}}})/{m_{\rm{i}}}}$。根据朗道阻尼的机制,当离子的电荷数$ Z $越接近1时,更多的离子处于相速度附近,离子声波感受到的朗道阻尼则非常大。

      北京应用物理和计算数学研究所冯清松等人从参量不稳定性模式和朗道阻尼等角度出发研究了等离子体的不同组分(H2,HeH,CH和AuB等)对SBS的影响[43]。其模拟结果表明,在不同成分的等离子体中SBS散射表现出明显不同的特征。如图11所示,在H和HeH等离子体中由于离子声波的朗道阻尼很强,此时产生的SBS为对流不稳定性;而在AuB等离子体中离子声波的朗道阻尼很小,激发的SBS则为绝对不稳定性;尤其值得注意的是,在CH等离子体中的SBS在刚开始的线性阶段是弱对流不稳定性,然而由于离子声波会不断地俘获粒子使得离子声波相速度附近的粒子分布变得平坦,从而逐渐降低了离子声波的朗道阻尼,最终SBS将转变为绝对不稳定性[43]。冯清松等人的研究还表明在等离子体中掺杂电荷数较低的离子可以有效地加强朗道阻尼从而在一定程度上抑制SBS增长[43]。在Nova和NIF的实验中使用了如CH,H和HeH等低Z填充物,证实了SBS过程由于离子声波的高阻尼而被抑制了的事实。

      图  11  四种等离子体中频率范围[0.9ω0,0.999ω0]中的SBS反射率:(a)H2;(b)HeH;(c)CH和(d)AuB等离子体。频率为ω0的弱反射光从背向散射光中滤除。对于(a)H2,种子光强度为Is=1$ \times 1{0}^{-6}{I}_{0} $,而对于(b)~(d),种子光强度为Is=1$ \times 1{0}^{-4}{I}_{0} $[43]

      Figure 11.  The SBS reflectivity in the frequency scope [0.9ω0,0.999ω0] for the four plasmas:(a)H2,(b)HeH,(c)CH,and(d)AuB plasmas. The weak reflected light with a frequency of ω0 is filtered from the backward scattering light. For(a)H2, the seed light intensity is Is=1$ \times 1{0}^{-6}{I}_{0} $,while for(b)~(d),Is=1$ \times 1{0}^{-4}{I}_{0} $[43]

    • 磁场在等离子体中是广泛存在的,因此研究磁场对等离子体参量不稳定性的影响也是非常重要的。等离子体中磁场的来源可以分为两部分:一部分为外加磁场,等离子体在外加磁场中演化;另一部分是等离子体自身产生的,等离子体在膨胀、加热及与激光相互作用过程中可以产生准静态的自生磁场。外加磁场虽然可以达到几甚至几十T的量级,但是在高温高密度等离子体中可以产生更高强度的自生磁场,其磁场强度可以达到数百T甚至上千T。在惯性约束聚变研究的激光等离子体中,大尺度自生磁场的产生机制主要是热电机制,当温度梯度与密度梯度的方向不一致时能够产生强磁场。数值模拟表明,激光烧蚀等离子体产生的准静态磁场能够达到数百T。磁场的存在对等离子体中的能量吸收、能量输运、电子和离子的动力学行为及等离子体中的不稳定性等许多物理过程产生很大影响。

      磁化等离子体中的各种波,如混杂波与无磁化等离子体中的电子等离子体波的频率有显著区别。当使用不同波长但非常接近的多束激光在等离子体中传播时,其合成的总偏振在部分时空点与圆偏振光相近,而在部分时空点与线偏振光类似。例如四种波长的激光的合成,其中两种波长激光的偏振平行,且与另两种波长激光的偏振垂直。在这种情况下,合成光的偏振方向有可能随着时空改变。磁场的存在使得合成光的偏振方向更复杂。关于多色激光与磁化等离子体的相互作用目前罕见报道。当磁场方向与激光传播方向有夹角时,情况更加复杂。首先激光传播情况会有所不同,根据激光电场方向与外加磁场方向的不同,激光的本征模式,可以分为寻常波和异常波。其次静电波的色散关系也受磁场影响,如与电子运动相关的上杂化波,与离子运动相关的下混杂波。另外在等离子体中还可以存在低频的电磁模,如阿尔芬波、磁声波。

      更重要的是,等离子体中外磁场的引入会约束电子的运动轨迹并改变等离子体中的本征波模,其与LPI过程的发展有复杂的联系。磁场对SRS、SBS的影响,在不同的等离子体参数区间会有截然不同的效果,磁场有可能使散射率增加或者降低,需要就具体问题进行具体分析。

      在横向磁化等离子体中,电子和离子轨迹受到与其运动方向垂直的外磁场所施加的洛伦兹力而在纵向方向具有了分量,等离子体波模式演化为混杂波模式,分别为高混杂波${\omega _{{\rm{UH}}}} = {(\omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}} + \omega _{{\rm{ce}}}^{\rm{2}})^{1/2}}$和低混杂波${\omega _{{\rm{LH}}}} = [ \omega _{{\rm{ci}}}^{\rm{2}} + \omega _{{\rm{pi}}}^{\rm{2}}\omega _{{\rm{ce}}}^{\rm{2}}/ {{(\omega _{{\rm{pe}}}^{\rm{2}} + \omega _{{\rm{ce}}}^{\rm{2}})}^{1/2}} ]^{1/2}$。通过类似于应用在SRS和SBS过程的解析理论方法可以得出磁化等离子体中SRS过程的增长率满足${{\varGamma }_{{\rm{UH}}}} = \dfrac{{{a_0}u({\omega _0}){\omega _{{\rm{pe}}}}}}{4}{\left( {\dfrac{{{\omega _{{\rm{UH}}}}}}{{{\omega _0} - {\omega _{{\rm{UH}}}}}}} \right)^{1/2}}$[44],并得出SRS(杂化波模式)的线性增长率会随着电子回旋频率的增加而增加的结论。

      在纵向磁化等离子体中,由于法拉第旋转效应,入射激光会产生两支波模,分别是左、右旋波,由于其不同的相速度而令激光的偏振方向发生旋转。北京应用物理与计算数学研究所的刘占军等人研究结果发现,外加纵向磁场条件下,入射光和散射光的偏振方向都会发生旋转,通过选取不同磁场强度、不同激光强度,得到了SRS反射率随激光强度、磁场强度的变化,如图12所示[45]。在典型黑腔参数条件下,外加300 T的磁场,可以使SRS散射率从20%降低到5%,随着激光强度的增加,SRS越严重,抑制SRS发展所需的磁场越强。进一步的研究表明,右旋圆偏振光使SRS散射率增加,左旋圆偏振光抑制SRS效果有限,当使用线偏振激光时磁场对SRS的抑制作用最有效。

      图  12  (a)等离子体尺度L为1200λ,(b)等离子体尺度为400λ。对于大尺度的等离子体散射率随着激光强度的增加而增加,随着磁场强度的增加而降低。当磁场强度足够强时,可以完全降低SRS散射率到能够接受的水平[45]

      Figure 12.  Relectivities of Raman scattering for different magnetic fields and incident lights. Values of laser amplitude a are shown with legends. (a)seed level 10−9,plasma length L=1200λ0;(b)seed level 10−9,and plasma length L=400λ0[45]

      Edwards等人[46]通过研究激光在强磁场等离子体中的传播现象发现激光的背向散射份额与外磁场和激光传播方向之间的夹角$ {\theta }_{0} $存在一定的关联。他们以${\theta }_{0}=75$°为例,计算了外磁场强度区间${10^2}{\rm{T}} < {B_0} < {10^4}{\rm{T}}$内的背散波频谱能量分布,如图13所示。在$0 < {B_0} < 100{\rm{T}}$的区间内,等离子体内的背散份额由SRS和SBS为主导,其背散频谱特征频率分别是${\omega _{{\rm{BSRS}}}} = {\omega _0} - {\omega _{{\rm{pe}}}}$${\omega _{{\rm{BSBS}}}} = {\omega _0} - {c_{\rm{s}}}k \approx {\omega _0}$。当${B_0} \geqslant 1000T$时,频谱能量分布就会发生很大的变化。由于其本征波模从电子等离子体波转变为上杂化波,SRS过程的散射波频率随着磁场增大会逐渐下降,并且激光与外磁场之间越接近于垂直传播,其频率下移越符合高混杂波的模式${\omega _{{\rm{UH}}}}$。值得注意的是,当${\omega _{{\rm{ce}}}} > {\omega _0}$时,电子等离子体波演化而成的上杂化波也几乎消失了,即电子响应几乎被抑制了,并且在任意${\theta _0}$都只有很小的背散信号。其次,磁场强度在$5000{\rm{T}} < {B_0} < 12\;000{\rm{T}}$之间时,由于磁流体动力波(MHD)形成的磁化低频散射(MLF)具有很高强度的能量密度,并且其散射波频率下降幅度很小。

      图  13  (a)PIC模拟中,磁化等离子体($0.01,{T}_{{\rm{e}}}={T}_{{\rm{i}}}=1 {\rm{eV}}$)中的背向散射光的能量光谱分布。其中磁场${{B}}_{0}$的模拟范围从10 T到10 kT,与散射光之间的夹角为$ 75° $;(b)磁化等离子体在${{{\varOmega }}_{\rm{e}}}{{/}}{{\rm{\omega }}_{\rm{0}}}{\rm{ = 0}}{\rm{.75}}\;({{{B}}_{\rm{0}}}{\rm{ = 8100}}\;{\rm{T)}}$时随角度变化的背向散射光谱,表现出MLF散射对角度的依赖性,其中虚线代表理论分析预测[46]

      Figure 13.  (a)Spectral energy distribution of light backscattered from magnetized plasma($N=0.01,{T}_{{\rm{e}}}={T}_{{\rm{i}}}=1{\rm{eV}}$)in PIC simulations. The magnetic field B0 is varied between 100 T and 10 kT at $\theta =75$°.(b)Backscattering spectrum from a magnetized electron-proton plasma as a function of angle at ${{{\varOmega }}_{\rm{e}}}{{/}}{{\rm{\omega }}_{\rm{0}}}{\rm{ = 0}}{\rm{.75}}\;({{{B}}_{\rm{0}}}{\rm{ = 8100}}\;{\rm{T)}}$,illustrating dependence of MLF scattering on angle. Dashed lines show analytic predictions[46]

      综上所述,磁场的介入会令激光在等离子体中的传播产生许多未知数,如何在几十束激光相互交汇的点火实验中应用磁场来控制LPI过程是十分复杂的问题。

    • 经过科学家们数十年孜孜不倦的研究,人们对各种激光等离子体不稳定性的增长机制和发展趋势都有了较清晰的认识。特别是对某一特定的不稳定性,已有较成熟的理论来预测其增长率和阈值条件等属性。目前对于激光等离子体不稳定性的研究已经逐步迈入更加复杂的场景,譬如级联LPI、多光束LPI以及不同LPI之间的耦合等,对这些复杂情况下LPI过程的研究将有助于我们对各种实验条件下的LPI过程有个更全面精确的认识,从而有助于设计出更具有普适性的LPI抑制方案。

      一系列抑制LPI的方案,从原理上来论,或以平衡激光能量时空分布从而降低不稳定性的线性增长率,或借助非线性过程使得不稳定性提前达到饱和;从形式上来看,这些方案或通过调制激光属性,或控制等离子体构成与状态来实现。然而这些方案往往只针对单一的LPI过程(大多数情况下为SRS或SBS)进行设计与优化,但是在激光驱动的ICF中多种LPI过程会同时出现并且互相耦合。这些LPI过程不仅包含SRS、SBS和TPD等基本的初级不稳定性,还会包括各类次级不稳定性、交叉光束间能量转移(CBET)和各种四波耦合等复杂过程。因此在设计和评估LPI的抑制方案时,除了考虑它对单一LPI物理过程的效果,还需要考虑各种LPI过程之间的耦合,才能在整体上提升能量耦合效率等性能。

      目前实验上已经在实施的激光束匀滑方案基本上都是在降低某个自由度上激光光强的基础上设计的,并且都在一定程度上达到了降低散射光的效果。未来需要进一步将LPI过程带来的危害降到更低的水平,人们需要探索更多的新方案,譬如说从宽带、随机偏振和磁场等方面入手。理论分析表明,频谱展宽大于一定阈值的宽带激光非常有希望将LPI过程在线性增长阶段完全抑制使其不进入非线性增长阶段;这种方案与利用非线性阶段的饱和机制来抑制LPI的方案相比对点火过程产生的影响更小,因此也成为了实验上备受关注的焦点之一。虽然目前实验上还很难产生满足频谱展宽要求的大能量激光脉冲;近期一些实验室正逐步加大激光带宽提升方面的技术努力同时开展了一些相关的实验研究。譬如,中物院上海激光等离子体研究所实现了一种新型的低相干激光,称为“瞬时宽带低相干光”[47],这种激光束具有连续的频谱分布以及随机的相位,其带宽约为中心频率的1%;美国罗切斯特大学的激光能量学实验室(LLE)也将具有一定频谱宽度的激光产生技术作为未来缓解LPI重要研究方向之一[48]

      致 谢 特别感谢北京应用物理与计算数学研究所:朱少平、丁永坤、刘杰、曹莉华、郑春阳、蔡洪波、刘占军、何民卿、郝亮;中国工程物理研究院激光聚变研究中心:魏晓峰、王峰、杨冬、王哲斌、李志超、李平、龚韬、徐涛、潘凯强;上海激光等离子体研究所:裴文兵、王伟、高妍琦、王琛、方智恒;中国科学技术大学:郑坚、闫锐、胡广月、贾青;国防科技大学:卓红斌、银燕;湖南大学:肖成卓等众多同行们的有益讨论。

参考文献 (48)

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