1 引 言

噴流是天文觀測中非常普遍和重要的現象之一, 在活動星系核\\(AGN\\)、X射線雙星系統、以及原初恒星體\\(YSOs\\)都觀測到了尺度長達106pc的噴流. 天體物理學家認為存在某種普遍的物理過程來決定噴流的連續結構形態. 噴流的產生、準直、穩定性以及傳輸過程都是為理解噴流現象而急需解決的物理問題. 解決這些問題的傳統方法是通過觀測數據和數值模擬比較來得到, 盡管這種辦法已經取得了很大的進展, 但是噴流的高度非線性以及多維度本質無法讓目前的計算機對其做全數值化處理.

高能量密度等離子體在天體物理和激光等離子體物理領域存在許多相似點, 利用新型高能量密度物理實驗裝置 \\(如強激光、Z-pinch\\) 在實驗室尺度研究天體尺度的高能量密度等離子體將有望取得重大突破. 近年來高能量密度物理方向中流體相關現象引起了人們的廣泛關注, 例如激波和噴流現象. 通過標度變換關系可將大尺度的天體現象對應到小尺度的實驗室等離子體中去, 這種可控的實驗室研究為我們理解天體噴流提供了最為有利和直接的幫助.

Lebedev等和Gregory等分 別 利 用Z-pinch和強激光設備在實驗室產生了高馬赫數噴流. Farley等、Shigemori等對噴流的傳輸做了研究, 考察了噴流在介質中的傳輸性質. 最近天文學家利用甚長基線射電望遠鏡陣\\(VLBA\\)對W43A噴流進行了觀測, 發現這顆恒星噴射出的分子被高度卷曲的磁場約束形成非常窄的噴流.

W43A是天鷹座中的一顆老年恒星, 正處在轉變為行星狀星云的過程當中, 它存在一對水分子噴流,這一對噴流為理解行星狀星云外形特征提供了線索. 天文觀測提示我們, 在實驗室中產生的噴流與磁場同樣存在著重要關聯. 考察磁場結構與噴流產生和傳輸的關系對于理解實驗和完善激光等離子體理論模擬尤為重要.

本文利用神光II號八路激光與平面靶相互作用構建激光驅動等離子體磁重聯, 產生了雙等離子體噴流. 首次將磁流體標度變換運用于天體噴流與實驗室噴流, 發現實驗室產生的噴流與W43A天體噴流具有非常高的相似性. 我們認為W43A噴流現象可以作為一個實驗室天體物理的驗證特例, 并根據實驗設計提出重聯電場對等離子體噴流的產生和準直具有重要的作用.

2 實驗布置與結果

實驗在高功率激光物理國家實驗室“神光II”激光裝置上進行. 如圖1所示, 利用神光II號八路激光\\(波長λL= 0.351 ?m\\) 雙面對稱同步驅動50 ?m厚鋁靶, 每兩路激光疊合成一個焦斑, 每路驅動能量250 J, 脈寬1 ns; 焦斑直徑150 ?m; 同側焦斑間距400 ?m. 利用X射線針孔相機測量重聯噴流區的X射線輻射, 針孔相機采用10 ?m的針孔和100 ?m 厚的鈹膜濾光片. 使用第九路短脈沖\\(120 ps\\)激光束\\(λL= 0.53 ?m\\) 做探針光, 側向穿越待測鋁靶, 通過陰影成像和干涉法測量等離子體的演化, 獲得等離子體噴流狀態的瞬時圖像.實驗結果如圖2所示, 其中圖2\\(a\\), \\(b\\)為針孔相機獲得的靶面X射線圖, 可以看到兩個直徑約150 ?m的焦斑, 間隔約有400 ?m. 在兩個激光焦斑之間存在較強的X射線輻射. 靶平面上方向相反的磁場\\(由紅色和藍色磁力線表示\\)足夠接近時發生磁重聯\\(重聯后磁場由黑色磁力線表示\\), 在重聯區域產生垂直靶面向里的重聯電場. 圖2\\(c\\)為探針光延遲1 ns從靶的側面獲得的垂直于靶面的等離子體陰影圖, 紅色箭頭為激光入射方向. 可以看到在鋁靶兩側分別有兩條高速等離子體噴流, 噴流位于兩焦斑之間; 圖中亮點顯示的是一束激光焦斑位置\\(自發光\\), 根據等離子體噴流所在時刻的空間位置, 可以大概估算其速度約400 km/s.

3 討 論

3.1 實驗噴流與天體W43A噴流的物理參數對比

下面首先對實驗室產生的噴流與天體噴流進行比較. 歐拉標度變換成功地將實驗室中等離子體物理過程和超新星遺跡演化物理過程對應了起來,如在實驗室和天體中都觀測到的瑞利泰勒不穩定性過程. 而噴流的形成過程不同于超新星遺跡的演化, 由于噴流與磁場強烈相關, 所以需要采用的是磁流體動力學標度變換理論而不僅僅是流體力學標度變化. 在磁流體動力學方程:【1】


這里ρ, ν, p, B 和γ分別為系統密度、速度、壓強、磁場和絕熱指數, 這四個方程分別表示了質量守恒、動量守恒、法拉第定律以及能量守恒.

可以看出方程組\\(1\\)在以下變換中不變:【2】


該變換稱為阿爾芬-歐拉變換.表1列出了激光產生等離子體噴流的參數\\(第2列\\), 以及天文對W43A噴流觀測得到的參數\\(第3列\\), 最后一列是采用阿爾芬-歐拉變換, 確定變換系數a, b, c的情況下從實驗室激光噴流參數得到的等效天體噴流參數. 壓強也是標度變換中重要的一項, 天體觀測和實驗數據中都沒有直接給出噴流壓強的數據, 但是可以做如下的推斷: 根據參考文獻[4], W43A噴流中磁壓是氣體壓強的2—200倍,磁壓pB= B2/20, 如果取磁場強度B = 1.5 G, 那么可以計算磁壓約為0.01 Pa, 那么噴流氣體壓強約為0.005 Pa. 而實驗室激光與鋁靶相互作用產生的壓強, 可以利用流體模擬程序來估算. 利用一維流體模擬程序Medusa計算得到靶面壓強峰值約為1012Pa, 如果假設噴流壓強與入射激光在靶面產生的壓強相當, 這個壓強如果乘上變換系數c, 得出對應天體噴流壓強約為1 Pa. 與第3 列比較發現激光產生的噴流參數與天體W43A噴流的參數非常相似.

3.2 流體計算模擬

為考察磁場對實驗的影響, 先采用非磁流體激光等離子體模擬程序XRL2D進行模擬. XR-L2D程序是一套二維非平衡輻射流體力學程序, 其中電子、離子能量輸運采用限流傳導近似, 輻射輸運采用多群擴散近似, 原子動力學采用平均原子模型, 激光吸收僅考慮了逆軔致吸收和共振吸收.

圖3顯示的模擬靶面單側情況不同時刻的等離子體密度演化. 由于等離子體側向擠壓, 在兩個等離子體團之間會形成一個類似噴流邊界. 如果固定等離子體密度值比較, 可以發現模擬產生的噴流與激光等離子體基本混合在一起, 無法與實驗中明顯的準直噴流比較. 說明目前產生的等離子體屬于磁流體, 應該考察磁場的作用.【圖略】

3.3 重聯電場加速噴流

在磁流體的情況下, 實驗采用的激光打靶方式屬于標準的激光驅動磁重聯機制, 如圖2所示,方向相反的磁場在兩團等離子體中心發生斷裂和重新聯接, 這里激光等離子體的磁場主要來源于畢爾曼電池效應.在垂直靶面方向由于磁場的快速變化, 會產生強的重聯電場. 實驗產生的噴流方向恰好與重聯電場一致. 粒子模擬顯示重聯電場由電子運動項、電子壓力梯度項和電子慣性項所共同貢獻. 在重聯點附近, 重聯電場主要是由電子壓力梯度項貢獻, 方向垂直于靶面向里. 這樣的電場可以將電子快速加速到激光入射方向. 圖4給出噴流加速準直的示意圖. 此外該重聯過程是三維過程, 不只在一個平面有重聯發生, 而是在一定空間范圍沿著噴流方向不斷發生磁重聯, 因此重聯電場不斷產生. 盡管由于磁重聯過程中剩余磁場的作用會把大多數電子拉回重聯出流方向, 但是由于三維效應, 重聯電場會“接力”加速部分電子, 并在一定的加速空間限制噴流加速方向.另外, W43A噴流中磁壓是氣體壓強的2—200倍表明磁耗散占主導, 等離子體beta遠小于1, 而實驗中激光等離子體壓強數值要遠大于天體噴流,盡管標度變換后二者在觀測誤差范圍內相似, 但說明激光等離子體存在以流體熱壓為主導的過程. 在激光驅動磁重聯過程中, 發生重聯的自生磁場是隨著等離子體團在運動, 并且在較長時間內\\(2—3 ns\\)穩定. 下一步可以設計增加兩束激光焦點分開的距離, 降低等離子體作用區的密度, 進而實現低beta磁重聯過程.

4 結 論

本文首次利用阿爾芬-歐拉磁流體動力學標度變換理論將激光與物質相互作用產生噴流與天體環境下形成的噴流進行了比較. 通過實驗室直接測量的某些物理量來確定標度變換系數, 進而推導出W43A的其他噴流參數. 與天文觀測數據比較發現, 二者極其相似. 實驗和模擬結果表明, 重聯電場可能對天體中某些噴流的形成與準直存在直接的作用.