神光Ⅱ充气黑腔靶受激拉曼散射测量

王传珂，蒋小华，蒋 刚，王哲斌，况龙钰，刘慎业，丁永坤

(1.四川大学 原子与分子物理研究所，四川 成都 610065；2.中国工程物理研究院 激光聚变研究中心，四川 绵阳 621900)

在间接驱动激光惯性约束聚变(ICF)研究中，通常使用金或铀等高Z材料制作的黑腔靶来约束辐射能量，激光在黑腔靶的内壁能量转换为X光，X光辐射在内爆靶丸上烧蚀靶丸材料产生烧蚀压，驱动靶丸内爆[1-2]。X光辐射同时在黑腔靶的内壁烧蚀出高Z等离子体。随着持续时间的增加，黑腔内等离子体的密度愈加均匀，形成适合等离子体中不稳定性对流的增长。激光束在到达靶固体表面转化为X射线前要穿过一个充气区域。大尺度、低密度等离子体在此区域形成并通过受激拉曼散射(SRS，激光共振地衰变为电子等离子体波和散射光波的三波作用过程)和受激布里渊散射(SBS，入射光波共振地衰变为离子声波和散射光波的三波作用过程)机制散射激光能量。美国国家点火装置(NIF)上使用的黑腔靶，一般在黑腔内填充低Z气体，这种靶称为充气黑腔靶。充气黑腔靶可利用气体的压力减少X光从腔壁上烧蚀出的高Z等离子体向中心会聚，减小堵腔效应；同时，低Z气体对弹着点发光面的运动有较好的抑制作用，使得靶丸表面的辐照均匀性不随时间变化[3-4]。

国内对三倍频激光与黑腔靶相互作用的研究[5-7]主要集中在真空状态下金黑腔辐射温度、SRS和SBS光谱的测量方面，对于三倍频激光与充气黑腔靶相互作用的研究报道较少。本工作拟在神光Ⅱ钕玻璃激光装置上，开展三倍频激光与充气黑腔靶(填充0.1 MPa氩气)相互作用的研究，研究充气情况下背向SRS散射光的能量反射率和散射光谱的变化情况。

1 实验条件和布局

1.1 实验条件

实验在神光Ⅱ钕玻璃激光装置上进行[5-7]。神光Ⅱ是我国开展ICF研究的重要实验平台之一。目前铷玻璃激光可同时输出8路三倍频激光，总输出功率约3×1012W。实验中8路激光分南北2簇从内切于靶室的正立方体的8个顶点通过打靶透镜独立地向心汇聚到靶上，脉宽1 ns，三倍频，离焦400 μm打靶，每路激光能量约250 J。

实验用靶采用标准黑腔靶(也称真空黑腔靶)和充气黑腔靶两种，黑腔靶轴线南北放置在靶室中心。图1为神光Ⅱ标准黑腔靶示意图，两种黑腔靶均为直径800 μm、长度1 350 μm的标准黑腔靶，黑腔靶壁材料为金，黑腔中放置有一塑料(碳氢材料)靶丸，内充氘氚(或氘氘)燃料气体。本实验中，充气黑腔靶内填充0.1 MPa氩气，激光注入口采用聚酰亚胺膜密封，以确保填充气体不泄漏。黑腔内所充气体一般应满足3个条件：

1) 充气压力应足够高，能起到约束黑腔靶等离子体运动的作用；

2) 气体全部电离后电子密度不能太高，否则激光在到达弹着点前衰减严重，不利于X光在高Z等离子体中的转换；

3) 填充气体不能产生强烈的受激散射。

一般黑腔内充0.1 MPa氩气在激光辐照后即使全部电离，电子的密度也在0.1倍等离子体临界密度以下，激光在光路上的吸收可忽略不计。

图1 神光Ⅱ标准黑腔靶示意图

1.2 实验布局

实验首先在标准黑腔靶中充0.1 MPa氩气来实现大尺度的激光等离子体的非线性相互作用，利用神光Ⅱ钕玻璃装置的8路三倍频激光离焦400 μm入射黑腔靶。通过背向散射测量系统测量SRS的能量反射率，利用光谱仪配光学条纹相机来测量SRS散射光的时间变化。

图2示出了激光装置某一路背向散射测量系统的光路[8]，背向散射测量系统由系列光学滤光片和能量卡计组合而成。打靶激光经伺服反射镜后再通过窗口玻璃和打靶透镜入射到靶上。激光在等离子体中的背向散射光经打靶透镜、窗口玻璃、伺服反射镜和反射镜进入束缩系统，而后经散射光频率分离系统进入到最终的能量卡计，从而得到全口径背向散射能量。全口径背向散射能量与打靶激光能量之比即为散射光能量份额。在激光等离子体相互作用过程中，散射光的成分主要为400～700 nm的SRS散射光和348～354 nm的SBS散射光。因而，为消除其他散射光信号干扰，在SRS能量卡计和SBS能量卡计前分别设计带宽400～700 nm的干涉滤光片和351 nm窄带通滤片。由于SRS过程主要以背向散射为主，因此SRS能量卡计测量了SRS中的大部分散射光。

图2 SRS散射光谱测量实验排布

时间分辨的背向SRS散射光谱采用光纤从背向散射测量系统中引光至光学多道分析器(OMA谱仪)，再配光学条纹相机，光谱信号用光学CCD记录。OMA谱仪由输入光学系统、狭缝、光谱色散元件、光学成像系统和记录系统构成。光谱的强度只有相对的意义，光谱分辨为0.05 nm，时间分辨为10 ps。实验前，谱仪光栅衍射效率、条纹相机MCP增益、光阴极量子效率、CCD量子效率均需严格标定。

2 实验结果和分析

2.1 SRS能量反射率

图3示出了相同激光入射条件(能量8×250 J，离焦400 μm入射)下，实验测量得到的充气黑腔靶与标准黑腔靶的背向SRS反射率。由图3可看出，与标准黑腔靶实验结果相比，充气黑腔靶的背向SRS散射光的能量反射率增加。SRS的散射光反射率由不到0.5%增加到1%以上。

SRS频率和波数匹配条件如下：

ω0=ωSRS+ωEPW

(1)

k0=kSRS+kEPW

(2)

(3)

其中：ω0、ωSRS和ωEPW分别为入射光波、拉曼散射光波和电子等离子体波的角频率；k0、kSRS和kEPW分别为入射光波、拉曼散射光波和电子等离子体波的波矢；ωPE为等离子体振荡频率；λDE为等离子体德拜长度。三波过程产生散射光波，损失激光能量，减少吸收系数。SRS的另一个波是电子等离子体波，凡是有电子等离子体波产生的过程，跟随波前进的电子最终由朗道阻尼或波破将电子等离子体波能量转移给电子，产生超热电子，其能量约为m(ωEPW/kEPW)2/2，其中m为电子质量，由于电子等离子体波的相速度ωEPW/kEPW可很大，所以超热电子的能量很高。超热电子能预热靶芯、影响对称性、降低压缩度，根据理论和实验研究，拉曼超热电子和拉曼散射光能量近似相等。

图3 充气黑腔靶与标准黑腔靶的背向SRS反射率对比

SRS散射光的反射率[9-10]主要由于在黑腔靶中充气后，激光作用黑腔靶时，在激光作用光路上形成了相对均匀的等离子体电子密度的分布，降低了非线性过程的对流阻尼，从而增加了非线性过程的增长率，增加了非线性散射光的反射率。

2.2 SRS时间光谱

图4示出了实验测得的SRS光谱时间分辨图像，纵坐标为时间方向，从上到下扫描；横坐标为波长方向，从右到左为短波到长波方向。图中的526 nm锐光来源于入射激光在倍频过程中产生的二倍频光，它是激光辐射过程中打在黑腔靶的入射口边缘或屏蔽片后沿光路反射进入谱仪的，因此在时间上要早于散射光。实验中一般用它作相对时间和绝对波长的定标[7]。从图4可看出，在激光作用前期，无SRS散射光出现，之后散射光谱在长波方向出现，并随时间逐渐向短波方向移动，直到SRS散射光结束。

图4 标准黑腔靶(a)和充气黑腔靶(b)的时间分辨SRS背向散射光谱

对SRS散射光的时间光谱的实验结果表明，在激光与标准黑腔靶作用时，SRS仅在作用激光的峰值附近约200 ps的时间内被激发。充气后，黑腔内SRS的激发时间较标准黑腔提前，几乎从入射激光出现时就被激发，时间持续约800～900 ps，但散射光谱结构和时间发展趋势一致，随着持续时间的增加，光谱向短波方向移动。这主要由于在标准黑腔靶情况下，激光与黑腔靶壁作用前期，黑腔内等离子体和平面靶作用类似，黑腔内等离子体的梯度大，SRS过程的对流阻尼大，SRS过程被抑制。随着持续时间的增加，黑腔靶对等离子体的约束明显，等离子体的密度梯度变小，电子密度也逐渐增加，SRS被激发，散射光谱随时间向短波方向运动。在充气黑腔靶情况下，由于填充气体的存在，在激光作用初期，激光直接与气体作用形成了较均匀的等离子体，因此SRS几乎从入射激光出现时就被激发。随后，黑腔壁高Z材料形成的等离子体提高了黑腔内的电子密度，致使SRS散射光谱也逐渐向短波方向移动。

3 结论

本工作在神光Ⅱ钕玻璃激光装置上，开展了三倍频激光与充气黑腔靶(填充0.1 MPa氩气)的相互作用研究，研究了充气情况下背向SRS散射光的能量反射率和散射光谱的变化情况。由于等离子体尺度的变大，黑腔内电子温度较高，SRS增长率大，背向的SRS散射光能量增加，SRS的反射率由标准黑腔靶的0.05%以下增长到1%～1.5%。同时，标准黑腔靶相比SRS被激发的时间也延长。在黑腔靶充气气压不同的情况下，三倍频激光与黑腔靶相互作用产生的背向散射能量反射率也不同。研究背向散射能量反射率与充气气压的关系，是下一步研究工作的方向。

感谢中国科学院-中国工程物理研究院高功率激光物理联合实验室神光Ⅱ装置运行人员、中国工程物理研究院激光聚变研究中心实验和制靶人员的辛勤工作。

参考文献：

[1] LINDI J. Development of the indirect-drive approach to inertial confinement fusion and the target physics basis for ignition and gain[J]. Physics of Plasmas, 1995, 2(11): 3 933-4 025.

[2] LINDL J D, AMENDT P, BERGER R L, et al. The physics basis for ignition using indirect-drive targets on the national ignition facility[J]. Physics of Plasmas, 2004, 11(2): 339-391.

[3] MacGOWAN B J, AFEYAN B B, BACK C A, et al. Laser-plasma interactions in ignition-scale hohlraum plasmas[J]. Physics of Plasmas, 1996, 3(5): 2 029-2 040.

[4] FERNANDEZ J C, BAUER B S, COBBLE J A, et al. Measurements of laser-plasma instability relevant to ignition hohlraums[J]. Physics of Plasmas, 1997, 4(5): 1 849-1 856.

[5] 王哲斌，郑坚，蒋小华，等. 351 nm激光入射大腔靶的受激Raman散射光谱[J]. 强激光与离子束，2004，16(1)：45-49.

WANG Zhebin, ZHENG Jian, JIANG Xiaohua, et al. Stimulated Raman scattering from holraum irradiated with 351 nm laser light[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2004, 16(1): 45-49(in Chinese).

[6] 王传珂，况龙钰，王哲斌，等. 神光Ⅱ长脉冲三倍频激光受激Ramon散射能量角分布测量[J]. 核聚变与等离子体物理，2006，26(4)：310-313.

WANG Chuanke, KUANG Longyu, WANG Zhebin, et al. The stimulated Raman scattering from interaction of 351 nm laser light with hohlraum[J]. Nuclear Fusion and Plasma Physics, 2006, 26(4): 310-313(in Chinese).

[7] 王传珂，蒋小华，刘慎业，等. 2 ns、351 nm激光黑腔靶受激Raman散射实验研究[J]. 强激光与粒子束，2006，18(7)：1 113-1 116.

WANG Chuanke, JIANG Xiaohua, LIU Shenye, et al. Stimulated Raman scattering from interaction of 2 ns, 351 nm laser with hohlraum[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2006, 18(7): 1 113-1 116(in Chinese).

[8] 王传珂，蒋小华，王哲斌，等. 神光Ⅱ激光装置的全口径背向散射测量系统[J]. 强激光与粒子束，2010，22(8)：1 896-1 900.

WANG Chuanke, JIANG Xiaohua, WANG Zhebin, et al. Full aperture backscatter light diagnostic station on Shenguang-Ⅱ laser facility[J]. High Power Laser and Particle Beams, 2010, 22(8): 1 896-1 900(in Chinese).

[9] MACKINNON A J, McCARVILLE T, PISTON K. Implementation of a near backscattering imaging system on the national ignition facility[J]. Review of Scientific Instruments, 2004, 75(10): 4 183-4 186.

[10] MOODY J D, MacGOWAN B J, BERGER R L. Experimental study of laser beam transmission and power accounting in a large scale length laser plasma[J]. Physics of Plasmas, 2000, 7(8): 3 388-3 397.