“天光一號(hào)”驅(qū)動(dòng)的聚苯乙烯高壓狀態(tài)方程測(cè)量*

田寶賢 王釗 胡鳳明 高智星 班曉娜 李靜

(中國(guó)原子能科學(xué)研究院核物理研究所,北京 102413)

聚苯乙烯等CH 材料的高壓狀態(tài)方程研究對(duì)于ICF 聚變點(diǎn)火具有重要意義.本文基于“天光一號(hào)”長(zhǎng)脈沖激光裝置開展了聚苯乙烯高壓狀態(tài)方程研究,理論模擬了靶內(nèi)的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程,采用側(cè)向陰影成像技術(shù)實(shí)驗(yàn)測(cè)量了不同厚度的聚苯乙烯平面靶和飛片靶,獲得了靶內(nèi)的沖擊波速度與粒子速度等狀態(tài)方程參數(shù).結(jié)果表明:長(zhǎng)脈沖激光驅(qū)動(dòng)下CH 平面靶內(nèi)經(jīng)歷了明顯的準(zhǔn)等熵加載過(guò)程,并逐漸演化為弱沖擊加載.實(shí)驗(yàn)測(cè)量平面靶壓力12 GPa,飛片撞擊靶壓力34 GPa,與模擬結(jié)果基本相符.

1 引言

低密度CH 材料是激光慣性約束聚變[1?4](inertial confinement fusion,ICF)靶丸殼層的常用材料之一.作為燒蝕層,CH 材料直接參與激光與等離子體相互作用以及內(nèi)爆壓縮過(guò)程,對(duì)聚變內(nèi)爆動(dòng)力學(xué)以及不穩(wěn)定性過(guò)程具有重要影響.因此,開展聚苯乙烯等CH 材料的高壓狀態(tài)方程研究,對(duì)于ICF 聚變靶設(shè)計(jì)與內(nèi)爆物理實(shí)驗(yàn)具有重要意義.

目前,國(guó)內(nèi)外主要采用輕氣炮、激光驅(qū)動(dòng)等方式開展CH 材料的高壓狀態(tài)方程研究.其中,激光驅(qū)動(dòng)是利用激光燒蝕驅(qū)動(dòng)沖擊波實(shí)現(xiàn)材料的動(dòng)高壓加載,具有加載應(yīng)變率高、時(shí)空尺度小、非接觸式等特點(diǎn),已經(jīng)成為動(dòng)高壓加載研究的主要手段之一.美國(guó)Barrios 等[5,6]在OMEGA 激光裝置上采用激光速度干涉儀(velocity interferometer system for any reflector,VISAR)與阻抗匹配法實(shí)驗(yàn)測(cè)量了標(biāo)準(zhǔn)樣品α-石英與CH 雙層靶的沖擊加載過(guò)程,獲得了1—12 Mbar (1 Mbar=1011Pa)下聚苯乙烯、聚乙烯、GDP(CH1.3O0.02,NIF 點(diǎn)火靶丸殼層材料)等材料的狀態(tài)方程.Aglitskiy 等[7]在NIKE激光裝置上采用X 射線照相技術(shù)測(cè)量了2—9 Mbar沖擊加載下CH 泡沫的狀態(tài)方程.國(guó)內(nèi)黃秀光等[8]和舒樺等[9]在神光II 裝置上采用VISAR、沖擊發(fā)光等方法開展了聚乙烯、聚苯乙烯的高壓物態(tài)方程測(cè)量,沖擊壓力達(dá)到7 Mbar.研究表明:在ICF 點(diǎn)火設(shè)計(jì)中,沖擊加載會(huì)導(dǎo)致較高的溫升和熵增,過(guò)早地形成強(qiáng)沖擊會(huì)增大后期主脈沖的壓縮難度,影響點(diǎn)火內(nèi)爆過(guò)程.因此,國(guó)內(nèi)外相繼開展了激光驅(qū)動(dòng)準(zhǔn)等熵加載技術(shù)[10]研究,通過(guò)脈沖整形與束靶耦合延緩沖擊波的形成,實(shí)現(xiàn)靶內(nèi)連續(xù)緩慢的準(zhǔn)等熵加載.美國(guó)NIF 裝置通過(guò)脈沖整形在金剛石材料中實(shí)現(xiàn)了5 TPa 的準(zhǔn)等熵加載[11].國(guó)內(nèi)神光III原型采用脈沖整形技術(shù)在Al 材料中實(shí)現(xiàn)了500 GPa的準(zhǔn)等熵加載[12].“天光一號(hào)”利用其20 ns 長(zhǎng)上升沿的特點(diǎn),不經(jīng)脈沖整形在Al 靶內(nèi)實(shí)現(xiàn)了18 GPa的準(zhǔn)等熵加載[13,14].目前,準(zhǔn)等熵加載技術(shù)在CH材料高壓狀態(tài)方程研究方面尚未廣泛應(yīng)用,實(shí)現(xiàn)準(zhǔn)等熵加載的束靶耦合條件、靶內(nèi)動(dòng)力學(xué)演化過(guò)程等關(guān)鍵物理問(wèn)題有待深入研究.

此外,VISAR 診斷技術(shù)在高壓物態(tài)方程、準(zhǔn)等熵加載中應(yīng)用非常廣泛,但CH 材料、α-石英等常壓透明材料在1 Mbar 以下準(zhǔn)等熵加載或者弱沖擊加載下無(wú)法滿足沖擊不透明條件,導(dǎo)致波陣面無(wú)法反射探測(cè)光;X 光側(cè)向陰影技術(shù)可以獲得燒蝕面、波陣面的運(yùn)動(dòng)過(guò)程,但實(shí)驗(yàn)條件相對(duì)苛刻.因此,針對(duì)CH 材料的準(zhǔn)等熵加載測(cè)量技術(shù)尚需進(jìn)一步探索.

本文基于中國(guó)原子能科學(xué)研究院“天光一號(hào)”激光裝置[15],開展了長(zhǎng)脈沖激光加載下聚苯乙烯CH 材料的高壓狀態(tài)方程研究,理論模擬了不同靶結(jié)構(gòu)參數(shù)下的準(zhǔn)等熵加載與弱沖擊加載動(dòng)力學(xué)過(guò)程,利用可見光側(cè)向陰影成像技術(shù)[16,17]實(shí)驗(yàn)測(cè)量了平面靶、飛片撞擊靶的沖擊波渡越平均速度、自由面速度等參數(shù).結(jié)果表明:CH 平面靶(單層CH、雙層Al+CH 兩種)經(jīng)歷了明顯的準(zhǔn)等熵加載過(guò)程,并導(dǎo)致了沖擊波末態(tài)速度與渡越平均速度的明顯差異.

2 實(shí)驗(yàn)方案

本實(shí)驗(yàn)基于“天光一號(hào)”激光裝置,采用可見光側(cè)向陰影成像技術(shù)開展聚苯乙烯材料的高壓狀態(tài)方程測(cè)量,實(shí)驗(yàn)布局與原理示意圖如圖1 所示.“天光一號(hào)”六束激光聚焦輻照平面薄膜靶,并通過(guò)內(nèi)調(diào)焦望遠(yuǎn)鏡系統(tǒng)進(jìn)行束靶定位;Verdi 激光器發(fā)出的532 nm 探測(cè)光經(jīng)柱面鏡壓縮橫向通過(guò)靶的中心對(duì)稱軸;探測(cè)光被靶遮擋形成陰影信號(hào),經(jīng)放大成像系統(tǒng)(4—6 倍)進(jìn)入條紋相機(jī);當(dāng)靶飛行時(shí)陰影發(fā)生移動(dòng)并被條紋相機(jī)記錄,從而獲得靶背自由面速度、渡越平均速度等關(guān)鍵參數(shù).

圖1 CH 材料狀態(tài)方程側(cè)向陰影 (a)實(shí)驗(yàn)布局;(b)原理示意圖Fig.1.CH EOS side-on shadow experiments:(a) experimental layout;(b) schematics.

輻照激光“天光一號(hào)”是電子束泵浦的KrF 準(zhǔn)分子激光,波長(zhǎng)248 nm,六束聚焦激光能量可達(dá)100 J;激光波形與光斑光強(qiáng)分布如圖2 所示,波形為類高斯型,脈沖寬度28 ns,光斑平頂直徑500 μm,能量集中度約為50%,功率密度可達(dá)1012W/cm2,光束均勻性好于2%,可以實(shí)現(xiàn)一維平面沖擊加載、準(zhǔn)等熵加載等多種加載方式.

圖2 (a) “天光一號(hào)”的典型脈沖時(shí)間波形;(b)六束聚焦疊加光斑的空間分布Fig.2.(a) Heaven-I laser pulse shape;(b) spatial profile of six-beam focusing spot.

圖3 為CH 靶的三種靶結(jié)構(gòu):純CH 平面靶,厚度為100—200 μm;鍍膜CH 靶,50—150 μm 厚的CH 層上鍍有5 或10 μm 的Al 膜;飛片撞擊靶,包含鍍膜CH 飛片層、100 μm 空腔層、50—100 μm的CH 目標(biāo)靶三層結(jié)構(gòu).實(shí)驗(yàn)中,純CH 平面靶通常選擇100 μm 以上厚靶,降低前表面燒蝕、電離以及預(yù)熱對(duì)靶主體的影響.鍍膜CH 靶以Al 層作為燒蝕層,可以減弱直穿光、X 射線預(yù)熱對(duì)CH 層的影響.飛片撞擊靶結(jié)構(gòu)中,CH 層厚度較大,側(cè)向剪切、稀疏等二維效應(yīng)明顯,不適合作為飛片撞擊層,實(shí)驗(yàn)選擇Al 層撞擊CH 目標(biāo)靶.為確保制靶與裝配過(guò)程中靶的平面性,CH 目標(biāo)靶厚度不易太薄.

圖3 CH 靶結(jié)構(gòu)示意圖 (a)純CH 平面靶;(b) 鍍膜CH靶;(c)飛片撞擊靶Fig.3.Structure schematics of CH targets:(a) Planar CH target without Al foil;(b) planar CH target with Al foil;(c) flyer-impact target.

3 數(shù)值模擬

為研究長(zhǎng)脈沖激光加載的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程、優(yōu)化束靶耦合實(shí)驗(yàn)參數(shù)設(shè)計(jì),采用HYADES 程序模擬了“天光一號(hào)”不同束靶條件下的沖擊波演化過(guò)程.該程序是一個(gè)一維、三溫的輻射流體力學(xué)程序,以流體力學(xué)方程為核心,將激光、輻射沉積、熱能傳輸?shù)纫暈椤霸错?xiàng)”,在模擬激光驅(qū)動(dòng)沖擊波物理過(guò)程、流體力學(xué)物理圖像等方面是極為適用的[18,19].模擬程序輸入主要包括激光、靶結(jié)構(gòu)、靶材料、空間網(wǎng)格、時(shí)間步長(zhǎng)等參數(shù),如表1 所列.其中,CH材料采用Sesame EOS_32 數(shù)據(jù),平均原子序數(shù)3.5,平均原子質(zhì)量6.51,密度1.044 g/cm3;Al 采用EOS_42 數(shù)據(jù),原子序數(shù)13,原子質(zhì)量26.98,密度2.7 g/cm3;模擬總時(shí)長(zhǎng)設(shè)置為70 ns,最大循環(huán)次數(shù)不超過(guò)10000 次.

表1 HYADES 程序輸入?yún)?shù)Table 1.Input parameters of HYADES program.

第一類靶型模擬了100 μm 純CH 平面靶的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程,結(jié)果如圖4 所示.圖4(a)中,長(zhǎng)脈沖加載下沖擊波與界面相互作用產(chǎn)生多次加載、卸載過(guò)程,相比短脈沖單次沖擊加載過(guò)程更為復(fù)雜.圖4(b)和圖4(c)分別從空間分布與時(shí)間演化角度給出了壓縮波逐漸增強(qiáng)到波陣面形成沖擊間斷的過(guò)程.前期緩慢增強(qiáng)階段屬于典型的準(zhǔn)等熵加載,后期波陣面形成沖擊間斷,意味著進(jìn)入沖擊加載階段,并且在30 ns 后發(fā)生弱化的二次加載、卸載現(xiàn)象.圖4(d)對(duì)比模擬了不同激光功率密度下的壓力分布,功率密度降低導(dǎo)致沖擊波壓力顯著降低,延長(zhǎng)了沖擊波的增強(qiáng)過(guò)程及靶內(nèi)渡越時(shí)間.因此,“天光一號(hào)”長(zhǎng)脈沖加載下100 μm 純CH 靶經(jīng)歷了準(zhǔn)等熵加載向弱沖擊加載的演化過(guò)程.增大靶厚度,沖擊加載會(huì)逐漸趨于穩(wěn)定峰值.減小靶厚度,沖擊波尚未形成或者還處于增強(qiáng)階段,加載過(guò)程會(huì)更為符合準(zhǔn)等熵加載特征,但薄靶條件下二次甚至多次加載、卸載會(huì)導(dǎo)致物理過(guò)程復(fù)雜化.

圖4 純CH 平面靶的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程 (a) 沖擊波與界面作用的的t-x 波系圖;(b)不同時(shí)刻的壓力空間分布;(c)不同膜層的壓力加載演化史;(d)不同功率密度下的壓力分布Fig.4.Shock dynamic processes in CH planar target:(a) t-x schematic diagram of wave propagation;(b) spatial distribution of loading pressure at different time;(c) loading pressure history for different layers;(d) spatial distribution of loading pressure for different laser intensities.

第二類靶型模擬了兩種鍍膜CH 靶的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程,結(jié)果如圖5 所示.圖5(a)和圖5(b)中,當(dāng)沖擊波由高阻抗Al 層向低阻抗CH 層傳播時(shí),在Al-CH 界面處反射左行稀疏卸載波對(duì)Al 層不完全卸載(0→1→2 過(guò)程),該過(guò)程可以弱化沖擊波增強(qiáng)或者延緩沖擊波形成.圖5(c)中,相比于純CH 靶,Al+CH 鍍膜靶加載初期的沖擊波強(qiáng)度明顯降低,并呈現(xiàn)斜坡式的準(zhǔn)等熵加載特征,進(jìn)一步驗(yàn)證了Al+CH 結(jié)構(gòu)延緩沖擊波形成的結(jié)論.CH層厚度對(duì)準(zhǔn)等熵加載的演化具有重要影響,150 μm厚CH 層條件下準(zhǔn)等熵加載會(huì)逐漸演化為弱沖擊加載;50 μm 薄CH 層條件下,沖擊波尚處于增強(qiáng)階段,波陣面到達(dá)自由面處發(fā)生不完全卸載,削弱后續(xù)沖擊波的增強(qiáng),并導(dǎo)致自由面附近動(dòng)力學(xué)過(guò)程變得復(fù)雜.當(dāng)選擇CH 層作為輻照面時(shí),沖擊波由低阻抗向高阻抗傳播會(huì)在CH-Al 界面處反射沖擊波,導(dǎo)致CH 層產(chǎn)生二次反向加載(0→2→1 過(guò)程).根據(jù)連續(xù)性條件,CH-Al 界面附近形成局部高壓區(qū),如圖5(d)所示.因此,Al+CH 結(jié)構(gòu)可以延緩沖擊波的形成,有利于開展準(zhǔn)等熵加載;CH +Al 結(jié)構(gòu)可以增強(qiáng)沖擊波,更適用于沖擊加載.

圖5 鍍膜CH 靶內(nèi)的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程 (a)沖擊波與界面作用的t-x 波系圖;(b) 阻抗梯度 p-u 圖;(c) 輻照面為Al 層的壓力空間分布;(d) 輻照面為CH 層的壓力空間分布Fig.5.Shock dynamic processes in CH planar target coated with Al:(a) t-x schematic diagram of wave propagation;(b) p-u schematic diagram;(c) spatial distribution of loading pressure when laser directly irradiates Al layer;(d) spatial distribution of loading pressure when laser directly irradiates CH film.

第三類靶型模擬了飛片撞擊靶的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程,結(jié)果如圖6 所示.為確保飛片撞擊前內(nèi)部殘余應(yīng)力為0,采用150 μmCH 的厚燒蝕層以沖擊加載方式加速Al 層,經(jīng)100 μm 空腔趨于勻速.圖6(a)中,飛片撞擊后在CH 與Al 層分別產(chǎn)生右行與左行沖擊波S1,S2,其中S2會(huì)在CH-Al 界面以及CH前表面處分別反射右行稀疏卸載波R1,R2,并追趕卸載S1.圖6(b)中,撞擊初期在Al-CH 界面附近形成準(zhǔn)方波結(jié)構(gòu)的高壓區(qū),波陣面非常陡峭,屬于典型的沖擊加載,且壓力超過(guò)50 GPa,明顯高于普通平面靶;此后,追趕稀疏波對(duì)沖擊波S1波后狀態(tài)進(jìn)行不完全卸載,壓力降低至30 GPa,與普通平面靶結(jié)果相當(dāng).通過(guò)降低目標(biāo)靶厚(小于30 μm),使其滿足小于追趕條件,可以實(shí)現(xiàn)飛片撞擊增壓效果,但薄CH 層在制靶與裝配過(guò)程中的平整性較難保證.圖6(c)中,47 ns 撞擊后的Al-CH 界面兩側(cè)的速度滿足連續(xù)性原理,58 ns 時(shí)刻粒子速度(約4 km/s)跳變?yōu)樽杂擅嫠俣?8 km/s),符合弱沖擊下自由面速度倍增定律.

圖6 飛片撞擊靶內(nèi)的沖擊動(dòng)力學(xué)過(guò)程 (a)靶內(nèi)沖擊波與界面相互作用t-x 波系圖;(b) 不同時(shí)刻靶內(nèi)加載壓力的空間分布;(c) Al 層自由面、CH 靶前后表面速度曲線Fig.6.Shock dynamic processes in flyer-impact target:(a) t-x schematic diagram of wave propagation;(b) space distribution of loading pressure at different time;(c) velocity histories of the back-surface velocity of Al layer (Al uBs),the front-surface (CH uFs)and back-surface (CH uBs) velocities of CH target layer.

4 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與討論

實(shí)驗(yàn)測(cè)量了不同條件下三種靶型的動(dòng)態(tài)加載過(guò)程,條紋相機(jī)側(cè)向陰影圖像如圖7 所示.圖中由左至右表示時(shí)間,由上至下表示空間,圖7(a)和圖7(b)兩種簡(jiǎn)單靶型的上亮帶表征靶前透過(guò)的探測(cè)光,下亮帶表征靶后透過(guò)的探測(cè)光,中間陰影區(qū)域表征靶對(duì)探測(cè)光的遮擋.圖7(c)的飛片撞擊靶中飛片層與目標(biāo)靶層形成兩條陰影,中間細(xì)亮帶表征空腔透過(guò)的探測(cè)光.當(dāng)激光到達(dá)前表面時(shí),等離子體發(fā)光經(jīng)532 nm(探測(cè)光波長(zhǎng))濾光片進(jìn)入條紋相機(jī),上亮帶的異常變亮表征著輻照激光到達(dá).當(dāng)波陣面到達(dá)自由面時(shí),自由面運(yùn)動(dòng)導(dǎo)致陰影部分向下亮帶運(yùn)動(dòng),形成自由面運(yùn)動(dòng)的陰影軌跡,其斜率表征了自由面運(yùn)動(dòng)速度.

圖7 條紋相機(jī)側(cè)向陰影動(dòng)態(tài)圖像 (a) 純CH 平面靶;(b) Al+CH 平面靶;(c)飛片撞擊靶Fig.7.Side-on shadowgraph images of streak camera:(a) CH planar target;(b) Al+CH planar taget;(c) flyer-impact target.

高壓物態(tài)方程實(shí)驗(yàn)主要是測(cè)量壓力P、沖擊波速度D、粒子速度u中的兩個(gè)量,結(jié)合熱力學(xué)數(shù)據(jù)實(shí)現(xiàn)狀態(tài)方程的計(jì)算,因此被稱為不完全的物態(tài)方程[20].本實(shí)驗(yàn)根據(jù)陰影軌跡與渡越過(guò)程測(cè)量自由面速度ufs與沖擊波渡越平均速度Dav.在準(zhǔn)等熵或弱沖擊加載下,根據(jù)自由面速度倍增定率可獲得末態(tài)粒子速度upfs;根據(jù)弱沖擊加載理論與CH 沖擊絕熱線數(shù)據(jù)(聲速c2.73 km/s、雨貢鈕系數(shù)λ1.31),可以獲得末態(tài)的沖擊波速度Dfs及其對(duì)應(yīng)的自由面附近沖擊壓力Pfs等參數(shù),通過(guò)比較末態(tài)沖擊波速度與渡越平均速度的差別作為衡量準(zhǔn)等熵加載的判據(jù);Elaser表示該實(shí)驗(yàn)發(fā)次的激光能量,模擬該條件可以獲得模擬的末態(tài)壓力Psim,上述數(shù)據(jù)如表2、圖8 所示.ufs通過(guò)軌跡最小二乘法擬合獲得,測(cè)量不確定度取擬合標(biāo)準(zhǔn)偏差,ufs,Dfs,Pfs等推導(dǎo)量的不確定度按統(tǒng)計(jì)性誤差處理方法[21]計(jì)算獲得;Dav通過(guò)測(cè)量靶厚與渡越時(shí)間獲得,其中渡越時(shí)間不確定度由讀數(shù)統(tǒng)計(jì)誤差與時(shí)間標(biāo)定不確定度計(jì)算獲得,條紋相機(jī)時(shí)間標(biāo)定結(jié)果為69.66 ± 0.48 ps/pixel.

表2 長(zhǎng)脈沖激光驅(qū)動(dòng)下的CH 靶狀態(tài)方程數(shù)據(jù)Table 2.EOS parameters of CH target driven by long pulse laser.

圖8 不同靶型的D-u 實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的比較Fig.8.Shock and particle velocities (D-u) of different targets.

第一類純CH 平面靶實(shí)驗(yàn)中,兩種靶CH 層厚度均超過(guò)100 μm,根據(jù)模擬結(jié)果,靶內(nèi)沖擊波已趨于穩(wěn)定,末態(tài)的沖擊波速度、壓力基本相當(dāng),差別主要源于激光能量不同.作為準(zhǔn)等熵加載的重要判據(jù),二者的末態(tài)沖擊波速度均大于渡越平均速度,說(shuō)明加載過(guò)程存在明顯的增強(qiáng)過(guò)程,波陣面壓力越高,對(duì)應(yīng)的波陣面速度越大.因此,純CH 靶前期加載過(guò)程主要是準(zhǔn)等熵加載,后期發(fā)展為弱沖擊加載.CH 靶厚度決定了準(zhǔn)等熵加載過(guò)程所占時(shí)間份額,靶厚度越大則渡越平均速度越接近末態(tài)沖擊波速度.其中,110 μm 靶的渡越平均速度4.13 km/s明顯小于180 μm 厚靶的速度5.31 km/s,而且后者非常接近末態(tài)沖擊波速度5.52 km/s.采用HYADES 程序分別模擬了實(shí)驗(yàn)參數(shù)條件下束靶作用過(guò)程,與100 J,100 μmCH 靶過(guò)程基本類似,模擬結(jié)果的末態(tài)壓力為14—15 GPa,比實(shí)驗(yàn)結(jié)果11—12 GPa 略高,原因可能在于激光能量測(cè)量誤差以及厚靶的二維效應(yīng)影響.

第二類Al+CH 鍍膜靶實(shí)驗(yàn)中,在能量提高20 J 的條件下自由面速度、沖擊波速度以及壓力仍然低于平面靶,說(shuō)明該結(jié)構(gòu)可以有效減緩壓力波的增強(qiáng)過(guò)程,有利于實(shí)現(xiàn)準(zhǔn)等熵加載.HYADES模擬顯示:與圖5(c)中10 μmAl+50 μmCH 靶動(dòng)力學(xué)類似,加載初期滿足準(zhǔn)等熵加載過(guò)程,但強(qiáng)度較低,對(duì)應(yīng)的自由面初始速度小于0.5 km/s,導(dǎo)致陰影軌跡斜率過(guò)低難以觀測(cè);后續(xù)逐漸增強(qiáng)的加載波與自由面反射的卸載波持續(xù)作用(不完全卸載),導(dǎo)致自由面附近形成低壓區(qū),燒蝕面附近形成高壓區(qū).低壓段加載時(shí)自由面低速運(yùn)動(dòng),高壓段到達(dá)自由面時(shí)自由面速度迅速跳變至3 km/s 以上,并被條紋相機(jī)記錄.高壓區(qū)壓力模擬結(jié)果為8.43 GPa,與實(shí)驗(yàn)結(jié)果8.58 GPa 基本相當(dāng).因此,Al+CH 結(jié)構(gòu)下渡越時(shí)間概念不再有效,實(shí)驗(yàn)測(cè)量的自由面速度實(shí)質(zhì)上表征了增強(qiáng)型加載波后期高壓段到達(dá)自由面的結(jié)果.

第三類飛片撞擊靶實(shí)驗(yàn)包含了飛片飛行與CH 目標(biāo)層飛行兩個(gè)過(guò)程,兩段飛行軌跡擬合結(jié)果顯示,撞擊前飛片自由面速度約為8.5 km/s,略高于撞擊后CH 層自由面速度8.14 km/s,與理論模擬結(jié)果相符(見圖6(c),激光能量略低于模擬條件).因?yàn)轱w片撞擊靶屬于典型的沖擊加載過(guò)程,其壓力明顯高于純CH 靶與鍍膜靶.在追趕稀疏卸載波作用下,CH 目標(biāo)靶內(nèi)沖擊波被弱稀疏波不完全卸載,導(dǎo)致波陣面速度減小,因此渡越平均速度應(yīng)略大于末態(tài)速度,但實(shí)驗(yàn)結(jié)果與該結(jié)論不符,原因可能在于側(cè)向剪切、稀疏以及靶面應(yīng)力彎曲等影響導(dǎo)致渡越時(shí)間明顯增大.撞擊后末態(tài)壓力34 GPa,略高于模擬結(jié)果30.7 GPa,原因主要在于大口徑激光能量測(cè)量誤差超過(guò)5%,造成二者激光條件出現(xiàn)差別,模擬追趕稀疏卸載過(guò)程自由面附近的波陣面成鋸齒結(jié)構(gòu),對(duì)模擬結(jié)果也有一定影響.

此外,實(shí)驗(yàn)圖像中存在明顯的反向運(yùn)動(dòng)信號(hào),即下亮帶底部斜向上的信號(hào),其運(yùn)動(dòng)方向與輻照激光入射方向相反.該異?，F(xiàn)象可能是由靶片剪切撕裂過(guò)程中散射的直穿光與靶片支撐結(jié)構(gòu)作用形成等離子體反向運(yùn)動(dòng)與發(fā)光導(dǎo)致.

5 結(jié)論

本文開展了長(zhǎng)脈沖激光驅(qū)動(dòng)下的聚苯乙烯高壓狀態(tài)方程研究,模擬分析了長(zhǎng)脈沖加載下靶內(nèi)的沖擊動(dòng)力學(xué)演化過(guò)程,實(shí)驗(yàn)測(cè)量計(jì)算了不同束靶參數(shù)下的自由面速度、沖擊波速度、粒子速度、壓力等高壓狀態(tài)方程數(shù)據(jù),與理論結(jié)果基本符合.純CH靶與Al+CH 鍍膜靶的沖擊波渡越平均速度明顯小于末態(tài)沖擊波速度,說(shuō)明靶內(nèi)壓縮波存在緩慢增強(qiáng)過(guò)程,脈沖上升沿前期主要是準(zhǔn)等熵加載過(guò)程,后期演化為弱沖擊加載過(guò)程.相比之下,飛片撞擊靶的沖擊波速度和壓力明顯增強(qiáng),波陣面非常陡峭,屬于典型的沖擊加載過(guò)程.