1 引 言
喷流是天文观测中非常普遍和重要的现象之一, 在活动星系核(AGN)、X射线双星系统、以及原初恒星体(YSOs)都观测到了尺度长达106pc的喷流. 天体物理学家认为存在某种普遍的物理过程来决定喷流的连续结构形态. 喷流的产生、准直、稳定性以及传输过程都是为理解喷流现象而急需解决的物理问题. 解决这些问题的传统方法是通过观测数据和数值模拟比较来得到, 尽管这种办法已经取得了很大的进展, 但是喷流的高度非线性以及多维度本质无法让目前的计算机对其做全数值化处理.
高能量密度等离子体在天体物理和激光等离子体物理领域存在许多相似点, 利用新型高能量密度物理实验装置 (如强激光、Z-pinch) 在实验室尺度研究天体尺度的高能量密度等离子体将有望取得重大突破. 近年来高能量密度物理方向中流体相关现象引起了人们的广泛关注, 例如激波和喷流现象. 通过标度变换关系可将大尺度的天体现象对应到小尺度的实验室等离子体中去, 这种可控的实验室研究为我们理解天体喷流提供了最为有利和直接的帮助.
Lebedev等和Gregory等分 别 利 用Z-pinch和强激光设备在实验室产生了高马赫数喷流. Farley等、Shigemori等对喷流的传输做了研究, 考察了喷流在介质中的传输性质. 最近天文学家利用甚长基线射电望远镜阵(VLBA)对W43A喷流进行了观测, 发现这颗恒星喷射出的分子被高度卷曲的磁场约束形成非常窄的喷流.
W43A是天鹰座中的一颗老年恒星, 正处在转变为行星状星云的过程当中, 它存在一对水分子喷流,这一对喷流为理解行星状星云外形特征提供了线索. 天文观测提示我们, 在实验室中产生的喷流与磁场同样存在着重要关联. 考察磁场结构与喷流产生和传输的关系对于理解实验和完善激光等离子体理论模拟尤为重要.
本文利用神光II号八路激光与平面靶相互作用构建激光驱动等离子体磁重联, 产生了双等离子体喷流. 首次将磁流体标度变换运用于天体喷流与实验室喷流, 发现实验室产生的喷流与W43A天体喷流具有非常高的相似性. 我们认为W43A喷流现象可以作为一个实验室天体物理的验证特例, 并根据实验设计提出重联电场对等离子体喷流的产生和准直具有重要的作用.
2 实验布置与结果
实验在高功率激光物理国家实验室“神光II”激光装置上进行. 如图1所示, 利用神光II号八路激光(波长λL= 0.351 ?m) 双面对称同步驱动50 ?m厚铝靶, 每两路激光叠合成一个焦斑, 每路驱动能量250 J, 脉宽1 ns; 焦斑直径150 ?m; 同侧焦斑间距400 ?m. 利用X射线针孔相机测量重联喷流区的X射线辐射, 针孔相机采用10 ?m的针孔和100 ?m 厚的铍膜滤光片. 使用第九路短脉冲(120 ps)激光束(λL= 0.53 ?m) 做探针光, 侧向穿越待测铝靶, 通过阴影成像和干涉法测量等离子体的演化, 获得等离子体喷流状态的瞬时图像.实验结果如图2所示, 其中图2(a), (b)为针孔相机获得的靶面X射线图, 可以看到两个直径约150 ?m的焦斑, 间隔约有400 ?m. 在两个激光焦斑之间存在较强的X射线辐射. 靶平面上方向相反的磁场(由红色和蓝色磁力线表示)足够接近时发生磁重联(重联后磁场由黑色磁力线表示), 在重联区域产生垂直靶面向里的重联电场. 图2(c)为探针光延迟1 ns从靶的侧面获得的垂直于靶面的等离子体阴影图, 红色箭头为激光入射方向. 可以看到在铝靶两侧分别有两条高速等离子体喷流, 喷流位于两焦斑之间; 图中亮点显示的是一束激光焦斑位置(自发光), 根据等离子体喷流所在时刻的空间位置, 可以大概估算其速度约400 km/s.
3 讨 论
3.1 实验喷流与天体W43A喷流的物理参数对比
下面首先对实验室产生的喷流与天体喷流进行比较. 欧拉标度变换成功地将实验室中等离子体物理过程和超新星遗迹演化物理过程对应了起来,如在实验室和天体中都观测到的瑞利泰勒不稳定性过程. 而喷流的形成过程不同于超新星遗迹的演化, 由于喷流与磁场强烈相关, 所以需要采用的是磁流体动力学标度变换理论而不仅仅是流体力学标度变化. 在磁流体动力学方程:【1】
这里ρ, ν, p, B 和γ分别为系统密度、速度、压强、磁场和绝热指数, 这四个方程分别表示了质量守恒、动量守恒、法拉第定律以及能量守恒.
可以看出方程组(1)在以下变换中不变:【2】
该变换称为阿尔芬-欧拉变换.表1列出了激光产生等离子体喷流的参数(第2列), 以及天文对W43A喷流观测得到的参数(第3列), 最后一列是采用阿尔芬-欧拉变换, 确定变换系数a, b, c的情况下从实验室激光喷流参数得到的等效天体喷流参数. 压强也是标度变换中重要的一项, 天体观测和实验数据中都没有直接给出喷流压强的数据, 但是可以做如下的推断: 根据参考文献[4], W43A喷流中磁压是气体压强的2—200倍,磁压pB= B2/20, 如果取磁场强度B = 1.5 G, 那么可以计算磁压约为0.01 Pa, 那么喷流气体压强约为0.005 Pa. 而实验室激光与铝靶相互作用产生的压强, 可以利用流体模拟程序来估算. 利用一维流体模拟程序Medusa计算得到靶面压强峰值约为1012Pa, 如果假设喷流压强与入射激光在靶面产生的压强相当, 这个压强如果乘上变换系数c, 得出对应天体喷流压强约为1 Pa. 与第3 列比较发现激光产生的喷流参数与天体W43A喷流的参数非常相似.
3.2 流体计算模拟
为考察磁场对实验的影响, 先采用非磁流体激光等离子体模拟程序XRL2D进行模拟. XR-L2D程序是一套二维非平衡辐射流体力学程序, 其中电子、离子能量输运采用限流传导近似, 辐射输运采用多群扩散近似, 原子动力学采用平均原子模型, 激光吸收仅考虑了逆轫致吸收和共振吸收.
图3显示的模拟靶面单侧情况不同时刻的等离子体密度演化. 由于等离子体侧向挤压, 在两个等离子体团之间会形成一个类似喷流边界. 如果固定等离子体密度值比较, 可以发现模拟产生的喷流与激光等离子体基本混合在一起, 无法与实验中明显的准直喷流比较. 说明目前产生的等离子体属于磁流体, 应该考察磁场的作用.【图略】
3.3 重联电场加速喷流
在磁流体的情况下, 实验采用的激光打靶方式属于标准的激光驱动磁重联机制, 如图2所示,方向相反的磁场在两团等离子体中心发生断裂和重新联接, 这里激光等离子体的磁场主要来源于毕尔曼电池效应.在垂直靶面方向由于磁场的快速变化, 会产生强的重联电场. 实验产生的喷流方向恰好与重联电场一致. 粒子模拟显示重联电场由电子运动项、电子压力梯度项和电子惯性项所共同贡献. 在重联点附近, 重联电场主要是由电子压力梯度项贡献, 方向垂直于靶面向里. 这样的电场可以将电子快速加速到激光入射方向. 图4给出喷流加速准直的示意图. 此外该重联过程是三维过程, 不只在一个平面有重联发生, 而是在一定空间范围沿着喷流方向不断发生磁重联, 因此重联电场不断产生. 尽管由于磁重联过程中剩余磁场的作用会把大多数电子拉回重联出流方向, 但是由于三维效应, 重联电场会“接力”加速部分电子, 并在一定的加速空间限制喷流加速方向.另外, W43A喷流中磁压是气体压强的2—200倍表明磁耗散占主导, 等离子体beta远小于1, 而实验中激光等离子体压强数值要远大于天体喷流,尽管标度变换后二者在观测误差范围内相似, 但说明激光等离子体存在以流体热压为主导的过程. 在激光驱动磁重联过程中, 发生重联的自生磁场是随着等离子体团在运动, 并且在较长时间内(2—3 ns)稳定. 下一步可以设计增加两束激光焦点分开的距离, 降低等离子体作用区的密度, 进而实现低beta磁重联过程.
4 结 论
本文首次利用阿尔芬-欧拉磁流体动力学标度变换理论将激光与物质相互作用产生喷流与天体环境下形成的喷流进行了比较. 通过实验室直接测量的某些物理量来确定标度变换系数, 进而推导出W43A的其他喷流参数. 与天文观测数据比较发现, 二者极其相似. 实验和模拟结果表明, 重联电场可能对天体中某些喷流的形成与准直存在直接的作用.
