余波? 丁永坤3) 蔣煒 黃天晅 陳伯倫 蒲昱東 晏驥陳忠靖張興楊家敏江少恩鄭堅

1)(中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)近代物理系,合肥 230026)

2)(中國工程物理研究院激光聚變研究中心,綿陽 621900)

3)(北京應(yīng)用物理與計算數(shù)學(xué)研究所,北京 100088)

神光III主機(jī)極向驅(qū)動靶丸表面輻照均勻性

余波1)2)? 丁永坤1)3) 蔣煒1)2) 黃天晅2) 陳伯倫2) 蒲昱東2) 晏驥2)陳忠靖2)張興2)楊家敏2)江少恩2)鄭堅1)

1)(中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)近代物理系,合肥 230026)

2)(中國工程物理研究院激光聚變研究中心,綿陽 621900)

3)(北京應(yīng)用物理與計算數(shù)學(xué)研究所,北京 100088)

(2017年3月26日收到;2017年5月2日收到修改稿)

極向驅(qū)動是在間接驅(qū)動構(gòu)型的激光裝置中,通過重瞄各束激光的位置,實現(xiàn)較均勻的靶丸表面激光輻照,以研究直接驅(qū)動慣性約束聚變的關(guān)鍵物理問題.介紹了神光III主機(jī)裝置的激光排布和焦斑特點,以及激光束重瞄方法和靶丸表面激光輻照均勻性優(yōu)化原則.給出了三階和五階超高斯近似下的激光焦斑強(qiáng)度分布, Φ540μm靶丸在能量沉積滿足cos2γ和cosγ假設(shè)時靶丸表面最均勻輻照的移束參數(shù),以及二維輻射流體程序模擬最優(yōu)移束時的內(nèi)爆對稱性結(jié)果.二維模擬結(jié)果表明,按cosγ假設(shè)移束的熱斑更對稱.分析了激光的束間功率不平衡、激光束重瞄精度和靶丸定位精度對靶丸表面輻照均勻性的影響.模擬結(jié)果表明,為了不顯著降低靶丸表面輻照均勻性,需要將束間功率不平衡控制在5%以內(nèi),激光束重瞄精度和靶丸定位精度控制在7μm以內(nèi).

極向驅(qū)動,輻照均勻性,激光重瞄

1 引 言

慣性約束聚變(inertial con fi nement fusion, ICF)利用強(qiáng)激光等提供的能量驅(qū)動靶丸聚心壓縮,使靶丸內(nèi)氘氚燃料在中心區(qū)域形成聚變點火所需的高溫高密度等離子體條件,實現(xiàn)熱核點火,并產(chǎn)生自持熱核聚變反應(yīng),釋放聚變能[1,2].激光ICF包括間接驅(qū)動[3,4]和直接驅(qū)動[5,6]兩種方式.間接驅(qū)動通過黑腔將激光能量轉(zhuǎn)換成X射線,輻射燒蝕驅(qū)動靶丸內(nèi)爆,其對流體力學(xué)不穩(wěn)定性有較好的抑制;直接驅(qū)動則使用激光均勻地輻照靶丸,電子燒蝕驅(qū)動靶丸內(nèi)爆,其流體力學(xué)不穩(wěn)定性嚴(yán)重.

間接驅(qū)動方式是目前ICF研究的重點,實驗上取得一系列重要進(jìn)展,但點火實驗受挫[7],未能按期實現(xiàn)點火.主要原因為內(nèi)環(huán)激光等離子體相互作用嚴(yán)重,致使驅(qū)動對稱性和能量耦合效率較差,且靶丸壓縮存在較大的低階模不對稱性和嚴(yán)重的熱斑混合.作為備選的點火方式,直接驅(qū)動靶結(jié)構(gòu)簡單,激光靶能量耦合效率高,診斷更為方便,調(diào)控更加容易.近年來,多束組大型激光裝置的建設(shè)和束勻滑技術(shù)的提升給直接驅(qū)動方式帶來了新的機(jī)遇,有助于解決間接驅(qū)動內(nèi)爆中存在的一些關(guān)鍵問題.

直接驅(qū)動需要抑制流體力學(xué)不穩(wěn)定性,對激光束輻照均勻性有很高的要求,需要驅(qū)動源多束、同步、對稱.為了在已建成的間接驅(qū)動構(gòu)型激光裝置上開展直接驅(qū)動研究,提出了極向驅(qū)動[8-10]方案.部分光束通過重瞄,指向更靠近赤道,以彌補(bǔ)激光大入射角度(激光束與靶面法向的夾角,文中定義為γ)下的低吸收效率,獲得均勻的輻照驅(qū)動. Craxton等[11-14]利用Omega裝置60束中的40束(極角θ=21°,42°,59°)模擬國家點火裝置[15](National Ignition Facility,NIF)的激光排布,開展了極向驅(qū)動靶丸、激光脈沖及重瞄參數(shù)設(shè)計,實驗驗證極向驅(qū)動原理和校驗數(shù)值程序.NIF在專用相位板等硬件未加工安裝前,開展了激光靶耦合、對稱性調(diào)控、激光等離子體相互作用等研究[16-19],還計劃開展流體力學(xué)不穩(wěn)定性、束間能量轉(zhuǎn)移、雙等離子體衰變等實驗.Temporal等[20]和Ramis等[21]對兆焦耳激光裝置(Laser Megajoule,LMJ)直接驅(qū)動的輻照均勻性進(jìn)行了數(shù)值優(yōu)化.鄧學(xué)偉等[22]使用球諧模分析方法,從純光學(xué)角度對神光III主機(jī)裝置[23]靶面輻照均勻性進(jìn)行了初步優(yōu)化.

本文介紹了神光III主機(jī)裝置[23]極向驅(qū)動下的靶丸輻照均勻性設(shè)計.介紹了神光III主機(jī)裝置的激光排布和焦斑特點,以及極向驅(qū)動的激光束重瞄方法和靶丸表面激光輻照均勻性優(yōu)化原則.給出了三階和五階超高斯近似下的激光焦斑強(qiáng)度分布,以及Φ540μm靶丸在能量沉積滿足cos2γ[24]和cosγ假設(shè)時靶丸最均勻輻照的移束參數(shù),并使用二維輻射流體程序?qū)σ剖鴧?shù)進(jìn)行驗證.最后分析了激光的束間功率不平衡、激光束重瞄精度和靶丸定位精度對靶丸輻照均勻性的影響.

2 激光束重瞄方法

直接驅(qū)動是使用激光直接輻照聚變靶丸,對激光輻照均勻性要求很高.在間接驅(qū)動構(gòu)型的激光裝置上開展直接驅(qū)動實驗,首先需要考慮的是激光輻照驅(qū)動的均勻性.間接驅(qū)動為了在黑腔內(nèi)高效地產(chǎn)生均勻輻射場,選擇從黑腔兩端的注入口注入激光,所以激光的注入角度(光束與腔軸夾角)較窄(一般為20°—60°),缺少直接驅(qū)動赤道區(qū)要求的大角度入射激光.因此,極向驅(qū)動需要重瞄激光光束,特別是增強(qiáng)赤道區(qū)的驅(qū)動,以獲得較為均勻的激光輻照驅(qū)動.

神光III主機(jī)裝置[23]是銣玻璃激光裝置,共48束激光,輸出的三倍頻激光能量為180 kJ/10 ns,具備脈沖時間波形整形能力,目前的輸出規(guī)模僅次于NIF[15](1.8 MJ/192束).神光III主機(jī)裝置的48束激光分別從上下半球的四個環(huán)入射(θ=28.5°, 35°,49.5°,55°),各環(huán)對應(yīng)的激光束為4,4,8,8.相鄰入射角度的激光錯開45°或22.5°,上下半球的激光錯開22.5°,如圖1所示.

神光III主機(jī)裝置的48束激光均設(shè)計使用連續(xù)相位板(continuous phase plate,CPP)[25]進(jìn)行光束勻滑,勻滑后的激光在間接驅(qū)動黑腔注入口的焦斑形狀為圓形,焦斑尺寸為Φ500μm.由投影關(guān)系圖2可知,在注入口平面為圓形的激光,其光束截面為橢圓,意味著當(dāng)神光III主機(jī)裝置的激光用于直接驅(qū)動實驗時,輻照在靶丸表面的激光焦斑為橢圓,橢圓焦斑的半長軸為250μm,半短軸由激光入射角度決定.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)神光III主機(jī)裝置的激光排布Fig.1.(color online)The beam port positions of the SGIII.

圖2 激光焦斑形狀Fig.2.The shape of laser spot.

不考慮激光束重瞄時,激光全部瞄準(zhǔn)至靶室中心,致使靶丸極區(qū)和赤道區(qū)輻照較弱,靶丸的輻照均勻性較差.為了改善靶丸表面的輻照驅(qū)動均勻性,必須進(jìn)行激光重瞄.激光束重瞄時,激光瞄準(zhǔn)點的偏移為百微米量級,遠(yuǎn)小于靶室半徑(3 m),重瞄過程可等效于激光束平移.四環(huán)激光的平移距離用Δr1,Δr2,Δr3,Δr4表示,正號表示激光往赤道區(qū)移動,負(fù)號表示激光往極區(qū)移動,如圖3所示.為了避免奇數(shù)階的不對稱性,上下半球同環(huán)激光的移束方向和大小一致.

激光束重瞄能夠補(bǔ)償赤道區(qū)的輻照驅(qū)動不足,改善靶丸表面輻照均勻性,但也可能出現(xiàn)其他問題：比如平移可能會造成光束邊緣能量丟失;靶球的幾何形狀使得光束中每根射線到達(dá)靶面的光程不同,即產(chǎn)生時變的輻照不均勻性;赤道區(qū)的大量光束交叉使得束間能量轉(zhuǎn)移效應(yīng)比較嚴(yán)重;初期形成的等離子體會偏轉(zhuǎn)光束,使激光能量沉積在遠(yuǎn)離燒蝕面的位置,不能有效地沉積在臨界密度面等.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)激光束重瞄示意圖Fig.3.(color online)The laser beam repointing strategy.

3 靶丸輻照均勻性優(yōu)化

3.1 優(yōu)化原則

為了優(yōu)化激光束重瞄位置,得到最優(yōu)的輻照均勻性,使用三維視角因子方法[26]計算到達(dá)靶丸表面的激光強(qiáng)度分布,也即靶丸輻照均勻性.由于靶丸對激光的能量吸收與激光的入射角度有關(guān),進(jìn)行靶丸表面輻照均勻性分析時,假設(shè)靶丸能量吸收與cosγ有關(guān),以補(bǔ)償斜入射造成的吸收降低.文獻(xiàn)[24]的研究結(jié)果表明,激光能量沉積滿足cos2γ分布,本文同時計算了滿足cosγ分布時的情況.

在靶丸輻照均勻性優(yōu)化中,為了最大化地利用激光裝置的輸出能力,優(yōu)化只涉及激光束重瞄,不調(diào)整各環(huán)的激光功率;為了減小激光束交叉引起的束間能量轉(zhuǎn)移效應(yīng),激光束的移束范圍僅限于對應(yīng)的入射半球,并限制各環(huán)激光的交叉.此外,模擬時不考慮焦斑本身的不均勻性和激光的束間能量轉(zhuǎn)移.

靶丸表面激光輻照均勻性由均方根(root mean square,RMS)進(jìn)行評估[20]：

式中I(θ,φ)為靶丸表面激光強(qiáng)度,〈I〉為靶丸表面的平均強(qiáng)度.理論上,靶丸表面均勻性越差,RMS越大.

Omega的實驗結(jié)果表明[27],激光焦斑半徑小于靶丸半徑的4/5時,輻照均勻性會顯著變差,致使內(nèi)爆中子產(chǎn)額急劇降低.綜合考慮制靶技術(shù)和神光III主機(jī)裝置的焦斑尺寸,選擇Φ540μm靶丸作為輻照均勻性研究對象,為極向驅(qū)動爆推靶實驗做準(zhǔn)備.

與靶丸輻照均勻性密切相關(guān)的還有激光焦斑的強(qiáng)度分布.使用CPP時神光III主機(jī)裝置的激光焦斑強(qiáng)度可近似為超高斯分布[12],且在間接驅(qū)動黑腔注入口平面為圓形,所以神光III主機(jī)裝置的激光焦斑橫截面強(qiáng)度分布為

式中n為階數(shù),對于神光III主機(jī)裝置可近似為3或5;δ為激光焦斑的1/e半徑;rx和ry分別為橢圓焦斑的半長軸和半短軸.已知激光焦斑直徑和階數(shù)n,可得參數(shù)δ,即可確定各環(huán)激光焦斑的光強(qiáng)分布.

3.2 三階超高斯焦斑

在單束激光的能量為1 kJ/1 ns時,三階超高斯近似下的激光焦斑形狀和強(qiáng)度分布如圖4所示.焦斑的長軸不受激光入射角度的影響,半長軸為250μm,而短軸與激光入射角度有關(guān),入射角度越大,短軸越短.因此,激光焦斑強(qiáng)度也與激光入射角度有關(guān),入射角度越大,激光焦斑的短軸越短(長軸不變),在每束激光功率相同時,焦斑功率密度也就越高,最高可達(dá)1.8×1015W/cm2.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)不同激光入射角度下三階超高斯焦斑的光強(qiáng)分布Fig.4.(color online)The laser intensity distribution of third-order super-Gaussian spot at various incidence angles.

圖5所示為三階超高斯近似下優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸表面最均勻激光輻照,圖中的靶面光強(qiáng)進(jìn)行了歸一.為了最大程度地利用激光能量,優(yōu)化時假定每束激光的功率相同.當(dāng)能量沉積滿足cos2γ分布時,優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸最優(yōu)輻照對應(yīng)的四環(huán)激光分別移束-48,-4,42,127μm,靶丸表面RMS為2.88%.當(dāng)能量沉積滿足cosγ分布時,優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸最優(yōu)輻照對應(yīng)的四環(huán)激光分別移束-48,-13,27,119μm,靶丸表面RMS為2.70%.

在三階超高斯近似下優(yōu)化Φ510—570μm靶丸的激光輻照,得到的最優(yōu)移束參數(shù)如圖6所示. 28.5°和35°激光移束參數(shù)主要受靶丸邊緣的限制,且靶丸直徑的變化對激光入射角度基本無影響,所以兩種假設(shè)的移束值幾乎相同.55°激光移束參數(shù)也主要受靶丸邊緣的限制,靶丸直徑較小時兩種假設(shè)的移束值幾乎相同.能量沉積滿足cosγ假設(shè)時,赤道區(qū)大角度入射激光的能量吸收效率會高于cos2γ假設(shè),所以49.5°激光對55°激光的補(bǔ)償減少,即cosγ假設(shè)時49.5°激光往赤道區(qū)的移束參數(shù)小.cos2γ假設(shè)對靶丸Φ535μm有明顯RMS谷值,而cosγ假設(shè)無此現(xiàn)象.

圖5 (網(wǎng)刊彩色)三階超高斯近似下Φ540μm靶丸的最均勻輻照 (a)滿足cos2γ分布;(b)滿足cosγ分布Fig.5.(color online)The irradiation uniformity on Φ540μm capsule when n=3：(a)Conforming to cos2γ distribution;(b)conforming to cosγ distribution.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)三階超高斯近似下不同直徑靶丸的移束參數(shù) (a)cos2γ;(b)cosγFig.6.(color online)Repointing parameters of capsules with di ff erent diameters when n=3：(a)cos2γ;(b)cosγ.

3.3 五階超高斯焦斑

神光III主機(jī)裝置的實際焦斑光強(qiáng)分布更接近于五階超高斯分布.單束激光的能量為1 kJ/1 ns時,五階超高斯近似下的激光焦斑尺寸和強(qiáng)度分布如圖7所示.與三階超高斯近似相同,橢圓焦斑的長軸不受入射角度的影響,半長軸為250μm;短軸與激光入射角度有關(guān),入射角度越大,短軸越短,焦斑越小,其功率密度也就越高,最高可達(dá)1.4×1015W/cm2.由于五階超高斯近似時的光強(qiáng)分布更分散,其焦斑的整體功率密度小于三階超高斯近似.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)五階超高斯焦斑的光強(qiáng)分布Fig.7.(color online)The laser intensity distribution of fi fth-order super-Gaussian spot.

圖8為五階超高斯近似下,優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸最均勻的激光輻照,圖中的靶面光強(qiáng)進(jìn)行了歸一化處理.當(dāng)能量沉積滿足cos2γ分布時,優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸最均勻輻照對應(yīng)的四環(huán)激光分別移束-51,-29,47,116μm,靶丸表面RMS為4.30%.當(dāng)能量沉積滿足cosγ分布時,優(yōu)化得到的Φ540μm靶丸最均勻輻照對應(yīng)的四環(huán)激光分別移束-51,-36,35,99μm,靶丸表面RMS為3.49%.對比三階超高斯近似的結(jié)果,五階超高斯近似的靶丸表面RMS變差,主要是因為五階超高斯焦斑的高強(qiáng)度部分較大,重疊區(qū)變大.

在五階超高斯近似下優(yōu)化Φ510—570μm靶丸表面的最優(yōu)激光輻照,得到的移束參數(shù)如圖9所示.五階超高斯近似時變化規(guī)律和三階超高斯近似時類似：28.5°和35°激光移束距離主要受靶丸邊緣的限制,兩種假設(shè)的移束值幾乎相同;55°激光移束也主要受靶丸邊緣的限制,靶丸直徑較小時兩種假設(shè)的移束值幾乎相同;49.5°激光主要受55°激光移束參數(shù)的影響,cosγ假設(shè)對赤道區(qū)的補(bǔ)償比cos2γ假設(shè)小,所以49.5°激光往赤道區(qū)的移束距離減小.

圖8 (網(wǎng)刊彩色)五階超高斯近似下Φ540μm靶丸的最均勻輻照 (a)cos2γ;(b)cosγFig.8.(color online)The irradiation uniformity on Φ540μm capsule when n=5：(a)cos2γ;(b)cosγ.

圖9 (網(wǎng)刊彩色)五階超高斯近似下不同直徑靶丸的移束參數(shù) (a)cos2γ;(b)cosγFig.9.(color online)Repointing parameters of capsules with di ff erent diameters when n=5：(a)cos2γ;(b)cosγ.

3.4 二維對稱性分析

三維視角因子方法計算靶丸表面輻照均勻性是一種解析方法,激光的吸收效率用與入射激光和靶面法線夾角有關(guān)的經(jīng)驗函數(shù)近似,此方法的優(yōu)點是計算速度快,但與激光在靶丸表面的真實吸收過程有較大差異.為此,我們使用Multi2D[28]對靶丸壓縮的最終狀態(tài)進(jìn)行模擬.Multi2D包含三維光線追蹤和二維輻射流體模擬,激光通過逆韌致吸收在靶丸臨界密度面沉積能量,但不包括束間能量轉(zhuǎn)移過程.

圖10所示為模擬Φ540μm靶丸在五階超高斯焦斑移束參數(shù)下,靶丸峰值反應(yīng)時刻的熱斑壓力分布,其中橫向為靶室z軸.Φ540μm靶丸的玻璃殼層厚2.6μm,CH層厚1μm,充40 atm (1 atm=1.0125×105Pa)DT燃料.驅(qū)動激光的移束參數(shù)選用靶丸最均勻輻照時的移束參數(shù),如圖8所示.二維輻射流體模擬結(jié)果表明,按cos2γ假設(shè)移束時的熱斑被壓縮為香腸型,而按cosγ假設(shè)移束時的熱斑更對稱,能量沉積更滿足cosγ分布.

圖10 (網(wǎng)刊彩色)熱斑壓力的二維分布 (a)cos2γ;(b)cosγFig.10.(color online)Pressure distribution of the hot spot：(a)cos2γ;(b)cosγ.

4 激光和靶定位的影響

前文中靶丸表面激光輻照均勻性優(yōu)化僅僅針對激光束的重瞄位置,沒有考慮激光的束間功率不平衡,以及激光束重瞄和靶丸定位誤差對靶丸輻照均勻性的影響.實際上,由于工程技術(shù)水平的限制,每束激光的輸出功率和重瞄位置、靶丸定位均會有偏差,會對靶丸表面輻照均勻性產(chǎn)生較大影響,這可以使用蒙特卡羅方法進(jìn)行模擬分析.模擬時,分別對每束激光的功率和重瞄位置、靶丸定位位置添加隨機(jī)擾動,統(tǒng)計各擾動量與靶丸表面RMS的關(guān)系,即可得到激光和靶丸定位精度對靶丸表面輻照均勻性的影響.模擬使用Φ540μm靶丸,激光焦斑采用五階超高斯近似,并基于最優(yōu)移束參數(shù).

單束激光從毫焦增益至千焦增益是一個復(fù)雜的非線性過程,必然造成每束激光能量的抖動,即束間功率不平衡.進(jìn)行蒙特卡羅模擬時,對每束激光的功率添加隨機(jī)擾動(即束間功率不平衡),然后在最優(yōu)移束參數(shù)下計算靶丸表面輻照均勻性,即RMS.統(tǒng)計計算結(jié)果,得到激光束間功率不平衡對靶丸輻照均勻性的影響,如圖11所示.從模擬結(jié)果可知,束間功率平衡越差,越可能造成靶丸表面的輻照不均勻.為了不對靶丸表面的輻照均勻性造成顯著影響(RMS變差20%),需要將激光的束間功率不平衡控制在5%以內(nèi).

神光III主機(jī)的靶室直徑為6 m,激光束聚焦透鏡的焦距較大,激光束重瞄通過改變終端光學(xué)組件中反射鏡的角度來實現(xiàn),反射鏡微小的角度誤差會造成激光束重瞄的巨大偏差.圖12所示為模擬最優(yōu)移束參數(shù)下,激光束重瞄精度對靶丸輻照均勻性的影響.重瞄精度通過對每束激光的移束參數(shù)微擾控制.從模擬結(jié)果可知,激光束重瞄精度越低,越可能造成靶丸表面的輻照不均勻.為了不會顯著降低靶丸表面的輻照均勻性,激光束重瞄精度需要控制在7μm以內(nèi).

神光III主機(jī)直接驅(qū)動內(nèi)爆使用的靶丸直徑在百微米量級,靶丸通過外輪廓實現(xiàn)在靶室中心的定位,外輪廓提取誤差和靶室基準(zhǔn)誤差都會影響靶丸表面輻照均勻性.圖13所示為模擬最優(yōu)移束參數(shù)下,靶丸定位精度對靶丸輻照均勻性的影響.靶丸定位精度通過靶丸球心坐標(biāo)微擾控制.從模擬結(jié)果可知,靶丸定位精度越低,靶丸表面的輻照均勻性越差.與激光束重瞄精度的單束效應(yīng)不同,靶丸定位誤差會影響所有激光束的瞄準(zhǔn),無法通過激光束之間相互補(bǔ)償.為了不使靶丸表面的輻照均勻性顯著變差,靶丸定位精度需要控制在7μm以內(nèi).

圖11 激光的束間功率不平衡對靶丸輻照均勻性的影響 (a)cos2γ;(b)cosγFig.11.The e ff ect of the power imbalance on irradiation uniformity：(a)cos2γ;(b)cosγ.

圖12 激光束的重瞄精度對靶丸輻照均勻性的影響 (a)cos2γ;(b)cosγFig.12.The e ff ect of the repointing error on irradiation uniformity：(a)cos2γ;(b)cosγ.

圖13 靶丸定位精度對靶丸輻照均勻性的影響 (a)cos2γ;(b)cosγFig.13.The e ff ect of the target pointing error on irradiation uniformity：(a)cos2γ;(b)cosγ.

5 結(jié) 論

直接驅(qū)動是ICF的點火方式之一,具有靶簡單、能量耦合效率高等優(yōu)點.為了在間接驅(qū)動構(gòu)型的激光裝置中開展直接驅(qū)動研究,通過重瞄各束激光位置而不改變激光器構(gòu)型的極向驅(qū)動方式開始用于研究直接驅(qū)動中的一些關(guān)鍵問題,比如對稱性調(diào)控、束間能量轉(zhuǎn)移、激光等離子體相互作用等.

為了在神光III主機(jī)開展直接驅(qū)動內(nèi)爆實驗,使用三維視角因子程序?qū)Ζ?40μm靶丸的激光重瞄參數(shù)進(jìn)行了優(yōu)化.模擬了三階和五階超高斯近似的兩種焦斑,對比了能量沉積滿足cos2γ和cosγ的兩種分布,并用二維輻射流體程序?qū)煞N移束參數(shù)進(jìn)行驗證.模擬結(jié)果表明,五階超高斯近似焦斑按cosγ假設(shè)移束時的熱斑更對稱,四環(huán)的移束值分別為-51,-36,35,99μm,靶丸表面的RMS為3.49%.此外,激光的束間功率不平衡、激光束重瞄精度和靶丸定位精度對靶丸輻照均勻性有直接影響.分析結(jié)果表明,為了不顯著降低靶丸表面的輻照均勻性,需要將激光的束間功率不平衡控制在5%以內(nèi),激光束重瞄精度和靶丸定位精度需要控制在7μm以內(nèi).

模擬使用的三維視角因子程序較為簡單方便,計算速度快,但不能真實再現(xiàn)激光吸收過程,也無法考慮束間能量轉(zhuǎn)移,對輻照均勻性的模擬結(jié)果需經(jīng)過實驗校驗.另外,CPP雖能勻滑激光焦斑,但其效果有限,模擬未考慮焦斑的不均勻性.此外,靶丸球形度、靶支撐桿等缺陷對輻照均勻性的影響也需進(jìn)一步考慮.

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[2]Atzeni S,Meyer-ter-Vehn J 2004 The Physics of Inertial Fusion:Beam Plasma Interaction,Hydrodynamics, Hot Dense Matter(Oxford：Clarendon Press)p32

[3]Lindl J D 1995 Phys.Plasmas 2 3933

[4]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

[5]Bodner S E,Colombant D G,Gardner J H,Lehmberg R H,Obenschain S P,Phillips L,Schmitt A J,Sethian J D,McCrory R L,Seka W,Verdon C P,Knauer J P, Afeyan B B,Powell H T 1998 Phys.Plasmas 5 1901

[6]Craxton R S,Anderson K S,Boehly T R,Goncharov V N,Harding D R,Knauer J P,McCrory R L,McKenty P W,Meyerhofer D D,Myatt J F,Schmitt A J,Sethian J D,Short R W,Skupsky S,Theobald W,Kruer W L, Tanaka K,Betti R,Collins T J B,Delettrez J A,Hu S X,Marozas J A,Maximov A V,Michel D T,Radha P B,Regan S P,Sangster T C,Seka W,Solodov A A, Soures J M,Stoeckl C,Zuegel J D 2015 Phys.Plasmas 22 110501

[7]Lindl J,Landen O,Edwards J,Moses E D,NIC Team 2014 Phys.Plasmas 21 020501

[8]Skupsky S,Marozas J A,Craxton R S,Betti R,Collins T J B,Delettrez J A,Goncharov V N,McKenty P W, Radha P B,Boehly T R,Knauer J P,Marshall F J, Harding D R,Kilkenny J D,Meyerhofer D D,Sangster T C,McCrory R L 2004 Phys.Plasmas 11 2763

[9]Cok A M,Craxton R S,McKenty P W 2008 Phys.Plasmas 15 082705

[10]Collins T J B,Marozas J A,Anderson K S,Betti R, Craxton R S,Delettrez J A,Goncharov V N,Harding D R,Marshall F J,McCrory R L,Meyerhofer D D,McK-enty P W,Radha P B,Shvydky A,Skupsky S,Zuegel J D 2012 Phys.Plasmas 19 056308

[11]Craxton R S,Marshall F J,Bonino M J,Epstein R, McKenty P W,Skupsky S,Delettrez J A,Igumenshchev I V,Jacobs-Perkins D W,Knauer J P,Marozas J A, Radha P B,Seka W 2005 Phys.Plasmas 12 056304

[12]Radha P B,Marozas J A,Marshall F J,Shvydky A, Collins T J B,Goncharov V N,McCrory R L,McKenty P W,Meyerhofer D D,Sangster T C,Skupsky S 2012 Phys.Plasmas 19 082704

[13]Krasheninnikova N S,Cobble J A,Murphy T J,Tregillis I L,Bradley P A,Hakel P,Hsu S C,Kyrala G A,Obrey K A,Schmitt M J,Baumgaertel J A,Batha S H 2014 Phys.Plasmas 21 042703

[14]Radha P B,Marshall F J,Marozas J A,Shvydky A,Gabalski I,Boehly T R,Collins T J B,Craxton R S,Edgell D H,Epstein R,Frenje R A,Froula D H,Goncharov V N,Hohenberger M,McCrory R L,McKenty P W,Meyerhofer D D,Petrasso R D,Sangster T C,Skupsky S 2013 Phys.Plasmas 20 056306

[15]Moses E I 2008 Fusion Sci.Technol.54 361

[16]Schmitt M J,Bradley P A,Cobble J A,Fincke J R, Hakel P,Hsu S C,Krasheninnikova N S,Kyrala G A, Magelssen G R,Montgomery D S,Murphy T J,Obrey K A,Shah R C,Tregillis I L,Baumgaertel J A,Wysocki F J,Batha S H,Craxton R S,McKenty P W,Fitzsimmons P,Nikroo A,Wallace R 2013 Phys.Plasmas 20 056310

[17]Hohenberger M,Radha P B,Myatt J F,LePape S, Marozas J A,Marshall F J,Michel D T,Regan S P, Seka W,Shvydky A,Sangster T C,Bates J W,Betti R,Boehly T R,Bonino M J,Casey D T,Collins T J B,Craxton R S,Delettrez J A,Edgell D H,Epstein R, Fiksel G,Fitzsimmons P,Frenje J A,Froula D H,Goncharov V N,Harding D R,Kalantar D H,Karasik M, Kessler T J,Kilkenny J D,KnauerJ P,Kurz C,LafonM,LaFortune K N,MacGowan B J,Mackinnon A J, MacPhee A G,McCrory R L,McKenty P W,Meeker J F,Meyerhofer D D,Nagel S R,Nikroo A,Obenschain S, Petrasso R D,Ralph J E,Rinderknecht H G,Rosenberg M J,Schmitt A J,Wallace R J,Weaver J,Widmayer W, Skupsky S,Solodov A A,Stoeckl C,Yaakobi B,Zuegel J D 2015 Phys.Plasmas 22 056308

[18]Murphy T J,Krasheninnikova N S,Kyrala G A,Bradley P A,Baumgaertel J A,Cobble J A,Hakel P,Hsu S C, Kline J L,Montgomery D S,Obrey K A D,Shah R C,Tregillis I L,Schmitt M J,Kanzleiter R J,Batha S H,Wallace R J,Bhandarkar S D,Fitzsimmons P, Hoppe M L,Nikroo A,Hohenberger M,McKenty P W, Rinderknecht H G,Rosenberg M J,Petrasso R D 2015 Phys.Plasmas 22 092707

[19]Weilacher F,Radha P B,Collins T J B,Marozas J A 2015 Phys.Plasmas 22 032701

[20]Temporal M,Canaud B,Garbett W J,Ramis R 2014 Phys.Plasmas 21 012710

[21]Ramis R,Temporal M,Canaud B,Brandon V 2014 Phys.Plasmas 21 082710

[22]Deng X W,Zhou W,Yuan Q,Dai W J,Hu D X,Zhu Q H,Jing F 2015 Acta Phys.Sin.64 195203(in Chinese) [鄧學(xué)偉，周維，袁強(qiáng)，代萬俊，胡東霞，朱啟華，景峰2015物理學(xué)報64 195203]

[23]Deng X W,Zhu Q H,Zheng W G,Wei X F,Jing F, Hu D X,Zhou W,Feng B,Wang J J,Peng Z T,Liu L Q,Chen Y B,Ding L,Lin D H,Guo L F,Dang Z 2014 Proc.of SPIE 9266 926607

[24]Schmitt A J 1984 Appl.Phys.Lett.44 399

[25]Yang C L,Zhang R Z,Xu Q,Ma P 2008 Appl.Opt.47 1465

[26]Basko M 1996 Phys.Plasmas 3 4148

[27]Froula D H,Igumenshchev I V,Michel D T,Edgell D H, Follett R,Glebov V Y,Goncharov V N,Kwiatkowski J, Marshall F J,Radha P B,Seka W,Sorce C,Stagnitto S,Stoeckl C,Sangster T C 2012 Phys.Rev.Lett.108 125003

[28]Ramis R,Meyer-ter-Vehn J,Ramireza J 2009 Comput. Phys.Commun.180 977

PACS:52.57.—z,52.57.Fg,02.60.Pn DOI:10.7498/aps.66.145202

Laser irradiation uniformity for polar direct drive on ShenGuang III facility

Yu Bo1)2)?Ding Yong-Kun1)3)Jiang Wei1)2)Huang Tian-Xuan2)Chen Bo-Lun2)Pu Yu-Dong2)Yan Ji2)Chen Zhong-Jing2)Zhang Xing2)Yang Jia-Min2)Jiang Shao-En2)Zheng Jian1)
1)(Department of Modern Physics,University of Science and Technology of China,Hefei 230026,China)
2)(Research Center of Laser Fusion,China Academy of Engineering Physics,Mianyang 621900,China)
3)(Institute of Applied Physics and Computational Mathematics,Beijing 100088,China)

26 March 2017;revised manuscript

2 May 2017)

Inertial con fi nement fusion utilizes sufficient laser beams to directly illuminate a spherical capsule,or convert the laser into thermal X-rays inside a high Z hohlraum to drive capsule implosion.The direct drive implosion is one of ways toward central ignition and similar to the indirect drive implosion,but has higher laser energy coupling efficiency and the potential for higher-gain implosion than indirect drive,and needs stringent laser condition.In order to develop and execute the direct drive experiment on the laser facility,which is con fi gured initially for indirect drive,the polar direct drive has been proposed and validated on the Omega laser facility and the National Ignition Facility.The polar direct drive repoints some of the beams toward the polar and equator of the target,thus increasing the drive energy on the polar and equator of capsule and achieving the most uniform irradiation.The present article focuses on the laser irradiation uniformity of the target in polar direct drive on ShenGuangIII(SGIII)facility.Firstly,the laser beam con fi guration of the SGIII,the characteristics of laser spots,the laser beam repointing strategy and the principle of optimization are introduced.The 48 laser beams are distributed over four cones per hemisphere and the beam centerlines are repointed in polar direct drive.The continuous phase plates(CPPs)of the SGIII are designed to have unique shape to make the laser beam with a 250μm-radius circular section at the laser entrance hole in indirect drive,and thus the laser beams have ellipse cross sections with fi xed major axis and di ff erent minor axes in di ff erent cones.Then,the irradiation uniformity of Φ540μm target is optimized by the three-dimensional(3D)view factor method on the assumption that the laser intensity distribution is super-Gaussian with three and fi ve orders,and the energy deposition distributions are expressed as cos2γ and cosγ.The irradiation nonuniformity of less than 5%on the polar direct drive capsule of 540μm in diameter is achieved.The pressure distribution of the hot spot at the neutron bang time with the optimized parameter is also simulated by Multi2D,and the results of 2D hydrodynamics simulation indicate that the hot spot under the assumption of cosγ distribution is more symmetric.Finally,the e ff ects on irradiation uniformity of the beam-to-beam power imbalance,the repointing error and the target pointing error are estimated by the Monte Carlo method.According to the simulation results,the laser root mean square nonuniformity on the target will not become worse observably when the maximal beam-to-beam power imbalance is limited to a value of 5%,and the repointing error and the target pointing error are better than 7μm.

polar drive,irradiation uniformity,laser repointing

:52.57.—z,52.57.Fg,02.60.Pn

10.7498/aps.66.145202

?通信作者.E-mail：yubobnu@163.com

?2017中國物理學(xué)會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

?Corresponding author.E-mail：yubobnu@163.com