惯性约束聚变能源与激光驱动器讲解
惯性约束聚变激光驱动装置用光学元器件的研究进展
惯性约束聚变激光驱动装置用光学元器件的研究进展邵建达;戴亚平;许乔【摘要】介绍了为提高惯性约束聚变(ICF)激光驱动装置的光束质量和输出功率,我国在神光系列激光装置的建设、运行和性能提升方面开展的工作.综述了我国近年来ICF激光装置用光学元器件的重要研究进展.文中涉及了高纯金属铪和磷酸二氢钾(KDP)等原材料的制备和四大主材(钕玻璃、高纯度KDP、熔石英和KDP/高掺氘KDP(KDP/DKDP晶体)的熔炼、加工和生长.描述了元器件的冷加工(针对钕玻璃、白玻璃、KDP晶体)技术和镀膜技术(针对介质膜和化学膜).最后,给出了针对大口径光学元件工序检及终检开展的多项关键检测技术.文中介绍的关键技术与工艺满足了绝大部分光学元器件的需求,显著提升了光学元器件的研发和生产能力.【期刊名称】《光学精密工程》【年(卷),期】2016(024)012【总页数】7页(P2889-2895)【关键词】惯性约束核聚变(ICF)激光装置;光学元器件;材料制备;光学检测;综述【作者】邵建达;戴亚平;许乔【作者单位】中国科学院上海光学精密机械研究所,上海201800;中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳621000;成都精密光学工程研究中心,四川成都610000【正文语种】中文【中图分类】TL632;TN305.2惯性约束聚变(Inertial Confinement,ICF)激光驱动装置是一项庞大、复杂且系统性极强的超大型光学工程，这个大型光学系统中包含片状玻璃放大器、反射镜、透镜、偏振元件、晶体、窗口以及衍射光学元件等各种性能的光学元器件。
以当前世界上规模最大、能量最强的激光器——美国国家点火装置(NIF)为例，它包含了大约7 500块大尺寸光学元件(直径在600～1 000 mm)和30 000块小尺寸光学元件[1]。
对用于ICF驱动的高功率激光装置而言，获得更高输出能量和功率的激光束一直是研究人员追求的目标。
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。
激光惯性约束聚变(ICF)驱动器的研究进展和快点火概念平台论文
表 1 NIF 1/50 光束达标的重大进展
输出激光波长
单束输出能量
脉宽
输出能密度
输出功率密度
1053nm(1ω0) 525nm(2ω0) 351nm(3ω0)
26.5kJ 11.4kJ 10.4kJ
(？) (4ns) (4ns)
16.6J/cm2 7.1J/cm2 6.5J/cm2
? 1.72GW/cm2 1.63GW/cm2
2001 年，英国卢瑟福实验室的 P.Norreys 与日本大阪大学 R.P.Kodama 等合作[5]，在日本大阪 大学 Gekko-Ⅻ激光装置上利用金锥管导引百 TW 点火脉冲从实验上演示了快点火物理原理。2002 年 的实验[6](见图 2)把点火脉冲能量提升至近 1PW，获得超热电子吸收 40%，热核燃料区温度 8 百万至 1 千万度，中子产额由 104 增加到 107 的好结果。
燃料等离体高温条件给出了氘氚反应机率的下限，需要驱动器提供额外的用于加温点火燃烧 的激光能量。
最小ρr 乘积条件涉及反应生成的 3.5Mev 动能的α粒子在未反应燃料中的有效沉积吸收，是在 初始热核点火后把全部燃料加温到高反应温度，实现自持燃烧的基本条件。从最小ρr 乘积条件可 以推导出一发激光聚变打靶所需 DT 燃料最低质量的要求，从而限定了驱动器必需提供的最低激光能 量需求。
第五届全国光子学大会会议论文集 第一分册：特约报告
激光惯性约束聚变(ICF)驱动器的研究进展 和快点火概念平台
林尊琪
(中国科学院上海光学精密机械研究所) 摘 要：简要介绍了激光惯性约束核聚变(ICF)的工作模式、应用目标及不断对激光驱动器提出 的新技术要求。列举了国内外 ICF 驱动器研究工作若干重要的新进展。鉴于国际 ICF 前沿领域对 ICF 快点火研究工作不断加强和深化，而我国在用于快点火的高能拍瓦激光技术方面暂时处于落后状态， 本文提出发展我国高能拍瓦(PW,105W)激光器的一些建议，供参考。 关键词：激光惯性约束聚变、快点火、高能拍瓦激光、激光驱动器
浅谈惯性约束核聚变_张杰
零,也即将磁场零点定在ν=1/2处,那么所有的FQHE 态看起来和IQHE 态一样.例如,ν=1/2和ν=1/3之间的磁场间隔ΔB 正好与ν=1所需的磁场一样,也就是说,经平移以后ν=1/3态就成了ν=1态.同样ν=2/5态成为ν=2态,ν=3/7态成为ν=3态.这就是说,原来电子的FQHE 态变成了组合费米子的IQHE 态.组合费米子模型在FQH E 和IQH E 之间建立了十分直接的联系.6 组合费米子的有效质量众所周知,由IQHE 的能隙 ωc = e B /m ＊c 可以直接计算出电子的有效质量m ＊.那么从图11上的直线斜率也可以直接算出组合费米子的有效质量m ＊c F1≈0.6me .它远大于电子在导带中的有效质量.但是事情并不那样十全十美.按说将图11中能隙外推到ν=1/2处应当为零,然而现在得到的却是一个负截距.实际上在IQH E 效应中也遇到类似的情况.在实际样品中,受杂质、缺陷或者结构尺寸涨落的影响,朗道能级的展宽使整数填充因子处的朗道能隙间距减小,同样在B =0处出现一个负截距.根据上述类比,图11中在ν=1/2处负截距大小实际给出了组合费米子所受到的散射大小.至此,可以讲组合费米子是分数量子霍尔效应中的新粒子.Stormer 认为,组合费米子的真实性一点不比超导中的库珀对差.7 结束语鉴于量子霍尔效应涉及深奥的物理内涵,本文只是力图从物理图像的角度粗浅地介绍它的基本性质.特别是目前对FQH E 态的研究仍在不断深入,本文所涉及的内容十分基础,不可能反映这方面研究工作的广度和深度.作者只希望借1998年诺贝尔物理学奖颁布之际,能使本刊读者对量子霍尔效应有一概括的了解.另一方面,由于本文是属知识介绍性的文章,因时间关系没有一一列出每项工作的有关文献,其目的只是想减小工作量.如有不妥之处,请予以谅解.＊ 国家高技术惯性约束核聚变委员会资助项目 1998-11-19收到初稿,1998-12-10修回浅谈惯性约束核聚变＊张 杰(中国科学院物理研究所,北京 100080) 摘 要 以煤、石油、天然气为代表的化石能源终将枯竭,基于核裂变反应的核裂变能源也由于安全性和核废料的处理等问题而不尽如人意.人类期待着新的能源.受控热核聚变反应能释放巨大的能量,而且由于这种能源干净、安全,且以用之不竭的海水作为原料,因此,受控热核聚变能是人类下一世纪的能源的主要希望所在.在地球上,主要有两种方法实现受控热核聚变反应:磁约束核聚变和惯性约束核聚变.文章通俗地介绍了惯性约束核聚变的基本原理和惯性约束核聚变研究的最新进展.关键词 惯性约束核聚变·142·物理AN OVERVIEW OF INERTIAL C ONFINEMENT FUSI ONZhang Jie(Institute of Phys ics,The C h ines e Aca demy of Sciences,Beijing 100080)Abstract The fossil fuel era is almost over.If we continue to burn fossil fuels such as oil or natural gas for energy,they will last only another few hundred years.Present energy use t rends indi-cate that an energy shortfall could arise midway through the21st c entury as fossil fuels are depleted. Taming fusion will provide us with a virtually inexhaustible source of clean,acc essible energy.In this article a brief overview of inertial confinement fusion with a sumary of recent research results will be presented.Key word inertial confinement fusion1 引言宇宙的能量来自核聚变反应.太阳,还有许多恒星都是天然的核聚变能源,在太阳中发生的核聚变反应给整个世界和我们的日常生活提供了能量.人类社会运转所需要的煤、石油和天然气都是亿万年以前太阳与当时的植物相互作用的产物.在地球的沉积层中,埋藏着许多远古时代的生物遗体.在缺氧、泥沙层不断增厚、内部压力和温度不断增加的环境下,经过细菌的分解作用,形成了石油、煤和天然气等“化石”能源.这些化石能源都是不能再生的.目前世界人口大约每40年翻一番,用电量也是每40年翻一番.到目前为止,人类已经用掉了地球上几乎一半的化石能源.如图1所示,按照目前人类对化石能源的要求来推算,在22世纪到23世纪这段时间,人类对化石能源的消耗将达到最大,与此同时,地球上开始出现这种化石能源供不应求的现象.到24世纪中叶,这种化石能源就会枯竭.这种严峻的现实使得人类对新能源的探索,已经从单纯的实验室中的研究项目变成了人类社会的强烈需求.图1 人类社会发展对能量的需求和现有的化石能源的供给随时间的变化趋势(图中的估算的假设:世界人口稳定在100亿,每人年平均能耗为美国1985年水平的2/3) 尽管实际上世界上的所有能量都来自太阳的核聚变反应,习惯上,人们还是将“太阳能”专指把太阳光转化为热能和电能的技术.太阳能的确非常重要,但是太阳能不可能满足人类生·143·28卷(1999年)3期活对能量的全部要求.目前的核电站所产生的能量来自核裂变反应.这种核裂变反应所提供的能量在下个世纪的生活中将会变得越来越重要.但是,这种核电站的安全性、对环境的污染以及核废料的处理等问题的确令人大伤脑筋.核裂变反应能是在重原子核受到中子的轰击裂变为轻原子核时所释放的能量,与此相反,核聚变反应能则是在轻原子核聚变为重原子核时所释放的能量.如图2所示,核聚变反应可以比核裂变反应释放大得多的能量.早在50年前,人们就认识到太阳和其他恒星的能量都来自核聚变反应.下面我们以氢原子的两种同位素氘和氚的聚变反应为例来说明核聚变反应.氘和氚都带正电荷,互相排斥.因此要想把它们聚合起来,需要用很大的能量才能克服它们相互间的斥力.这需要把核燃料加热到1亿度以上,以使氘和氚有足够大的动能,但即使这样,也还不足以发生核聚变.还需要将核燃料约束到足够高的密度,以使氘和氚有足够大的机会相撞以发生聚变.核聚变反应之前的反应物氘和氚的质量大于反应之后的产物———氦和中子的质量.根据爱因斯坦的质能关系E=mc2,反应物与产物的质量差变成了聚变能(见图3).尽管在这个聚变反应中仅失去了0.38%的质量,但是在1g氘氚反应中失去的3.8m g 的质量就相当于燃烧约1.08×104L油所释放的能量.图2 核聚变反应与核裂变反应所释放能量的比较(核聚变反应所释放出的能量比核裂变反应所释放的能量要大得多)图3 氘氚核聚变反应的示意图和氘氚核聚变反应质能平衡图[轻元素(如氘和氚)在高温、高压下发生核聚变反应变为较重的元素(如氦或α粒子),同时释放大量的能量(相当于燃烧石油所释放的能量的1百万倍).在聚变反应过程中所释放的能量来自核聚变反应中所失去的能量,0.02原子单位的质量(amu)变为17.6M eV的能量] 就单位质量而言,核聚变反应所释放的能量要比核裂变反应所释放的能量大得多.在图4中我们可以把核能与其他化石能源进行一下直观的比较.一个发电量为100万千瓦的火力发电厂每年的耗煤量大约为210万吨,相当于191列由110节货车车厢组成的火车的运量;同样的发电量,若用燃油则每年需1千万桶,相当于10艘超级油轮的运量.而对于核裂变发电厂来说,则需要30吨的二氧化铀作燃料,相当于1节货车车厢的运量;相同的电量对于核聚变发电厂来说,则仅需600公斤核燃料,这相当于1辆轻便客货两用汽车的运量.而且,·144·物理由于受控核聚变能是干净、安全、经济的能源,所以人们将下一世纪的能源主要寄希望于核聚变反应上.氢弹爆炸所释放的威力巨大的能量就来自爆炸时的核聚变反应.然而,氢弹的爆炸是大规模的核能释放,无法人工控制.在地球上实现受控核聚变反应是半个世纪以来科学家们努力追求的目标.图4 核能与其他化石能源的比较(1个100万千瓦发电站使用不同燃料时年消耗量的对比)2 磁约束核聚变(MCF)和惯性约束核聚变(ICF) 目前,人们在实验室里研究核聚变反应主要采用磁约束和惯性约束两种方法(见图5).磁约束核聚变(magnetic confinement fu-sion,MCF)主要依靠强有力的磁场将低密度、高温度的等离子体约束足够长时间以使氘氚等离子体达到核聚变反应所需要的条件.经过几代科学家的努力,目前的磁约束实验装置已经分别可以将较低温度、低密度的等离子体约束足够长的时间或者在短时间内将等离子体加热,但是如何使磁约束实验装置中的等离子体在实现长约束时间的同时也达到核聚变反应所需要的高温,目前仍是一个极大的难题.惯性约束核聚变(inertial confinement fu-sion,ICF)则是利用高功率激光束(或粒子束)均匀辐照氘氚等热核燃料组成的微型靶丸,在极短的时间里靶丸表面在高功率激光的辐照下会发生电离和消融而形成包围靶芯的高温等离子体.等离子体膨胀向外爆炸的反作用力会产生极大的向心聚爆的压力,这个压力大约相当于地球上的大气压力的十亿倍.在这么巨大的压力的作用下,氘氚等离子体被压缩到极高的密度和极高的温度(相当于恒星内部的条件),引起氘氚燃料的核聚变反应.人们希望能通过惯性约束核聚变(受控热核反应)来产生既干净又经济的能量.当把氢的同位素氘、氚加热到10keV时,它们就具有足够高的动能来穿透核的库仑势垒,从而引发核反应.与磁约束核聚变反应不同的是,惯性约束核聚变的等离子体并不需要任何的外力对其约束,而是依靠燃料自身的惯性,在高温、高压下,在氘氚燃料还没来得及飞散之前的短暂时间内引发聚变核反应.惯性约束核聚变(ICF)和磁约束核聚变(MCF)的共同点是它们都要求高达1亿度的反应温度.二者的不同在于:惯性约束核聚变等离子体的密度极高(1026cm-3),约束时间为纳秒(10-9s)量级,与氢弹的热核反应的条件类似.而磁约束核聚变等离子体的密度则低得多,仅为1015cm-3的量级,因此,其约束时间必须长达秒的量级,以满足劳森判据(Law son crite-·145·28卷(1999年)3期图5 实验室中实现核聚变反应的两种途径:惯性约束核聚变(ICF)和磁约束核聚变(M CF).[这两种途径的共同点是它们都要求1亿度的高温,密度和时间的乘积大于1014cm-3s.二者的不同在于:惯性约束核聚变等离子体的密度极高(1026cm-3),约束时间为纳秒量级,与氢弹的热核反应的条件类似;而磁约束核聚变等离子体的密度则低得多,仅为1015cm-3的量级,因此,其约束时间必须长达秒的量级,以满足劳森判据的要求]rion)的要求.3 惯性约束核聚变反应的基本原理同其他所有的核聚变反应过程一样,惯性约束核聚变反应也必须满足劳森判据,但是在要求上它与通常磁约束核聚变又有一些区别.通常磁约束核聚变要求:n eτ>1014s cm-3,这里n e为等离子体密度,τ是反应时间.对磁约束核聚变反应来说,约束时间τ由被加热的粒子和能量弥散的时间来决定,而在惯性约束核聚变反应中,这个时间则是由等离子体的膨胀时间来决定的.在等离子体半径R膨胀25%的时间内,热核反应的速率降低一半.由此我们可以估算出热核反应时间τ～(1/4)R/C s,这里C s是等离子体的膨胀速度,由等离子体的温度决定.对应于热核反应温度10keV,C s～6×107cm·s-1,把这个热核反应时间代入劳森判据,同时用质量密度ρ代替粒子密度n e,可得变形后的劳森判据[1]:ρR>0.2g cm-2.(1) 然而,在这样的条件下,α粒子只有约1—2个射程.对于惯性约束核聚变反应来说,由于α粒子没有受到磁场的约束,很快就会跑掉,对于5—10keV温度,氘氚的燃耗f～ρR/(ρR +6),若ρR=0.2gcm-2,这时的燃耗只有3.2%,这太不合算了.因此在惯性约束核聚变的研究中,通常要求ρR>3gcm-2,以保证燃耗f>33%.从劳森判据估算可以得知,如果整个氘氚靶丸压缩到高温(～5keV)、高密度(～200gcm-3),则在ρR=3g/cm2的要求下,需要提供给氘氚靶丸的能量为E f=1.7M J,若想能提供真正有用的能量输出,则在效率约4%的条件下,要求驱动激光能量为E lase r≈43MJ!这显然是不容易实现的.因此,要想用现实的驱动能量来实现惯性约束核聚变,只能采用压缩的高密氘氚燃料,使其密度达到300gcm-3(相当于原来密度的1000倍),同时,这个压缩要在低温下进行,使中心处2%—3%质量的氘氚燃料形成热斑(hot spot),实现“中心点火”.此时,用兆焦耳量级的驱动能量就可以引发热核反应,释放几百兆焦耳的聚变能量.建造这样的巨型激光装置需要花费十几亿美元,这大约相当于一个大型发电厂的造价.目前,美国正在建造这样的激光装置———国家点火装置(national ignition facility,N IF),预计在2003年建成.1992年,日本大阪大学激光工程研究所利用GIKKO XⅡ激光聚焦后辐照空心壳层靶丸,将靶丸压缩到了相当于初始密度500—1000倍的高密度.美国利弗莫尔国家实验室利用NO-VA激光装置的光束聚焦后辐照、压缩靶丸,也达到了这个水平.当然,这样的压缩是在远低于核聚变的点火温度下实现的.NOVA是目前世界上最大的激光装置,它由10路输出口径为74cm的光束组成.每路激光束的基频(1.053μm)输出能量为8—10kJ,10路激光的基频总输出能量为80—100kJ,三倍频(0.35μm)的输出能量为40kJ.NOVA激光装置上用于激光核聚变实验的靶室的直径为5m.·146·物理若想在点火温度下达到这样的高密度压缩,从而引发核聚变反应,就需要使用兆焦耳量级的激光装置来实现了.美国的国家点火装置NIF 就是为这个目的而建造的.当然,想同时达到高温(10keV )和高密度(300g cm -3)决非易事.在这样的条件下,等离子体内部的压强是大气压的1012倍(1万亿个大气压).这个压强比激光直接辐照靶丸表面所可能产生的最大压强(光压)还大4个数量级.这个困难只能通过对核聚变靶丸特殊的精细设计来克服.最简单的设计就是一个空心靶丸,其外壳由适当材料组成,使其在激光辐照下有较好的逆韧致吸收性能.热核燃料装在空心靶丸内.高功率激光束在辐照靶丸外表面的同时,也加热了靶丸的表面.靶丸表面的电子吸收激光能量,加热后迅速将能量传给其他的电子和离子,从而造成表面的快速升温并形成冲击波.同时,消融表面产生的高温、高压等离子体快速向外膨胀,由于动量守恒产生对靶面的反冲压强———消融压(ablation pressure ),要比作用在靶丸表面的光压大1万倍以上.这种反冲压强对靶丸的压缩原理,与火箭推进器中的燃料燃烧、喷射所产生的反作用力(即推力)将火箭推向前进的原理是相同的.唯一不同的是,压缩核聚变靶丸所需要的“推力”要比火箭的推力大得多,大约比航天飞机所需要的推力大100倍以上.这样巨大的压强会使靶丸表面出现烧蚀、膨胀、爆炸.当靶壳发生爆炸时,会产生极强的向心冲击波和X 射线光辐射,从而实现对燃料进行高度压缩,并使其达到热核反应所需要的高温和高压(见图6).图6 惯性约束核聚变的基本原理示意图[惯性约束核聚变反应过程由以下4步组成:(a )由均匀辐照靶丸的激光束迅速地将靶丸表面物质离化形成等离子体;(b )等离子体膨胀所产生的反冲对靶丸进行压缩;(c )在压缩的后期,靶丸的核心部分达到1亿度的高温和相当于20倍的固体铅密度的高密度,从而在被压缩的燃料中心产生“热斑”;(d )整个靶丸实现热核反应并释放能量,燃烧起来] 在爆炸过程中,有两个途径可以使压强得到进一步增强.下面我们用能量密度来说明这一点,因为对理想气体而言,能量密度(3/2)nk T 与压强nk T 之间仅相差一个3/2因子.惯性约束核聚变的主要思想就是将尽可能大的能量注入到靶丸的燃料内,然后将燃料压缩到尽可能小的体积之中.在靶壳爆炸过程中,能量不断地会聚到靶芯处的核燃料中,同时燃料的体积也由于压缩而不断缩小,这两个过程的共同作用造成了靶芯处燃料的压强比靶壳表面上的激光压强大得多的结果.核聚变反应所需要的会聚因子Ψ=R init /R f inal (始末半径之比)由靶芯燃料压强增加的倍数所决定.假设激光辐照靶丸外壳的驱动压强为P d ,那么压缩靶丸外壳所作的功P d d V 就为E d =∫4πR 2P d d R 4π3P d R 3init .(2)如果压缩比很大,即R 3init R 3final ,则靶芯处的核燃料在核反应发生时的能量为E f =4π3R 3final 3P f2,(3)·147·28卷(1999年)3期这里的燃料仍被当作理想气体来处理,其能量密度为(3/2)P f.如果在压缩过程中所作的功P d V都用于加热燃料的话,那么由E d=E f就可给出R initR fi nal=3P f 2P d强比1/3.(4) 如果P f=106M bar,P d=50Mbar,那么线压缩的结果就是:Ψ=R init/R final=30,对应于3×104倍的体压缩,足以将燃料压缩到其固体密度的1000倍以上.当然,对应于这样大的压缩比,靶壳的爆炸就必须非常均匀.假如靶壳不同部分的加速度有哪怕3%的差别,它们到达靶芯的时间就会有所不同,最终造成压缩失败.这个要求非常苛刻,因为这意味着辐照靶壳的激光强度的分布必须非常均匀、平滑才行.从80年代以来,激光光束的光滑化技术有了很大的发展.先后发明了无规相位板技术(random phase plates,RPP)[2],诱生空间非相干技术(induced spatial incoherence,ISI)[3]和光谱色散光滑化技术(smoothing by spectral dis-persion,SSD)[4].因此,技术上的困难似乎可以解决.但是,物理上的困难却给均匀压缩设置了极大的障碍.这个物理上的困难给靶壳厚度提出了非常苛刻的要求:假如线压缩比Ψ要达到30,并且靶壳在爆炸的末期要想加速到足够高的速度的话,那么靶壳的厚度ΔR就必须远小于靶丸的初始半径R init.对靶壳的苛刻要求是由于在有加速度的两种密度不同的流体界面存在瑞利-泰勒不稳定性所带来的.这种不稳定性会把在靶丸的压缩过程中出现的任何不均匀性指数放大,从而造成压缩失败.所以必须尽可能地减少激光辐照的不均匀和限制瑞利-秦勒不稳定性的发展时间.“间接驱动惯性约束核聚变”是另一种驱动方案.如图7所示,这种方案的主要思想是将核聚变靶置于黑洞腔靶(hohlraum)内,激光不再直接辐照靶丸,而是辐照黑洞靶腔壁.腔壁将所吸收的激光能量转化为X射线,由这种强度极大的X射线辐照、压缩置于黑洞靶中心的氘氚靶丸从而引发核聚变.由于X射线辐照要比激光辐照均匀得多,因此可以避免流体不稳定性的问题[5].图7(a)NOVA激光装置上用于间接驱动激光核聚变研究的黑洞腔靶;(b)在激光辐照下的黑洞腔靶(NOVA的黑洞腔靶是直径为毫米量级的空心圆柱.多路激光束从左右两端辐照在黑洞内的腔壁上,高效率地转化为X射线.置于黑洞腔靶中央的氘氚燃料靶在X射线的均匀辐照、压缩下实现燃烧)传统的惯性约束核聚变主要依赖对氘氚靶丸的均匀向心压缩、加热而产生的中心热斑来实现.这一条件可以通过用多束激光直接或间接地辐照靶丸产生的快速、高度球对称的聚心内爆-压缩-热斑来达到.惯性约束聚变对激光辐照的球对称性和均匀性有极高的要求,而且要求总能量为百万焦耳量级的巨型激光器才能实现输出能量大于输入能量(增益>0)的聚变.这样的巨型激光器,如美国国家点火装置(N IF)目前正在建造之中.NIF共有192路激光束,这个装置的占地面积将超过一个中型体育场,其总输出功率将高达5千亿千瓦(5×1014W),这个功率大约相当于美国全国发电量·148·物理的1000倍!当然,由于激光输出是在极短的时间内完成的,所以,并不会对电网造成任何影响.造价预算高达12亿美元的NIF 装置计划将于2003年建成.我国德高望重的科学家王淦昌先生早在60年代初就想到了把激光与核物理研究相结合,并于1964年独立提出了惯性约束核聚变的概念,这在世界上是最早的惯性约束核聚变的建议之一[6].在王淦昌先生的积极倡导和推动下,我国的科研人员从60年代起就将惯性约束核聚变作为发展高功率激光技术的主要方向,在惯性约束核聚变研究和高功率激光技术等方面取得了巨大的成就,先后建成了“六路装置”、“星光”、“天光”和“神光”等大型高功率激光装置.我国的巨型激光装置也将于下个世纪初建成并投入使用.4 “快点火”惯性约束核聚变的方案针对以上“中心热斑”方案遇到的巨大困难,近年来,随着超短脉冲激光啁啾放大技术的重大突破,有人提出了“快点火”的技术方案[7],即在聚变燃料被均匀压缩到最大密度时,将一束超短脉冲强激光(10-11s )聚焦在靶丸表面(光强>1020Wcm -2),极高的有质动力在靶丸表面的等离子体的临界密度面上“打洞”,并将临界密度面压向靶芯的高密核.此时,在这个过程中产生的大量的MeV 能量的超热电子穿透临界密度面射入高密核使离子温度迅速升温至点火所要求的5—10keV 的高温并实现快速点火.图8为传统惯性约束“中心热斑”聚变与“快点火”聚变的示意图.可以这样形象图8 “快点火”激光核聚变原理示意图(a )传统的中心热斑激光核聚变与柴油机的点火过程类似;(b )“快点火”激光核聚变与汽油机的点火过程类似地比较这两个过程:传统的中心热斑激光核聚变过程与柴油机的点火过程类似,在压缩到一·149·28卷(1999年)3期定密度时,柴油会自动燃烧;而“快点火”激光核聚变过程则与汽油机的点火过程类似,当燃料被压缩到最高密度时,用电火花将其点燃.在“快点火”激光核聚变过程中,超热电子所起的作用就是电火花在汽油机中所起的作用.“快点火”激光核聚变的概念涉及许多与高强度、超短脉冲有关的强场物理相互作用过程[8].其中包括超短脉冲强激光与高密度等离子体的相互作用、高强度的超热电子流在高密等离子体中的产生和传输、在临界密度面附近的谐波产生、超强磁场的产生和所起的作用、与有质动力有关的效应、相对论自聚焦和成丝、超短脉冲强激光束的“打洞”和“隧道”效应等.“快点火”方案的几个主要的物理过程如图9所示.首先用纳秒级长脉冲激光束对充满氘、氚气体的空心靶丸进行高度对称的压缩,压缩后的靶丸中心的氘、氚气体的密度将达到其固体密度的1000倍以上(>300gcm -3);第二步,用一束脉冲宽度约为100ps 、聚焦光强为1018Wcm -2的激光辐照压缩后的高密靶丸,这束聚焦的激光会将靶丸的临界密度面进一步压向中心,在高密靶丸上打出一个“洞”来.紧接着,用一束脉宽为10ps 左右、聚焦光强为1020Wcm -2的激光对靶芯部分进行快速点火:点火的激光束与靶芯的大密度梯度的高密等离子体相互作用,产生大量能量为MeV 量级的超热电子[9],超热电子流穿入高度压缩的靶丸并淀积在靶芯处的燃料中,靶芯附近燃料的局部温度迅速上升到点火温度,从而实现靶丸的“快点火”.图9 快点火激光核聚变的几个主要物理过程的示意图(a )高压缩比爆炸;(b )“打洞”激光束;(c )点火激光束;(d )“快点火”过程中的能量转换 实际上,正如图8(b )所示,“快点火”方案中的第二步中所用的100ps 的激光脉冲与第三步中用的10ps 激光脉冲在实际的实验中是一个整形后的激光脉冲.这个激光脉冲由一个100ps 的前沿和一个10ps 的尖峰组成.使用这种整形后的激光脉冲可以大幅度地降低实验难度.由于“快点火”惯性约束聚变将压缩和点火这两个过程分开进行,因此可以大幅度降低对爆炸对称性和驱动能量的要求.在“快点火”方案中,初始压缩期仅要求达到高密度,并不要求高温度,所以对长脉冲压缩激光的“光滑化”要求大幅度地降低了.超短脉冲强激光与压缩后·150·物理。
激光惯性约束聚变综合诊断系统讲解
第 15卷第 11期强激光与粒子束Vol. 15,No. 112003年 11月HIGH POWER LASER AND PAR TICL E B EAMSNov. ,2003文章编号 : 100124322(2003 1121073206激光 2惯性约束聚变综合诊断系统Ξ郑志坚 , 丁永坤 , 丁耀南 , 刘忠礼 , 刘慎业 , 孙可煦 , 成金秀 , 江少恩 , 祁兰英 , 张保汉 , 杨存榜 , 杨家敏 , 苏春晓 , 陈家斌 ,李文洪 , 易荣清 , 唐道源 , 黄天 , 曹磊峰 , 温树槐 , 彭翰生 , 蒋小华 , 缪文勇(中国工程物理研究院激光聚变研究中心 , 四川绵阳 621900摘要 :概述了为在强激光装置“ 神光2II ” 、“ 星光2II ” 上开展惯性约束聚变实验而建立的综合诊断系统的构成与指标。
重点介绍了近期在 X光、光学波段、聚变产物、诊断精密化等方面的进步 , 以及该诊断系统在黑腔靶物理、内爆动力学、不透明度研究中的应用。
关键词 :惯性约束聚变 ; 等离子体诊断技术 ; 高时空分辨中图分类号 : TL817文献标识码 : A目前激光 2惯性约束聚变 (ICF 在理论、实验、激光器件、诊断及制靶方面“五位一体” 地同步发展。
激光 2ICF 研究采取两大途径———“ 直接” 驱动和“ 间接” 驱动。
无论是“ 直接” 驱动 , 还是“ 间接” 驱动 , 为了摸清其每一个物理过程的规律 , 都必须开展综合及分解实验 , 而完成这些实验的前提是要有好的诊断设备及巧妙的诊断技术。
近几年 , 人们越来越感到了“ 精密物理” 的重要 , 期望通过诊断、制靶和激光装置的同步精密达到实验物理数据、信息可靠的目的。
激光驱动的 ICF 诊断技术必须突破传统模式 , 基于不断认识的新原理 , 建立和摸索满足“ 不具类比” 的等离子体特性要求的诊断设备和诊断技术 [1]。
激光 2惯性约束聚变诊断技术还具有单次脉冲、混合场、被测物理量程量宽、时空分辨高(ps , μm 等特点 , 这近乎是对以光电技术为基础的诊断手段极限能力的一种挑战。
高功率激光技术讲座之三：新能源光子技术
一、聚变的基本原理 二、聚变能的应用
三、可控热核聚变
—磁约束核聚变（MCF）
—惯性约束核聚变（ICF）
四、激光惯性约束核聚变的应用前景
核聚变——地球上丰富的能源
D T He n 17.6Mev
4
聚变的标志：释放能量为14.1Mev的中子
MCF
1013/cm3
6m×Φ1m (—)
>几十秒(cw)
T ≥5-10×107°C
可控的热核聚变
国际MCF, ICF中有代表性的大装置及参数
装置名称和国家 反应环容积尺寸 电流 -大半径(m) I(MA) 造价(美元) 小半径(m) 2.48m 0.83m 2.96m 1.25m 2.5MA 7MA — —
基本知识
The Metric System
Atto (a) 10-18
Femto (f)
10-15
Prefixes small
Pico (p)
10-12
Nano (n)
10-9
Micro (µ )
10-6
Milli (m)
10-3
基本知识
The Metric System
Kilo (k) 103
一、聚变的基本原理
聚变反应的条件
1. 加热使得原子 形成等离子体108 C 2. 足够的压缩 （束缚时间）时间
10 s
3.高密度 300g cm
3
9
一、聚变的基本原理
质能关系：E=MC2 核反应方程：
D D3He 3.27 Mev D T 4He 17.6 Mev
NIF(美国)
中国“神光”计划——惯性约束核聚变激光驱动装置(图)来自网络
“神光”计划——惯性约束核聚变激光驱动装置工程总投资：—工程期限：1980年——2030年“神光”高能激光系统的球形真空靶室和光学设备。
“激光”一词是“LASER”的意译。
LASER原是Light amplification by stimulated emissi on of radiation取字头组合而成的专门名词，在我国曾被翻译成“莱塞”、“光激射器” 、“光受激辐射放大器”等。
1964年，钱学森院士提议取名为“激光”，既反映了“受激辐射”的科学内涵，又表明它是一种很强烈的新光源，贴切、传神而又简洁，得到我国科学界的一致认同并沿用至今。
世界第一台激光器问世是在1960年6月,中国第一台激光器是在1961年9月。
从1961年中国第一台激光器宣布研制成功至今，我国形成了门类齐全、水平先进、应用广泛的激光科技领域，并在产业化上取得可喜进步，可以说，在起步阶段我国的激光技术发展迅速，无论是数量还是质量，都和当时国际水平接近，一项创新性技术能够如此迅速赶上世界先进行列，在我国近代科技发展史上并不多见。
这些成绩的取得，尤其是能够把物理设想、技术方案顺利地转化成实际激光器件，主要得力于我国多年来在技术光学、精密机械和电子技术方面积累的综合能力和坚实基础。
上海光机所我国早期激光技术的发展1957年，王大珩等在长春建立了我国第一所光学专业研究所——中国科学院长春光学精密仪器机械研究所（简称“长春光机所”）。
在老一辈专家带领下，一批青年科技工作者迅速成长，邓锡铭是其中的突出代表。
早在1958年美国物理学家肖洛、汤斯关于激光原理的著名论文发表不久，他便积极倡导开展这项新技术研究，在短时间内凝聚了富有创新精神的中青年研究队伍，提出了大量提高光源亮度、单位色性、相干性的设想和实验方案。
1960年世界第一台激光器问世。
1961年夏，在王之江主持下，我国第一台红宝石激光器研制成功。
此后短短几年内，激光技术迅速发展，产生了一批先进成果。
可控热核聚变
四.人造太阳
（1）.等离子体 (Plasma)
固态、液态、气态之外的物质第四态。如果气体的温度升 高到一定的程度，气体原子便会因电子摆脱原子核的束缚而成 为离子，于是物体便转为等离子态，是一种充分电离的、整体 呈电中性的气体。核聚变的第一步就是要使燃料处于等离子体 态。
(2).可控热核聚变三个基本条件： 高粒子密度 高温 长磁约束时间
1990 年完成 ITER概念设计(CDA );
1998年 ,美、俄、欧、日四方共同完成了工程 设计 EDA 及部分技术预研.预计建设投资近 100 亿美元.
1998 年考虑修改原设计 ,力求在满足主要目标 的前提下 ,大幅度降低建设投资.
1999 年美国宣布退出 ITER 计划.
2002欧、日、俄完成了 ITER- FEAT ITER( fusion energy advanced tokamak) 的设 计及大部分部件与技术的研发。
设带电量为q,回旋频率为，
回旋半径为R，则
等效线圈的电流为I q；
面积为 S R2；
磁矩为 M IS qR2；
又 qB ；R m ；
2m
qB
M m2 横向动能。
2B
B
理论上可以证明，在梯度不是太大的非均匀磁场中，带电粒子由较弱的
磁
场
区进入较强
磁场区时，横向动
能
1 2
m
2也
按比例
增加。又因
2002年中国表示要参加ITER计划，2003年成 为ITER谈判过程中的正式成员．中国要承担 整个项目100亿美元中10％ 。
随后，美国宣布重返ITER，韩国和印度也先 后加入 。
2005年6月28日，ITER的建设地点确定为法国 南部的卡达拉舍。
激光惯性约束核聚变历程回眸
中国的神光_神光_高功率激光实验装置
中国的神光———神光Ⅱ高功率激光实验装置朱健强研究员,所长,中国科学院上海光学精密机械研究所,上海201800关键词 惯性约束聚变(I CF ) 高功率激光驱动器 神光Ⅱ装置 惯性约束聚变(ICF )研究的长远目标,是实现可控核聚变,为人类提供理想的能源。
神光Ⅱ高功率激光装置是由中国科学院、中国工程物理研究院、国家高技术863计划支持的大科学工程项目。
该装置是目前我国规模最大、国际上为数不多的高性能高功率固体激光装置,是我国中近期惯性约束聚变重要实验平台。
1引 言自从人类钻木取火以来,林木、禾杆成为人类传统燃料;工业革命后,主要能源是煤、石油、天然气,辅以水力、太阳能等;第二次世界大战后还出现了利用核裂变能的原子能发电站。
但随着传统能源的不断枯竭,以及核裂变能产生的一系列问题,可控核聚变能成为人们急切探索的下一个目标。
1960年世界上第一台激光器(红宝石激光器)问世,1964年前苏联著名科学家巴索夫和我国著名核物理学家王淦昌院士分别首先提出用激光打靶实现激光核聚变的设想,而高功率钕玻璃激光驱动器是目前国际公认用于惯性约束聚变(IC F )物理研究最成熟的激光驱动器。
以美国为代表的发达国家自激光一出现就开始了激光聚变的研究,先后研制和建造了几代高功率激光装置,用于激光驱动热核聚变研究,获得了一系列有价值的实验结果和规律性的认识。
在王淦昌、王大珩、于敏三位院士的倡议下,我国的I C F 研究得到了国家的大力支持。
1993年组建了国家高技术863计划惯性约束聚变主题,从而进一步推动了国家I C F 研究和高功率激光技术的发展,也为神光Ⅱ装置的研制奠定了重要的基础。
美国正在进行的科学工程项目———国家点火装置(NI F )是世界上最大的激光聚变点火装置。
法国正在建造与美国国家点火装置类似的大型激光核聚变装置L MJ 。
日本、英国、俄罗斯、印度也已经或正在建造规模较小些的激光核聚变装置。
我国研制的神光Ⅱ装置,在规模上处于目前世界上正在运行的I C F 装置的第四位,但光束质量及运行输出指标要求已与当今国际高水平的大型激光驱动器光束输出质量水平相当,参见图1。
惯性约束聚变
被激发的原子迅速从能 级3衰减到能级2，相比于 能级3，能级2应该有较窄 的线宽和相对长的寿命。 激发 能级1和能级2之间实现布 居数反转。
③
自发衰变
②
受激辐射
①
2、电磁波在等离子体中的传播
当激光打在靶上时，靶表面上的一些材料吸收激 光的能量被加热，蒸发形成等离子体，称为等离子体 晕。激光是电磁波，在自由空间中激光的色散关系为：
➢ 当光强达到1010W/cm2时，能使气体击穿和使靶物 质电离，自由电子在激光的作用下被迅速加速到 高能，在很短的时间内获得足够的能量电离其它 原子产生更多的自由电子，并继续引起更多的电 离，即雪崩电离。
➢ 实际上，大多数激光强度高达1012W/cm2以上，激 光辐射在靶表面引起电离基本上是瞬时的，在靶 表面形成高温等离子体冕。激光聚变所要求的激 光强度要高达1014～1015W/cm2，相应的等离子体 温度达到keV量级，它们将以105～106m/s的速度向 外喷射。
（3）时间相干性及高亮度：方向性好：激光束的发 散角很小，几乎是一平行的光线，激光照射到月球 上形成的光斑直径仅有1公里左右。 ； （4）亮度高：激光的亮度可比普通光源高出1012－ 1019倍，是目前最亮的光源，强激光甚至可产生上 亿度的高温。
激光器是强光源的基本原因在于能量输入通常要 相当长的时间（如钕激光约为1ms），而能量的释 放通常在很短的时间（约1ns），在功率上增加了 106。
n2
E2-E1=hν12 E2
的布居数高于能级1，
hν12
这种情况叫做布居数反 hν12
转，必须打破热平衡状
hν12
态才能实现。
n1
E1
对于三原子能级系统，通过将能量泵浦进入系统， 输入激光媒质中的能量足够高，结果将原子激发到 更高的能级3上去。然而，由于泵浦光源发射的光不 是单色的，只有一小部分入射光子适合用于激发原 子。因此希望这个较高能级在一个宽的频率范围内 有一个大的线宽，以便实现从泵浦光源到原子激发 的能量转换具有较高的效率。
激光驱动惯性约束聚变的实验研究
激光驱动惯性约束聚变的实验研究激光驱动惯性约束聚变是一种被广泛研究的新能源解决方案。
该技术通过在燃料点处聚焦多束激光形成高温高密度的等离子体，在惯性约束下使等离子体内部的氢同位素发生热核反应，产生更多能量。
而在实验研究中，研究人员需要对激光和靶原料以及设备进行精确调节，才能实现激光驱动惯性约束聚变的实验研究。
一、激光的使用激光是激活燃料点处形成等离子体的重要因素。
在实验研究中，激光的使用非常关键。
研究人员使用高功率的激光将能量集中在一个很小的区域内，产生的高温和高密度等离子体能够对氢同位素进行热核反应。
从而释放出更多的能量。
因此，要实现聚变反应，需要高品质的激光器。
实验中通常有几个激光的束路，将激光束聚焦到靶的不同区域，如靶的前表面，中心区或靶包装中的孔中。
二、惯性约束惯性约束是激发燃料点处等离子体的另一个重要因素。
惯性约束是通过使用固体或液体靶材料来实现的，在实验室条件下，靶材料通常是一个小球，被放置在合金化屏蔽器（Hohlraum）中，而把这个小球称为燃料点。
合金化屏蔽器是一个由高反射的金属制成的桶形外壳，可以在内部承载激光束并使其形成一个类似于球的小时空间，最终使激光聚焦在小球上。
在实验中，当高功率激光束聚焦于具有足够密度的小球表面时，将形成充满惯性能量的高能量等离子体。
燃料点处等离子体中的氢同位素为聚变反应提供了必要的能量，使氢同位素的核融合反应应该在其间发生。
三、燃料点的选择在实验研究中，选择合适的燃料点是非常重要的。
研究人员通常最常用的是氘氢混合物D-T作为燃料点。
D-T的熔点温度约为18 K，比其它氢同位素低，这让它在低温物理方面也可以应用到各个方面。
此外，D-T的聚变反应需要的压力和温度也比其它氢同位素较低，比较容易掌控。
而D-T的核融合反应产生的能量是氢和氦核的总能量产量的4倍左右，这就使得它成为聚变反应的首选燃料点。
四、设备调节与控制在进行实验研究时，设备调节与控制是非常重要的，包括：激光、靶和合金化屏蔽器的控制。
惯性约束聚变能源与激光驱动器.
第18卷第67期大自然探索V o l.18,Sum N o.671999年第1期EXPLO RA T I ON O F NA TU R E N o.1,1999惯性约束聚变能源与激光驱动器Ξ中国工程院院士中国科学院上海光学精密机械研究所研究员国家高技术863—416主题专家组成员范滇元中国科学院院士北京应用物理与计算数学研究所研究员国家高技术863—416主题专家组首席科学家贺贤土聚变能源是一种“干净的”几乎取之不尽的能源。
研究进展表明,有希望在21世纪中叶实现商业发电。
惯性约束聚变则是实现聚变能源的主要途径之一。
80年代末,美国用地下核爆的辐射能量成功地驱动惯性约束聚变,证实了这一技术路线在科学上的可行性。
90年代以来,一些国家制定了庞大的发展计划,以“点火”为目标,建造百万焦耳级的巨型激光装置。
同时,并行地开始了用于聚变能电站的驱动器研究。
我国已有30多年研究基础,现已制定跨世纪的“神光- ”计划,将在下世纪初建成10万J级的激光装置,开展相关基础物理研究。
1聚变能源是地球上的人造小太阳能源是人类赖以生存的基本条件。
据估计,到下世纪中叶前后,全世界能源消费的需求将超过传统能源的供给能力,必须开发新的能源以弥补其短缺。
聚变能源是新能源的重要候选者之一。
氢的同位素氘和氚在高温下聚合成氦核并释放出中子的过程称为“聚变”。
太阳的巨大能源即来源于聚变,而氢弹的爆炸则是地球上人为的聚变反应。
氘和锂(可产生氚在海中蕴藏量极其丰富,120kg海水可产生相当30L石油放出能量的聚变能,聚变材料可谓“取之不尽”。
如果能在人工可控条件下实现聚变反应,则可以提供几乎用之不竭的能源。
和传统能源相比,聚变燃料具有最高的比能。
然而聚变反应所要求的条件却极为苛刻。
自持反应要有1亿k W h左右的高温,并且参与反应的粒子密度n要足够高,能维持一定的反应时间Σ,即nΣ值要达到1014s c m3以上,这就是著名的劳逊判据。
为了实现上述条件,目前有两条技术途径:磁约束聚变(M CF和惯性约束聚变(I CF。
激光核聚变概念
激光核聚变概念
激光核聚变[1] （laser nuclear fusion）是以高功率激光作为驱动器的惯性约束核聚变。
在探索实现可控核聚变反应过程中，随着激光技术的发展，1963年苏联科学家N.巴索夫和1964年中国科学家王淦昌分别独立提出了用激光照射在聚变燃料靶上实现受控热核聚变反应的构想，开辟了实现受控热核聚变反应的新途径激光核聚变。
激光核聚变要把直径为1毫米的聚变燃料小球均匀加热到1亿度，激光器的能量就必须大于1亿焦，这在技术上是很难做到的。
直到1972年美国科学家J.纳科尔斯等人提出了向心爆聚原理以后，激光核聚变才成为受控热核聚变研究中与磁约束聚变平行发展的研究途径。
我国激光惯性约束聚变实验研究进展
中国科学 G 辑: 物理学 力学 天文学 2009年 第39卷 第11期: 1571 ~ 1583 《中国科学》杂志社SCIENCE IN CHINA PRESS我国激光惯性约束聚变实验研究进展江少恩*, 丁永坤, 缪文勇, 刘慎业, 郑志坚, 张保汉, 张继彦, 黄天晅, 李三伟, 陈家斌, 蒋小华, 易荣清, 杨国洪, 杨家敏, 胡昕, 曹柱荣, 黄翼翔中国工程物理研究院激光聚变研究中心, 绵阳 621900 * E-mail: jiangshn@收稿日期: 2009-03-15; 接受日期: 2009-08-02国家高技术研究发展计划和国家自然科学基金(批准号: 10775120)资助项目摘要 介绍国内自2000年以来的激光惯性聚变(inertial confmement fusion, ICF)实验研究进展, 主要内容为神光Ⅱ激光装置上的实验, 也对刚建成不久的神光III 原型装置上的实验作简要介绍. 在神光Ⅱ激光装置上开展了多项的物理实验研究, 进行了系列综合和分解实验, 获得的主要实验技术指标为: 黑腔峰值辐射温度超过二百万度; 辐射驱动DT 聚变中子产额达108和辐射驱动压缩DD 燃料密度超过10倍液氘密度; 辐射不透明的样品温度接近100 eV. 在神光II 装置上得到这些结果表明国内在惯性约束聚变研究方面取得了显著的进步. 随着神光III 原型装置建造的完成, 2007年在该装置上进行了首轮物理实验, 开展了黑腔物理和辐射内爆物理实验, 首轮实验的成功说明神光Ⅲ原型装置已具备实验能力.关键词激光聚变 神光II 激光装置 神光III 原型装置 激光惯性聚变(ICF)在地球上实现受控热核聚变反应, 将可能为人类提供丰富、经济、安全的能源. 惯性约束聚变(ICF)是实现受控热核聚变很有希望的途径之一, 它是通过内爆对热核燃料进行压缩, 使其达到高温高密度, 在内爆运动过程中惯性约束下实验热核点火和燃烧, 从而获取聚变能的方法. 激光聚变是用激光作为驱动源的. ICF 领域研究工作的开展无论对国民经济、 军事应用, 还是对于基础研究探索都有着重要而特殊的意义. ICF 早已成为当代重大而难度大的国际高科技研究课题, 为了演示点火和聚变燃烧, 世界各地都在进行兆焦耳激光器拍瓦激光器高重复率能量驱动器的运转和建造, 美国于2009年建成国家点火装置(NIF)[1], 法国正在加紧建造兆焦激光装置(LMJ)[2].ICF 的基本思想是: 利用激光或离子束作驱动源,脉冲式地提供高强度能量,均匀地作用于装填氘氚(DT)燃料的微型球状靶丸外壳表面, 形成高温高压等离子体, 利用反冲压力, 使靶外壳极快地向心运动, 压缩氘氚主燃料层到每立方厘米的几百克质量的极高密度, 并使局部氘氚区域形成高温高密度热斑, 达到点火条件(离子温度Ti>5 keV, 燃料的面密度ρR hs > 0.3 g/cm 2), 驱动脉冲宽度为纳秒级, 在高温高密度热核燃料来不及飞散之前, 进行充分热核燃烧, 放出大量聚变能. 采用激光产生的惯性约束聚变称为激光聚变. 利用激光产生驱动惯性约束聚变内爆需要的能流和压强可采用两种途径(见图1). 在直接驱动中, 多束激光束直接均匀辐照含有热核燃料的聚变靶丸, 激光能量被靶丸外层低密度的冕区中的电子吸收, 电子热传导将能量输运到靶壳的高密度区, 驱动烧江少恩等: 我国激光惯性约束聚变实验研究进展1572图1 ICF 利用直接驱动(a)或间接驱动(b)产生高烧蚀压驱动内爆蚀并产生内爆(图1(a)). 在间接驱动中, 激光能量被围绕靶丸的黑腔壁高Z 物质吸收并部分转换成X 光能量, 并被约束在黑腔内, 然后X 光被燃料的靶丸吸收, 产生烧蚀压力, 驱动内爆(见图1(b)).我国先后建造了神光Ⅰ, Ⅱ和Ⅲ原型激光装置. 在2000年建成的神光Ⅱ装置具有8束三倍频激光输出, 在物理实验中可以保证2 kJ/1 ns 激光注入黑腔[3]. 2005年在神光Ⅱ上又建成了第9束激光束, 用于背光照相. 第9路激光的输出能力为: 二倍频能量1500 J, 脉宽1~2 ns, 蝇眼透镜束匀化; 三倍频能量1200 J, 脉宽1~2 ns, 蝇眼透镜束匀化; 三倍频, 能量300~ 1200 J, 脉宽0.2~1.0 ns. 2006年基本完成了神光III 原型的建设, 8束三倍频激光输出能力为~10 kJ/1 ns. ICF 包括: 粒子束驱动、激光驱动、Z-pinch 等, 我们所研究的对象是以激光驱动的ICF, 因此, 文后的激光聚变和ICF 的内涵相同. 由于点火需要兆焦耳级的激光装置, 所以神光Ⅱ和神光Ⅲ原型等这样的装置主要用来进行物理分解实验研究. 因为激光聚变属于高能密度物理领域, 点火燃烧极其复杂和综合的物理过程, 因此分解实验十分必要.激光间接驱动ICF 可分为两大过程: (ⅰ) 激光-X 光转换过程, 即激光由入射孔注入黑腔产生辐射场的过程, 这是黑腔物理研究的内容; (ii) 内爆压缩和聚变点火燃烧过程, 即辐射场驱动内爆使得聚变燃料达到点火和传播燃烧所需的温度与密度条件的过程, 这是内爆物理研究的内容. 与黑腔物理相关的内容有: 黑腔辐射温度以及激光与等离子体相互作用等, 与内爆物理相关的内容包括: 内爆压缩的对称性、中子产额、流体动力学不稳定性等; 此外, 对ICF 的研究需要了解材料的状态参数: 高压状态方程(EOS)和辐射不透明度(Opacity). 于是这些就构成了间接驱动ICF 的分解实验内容.本文将介绍近年来在神光Ⅱ和神光Ⅲ原型两个激光装置上实验研究的主要进展.1 神光Ⅱ装置上的物理实验2000年神光Ⅱ激光装置建造完成以后, 就作为国内“十五”期间最主要的激光聚变实验的研究装置. 依据引言中的介绍, 在神光Ⅱ装置上, 开展了许多分解实验研究: (ⅰ) 黑腔辐射温度, (ⅱ) 内爆物理, (ⅲ) 流体动力学不稳定性, (ⅳ) 辐射不透明度, (ⅴ) 辐射驱动冲击波. 对于神光II 装置上的主要诊断系统的介绍见文献[4].1.1 黑腔辐射温度在间接驱动ICF 中, 首先将驱动源能量转换为软X 光能量,由后者再去驱动靶丸内爆(故又称为辐射驱动). 间接驱动方式通常需要由“黑腔靶”(hohlraum)加以实现. 黑腔靶是一个由高Z 元素(常用金)构成的中空腔体, 形状多为柱形或球形, 并有一些孔, 让驱动源束进入腔内, 聚变靶丸置于黑腔的中央. 如果驱动源是激光, 这些激光束将辐照黑腔的内壁,在那里激光能量被吸收, 并大部分转换为X 射线, 然后经过输运将辐射传至内爆区, 从而驱动中心的靶丸内爆. 间接驱动的优点在于: 可以降低激光束均匀性和流体力学不稳定性的要求.在黑腔物理实验中, 研究激光与腔内等离子体 相互作用、腔内的辐射温度. 在神光Ⅱ三倍频8束激 光装置上, 探索产生各种高温辐射源的方法和途径. 腔靶一般采用两端开激光注入孔的圆柱体, 腔的轴 向沿南北方向. 8束激光分成两组南北各4束, 南北4 束激光为夹角45°的四棱锥结构, 同时分别穿过两个Φ 380 µm 微米小孔, 将总2000 J 三倍频激光注入黑腔靶. 下文中除特别指明外, 激光注入条件与此相同.辐射温度是黑腔靶最重要的特征参量, 因此, 黑 腔物理实验应着重关注辐射温度. 在神光Ⅱ三倍频8 束准方波激光条件打靶下, 改变腔靶尺寸和激光能 量等实验参数, 获得了3种典型的黑腔靶辐射温度(T r )的时间变化曲线, 图2给出了这3种黑腔即小腔 (small)、内爆(implosion)和输运(transport)腔的辐射温 度波形曲线[5,6], 其中高温小腔(Φ 600×500 µm)的辐 射温度可达190 eV; 辐射驱动内爆的黑腔尺寸为Φ 800 µm(直径)×L 1350 µm(长度)、辐射输运黑腔尺寸为Φ 800 µm (直径)×L 1600 µm (长度). 内爆黑腔的辐射中国科学 G 辑: 物理学 力学 天文学 2009年 第39卷 第11期1573图2 几种典型黑腔的辐射温度波形曲线温度一般为170 eV , 输运腔的辐射温度通常为160 eV .1.2 内爆物理内爆物理是ICF 最为重要的研究内容, 为综合的 物理实验. 内爆物理研究内容包括内爆压缩与压缩 对称性、中子产额.1.2.1 内爆压缩与压缩对称性改变黑腔的长度, 能够得到不同大尺度二维不 均匀的辐射场, 利用已建立的内爆变形诊断技术(X 光分幅相机和二维单能成像系统), 研究非球对称内 爆变形, 数值模拟结果和实验测量定性上符合, 为开 展更复杂轴对称压缩变形实验奠定了基础.在柱对称黑腔中, 由于有限数量的激光光斑源 和激光入射口, 使得黑腔内部辐射场存在不对称的 因素. 需要研究在何种条件下能够获得较均匀的压 缩以及靶球压缩变形与辐射不均匀性的关系, 在轴对称假设下, 黑腔辐射场与黑腔长度相关联(见图3). 在激光入射的早期, 由于光斑发射X 光靠近靶球赤 道面, 使得其辐照温度高于两极的温度, 随着光斑的 运动, 两极感受到的辐射增强, 其温度高于赤道面上的温度, Φ 800 µm ×L1350 µm 的黑腔就会在靶球表面产生这样特点的辐射场, 内爆靶球压缩接近球形; 对 于短腔L =1200 µm, 赤道面上的温度始终高于两极的 温度, 在这样的辐射场作用下, 靶球压缩成香肠状; 对于长腔L =1600 µm 则相反, 两极的温度始终高于 赤道面上的温度, 靶球压缩成饼状.采用纵横比a /b (赤道方向尺寸与两极方向尺寸 之比)来表示靶丸压缩的对称性, 当a /b 接近1时, 认 为对称性较好. 改变黑腔长度, 用X 射线分幅相机(XFC)测量获得压缩变形结果如图4所示. 对于短腔 (L =1200 µm), 变形因子a /b 约0.6; 对于长腔(L =1600 µm), 变形因子a /b 约1.4; 对于标准黑腔变形因子a /b 约 1. 结果表明: 当腔长为1350 µm 时, 压缩对称 性较好.通过对靶丸的压缩过程进行背光照相, 可以获 得具有一定精度的时间分辨靶球内爆背光图像, 以 便研究辐射驱动内爆的对称性问题和分析内爆推进 层运动过程, 并与数值模拟程序进行比对.基本靶结构和实验记录方式如图5所示, 图5中水平方向过背光靶和靶球中心连线即背光成像的主轴. 实验用靶由主靶和背光靶构成, 记录设备为X 射线分幅相机. 主靶的结构由柱腔和靶丸构成. 金柱腔: 直径φ 800 µm, 腔长L 有两种1350和1500 µm; 入射口: φ 380 µm; 双诊断口对穿: 330 µm×330 µm. 靶球: 直径φ 230 µm; 塑料球壳厚度为14和17 µm 两种; 充气: 纯D 2密度 1.8 mg/cm 3. 背光靶: 镀钯(Pd), 厚 度大于 3 µm. 8束激光从腔靶的两端注入孔分别注 入. 第9路激光能量1.5 kJ, 脉宽2 ns, 波长526.5 nm, 激光加列阵透镜后从斜45°法兰均匀辐照背光平面靶. 图6显示标准腔(Φ 800 µm×L 1350 µm)靶球(壳厚 14 µm)内爆压缩的背光图像. 图中所显示的数字为 记录的时刻. 由图6看出, 在标准腔的压缩对称性较 好. 图7显示长腔(Φ 800 µm×L 1500 µm)靶球(壳厚14赤道图3 辐射驱动内爆靶丸变形示意图(a) L = 1200 µm; (b) L = 1350 µm; (c) L = 1600 µm江少恩等: 我国激光惯性约束聚变实验研究进展1574图4 辐射驱动内爆靶丸变形随腔长度的变化(a) a /b ≈0.6, L =1200 µm; (b) a /b ≈1, L =1350 µm;(c) a /b ≈2.2, L =1600 µm图5 内爆背光靶与实验记录示意图(轴向)图6 标准腔的内爆压缩分幅背光图像µm)内爆压缩的背光图像, 由于辐射驱动两极强于赤道, 故内爆靶球被压缩成为薄饼状, 背光照相很好地记录下了这一演变过程. 不过, 由于成像系统分辨有限、靶芯自发射干扰和背光源局部不均匀等不利因素图7 长腔的内爆压缩分幅背光图像的存在, 靶球内爆的高阶不对称性和内爆后期的内界面位置尺寸都无法从这些图像中获取.将分幅相机门控脉冲引出与激光脉冲比较, 使X 光信号与激光信号在时间上关联起来. 在图8中, 时间零点为主激光脉冲前沿半高宽时刻, 对应的数据点为制靶测量值. 该图给出了靶球(对应于图6)在标腔辐射驱动下, 内爆推进层内界面的运动轨迹, 并与Multi-1d 的模拟结果(实线)进行了比较. 在内爆加速阶段, 二者较为一致. 在内爆后期, 由于自发光等因素影响, 实验测量不确定度很大, 而且计算模型也较为粗糙, 所以两者的偏离也是可以预期的. 粗略估计靶球的内爆速度约为1.2×107 cm/s.图8 对应图6的靶球推进层运动轨迹中国科学 G 辑: 物理学 力学 天文学 2009年 第39卷 第11期1575图6和7为时间分幅的二维图像, 其优点可以反映压缩对称性二维信息, 缺点是时间不连续. 所以采用另外的测量设备来补充, 就是利用X 射线条纹相机来记录内爆时间连续的一维空间图像. 实验布局与图5类似, 不同的是第9路激光斜22.5°入射背光靶, 背光靶平面与水平面成22.5°夹角, 背光材料为Ag, 测量设备换成X 射线条纹相机.靶参数: 金柱腔: φ 800 µm×L 1350 µm; 入射口:φ 380 µm; 双诊断口: 350 µm×350 µm 方孔, 两诊断孔均贴3 µm 厚的CH 膜; 靶球: φ 260 µm, 壳层总厚度20 µm (PS, PV A 的厚度分配由制靶的实际情况、 根据保气等需要而定), 充气充纯DD 气体, 质量密度ρDD =1.8 mg/cm 3.实验中, 神光II 装置8束激光同时注入标准柱腔靶产生的X 光驱动位于柱腔中心的靶丸内爆, 第9路激光辐照Ag 盘靶产生的L 线(3d →2p)作为背光源对内爆靶丸进行透视照相. 实验结果如图9所示, 图10是内爆靶丸壳层运动轨迹, 与图8用X 光分幅相机的结果相近. 对图10进行数据处理, 可以获得内爆靶丸的内爆速度约为1.0×107cm/s, 且靶丸壳层的运动是一个变加速度的加速过程, 不同时刻的速度和加速度都是变化的, 很难用单一的速度描述靶丸的运动, 这里的内爆速度是一种平均速度.图9 X 光条纹相机获得内爆的连续图像1.2.2 中子产额对中子产额的测量分为两类: 直接驱动和间接驱动.直接驱动主要以爆推靶的高中子产额为主, 采图10 由条纹图像获得内爆靶丸运动轨迹用的靶丸结构为: 靶丸由两层构成, 外层为玻璃球壳, 厚度1 µm, 球内冲压力为2×106 Pa 的DT 气体, 靶丸的直径为1200 µm. 激光参数为: 8(束)×100 J/100 ps/1ω 0. 得到最高中子产额为3×109/发[7,8].对于间接驱动, 靶型由柱腔内放置内爆靶丸构成. 为了产生高中子产额, 需要尽可能均匀和高温的黑腔辐射场, 即需要获得接近一维压缩的辐射场, 在此基础上进一步优化内爆靶球的参数(如壳层的厚度). 为了获得柱对称方向较均匀的内爆靶球压缩, 一般认为黑腔直径和靶球直径比要大于3, 因此, 在兼顾辐射场均匀性和高辐射温度的条件下, 确定金柱黑腔的直径为Φ 800 µm, 靶球直径为200 µm. 由于黑腔的激光注入口和激光在腔壁上形成的光斑是影响黑腔内辐射场轴向均匀性的主要因素, 因此在注入口固定的条件下, 改变黑腔的长度, 可以得到不同的空间和时间分布的辐射场, 获得不同形状靶球压缩结果(见图3和4). 如前所述, 腔长为1350 µm 时, 内爆压缩接近球形. 同时中子产额测量也高于其他长度黑腔下内爆压缩的中子产额. 神光II 内爆物理实验中的“标准黑腔”尺寸为: Φ 800 µm×L 1350 µm, 也成为辐射驱动出中子实验的标准黑腔. 靶球由两层或三层构成, 球直径为Φ 200 µm, 内部充气为106 Pa 氘氚, 球壳为SiO 2层厚度2 µm 与不同厚度CH 层构成. 在假设其他靶球参数和辐射场条件基本一致的条件下, 只研究靶球壳厚对中子产额的影响, 所得到CH 的不同厚度下的中子产额Yn 变化见图11, 最高DT 中子产额超过108/发; 实验获得的DT 中子产额与CH 烧蚀层厚度变化关系主要趋势与数值模拟一致,江少恩等: 我国激光惯性约束聚变实验研究进展1576图11 DT中子产额随CH厚度的变化但数值模拟值偏高, 峰值位置也有差别. 可以看出, 中子产额随CH厚度的增加而下降.1.3流体动力学不稳定性在内爆过程中, 壳层加速阶段时的烧蚀面以及减速阶段推进层和芯部燃料界面上, 密度梯度和压力梯度的方向是相反的, 因而瑞利泰勒不稳定性(Rayleigh-Taylor, R-T不稳定性)是不稳定的, 其他还有, 冲击波压缩产生的Richtmyer-Meshkov(RM)不稳定性, 剪切流产生的Kelvin-Helmholtz(KH)不稳定性. 不稳定性初始扰动来源于靶丸表面的微小起伏和靶丸辐照的不均匀和不完全对称. 扰动的发展会造成球壳变形直至破裂, 短波长扰动的增长会引起相对较冷的推进层与热核燃料的混合, 影响燃料的高压缩、降低热斑温度, 从而导致内爆效率大大降低、甚至完全失败.对R-T不稳定性, 进行了侧向背光(side-on radi-ography)和面向背光(face-on radiography)照相测量. 在侧向背光研究流体力学不稳定性实验中, 可以对样品加速度和样品表面扰动形貌二维图像进行观测. 在面向背光实验中, 可以获得R-T不稳定性的增长率.在测向背光实验中[9], 实验排布方式见图12. 神光II的第9束激光与水平成45°角照射背光靶(图12); 腔靶轴线南北向, 南北各4束激光注入柱形腔靶, 柱腔中部开孔放置样品, 样品法线与诊断系统观测方向垂直. 图12中XSC和XFC分别表示为X射线条纹相机和X射线分幅相机.样品结构如图13所示, 样品材料: CH掺Br, 掺图12 侧向背光照相实验示意图(轴向图)图13 调制样品结构示意图Br原子比2%; 表面初始扰动为一维正弦调制. 调制波长λ为103.0 µm; 调制幅度(a0)为11 µm; 平台厚度d为25.0 µm. 调制波长λ为51.0 µm; 调制幅度(a0)为2 µm; 平台厚度d为31.0 µm. 背光靶为Cu.侧向背光照相实验中获得的样品二维形貌分幅图像如图14所示, 其中图14(a)中样品扰动波长为51 µm、初始扰动正弦振幅(a0)为2 µm、样品平台厚度为31 µm, 图14(b)中样品扰动波长为103 µm、初始正弦振幅(a0)为11 µm、样品平台厚度为25 µm. 成像针孔直径为8 µm, 成像放大倍率为19倍, 滤片有2 µm厚的铝膜和20 µm厚的铍膜. 图14中, 画幅时序均是从上到下、再从左往右, 相邻画幅像时间相差65ps, 每幅曝光时间约60 ps.图14中, 烧蚀面朝下, X光是从下往上辐照烧蚀样品的. 对于扰动波长51 µm、初始扰动正弦振幅(a0) 2 µm的情况, 图14(a)显示了基本看不出烧蚀面扰动到可以较为清楚地看出烧蚀面扰动二维形貌图像的过程, 其中相邻微带首尾画幅时间相差约310 ps.而对于扰动波长103 µm、初始扰动正弦振幅(a0) 11 µm、最薄处厚度25 µm样品的情况, 图14(b)显示了烧蚀面扰动馈通(feed-through)到后界面及其后的变化过程情况, 其中图14(b)所示左边微带与中间微带首尾画幅时间相差约500 ps、中间微带与右边微带首尾画幅时间相差约120 ps, 由于测量时触发晃动的影响, 没有观察到烧蚀面扰动馈通到样品后界面之中国科学 G 辑: 物理学 力学 天文学 2009年 第39卷 第11期1577图14 侧向背光照相的R-T 不稳定性增长过程多分幅图像(a) 扰动波长51 µm; (b) 扰动波长103 µm前的增长图像, 并且由于初始扰动较大(扰动振幅11 µm 、峰谷厚度差达22 µm)、而样品厚度又偏小(仅25 µm), 因此, 烧蚀面扰动因流体力学不稳定性而增长并馈通到后界面之后, 尖刺(spike)迅速将样品“刺穿”、形成后面两条微带上的射流状图样. 正是由于103 µm 样品较早被“刺穿”、破裂、形成分离的单个射流状“尖刺”, 才未显示出图14(a)可以看出的垂直于观测方向的二维效应(样品在图中显示出的、后期在水平方向的、偏离平整的弯曲变形).面向背光照相研究R-T 不稳定性实验用靶以及实验排布见看图15, 背光靶及样品法线沿东西方向放置, 神光II 第9束激光与水平成45°角照射背光靶; 腔靶轴线南北向, 南北各4束激光注入图15所示腔靶[10]. 样品: CH 掺Br (3%), λ=75 µm; a 0=0.35 µm; d =33 µm. 实验得到的图像见图16, 获得增长因子大小在10~20之间.图15 面向实验用靶及排布示意图(顶视图)1.4 辐射不透明度高温等离子体物理有两个最基本的物态参数,图16 面向背光照相R-T 不稳定性增长过程一个是辐射不透明度, 另一个是状态方程. 辐射不透明度决定物质的辐射性质, 主要研究辐射吸收与物质类型及其温度密度的关系; 状态方程决定物质的力学性质, 主要研究压力与物质类型及其温度密度的关系.针对神光II 激光能量为2.5 kJ 的条件, 提出了新的辐射不透明度实验靶设计[11~13], 实验表明该靶型可以产生干净的辐射场, 样品温度接近100 eV, 而美国Nova 实验用15 kJ 只获得58 eV.根据辐射输运实验的一些结果和理论分析, 设计了新的不透明度测量的靶型(见图17), 这种靶型的优点在于: (ⅰ) 辐射在泡沫中超声速传播和高效率输运, 加热产生高温样品; (ⅱ) 泡沫阻止散射激光和腔等离子体的影响, 避免样品直接受到激光或散射激光的辐照, 形成高温低密度冕区等离子体从而偏离LTE(局域热动平衡)状态; (ⅲ) 采用CH/Al/CH“夹心饼”结构, 一方面限制样品在真空界面膨胀形成较大的温度密度梯度, 另一方面限制样品从横向边界传入稀疏波引起横向不均匀性, 从而保证样品均匀江少恩等: 我国激光惯性约束聚变实验研究进展1578图17 不透明度的实验靶型和实验布局性[12]. 实验靶参数如下.腔靶参数: Au 材料, 尺寸为φ700 µm×2000 µm; 样品参数: Al 样品厚度(0.10±0.01) µm, 面积900 µm×170 µm; CH 覆盖层厚度0.5 µm, 面积1000 µm×380 µm; 泡沫阻挡层参数: φ780 µm×200 µm; 背光靶参数: 金丝(端面镀厚度为10 µm 的CsI), 截面尺寸60 µm×200 µm, 长度1200 µm, 表面覆盖50 µm 的CH 材料. 实验中的主要诊断设备为一台PET 晶体谱仪, 用于Al 吸收谱测量. 实验中的激光参数为: 8束主激光, 三倍频, 脉宽1.0 ns, 每路能量260.0 J; 第9束激光: 从东上45°入射; 三倍频, 脉宽130.0 ps, 能量130.0 J, 聚焦打靶. 图18为Al 的吸收谱的实验曲线, 图18中实线为实验结果, 虚线为辐射不透明度程序计算的曲线, 由图知道, Al 样品的电子温度可达95 eV.图18 Al 等离子体辐射吸收谱1.5 辐射驱动冲击波对冲击波的测量可以研究物质的状态方程(EOS). 利用激光能量产生高压冲击波主要有两种方式: 直接驱动和间接驱动. 直接驱动方式是激光经束匀滑后直接辐照到靶平面表面, 在靶中产生高强度的平面冲击波; 间接驱动(也称辐射驱动)方式是将激光首先辐照到一个高Z 介质构成的黑腔内, 腔壁吸收激光能量并产生X 光, 来驱动样品产生冲击波.当冲击波通过样品后界面时, 由于后界面温度升高发射可见光、紫外光, 利用不同厚度的样品介质测量冲击波发光的时空图像可得到冲击波速度, 测量冲击波一般采用光学条纹相机加成像系统组成.与直接驱动相比, 间接驱动的冲击波有两个优点: (ⅰ) 辐射烧蚀的深度更大, 产生的冲击波压力更高; (ⅱ) 间接驱动中, 腔壁对X 射线的约束和多次吸收与再发射, 在腔内逐渐形成比较均匀分布的辐射场, 从而能产生平面性更好的冲击波. 另外间接驱动产生的冲击波速度与辐射温度密切相关, 因此, 可以利用冲击波速度来测量辐射场的辐射温度. 但是, 由于激光产生的杂散光比冲击波发光信号高得多(一亿倍以上), 因此, 对辐射驱动的冲击波测量而言, 对杂散光的屏蔽的好坏直接关系到实验是否成功.实验用靶示意图如图19所示. 腔壁材料为35 µm 厚的金, 腔为长1700 µm 、直径为800 µm 的柱腔, 比神光Ⅱ常用的内爆腔长300 µm, 不仅可以提高冲击波的平面性, 还能降低样品的预热效应. 腔两端的激光注入孔(LEH)直径为420 µm, 在柱腔中部开460 µm×400 µm 的长方形诊断孔作为驱动样品的辐射源,长方孔上放置台阶样品, 为确保CH 样品在冲击波卸载前不出现漏光, 还在CH 材料外侧镀了0.25 µm 厚的Al. 为避免杂散光照射到冲击波样品上而进入光学条纹相机的视场范围进而给测量带来干扰, 在柱腔的激光注入孔两端加有屏蔽片, 同时在样品周围加装了一个锥形屏蔽筒(图19). 在屏蔽锥后端安装光学条纹相机和成像系统测量冲击波发光信号, 波长范围为352~525 nm. 这样在样品周围增加了一个长长的屏蔽锥筒, 诊断上改进了成像系统、在光学条纹相机前放置了一片三倍频光和二倍频光全反镜, 从而提高了信噪比, 获得了清晰的辐射驱动冲击波图像[14].。
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第 18卷第 67期大自然探索 V o l . 18, Sum N o . 67 1999年第 1期 EXPLO RA T I ON O F NA TU R E N o . 1, 1999惯性约束聚变能源与激光驱动器Ξ中国工程院院士中国科学院上海光学精密机械研究所研究员国家高技术 863— 416主题专家组成员范滇元中国科学院院士北京应用物理与计算数学研究所研员国家高技术 863— 416聚变能源是一种“干净的”的能源。
研究进展表明 ,80年代末 , 美国用变 , 证实了这一技术路线在科学上的可行性。
90年代以来 , 一些国家制定了庞大的发展计划 , 以“点火” 为目标 , 建造百万焦耳级的巨型激光装置。
同时 , 并行地开始了用于聚变能电站的驱动器研究。
我国已有 30多年研究基础 , 现已制定跨世纪的“神光 - ” 计划 , 将在下世纪初建成 10万 J 级的激光装置 , 开展相关基础物理研究。
1聚变能源是地球上的人造小太阳能源是人类赖以生存的基本条件。
据估计 , 到下世纪中叶前后 , 全世界能源消费的需求将超过传统能源的供给能力 , 必须开发新的能源以弥补其短缺。
聚变能源是新能源的重要候选者之一。
氢的同位素氘和氚在高温下聚合成氦核“聚变” 。
太阳的巨 , 而氢弹的爆炸则是地球上人为的聚变反应。
氘和锂 (可产生氚在海中蕴藏量极其丰富 , 120kg 海水可产生相当 30L 石油放出能量的聚变能 , 聚变材料可谓“取之不尽” 。
如果能在人工可控条件下实现聚变反应 , 则可以提供几乎用之不竭的能源。
和传统能源相比 , 聚变燃料具有最高的比能。
然而聚变反应所要求的条件却极为苛刻。
自持反应要有 1亿 k W h 左右的高温 , 并且参与反应的粒子密度 n 要足够高 , 能维持一定的反应时间Σ, 即n Σ值要达到 1014s c m 3以上 , 这就是著名的劳逊判据。
为了实现上述条件 , 目前有两条技术途径 :磁约束聚变 (M CF 和惯性约束聚变 (I CF 。
惯性约束聚变的基本思想是 :利用激光或离子束作为驱动源 , 脉冲式地提供高强度能量 , 均匀地作用于装填氘氚燃料的微型球状靶丸外壳表面形成高温高压等离子体 , 利・ 1 3・Ξ谨以此文缅怀惯性约束聚变研究先驱王淦昌院士用反冲压力 , 使靶的外壳极快向心运动 , 压缩氘氚主燃料层到每立方厘米几百克质量的极高密度 , 并使局部氘氚区域形成高温高密度热斑 , 达到点火条件 ; 驱动脉冲宽度为纳秒级 , 在高温高密度热核燃料来不及飞散之前 , 进行充分热核燃烧 , 放出大量聚变能 , 所以又称惯性约束聚变 (I CF 。
实际上这和太阳的聚变过程相仿 , 只是约束高温等离子体的方式有所不同。
60年代初 , 我国激光聚变研究刚刚起步的时候 , 钱学森院士就形象地指出 :你们的事业是在地球上人造一个小太阳 ! 2惯性约束聚变的科学可行性研究走向聚变能源要历经三个里程碑阶段 :(1 靶物理研究 :掌握 I CF 各个环节的物理规律 , 在实验室演示点火 (ign iti on 增益。
点火 , , 。
在实验室演示 I CF 。
在此基础上进一步达到高增益。
(2 聚变发电演示 :建成聚变能演示反应堆及发电厂 , 演示工程上可行性。
(3 商用 :商用发电达到经济效益可以和其他能源相竞争 , 即经济上可行性。
惯性约束聚变研究始于 60年代激光出现后不久 , 至今已有 30年 , 取得了显著成效。
地下核试验证实了原理可行性 , 探索出了可行的科学技术途径 , 经过努力在实验室条件下的聚变“点火” 已指日可待。
211惯性约束聚变的物理过程和驱动方式(1 加热 :激光 (或离子束、 X 光辐射照射靶丸表面形成高温高压等离子体。
(2 压缩 :靶丸表面高温高压等离子体向外喷射 , 形成的反冲压力将靶丸向心内爆压缩氘氚到极高密度 (约 20倍以上通常铅的密度。
高密度氘氚区形成热核燃烧波迅速扩展到整个主燃料层 , 释放能量大于激光能量很多倍 (高增益的聚变能。
有两种方式驱动上述聚变反应。
第一种为直接驱动 :激光束直接照射氘氚靶丸表面。
这种方式有较高的效率 , 但是为了达到高倍的压缩 , 要求驱动光束在4Π立体角方向极为均匀地照射靶面 , 均方差小于 1%~2%, 这是极其困难的。
第二种为间接驱动 :为了避开这一难点 , 提出了另一种称之为“间接驱动” 的照射方式。
此时激光束照射到包围靶丸的柱形空腔外壳内壁 , 产生 X 光辐射 , X 光经输运热化后再加热氘氚靶丸表面。
也可用离子束作驱动源 , 离子束先轰击围绕靶丸的物质 , 转换为 X 射线 , , 从而 , 近年来 , 提出了一种新的 , 不同于上面讨论的中心点火模型 , 它是内爆压缩和点火分开进行的。
先是用激光压缩氘氚到极高密度 , 然后外加一束超短脉冲超高强度激光在等离子体中传播 , 产生大量超热电子 (1M eV 以上 , 在极高密度氘氚边缘内部形成热斑点火 , 并扩展到整个体积。
理论研究表明 , 把原先的中心点火改为快点火 , 可以大幅度降低对驱动能量的要求 , 从而大幅度降低驱动器造价 , 因此这种方法已成为国际研究的热点。
212惯性约束聚变研究进展惯性约束聚变研究已在世界范围内取得重要进展。
美国里弗莫尔国家实验室最为先进 , 从 1975年至今 , 建造了 6代激光驱动器 , 输出功率提高了近 5个量级 , 取得了一系列重要靶物理成果。
究竟需要多少驱动能量才能达到点火和能量增益呢 ? 80年代末 , 美国实施“百人队长” 计划 , 利用地下核爆辐射的小部分 X 光作为驱动源 , 照射氘氚靶丸表面 , 成功地实现了具有近百倍能量增益的聚变反应 , 而且实验结果和 LA SN EX 程序计算相符 , 从而证实了惯性约束聚变的科学可行性 , 也明确了・23・大自然探索1999年第 1期 (总第 67期需要有百万焦耳级的驱动能量才能满足要求。
这一结果公布后 , 极大地推动了国际 I CF 研究。
然而在实验室研究中必须掌握激光与等离子体相互作用规律 , 包括激光直接或间接驱动转换成靶丸内爆能量效率及由此带来很多物理和技术问题。
所以 , 虽然地下核试验表明了高增益 I CF 的可能 , 但仍然需要在实验室条件下演示 I CF 科学上可行性。
1989年有关国家科学家聚会西班牙 , 发表了著名的“马德里宣言” , 号召全世界科学家合作 , 向实验室演示点火目标前进。
1994年国际原子能署 (I A EA 召开的惯性约束聚变驱动器国际会议上 , 美国能源部官员 M . Sluyter 在综述报告中 , 形象地展示了美国的目标及各阶段计划的衔接关系。
美国“国家点火装置” (N是益。
N IF ::1・8M J , 500TW (3Ξ ; 功率平衡 : <8%r m s (2n s 范围内 ; 靶瞄准精度 :<50Λm ;插头效率 : 1%(电能到3Ξ光能高能发射次数 (a :产额为 1~100kJ 100次产额为 100~500kJ 35次产额为 5~10M J 10次激光系统结构 :激光束由 192子束组成 , 每束口径 40c m ×40c m , 输出 10kJ ;192束分成 24大路 , 每大路由 4×2列阵组成 ;激光装置大厅面积 200m ×85m ;靶场宽 30m 、高 30m ;激光束从上下方向射入真空靶室 , 光学元件离开球壁 4m 。
然而 , 包括 N IF 在内的所有装置都只能做到聚变能源的科学可行性验证 , 并不能成为聚变能电站。
关键在于 , 驱动器只能单次发射 (几小时一次 , 而且驱动器本身的能量转换效率不高 , 约为 1%左右。
3惯性约束聚变的工程可行性研究为实现惯性约束聚变商用能源的里程碑目标 , 需要满足下列 4个条件 :(1 高增益靶输出的聚变能量比输入的驱动能量大 50~100倍 ;(2 驱动器能以 5~10H z 的重复率工作 , 插头效率达 10%~30%;(3 靶的成本降低到 25, 且年生产率达到 1亿个 ;(4 。
,。
用 :半导体激光泵浦的新型固体激光器 , 氟化氪气体激光器 , 重离子和轻离子加速器。
下面我们以上列第一种类型的方案设计为例 , 说明有关的研究进展。
第一种激光器与现有装置不同之处在于 :用半导体激光管代替氙灯 , 用作固体激光器的泵浦源 ; 选取与之匹配的激光工作介质 : Yb ∶ S -FA P 晶体。
以此为基础 , 里弗莫尔实验室科学家完成了全半导体激光泵浦固体驱动器 (D PSSL 的聚变能电站设计。
他们在技术上详细地分析和计算了 D PSSL 聚变电站的方案和造价 , 编制了进行计算的计算机程序 , 得到的结果是 :发电功率 100万 k W ;电费成本每 k W h 电费 816美分电站总造价 416B (46亿美元激光系统的3Ξ总能量 4M J插头效率 (从消耗电能到3Ξ激光能Γ=8. 6%;靶增益 : G =76, 即ΓG ~7・ 3 3・惯性约束聚变能源与激光驱动器4我国 I CF 激光驱动器研究概况和展望1964年 , 我国著名核物理学家王淦昌院士独立地提出激光聚变早期思想 , 并提出了具体方案。
按照这一创议 , 在我国第一个激光专业研究所——中国科学院上海光机所开始了高功率激光驱动器的研制和应用并于 1971年获得氘 2氘碰撞中子。
1978年中国工程物理研究院和中国科学院携手合作 , I CF 研究进入了全面发展的新阶段。
近 20年来 , 致力于研制和应用钕玻璃激光驱动器——“神光” 系列装置 , 取得了显著进展 , 推动了我国 I CF 实验和理论研究 , 并在国际上占据了一席之地。
411“神光2 ” 装置“神光2 ” 装置建成于 1986年。
输出两束口径为 200mm 光的峰功率达1012s 100p s , Λm ,可倍频到 018年 , 进水平的成果 , 主要有 :①我国首次间接驱动内爆出中子实验成功 ; ②极高压下材料状态方程的高精度测量 ; ③类氖锗 X 光激光达增益饱和并具有近衍射极限的光束质量 ; ④复合泵浦 X 光激光研究获得一系列国际首次报道的新谱线。
412“神光2 ” 装置和号装置相比 , 号装置规模扩大 4倍 , 可输出 8束强光 , 立体地照射氘氚靶丸。
红外波长的激光能量达 6kJ 1n s , 并可变换到0135Λ的紫外激光。
脉冲宽度有 1n s 、 100p s 、 20p s 和 1p s 4个档次。
目前 , 该装置已进入总装调试阶段 , 计划 1998年投入试运行 , 它将是我国“十五” 期间 I CF 研究的主要驱动器。