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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

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

蔡洪波, 张文帅, 杜报, 等. 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[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
引用本文: 蔡洪波, 张文帅, 杜报, 等. 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[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
Cai Hongbo, Zhang Wenshuai, Du Bao, et al. Characteristic and impact of kinetic effects at interfaces of inertial confinement fusion hohlraums[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
Citation: Cai Hongbo, Zhang Wenshuai, Du Bao, et al. Characteristic and impact of kinetic effects at interfaces of inertial confinement fusion hohlraums[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134

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

doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
基金项目: 科学挑战专题项目(TZ2016005);国家自然科学基金项目(11975055,U1730449)
详细信息
    作者简介:

    蔡洪波(1980—),男,博士,研究员,从事激光惯性约束聚变研究;cai_hongbo@iapcm.ac.cn

  • 中图分类号: O539

Characteristic and impact of kinetic effects at interfaces of inertial confinement fusion hohlraums

  • 摘要: 在惯性约束聚变物理研究中,等离子体界面处的动理学效应及其时空演化特性近年来受到重点关注,因为它会显著影响激光能量沉积、激光等离子体不稳定性、辐照对称性、黑腔和内爆性能等诸多物理。准确描绘等离子体特征界面附近的动理学效应是惯性约束聚变物理设计的基本需求,也是高能量密度物理中的具有挑战且未完全解决的问题。重点回顾近几年来本团队围绕等离子体动理学效应及其影响开展的一些研究工作:(1)聚变黑腔中金等离子体与靶丸冕区等离子体边缘处的电场结构及其加速的高能离子对内爆对称性的影响;(2)激光光路上高Z-低Z等离子体界面处的电场产生机制及其导致的反常离子扩散对激光等离子体不稳定性的影响;(3)等离子体中电磁场结构的质子照相反演。
  • 图  1  (a)神光III原型装置间接驱动近真空黑腔示意图,(b)动理学效应验证实验靶丸设计优化

    Figure  1.  (a) Schematic diagram of indirect-drive near-vacuum hohlraum target at Shengguang-III prototype laser facility,(b) optimization of the target design for the experimental demonstration of kinetic effects

    图  2  PIC模拟得到的(a)电子和(b)离子相空间分布图;(c)平均离子密度(y方向平均)随时间变化图;(d)5 ns时刻冲击波前沿CD 离子能谱分布. 引自文献[18]

    Figure  2.  (a)Phase space of vxx for(a)electrons and(b)ions;(c)The evolution of the plasma density averaged over the y-direction;(d)Energy spectra of the CD ions within the precursor region at t=5 ps. This figure is reproduced from Ref [18]

    图  3  (a)激光排布和(b)激光脉冲示意图,(c)138发和(d)147发测量的光谱,(e)138发和(f)147发的模拟光谱,引自文献[27](将(b)图改为激光脉冲)

    Figure  3.  Sketch of (a) laser arrangement and (b) laser pulse. Streaked spectra of SBS for (c) the shot 138 and (d) the shot 147. Simulated spectra of SBS for (e) the shot 138 and (f) the shot 147. The figures are cited from Ref[27]

    图  4  (a-d)典型ICF柱腔(Au)的辐射流体模拟流场分布图,(e)氦和金离子的相空间图,(f)不考虑和(g)考虑离子混合的SBS模拟光谱, 引自文献[27]和[28]

    Figure  4.  (a-d) Radiation hydrodynamic simulations by LARED-integration for a typical cylindrical Au hohlraum for ICF. (e) Phase space of He ions and Au ions. Simulated spectra of SBS (f) without and (g) with considering ion mix. The figure are cited from Ref. [27] and [28]

    图  5  Weibel不稳定性(a)自生磁场${B_y}$和(b)自生电场${E_x}$t=1.06 ps时的空间分布特征

    Figure  5.  Spatial distribution of the self-generated(a)magnetic field ${B_y}$ and(b)electric field Ex of the Weibel instability at t=1.06 ps

    图  6  非线性阶段Weibel不稳定性质子照相示意图. 引自文献[53]

    Figure  6.  Schematic diagram of the side-on proton radiography of the Weibel instability. The figure is cited from Ref[53]

    图  7  从质子照相反演物理量与PIC模拟数据的比较引自文献[53]

    Figure  7.  Comparison of the reconstructed and simulated physical quantities. The figure is cited from Ref [53]

  • [1] Edwards M J, Patel P K, Lindl J D, et al. Progress towards ignition on the National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas, 2013, 20: 070501. doi:  10.1063/1.4816115
    [2] Hurricane O A, Callahan D A, Springer P T, et al. Beyond alpha-heating: driving inertially confined fusion implosions toward a burning-plasma state on the National Ignition Facility[J]. Plasma Physics Controlled Fusion, 2019, 61: 014033.
    [3] Kritcher A L, Hinkel D E, Callahan D A, et al. Integrated modeling of cryogenic layered highfoot experiments at the NIF[J]. Physics of Plasmas, 2016, 23(5): 052709. doi:  10.1063/1.4949351
    [4] Hopkins L F Berzak, Pape S Le, Divol L, et al. Near-vacuum hohlraums for driving fusion implosions with high density carbon ablators[J]. Physics of Plasmas, 2015, 22: 056318. doi:  10.1063/1.4921151
    [5] Rinderknecht H G, Amendt P A, Wilks S C, et al. Kinetic physics in ICF: present understanding and future directions[J]. Plasma Physics Controlled Fusion, 2018, 60: 064001.
    [6] Ross J S, Park H S, Amendt P, et al. Thomson scattering diagnostic for the measurement of ion species fraction[J]. Review of Scientific Instruments, 2012, 83: 10E323. doi:  10.1063/1.4731007
    [7] Bellei C, Amendt P A, Wilks S C, et al. Species separation in inertial confinement fusion fuels[J]. Physics of Plasmas, 2013, 20: 012701. doi:  10.1063/1.4773291
    [8] Kirkwood R K, Moody J D, Kline J, et al. A review of laser–plasma interaction physics of indirect-drive fusion[J]. Plasma Physics Controlled Fusion, 2013, 55: 103001.
    [9] Shan L Q, Cai H B, Zhang W S, et al. Experimental evidence of kinetic effects in indirect-drive inertial confinement fusion hohlraums[J]. Physical Review Letters, 2018, 120: 195001. doi:  10.1103/PhysRevLett.120.195001
    [10] Cai H B, Shan L Q, Yuan Z Q, et al. Study of the kinetic effects in indirect-drive inertial confinement fusion hohlraums[J]. High Energy Density Physics, 2020, 36: 100756. doi:  10.1016/j.hedp.2020.100756
    [11] Li C K, Seguin F H, Frenje J A, et al. Diagnosing indirect-drive inertial-confinement-fusion implosions with charged particles[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2010, 52: 124027.
    [12] Turnbull D, Colaitis A, Hansen A M, et al. , Impact of the Langdon effect on crossed-beam energy transfer[J]. Nature Physics, 2019, 16: 181-185.
    [13] 蔡洪波, 周沧涛, 贾青, 等. 激光驱动强流电子束产生和控制[J]. 强激光与粒子束, 2015, 27:032001. (Cai Hongbo, Zhou Cangtao, Jia Qing, et al. Laser-driven relativistic electron beam for fast ignition[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2015, 27: 032001 doi:  10.11884/HPLPB201527.032001
    [14] Thoma C, Welch D R, Clark R E, et al. Hybrid-PIC modeling of laser-plasma interactions and hot electron generation in gold hohlraum walls[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24: 062707. doi:  10.1063/1.4985314
    [15] Molvig K, Vold E L, Dodd E S, et al. Nonlinear structure of the diffusing gas-metal interface in a thermonuclear plasma[J]. Physical Review Letters, 2012, 109: 095001.
    [16] Braginskii S I. Transport process in a plasma[J]. Reviews of Plasma Physics, 1965, 1: 205-311.
    [17] Li C K, Petrasso R D. Charaged-particle stopping powers in inertial confinement fusion plasmas[J]. Physical Review Letters, 1993, 70(20): 3059-3063. doi:  10.1103/PhysRevLett.70.3059
    [18] Zhang W S, Cai H B, Shan L Q, et al. Anomalous neutron yield in indirect-drive inertial-confinement-fusion due to the formation of collisionless shocks in the corona[J]. Nuclear Fusion, 2017, 57(17): 066012.
    [19] Kirkwood R K, Moody J D, Kline J, et al. A review of laser–plasma interaction physics of indirect-drive fusion[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2013, 55: 103001.
    [20] Kirkwood R K, Michel P, London R. et al. Multi-beam effects on backscatter and its saturation in experiments with conditions relevant to ignition[J]. Physics of Plasmas, 2011, 18: 056311. doi:  10.1063/1.3587122
    [21] Turnbull D, Michel P, Ralph J E, et al. Multibeam seeded Brillouin sidescatter in inertial confinement fusion experiments[J]. Physical Review Letters, 2015, 114(12): 125001. doi:  10.1103/PhysRevLett.114.125001
    [22] Myatt J F, Zhang J, Short R W, et al. Multiple-beam laser–plasma interactions in inertial confinement fusion[J]. Physics of Plasmas, 2014, 21: 055501. doi:  10.1063/1.4878623
    [23] Dewald E L, Hartemann F, Michel P, et al. Generation and beaming of early hot electrons onto the capsule in laser-driven ignition hohlraums[J]. Physics Review Letters, 2016, 116: 075003. doi:  10.1103/PhysRevLett.116.075003
    [24] Kruer W L, Wilks S C, Afeyan B B, et al. Energy transfer between crossing laser beams[J]. Physics of Plasmas, 1996, 3(1): 382-385. doi:  10.1063/1.871863
    [25] Hall G N, Jones O S, Strozzi D J, et al. The relationship between gas fill density and hohlraum drive performance at the National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas, 2017, 24: 052706. doi:  10.1063/1.4983142
    [26] 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, 48:065203. (Yang Dong, Li Zhichao, Li Sanwei, et al. Laser plasma instability in indirect-drive inertial confinement fusion[J]. Scientia Sinica-Physica Mechanica&Astronamica, 2018, 48: 065203 doi:  10.1360/SSPMA2018-00056
    [27] Gong T, Hao L, Li Z, et al. Recent research progress of laser plasma interactions in Shenguang laser facilities[J]. Matter and Radiation at Extremes, 2019, 4: 055202. doi:  10.1063/1.5092446
    [28] Hao L, Yang D, Li X, et al. Investigation on laser plasma instability of the outer ring beams on SGIII laser facility[J]. AIP Advances, 2019, 9: 095201. doi:  10.1063/1.5087936
    [29] Yan X X, Cai H B, Zhang W S, et al. Anomalous mix induced by a collisionless shock wave in an inertial confinement fusion hohlraum[J]. Nuclear Fusion, 2019, 59: 106016.
    [30] Froula D H, Ross J S, Pollock B B, et al. Quenching of the nonlocal electron heat transport by large external magnetic fields in a laser-produced plasma measured with imaging Thomson scattering[J]. Physical Review Letters, 2007, 98: 135001. doi:  10.1103/PhysRevLett.98.135001
    [31] 张恩浩, 蔡洪波, 杜报, 等. 激光聚变黑腔中等离子体的热流研究[J]. 物理学报, 2020, 69:035204. (Zhang Enhao, Cai Hongbo, Du Bao, et al. Heat flow of laser-ablated gold plasma in inertial confinement fusion hohlraum[J]. Acta Phys Sin, 2020, 69: 035204 doi:  10.7498/aps.69.20191423
    [32] Fiuza F, Fonseca R A, Tonge J, et al. Weibel-instability-mediated collisionless shocks in the laboratory with ultraintense lasers[J]. Physical Review Letters, 2012, 108: 235004. doi:  10.1103/PhysRevLett.108.235004
    [33] Manuel M J E, Li C K, Séguin F H, et al. First measurements of Rayleigh-Taylor-induced magnetic fields in laser-produced plasmas [J]. Physical Review Letters, 108 : 255006.
    [34] 项志遴, 俞昌旋. 高温等离子体诊断技术 [M]. 上海:上海科学技术出版社, 1982.

    Xiang Zhilin, Yu Changxuan. High temperature plasma diagnotics [M]. Shanghai: Shanghai Scientific&Technical Publishing, 1982
    [35] Kaluza M C, Schlenvoigt H P, Mangles S, et al. Measurement of magnetic-field structures in a laser-wakefield accelerator[J]. Physical Review Letters, 2010, 105: 115002. doi:  10.1103/PhysRevLett.105.115002
    [36] Li C K, Séguin F H, Rygg J R, et al. Measuring E and B fields in laser-produced plasmas with monoenergetic proton radiography[J]. Physical Review Letters, 2006, 97: 135003. doi:  10.1103/PhysRevLett.97.135003
    [37] Rygg J R, Séguin F H, Li C K, et al. Proton radiography of inertial fusion implosions[J]. Science, 2008, 319: 1223-1225. doi:  10.1126/science.1152640
    [38] Wang W W, Cai H B, Teng J, et al. Efficient production of strong magnetic fields from ultraintense ultrashort laser pulse with capacitor-coil target[J]. Physics of Plasmas, 2018, 25: 083111. doi:  10.1063/1.5000991
    [39] Zhang H, Shen B F, Wang W P, et al. Collisionless shock acceleration of high-flux quasimonoenergetic proton beams driven by circularly polarized laser pulses[J]. Physical Review Letters, 2017, 119: 164801. doi:  10.1103/PhysRevLett.119.164801
    [40] Higginson A, Gray R J, King M, et al. Near-100 MeV protons via a laser-driven transparency-enhanced hybrid acceleration scheme[J]. Nature Communication, 2018, 9: 724. doi:  10.1038/s41467-018-03063-9
    [41] Huntington C M, Fiuza F, Ross J S, et al. Observation of magnetic field generation via the Weibel instability in interpenetrating plasma flows[J]. Nature Physics, 2015, 11: 173-176. doi:  10.1038/nphys3178
    [42] Weibel E S. Spontaneously growing transverse waves in a plasma due to an anisotropic velocity distribution[J]. Physical Review Letters, 1959, 2(3): 83-84. doi:  10.1103/PhysRevLett.2.83
    [43] Fox W, Fiksel G, Bhattacharjee A, et al. Filamentation instability of counterstreaming laser-driven plasmas[J]. Physical Review Letters, 2013, 111: 225002. doi:  10.1103/PhysRevLett.111.225002
    [44] Jia Q, Cai H B, Wang W W, et al. Effects of the background plasma temperature on the current filamentation instability[J]. Physics of Plasmas, 2013, 20: 032113. doi:  10.1063/1.4796052
    [45] 贾青. 束流-等离子体系统中韦伯不稳定性的解析分析及模拟应用[D]. 北京: 北京大学, 2015.

    Jia Qing. Analytical analysis and simulated applications of Weibel in stability in beam-plasma system [D]. Beijing: Peking University, 2015
    [46] Cai H B, Zhu S P, He X T, et al. Magnetic collimation of fast electrons in specially engineered targets irradiated by ultraintense laser pulses[J]. Physics of Plasmas, 2011, 18: 023106. doi:  10.1063/1.3553453
    [47] Cai H B, Mima K, Zhou W M, et al. Enhancing the number of high-energy electrons deposited to a compressed pellet via double cones in fast ignition[J]. Physical Review Letters, 2009, 102: 245001. doi:  10.1103/PhysRevLett.102.245001
    [48] Zhang F, Cai H B, Zhou W M, et al. Enhanced energy coupling for indirect-drive fast-ignition fusion targets[J]. Nature Physics, 2020, 16(7): 810-814. doi:  10.1038/s41567-020-0878-9
    [49] Quinn K, Romagnani L, Ramakrishna B, et al. Weibel-induced filamentation during an ultrafast laser-driven plasma expansion[J]. Physical Review Letters, 2012, 108: 135001. doi:  10.1103/PhysRevLett.108.135001
    [50] Kugland N L, Ryutov D D, Chang P Y, et al. Self-organized electromagnetic field structures in laser-produced counter-streaming plasmas[J]. Nature Physics, 2012, 8: 809-812. doi:  10.1038/nphys2434
    [51] Du B, Cai H B, Zhang W S, et al. A demonstration of extracting the strength and wavelength of the magnetic field generated by the Weibel instability from proton radiography[J]. High Power Laser Science and Engineering, 2019, 7: e40. doi:  10.1017/hpl.2019.30
    [52] 杜报, 蔡洪波, 张文帅, 等. Weibel不稳定性自生电磁场对探针质子束的偏转作用研究[J]. 物理学报, 2019, 68:185205. (Du Bao, Cai Hongbo, Zhang Wenshuai, et al. Deflection effect of electromagnetic field generated by Weibel instability on proton probe[J]. Actaica Physica Sinica, 2019, 68: 185205 doi:  10.7498/aps.68.20190775
    [53] Du B, Cai H B, Zhang W S, et al. Distinguishing and diagnosing the spontaneous electric and magnetic fields of Weibel instability through proton radiography[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2020, 62: 025017.
    [54] Dieckmann M E. The filamentation instability driven by warm electron beams: statistics and electric field generation[J]. Plasma Physics and Controlled Fusion, 2009, 51: 124042.
  • [1] 王立锋, 叶文华, 陈竹, 李永升, 丁永坤, 赵凯歌, 张靖, 李志远, 杨云鹏, 吴俊峰, 范征锋, 薛创, 李纪伟, 王帅, 杭旭登, 缪文勇, 袁永腾, 涂绍勇, 尹传盛, 曹柱荣, 邓博, 杨家敏, 江少恩, 董佳钦, 方智恒, 贾果, 谢志勇, 黄秀光, 傅思祖, 郭宏宇, 李英骏, 程涛, 高振, 方丽丽, 王保山, 王英华, 曾维新, 卢艳, 旷圆圆, 赵振朝, 陈伟, 戴振生, 谷建法, 葛峰峻, 康洞国, 张桦森, 乔秀梅, 李蒙, 刘长礼, 申昊, 许琰, 高耀明, 刘元元, 胡晓燕, 徐小文, 郑无敌, 邹士阳, 王敏, 朱少平, 张维岩, 贺贤土.  激光聚变内爆流体不稳定性基础问题研究进展 . 强激光与粒子束, 2021, 33(1): 012001-1-012001-60. doi: 10.11884/HPLPB202133.200173
    [2] 余诗瀚, 李晓锋, 翁苏明, 赵耀, 马行行, 陈民, 盛政明.  激光等离子体不稳定性及其抑制方案研究 . 强激光与粒子束, 2021, 33(1): 012006-1-012006-17. doi: 10.11884/HPLPB202133.200125
    [3] 单连强, 吴凤娟, 袁宗强, 王为武, 蔡洪波, 田超, 张锋, 张天奎, 邓志刚, 张文帅, 滕建, 毕碧, 杨思谦, 杨冬, 周维民, 谷渝秋, 张保汉, 朱少平.  激光惯性约束聚变动理学效应研究进展 . 强激光与粒子束, 2021, 33(1): 012004-1-012004-9. doi: 10.11884/HPLPB202133.200235
    [4] 孙奥, 尚万里, 杨国洪, 韦敏习, 黎淼, 车兴森, 侯立飞, 杜华冰, 杨轶濛, 张文海, 杨冬, 王峰, 何海恩, 杨家敏, 江少恩, 张保汉, 丁永坤.  惯性约束聚变X射线晶体衍射研究及最新进展 . 强激光与粒子束, 2020, 32(11): 112008-1-112008-9. doi: 10.11884/HPLPB202032.200129
    [5] 高莎莎, 吴小军, 何智兵, 何小珊, 王涛, 朱方华, 张占文.  激光惯性约束聚变靶制备技术研究进展 . 强激光与粒子束, 2020, 32(3): 032001-1-032001-10. doi: 10.11884/HPLPB202032.200039
    [6] 钟哲强, 张彬.  基于双频光源和涡旋相位的互补旋转集束匀滑方案 . 强激光与粒子束, 2020, 32(1): 011012-1-011012-8. doi: 10.11884/HPLPB202032.190454
    [7] 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, 2020, 32(9): 092004-1-092004-14. doi: 10.11884/HPLPB202032.200130
    [8] 王峰, 张兴, 理玉龙, 陈伯伦, 陈忠靖, 徐涛, 刘欣城, 赵航, 任宽, 杨家敏, 江少恩, 张保汉.  激光惯性约束聚变研究中高时空诊断技术研究进展 . 强激光与粒子束, 2020, 32(11): 112002-1-112002-16. doi: 10.11884/HPLPB202032.200136
    [9] 段书超, 谢卫平, 王刚华.  完全稳定化MRT的可能性及应用于聚变的潜力 . 强激光与粒子束, 2018, 30(02): 020101-. doi: 10.11884/HPLPB201830.170454
    [10] 晏骥, 郑建华, 张兴, 葛峰骏, 康洞国, 袁永腾, 陈黎, 宋仔峰, 蒋炜, 余波, 陈伯伦, 蒲昱东, 黄天晅.  基于纯冲击波聚心的准一维氘氘内爆物理实验 . 强激光与粒子束, 2015, 27(08): 082007-. doi: 10.11884/HPLPB201527.082007
    [11] 蒲昱东, 陈伯伦, 黄天晅, 缪文勇, 陈家斌, 张继彦, 杨国洪, 易荣清, 韦敏习, 杜华冰, 彭晓世, 余波, 蒋炜, 晏骥, 景龙飞, 唐琦, 宋仔峰, 江少恩, 杨家敏, 刘慎业, 丁永坤.  激光间接驱动惯性约束聚变内爆物理实验研究 . 强激光与粒子束, 2015, 27(03): 032015-. doi: 10.11884/HPLPB201527.032015
    [12] 张林, 杜凯.  激光惯性约束聚变靶技术现状及其发展趋势 . 强激光与粒子束, 2013, 25(12): 3091-3097. doi: 3091
    [13] 苏明, 余波, 宋天明, 何小安, 郑建华, 黄天晅, 刘慎业, 江少恩.  Geant4在惯性约束聚变内爆物理中的应用 . 强激光与粒子束, 2013, 25(08): 2130-2136. doi: 10.3788/HPLPB20132508.2130
    [14] 漆小波, 张占文, 高聪, 李波, 魏胜.  惯性约束聚变靶用空心玻璃微球的渗透性能 . 强激光与粒子束, 2012, 24(10): 2365-2370. doi: 10.3788/HPLPB20122410.2365
    [15] 刘慎业, 杨国洪, 张继彦, 李军, 黄翼翔, 胡昕, 易荣清, 杜华冰, 曹柱荣, 张海鹰, 丁永坤.  神光Ⅱ装置靶丸内爆过程X射线背光照相实验研究 . 强激光与粒子束, 2011, 23(12): 37-38.
    [16] 滕建, 赵宗清, 丁永坤, 谷渝秋.  基于D3He反应产生的单能质子对ICF内爆过程的照相模拟研究 . 强激光与粒子束, 2011, 23(01): 0- .
    [17] 彭晓世, 王峰, 唐道润, 刘慎业, 黄天晅, 刘永刚, 徐涛, 陈铭, 梅雨.  惯性约束聚变反应速率测量 . 强激光与粒子束, 2011, 23(08): 0- .
    [18] 李芝华, 李波.  惯性约束聚变实验用玻璃微球堵口特种胶研究 . 强激光与粒子束, 2006, 18(08): 0- .
    [19] 段斌, 李月明, 方泉玉, 张继彦.  ICF中靶丸内等离子体的温度和密度的估算 . 强激光与粒子束, 2005, 17(01): 0- .
    [20] 王丽丽, 李家春.  瑞利-泰勒不稳定性中尺度效应的数值模拟研究 . 强激光与粒子束, 2003, 15(12): 0- .
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-05-18
  • 修回日期:  2020-07-20
  • 网络出版日期:  2020-07-29
  • 刊出日期:  2020-08-15

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

doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
    基金项目:  科学挑战专题项目(TZ2016005);国家自然科学基金项目(11975055,U1730449)
    作者简介:

    蔡洪波(1980—),男,博士,研究员,从事激光惯性约束聚变研究;cai_hongbo@iapcm.ac.cn

  • 中图分类号: O539

摘要: 在惯性约束聚变物理研究中,等离子体界面处的动理学效应及其时空演化特性近年来受到重点关注,因为它会显著影响激光能量沉积、激光等离子体不稳定性、辐照对称性、黑腔和内爆性能等诸多物理。准确描绘等离子体特征界面附近的动理学效应是惯性约束聚变物理设计的基本需求,也是高能量密度物理中的具有挑战且未完全解决的问题。重点回顾近几年来本团队围绕等离子体动理学效应及其影响开展的一些研究工作:(1)聚变黑腔中金等离子体与靶丸冕区等离子体边缘处的电场结构及其加速的高能离子对内爆对称性的影响;(2)激光光路上高Z-低Z等离子体界面处的电场产生机制及其导致的反常离子扩散对激光等离子体不稳定性的影响;(3)等离子体中电磁场结构的质子照相反演。

English Abstract

蔡洪波, 张文帅, 杜报, 等. 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[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
引用本文: 蔡洪波, 张文帅, 杜报, 等. 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[J]. 强激光与粒子束, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
Cai Hongbo, Zhang Wenshuai, Du Bao, et al. Characteristic and impact of kinetic effects at interfaces of inertial confinement fusion hohlraums[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
Citation: Cai Hongbo, Zhang Wenshuai, Du Bao, et al. Characteristic and impact of kinetic effects at interfaces of inertial confinement fusion hohlraums[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2020, 32: 092007. doi: 10.11884/HPLPB202032.200134
  • 美国国家点火装置(NIF)未能如期实现点火[1],主要原因之一就是黑腔内复杂的等离子体相互作用(LPI)过程导致人们对驱动不对称性和黑腔物理的认识不足。经过多年的研究,研究者们发现基于惯性约束聚变(ICF)领域最完善的辐射流体程序仍然难以完全预测实验结果[2]。例如,实验观测到的面密度$\rho R$比流体模拟的面密度低$10\% \sim 20\%$[3],近真空黑腔中热斑芯部低阶模不对称性的实验结果和流体模拟结果出现明显偏差[4]等。在众多“嫌疑因素”中,ICF黑腔中等离子体动理学效应尤为可疑,也是近期ICF领域的关注热点。在惯性约束聚变黑腔中,动理学效应一般指发生在黑腔等离子体特征面附近的碰撞贯穿、扩散混合、界面电磁场、无碰撞冲击波和离子加速等现象,这些动理学效应发生的时空尺度都较小,一般无法由当前基于单流体建模的流体力学程序模拟给出,只能由微观动理学程序进行研究,这是与一般可由流体力学程序模拟刻画的黑腔动力学过程相区别的。最近的一些研究表明[5],黑腔壁等离子体与靶丸烧蚀等离子体/填充气体等离子体之间的动理学效应可能与黑腔辐照对称性调控异常、近真空黑腔内爆靶丸低阶模不对称性异常等现象直接相关。光学汤姆逊散射发现的靶丸CH烧蚀层中C和H离子组份的变化[6],以及热斑芯区DT组分的分离[7]等,这些动理学效应导致的离子组份的变化会对内爆性能造成明显的影响。此外,在激光聚变间接驱动方案中,在腔口附近存在光束重叠的区域。在光束重叠的空间内,不同光束通过与电子等离子体波、离子声波的耦合,会产生多种多光束LPI过程。这些LPI过程可能产生超热电子预热靶丸,并降低激光与腔靶的能量耦合效率和辐照对称性,对点火具有潜在的危害[8]。这些关键区域的LPI增长与当地流场状态(温度、密度、流速、离子混合等)的时空演化特征息息相关,而动理学效应是影响这些区域流场状态的重要因素。因此,非常有必要对黑腔关键区域的动理学效应进行研究和评估。

    但是,对动理学效应的定量评估是非常困难的。从实验手段来看,首先,由于动理学效应发生时间短、空间局域性强,所需的时空诊断精度需在ps(${10^{ - 12}}\;{\rm{s}}$)和μm(${10^{ - 6}}\;{\rm{m}}$)量级以上,超过了当今诊断仪器的探测能力,实验表征非常困难[9-10];其次,动理学效应往往与状态方程、湍流、靶丸预热等诸多问题相互影响,难以区分各自的影响。此外,虽然在特定的实验中已观测到明显的动理学效应导致的宏观物理现象,但动理学物理过程的直接产物(如高能离子和电磁场等)宏观表现较弱,如黑腔中动理学无碰撞冲击波加速的离子只有几十keV,在物质中的射程很小,难以穿透高Z黑腔壁到达外部的探测设备。另一方面,在数值模拟过程中,精密刻画动理学效应所需要的时间步长为fs(${10^{ - 15}}\;{\rm{s}}$),而ICF设计所使用的辐射流体程序需要满足数十ns(${10^{ - 9}}\;{\rm{s}}$)级模拟时间尺度的需求,显然难以包含精密刻画动理学效应过程的物理模块,导致针对动理学效应的理论模拟方面也是有所欠缺。为了解决这些难题,在实验中,我们一方面通过将一些短时间行为的动理学效应通过氘氘(DD)核反应或其他物理过程转换为可观测物理量,另一方面还可以借助质子照相[11]和汤姆逊散射[12]等手段对空间局域的物理量进行诊断,结合模拟手段对动理学效应物理进行反演或分析;在模拟中,我们往往通过专门的动理学模拟软件(如粒子模拟(PIC)和Fokker-Planck程序等)对关键区域的微观动理学过程进行细致模拟分析[13],理解其物理现象,掌握其物理规律,然后通过唯象物理建模,在辐射流体模拟和LPI评估程序中添加相应动理学效应建模来研究和评估这类物理现象。此外,为了搭建微观物理与宏观流体现象的更为便捷的桥梁,发展电子采用流体近似、离子采用PIC粒子方法处理的混合流体-PIC模拟程序是迫切需求的,它能够为动理学效应研究提供更为有效的模拟工具[14]

    本文主要介绍三个方面的研究内容:(1)聚变黑腔中金等离子体与靶丸冕区等离子体边缘处的电场结构及其加速的高能离子对靶丸中子产额的影响;(2)聚变黑腔中金等离子体与充气等离子体界面处的电场及其导致的反常离子扩散对激光等离子体不稳定性的影响;(3)为反演聚变黑腔的动理学效应,建立从质子照相中反演等离子体中电磁场的三维空间结构特征的能力。

    • 在间接驱动ICF中,激光从注入孔注入黑腔(一般为金材料)并烧蚀其侧壁,激光弹着点处金等离子体被加热并向黑腔中心膨胀(速度约$450\;{\rm{km/s}}$);同时高温金等离子体会产生约${\rm{ }}300\;{\rm{eV}}$的X射线,X射线均匀烧蚀位于黑腔中心的燃料靶丸,靶丸烧蚀材料(一般为塑料,CH)在X光的辐照下向靶球四周膨胀(速度约$600\;{\rm{km/s}}$),这部分低密度等离子体一般称为冕区等离子体。(近)真空黑腔条件下,烧蚀金壁等离子体与靶丸冕区等离子体最终会在黑腔中间区域相遇。由激光直接烧蚀出的金等离子体温度为${\rm{ keV}}$,密度约为${\rm{ }}{10^{21}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$;而几百eV的X光烧蚀出的冕区等离子体前沿温度约${\rm{ }}100\;{\rm{eV}}$,电子密度为${\rm{ }}{10^{19}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$。其物理图像为:高温高密度的高Z等离子体与低温低密度的低Z等离子体相互碰撞,如图1(a)所示。在这相互碰撞等离子体界面,由于存在较大的压力梯度,高温高密度等离子体快速扩散进入低温低密度等离子体,在这一过程中,当高温高密度等离子体的扩散速度大于低温低密度等离子体的离子声速、且碰撞不足以将超声速流的动能转化为当地的热能时,往往会导致无碰撞冲击波的形成。无碰撞冲击波波前往往存在${10^9}\;{\rm{V/m}}$级别的静电场,此电场会加速高能离子,这是一种典型的动理学效应。

      图  1  (a)神光III原型装置间接驱动近真空黑腔示意图,(b)动理学效应验证实验靶丸设计优化

      Figure 1.  (a) Schematic diagram of indirect-drive near-vacuum hohlraum target at Shengguang-III prototype laser facility,(b) optimization of the target design for the experimental demonstration of kinetic effects

      判断动理学效应的主要依据是努森数是否大于1。努森数的定义为离子-离子平均自由程与等离子体密度标长的比值[15]

      $$Kn \equiv \frac{{\max ({\lambda _i})}}{L}$$ (1)

      其中$L = {\left( {{\rm{d}}\lg {n_i}/{\rm{d}}x} \right)^{ - 1}}$为等离子体密度标长,${\lambda _i} \equiv {v_{{\rm{th}},i}}/{\nu _i}$是第i种离子的离子-离子平均自由程,${v_{{\rm{th}},i}} = \sqrt {{T_{{i}}}/{m_{{i}}}}$为离子热速度,${T_i}$为离子温度,${\nu _i} \equiv \displaystyle\sum\nolimits_j {{\nu _{ij}}}$为离子碰撞频率。${\nu _{ij}}$为第i种离子与第j种离子之间的碰撞频率,定义为[16]

      $${\nu _{ij}} = \frac{{4\sqrt {\text{π}} }}{3}\frac{{{n_j}Z_i^2{e^4}\lg {\varLambda _{ij}}}}{{m_i^{1/2}T_i^{3/2}}}$$ (2)

      式中:$\lg {\varLambda _{ij}}$为相应的库仑对数。由公式(2)可以推导出相向运动对流等离子体的离子-离子碰撞自由程为

      $${\lambda _{ii}}({\rm{cm}}) \approx 5 \times {10^{ - 13}}\frac{{A_z^2{{[U({\rm{cm/s}})]}^4}}}{{{n_{\rm{i}}}({{\rm{cm}}^{ - 3}})}}$$ (3)

      其中${A_z}$Zni分别为平均原子数、电荷态和离子数密度,U为对流等离子体相对速度。从公式(3)可知,当离子密度ni较低、对流速度U较高时,离子-离子碰撞自由程较长,容易出现动理学效应,例如,低充气密度黑腔靶丸冕区等离子体和金泡碰撞边缘动理学效应将会显著。

      在间接驱动ICF物理研究中,我们利用二维辐射流体程序LARED-integration模拟其中的黑腔物理。在此,模拟初始参数与神光III原型的实验参数相同。在实验设计中,由于(近)真空黑腔中动理学无碰撞冲击波加速的离子只有几十keV,在物质中的射程很小,难以穿透高Z黑腔壁到达外部的探测设备,因此,我们将普通CH烧蚀层替换为氘代塑料(CD)烧蚀层,这样加速起来的氘离子回到靶丸后将有可能通过DD核反应产生MeV的中子,如图1(b)所示。实验和模拟设计中,柱形黑腔的长度为1.85 mm,底部直径为1.1 mm,两端注入口开孔直径为0.8 mm,黑腔壁厚度为$25\;{\rm{{\text{μ}} m}}$。8路激光(总能量为6.4 kJ,波长为351 nm,脉冲波形为1 ns方波)从两端进入黑腔中,激光入射方向与柱腔轴线夹角为45°。从LARED-integration模拟结果可以看出,在激光的烧蚀下,腔壁金等离子体以约$ 450\;{\rm{km/s}}$的速度向黑腔中心轴运动。其中金等离子体前沿温度为$2\sim {\rm{ }}5\;{\rm{keV}}$,电子密度约为${\rm{ }}{10^{21}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$,与大多数的黑腔研究情况相似;在激光加载时间内,黑腔辐射温度最大可达近${\rm{ }}190\;{\rm{eV}}$,在X射线的烧蚀作用下,靶丸烧蚀等离子体向外飞散以产生反冲力向心内爆靶丸。烧蚀等离子体在X射线烧蚀下迅速膨胀,其温度约为${\rm{ }}0.1\;{\rm{keV}}$,电子密度约为${\rm{ }}{10^{19}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$。因此,由公式(3)可以估计出的离子-离子碰撞自由程约${\rm{ }}1\;{\rm{mm}}$,这将远大于相互作用区的大小,也即努森数大于1。因此,这个区间的等离子体相互穿透过程具有较强的动理学效应,无法完全用流体建模来表征。

      在本工作中,我们利用2D3V PIC程序ASCENT来研究(近)真空黑腔金壁等离子体与靶丸冕区烧蚀低Z等离子体的相互作用过程。ASCENT模拟参数中来自于辐射流体模拟LARED-integration给出的模拟状态。此外,神光III原型上开展的汤姆逊散射实验也可给出等离子体的温度和密度,用于校准辐射流体模拟。在Ascent模拟中,初始参数为:在($- 10\;{\rm{{\text{μ}} m}} \leqslant x < 0$)区域,放置密度为$1.2 \times {10^{21}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$、电离度为${{{Z}}_1} = 50$的金等离子体;在($0 \leqslant x \leqslant 30\;{\rm{{\text{μ}} m}}$)区域,放置密度为$4 \times {10^{19}}\;{\rm{c}}{{\rm{m}}^{ - 3}}$、全电离的氘代塑料(CD)等离子体;高温高密度的Au等离子体以450 km/s的速度冲向低温低密度的CD等离子体,两等离子体界面处有较为明显的压力梯度,这给无碰撞冲击波的形成创造了条件。

      从粒子相空间可以更为清晰地阐述其物理过程。图2(a)所示的电子相空间表明金等离子体中初始电子温度远高于CD等离子体中的电子温度,由于电子热运动剧烈,两层等离子体中的电子迅速扩散,趋势是要拉平两侧的温度密度差异。从这其实可以看出无碰撞冲击波的产生机理:金等离子体(${{{T}}_{{\rm{e}},{\rm{Au}}}} = 2 \sim 5\;{\rm{keV}}$)电子扩散速度远远快过CD等离子体(${{{T}}_{{\rm{e}},{\rm{CD}}}} = 0.1\;{\rm{keV}}$)的电子扩散速度和离子响应,很快在Au-CD等离子体界面处形成电荷分离场,此电荷分离场随着金等离子体以约450 km/s的高速度冲入低密度低温CD等离子体中,部分CD离子被此电场反射加速,其他部分CD离子则穿过电场进入金等离子体中,减速后沉积在Au-CD等离子体界面附近,导致正电荷累积效应增强,电荷分离场变得更大,形成正反馈过程,最终形成冲击波,如图2(c)所示。由于此冲击波电场宽度约为电子德拜长度,远低于离子-离子平均自由程,因而形成的是无碰撞冲击波。

      图  2  PIC模拟得到的(a)电子和(b)离子相空间分布图;(c)平均离子密度(y方向平均)随时间变化图;(d)5 ns时刻冲击波前沿CD 离子能谱分布. 引自文献[18]

      Figure 2.  (a)Phase space of vxx for(a)electrons and(b)ions;(c)The evolution of the plasma density averaged over the y-direction;(d)Energy spectra of the CD ions within the precursor region at t=5 ps. This figure is reproduced from Ref [18]

      无碰撞冲击波能够有效加速离子,初始静止的离子被冲击波反射后能够被加速到2倍冲击波波速,如图2(b)所示。通过统计高能离子能谱,我们可以看到,高能D离子能够被加速到约${\rm{ }}25\;{\rm{keV}}$,而高能C离子由于惯性质量更大,其加速能量能够达到100 keV以上,如图2(d)所示。这些高能粒子回到内爆压缩靶丸中,将沉积能量到靶丸中,其沉积位置可以由离子射程来评估[17]

      $$\frac{{{\rm{d}}{E^{t/f}}}}{{{\rm{d}}x}} = - \frac{{{{({Z_{\rm{t}}}e)}^2}}}{{v_{\rm{t}}^2}}\omega _{\rm{pf}}^2({x^{t/f}})\ln {\varLambda _{\rm{b}}}$$ (4)

      利用公式(4),结合辐射流体模拟给出的靶丸等离子体状态,我们可以估计这些被冲击波反射回的高能离子将主要沉积在内爆靶丸烧蚀面附近密度约$20\;{\rm{mg/c{m^3}}}$的位置。如果靶丸表面采用CD烧蚀层,这些数十keV的高能D离子回到靶丸时,会与冕区中的D离子发生DD束靶核反应,并产生大量中子,这也就是困扰实验团队多年的神光装置实验反常中子产额现象的物理原因[18]。另外,由于柱腔入射口处没有高能离子产生,而当这些高能离子主要沉积在靶丸腰部,这将给靶丸带来新的预热和不对称源。

      由于无碰撞冲击波增长时间在数十ps,在实验上很难观测,且产生的高能离子能量在数十keV,从公式(4)可以估算出其难以穿透黑腔到达黑腔外的诊断设备。因此,在神光III原型装置实验中,我们采用了如下一些创新思想:(a)将普通球壳靶改为实心CH靶球,并在其表面涂上不同厚度的氘代塑料(CD)材料。实心CH材料可以完全排除内爆中子和流体力学不稳定性的干扰,而CD涂层将不可观测的数十keV离子转化为MeV的中子(${\rm{D}} + {\rm{D}} \to {}^3{\rm{He}} (0.82\;{\rm{MeV}}) + {\rm{n}}(2.45\;{\rm{MeV}})$),由于MeV中子的射程长,很容易穿过金腔壁并被靶室外的BF3和塑料闪烁体等中子探测器诊断到,这就解决了动理学微观效应难以诊断的难题。(b)改变CD涂层厚度来获取DD中子产额与动理学效应的依赖关系。中子产额可能来自于束靶中子,也可能来自于热核中子,如何对其进行区分是难以解决的问题。在本轮实验中,我们在$0.3 \sim 20\;{\rm{{\text{μ}} m}}$范围内改变CD涂层的厚度,利用束靶中子与热核中子对CD涂层厚度的不同依赖关系,可以将其清晰地区别出来,如图1(b)所示。

      实验发现中子产额随着CD涂层厚度的增加呈现饱和增长趋势,明显偏离了辐射流体模拟给出的中子产额增长规律曲线,见文献[9]中的图4。由于辐射流体模拟的中子产额仅考虑了热核反应,这说明本轮实验中子产生机制可能不是热核反应主导。此外,中子大阵列诊断设备(LANS)测量出的中子能谱半高全宽约为282 keV,考虑到实测中子产额的约束条件,如此大的能谱展宽是无法用热核机制来解释的。通过细致对比中子产额与CD涂层的厚度关系,利用辐射流体模拟、PIC模拟和Monte Carlo模拟对实验条件下的中子产额进行评估,获得了与实验符合的物理规律。模拟发现,动理学无碰撞冲击波加速的D离子进入靶丸后产生的D-D束靶中子是该轮实验中的主要中子来源,这也是(近)真空黑腔中动理学效应存在的重要证据。为了给出无碰撞冲击波的直观图像,我们在神光II升级装置上对无碰撞冲击波进行了质子照相,详见文献[9]中的图4。

    • NIF未能如期实现点火,黑腔内复杂等离子体条件下的LPI过程难以控制也是重要的原因之一[19]。对于单环激光注入设计来说,多光束LPI带来的风险可能主要来自于共用Langmuir波、离子声波、散射光波的散射过程[20-22],它们既可能产生沿腔轴方向的超热电子预热靶丸[23],也可能产生腔轴或其他方向的散射光,从而降低激光与腔靶的能量耦合效率,对点火具有潜在的危害。对于多环激光注入设计来说,多光束LPI带来的风险可能来自于交叉光束能量转移[24],该过程既可以使能量在不同光束之间发生转移,也可以改变能量在单光束内的空间分布[17]。另外,多光束LPI与单光束LPI相互耦合,在光束重叠区域还可能存在单光束LPI的散射光作为种子,被另一束光通过侧向散射再次放大的过程[18].可知,多光束LPI比单光束LPI复杂得多,是关系到点火能否成功的重要问题[25]

      近年来,我们在神光系列装置上开展了大量的LPI实验,积累了大量的LPI实验数据,但在这些实验中也存在一些难以理解的现象。在2017年和2018年的LPI实验中,我们基于一端开口的无靶丸充气黑腔[26-27],在尽可能简单的等离子体条件下,获得了重复性较好的外环多光束LPI背反份额随激光功率密度、充气密度、腔口尺寸变化规律的实验数据。结合LPI理论和数值模拟对其中的物理现象进行了细致的分析,我们在物理上对外环LPI的基本特征和演化规律获得了一些明确的认识。值得指出的是,在这些LPI实验分析过程中,发现虽然实验重复性好,辐射流体模拟也经过了严格的校验,但基于“辐射流体模拟+LPI评估”[28]给出的某些发次的背反份额和光谱却总是与实验无法一致,如图3所示。这是什么物理原因导致的呢?我们仔细分析了“辐射流体模拟+LPI评估”方法,发现它的基本思路是先用辐射流体模拟给出激光光路上的等离子体状态,然后用LPI评估程序来分析LPI的对流增长过程。我们知道,LPI评估结果与辐射流体模拟给出的状态是紧密联系在一起的,尤其是在金等离子体-气体界面。这个界面处的金等离子体中由于气体区等离子体的挤压,本来快速膨胀的金等离子体密度梯度和速度梯度放缓,受激布里渊散射容易在此区域对流放大,因而这是影响受激布里渊散射(SBS)爆发的重要区域。但是,基于单流体建模的辐射流体程序无法处理界面处的离子混合行为。在辐射流体模拟中,金等离子体和气体区总是存在清晰的界面,但我们知道,实际上界面附近不同种类的离子会互相混合,而界面处的不同种类离子间的动理学混合对SBS的增长至关重要。

      图  3  (a)激光排布和(b)激光脉冲示意图,(c)138发和(d)147发测量的光谱,(e)138发和(f)147发的模拟光谱,引自文献[27](将(b)图改为激光脉冲)

      Figure 3.  Sketch of (a) laser arrangement and (b) laser pulse. Streaked spectra of SBS for (c) the shot 138 and (d) the shot 147. Simulated spectra of SBS for (e) the shot 138 and (f) the shot 147. The figures are cited from Ref[27]

      我们利用动理学PIC程序研究了图4(b)所示红色方框内的金等离子体-气体界面处的等离子体穿透和离子混合行为,这是辐射流体模拟难以做到的[29]。研究发现,即使是初始两侧压力相同的金和低Z气体等离子体界面,由于离子惯性质量的差异,两者的离子声速相差约1.4倍,这会导致热速度更大的低Z离子快速扩散进入高Z等离子体中,在扩散过程中会形成密度堆积,从而将导致无碰撞冲击波的形成。无碰撞冲击波的波头位置会产生约109 V/m的静电场,加剧离子的反常扩散行为。在离子穿透早期,此冲击波导致的离子混合过程将使得低Z离子在高Z离子中的扩散长度与时间成正比,快于通常流体模型给出的0.5次方的关系,这将使得离子扩散距离大于通常的流体混合建模的预测量。当然,扩散深度不会一直由动理学效应主导,当低Z离子进入更高密度的金等离子体中时,流体效应将逐渐占主导,扩散长度将逐步过渡到与时间的0.5次方成正比。我们在LPI评估程序中考虑此扩散建模后,得到了与实验更为符合的背反光谱和份额:(1)考虑混合效应后,LPI评估给出的SBS光谱中间峰消失(见图4(g)),与实验更为接近;(2)考虑混合效应后,SBS背反份额与实验更接近,实验测量为8.5%,未考虑混合的模拟为18%,考虑混合的模拟为9.3%。

      图  4  (a-d)典型ICF柱腔(Au)的辐射流体模拟流场分布图,(e)氦和金离子的相空间图,(f)不考虑和(g)考虑离子混合的SBS模拟光谱, 引自文献[27]和[28]

      Figure 4.  (a-d) Radiation hydrodynamic simulations by LARED-integration for a typical cylindrical Au hohlraum for ICF. (e) Phase space of He ions and Au ions. Simulated spectra of SBS (f) without and (g) with considering ion mix. The figure are cited from Ref. [27] and [28]

    • 人们在研究中发现,动理学效应发生区域的碰撞都不充分,容易激发各种等离子体波和电磁不稳定性,这往往伴随着电磁场的产生,如无碰撞冲击波波前的电场和电流成丝不稳定性激发的磁场等。一方面,电磁场大小可以表征动理学效应的强弱,另一方面,电磁场的时空分布特性还会影响动理学效应的发展。因此,对电磁场的诊断有助于厘清和理解动理学效应中的一些关键问题。研究表明,在ICF黑腔等离子体界面附近的自生电磁场会显著影响激光能量沉积[30]、激光等离子体不稳定性[5]、非局域电子热传导[31]等动理学过程;甚至自生电磁场还会影响冲击波的形成[32]和Rayleigh Taylor不稳定性[33]的增长等物理过程。此外,在激光直接驱动惯性约束聚变中,烧蚀面上的激光能量沉积和电子热传导与内爆压缩效率直接相关,需要得到精确描述。理论研究表明,当电子的Larmor半径小于平均自由程时,自生磁场可抑制和重新引导携带热流电子的运动,这将显著改变电子的非局域热传导行为,并对烧蚀面附近的温度及其关联的不稳定性造成影响。但是,过去的研究多基于Spitzer-Härm热流模型或Fokker-Planck方程,未考虑磁场对这些物理过程的影响。实际上,如何准确地描绘烧蚀面附近自生电磁场的时空演化是富有挑战且未能得到有效解决的问题。

      等离子体中的电磁场可以通过三种方法进行诊断:磁探针法[34]、法拉第旋转法[35]以及带电粒子偏转法[36]。其中磁探针法空间分辨能力较低,难以实现对等离子体特定区域自身磁场的诊断;而法拉第旋转法过于依赖于等离子体密度空间分布的准确测量,限制了其从实验上获取电磁场精准强度分布以及三维图像的能力。实验上,质子照相技术是观察等离子体电磁场时空演化行为的可行诊断方法。2008年,Rygg等人在Omega装置上对激光烧蚀CH球壳靶进行了质子照相诊断[37]。实验表明,在内爆过程中,冕区等离子体中存在丝状的磁场结构。近年来,国内质子照相技术逐渐趋于成熟,已经可以较为稳定地产生达到10 MeV量级的高能探针质子源[38-39],且质子源的通量和空间均匀性基本满足要求。目前,国际上正在努力产生百MeV量级的高能质子源[40]。预期在未来的实验中,有望利用这种百MeV高能质子源来诊断背景等离子体密度更高、强度更大的电磁场结构。但是,尽管质子照相给出的图像越来越清晰,但质子照相毕竟是将三维电磁场结构投影到二维空间平面上,压缩了一个维度的信息;此外,质子探针束在经过三维电磁场结构时,会受到“森林效应”的影响[41],也即电磁场对质子的偏转会有正负抵消,导致最终到达成像面上的质子照相信息失真。如何从二维质子照相图像中反演出三维电磁场的空间结构,并提取有用的电磁场时空演化信息是目前国际上的难题,其反演模型的建立往往依然存在很强的模型假设和人为近似。为了实现更高精度的实验室磁场诊断和反演,有必要开发和建立更为精密的从质子照相图像中给出自生电磁场的反演重建方法。在本文中,我们将以Weibel不稳定性磁场反演为例,细致阐述质子照相的电磁场反演方法的建立。

      Weibel不稳定性因为可以在非磁化等离子体中产生强磁场而在等离子体领域广受关注[42-44]。Weibel不稳定性是束流等离子体系统中的重要物理过程。当系统初始为温度均匀(速度分布各项同性)的冷等离子体时,它对任何扰动都是稳定的。当系统中存在偏离热力学平衡的温度各向异性时,它对初始扰动便不再稳定了,波矢垂直于温度高的方向的不稳定模增长最快,也即在横向形成的波长极小的电磁模扰动,由于扰动磁场的增长会导致电子束流发生偏转和汇聚,而扰动电流反过来又会增强初始的扰动磁场,形成正反馈过程并指数增长,这便是Weibel不稳定性的形成机理[45]。Weibel不稳定性最终导致兆高斯甚至亿高斯量级的磁场结构,影响束流的输运[46]。在激光惯性约束聚变中,Weibel不稳定性所形成的磁场会影响热电子输运和热流各向同性;在强场物理中,Weibel不稳定性会导致激光驱动的强流粒子束具有较大的发散角[47],不利于其输运和后续的应用[48];在天体物理中,Weibel不稳定性是无碰撞激波的重要产生原因之一[18, 41],无碰撞激波加速高能粒子,产生伽马射线,因而在剧烈的天体现象中起着重要的作用,如伽马爆、超新星爆炸等。随着高功率激光技术和精密诊断技术的发展,Weibel不稳定性实验研究受到了广泛的关注并取得大量突破性进展[26, 49-50]。PIC程序是研究Weibel不稳定性的重要模拟工具,能够细致地给出Weibel不稳定性从微观热力学扰动到非线性阶段的时空演化特征。PIC模拟表明,两对穿等离子体相互作用过程中会在不稳定性的反馈机制下产生丝状电流结构,并形成环绕电流丝的管状磁场。这些管状磁场在平行于电流的方向上可以近似认为是均匀的,而在垂直于电流的方向上则具有随机分布的特征。值得指出的是,在Weibel不稳定性发展过程中,电流的箍缩作用同时也会使等离子体在垂直于电流的方向上形成静电场[26]

      为了建立等离子体电磁场反演方法,我们首先使用三维PIC模拟了对称等离子体在对穿时电子Weibel不稳定性产生的自生电磁场结构[51],如图5所示。模拟中,氢等离子体沿着z方向对穿,对穿速度为$ \pm 0.5c$,每束等离子体的密度为$1.1 \times {10^{23}}/{{\rm{m}}^3}$,电子温度和离子温度均为$ \sim 5\;{\rm{keV}}$. 等离子体的空间尺寸为${L_x} \times {L_y} \times {L_{\textit{z}}} = 318\;{\rm{{\text{μ}} m}} \times 318\;{\rm{{\text{μ}} m}} \times 159\;{\rm{{\text{μ}} m}}$,模拟网格大小为${\varDelta _x} = {\varDelta _y} = {\varDelta _{\textit{z}}} = {L_x}/256$,每个网格中放置54个粒子,时间步长为$1.2 \times {10^{ - 2}}\;{\rm{fs}}$,模拟使用了周期边界条件[52]。之后,利用径迹追踪法分别模拟了三种质子照相过程:(1)只考虑电场,(2)只考虑磁场,(3)同时考虑电场和磁场。研究发现,无论在Weibel不稳定性饱和前的线性增长阶段还是饱和后的非线性演化阶段,对其进行质子束照相时(如图6所示),拍摄到的图像是以自生电场为主导的,自生磁场对质子束的偏转和影响反而较小,这与传统上电场偏转作用可被忽略的认识是相反的[35]。主要原因为在探针质子束的穿越路径上,围绕在丝状电流周围的环形磁场总是被自身中和并抵消,而电场则并没有这一限制。但是,因为电场在横向具有随机分布的特征,也存在一定的抵消作用,故质子照相结果也只能表征其电子运动沿途电场力的矢量积分结果。因此,如果从受抵消效应困扰的质子照相图像中反演出电磁场,尤其是磁场的强度和空间结构特征呢?

      图  5  Weibel不稳定性(a)自生磁场${B_y}$和(b)自生电场${E_x}$t=1.06 ps时的空间分布特征

      Figure 5.  Spatial distribution of the self-generated(a)magnetic field ${B_y}$ and(b)electric field Ex of the Weibel instability at t=1.06 ps

      图  6  非线性阶段Weibel不稳定性质子照相示意图. 引自文献[53]

      Figure 6.  Schematic diagram of the side-on proton radiography of the Weibel instability. The figure is cited from Ref[53]

      我们首先对图5所示的PIC模拟结果进行质子照相,坐标系如图6所示,质子动能为20 MeV,探测距离为$120\;{\rm{{\text{μ}} m}}$. 模拟结果表明(如图7所示)[53],Weibel不稳定性的质子照相主要由电场主导,磁场的偏转作用被自身中和抵消了。利用自相关张量分析,随机分布的电场E的自相关张量可以写作${R_{ij}}({{p}},{{p}}') = \left\langle {{{{E}}_i}({{p}}){{{E}}_j}({{p}}')} \right\rangle $,可得电场能量的空间频谱为

      图  7  从质子照相反演物理量与PIC模拟数据的比较引自文献[53]

      Figure 7.  Comparison of the reconstructed and simulated physical quantities. The figure is cited from Ref [53]

      $${\varepsilon _E}({k_y}) = 2{\text{π}} {{{k}}_y}\hat R({k_x} = 0,{k_y})$$ (5)

      这里$\hat R(k)$$R({{r}}) = {R_{xx}}({{r}}) + {R_{yy}}({{r}})$的二维傅里叶变换,其中${{r}} = {r_x}{{{e}}_x} + {r_y}{{{e}}_y}$${{k}} = {k_x}{{{e}}_x} + {k_y}{{{e}}_y}$pp′是x-y平面内的任意两点。电场主导的Weibel不稳定性质子照相中,探针质子束的偏转速度可写为

      $${{u}} = {u_y}{{{e}}_y} \approx {{{e}}_y}\frac{q}{{\gamma {m_{\rm{p}}}{u_0}}}\int_0^{{l_x}} {{E_y}} {\rm{d}}x\begin{array}{*{20}{c}} {} \end{array}$$ (6)

      其偏转速度的自相关张量也可被写作${M_{ij}}({{p}},{{p}}') = \left\langle {{{{u}}_i}({{p}}){{{u}}_j}({{p}}')} \right\rangle $,其中qmpu0γ分别是质子电量、质量、初始速度和相对论因子。将公式(6)代入后可知道,偏转速度和电场能量的自相关张量之间存在关联

      $${M_{yy}}({r_y}) = {(q/\gamma {m_p}{u_0})^2}\int_0^{{l_x}} {{\rm{d}}x\int_0^{{l_x}} {{\rm{d}}x'} } {R_{yy}}({{r}})$$ (7)

      经过相应的傅里叶变换和逆变换后,我们可以在偏转速度空间频谱${\hat u_y}({k_y})$和电场能量空间频谱${\varepsilon _E}({k_y})$之间建立关联[53]

      $${\varepsilon _E}({k_y}) = \frac{{4{\text{π}} }}{{{l_x}{l_y}}}{\left( {\frac{{\gamma {m_{\rm{p}}}{u_0}}}{q}} \right)^2}{k_y}\hat u_y^2({k_y})$$ (8)

      而电场特征强度为

      $${{\rm{(}}{\left| {{{{E}}_ \bot }} \right|_{\rm{rms}}}{\rm{)}}^{\rm{2}}}{\rm{ = }}\int_0^\infty {{\varepsilon _E}({k_y}){\rm{d}}k} $$ (9)

      如此,当从质子照相结果中获取偏转速度的空间分布uy后,借助式(8)和式(9)可以获得电场的特征强度。因为${\hat {{E}}_ \bot }(k)$${\varepsilon _E}(k)$对应的波长是相同的,并考虑到${{\hat {{E}}}_ \bot }(k)$的峰值位置总是对应于平均空间波长,${\varepsilon _E}(k)$的峰值位置也被视作电场${{{E}}_ \bot }$的波长,即${\lambda _E}$,电场强度的波长则可写为${\lambda _{\left| E \right|}} = {\lambda _E}/2$

      此外,Dieckmann等人[54]发现,电场和磁场压力梯度之间的平衡关系为

      $${{{E}}_ \bot } = - \frac{{\nabla {B_ \bot }^2}}{{e{\mu _0}{n_{\rm{e}}}}}$$ (10)

      因此,当知道电场的平均波长和特征强度后,磁场的最大强度可从式(10)获得

      $${\left| {{{{B}}_ \bot }} \right|_{\rm{max}}} \approx \sqrt {e{\mu _0}{n_{\rm{e}}}\left| {{E_ \bot }} \right|{\lambda _{\left| E \right|}}} $$ (11)

      而磁场的特征强度为${\left| {{{{B}}_ \bot }} \right|_{\rm{rms}}} \approx \dfrac{2}{{\text{π}} }{\left| {{{{B}}_ \bot }} \right|_{\rm{max}}}$,磁场的平均波长为${\lambda _{\left| {{B}} \right|}}{\rm{ = 2}}{\lambda _{\left| {{E}} \right|}}$。上述理论模型可以从图7所示的电磁场分布的质子照相图像反演验证。根据质子照相反演得到的最大电场强度为${\left| {{{{E}}_ \bot }} \right|_{\max }} \approx 1.2 \times {10^{10}}\;{\rm{V/m}}$,与PIC计算结果给出的$1.1 \times {10^{10}}\;{\rm{V/m}}$符合良好;同样,利用反演所得的电场强度和波长可以给出磁场的强度和波长,与PIC模拟结果近似符合。本反演方法还可以推广到神光系列装置激光直接驱动内爆靶球质子照相的反演中,相关结果将在后续的文章中进行阐述。

      在探针质子束轨迹不交叉的情况下,质子照相反演电磁场的精度由下式决定:$\displaystyle\int {{{E}}{\rm{d}}x \approx } \dfrac{{\Delta L}}{D}\dfrac{{{m_p}v_0^2}}{q}$。其中E为电场,$\Delta L$为RCF分辨极限,D为探测器到诊断磁场区域的距离,${m_{\rm{p}}}v_0^2$为质子能量,q为质子带电量。从公式看,$\displaystyle\int {{{E}}{\rm{d}}x}$积分值越小,分辨精度越高。在当前实验室条件下,$\Delta L \approx {\rm{ }}10\;{\text{μ}} {\rm{m}}$$D {\rm{\approx }}10\;{\rm{c}}{\rm{m}}$${m_{\rm{p}}}v_0^2\approx {\rm{ }}10\;{\rm{MeV}}$。因此,$\displaystyle\int {{{E}}{\rm{d}}x \simeq } {{E}} \Delta x \approx {10^3}\;{\rm{V}}$。在探针质子束轨迹不交叉的情况下,探测器距离D越大,诊断精度越高。

    • 本文利用辐射流体程序和动理学PIC程序相结合的方法研究了ICF黑腔等离子体界面处存在的动理学效应、其导致的电场结构及其影响。首先研究了(近)真空黑腔中膨胀金等离子体和靶丸烧蚀等离子体碰撞的物理过程,发现两种等离子体碰撞会产生静电无碰撞冲击波,冲击波能够加速低Z离子至数十keV;通过在靶丸上涂不同厚度的CD烧蚀层将动理学效应加速起来的低Z离子转化为中子,从而给出了动理学效应强度及其影响评估。这一理论发现合理地解释了神光-II升级装置和神光-III原型装置间接驱动(近)真空黑腔实验中观察到的反常中子产额。其次,发现腔壁高Z等离子体与低Z充气等离子体间会发生相互穿透和混合。在激光光路上,在低Z离子的扩散作用下驱动无碰撞冲击波,并在冲击波波前形成加速电场。这会导致低Z离子进一步加速扩散到高Z等离子体中形成离子混合层。这种离子混合机制是基于单流体建模的辐射流体程序无法描述的。在神光系列装置开展的LPI实验评估中,考虑离子混合模块的LPI评估方法将能够给出与实验结果更为一致的结果。最后,为了配合质子照相手段反演等离子体中的电磁场结构,通过理论分析,给出了电场能量的空间频谱和偏转速度空间频谱之间的关联,而磁场的强度和波长则可以借助电场和磁场压力梯度之间的平衡关系间接获得,从而建立了从质子照相图像反演等离子体电磁场结构和强度的方法。此反演方法可以应用到神光系列装置ICF黑腔和靶丸冕区电磁场结构和强度的反演中。

      致 谢 本文的部分成果是北京应用物理与计算数学研究所、北京大学、中国工程物理研究院激光聚变研究中心相关研究人员合作完成的,在此一并表示感谢。另外作者还感谢北京应用物理与计算数学研究所高性能计算中心大型计算机全体运行人员的大力支持。

参考文献 (54)

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