基于多子束拍頻疊加的集束偏振動態調控技術

中圖分類號：TN241 文獻標志碼：A 文章編號：1001-8395（2025）05-0622-15

doi：10.3969/j.issn.1001-8395.2025.05.003

1前言

以美國國家點火裝置（nationalignitionfacility，NIF）為代表的慣性約束聚變（inertialconfinementfusion，ICF）研究經過數十年的努力取得了巨大進展.NIF裝置自2022年12月5日以來多次獲得了超過注入靶腔激光總能量的聚變能，但還需要大幅提高聚變產出以實現ICF裝置能量利用的終極目標[1-4].激光等離子體不穩定性（laser plasma insta-bilities，LPIs）是制約聚變輸出能量提升的關鍵問題之一，包括受激拉曼散射（stimulatedramanscatter-ing，SRS）、受激布里淵散射（stimulatedbrillouinscattering，SBS）交換束能量轉移（cross-beamener-gy transfer，CBET）、雙等離子體衰變（twoplasmondecay，TPD）等.LPIs對于聚變點火的不利影響包括：以散射光形式從腔內逸出，造成能力損失、散射光逆光路傳輸損壞元件、產生熱電子預熱靶丸、破壞靶丸壓縮對稱性等[5-9].目前，NIF裝置通過降低靶腔氣體密度，并結合內外環集束的脈沖設計以及對制靶缺陷的優化，使得背向散射得到有效抑制[10-13].然而，激光聚變輸出能量的大幅度提高仍面臨LPIs問題的巨大挑戰，如進一步提升聚變產能，則要求腔內氣體密度繼續提高，以及激光脈沖時間的不斷延長，不可避免地會導致受激散射水平的持續增長[14-15].

LPIs過程不僅與入射光場強度直接相關，而且還需要滿足波矢匹配條件.因此，通過對靶面光場進行調控，破壞LPIs效應的波矢匹配條件，是抑制LPIs增長的有效手段.為此，以美國NIF裝置[16]OMEGA裝置[17]、法國兆焦耳裝置（lasermégajoulefacility，LMJ）[18]和中國神光系列裝置[19]、“昆吾”裝置[20]為代表的ICF裝置，要求裝置不僅輸出足夠高的驅動能量和功率，同時還必須具有時域、頻域、空域、偏振等多維度的光束精密調控能力，以滿足點火過程的精密調控需求.目前，以NIF為代表的ICF裝置均采用了光譜色散勻滑技術（smoothingbyspectral dispersion，SSD）與連續相位板（continu-ousphaseplate，CPP）以及偏振勻滑（polarizationsmoothing，PS）聯用的主流靶面光場調控方案.SSD的基本原理是采用電光調制器使激光脈沖附加時間位相調制，進而利用光柵引入色散，從而實現靶面光場的快速掃動[21-22].然而，受限于電光調制器帶寬以及高效率三倍頻的需求，SSD難以實現抑制LPIs 所需的光束帶寬和足夠短的勻滑時間[23-24].利用偏振動態調控技術可有效降低受激散射水平，如偏振旋轉[25]、偏振態快速切換[26]、交替偏振[27]等.理論研究表明，相比于偏振態保持恒定的光場，偏振動態調控光場有望使背反水平降低超過一個數量級[25-7].其機理在于，只有與人射激光偏振相同的SRS、SBS種子噪聲的偏振分量才能得到有效放大，而動態偏振的引入，使得靶面光場偏振變化速率與受激散射的增長率（通常為皮秒、亞皮秒量級）相當或者略快，從而可縮短入射激光與散射光的有效作用長度，最終使總背反水平明顯降低[25].然而，目前ICF裝置的靶面光場偏振分布往往趨于一致，且不隨時間發生變化[16]，如何獲取所需的偏振動態調控光場的相關研究仍處于起步階段.此外，寬帶光亦被充分證明可有效抑制LPIs，且要求其相對帶寬 Δω/ω 在 1% 以上[28]，但在現有的高功率激光裝置中，因其受限于高效三倍頻而難以實現[29].因此，瞄準現有高功率激光裝置對更大光源帶寬、快速偏振調控的迫切需求，尋求新型光場精密調控手段，以充分抑制背向受激散射極為重要.

在高功率激光裝置中，由于光學元件眾多、光路極其復雜，傳統靶面光場調控技術大多側重于針對單一子束[16]，致使集束內不同子束的聯合調控不足，其綜合調控潛力尚未得到充分挖掘.而以NIF為代表的集束打靶裝置采用了多子束聚焦重疊的打靶方案，因而存在利用子束聯合調控實現集束靶面光場性能提升的巨大潛力.針對現有高功率激光裝置對更大光源帶寬、快速偏振調控的迫切需求，本文開展了多種基于多子束疊加的集束偏振動態調控技術，其核心思想是：基于現有高功率激光裝置，通過對激光集束中多子束的位相譜、頻譜以及偏振態的精密調控，利用其在靶面的疊加實現對靶面光場偏振的動態調控，以充分挖掘和運用集束精密調控的潛力，提升對LPIs的抑制效果.

本文著眼于利用集束中子束的多參量聯合調控實現靶面光場皮秒、亞皮秒量級的偏振動態調控，針對不同高功率激光裝置體制，提出了三類靶面光場偏振動態調控技術：基于動態位相調制子束疊加的互補型光譜角色散位相調制偏振動態調控技術（dynamic polarization by counter-SSD phasemodulation，DPCS）和反向旋轉位相調制偏振動態調控技術（dynamic polarization by counter-rotatingphasemodulation，DPCR）、基于非同源光譜非相干寬帶（spectral incoherentbroadbandlaser，SIBL）子束疊加技術，以及基于多色子束疊加的多色光譜非相干寬帶（multi-colorspectral incoherent，MCSI）子束疊加技術和多色時間位相調制（multi-colorfrequen-cy-modulated，MCFM）子束疊加技術.在建立基于多子束疊加效應的集束偏振動態調控技術的物理模型的基礎上，介紹所提出多種偏振動態調控技術的基本原理，并重點分析和比較所提出方案的靶面光場調控性能和動態變化特性.

2方案原理和理論模型

圖1給出基于多子束疊加的集束偏振動態調控技術的基本原理示意圖

頻譜（相位譜）調制子束

如圖1所示，集束中每一子束非共軸傳輸相繼經過放大、倍頻單元后，利用CPP陣列和偏振控制板（polarizationcontrolplate，PCP）陣列進行獨立的空間整形和偏振調控，最后由楔形透鏡陣列聚焦到靶面.通過采用離軸楔形透鏡陣列，并結合子束光軸角度控制，將激光集束聚焦到靶面，并實現集束中各子束焦斑的重疊.在該方案中，集束中的各子束在前端進行獨立的光譜或位相調制，使得子束存在相位譜或頻譜上的差異.利用相位譜或頻譜存在差異且偏振正交的子東在靶面疊加，即可獲得靶面光場偏振的動態調控效果，

激光集束的近場光場表達式為：

E（x，y，ω，t）=

式中， 分別為激光集束的各子束近場光斑幾何中心在 x，y 方向的距離， % 和/分別代表取余和取商， N 為集束中激光子束數目. E_j 為子束 j 的近場光場表達式 （j=1，2，…，N） ：

式中 為子束近場振幅空間分布， A₀ 為歸一化振幅， w_x，w_y 分別為子束在 x，y 方向的束腰， NN 為超高斯階數. ω_j 為子束 j 中心頻率， ?_j 為子束 j 的近場位相分布，包括連續相位板引入的位相和近場位相畸變等. F_j= 為子束頻域分布.

于是，焦面光場可表示為：

式中 ， 為主透鏡焦距， c 為光速.由于式（3）涉及對空間變量 x，y 的積分，各子束在焦面光場的頻域特征與其近場保持一致，故而可設子束遠場分布為： ，則焦面偏振方向分布沿x，y 方向的光場分量 E_fx，E_fy 可表示為：

從式（4）可以看出，子束中的不同頻率成分通過在靶面疊加，可實現靶面光場隨時間的快速變化.當集束中各子束瀕域特征存在差異，如具有不同的頻譜或相位譜時，靶面正交偏振分量 E_fx，E_fy 以不同的規律隨時間變化，即可實現疊加光場偏振的快速調控.采用Stokes參數和偏振度DOP（用字母 P 表示）對這種偏振快速變化光場的偏振特性進行表征：

式中， S₁/S₀ 和 S₂/S₀ 隨時間的快速變化表明光場偏振方向隨時間發生旋轉 .S₃/S₀ 的快速變化則表明光場偏振態在線偏振、橢圓偏振、圓偏振之間的快速切換.

表1歸納了本文所提出的多種集束偏振動態調控技術的實現方式及其重要特征.如表1所示，本文瞄準靶面偏振動態調控的目標，通過對子束頻域特征的調控，分別發展了基于動態位相調制子束疊加的DPCS、DPCR技術和非同源寬帶子束疊加的SIBL技術.其中，DPCS是針對當前主流的時間位相調制小寬帶激光裝置，通過采用延時電信號驅動電光調制器，使得集束中的正交偏振子束附加互補型光譜角色散位相調制，利用其在靶面的疊加，在傳統光譜角色散勻滑的基礎上，進一步實現靶面光場偏振的動態調控.在此基礎上，提出了采用反向旋轉光束泵浦的光克爾介質替代電光調制器，利用攜帶反向旋轉位相調制的正交偏振子束的疊加，實現靶面偏振動態調控時間尺度的縮短和勻滑性能的提升.SIBL疊加技術則是針對作為下一代高功率激光裝置重點發展方向的光譜非相干寬帶激光裝置，利用相位譜存在差異的非同源寬帶子束的疊加，實現靶面光場的偏振動態調控和束勻滑.最后，進一步提出了采用多色子束疊加的MCFM和MCSI技術，通過引入子束間中心波長差，在保證靶面光場調控效果的情況下，降低對單子束帶寬的要求.

3靶面偏振動態調控特性分析

基于所建立的物理模型，對提出的基于多子束疊加的集束偏振動態調控技術的靶面光場調控特性進行了定量分析，包括通過互補型位相調制使頻譜相同但相位譜存在差異的DPCS、DPCR技術、利用非同源光譜非相干寬帶子束疊加的SIBL疊加技術，以及通過中心波長調控使頻譜存在差異的MCFM子束疊加技術和MCSI子束疊加技術.

3.1基于互補型動態位相調制子束疊加的偏振動態調控技術DPCS是在以NIF為代表的主流高功率激光裝置所實施的SSD方案基礎上而提出的，其經電光調制器和光柵調制后的子束頻域分布可表示為：

式中， δ_m 為調制深度， ω_m=2πν_m 為電光調制頻率， ξ 為色散系數.分析式（7）可知，電光調制子束具有“梳”狀離散譜，譜線間的最小間隔為 ω_?m ，其頻帶寬度為 Δν=2δ_?mν_?m^[9，21] ，決定了光場的最小變化時間尺度，即散斑壽命，而散斑壽命的半高全寬 t_sp≈ 0.7/Δν=0.35/δ_?mν_?m^[9]

針對上述時間位相調制子束，采用如圖2所示的互補型位相調制方式，使集束中正交偏振子束之間存在位相譜差異，進而利用其在靶面疊加，實現偏振態動態調控，此即為我們提出的基于互補型SSD位相的動態偏振調控（DPCS）技術.

如圖2所示，子束1的位相調制單元中采用電信號 u（t）=sin（ω_mt） 驅動電光調制器，子束2的位相調制單元中采用電信號 ]驅動電光調制器，從而使得子束1攜帶的位相與子束2攜帶的位相具有互補特征，進而導致子束1的焦斑內部散斑和子束2的焦斑內部散斑保持相反的掃動方向.在此基礎上，在終端對集束的子束偏振態進行調控，使得子束1與子束2具有正交的偏振方向，則靶面光場偏振分量I_x?I_y 將發生具有互補特征的時間演化，從而實現靶面光場的偏振動態調控.

為反映靶面光場偏振的動態特征，圖3以NIF裝置采用的電光調制參數為例，給出了焦面內某一位置處（以焦斑中心位置為例）光強分量以及Stokes參數隨時間的變化曲線.

從圖3（a）可以看出，焦斑中心位置處正交偏振分量 I_x?I_y 均隨時間快速波動，且二者變化規律不同.這種不同步的 I_x?I_y 快速變化將導致疊加光場偏振的快速變化.如圖3（b）所示，該位置的Stokes參數隨時間快速變化，表明光場偏振發生了動態變化.其中， S₁/S₀S₂/S₀S₃/S₀ 均隨時間發生亞皮秒量級的快速變化，表明疊加光場偏振態在線偏振、橢圓偏振和圓偏振光之間以亞皮秒量級的時間尺度快速切換，同時，偏振方向也隨時間發生亞皮秒量級的快速旋轉.

上述結果表明，在當前主流裝置的動態位相調制子束的基礎上，利用DPCS技術可實現靶面光場偏振的快速調控，獲得退偏程度較高的靶面光場.然而，值得注意的是，圖3（a）和（b）反映的偏振變化時間在～10ps的時間尺度，遠大于高功率激光裝置中LPIs效應的響應時間.這是由于DPCS技術中所附加的SSD位相帶寬有限，進而導致其決定的靶面光場偏振變化時間尺度有限.以NIF裝置所采用的電光調制頻率和調制深度為例，其遠場散斑壽命半高全寬 τ_sp 為 ～8.6ps ，因而相應的偏振變化時間尺度為 ～8.6 ps.然而，已有研究表明，SRS的增長時間為亞皮秒時間量級，SBS的增長為皮秒時間量級9，因此，基于現有裝置參數配置的DPCS技術對于受激散射的抑制效果有限.如果想要進一步縮短DPCS技術的偏振變化時間尺度，則需要進一步增大電光調制頻率和調制深度，這對基于電驅動電光效應的DPCS技術提出了極大挑戰.

與之相對的，光驅動的光克爾效應具有亞皮秒量級的響應速度，為實現超快的靶面光場偏振調控提供了可能性[30-31].因此，我們進一步采用旋轉光束泵浦光克爾介質，以提供皮秒量級周期的位相調制和太赫茲量級的帶寬展寬，并通過旋轉位相方向調控獲得相位譜存在差異的動態位相調制子束，進而利用多子束在靶面的疊加實現皮秒甚至亞皮秒量級的靶面偏振動態調控，此即為我們提出的DPCR技術.以集束中的子束1和子束2為例，圖4給出了DPCR技術的原理示意圖.

如圖4所示，采用旋轉光束泵浦光克爾介質，使光克爾介質的折射率分布隨時間快速變化，從而使主激光通過光克爾介質后附加與旋轉光束同步變化的旋轉位相調制.同時，進一步采用偏振控制板對集束中子束的偏振態進行調控，使集束中的兩子光束對具有正交的偏振態和反向的旋轉位相調制，以獲得靶面的正交偏振分量 I_x?I_y 快速、隨機變化，進而實現靶面疊加光場偏振態的亞皮秒量級快速調控.

在DPCR技術中，旋轉光束可由具有中心頻差和相反拓撲荷數的拉蓋爾-高斯（LG）光束疊加得到，其表達式為：

l₁=-l₂=l，

式中， w_p 是LG光束的束腰寬度， Δω 是LG光束的中心頻差， I_LG 是LG光束的峰值強度. ξ_l 是LG光束拓撲荷數的絕對值，具體來說，旋轉光束 I_r1 由頻率為 ω 、拓撲荷數為 ξ_l 的LG光束 E_LG（ω，l） 與頻率為ω+Δω_r 、拓撲荷數為 ^-l 的LG光束 E_LG（ω+Δω -l） 疊加得到，其旋轉方向為逆時針； I_r2 由頻率為ω 、拓撲荷數為-的LG光束 E_LG（ω，-l） 與頻率為ω+Δω_r 、拓撲荷數為 l 的LG光束 E_LG（ω+Δω_r，l） 疊加得到，其旋轉方向為順時針.值得指出的是，旋轉光束的峰值強度 I_P=4I_LG ，旋轉周期 T_r= 2π/Δω_r ：

利用旋轉光束泵浦的光克爾效應，為主激光子束附加同步變化的位相調制：

式中， n₂ 是光克爾系數， d 是光學克爾介質厚度.定義等效調制深度 δ_ι 和歸一化空間分布 I 分別為：

于是， ?_r2=δ_i Ⅱ， cos（Δω_rt+2lθ） ，附加該旋轉位相調制子束的頻域分布為：

由式（11）可知，旋轉位相的引入拓展了主激光子束帶寬，使其由準單色光變為具有一定帶寬的“梳”狀譜準寬帶光，譜線間隔恰為位相旋轉頻率，頻帶寬帶則由位相等效調制深度 δ 和位相變化頻率Δω ，共同決定，即 Δν_?r=δ_?rΔω_?r/π ·此外，通過控制旋轉位相旋轉方向，可使附加該位相調制的子束具有相異的相位譜，進而通過集束中具有正交偏振、攜帶反向旋轉位相調制的子束對在靶面疊加，實現靶面集束光場偏振的動態調控，而偏振變化時間尺度則對應于 Δν 所決定的相干時間 0.7π/δ_rΔω_r.

為直觀展示靶面光場偏振變化時間尺度，圖5（a）和（b）分別為焦斑中心位置處偏振分量光強 I_x?I_y 和Stokes參數隨時間變化曲線，圖5（c）給出了一個旋轉周期內焦斑不同位置處偏振隨時間演化情況.

從圖5可以看出，焦面內偏振分量 I_x 和 I_y 隨時間快速變化，且變化時間在亞皮秒量級.分析其原因在于，在本文參數下，通過旋轉位相所實現的子束帶寬拓展為 ～1.6THz ，導致遠場散斑壽命為～0.43ps ，從而導致焦面各空間位置處光強分量隨時間以亞皮秒量級快速變化.此外，由于集束內兩子光束對具有正交的偏振態，且二者所附加旋轉位相的旋轉方向相反，因此，焦面 I_x，I_y 均隨時間快速變化，并表現出一定互補特性，進而導致偏振態和偏振方向的快速變化.圖5（b）中Stokes參數的快速變化也反映了靶面光場偏振的快速變化.從圖5（c）可以看出，靶面光場偏振隨時間快速變化，包括偏振態的快速切換和偏振方向的快速旋轉，且偏振變化的時間尺度大致與散斑壽命相同，即～0.43ps，而該時間尺度與圖5（a）中光強分量的波動周期，即散斑壽命基本一致.進一步分析圖5可知，靶面不同位置處的偏振態不同，使得靶面光場偏振分布在時間和空間上均表現出隨機性.這種偏振的時空隨機分布將有利于SBS、SRS等LPIs過程的抑制.

采用DOP和Contrast分別對焦斑退偏效果和勻滑性能進行評價，圖6（a）給出了DPCR、DPCS、SSD焦斑的DOP分布，圖6（b和（c）分別給出了DPCR、DPCS、SSD焦斑的DOP和 Contrast隨時間變化曲線.

分析圖6（a）＼～（c）可知，相比于傳統的SSD方案，采用光克爾效應調制位相的DPCR焦斑表現出很好的退偏性能.雖然，采用電光效應調制位相的DPCS也實現了靶面光場偏振度的降低，但由于其所附加的位相調制頻率僅為 17GHz ，致使退偏周期較長，在ps時間尺度內的退偏性能明顯劣于DPCR技術.圖6（b）和（c）中DPCR焦斑的DOP和Contrast在一個旋轉周期時間內迅速降低到0.2左右，與DPCS和SSD的DOP和Contrast穩定值相當，但具有更快的下降速率，這表明DPCR技術表現出更快的退偏和勻滑速率.這是由于基于光克爾效應的旋轉位相調制光場的譜線間隔為旋轉頻率 Δω_r ，可達THz量級，顯著大于傳統SSD方案中的電光調制頻率，從而可實現皮秒甚至亞皮秒量級的光場退偏和勻滑，有望大幅提升靶面光場的LPIs抑制潛力.

3.2基于非同源光譜非相干寬帶子束疊加的偏振動態調控技術光譜非相干寬帶激光裝置作為下一代高功率激光裝置的重點發展方向，近年來備受國內外的廣泛關注.針對這類寬帶激光裝置，我們利用非同源寬帶子束的相位譜差異，提出了SIBL子束疊加方案.

不同于NIF裝置所采用的動態位相調制激光，以美國LLE實驗室FLUX和上海激光等離子體研究所“昆吾”為代表的寬帶激光裝置采用了光譜非相干寬帶光源，其頻域分布可表示為：

式中， δω 為子束帶寬，不同頻率成分之間沒有固定的位相關系， φ_j 在 [-π，π] 范圍內隨機取值.通過對不同寬帶種子源分別進行整形、放大和倍頻，可得到頻譜相同，但相位譜不同的光譜非相干寬帶子束，進一步利用集束中偏振方向正交的非同源寬帶子束在靶面疊加，即可實現靶面光場偏振的動態調控，其靶面光場偏振變化時間尺度由子束帶寬決定.以單子束帶寬 3.2nm （接近文獻[29]提出的1% 相對帶寬要求）的SIBL疊加方案為例，圖7（a）和（b）分別給出了焦斑中心位置處正交偏振分量I_x?I_y 隨時間變化曲線和相應的Stoke參數隨時間變化曲線.

從圖7（a）中焦面偏振分量 I_x?I_y 隨時間的快速、異步變化和圖7（b中Stokes參數隨時間的快速變化可以看出，SIBL方案通過相位譜不同、偏振正交的寬帶子束在靶面進行疊加，致使靶面光場偏振隨時間產生亞皮秒量級動態變化，包括偏振方向的旋轉和偏振態在線偏振和圓偏振之間的快速切換.這種偏振的快速動態變化也直接反應在圖7（c中.此外，進一步分析圖7可知，焦斑不同空間位置處偏振分布和偏振變化規律不同.這種偏振的時空快速動態變化將有利于SRS、SBS等LPIs過程的抑制.

需要說明的是，DPCS、DPCZ、SIBL子束疊加技術均利用頻譜相同但相位譜不同的正交偏振子束疊加實現了靶面光場偏振的動態調控，其偏振變化的時間尺度即為光場相干時間，由子束帶寬決定.因此，欲實現對SBS、SRS增長抑制所要求的皮秒、亞皮秒量級偏振動態變化，則需要子束帶寬達THz或數十THz.這對子束帶寬提出了較高要求，而目前寬帶子束仍面臨高效率三倍頻的巨大挑戰.為此，我們進一步提出了多色子束疊加的偏振動態調控技術，即使各子束的中心頻率 ω_j 各不相同，在保證靶面光場調控效果的同時，可降低對單子束帶寬的要求，包括針對美國NIF等主流小寬帶激光裝置的MCFM子束疊加方案和我國“昆吾”等寬帶激光裝置的MCSI子束疊加方案.

3.3基于多色子束疊加的偏振動態調控技術圖 8以子束間波長差 0.4nm 、總帶寬達 3.2nm 的激 光集束為例，給出了MCFM和MCSI兩種多色子束 疊加方案的子束和集束光譜示意圖（圖8）.

如圖8所示，MCFM子束疊加方案中，集束中不同子光束是具有中心波長差8入的位相調制脈沖[32]，由 N 個不同種子源振蕩產生的不同中心波長準單色種子光，分別經電光調制器進行位相調制后獲得.進一步由楔形透鏡陣列聚焦到靶面后，通過靶面子束疊加，使集束帶寬近似拓展為N8入.與之相比，MCSI準寬帶方案則利用一束或多束帶寬極寬的寬帶種子源，經不同選頻單元選頻及頻域裁剪得到中心頻率不同、帶寬相對較窄的多色子光束，進而利用其在靶面的疊加進一步增大集束帶寬.以8個子束均為帶寬 Δλ 的光譜非相干寬帶光為例，其中心頻率各不相同，具有 δλ 的增量，即各子束中心頻率分別為 λ_?0-3.5δλ_?1λ_?0-2.5δλ_?1λ_?0- 1.5δλ、λ₀-0.5δλ、λ₀+0.5δλ、λ₀+1.5δλ、λ₀+ 2.5δλ、λ₀+3.5δλ .于是，各子束在遠場疊加后，集束光場的中心波長為 λ₀ ，帶寬近似為 7δλ+Δλ ，波長范圍覆蓋 [λ₀-3.5δλ-Δλ/2，λ₀+3.5δλ+Δλ/2] 值得指出的是，寬帶種子源可采用放大的自發輻射光源（amplified spontaneous emission，ASE）[3]或超輻射發光二極管光源（superluminescentdiode，SLD）[34]，選頻單元可以采用滿足中心波長和帶寬要求的窄帶濾光片[35].

在此基礎上，采用偏振控制板對子束近場偏振進行控制，從而獲得偏振正交的兩組子光束對.通過這些不同頻率且偏振正交子光束的疊加，即可實現使靶面疊加光場偏振的動態調控.圖9（a）和（b）分別給出了MCFM方案的焦斑 I_x?I_y 隨時間變化曲線及Stokes參數變化曲線，圖9（c）和（d）分別給出了MCSI方案的焦斑 I_x?I_y 隨時間變化曲線及Stokes參數變化曲線.

從圖9（a）和（c）可以看出，MCFM子束疊加方案和MCSI子束疊加方案的焦面正交偏振分量 I_x 、I_y 隨時間發生亞皮秒量級的快速、非同步變化，從而可獲得疊加光場偏振的快速動態變化，這與圖9（b）和（d）所示的Stokes參數隨時間發生亞皮秒量級的快速變化相一致，

需要指出的是，盡管圖9中MCFM和MCSI子束疊加方案的單子束帶寬分別為0.1和 0.4nm ，但二者靶面集束光場偏振變化的時間尺度與圖7中單子束帶寬達 3.2nm 的SIBL子束疊加方案的情況幾乎相同.這表明，多色子束疊加方案通過引入子束間頻差，可獲得集束帶寬的展寬，致使遠場相干性退化，進而可實現靶面光場偏振調控速率的提升.圖10給出了MCFM和MCSI子束疊加方案的焦斑不同位置處偏振隨時間演化情況.

從圖10可以看出，MCFM和MCSI疊加方案的焦斑各位置處偏振均隨時間發生亞皮秒量級時間尺度的快速變化，包括偏振方向的旋轉和偏振態的快速切換，且每一時刻焦斑不同位置處具有不同的偏振態和偏振方向.這種多色子束疊加方案的焦斑偏振時空動態變化，可實現統計意義上的靶面光場退偏，從而有利于LPIs增長的抑制.圖11給出了MCFM和MCSI疊加方案的焦斑偏振度DOP時空分布，并與傳統SSD方案以及SIBL方案進行了對比.

圖11（a）中SSD的焦斑DOP恒為1，保持不變，即傳統SSD方案不具備靶面偏振的動態調控能力.然而，MCSI疊加方案的焦斑DOP在極短時間內迅速降低到O.3左右，且與SIBL方案的DOP值接近，而MCFM則降低到0.2左右.從圖11（b）＼～（e）也可以看出，相同積分時間尺度下，MCFM、MC-SI、SIBL子束疊加方案在焦面上均具有較低的DOP值.這表明，利用頻譜或相位譜存在差異的正交偏振子束的疊加，可動態調控靶面光場偏振，進而實現靶面光場的退偏.此外，與僅存在相位譜差異的SIBL方案相比，多色子束疊加方案MCFM、MCSI通過引人子束間中心頻差，在保證靶面退偏效果的前提下，可極大降低對單子束帶寬的要求.

此外，通過集束中相同偏振子束的疊加還可實現靶面光場的勻滑化，進一步提升光場的LPIs抑制潛力.圖12（a）和（b）分別給出了MCFM和MCSI子束疊加方案的焦斑Contrast和FOPAI曲線，并與傳統SSD方案以及SIBL方案進行了對比.

在圖12（a）中，SSD的Contrast在 10ps 時間內由 ～0.75 降低到 ～0.55 ，而MCFM的Contrast在約1ps時間內由 ～0.75 迅速降低到 ～0.3 ，隨后再緩慢降低到 ～0.25 .MCSI和SIBL的焦斑Contrast曲線則具有相近的Contrast下降速率，且最終穩定的Contrast值均為0.3.圖12（b）中，MCFM、MCSI、SIBL子束疊加方案的焦斑FOPAI曲線均比傳統SSD方案的焦斑FOPAI曲線顯著左移，表明子束疊加方案具有更好的焦斑均勻性.

圖11和圖12的結果表明，多色子束疊加方案通過子束間中心瀕差的引入，實現了靶面光場勻滑效果和退偏效果的極大提升.其中，利用同偏子束間疊加實現了遠場散斑分布的快速演化，通過正交偏振子束的疊加實現了偏振的快速動態調控.由此可見，同偏子束間中心頻差和正交偏振子束中心頻差分別決定子束疊加作用導致的光場勻滑時間和退偏時間.在同偏和正交偏振子束間中心波長差設置均為 0.4nm 的情況下，子束疊加作用導致的光場勻滑時間為1ps左右.此外，MCFM準寬帶方案的單子束內部還存在SSD方案的散斑掃動效果，因此，靶面光場在子束疊加和SSD的共同作用下，獲得了退偏和勻滑效果的進一步提升.

4 總結和展望

針對高功率激光裝置對激光等離子不穩定性抑制的迫切需求，提出了基于集束中子束拍頻疊加效應的靶面光場偏振快速動態調控技術，包括利用互補型動態位相調制子束疊加的DPCS和DPCR技術，以及利用非同源光譜非相十寬帶子束疊加的SIBL技術，并在此基礎上發展了多色子束疊加的MCFM和MCSI技術.研究結果表明，DPCS技術利用延時電信號驅動電光調制器，使正交偏振子束附加互補型光譜角色散位相調制，可在傳統SSD勻滑效果的基礎上，獲得靶面光場的偏振動態調控效果，但偏振變化時間尺度難以滿足LPIs抑制需求；DPCR技術則利用反向旋轉光束泵浦光克爾介質替代SSD，通過使正交偏振子束附加反向旋轉位相調制，可獲得皮秒、亞皮秒量級的偏振動態調控，并實現退偏效果和勻滑效果的大幅提升.SIBL技術利用非同源寬帶子束疊加，可獲得靶面光場偏振動態調控效果，并且，單子束帶寬決定偏振變化時間尺度，子束數目決定退偏和勻滑效果.DPCS、DPCR、SIBL技術的偏振變化時間尺度均由單子束帶寬決定，因此，為獲得LPIs抑制所要求的皮秒、亞皮秒量級偏振動態調控，對單子束帶寬提出了較高要求；而多色子束疊加方案，包括MCFM和MCSI技術，則是利用存在中心波長差的時間位相調制子束或光譜非相干寬帶子束，實現靶面光場偏振動態調控和光強勻滑，其偏振變化時間尺度由束間中心頻差和子束數自共同決定，因此，在不降低靶面光場調控效果的情況下，可極大降低對單子束帶寬的要求.

目前，高功率激光裝置經歷數十年的發展，可實現對于激光單子束靶面光場光強、頻譜、偏振等的精密調控，但裝置仍面臨激光等離子體不穩定性增長的挑戰.本文的研究結論表明，基于激光多子束拍頻疊加的集束聯合調控方案存在巨大潛力，有望大幅提升裝置調控能力，改善靶面光場性能，在一定程度上突破單子束的帶寬限制.然而，目前對于集束中多子束的聯合調控研究尚不夠充分，且存在諸多技術上的挑戰，如子束獨立調控帶來的子束時間同步性問題、功率平衡問題、工程復雜性問題、成本問題等.此外，對于多子束聯合調控方案的LPIs抑制理論和實驗研究也相對匱乏.論文發表的基于子束疊加效應的集束靶面光場偏振動態調控技術有望為以LPIs抑制為牽引目標的靶面光場帶寬、偏振、光強的綜合動態調控提供有用參考，但尚需進一步深入開展動態偏振調控光場的激光等離子體相互作用分析研究，并針對我國ICF裝置的光路配置和參數，對論文提出的靶面光場偏振動態調控方案進行工程可行性分析和實驗驗證.總之，基于多子束拍頻疊加的集束聯合調控方案有望突破單子束調控方案的極限，在帶寬展寬和快速偏振動態調控方面存在巨大潛力，但目前尚需深入探索和研究.

參考文獻

[1]TOLEFSONJ.US nuclearfusionlabenters new era：achievingignition over andover[J].Nature，2024，625（7993）1-12.

[2]TOLLEFSONJ.Exclusive：laser-fusion facilityheads back to the drawing board[J].Nature，2022，608（7921）：20-21.

[3]ZYLSTRA A B，HURRICANE OA，CALLAHAN DA，et al.Burning plasma achieved in inertal fusion[J].Nature，2022， 601（7894）：542-548.

[4]ABU-SHAWAREBH，ACREER，ADAMSP，etal.Lawsoncriterionforignition excededinaninertial fusion experiment[J].

[5]MONTGOMERYDS.Twdecadesof progressinuderstandingandcontroloflaserplasmainstabilitiesinindirect driveiertial fusion[J]. Physics of Plasmas，2016，23（5）：055601.

[6]LINDLJD，AMENDTP，BERGERRL，etal.Thephysicsbasisforignitionusing indirectdrivetargetsontheNational Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas，2004，11（2）：339-491.

[7]KIRKWORK，ODYJD，KLIEJ，etal.Areviewoflaserplasma interactionphysicsof indirect-drivefusionJPlas ma Physics and Controlled Fusion，2013，55（10） ：103001.

[8]PANK，LZ，GUOL，etal.Competitionmongtetwoplasmonecayofbacksateredligt，flamentatioofteetolas ma wave and side stimulated Raman scatering[J].High Power Laser Science and Engineering，2O23，11：e76.

[9]MICHEL P. Introduction to laser-plasma interactions[M]. Cham： Springer International Publishing，2023.

[10]KRITCHER AL，ZYLSTRA AB，CALLAHANDA，et al.Achieving record hot spot energies with large HDC implosionson NIF in HYBRID-E[J]. Physics of Plasmas，2021，28（7）：072706.

[11]HALLGNJONESOS，STROZZIDJ，etal.Therelationshipbetwengasfilldensityandhohlraumdriveperformanceatthe National Ignition Facility[J]. Physics of Plasmas，2017，24（5） ：052706.

[12]KRITCHERAL，YOUNGCV，ROBEYHF，etal.Designof inertial fusion implosionsreaching the buming plasma regime[J]. Nature Physics，2022，18（3） ：251-258.

[13]DITTRICH TR，HURRICANE OA，CALLAHANDA，et al.Designof a high-fot highadiabat ICFcapsule forthe National Ignition Facility[J].Physical Review Letters，2014，112（5）：055002.

[14]HAAN S W，LINDLJD，CALLAHAN DA，et al.Point designtargets，specifications，and requirements forthe 2010ignition campaign on the National Ignition Facility[J].Physics of Plasmas，2011，18（5）：051001.

[15]EDWARDSMJ，PATELPK，LINDLJD，etal.Progress towardsignitionontheNational Ignition FacilityJ].Physicsof Plasmas，2013，20（7） ：070501.

[16]SPAETHML，MANES KR，KALANTARDH，et al.Descriptionofthe NIFlaser[J].Fusion Scienceand Technology，2016， 69（1） ：25-145.

[17]WILLIAMSCA，BETTIR，GOPALASWAMYV，etal.Demonstrationof hotspot fuelgain exceedingunityindirect-drive er tial confinement fusion implosions[J]. Nature Physics，2O24，2O：758-764.

[18]DENIS V，NEAUPORTJ，BLANCHOT N，et al.LMJ2023 facitystatus[C]//High Power Lasers forFusion Research VII. San Francisco： SPIE，2023，12401：1240102.

[19]WANGQ，LIZC，IUZJ，etal.TeefetsofincidentlightwavelengthdierenceonthecolectivestimulatedBrillousattering in plasmas[J]. Mater and Radiation at Extremes，2O23，8（5）：055602.

[20］高妍琦，季來林，崔勇，等．kJ級寬帶低相干激光驅動裝置[J]．強激光與粒子束，2020，32（1）：23-24.

[21]SKUPSKYS，HORTRW，KESSLERT，etal.Improvedlaser-beamuniformityusingtheangulardispersionoffrequencyodulated light[J]. Journal of Applied Physics，1989，66（8） ：3456-3462.

[22]ROTHENBERGJE.Two-dimensionalbeamsmothingbyspectraldispersionfordirect-driveinertialconfiementfusionC// Solid State Lasers for Application to Inertial Confinement Fusion （ICF）.Monterey：SPIE，1995.

[23]DIVOLL.ControllngstimulatedBrllouinbackscater withbeamsmoohing inweaklydampedsystemsJ].PhsicaleviewLetters，2007，99（15） ：155003.

[24]GLENZER SH，FROULADH，DIVOLL，etal.Experimentsand multiscale simulationsoflaserpropagationthroughignition scale plasmas[J]. Nature Physics，2007，3（10） ：716-719.

[25]BARTHI，FISCHNJ.Reducingparametricbackscatering bypolarizationrotation[J]．PhysicsofPlasmas，2016， 23（10） ：102106.

[26]BAN S S，WANG Q，LIU ZJ，etal.Suppressionof stimulated Brilluinscatering bytwo perpendicularlinear polarization lasers[J]. AIP Advances，2020，10（2）：025123.

[27]LIUZJ，ZHENGCY，CAOLH，etal.Decreasing BrillouinandRamanscaeringbyalternatingpolarizationlightJ].Phsics of Plasmas，2017，24（3） ：032701.

「28］季來林.叔曉暉.劉棟.等．高功率釹玻璃激光系統低時間相干光頻率轉換技術研究講展「I]．強激光與粒子束.2020. ?∠（11） ：105-115.

[29]FOLLETTRK，SHAWJG，MYATTJF，etal.Thresholdsofabsoluteinstabiliesdrivenbyabroadbandlaser[J].Physicsof Plasmas，2019，26（6） ：062111.

[30]SUN Z P，HASANT，TORRISIF，et al.Graphene mode-locked ultrafast laser[J]. ACS Nano，2010，4（2）：803-810.

[31]LIUM，YINX B，ULIN-AVILA E，et al.A graphene-based broadbandoptical modulator[J].Nature，2011，474（7349）： 64-67.

[32］上海瀚宇光纖通信技術有限公司. 1.0μm 波段寬帶可調光纖激光光源[EB/OL]．（2024/01/13）[2024/05/22]．http：//www.shconnet.com.cn/3b005f61-1066-0c8f-1e36-b6cb782345dc/cd06749f-32b2-1fe8-6da4-eb307b7ea8d.shtml.

[33]DORRER C，HILLEM，ZUEGELJDHigh-energyparametric amplficationof spectrall incoherent broadband pulses[J]. Optics Express，2020，28（1） ：451-471.

[34]GAOYQ，JILL，ZHAOXH，etal.High-power，lowcoherencelaserdriverfacityJ].Optics Leters，202，45（24）：6839- 6842.

[35］長春瑞研科技有限公司．超窄帶濾光片[EB/OL].（2024/04/25）[2024/05/22].htp：//www.rayanfilters.com/Products31765499. html.

Dynamic Polarization Schemes Based on the Beat Superposition of Multi-Beamlets within a Laser Quad

ZHANG Bin1，2， XIONG Hao1， CHEN Qijun1， ZHONG Zheqiang ^1，2 （1.College of Electronicsand Information Engineering，Sichuan University，Chengdu 61o65，Sichuan; 2.BigDataAsdsiAtoebonnUst

Abstract：Thedynamicpolarization schemesbasedonthebeatsuperpositionofmulti-beamletswereproposed to suppress the growthf laserplasmainstabilies（LPIs），suchasbackwardstimulatedsatering.Thebasicprincipleistoutilizethebatsuperpo sotionofmultiplebeamletswithinthelaserquad，combinedwithindependentcontrolofthebeamlets’amplitudespectra，phasespectra andpolarizationtoandomiztespatiotempoaldistrbtioofepzationforthsuprimposdlaserfeld，cdingtepep sitionofcomplementarysmothingbyspectraldispersionphasemodulatedbeamlets，counterrotatingphasemodulatedbeamlets，non homologousspectralincoherentbroadbandsub-beams，multi-spectralincoherentbroadbandsub-beaswithdiferentspectra，and multi-spectraltimepasemodulationsubbams.Theresultssowthat，usingthesuperpositionefectsofmultiplebeamletswithidenticalamplitudesperabutdiferentpasespetraandorthogoalpolrzation，polarzatiodynamiccontrolonteoderofpicocodsor evensub-picosecondscanbeachieved，whosetimescaleofthepolarationvartionisdetenedbythebandwidthofasinglebeamlet.Further，byusingthesuperpositionofulicolorbeamletswithdiferentampitudespectraandorthogoalpolarizationthetie scaleforthepolarizationvariationofthesuperimposedlaserfieldisdeterminedbythefrequencyshiftbetwenhebeamletsandthe numberofthebeamlets，whichcansignificantlyrelaxthebandwidthrequirementsofasinglebeamletwithoutdegradingthedepolarizing andsmoothingperformanceofthelaserfeldonthetargetplane，providingatheoreticalreferenceforcomprehensivedynamiccontrolof target-field bandwidth，polarization and intensity aimed at LPIs suppression.

KeyWords：inertialconfinementnuclearfusion；laserplasmainstabilitymulti-beambeatfrequency；polarizationdynamiccontrol

（編輯 鄭月蓉）