在間接驅動內爆實驗中采用花生腔增強對稱性調控*

黃天晅 吳暢書 陳忠靖 晏驥? 李欣 葛峰峻 張興 蔣煒 鄧博 侯立飛 蒲昱東 董云松 王立鋒

1) (激光聚變研究中心,綿陽 621900)

2) (北京應用物理與計算數學研究所,北京 100088)

在100 kJ 激光裝置上開展了基于三臺階整形脈沖的間接驅動慣性約束聚變內爆實驗研究.采用傳統充氣直柱金壁黑腔設計,在激光脈沖作用后期,腔內金等離子體運動對激光能量沉積和X 光輻射場空間分布產生嚴重擾動,導致靶丸赤道驅動偏弱,形成不可接受的扁圓內爆.本文采用新型的花生腔設計,通過調節外環激光光斑及其產生的金泡的初始位置,補償和緩解金等離子體運動對黑腔X 光輻射分布產生的擾動影響,獲得球對稱的靶丸輻射驅動.在靶丸驅動輻射溫度相同的條件下,由于驅動對稱性得到顯著改善,實驗觀測到花生腔內爆熱斑接近球形,中子產額的測量結果與內爆一維模擬計算結果的比值(YOS)達到30%;而直柱腔內爆熱斑呈現扁圓形狀,YOS 僅為13%.模擬計算和實驗結果一致表明,在三臺階整形脈沖驅動內爆實驗中,花生腔設計可以有效抑制外環金泡膨脹加劇產生的不利因素,增強輻射驅動和內爆對稱性調控,并提高內爆性能.

1 引言

慣性約束聚變(inertial confinement fusion,ICF)內爆實驗研究的主要目的是在實驗室內實現熱核聚變點火[1],其中間接驅動中心點火是當今ICF 研究的主要技術路線,工作原理如下[2,3].首先,將多束整形脈沖激光注入到高原子序數材料(例如金或鈾)構成的黑腔中,將激光能量轉換為X 光輻射.然后,X 光輻射燒蝕內部填充聚變燃料的靶丸[4],產生燒蝕壓驅動靶丸球對稱內爆.在內爆阻滯階段,殼層動能轉換為燃料內能,聚變燃料被高度壓縮,并在其中心形成高溫熱斑.當中心熱斑達到物理設計的高能量密度狀態后,就會產生足夠的聚變反應放能,實現聚變點火.提高燃料壓縮度是降低激光驅動能量要求與激光裝置規模的有效途徑,方法是采用持續時間較長的序列激光脈沖獲得三臺階甚至四臺階整形輻射驅動脈沖,產生3 個或4 個球形匯聚沖擊波序列,使內爆壓縮過程盡量逼近等熵過程,從而把燃料壓縮到滿足點火靶物理設計要求的高面密度狀態.不過,隨著燃料壓縮度的升高以及驅動脈沖作用時間的延長,對輻射驅動和內爆對稱性的要求也隨之提高.因此,通過優化靶物理設計與精密化對稱性調控實驗互相結合,降低輻射驅動不對稱性及其產生的內爆不對稱性,逼近理想的球對稱內爆壓縮,是實現聚變點火目標的前提條件之一.

在間接驅動內爆實驗中,靶的構型與參數以及激光排布與波形相互匹配、相互約束.相應地,為了逼近理想球對稱內爆壓縮,其對稱性調控方法的選用及其具體適用范圍也與靶物理設計緊密相關.在中國100 kJ 激光裝置上[5],受限于其固有的激光束幾何布局,通常采用兩端分別開有激光注入孔(laser entrance hole,LEH)的直柱黑腔開展間接驅動內爆實驗研究.黑腔對稱軸與水平面垂直,靶丸、黑腔與承載激光器終端和診斷設備的球形靶室三者中心重合,上下各有24 束波長為0.35 μm的三倍頻銣玻璃激光經過LEH 中心對稱注入黑腔[6].每端入射激光又按照與黑腔對稱軸的夾角分為四組形成錐環,分別是4 束28.5°、4 束35°、8 束49.5°和8 束55°,各個錐環中的激光束沿方位角方向均勻排布.其中28.5°和35°兩個角度的激光束占總數的比例為1/3,激光光斑位于黑腔腰部,合稱為內環激光;49.5°和55°兩個角度的激光束占總數的比例為2/3,激光光斑靠近黑腔兩端,合稱為外環激光.在上述實驗排布基礎上,通過對激光功率平衡的控制以及黑腔X 光輻射場固有的空間勻滑效應,靶丸表面的X 光輻照能流能夠獲得很好的環向對稱性,可忽略其隨方位角變化的漲落.通常把隨極角變化的X 光輻照能流分布,按照勒讓德基函數展開[2],定義n階模的擾動幅度與平均輻照能流的比值為驅動不對稱性Pn.在靶丸表面的X 光輻照能流分布中,奇數階模和高階模的Pn不對稱性較易得到有效控制或被勻滑到可接受水平,因此在實驗中重點關注以P2 與P4 為代表的低階輻射驅動不對稱性及由此產生的內爆不對稱性[6?9].在采用直柱腔的間接驅動內爆實驗中,通過對黑腔長度與直徑的比例、內外環激光光斑的相對位置等幾何參數進行優化設計,能夠較好控制P4 不對稱性.然而,驅動不對稱性P2 分量的調控難度很大,主要原因在于以下幾個方面[2,3]: 激光注入孔導致黑腔內X 光輻射泄漏;X 光吸收再發射使腔壁光斑區與非光斑區對黑腔輻射場貢獻的比例隨時間變化;黑腔腔壁和靶丸燒蝕等離子體噴射運動,與入射激光相互作用使激光能量沉積分布隨時間發生變化;以及交叉束能量轉移機制可能導致激光能量不受控制地在不同光束或光環間轉移等.在激光與黑腔等離子體相互作用中需要特別關注的是,由于外環激光功率密度較高,對腔壁金材料產生強烈燒蝕,噴射的冕區等離子體溫度較高、密度較低,一般簡稱為金泡.外環金泡的膨脹速度很快,給對稱性調控帶來兩個方面的不利影響,一是直接使外環光斑位置發生移動,改變外環激光能量吸收分布;二是侵入內環激光傳輸通道,吸收一部分內環激光能量,并改變內環激光能量吸收分布.以上兩種因素都會對黑腔輻射場分布產生重大影響,導致靶丸輻射驅動P2 不對稱性正向增長.

目前,為了在100 kJ 激光裝置上繼續深入開展三臺階整形脈沖驅動內爆實驗研究,首先需要解決靶丸赤道驅動偏弱的問題.本文借鑒NIF 實驗的設計思路,將傳統直柱腔 [7?9]改進為花生腔,并開展了花生腔與直柱腔的對比實驗研究.主要目的是在靶丸驅動輻射溫度相同的條件下,通過花生腔凹槽在黑腔半徑和長度兩個方向改變外環激光光斑與金泡的初始位置,抑制P2 不對稱性正向增長,增強對稱性調控能力.值得注意的是,中國100 kJ激光裝置與美國NIF 的對稱性調控實驗條件和花生腔實驗設計存在較大差別.具體而言,NIF 花生腔針對點火靶物理實驗設計,其凹槽深度與黑腔半徑相比較小,主要目的是延緩外環金泡阻擋內環激光傳輸,有效延長整形脈沖驅動作用時間.在100 kJ激光裝置上,黑腔半徑小于NIF 點火黑腔的一半,但外環金泡的運動速度卻不低于NIF.因此,需要根據具體的內爆實驗設計,合理選擇花生腔凹槽的位置和尺寸等參數,以滿足內爆對稱性調控需求.顯然,如果凹槽尺寸偏小,達不到抑制P2 不對稱性增長的目的;如果偏大,就會顯著降低驅動強度,同時對時變不對稱性調控產生不利影響.鑒于ICF 間接驅動內爆物理實驗的現象、過程和機制非常復雜,本文采用實驗測量與模擬計算互相結合的方法,檢驗花生腔設計改善輻射驅動和內爆對稱性,以及提高內爆性能的效果.

本文首先介紹基于三臺階整形脈沖驅動的內爆實驗設計與方法,包括實驗測量和打靶后模擬計算方面的考慮,然后從黑腔等離子體運動、X 光輻射特性等方面展示模擬計算與實驗測量結果,并對直柱腔和花生腔的不同特點進行分析和討論.最后從靶丸輻射驅動與內爆對稱性,以及內爆主要性能等方面分析花生腔的改進效果.

2 內爆實驗設計與方法

近年來,在我國100 kJ 激光裝置上,基于直柱黑腔開展的兩臺階整形脈沖驅動內爆實驗研究已經取得較大進展[7,8].為了進一步提高內爆性能,物理設計要求使用三臺階整形脈沖驅動開展內爆物理實驗研究.前期研究結果表明[9],在直柱腔結構下采用三臺階整形脈沖驅動,其P2 不對稱性正向增長幅度很大,導致靶丸赤道驅動偏弱,最終將形成扁圓的內爆熱斑.本文參照直柱腔內爆實驗設計,靶和激光主要參數不變,僅在上述直柱腔的外環光斑處增加環形凹槽,將其改造成花生腔,目的是抑制黑腔等離子體運動影響,增強對稱性調控,實現球形內爆.下面詳細介紹這兩種腔型的對比實驗設計和實驗方法.

如圖1 所示,48 束激光的打靶方式與前期內爆實驗設計相同[6?9].每束激光脈沖采用相同的參數設計,由3 個平頂子脈沖序列構成.第1 個子脈沖激光功率為每束0.35 TW,脈寬0.5 ns;間隔1 ns后,第2 個子脈沖的功率為每束0.6 TW,脈寬1.1 ns;再間隔0.5 ns 后,第3 個子脈沖功率為每束0.85 TW,脈寬1 ns.另外,在內環激光脈沖零前1.5 ns 加載每束0.02 TW,脈寬1 ns 的低功率燒膜脈沖,用于提前燒穿LEH 封口膜,為后續激光脈沖注入黑腔打開通道.所有激光束都采用連續相位板(CPP)進行光束勻滑,在黑腔LEH 所在平面的截面均為直徑500 μm 的圓斑.48 路三倍頻激光總能量約為93 kJ,預脈沖部分激光能量約為8.4 kJ.基于以上激光參數設計打靶,將獲得一種比較特殊的三臺階整形輻射驅動脈沖,對于內爆不穩定性增長具有較好的抑制作用,有助于提高內爆綜合性能,其具體設計思路和細節可參閱相關文獻[9].

圖1 花生腔激光打靶示意圖,與直柱腔的區別是在外環激光光斑處具有環形凹槽Fig.1.The I-Raum has recessed pockets for the laser spots of outer cones,slightly different from a cylinder.

實驗所用直柱腔的腔壁材料為金,厚度60 μm,內壁直徑2600 μm,長度4680 μm.激光注入孔直徑為1500 μm,封口薄膜材料選用聚酰亞胺(C8H8),厚度0.5 μm,腔內填充新戊烷(C5H12)氣體,密度1 mg/cm3.靶丸球殼的材料為摻硅塑料(CH 摻Si,原子比1%),其內表面直徑750 μm,球殼厚度60 μm,球內燃料為氘氣(D2),常溫壓強10 atm (1 atm=101.3 kPa).為了觀測靶丸內爆熱斑等離子體發光圖像,在黑腔腰部開設300 μm×300 μm 對穿診斷孔,孔內分別用CH 塑料填滿,厚度60 μm.

花生腔的構型如圖1 所示,其主要結構參數與直柱腔完全一致,僅僅在外環激光光斑位置添加環形凹槽.單個環形凹槽在徑向的深度為200 μm,在軸向的寬度為1000 μm,其中心位置與黑腔腰部赤道面距離為1340 μm.通過花生腔優化驅動對稱性的基本思路如圖2 所示.花生腔凹槽使外環激光光斑及金泡的初始位置同時在黑腔半徑方向外移,在軸線方向內移.圖2 中,a代表外環光斑或金泡的初始位置中心在靶丸球坐標系中的極角,d代表外環光斑或金泡的初始位置中心到內環激光通道的距離.花生腔a2比直柱腔a1大約7°,即在花生腔中,靶丸中心到外環激光光斑中心的視線向靶丸赤道方向偏移了7°.由于黑腔內激光光斑區的X 光發射比非光斑區強很多,以上視場變化將使得靶丸赤道附近驅動得到相對增強.由于花生腔d2比直柱腔d1大120 μm,假設外環金泡膨脹速度相同,花生腔能夠在更長時間內保持內環激光傳輸通道的通暢,從而使得赤道附近的輻射場相對變強.上述兩個因素都有利于抑制P2 不對稱性正向增長,相對提升靶丸赤道驅動強度,改變目前直柱腔條件下兩極強于赤道的現狀.

圖2 直柱腔1 與花生腔2 內金泡、內外環激光束與靶丸的幾何關系圖Fig.2.Schematic illustration for gold bubbles,laser beams and the capsule inside a cylinder 1 or an I-raum 2.

與100 kJ 激光裝置上其他內爆實驗診斷排布相同[6?9],實驗中采用多種診斷設備,分別測量獲得表征黑腔等離子體運動、X 光輻射溫度、內爆不對稱性、中子發射峰值時刻和聚變中子產額等關鍵物理特性的實驗數據.采用X 光針孔相機從靠近激光注入孔法線方向測量黑腔等離子體發射X 光圖像,觀察激光注入和黑腔等離子體運動情況[7].使用背向散射光測量系統測量激光背向散射能量和份額,以便對實際打靶激光參數進行修正[9].使用平響應X 光探測器(XRD)測量從黑腔LEH 發射的X 光輻射功率[28],采用黑腔局部輻射溫度Trhoh(單位為eV)等效表示從該診斷視線方向觀測到的黑腔X 光輻射平均發射能流(單位為W/cm2).另外,采用靶丸驅動輻射溫度Trcap(單位為eV)等效表示靶丸表面X 光輻射平均照射能流(單位為W/cm2).以上等效輻射溫度與X 光能流的關系由斯忒藩-玻耳茲曼定律決定[2].使用X 光分幅相機從黑腔赤道診斷口法線方向測量內爆熱斑等離子體發射X 光圖像,獲得內爆不對稱性實驗數據[29].使用中子飛行時間譜儀測量中子發射峰值時刻[30].使用銦活化探測器測量氘氘聚變中子產額[31].

本文采用兩種成熟的模擬工具分步完成黑腔與內爆的模擬計算,與實驗測量互相補充,以便更加全面地認識和理解花生腔設計對黑腔與內爆物理特性帶來的變化和影響.第一步,采用實際打靶的靶參數和激光參數,模擬計算黑腔等離子體時空演化與X 光輻射驅動特性.模擬工具是LARED集成程序[32,33],可進行帶靶丸的黑腔二維數值模擬計算,其物理模型采用柱坐標系中的二維拉格朗日網格,并對上述4 種角度的入射激光強度在各自的錐環內部沿方位角方向進行平均近似處理.LARED 集成程序主要用于計算激光與黑腔的能量耦合、黑腔等離子體運動與X 光輻射場分布、黑腔與靶丸的能量耦合等.第二步,利用模擬計算得到的靶丸表面X 光平均輻照能流,模擬計算靶丸內爆中子產額等主要性能.模擬工具是RDMG 內爆一維數值模擬程序[34],其物理模型采用球坐標系中的一維拉格朗日網格,在計算靶丸內爆動力學、內爆能量耦合等方面具有較高的置信度.由于內爆二維模擬計算結果置信度較低,本文直接使用熱斑發射X 光圖像的實驗測量結果作為評估內爆對稱性的依據.另外,將實驗測量的聚變中子產額與內爆一維模擬計算結果的比值(即yield over simulation,YOS),作為評估內爆綜合性能的依據.

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3 黑腔等離子體運動與X 光輻射特性

實驗中采用X 光針孔相機通過激光注入孔測量獲得黑腔等離子體發射X 光的時間積分圖像[7],通過平面鏡結合濾片選擇成像能點(約2.5 keV),空間分辨約50 μm.圖3(a),(b)分別是直柱腔和花生腔的測量結果.X 光針孔相機的診斷主視線與激光注入孔法線的夾角為20°,在圖中投影為上下方向.根據幾何投影關系,可知每個分圖從上到下大體可分為4 個特征區域: 靶丸陰影區,外環光斑區,非光斑區,內環光斑區.黑腔內,激光光斑冕區等離子體電子溫度達到2—3 keV,可激發金M 帶(1.8—4 keV)發射,在圖中形成亮區;非光斑區等離子體溫度小于300 eV,在2 keV 以上發光很弱,在圖中形成暗區.圖中上半部分發光區與黑腔遠端外環激光光斑對應,靶丸部分遮擋診斷視野,并在最上面形成類似月缺的陰影區.下半部分發光區主要與黑腔腰部內環激光光斑對應,在激光脈沖作用后期,近端外環激光等離子體發光區在圖中從下至上侵入診斷視野.由于這兩種因素的疊加,使得圖像中下半部分最高發光強度甚至超過上半部分.由于等離子體堵口影響,黑腔LEH 的輪廓尺寸略小于其初始直徑1500 μm.

圖3 黑腔等離子體發射X 光圖像 (a)直柱腔;(b)花生腔①靶丸陰影區,②外環光斑區,③非光斑區,④內環光斑區Fig.3.X-ray emission images from the hohlraum plasma:(a) Cylinder;(b) I-raum,①capsule shadow,② outer laser spots,③dark region without laser,④ inner laser spots,respectively.

在基本相同的激光參數條件下,花生腔外環發光區②的位置朝黑腔腰部偏移了150 μm.這個現象說明花生腔內輻射場分布向黑腔腰部方向傾斜,意味著靶丸赤道附近驅動得到相對增強,與實驗設計思路一致.

實驗中,使用背向散射光測量系統抽樣測量部分光束的背向散射光能量和份額[9].從實驗測量結果來看,直柱腔實驗中各束激光的背散份額在5%—15%之間不等,花生腔實驗中背散份額平均每束低約1%,表明兩種腔型的激光等離子體不穩定性行為相差不大.為減少模擬偏差,本文采用激光參數的實際測量結果扣除背向散射光份額后作為模擬計算的激光輸入條件.使用LARED 集成程序[32,33]對兩個對比實驗進行二維模擬計算,得到黑腔等離子體狀態參數、激光能量吸收與X 光輻射等主要物理量的時空演化圖像,可用于分析金等離子體演化及其對X 光輻射場分布的影響.圖4給出在激光加載4 ns 時刻的模擬計算結果,圖4(a)為直柱腔,圖4(b)為花生腔.在圖4 各分圖中,從第一到第四象限分別用色標給出激光能量吸收(單位為erg·(0.1 ns)–1·μm–3)、電子溫度Te(單位為MK)、電子密度Ne(單位為μm–3)和輻射溫度Tr(單位為MK)的空間分布.

圖4 激光能量吸收(第一象限)、電子溫度Te(第二象限)、電子密度Ne(第三象限)和輻射溫度Tr(第三象限)在激光加載4.0 ns 時刻的空間分布 (a)直柱腔;(b)花生腔Fig.4.Distributions of laser energy absorption (1 st quadrant),electron temperature Te (2 nd quadrant),electron density Ne (3 rd quadrant),and radiation temperature Tr (4 th quadrant),respectively,at 4.0 ns: (a) Cylinder;(d) I-raum.

從圖4 可以看到,在激光脈沖作用后期,盡管黑腔內部等離子體狀態分布演化非常復雜,但靠近黑腔LEH 的外環金泡清晰可辨(與花生腔凹槽位置對應,參見圖2).圖4(a)直柱腔中金泡發展得比較充分,其前端更早進入內環激光傳輸通道,使得更多激光能量被黑腔LEH 附近低密度(第三象限)等離子體吸收,導致其溫度(第二象限)明顯升高.圖4(b)花生腔中,環形凹槽的存在,除了延遲金泡膨脹后前端進入內環激光通道的作用外,由于黑腔等離子體填充情況有所緩解,激光能量在激光注入孔附近低密度等離子體區沉積很少,致使其溫度較直柱腔顯著降低.黑腔等離子體狀態和激光能量沉積分布(第一象限)的變化,使花生腔內輻射場分布(第四象限)發生了預期的改變,與直柱腔相比,其外環熱X 光發射強區向黑腔腰部方向發生了百微米級別的偏移.總體來說,根據以上分析可以判斷,圖4 模擬計算結果與圖3 實驗觀測結果是定性自洽的.

實驗中,使用平響應X 光探測器測量從黑腔注入孔發射的X 光輻射功率[28],并給出黑腔局部輻射溫度Trhoh.探測器診斷視線與黑腔LEH 法線(黑腔中軸線)的夾角為42°,探測器的能譜響應范圍是0.1—4.0 keV,輻射溫度的測量不確定度為3%.圖5 說明激光-X 光輻射能量轉換情況.圖5(a)給出48 束合計的實際打靶激光脈沖總功率曲線,其中,藍色短劃線為直柱腔,紅色實線為花生腔.圖5(b)給出黑腔局部輻射溫度Trhoh的模擬計算與實驗測量結果,其中,藍色十字為直柱腔計算值,紅色圓圈為花生腔計算值,藍色短劃線為直柱腔測量值,紅色實線為花生腔測量值.可以看到,根據實際打靶激光脈沖參數模擬計算得到的黑腔局部輻射溫度值與實驗測量值基本一致,花生腔與直柱腔的差別也很小,峰值輻射溫度差小于2 eV.

圖5 激光-X 光輻射能量轉換 (a)實際打靶激光功率;(b)黑腔局部輻射溫度Trhoh 的模擬計算和實際測量結果Fig.5.Laser energy converted into X-ray radiation: (a) Laser power measured for cylinder (blue dash) and for I-raum (red solid),respectively;(b) local radiation temperature Trhoh simulated for cylinder (blue cross) and for I-raum (red circle),and measured for cylinder (blue dash) and for I-raum (red solid),respectively.

綜上所述,反映黑腔等離子體運動與X 光輻射主要特性的模擬計算與實驗測量符合較好,表明在三臺階整形脈沖驅動內爆實驗中,花生腔能夠按照設計要求控制黑腔等離子體運動的影響,并有效改變黑腔X 光輻射場分布.

4 靶丸輻射驅動與內爆主要特性

本文通過LARED 集成程序計算給出隨時間變化的靶丸驅動輻射溫度Trcap以及驅動不對稱性分量(P2 和P4).圖6 展示兩種黑腔條件下的模擬計算結果,其中,(空心圓圈+)虛線為直柱腔,(實心圓點+)實線為花生腔.從圖6 中可以看到,兩個實驗中靶丸驅動輻射溫度Trcap的時間波形幾乎完全一致,第一、二和三臺階峰值分別為(139±2) eV,207 eV 和229 eV,僅第一臺階峰值略有偏差.在這兩個實驗中,以下因素都會對靶丸輻照能流產生影響: 與直柱腔相比,因環形凹槽的存在,花生腔腔壁內表面積有一定增大,腔壁能量漏失隨之增加;又因開口面積所占比例相對下降,花生腔開口的能量漏失率相對下降;扣除背向散射光能量份額后,花生腔實驗中實際吸收激光能量略高.幾種因素綜合作用,使兩種腔型的靶丸驅動輻射溫度高度一致,為隨后分析不對稱性變化對內爆性能的影響提供了便利條件.從圖6(a)可以看到,直柱腔驅動不對稱性P2 分量隨時間增加的起伏變化較大,在輻射驅動第一、二和三臺階峰值時刻分別為–7%,3%和11%,兩極驅動明顯偏強;花生腔P2 在輻射驅動第一、二和三臺階峰值時刻分別為–8%,1%和7%,通過抑制P2 不對稱性正向增長,顯著改善了靶丸輻射驅動對稱性.本文第2 節提到,花生腔使外環光斑中心初始位置在靶丸球坐標系中的極角a增大7°,金泡初始位置到內環激光束的距離d增大120 μm.前者對P2 的改變是從激光加載時刻就開始,這個補償作用基本不隨時間變化,約在–1%水平;后者的作用是延緩金泡膨脹對內環激光傳播的影響,對P2 的改變隨時間的延長逐漸顯現.圖6(a)中P2 不對稱性的變化正是說明了以上實驗設計的有效性.從圖6(b)可以看到,兩個實驗的P4 不對稱性平均值都在零附近,隨時間的起伏較小(±1%),基本滿足實驗設計要求.上述結果表明,P2 不對稱性是目前對稱性調控的主要矛盾,花生腔能夠有效抑制P2 不對稱性正向增長,大幅度改善輻射驅動對稱性.

圖6 模擬計算得到的靶丸驅動輻射溫度Trcap 與驅動不對稱性 (a) P2;(b) P4Fig.6.Simulated drive temperatures Trcap and asymmetry components on the capsules,respectively: (a) P2;(b) P4.

實驗中采用陣列針孔成像結合X 光門控分幅相機測量內爆熱斑的自發射X 光圖像[29],通過相機能譜響應與濾片結合選擇成像能點(>5 keV),每幅圖像的選通時間寬度為70 ps,空間分辨為15 μm.圖7 顯示兩種黑腔構型下的內爆熱斑發射X 光圖像,分別取自內爆X 光發射最強時刻,可用于表征內爆阻滯階段的內爆不對稱性.其中,圖7(a)為直柱腔,圖7(b)為花生腔.在各分圖中,實際分析數據時選取與峰值強度30%對應的等高線,得到熱斑輪廓半徑隨極角θ變化的分布函數r(θ) .然后,將r(θ) 按照勒讓德基函數展開,計算平均半徑與各階模的擾動幅度.最后,根據擾動幅度與平均半徑的比值分別得到P2 與P4 等內爆不對稱性分量.值得注意的是,此處定義的內爆不對稱性與上文定義的驅動不對稱性存在很大差別,雖然在物理上密切相關,但含義完全不同.當驅動不對稱性P2 分量為正時,將導致內爆不對稱性P2 分量為負;反之亦然.另外,雖然在圖7 中使用色標表示X 光發射強度的相對變化,但只能通過各子圖分別進行輪廓分析.由于門控分幅相機微帶增益變化較大,目前缺乏可靠標定技術,使得以上分別來自兩發實驗的圖像數據不可直接進行強度對比.

從圖7(a)可以看到,直柱腔實驗嚴重偏向扁圓形內爆(P2:–35%,P4:–8%),說明內爆過程中輻射驅動在靶丸兩極方向過強.從圖7(b)可知,花生腔實驗非常接近球形內爆(P2: 0%,P4:–1%),說明花生腔對輻射驅動P2 不對稱性的修正有效,顯著改善了輻射驅動和內爆對稱性.這里需要說明,對于圖7(a),其熱斑不僅具有非常強的內爆P2 不對稱性,還具有較強的P4 不對稱性.通過對比推測,此處的內爆P4 不對稱性應當不是單純由驅動P4 不對稱性直接導致的,而是由于多模擾動耦合導致P4 非線性增長的結果.

總之,在花生腔與直柱腔的對比實驗中,內爆不對稱性(圖7)與驅動不對稱性(圖6)的變化趨勢在物理上是自洽的.直柱腔中靶丸極區驅動強于赤道,產生扁圓內爆;花生腔修正了P2 不對稱性,使輻射驅動從靶丸極區附近向赤道附近傾斜,改善了靶丸輻射驅動對稱性,產生近球形內爆.模擬計算和實驗結果均表明花生腔確實能夠在補償和緩解黑腔等離子體運動影響,調控輻射驅動和內爆對稱性方面發揮很大作用.

圖7 最強時刻的內爆熱斑發射X 光圖像,取30%等高線 (a)直柱腔;(b)花生腔Fig.7.X-ray emission images from implosion hotspots at peak time,with a contour at 30% of the maximum intensity,respectively:(a) Cylinder;(b) I-raum.

如圖6 所示,在兩種黑腔構型下,靶丸驅動輻射溫度高度一致,因此采用RDMG 一維內爆模擬計算給出的主要結果基本相同.其中,與內爆阻滯時刻密切相關的中子發射峰值時刻為4.4 ns,聚變中子產額為2.1×1010.實驗中,使用中子飛行時間譜儀測量中子發射峰值時刻[30],獲得花生腔和直柱腔的測量值分別為4.2 ns 和4.3 ns,測量不確定度約100 ps,表明其計算值與測量值基本一致.另外,從X 光分幅相機測量結果(參見圖7)也可以獲得內爆熱斑X 光發射最強時刻的數據,其測量值分別滯后中子發射峰值時刻約300 ps.上述兩個特征時刻的差異主要由兩方面因素導致.一是與內爆壓縮物理有關,驅動能量通過殼層做功傳遞給燃料離子形成熱斑,離子溫度上升后產生熱核聚變反應,并發射中子;離子能量通過碰撞傳遞給電子,電子溫度上升后發射X 光.因此,X 光發射峰值時刻會略晚于中子發射峰值時刻.二是與實驗測量方法有關,X 光分幅相機不僅定時精度較差,而且對熱斑X 光發射圖像的采樣時刻數量有限,因此,X 光發射最強時刻的測量不確定度相對較大.本文主要以實驗測量中子產額與實驗后一維數值模擬計算給出的中子產額之比(YOS)作為內爆綜合性能的評估依據.實驗中,使用銦活化探測器測量氘氘聚變中子產額[31],測量不確定度為7%.在內爆阻滯階段,花生腔實驗的內爆對稱性非常好,中子產額的測量值為6.3×109,YOS 達到30%.直柱腔實驗的內爆熱斑嚴重變形,導致內爆綜合性能顯著下降,其中子產額為2.7×109,YOS 僅為13%.

盡管已經取得內爆P2 不對稱性和聚變中子產額YOS 的明顯改善,本文對花生腔的研究還只是處于初步探索階段.為了在靶丸驅動輻射溫度相同的條件下,進行花生腔與直柱腔的對比研究,本文采用的實驗設計比較簡單,尚未開展更加精密的內爆性能調諧和優化設計工作.例如,目前只是在內爆阻滯階段控制住內爆P2 不對稱性,輻射驅動P2 不對稱性隨時間變化的起伏仍然很大,這可能是目前整形脈沖驅動內爆中子產額與一維內爆數值模擬計算偏差較大的主要原因.為了進一步提高三臺階整形脈沖驅動內爆實驗的綜合性能,需要在后續研究中繼續采用模擬與實驗互相結合的方法,加強以下幾方面的工作: 首先,在不降低靶丸驅動輻射溫度的前提下,進一步優化花生腔凹槽位置和深度等參數,并結合對激光內外環功率比(特別是在激光脈沖前沿部分)的時間分辨調節,以控制輻射驅動不對稱性隨時間變化的漲落幅度,向理想的球對稱輻射驅動逼近,減少殼層動能轉化為熱斑內能過程中的能量損耗;然后,還需要對三臺階整形脈沖驅動產生的3 個內爆沖擊波的追趕時序與匯聚位置進行優化設計和實驗調諧,抑制內爆熵增對內爆性能的影響;同時,采取有效措施,抑制內爆流體力學不穩定性增長與內爆混合的不利影響.預期完成上述研究后,可以顯著縮小模擬計算與實驗測量的偏差,同步提升精密化實驗和模擬能力,為進一步開展ICF 內爆物理實驗研究提供有力支持.

5 結論

本文在三臺階整形脈沖驅動內爆實驗中,利用花生腔的環形凹槽修正外環激光光斑及金泡的初始位置,有效抑制輻射驅動P2 不對稱性的正向增長,增強了內爆對稱性調控能力.

本文采取了實驗測量與實驗后模擬計算互相結合的方法,完成了直柱腔與花生腔的對比研究.第一步,測量獲得的黑腔等離子體發射X 光圖像與模擬計算給出的黑腔等離子體運動與能量分布演化都清楚表明,花生腔內與外環對應的發光強區向黑腔腰部偏移,使靶丸赤道附近驅動得到增強.第二步,測量獲得的黑腔局部輻射溫度與根據模擬計算得到的輻射溫度基本一致,為模擬計算靶丸輻射驅動特性的可靠性提供了間接檢驗.第三步,測量獲得的內爆熱斑不對稱性與模擬計算給出的驅動不對稱性互相印證,在物理上是自洽的: 直柱腔極區驅動偏強,產生扁圓內爆,花生腔成功修正了P2 不對稱性,實現了近球形內爆.第四步,內爆中子產額的實驗測量值與一維模擬計算值比較,表明在靶丸驅動輻射溫度相同的條件下,內爆對稱性的改善對實驗綜合性能產生了顯著影響: 直柱腔內爆熱斑P2 約為–35%,YOS 僅為13%;花生腔內爆熱斑P2 約為0%,YOS 達到30%.

實驗測量和模擬計算一致表明,在三臺階整形脈沖驅動內爆實驗中,花生腔設計確實有助于增強P2 不對稱性調控能力,從扁圓內爆改進為近球形內爆,顯著提高了內爆綜合性能.后續還將從以下幾個方面繼續開展研究,進一步優化內爆性能.例如,對花生腔凹槽位置和深度等參數進行優化,結合對激光脈沖前沿部分內外環功率比的調節精細調控時變驅動不對稱性,減少靶丸殼層動能的損耗;通過優化多個內爆沖擊波的追趕時序與匯聚位置控制內爆熵增;抑制流體力學不穩定性增長導致的內爆混合等.