王雅琴胡廣月?趙斌鄭堅3)

1)(中國科學技術大學現(xiàn)代物理系,近地空間重點實驗室,合肥 230026)

2)(南京工程學院數(shù)理部,南京 211167)

3)(上海交通大學,IFSA協(xié)同創(chuàng)新中心,上海 200240)

神光III激光裝置直接驅動內爆靶產(chǎn)生的連續(xù)譜X光源?

王雅琴1)胡廣月1)?趙斌2)鄭堅1)3)

1)(中國科學技術大學現(xiàn)代物理系,近地空間重點實驗室,合肥 230026)

2)(南京工程學院數(shù)理部,南京 211167)

3)(上海交通大學,IFSA協(xié)同創(chuàng)新中心,上海 200240)

(2017年3月9日收到;2017年4月5日收到修改稿)

激光驅動的內爆靶通過軔致輻射過程可以產(chǎn)生覆蓋1—100 keV能區(qū)的小尺寸、短脈沖和高亮度的光滑連續(xù)譜X光源,可用于高密度等離子體的點投影照相和吸收譜診斷等.本文對30—180 kJ輸出能量的神光III激光裝置直接驅動氘氚冷凍靶產(chǎn)生的連續(xù)譜X光源輻射特性進行了模擬研究,為優(yōu)化內爆光源提供物理基礎.采用了美國OMEGA激光裝置和美國國家點火裝置(NIF)使用的定標率來給出不同驅動能量時的靶參數(shù)和激光脈沖參數(shù).研究發(fā)現(xiàn),內爆靶丸在停滯階段瞬時的密度和溫度劇增可以產(chǎn)生尺寸約100μm、發(fā)光時間約150 ps的X光脈沖;X光輻射主要產(chǎn)生于被壓縮的氘氚冰殼層內側、而不是中心的高溫氣體熱斑區(qū);等離子體的自吸收可以顯著降低1—3 keV的較低能區(qū)的X光發(fā)射,但對更高能區(qū)沒有影響;X光輻射主要集中在<30 keV的較低能區(qū),氘氚聚變反應可以增強>30 keV的硬X光輻射、但對<30 keV的較軟的X光輻射沒有明顯貢獻.

X光源,內爆靶丸,軔致輻射

1 引言

寬帶光滑連續(xù)譜X光源在慣性約束核聚變[1]和高能量密度物理[2]實驗中有重要的應用.具有代表性的是K殼層X射線吸收譜診斷[3?11]和K邊擴展X射線吸收精細結構(extended X-ray absorption fi ne structure,EXAFS)診斷[12?18].這兩種診斷技術需要使用光滑連續(xù)譜的X光源作探針,通過測量X光穿越物質后產(chǎn)生的吸收譜結構來診斷物質的溫度、密度參數(shù)或相變等過程.目前常用的產(chǎn)生光滑連續(xù)譜X光源的辦法是使用激光燒蝕高Z物質[3?8](例如釤(Sm)、金(Au)、鉍(Bi)或鈾(U)),產(chǎn)生的M帶、N帶及其之間的軔致輻射譜作為光滑連續(xù)譜X光源,但即使使用原子序數(shù)很高的鈾元素(U,Z=92)作靶材料,產(chǎn)生的M帶連續(xù)譜往高能方向也只能推進3.5 keV左右,僅能滿足原子序數(shù)Z<18的中低Z物質的診斷需求,原子序數(shù)更高的物質的參數(shù)診斷需要光子能量大于3.5 keV的光滑連續(xù)譜X光源.

最近,內爆靶或稱之為“動力學黑腔”的靶被用于產(chǎn)生0.8—25 keV能區(qū)的寬帶光滑連續(xù)譜X光源[9?11,17?19],它的基本原理是利用壓縮至聚心階段的內爆靶中高溫高密度等離子體的軔致輻射過程來產(chǎn)生光滑連續(xù)譜X光源,內爆過程的固有特征決定了產(chǎn)生的X光源是短脈沖(<200 ps)、小尺寸(<100μm)和高亮度的,軔致輻射的產(chǎn)生過程保證了產(chǎn)生的X光源是高度光滑的寬帶連續(xù)譜.目前內爆光源已成功應用于高密度物質的K殼層吸收譜[10,11]和K邊EXAFS診斷[17,18]中,但對內爆靶產(chǎn)生X光源的專門研究還非常稀少[9,10,16,19],其中的物理機制和物理規(guī)律還很不清楚.例如最近美國OMEGA激光裝置的實驗結果顯示沒有填充氣體的內爆球殼比填充了氪(Kr)氣體的球殼在大于10 keV能區(qū)有更高的X光發(fā)射效率[19],這與之前小于10 keV的實驗測量結果恰好相反[16].所以我們需要研究內爆光源的特征,并以此為基礎來優(yōu)化內爆光源[20].

已經(jīng)建成的神光III激光裝置[21]將是國內未來一段時期內進行內爆光源實驗的主要裝置,因此本文針對神光III激光裝置的30—180 kJ驅動能量,對激光直接驅動冷凍氘氚(DT)靶產(chǎn)生的連續(xù)譜X光輻射進行了模擬研究,激光參數(shù)覆蓋了美國OMEGA裝置[22]和國內神光III激光裝置[21]的實驗參數(shù)范圍.我們利用輻射流體程序計算了輻射的時空演化、殼層對X光的自吸收以及DT聚變反應對輻射的影響,為1—100 keV能區(qū)的內爆光源優(yōu)化提供理論參考.在高于100 keV能區(qū),皮秒拍瓦超短脈沖激光有明顯的優(yōu)勢,這不在本文的研究范圍內[23].

2 靶丸設計與光譜計算模型

這里使用冷凍DT球型靶,如圖1所示,DT冰殼層內充DT氣體,最外面覆蓋碳氫(CH)燒蝕層.經(jīng)過整形的激光脈沖均勻輻照靶丸使其壓縮,并在停滯階段產(chǎn)生X光.為了簡化設計過程,我們以OMEGA激光30 kJ驅動能量的實驗參數(shù)為基礎,參考美國國家點火裝置(NIF)和OMEGA裝置的縮比方法[24],來對更高驅動能量的靶丸尺寸和激光脈沖波形進行設計.為保證球形靶表面激光強度相同,對于不同的靶丸,其激光總能量E、脈沖加載時間t、激光功率P以及靶丸半徑R有以下變換尺度[24]:E～R3,t～R,P～R2.30 kJ激光能量的OMEGA裝置靶丸半徑為0.46 mm,其中包括100μm的DT冰和360μm的DT氣體,外面覆蓋1μm的CH燒蝕層[24];使用的2.5 ns的激光脈沖包含0.75 TW的基底脈沖和32 TW的峰值脈沖.由于神光III裝置可以產(chǎn)生60—180 kJ的激光能量,根據(jù)上述變換尺度,靶丸尺寸是OMEGA靶丸的1.26—1.82倍.圖1給出了30,60和180 kJ的激光波形和相應的靶丸結構.DT氣體、DT冰和CH燒蝕層的初始密度分別為0.5,0.224和0.94 g/cm3.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)30,60,180 kJ驅動激光能量時的DT靶結構(a)和激光波形(b)Fig.1.(color online)The DT target(a)and laser pulse(b)pro fi les designed for 30,60,and 180 kJ laser energy.

使用一維輻射流體程序Multi-1D計算內爆靶的時空演化過程[25],DT和CH的狀態(tài)方程取自SESAME數(shù)據(jù)庫,并使用列表不透明度數(shù)據(jù).Multi-1D程序對激光傳輸過程進行了理想化處理,使得靶丸聚心時激光強度無限制的增高,導致30 kJ驅動能量時模擬的激光吸收率(0.67)高于OMEGA激光裝置類似研究的一維模擬結果(0.4)[24],產(chǎn)生的中子產(chǎn)額(6×1014)也高于OMEGA激光裝置類似研究的中子產(chǎn)額(1.8×1014).為了使本文的模擬結果盡可能真實地評估聚變反應的影響,需要采用一些處理方法來降低中子產(chǎn)額,這可以通過人為改變激光吸收率、改變靶丸結構或者改變物理模型來實現(xiàn).這里通過降低激光吸收率來達到這一目的,我們將激光波形乘上統(tǒng)一的比例系數(shù),使得30 kJ時激光吸收率降至0.45,這樣中子產(chǎn)額和壓縮比與OMEGA模擬結果一致;但是因為沖擊波調速不是理想情況,壓縮之后靶丸面密度相比OMEGA類似研究的一維模擬結果降低了30%.本文也沒有考慮復雜的非理想過程如流體不穩(wěn)定性等的影響,因為我們的目的是做規(guī)律性研究,為優(yōu)化內爆X光源提供物理基礎,而不是追求精確的定量化研究.

Multi 1D程序給出靶丸內爆過程的溫度密度分布模擬結果,再利用后處理程序計算X光光譜,計算X光光譜的模型如圖2所示.靶丸被分成多個均勻殼層,靶丸每個體積元發(fā)射的X光穿出等離子體時會被部分吸收,我們沿著某一探測方向對單個體積元輻射的X光的吸收過程進行計算,再對所有體積元求和來得到整個靶丸的輻射能譜.

X光的輻射率εν可用以下公式描述[26,27]:

其中Ne,Te,ni,zi,h和v分別代表電子密度、電子溫度、離子密度、電離度、普朗克常數(shù)和光子頻率.等離子體自吸收主要包括自由態(tài)-自由態(tài)吸收和束縛態(tài)-自由態(tài)吸收過程,本文算例中DT和CH都基本全部電離,所以只考慮自由態(tài)-自由態(tài)吸收過程[26,27],吸收率κff為

圖2 計算輻射光譜的模型示意圖(a)靶丸被分為多層,X光沿著探測方向傳輸;(b)單個發(fā)射X光的體積元Fig.2.Schematic illustration of the model used to calculate the radiation spectrum:(a)Multi-layer uniform spherical shells and radiation transport integrated along x direction;(b)individual element on the shell that emits X-rays.

3 模擬結果與內爆光源特征分析

3.1 內爆靶的溫度密度分布

Multi-1D程序可以模擬激光驅動的靶丸內爆過程,并給出溫度密度分布.60 kJ驅動激光能量時等離子體溫度密度分布如圖3所示,CH層和約50μm厚的DT冰被激光燒蝕形成大尺度的高溫低密度的冕區(qū)等離子體,剩余物質約在3.4 ns時達到最大壓縮,此時大部分動能轉換成熱能,在停滯時刻等離子體形成25μm半高全寬(FWHM)的中心熱斑,等離子體密度最大區(qū)域位于DT冰內側半徑約50μm處,壓縮狀態(tài)維持了約150 ps后靶丸開始稀疏膨脹.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)60 kJ驅動激光能量時DT靶丸的溫度(a)和密度(b)的時空演化Fig.3.(color online)The temporal histories of the density(a)and temperature(b)pro fi les of the DT ice capsule driven by a 60 kJ laser beam.

3.2 輻射的時空分布

由(1)式可知,等離子體密度或溫度的升高都可以增強軔致輻射.內爆靶的中心氣體熱斑區(qū)和最外側的冕區(qū)等離子體的溫度高但密度低,而壓縮后的DT冰殼層的密度高但溫度低,這使得輻射的空間分布變得復雜.圖4給出了中心DT氣體熱斑區(qū)、壓縮后的DT冰殼層和最外側的冕區(qū)等離子體產(chǎn)生的1—100 keV能區(qū)的軔致輻射譜,這三個區(qū)域都可以產(chǎn)生X光發(fā)射且均呈指數(shù)衰減趨勢.由高溫的中心DT氣體熱斑和較冷的DT冰殼層產(chǎn)生的點狀X光源出現(xiàn)在激光結束后的停滯階段(見圖5),而大尺度的冕區(qū)等離子體輻射的X光產(chǎn)生于激光作用期間,因此可以使用帶門控的探測器將二者分開.點狀光源的X光輻射主要產(chǎn)生于溫度低但密度高的DT冰殼層,高溫中心DT氣體熱斑的輻射只在大于45 keV的高能區(qū)占優(yōu)勢.為了優(yōu)化內爆靶X光源的輻射,應該優(yōu)先嘗試改善壓縮殼層的等離子體參數(shù).

圖4(網(wǎng)刊彩色)30—180 kJ(a)—(c)驅動激光能量時,內爆X光源不同殼層區(qū)域貢獻的輻射能譜(紅色點虛線表示被壓縮的DT冰層,藍色實線表示DT氣體層,粗黑色虛線和細黑色虛線分別表示全時刻積分和靶丸停滯階段積分的冕區(qū)等離子體輻射的X光能譜)Fig.4.(color online)Spectra emitted by the compressed DT ice shell(red dotted line),the DT gas core(blue line),the coronal plasma at stagnation time(thin black dashed line),and the coronal plasma integrated in the whole time(thick black dashed line)in the range 1–100 keV for laser energies of 30–180 kJ(a)–(c).

圖5 (a)中X光輻射功率的時空演化圖可以進一步將內爆光源的X光輻射區(qū)域精確定位于壓縮后的DT冰殼層的內側.圖5(a)—圖5(d)都是60 kJ激光驅動下的結果,圖5(e)給出了不同能量驅動的內爆光源尺寸比較.由圖5(a)與圖3對比可以發(fā)現(xiàn),X光輻射主要產(chǎn)生在等離子體溫度和密度最高的3.37 ns時刻左右,持續(xù)約150 ps.圖5(b)顯示X射線主要產(chǎn)生于等離子體密度高、但溫度比熱斑區(qū)稍低的壓縮殼層,最亮的X射線產(chǎn)生于DT冰殼層的內側,這使得X光輻射的空間分布表現(xiàn)為中空的輻射球結構,如圖5(c)所示.但在實驗中觀察不到空心球結構,成像探測器記錄的X光空間分布沿著視線方向進行了一維積分,如圖5(d)所示,因此測量到的X光源呈現(xiàn)為均勻的發(fā)光盤結構,這與大多數(shù)實驗結果一致[28].輻射球的內外徑與驅動能量有關,如圖5(e)所示,在30 kJ,光源內外直徑為50和90μm,而在180 kJ,它們?yōu)?00和170μm,輻射球的外徑大小決定了點投影成像的空間分辨率.我們發(fā)現(xiàn),如果使用理想的準等熵內爆靶,輻射區(qū)域外側的旁瓣將被抑制,只有壓縮殼內層有很薄的X光發(fā)射峰,并且此時靶丸面密度更高、壓縮得更致密,空心輻射球會變得更小[29].

圖5 (網(wǎng)刊彩色)(a)譜積分后的X光輻射時空演化,紅線表示DT冰和DT氣體分界面,白線表示DT冰和冕區(qū)的分界面;(b)內爆靶在3.37 ns時刻的徑向密度分布(藍色虛線)、溫度分布(黑色點線)和輻射分布(紅色實線);(c)3.37 ns時刻輻射功率空間分布的二維截面;(d)20μm空間分辨的探測器測量到的X光源圖像,(a)—(d)均為60 kJ驅動激光能量;(e)30—180 kJ驅動激光能量的內爆光源尺寸變化Fig.5.(color online)(a)Spatial and temporal evolutions of the spectrally integrated x-radiation using a 60 kJ laser driver,inset curves are the interfaces of the corona and compressed DT ice(red line),and the DT ice and DT gas(white line);(b)radial density(blue dashed line),temperature(black dotted line),and radiation(red line)pro fi le at 3.37 ns with a 60 kJ driver;(c)2D cross sectional spatial distribution of X-ray power at 3.37 ns,again at 60 kJ;(d)X-ray spot seen by the imaging detector with 20-μm spatial resolution at 60 kJ driver;(e)size comparison of implosion sources driven by 30–180 kJ laser beams.

3.3 自吸收效應的影響

如圖4和圖5所示,X光的輻射主要產(chǎn)生于壓縮殼層內側,X光穿越殼層等離子體時的自吸收過程可能會明顯改變輻射光譜結構.圖6給出了三種驅動能量時,自吸收效應對內爆光源的X光光譜的影響特征.發(fā)現(xiàn)等離子體的自吸收效應在低于3 keV的較軟X光能區(qū)時比較明顯;激光能量越高,壓縮靶丸面密度越大,自吸收效應越顯著,但自吸收只是減少1—3 keV能區(qū)范圍內的軟X射線發(fā)射,對更硬的X光影響很小.如前所述,我們模擬的壓縮靶丸的面密度只有準等熵壓縮時的2/3,如果采用理想的準等熵內爆,更高的壓縮靶丸面密度將使自吸收效應更強,影響的能區(qū)范圍可能會延伸到1—5 keV區(qū)域.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)是否考慮自吸收效應的輻射光譜(不包括冕區(qū)),其中實線表示考慮了自吸收效應,虛線表示不考慮自吸收效應(a)1—100 keV能譜;(b)1—10 keV能譜Fig.6.(color online)The observed emission spectra with/without(w/o)considering the self-absorption(solid curves/dotted curves),X-rays emitted by the coronal plasma are excluded:(a)Spectrum in the range 1–100 keV;(b)spectrum in the range 1–10 keV.

3.4 DT聚變反應的影響

DT聚變反應可以釋放能量并加熱等離子體從而改變X光輻射.在Multi-1D模擬程序中,我們可以打開或關閉聚變反應過程,來比較X光輻射光譜的差異.如圖7(a)和圖7(b)所示,聚變反應會適當增加電子溫度并改變輻射的區(qū)域,升高的電子溫度將增強X光輻射,但聚變能的增加主要影響較硬X光的輻射.例如,對于180 kJ激光驅動的光源,圖7(a)顯示DT氣體的輻射能譜在光子能量高于20 keV時有明顯的增強,DT冰的輻射在高于10 keV時增多.由圖7(b)給出的180 kJ激光驅動的內爆靶輻射空間分布可以發(fā)現(xiàn),打開聚變反應后,能量高于30 keV的X光輻射增強了61%,而能量低于30 keV的X光輻射僅增強了11%,基本可以忽略.這是因為聚變反應速率對離子溫度非常敏感,絕大多數(shù)的聚變反應發(fā)生在低密度、高溫度的中心熱斑區(qū),能量高于30 keV的硬X光輻射產(chǎn)生在溫度較高的中心區(qū)域(圖7(b)),所以聚變反應釋放的能量對硬X光的輻射影響更大;但低于30 keV的軟X光輻射產(chǎn)生在密度高但溫度稍低的DT殼層區(qū)域,在這個區(qū)域聚變反應概率很小,對X光輻射的影響基本可以忽略.

圖7(c)給出了不同驅動能量下DT聚變反應對輻射能譜的影響,可以看出激光能量越高,聚變反應對輻射的影響越大.但聚變反應釋放的能量相對于激光驅動能量的比重一直很小,所以對X光輻射的貢獻很小.模擬結果表明,30,60和180 kJ的激光驅動時,聚變反應產(chǎn)生的能量(相對于驅動激光能量的比例)為0.5 kJ(1.67%),1.3 kJ(2.17%)和6.2 kJ(3.44%).聚變反應產(chǎn)生的能量大部分是中子的能量,僅有20%能量是α粒子攜帶,其中更少一部分被等離子體俘獲.所以,聚變反應導致的等離子體能量增加非常微弱,驅動能量為30,60,180 kJ時,等離子體能量增加分別只為0.42%,0.54%和0.85%.由于光源的輻射能主要來自低于30 keV的軟X光,并且聚變反應產(chǎn)物在等離子體中的能量沉積非常微弱,所以聚變反應對X光的總輻射能量沒有明顯提升.表1顯示,打開聚變反應僅能使激光到X光轉換效率提升3.8%—7.7%.如果只關注總的輻射能或者低于30 keV的X光輻射,則可以忽略DT聚變反應對光源的影響.對激光能量高于180 kJ的準等熵內爆光源,聚變反應可能會成為重要的影響因素.

表1 是否打開聚變反應時譜積分后的內爆光源輻射能量和轉換效率(不包括冕區(qū))Table 1.Spectrally integrated emission energies and energy conversion efficiencies with the fusion reaction switching on or o ff.The X-rays emitted by the coronal plasma are excluded.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)(a)打開(實線)或關閉(虛線)DT聚變反應時,180 kJ激光驅動的內爆靶DT冰(紅色曲線)和DT氣體(藍色曲線)產(chǎn)生的輻射能譜對比;(b)打開(實線)或關閉(虛線)DT聚變反應時,180 kJ激光驅動的內爆靶在輻射峰值時刻的徑向密度分布(藍色曲線)、溫度分布(黑色曲線)和輻射功率分布(紅色曲線);(c)打開(實線)或關閉(虛線)DT聚變反應時,不同驅動激光能量時的內爆X光譜對比(不包括冕區(qū))Fig.7.(color online)(a)The emission spectra contributed by the DT ice layer(red curves)and the DT gas core(bule curves)when switching on(solid curves)or switching o ff(dotted curves)the DT fusion reaction,the laser energy is 180 kJ;(b)spatial pro fi les of the density(blue curves),temperature(black curves),and radiation power(red curves)from the compressed capsule at the peak emission when switching on(solid curves)or switching o ff(dotted curves)the DT fusion reaction,the laser energy is still 180 kJ;(c)X-ray spectra at di ff erent laser energies,with(solid curves)or without(dotted curves)the fusion reaction,the X-rays from the coronal plasma are excluded.

4 結論

本文對30—180 kJ能量的神光III激光裝置驅動DT冷凍靶產(chǎn)生的內爆連續(xù)譜X光源進行了模擬研究,發(fā)現(xiàn)內爆X光輻射主要產(chǎn)生于停滯階段的高密度壓縮殼層內側,對內爆光源進行優(yōu)化應重點改善殼層內側等離子體參數(shù);等離子體的自吸收效應會顯著減小低于3 keV的較軟X光輻射,但對更高能區(qū)的X光輻射影響很小;內爆光源的輻射主要集中在<30 keV的較軟X光能區(qū);聚變反應對X光輻射的貢獻很小,可以使用塑料或玻璃靶丸替換冷凍DT靶丸來降低制靶和實驗難度.

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[23]Tommasini R,Hatchett S P,Hey D S,Iglesias C,Izumi N,Koch J A,Landen O L,MacKinnon A J,Sorce C,Delettrez J A,Glebov V Y,Sangster T C,Stoeckl C 2011 Phys.Plasmas 18 056309

[24]Stoeckl C,Chiritescu C,Delettrez J A,Epstein R,Glebov V Y,Harding D R,Keck R L,Loucks S J,Lund L D,McCrory R L,McKenty P M,Marshall F J,Meyerhofer D D,Morse S F B,Regan S P,Radha P B,Roberts S,Sangster T C,Seka W,Skupsky S,Smalyuk V A,Sorce C,Soures J M,Town R P J,Frenje J A,Li C K,Petrasso R D,Séguin F H,Fletcher K,Paladino S,Freeman C,Izumi N,Lerche R,Phillips T W 2002 Phys.Plasmas 9 2195

[25]Ramis R,Schmalz R,Meyer-ter-Vehn J 1988 Comput.Phys.Commun.49 475

[26]Chung H K,Chen M H,Morgan W L,Ralchenko Y,Lee R W 2005 High Energy Density Physics 1 3

[27]Chung H K,Morgan W L,Lee R W 2003 J.Quantit.Spectrosc.Radia.Transfer 81 107

[28]Marshall F J,Craxton R S,Delettrez J A,Edgell D H,Elasky L M,Epstein R,Glebov V Y,Goncharov V N,Harding D R,Janezic R,Keck R L,Kilkenny J D,Knauer J P,Loucks S J,Lund L D,McCrory R L,McKenty P W,Meyerhofer D D,Radha P B,Regan S P,Sangster T C,Seka W,Smalyuk V A,Soures J M,Stoeckl C,Skupsky S 2005 Phys.Plasmas 12 056302

[29]Atzeni S,Meyer-ter-Vehn J 2004 The Physics of Inertial Fusion(Oxford:Oxford University Press)pp47–72

PACS:52.57.–z,52.50.Jm,52.65.–y,52.25.OsDOI:10.7498/aps.66.115202

Spectrally smooth X-ray source produced by laser direct driven DT implosion target on SG-III laser facility?

Wang Ya-Qin1)Hu Guang-Yue1)?Zhao Bin2)Zheng Jian1)3)
1)(Key Laboratory of Geospace Environment of Chinese Academy of Sciences,Department of Modern Physics,University of Science and Technology of China,Hefei 230026,China)
2)(Department of Mathematics and Physics,Nanjing Institute of Technology,Nanjing 211167,China)
3)(IFSA Collaborative Innovation Center,Shanghai Jiao Tong University,Shanghai 200240,China)

9 March 2017;revised manuscript

5 April 2017)

Spectrally smooth X-ray sources can be used in point projection radiography and absorption spectrometry diagnostics of dense plasmas.But conventionally they are end at about 3.5 keV,which can only be used to diagnose materials up to Z=18.Spectrally smooth X-ray sources above 3.5 keV are needed to study higher-Z materials.Bremsstrahlung radiation from a laser driven implosion target can produce a small size,short duration and spectrally smooth X-ray source in the range of 1–100 keV.They have been successfully applied in the investigations of middle-Z materials in the 3–7 keV X-ray range.Despite much interest for backlit X-ray studies of middle-and high-Z dense materials,research on implosion X-ray sources are scarce.Characterization of the implosion X-ray source is needed to understand and improve its performance.

To provide a physical basis for optimization,the properties of the deuterium-tritium(DT)implosion target X-ray source driven by 30–180 kJ laser pulses were explored using a radiation hydrodynamics code.

We focus on laser pulse energies of 30–180 kJ at 351 nm wavelength to match the range of the OMEGA laser on the low end and the SG-III laser on the high end.The laser pulse parameters are scaled with the target size in identical fashion to that of the OMEGA laser and the ignition designs of the National Ignition Facility to maintain the same irradiance on the surface of the capsule.

The temporal and spatial evolution of the implosion targets was calculated using Multi-1D,a one-dimensional radiation hydrodynamics code.The emergent X-ray spectrum is calculated by post-processing from the time histories of the temperature and density pro fi les output by the Multi-1D code.We adjusted the laser absorption fraction to ensure neutron yield in accordance with OMEGA’s 1D simulation results.

It shows that the rapid increase of density and temperature at stagnation time develops a 150 ps point X-ray fl ash with approximately 100μm size.The dominant X-ray emission comes from the inner layer of the dense compressed shell,which should be the focus of future e ff orts to improve the X-ray emission.Softer X-rays below 30 keV carry most of the energy due to the exponentially decaying spectral pro fi le of implosion X-ray source.Opacity of the dense compressed shell plasma can markedly reduce the very softer X-ray emission of 1–3 keV.DT fusion reactions can enhance the share of harder X-rays above 30 keV greatly,while show negligible e ff ect on the brightness of the implosion X-ray source.Thus higher-Z plastic target or glass target may be a better choice in generating the implosion X-ray source.

X-ray source,implosion target,bremsstrahlung radiation

10.7498/aps.66.115202

?國家自然科學基金(批準號:11105147,11375197,11175179,11275202)、中國科學院戰(zhàn)略先導專項項目(批準號:XDB16)、強場

激光物理國家重點實驗室開放基金和科學挑戰(zhàn)計劃(批準號:JCKY2016212A505)資助的課題.

?通信作者.E-mail:gyhu@ustc.edu.cn

?2017中國物理學會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.11105147,11375197,11175179,11275202),the Strategic Priority Research Program of the Chinese Academy of Sciences(Grant No.XDB16),the Open Fund of the State Key Laboratory of High Field Laser Physics(SIOM),and the Science Challenge Project,China(Grant No.JCKY2016212A505).

?Corresponding author.E-mail:gyhu@ustc.edu.cn