激光聚变热斑
惯性约束聚变
)
从经济观点出发，Pn/Pg值必须大于0.75； 中子反应因子M在1.05~1.25之间，热电转换效率ε在
0.3~0.4之间，可知ηG值必须在10~16之间， η取决于 驱动器的类型，G取决于靶的设计和射到靶上的能 量； 当 η=0.05 时 ， 要 求 G=200~320 ， 高 增 益 靶 ， 达 到 η=0.05的只有氟化氪激光、半导体泵浦的固体激光 和轻重粒子束； 当η=0.25时，要求G=40~60，达到η=0.25的只有轻粒 子束和重离子束驱动器。
聚变靶丸
高z壁
泡沫塑料
吸收 辐射体
柱面高z腔壁
3、惯性聚变能电站中两个重要的循环
（1）功率循环
驱动效率η：电能转变成激光或粒子束的能量 增益G：激光或粒子束打在靶上发生聚变产生
热核反应 M因子：靶外物质与中子反应放出能量 热电转换效率ε：热核能量转变为热能，送到发
电机发电 Pg：总的输出功率 Pa：电站用电量，占总输出功率比例为fa（~5%） Pd：给激光和粒子束驱动器提供功率产生激光
将激光或粒子束的能量照射在黑洞靶的内壁（对 激光）、泡沫塑料（对轻离子束）和吸收辐射体 （对重粒子束），并加热这些物质到高温，发射出X 射线，靶丸放置在中间位置上，激光或粒子束在转 换体上产生很强的X射线，照射在靶丸上再引起靶丸 表面加热、压缩、点火和燃烧。
柱面高z腔壁 激光束
聚变靶丸
入口孔
重离子束
这两个成功的实验进一步激发了国际ICF界研究快 点火物理和相关PW激光技术的热情，增强了信心。
令人鼓舞的金锥管加CD壳靶快点火原理示范实验结果
一、获得惯性聚变能的基本原理
激光技术的出现，给人们带来了希望，1963年巴 索夫和道森首先提出了可以利用激光将等离子体 加热到引发热核聚变的温度。
经典瑞利-泰勒不稳定性界面变形演化的改进型r薄层模型
经典瑞利-泰勒不稳定性界面变形演化的改进型r薄层模型赵凯歌;薛创;王立锋;叶文华;吴俊峰;丁永坤;张维岩;贺贤土【摘要】激光惯性约束聚变(ICF)内爆靶丸通常采用多壳层组合结构设计,各壳层界面的流体力学不稳定性影响内爆加速和聚变点火,是ICF十分关心的问题.本文建立了描述任意Atwood数、任意初始界面分布Rayleigh-Taylor(RT)不稳定性界面变形及非线性演化的薄层模型.通过分析薄层中流体微团的受力,得到了运动微分方程组,并在二维情况进行数值求解.在线性阶段,薄层模型描述的界面演变规律与模拟结果符合很好;在非线性阶段,薄层模型可以描述至"蘑菇"形结构,与数值模拟的结果很接近.目前薄层的RT不稳定性非线性解析理论研究仅限于弱非线性阶段,本工作发展的薄层解析理论能很好地研究薄层非线性"气泡-尖钉"发展过程.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2018(067)009【总页数】9页(P209-217)【关键词】薄层模型;Rayleigh-Taylor不稳定性;Atwood数;非线性阶段【作者】赵凯歌;薛创;王立锋;叶文华;吴俊峰;丁永坤;张维岩;贺贤土【作者单位】中国工程物理研究院研究生院, 北京 100088;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京大学应用物理与技术研究中心, 高能量密度物理数值模拟教育部重点实验室, 北京100871;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京大学应用物理与技术研究中心, 高能量密度物理数值模拟教育部重点实验室, 北京 100871;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京大学应用物理与技术研究中心, 高能量密度物理数值模拟教育部重点实验室, 北京 100871;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京大学应用物理与技术研究中心, 高能量密度物理数值模拟教育部重点实验室, 北京 100871;北京应用物理与计算数学研究所, 北京 100094;北京大学应用物理与技术研究中心, 高能量密度物理数值模拟教育部重点实验室, 北京 100871【正文语种】中文1 引言当两层流体的界面两侧具有连续的法向速度与压力,而其他物理量(如:密度、内能)不连续时,称为接触间断[1].在有势力场中流体密度梯度与压力梯度不平行时,那么接触间断面上的扰动幅度将被激发并增长,称为瑞利-泰勒不稳定性(Rayleigh-Taylor instability,RTI)[2−4].RTI是惯性约束聚变(inertial con finement fusion,ICF)研究的重要问题之一[5−8],也是许多天体物理现象的重要过程[9−11],例如:超新星爆炸和星系演化、天体射流等现象[12].在ICF的内爆加速和减速阶段中均引起RTI,RTI 的发展影响点火热斑的形成、聚变燃烧和能量增益[13−22].超新星爆炸与ICF在动力学上十分相似,存在加速度引起的RTI.因此,研究RTI的物理机理对于天体物理中各类不稳定流动的演化具有十分重要的意义[12,23].通过对界面不稳定性的理论研究[13−16,24−28]、数值模拟[17,18,29,30]及实验分析[31−34],将RTI的演化过程划分为线性阶段、变形阶段、规则非线性、不规则非线性及湍流混合阶段.理论研究方法大致分两类.一类是采用速度势及界面函数的微扰展开方法分析RTI的线性和弱非线性阶段[4,35,36].在线性阶段,理论分析与数值模拟和实验结果符合得很好[4,24,28,31].Jacobs和Catton[31]提出真空和流体界面(Atwood数等于1)的弱非线性(weakly non-linear,WNL)模型;Wang等[13,35,36]将WNL模型推广适用于任意Atwood数的情况,很好地描述了弱非线性阶段气泡和尖钉的产生过程.由于高次谐波的激发,导致小扰动展至高阶时将面对繁琐的计算.另一类是研究非线性阶段的气泡模型[37−43];Layzer[38]提出了对于真空和流体界面情况在气泡顶点附近采用势流理论的模型,描述了气泡在整个扰动过程中的发展行为.基于Layzer模型,Zhang[39]对任意时刻气泡和尖钉的运动规律进行了研究,Goncharov[40]和Sohn[41]将Layzer模型推广应用于任意Atwood 数下的速度势模型.对于气泡和尖钉的大尺度相干运动,Abarzhi等[42]找到了多重调和解.Mikaelian[43]给定初始幅值,可以描述任意Atwood数的界面幅值关系式.陶烨晟等[44]将Layzer的气泡模型推广,描述了气泡由初始线性阶段到气泡以渐近速度增长的非线性阶段的发展过程.然而,Layzer模型仅能描述气泡和尖钉的顶点在扰动演变过程中的运动.1972年,Ott[45]首先提出非线性RTI的薄层理论,通过分析薄层质点的受力,解释气泡和尖钉的形成过程[46,47].然而,Ott理论忽略了薄层两侧流体的分布.此外,当演变时间超过时,在波谷处出现界面卷曲现象,这里k=2π/λ表示波数,λ代表扰动波长,η0是界面扰动的初始幅值,g为重力加速度.Wang等[48]采用WNL模型对具有一定厚度的流体薄层中的RTI进行研究,详细分析薄层上下界面分别具有初始扰动状态时的演变规律.研究发现薄层厚度在扰动演变过程中起重要的作用.然而,在实际的流体不稳定性中,界面两侧的流体分布范围比较宽,近似经典RTI,而发生于界面附近的扰动按扰动波长成e指数形式衰减.当流体层厚度大于数倍的扰动波长时,在边界处的扰动已经衰减得非常小,因此,边界位置对界面处的扰动造成的影响可以忽略不计.本文将Ott的薄层模型应用于经典RTI界面变形演化过程.本文在第2部分分析薄层模型的理论分析,给出界面的运动方程组;在第3部分首先数值求解运动方程组,其次分析薄层模型在RTI中的线性和弱非线性段的增长规律,再将模型的界面形变与数值模拟结果进行对比,最后将薄层模型扩展应用于分析扰动分布呈三角波和方波的情形;第4部分为本文的总结.2 薄层RTI的理论模型理想二维流体处于重力场(−gey)中,在接触间断的界面两侧为有限厚度层流体,其上下两层的流体密度分别为ρ2和ρ1(ρ2>ρ1).在界面附近选择一定厚度(h0)的流体薄层,平衡状态时,界面处的压强用p0表示,如图1(a).已知在重力场中压力近似由静压条件表述,其中p0表示平衡状态初始位置处的压强.当薄层受到扰动后,尖钉处压力增大,气泡处压力减小,流体薄层上下端面的压强分别用p2,p1表示,如图1(b). 图1 流体薄层不稳定性的示意图 (a)平衡状态;(b)扰动状态Fig.1.The RTI of the thin layer:(a)Planar interface in equilibrium;(b)perturbed interface.平衡状态时,选取流体薄层中的一点x=ξ,y=0,ξ是拉格朗日坐标;在t时刻,该点位于r(ξ,t)=x(ξ,t)ex+y(ξ,t)ey.考虑平衡状态时另一点x=ξ+dξ,y=0,该点在t时刻位于r+(∂r/∂ξ)dξ处.研究分析ξ和ξ+dξ之间流体微团的运动规律,则流体微团的质量dm=(ρ1+ρ2)h0dξ/2=(ρ1+ρ2)h|dr|/2,其中h和|dr|表示扰动过程中流体微团的厚度和宽度.假设微团端面的压强不受扰动的影响,则上端面和下端面的压强分别为p2=p0−ρ2g(y+hey·n/2)和p1=p0−ρ1g(y−hey·n/2),如图1(b),则流体微团的受力关系:其中,法向量则ey ·方程(1)中−gdmey表示流体微团在重力场中的力,(p1−p2)|dr|n表示流场的压力场作用.由于微团的受力项满足dF=dm∂2r/∂t2,则运动方程的分量形式:AT=(ρ1−ρ2)/(ρ1+ ρ2)称为Atwood数,h0表示界面两侧流体层的初始厚度.方程(2)描述了流体界面RTI的形变规律,即形变的扰动范围由线性阶段到非线性阶段的演化过程.在扰动初始阶段,x和y方向的位置坐标x(ξ,t)=ξ+ δx(ξ,t)和y(ξ,t)=δy(ξ,t), 其中δx(ξ,t)和δy(ξ,t)表示扰动小量.将位置坐标代入方程(2)中保留一阶小量,则y方向的扰动演化关系表示为考虑扰动随时间呈exp(γt)形式,则增长率γ=3 结果与讨论3.1 数值计算方法方程组(2)为非线性方程组,直接求解比较困难.因此,对方程组采用数值求解,将时间导数和空间导数分别采用隐式中心差分格式,∆t和∆ξ分别表示时间步长和空间步长.差分后的形式为则方程组(4)差分后简为写如下的方程组:式中,A表示系数矩阵,表示未知量矩阵,B为常数矩阵.上角标n和下角标j分别表示时间变量和空间变量.给定初始状态,采用Picard迭代求解方程组的结果.3.2 线性及弱非线性阶段首先,选择初始扰动的形式y=η0cos(kx),其中η0为初始扰动振幅,k=2π/λ为波数,λ为扰动波长.固定初始扰动幅值η0=0.02µm和加速度g=1µm/ns2,选择不同的薄层厚度h0,分析薄层模型的线性增长率关于Atwood数AT和波数k的变化关系,如图2所示.已知经典RTI在线性段的幅值增长称为线性增长率.在薄层模型中分别选择薄层厚度kh0=1,2,4的情况分析界面不稳定性的演变规律,如图2所示,将薄层模型的线性增长率与经典RTI的结果进行比较.首先,在图2(a)中固定界面扰动的波长λ=1µm,对比薄层模型和经典RTI的线性增长率随AT数的变化规律.其次,在图2(b)中保持AT=0.6不变,对比薄层模型和经典RTI的线性增长率随扰动波数k的变化规律.通过图2(a)和图2(b)可以看出,薄层模型的线性增长率依赖于薄层厚度,已知界面处的扰动随距离界面的宽度呈指数衰减.当薄层厚度比较薄(kh0=1)时,薄层模型的线性增长率明显大于经典RTI的结果,导致薄层的界面演化加快,扰动增长趋于强烈;当薄层厚度比较厚(kh0=4)时,薄层模型的线性增长率明显小于经典RTI的结果,以致界面演化缓慢,扰动增长趋于舒缓;当且仅当薄层厚度满足条件kh0=2时,薄层模型的线性增长率随AT和k的变化规律与经典RTI的结果保持一致.因此,采用薄层模型描述界面的扰动发展规律时,应选择适当的薄层厚度与经典RTI的结果做比较.这与线性化分析的结果一致,在方程(3)中给出的增长率形式当薄层厚度满足h0=2/k时,增长率与经典RTI结果一致.图2 选取不同的薄层厚度,比较薄层理论和经典RTI的线性增长率 (a)增长率关于AT数的关系;(b)增长率关于波数k的关系parision between linear growth rates obtained by the thin layer model and classical RTI at different thin layer thicknesses:(a)The function relation between the linear growth rate and the Atwood number;(b)the function relation between the linear growth rate and the wavenumber.通过对比线性阶段的增长特征,可知在合适的薄层厚度(如h0=2/k)下,可以将模型的界面幅值与WNL模型做比较.已知三阶WNL模型给出关于RTI的弱非线性阶段界面为这里η1(x,t),η2(x,t)和η3(x,t)分别表示基模、二次谐波和三次谐波界面,其形式如下:式中ηL=η0cosh(γct)代表基模的线性增长幅值,η0表示扰动的初始幅值,表示经典RTI的线性增长率.选取初始扰动幅值η0=0.02µm和加速度g=1µm/ns2,分别选择三组不同的Atwood数和扰动波数,将薄层模型的界面幅值之和ηb+s=ηb+ηs与WNL模型做对比,如图3所示,这里ηb,ηs分别表示气泡和尖钉的幅值.图3(a)中,固定波长λ=5µm,选取AT=0.1,0.4,0.9;图3(b)中,固定AT=0.8,选取k=0.1,0.2,0.4.图3 固定η0=0.02µm和g=1µm/ns2,比较薄层模型和WNL模型的幅值关系 (a)波长λ=5µm,选取AT=0.1,0.5和0.9;(b)AT=0.8,选取k=0.1,0.2和parision between the amplitudes obtained by the thin layer model and WNL model for RTI with fixed η0=0.02 µm and g=1µm/ns2:(a)Choosing AT=0.1,0.5,and 0.9 with the wavelength λ=5µm;(b)choo sing k=0.1,0.2,and 0.4 with the Atwood number AT=0.8.在图3中,将薄层模型的幅值之和与WNL模型的结果做比较,图3(a)中选取不同的AT数,图中曲线和圆点分别代表WNL模型和薄层模型的结果;图3(b)中选取不同的波数k,图中曲线和方块分别代表WNL模型和薄层模型的结果.可以看出,薄层模型与WNL模型在线性段及弱非线性区域内符合得相当好,说明薄层模型可以准确描述不稳定性的弱非线性段.然而,二者也存在一定的差别.在图3(a)中,当AT数比较小(AT=0.1)时,薄层模型仅能够描述初始线性段的扰动,薄层模型描述至t=6.4 ns时刻,随后的扰动演变规律不能准确给出,这是由于AT比较小,数值计算中导致误差较大;当AT数比较大(例如AT=0.9)时,WNL模型可以准确描述至幅值ηb+s=1.1µm的情况,而薄层模型的描述范围远大于WNL模型.在图3(b)可明显看出,薄层模型在描述不稳定性的演变规律时其适用性大于WNL模型.3.3 变形与非线性演化为进一步说明薄层模型的理论,将界面的变形和非线性演化过程与数值模拟的结果做对比.在数值模拟中,其上下层的流体密度分别为扰动波长λ=20µm,初始压强p0=5 MPa,加速度g=17µm/ns2,气体绝热指数γh=5/3.在下面的模拟中,这些参数保持不变.首先,对比不稳定性在线性阶段的界面分布规律.界面初始幅值η0=0.075µm,图4给出了不稳定性在线性阶段的分布,图4(a)—(d)和(a′)—(d′)分别表示薄层模型和数值模拟所描述的在不同时刻的不稳定性界面.通过对比发现,薄层模型在描述扰动演化的线性阶段,界面呈现规则的余弦形状;随扰动的演化,界面的波峰向上增长,波谷向下发展,发现薄层模型的不稳定界面与数值模拟的结果在线性阶段的界面增长基本一致.图4 (a)—(d)薄层模型和(a′)—(d′)数值模拟所描述的在线性阶段的不稳定界面(a),(a′)t=0.0 ns;(b),(b′)t=0.4 ns;(c),(c′)t=0.8 ns;(d),(d′)t=1.0 nsFig.4.Perturbed interfaces obtained by the(a)–(d)thin layer model and(a′)–(d′)numerical simulation in the linear stage:(a),(a′)t=0.0 ns;(b),(b′)t=0.4 ns;(c),(c′)t=0.8 ns;(d),(d′)t=1.0 ns.图5 (a)—(d)薄层模型和(a′)—(d′)数值模拟所描述的在非线性阶段的不稳定界面(a),(a′)t=0.0 ns;(b),(b′)t=0.4 ns;(c),(c′)t=0.6 ns;(d),(d′)t=0.82nsFig.5.Perturbed interfaces obtained by the(a)–(d)thin layer modeland(a′)–(d′)numerical simulation in the nonlinear stage:(a),(a′)t=0.0ns;(b),(b′)t=0.4 ns;(c),(c′)t=0.6 ns;(d),(d′)t=0.82 ns.其次,对比不稳定性在非线性阶段的界面分布规律.假设界面的初始扰动幅值η0=2.0µm,图5(a)—(d)和(a′)—(d′)分别表示薄层模型和数值模拟所描述的非线性阶段的不稳定性界面.通过对比,薄层模型与数值模拟在描述扰动发展中的界面幅值的总长度基本保持一致;然而,在薄层模型的发展后期,波峰幅值明显大于波谷幅值,这是由于薄层模型中微团上下端面的面积在整个演变过程中是相等的,导致波峰端面受压力比实际情况要小,波谷端面受力比实际要大,使得气泡增长加快,尖钉增长变缓,说明薄层模型可以用于描述初始为大扰动幅值的不稳定性.另外,薄层模型在扰动发展的后期(t=0.82 ns),波谷顶端出现类“蘑菇”形结构,可以解释非线性阶段“蘑菇”成型的原因.3.4 扩展应用图6 薄层模型应用于任意初始波形的不稳定界面 (a)初始三角波分布;(b)初始方波分布Fig.6.Thin Layer model is applied to obtained the arbitrary perturbed distributions at the initial moment:(a)The perturbed interface with triangular wave;(b)the perturbed interface with square wave.由于薄层模型是基于对流体微团的受力分析,因此,薄层模型不仅可以应用于初始小扰动的不稳定性,而且可以描述初始大扰动的情况.同时,可以描述任意初始波形的不稳定界面,例如三角波、方波等.图6(a)和图6(b)分别展示了初始扰动界面为三角波和方波的界面演变分布,其中扰动波长λ=20µm,重力加速度g=1µm/ns2及Atwood数AT=0.8相同.如图6所示:在初始阶段三角波和方波的扰动界面均表现出规则的形变规律,波峰和波谷的增长幅度基本一致;随着扰动的发展,波峰的增长幅度稍大于波谷;针对三角波界面,在t=2.5 ns时刻,波谷的顶端处于水平状态,自此之后,薄层模型描述的波谷位置将会出现凸起现象,薄层模型已经不能准确描述扰动的发展;针对方波界面,在t=1.6 ns时刻,波谷处的界面出现不规则形变,这是由于薄层模型在描述不稳定性时,界面微元向波谷处聚集,导致微元之间相互碰撞.由于薄层模型是基于界面微元的受力分析,因此,初始时界面处于直线状态(例如:水平、斜线)时,扰动在演变过程中对此区域的界面不会带来形变影响,界面始终保持直线状态.4 结论本文在Ott薄层理论的基础上,发展了能够描述任意Atwood数的薄层模型.该模型的数值解分别与WNL模型、数值模拟结果比较,薄层模型可以准确描述线性和弱非线性的界面演化和形状;在非线性阶段中“蘑菇”形状的发展过程中,界面形状比较接近数值模拟的结果.通过研究发现,薄层模型可以描述初始大扰动幅值的不稳定性.此外,对于初始时任意分布的扰动界面,该模型均可以很好地描述其演化过程.该模型可以推广至三维球形几何,有助于人们理解内爆过程中薄层界面的形变规律和演化机理.参考文献[1]Wang J H 1994 Nonstationary Flow and Shock for Two-Dimensional(Beijing:Science Press)p10(in Chinese)[王继海 1994二维非定常流和激波 (北京:科学出版社)第10页][2]Rayleigh L 1893 Proc.R.Math.Soc.14 170[3]Taylor G I 1950 Proc.R.Soc.London:Ser.A 201 192[4]Chandrasekhar S 1961 Hydrodynamic and HydromagneticStability (London: Oxford University Press)pp429–514[5]Nuckolls J H,Wood J,Thiessen A,Zimmerman G 1972 Nature 239 139[6]Lindl J D,Amendt P,Berger R L,Glendinning S G,Glenzer S H,Haan S W,Kau ff man R L,Landen O L,Suter L J 2004 Phys.Plasmas 11 339[7]Atzeni S,Meyer-ter-Vehn J 2004 The physics of Inertial Fusion:Beam Plasma 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T 2016 Phys.Plasmas 23 052713[20]Wang L F,Ye W H,Wu J F,Liu J,Zhang W Y,He X T 2016 Phys.Plasmas 23 122702[21]Wang L F,Ye W H,He X T,Wu J F,Fan Z F,Xue C,Guo H Y,Miao W Y,Yuan Y T,Dong J Q,Jia G,Zhang J,Li Y J,Liu J,Wang M,Ding Y K,Zhang W Y 2017 Sci.China:Phys.Mech.Astron.60 055201[22]Zhang W Y,Ye W H,Wu J F,Miao W Y,Fan Z F,Wang L F,Gu J F,Dai Z S,Cao Z Y,Xu X W,Yuan Y T,Kang D G,Li Y S,Yu X J,Liu C L,Xue C,Zheng W D,Wang M,Pei W B,Zhu S P,Jiang S E,Liu S Y,Ding Y K,He X T 2014Sci.Sin.:Phys.Mech.Astron.44 1(in Chinese)[张维岩,叶文华,吴俊峰,缪文勇,范征锋,王立锋,谷建法,戴振生,曹柱荣,徐小文,袁永腾,康洞国,李永升,郁晓瑾,刘长礼,薛创,郑无敌,王敏,裴文兵,朱少平,江少恩,刘慎业,丁永坤,贺贤土 2014中国科学:物理学力学天文学44 1][23]Reipurth B,Bally J 2001 Annu.Rev.Astron.Astrophys.39 403[24]Jacobs J W,Catton I 1988 J.Fluid Mech.187 353[25]Kull H J 1991 Phys.Rep.206 197[26]Sanz J 1994 Phys.Rev.Lett.73 2700[27]Garnier J,Raviart P A,Cher fils-Clérouin C,Masse L 2003 Phys.Rev.Lett.90 185003[28]Haan S W 1991 Phys.Fluids B 3 2349[29]Youngs D L 1984 Physica D 12 32[30]Zhang Y,Drake R 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F,Guo H Y,Wu J F,Ye W H,Liu J,Zhang W Y,He X T 2014 Phys.Plasmas 21 122710。
基于中子飞行时间法的ICF内爆热斑离子温度诊断技术
关键词 ： 惯性约束 聚变 ； 核诊断技术 ； 离子温度 ； 中子 飞行 时 间谱 仪
中图 分 类 号 ： ＴＬ ８ １ ６ 文献标志码 ： Ａ ｄ ｏ ｉ ： １ ０ ． ３ ７ ８ ８ ／ ＨＰＬＰ Ｂ ２ ０ １ ３ ２ ５ ｌ ２ ． ３ １ ５ ３
惯 性 约束 聚变 （ Ｉ Ｃ Ｆ ） 研 究 以聚变 点火作 为 终极 目标 。根据 Ｌ ａ ｗｓ ｏ ｎ判据 ¨ １ ］ ， 离 子温度 、 燃 料面 密度 、 约束 时
等物理量十分敏感 ， 是 理解 内爆 物 理 过 程 不 可 或 缺 的 重 要 参 数 。介 绍 了一 种 基 于 中子 飞行 时 间 法 的 Ｉ Ｃ Ｆ 内爆 热 斑 离 子 温 度 诊 断 技 术 。建 立 了一 种 采 用 塑 料 闪 烁 探 测 器 作 为 中子 测 量 器 件 的 快 时 间 响 应 中 子 飞 行 时 间谱
是理解 内爆物 理过 程不 可或 缺 的重要参 数 。内爆 离子 温 度诊 断 主要 通 过测 量 内爆 热 斑核 反 应产 物 来 实现 ， 中 子飞行 时 间法是 诊 断 内爆 热斑 离子 温度 最常 用 的方法 。ｌ ９ ７ ７年 ， Ｌ ａ ｕ ｒ ｅ ｎ ｃ ｅ Ｌ ｉ ｖ ｅ ｒ ｍｏ ｒ ｅ实验 室首 次在 Ａｒ ｇ ｕ ｓ 装 置上通 过 中子 飞行 时间法 诊 断 了内爆离 子温 度＿ ２ ］ 。之 后 的 ＮＯＶＡ 和 ｏＭＥ Ｇ Ａ 装 置直到 现今世 界 上最 大 的激 光装 置 ＮＩ Ｆ上都 使用 了这项 技 术诊 断离 子温度 ＿ ３ ］ 。在 国 内的神光 Ⅱ装 置上 也 使用 过 这种 方法 诊 断直 接驱 动
内爆 的离 子温度 ］ 。神光一 Ⅲ原 型装置是 目前 国内最 大规模 的 Ｉ Ｃ Ｆ装置 ， 装置 总 能量 可达 １ ０ ｋ Ｊ 验 主要 采用 间接 驱动 方 式 ， ８路激 光 同步注 入靶 腔 并在 腔 壁 上产 生 Ｘ射 线 ， 通 过 ｘ射 线辐 射
激光惯性约束聚变研究中高时空诊断技术研究进展
第32卷第11期强激光与粒子束Vol.32,No.11激光惯性约束聚变研究中高时空诊断技术研究进展王峰，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(中国工程物理研究院激光聚变研究中心，四川绵阳621900)摘要：对国内激光惯性约束聚变(ICF)领域高时空分辨技术的最新进展进行了比较全面的介绍。
针对热斑诊断时间分辨优于10ps、空间分辨优于10ym、能区10〜30keV的需求，从光学、X射线、核诊断和计算成像几个角度，比较系统地介绍了最新的进展。
光学领域主要介绍基于泵浦探测技术的全光扫描和全光分幅技术。
全光扫描技术的时间分辨可以达到200fs，全光分幅的时间分辨可以达到5ps，空间分辨可以达到5ym o该系统的主要部件为光学器件，在ICF未来的强电磁、强电离环境下有很好的应用前景。
X射线系统主要介绍最近几年发展的高分辨KB显微镜，其采用STTS构型，可将空间分辨提高到3gm，满足当前高分辨的需求。
漂移管技术的时间分辨可以达到10ps，作为一种正在发展的技术，对此进行了较为全面的分析。
中子成像系统主要介绍了高空间分辨的记录系统以及对应的瞄准技术的进展，其空间分辨可以达到20〜25gm。
计算成像作为一个全新的分支，最近引起了ICF领域的广泛关注。
着重介绍了三维光场技术和在高时空分辨领域有很好应用前景的压缩感知超快成像(CUP)技术，对其可能在ICF领域中的应用提出了设想。
关键词：惯性约束聚变；高时空分辨；诊断；全光分幅技术；X射线诊断；电子成像技术中图分类号：TN249文献标志码：A doi:10.11884/HPLPB202032.200136Progress in high time-and space-resolving diagnostic technique forlaser-driven inertial confinement fusionWang Feng,Zhang Xing,Li Yulong,Chen Bolun,Chen Zhongjing,Xu Tao,Liu Xincheng,Zhao Hang,Ren Kuan,Yang Jiamin,Jiang Shaoen,Zhang Baohan(Laser Fusion Research Center,CAEP,P.O.Box919-988,Mianyang621900,China)Abstract：This article reviews the latest developments of high time-and space-resolving diagnostic technique for laser-driven inertial confinement fusion(ICF)in China.Focusing on the needs of hot spot diagnosis with temporalresolution better than10ps,spatial resolution better than10gm,and energy range of10-30keV,we introduce recentprogress in optical,X-ray,and nuclear diagnostics,as well as computational imaging.In optical section,we introducetwo diagnostics based on the pump detection technique:all-optical scanning,with temporal resolution up to200fs,andall-optical framing,with temporal and spatial resolution up to5ps and5gm respectively.Since the main componentsare optical,these systems have great potentials to be applied in the strong electromagnetic,ionizing environment offuture ICF research.In X-ray section,we introduce a recently developed high-resolution kirkpatrick-Baez(KB)microscope,which adopts the STTS(S and T represent sagittal and tangential directions respectively)configurationand improves the spatial resolution to3gm,meeting the current requirements.Besides,we also discuss a developingtechnology一the drift tube technology,with temporal resolution up to10ps.In nuclear section,we mainly introducethe high-resolution recording system of the neutron imaging,with spatial resolution up to20-25gm,as well as theprogress in the corresponding aiming technique.In addition,we introduce computational imaging,which is a brandnew branch attracting growing attention in ICF field.We also emphasize the three dimensional light field imagingtechnique and compressed ultrafast photography(CUP)technique,and propose their possible applications in ICF field.Key words:inertial confinement fusion；high time-and space-resolution；diagnostic；all-optical framing；X-ray diagnostic；electronic imaging technology*收稿日期：2020-05-19；修订日期：2020-07-10基金项目：国家重点研发计划项目(2017YFA0403300)；国家自然科学基金项目(11805184,11805178,11805185)；中国工程物理研究院院长基金项目(YZJJLX2019011)；科学挑战专题项目(TZ2016001)；中物院激光聚变研究中心青年人才基金项目(RCFPD4-2020-1)作者简介：王峰(1975—)，男，博士，研究员，从事激光聚变诊断研究；1f*******************。
基于非球面反射镜的高分辨KB显微成像系统设计
文章编号：1005-5630(2020)05-0050-07DOI : 10.3969/j.issn.1005-5630.2020.05.008基于非球面反射镜的高分辨KB 显微成像系统设计雷婧艺，徐 捷，陈 亮，徐欣业，李文杰，穆宝忠（同济大学 物理科学与工程学院，上海 200092）摘要：为了突破球面反射镜面形对传统Kirkpatrick-Baez （KB ）显微镜空间分辨率的限制，建立了一种非球面KB 显微成像系统的光学设计方法。
利用椭圆柱面反射镜代替球面镜，通过几何关系计算出反射镜参数的数学表达式，结合主要光学结构参数对空间分辨率影响的定量分析，提出了一组适用我国现阶段强激光装置的非球面KB 显微镜的结构参数，并在实验室内开展背光成像实验。
实验结果表明，在中心视场，其空间分辨率优于2 μm ，在200 μm 的视场范围内，空间分辨率优于5 μm ，集光立体角可达1.3×10−6sr 。
非球面KB 显微镜有效提高了KB 显微镜中心视场分辨率，符合内爆靶减速阶段的高分辨诊断需求。
关键词：激光惯性约束核聚变；X 射线显微成像；KB 显微镜；非球面反射镜；空间分辨率中图分类号：O 434.1 文献标志码：ADesign of high resolution KB microscopy systembased on aspherical mirrorLEI Jingyi ，XU Jie ，CHEN Liang ，XU Xinye ，LI Wenjie ，MU Baozhong（School of Physics Science and Engineering, Tongji University, Shanghai 200092, China ）Abstract: In order to break the limitation of the spherical mirror's surface shape on the spatial resolution of the traditional Kirkpatrick-Baez (KB) microscope, an optical design method for the aspherical KB microscopy imaging system was established. Elliptical cylindrical mirrors were used instead of spherical mirrors, and the mathematical expressions of the mirror parameters were calculated through geometric relationships. Combining the quantitative analysis of the influence of main optical structure parameters on spatial resolution, a set of optical structure parameters of aspherical KB microscopes suitable for current high-power laser devices in China were proposed,and the imaging experiment was carried out in the lab. The experiment shows that in the central field of view, the spatial resolution is better than 2 μm, and in the field of view of 200 μm, the spatial resolution is better than 5 μm, and the geometrical solid angle can reach 1.3×10−6sr.收稿日期 ：2019-12-10基金项目 ：国家重点研发计划项目（YFA0403304）作者简介 ：雷婧艺(1993—)，女，硕士研究生，研究方向为X 射线显微成像技术。
热斑效应的解决方法
热斑效应的解决方法热斑效应是指在光学系统中，由于光学元件的热扰动引起的像差现象。
这种现象会影响成像质量，尤其是在高分辨率成像时更为明显。
因此，解决热斑效应对于提高光学成像质量至关重要。
解决热斑效应的方法主要有以下几种：1. 降低光学元件的温度热斑效应的主要原因是光学元件的温度变化，因此降低光学元件的温度可以有效地减少热斑效应。
这可以通过在光学系统中增加冷却装置来实现。
例如，在高分辨率显微镜中，可以使用低温冷却器来降低样品和光学元件的温度，从而减少热斑效应的影响。
2. 优化光学元件的设计光学元件的设计也是解决热斑效应的关键。
通过优化光学元件的设计，可以减少光学元件的热扰动，从而降低热斑效应的影响。
例如，在高功率激光器中，可以使用具有高热导率的材料来制造光学元件，从而提高光学元件的散热能力，减少热斑效应的影响。
3. 使用自适应光学系统自适应光学系统可以通过实时检测光学系统中的像差，并通过调整光学元件的形状来消除像差。
因此，使用自适应光学系统可以有效地解决热斑效应。
例如，在高分辨率望远镜中，可以使用自适应光学系统来消除大气湍流引起的像差，从而提高成像质量。
4. 使用多通道成像系统多通道成像系统可以通过同时采集多个图像，并将它们合成为一个高质量的图像来消除热斑效应。
例如，在高分辨率显微镜中，可以使用多通道成像系统来同时采集样品的多个图像，并将它们合成为一个高质量的图像，从而减少热斑效应的影响。
总之，解决热斑效应是提高光学成像质量的重要步骤。
通过降低光学元件的温度、优化光学元件的设计、使用自适应光学系统和多通道成像系统等方法，可以有效地减少热斑效应的影响，提高光学成像质量。
快重离子束实现点火的可行性
２ ０ １ ３年 １ 月
强 激 光 与 粒 子 束
ＨＩ ＧＨ ＰＯＷ ＥＲ ＬＡＳＥＲ ＡＮＤ ＰＡＲＴＩ ＣＬＥ ＢＥＡＭ Ｓ
Ｖｏ １ ．２ ５，Ｎ０ ． １
Ｊ ａ ｎ ． ，２ ０ １ ３
文章编号 ： １ ０ ０ １ — ４ ３ ２ ２ （ ２ ０ １ ３ ） ０ １ ０ ０ ６ ７ — ０ ４
快 重 离子 束 实现 点 火 的可 行 性
王衍斌
（ 中 国 工 程 物 理研 究 院 激 光 聚 变 研 究 中心 ，四 川 绵 阳 ６ ２ １ ９ ０ ０ ）
摘 要 ： 采 用 蒙 特 卡 罗 方 法 计 算 了低 温下 Ｃ， Ｓ ｉ ， Ａｒ ， Ａｕ和 Ｕ 等 多 种 重 粒 子 在 等 物 质 的 量 氘 氚 等 离 子 体
中图分类号 ： Ｏ５ ３ ２ 文献标志码 ： Ａ ｄ ｏ ｉ ： ｌ Ｏ ． ３ ７ ８ ８ ／ ＨＰ Ｌ Ｐ Ｂ ２ ０ １ ３ ２ ５ ０ １ ． ０ ０ ６ ７
Ｉ Ｃ Ｆ研 究 中 的快点火 比常规 点火 降低 了对 物理 实验 条件 、 激光 技术 要求 和靶 制备 方面 的要 求 ， 因此 得 到迅
１ 二 体 相 互 作 用
等 离子 体是 局域 带 电而宏 观 中性 的物质 ， 带 电离 子 间是屏 蔽 的库仑 作用 ， 当德 拜长 度远 大于 离子 间的距离 时， 德拜 球 内 的粒 子 数大 于 １ 。当 一 个 特定 的离 子 入 射 德 拜球 时 ， 它 在任 何 时刻 都 同时受 多 个 粒 子 的 综合 作 用， 因此 ， 等 离子 体 间的作 用是 复杂 的多 体碰 撞 ， 要严 格处 理 ， 是 极其 困难 的 ， 通常采 用 近似 的方法 “ 二体 碰撞 近 似” 。“ 二 体 碰撞 近似 ” 就是 把 多体作 用 处理成 多 个二体 独 立 瞬时碰撞 的简单 叠加 ， 同时再 考虑 电荷 的屏 蔽作用 和其 他一 些修 正 ｌ ＿ １ 。如 果考 虑入 射粒 子 为高 速粒 子 ， 入 射粒 子 的阻止 本领 可表示 为 ＿ 】 关键 因素是 点火 的外部 能 量 束 。Ａｔ ｚ ｅ ｎ ｉ 等通 过 自己 的程 序代 码 Ｄ ＵＥ Ｄ对 外 部 点火 束
激光聚变动作过程
激光聚变动作过程
激光聚变的过程可以分为几个主要的步骤：点状脉冲、聚焦、传导、
多普勒升温、热膨胀和压缩。
下面将对每个步骤进行详细阐述。
首先是点状脉冲。
在激光聚变过程中，激光器会发射出短脉冲的激光，每个脉冲仅持续几皮秒到几十皮秒。
这些短脉冲激光会渗透到靶点表面的
外层，将靶点表面脱离，并产生等离子体。
接下来是聚焦。
通过使用透镜或反射镜来聚焦激光束，将激光束能量
聚集到靶点上。
在聚焦的过程中，激光束的能量密度会增加，从而加热靶
点表面。
第三个步骤是传导。
在传导过程中，高能量的激光束将能量传递给靶
点中的等离子体。
传导是一个复杂的过程，需考虑到等离子体的密度、温
度和压力等因素。
接下来是多普勒升温。
在激光聚变过程中，由于激光束的运动速度和
靶点中等离子体的运动速度之间的差异，会产生多普勒效应。
多普勒效应
会导致等离子体中的粒子速度分布不均匀，使得聚变反应的发生更加困难。
然后是热膨胀。
当高能量的激光束传递给靶点中的等离子体时，等离
子体会由于能量的吸收而发生热膨胀。
这会导致等离子体在靶点中膨胀，
使得靶点更加容易被压缩。
最后是压缩。
在激光聚变过程中，通过控制激光束的能量和焦点位置，可以使靶点中的等离子体在瞬间内受到高压作用，从而达到较高的密度和
温度。
当等离子体的温度和密度达到足够高时，核聚变反应即可发生。
核
聚变反应会释放出大量的能量，产生高温和高压的等离子体，使得等离子
体继续保持聚焦状态，从而实现聚变反应的持续进行。