Etude de simulation de cône - Taïwan White Stone Co., Ltd

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 9454 (2023) Citer cet article

Détails des métriques

Le pouvoir d'arrêt des particules chargées libérées par les réactions nucléaires deutérium-tritium a été largement étudié dans les régimes de plasma faiblement à modérément couplés. Nous avons modifié le cadre d'arrêt conventionnel de la théorie du potentiel effectif (EPT) pour avoir une connexion pratique pour étudier les caractéristiques de perte d'énergie des ions dans le plasma de fusion. Notre modèle EPT modifié diffère du cadre EPT original par un coefficient d'ordre \(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }),\)(\(\ln \overline{\Xi }\) est une généralisation dépendante de la vitesse du logarithme de Coulomb). Les simulations de dynamique moléculaire s'accordent bien avec notre cadre d'arrêt modifié Pour étudier le rôle des formalismes d'arrêt associés dans l'allumage rapide des ions, nous simulons la configuration cône dans la coque sous l'incidence d'un faisceau d'aluminium accéléré par laser. En phase d'allumage/combustion, les performances de notre modèle modifié sont en accord avec sa forme originale et les théories conventionnelles de Li-Petrasso (LP) et de Brown-Preston-Singleton (BPS). La théorie LP indique le taux le plus rapide pour fournir une condition d'allumage/combustion. avec la théorie LP, tandis que celle des méthodes EPT originales (avec un écart de \(\sim\) 47 % par rapport à LP) et BPS (avec un écart de \(\sim\) 48 % par rapport à LP) maintiennent respectivement les troisième et quatrième contributions à l'accélération du temps d'allumage.

Dans un plasma fortement couplé, comme celui que nous avons dans la fusion par confinement inertiel (ICF), certains processus, notamment la diffusion ou la relaxation de la température, nécessitent une compréhension approfondie du système plasma complexe1. De plus, les effets de dépistage ou de corrélation des composants du plasma sont présents2,3. Dans ce cas, un plasma classique à un composant (OCP) est considéré, où un projectile spécifié se déplace en présence d'un fond neutralisé inerte. Son énergie est étudiée à l'aide de simulations de dynamique moléculaire (MD). Malgré le fait que les effets du couplage fort de Coulomb soient inclus dans un OCP, la physique des électrons et les espèces multiples dans le plasma dense n'ont pas été pris en compte4,5,6,7.

Des études expérimentales récentes indiquent que le pouvoir d'arrêt des ions se propageant dans des régimes de plasma chaud et dense, corroborent les prédictions des formalismes analytiques de pouvoir d'arrêt Li-Petrasso (LP) et Brown-Preston-Singleton (BPS)8,9,10. Cependant, ces deux modèles couramment acceptés ne sont pas appropriés en réponse diélectrique. Ils fonctionnent dans les régimes de plasma faiblement à modérément couplés. Alors que dans les plasmas fortement couplés, les méthodes basées sur la mécanique quantique, telles que la théorie fonctionnelle de la densité orbitale libre dépendante du temps ab initio (TD-of-DFT) fournissent un modèle d'arrêt des particules chargées plus précis11,12,13. Ding et al. ont montré que l'utilisation de la théorie TD-of-DFT ab initio avec l'hypothèse de particules alpha produites par le deutérium-tritium (DT) peut avoir entraîné une réduction du pouvoir d'arrêt jusqu'à 25 % par rapport aux cadres d'arrêt conventionnels utilisés dans les plasmas à haute densité d'énergie (HEDP)14. De plus, compte tenu des nombreuses données Monte Carlo intégrales de chemin, Groth, Dornheim et leurs collègues ont confirmé les résultats de la réponse dynamique en densité du gaz d'électrons dans un régime de matière dense chaude (WDM)15,16. Plus récemment, en développant la représentation d'apprentissage automatique ab initio quantum Monte Carlo (QMC), Moldabekov et al. se sont concentrés sur le pouvoir d'arrêt induit par la polarisation en raison du taux de lutte, des électrons libres et des fonctions de frottement pour étudier le pouvoir d'arrêt des particules chargées dans des plasmas denses non idéaux17.

En 2014, Baalrud et Daligault ont proposé une nouvelle théorie connue sous le nom de théorie du potentiel effectif (EPT) pour étendre la théorie du transport du plasma des régimes de plasma faiblement couplés aux régimes de plasma fortement couplés7,18. Ils ont dérivé une expression du coefficient de transport par l'expansion de Taylor de l'opérateur de collision basé sur Fokker-Planck (FP). Leur modèle peut être appliqué pour calculer le pouvoir d'arrêt des particules chargées incidentes dans le plasma cible. Dans cette théorie, les interactions des particules se produisent via le potentiel de force moyenne18,19. De plus, le volume exclu dans les interactions répulsives est considéré comme implémentant une version modifiée de l'équation cinétique d'Enskog pour les sphères dures18. La validation à partir d'expériences et de simulations MD a montré que le modèle EPT est raisonnablement précis à l'exception possible des paramètres de corrélation de type liquide, avec la force de couplage, Γ (c'est-à-dire le rapport de l'énergie de Coulomb à l'énergie thermique), d'environ 10–50, pour OCP18. Ils ont également conclu que les prédictions basées sur l'EPT par rapport aux formes FP de l'équation cinétique sont susceptibles de conduire à des prédictions similaires pour le coefficient de transport.

La base de la considération physique du transport du plasma est les calculs de collision de Coulomb. Les effets cumulés de ces collisions, c'est-à-dire le logarithme de Coulomb connu, lnΛ, est le facteur clé. Cette quantité, qui est la mesure des collisions aux petits angles avec la diffusion aux grands angles, devient plus importante aux régimes de plasma intermédiaires à fortement couplés. Dans le formalisme d'arrêt LP, on souligne l'importance de la diffusion aux grands angles ainsi que des collisions aux petits angles dans les plasmas modérément couplés (2 ≤ lnΛ ≤ 10) adaptés à l'allumage du plasma DT dans ICF8,9. Cela équivaut à une contribution explicite du logarithme de Coulomb dans l'opérateur de collision. Par conséquent, contrairement au traitement original de Rosenbluth de l'équation FP20, ils ont généralisé l'équation FP en conservant le troisième et des parties des termes du second ordre dans le développement de Taylor de l'opérateur de collision pour avoir une justification adéquate dans lnΛ ≥ 2 plasmas. Les effets de la diffusion aux grands angles ont également une grande importance dans un plasma fortement couplé (c'est-à-dire lnΛ ≤ 1). Ici, du fait des valeurs plus faibles du logarithme de Coulomb, on s'attend à ce que la contribution des termes 1/lnΛ dans l'opérateur de collision ait une signification sans équivoque. Ainsi, ne considérer que les deux premiers termes dans le formalisme d'arrêt EPT peut ne pas donner une image réaliste de la perte d'énergie des particules chargées dans un plasma fortement couplé. Ce dernier a une signification précise dans le régime du plasma ICF pendant la compression puis les phases d'allumage et de combustion, qui se poursuivent actuellement à l'installation nationale d'allumage (NIF)21,22.

Bien que l'installation nationale d'allumage soit conçue pour analyser l'ICF dans la configuration à entraînement indirect, aucune recherche expérimentale à allumage rapide intégré (FI) ou à allumage rapide ionique (IFI) n'a encore été menée. Alors que les schémas FI et spécifiquement IFI ont été d'un grand intérêt pour atteindre un gain élevé dans les recherches récentes de l'ICF. L'absence d'une impulsion laser intensive appropriée, mélangeant l'or ablaté et le noyau de combustible comprimé, ainsi que la génération et l'accélération de faisceaux d'ions quasi-monoénergétiques collimatés et leur propagation efficace dans le cône de guidage et le hohlraum sont considérés comme les principaux obstacles23,24. En tenant compte de ces complexités, on peut obtenir des simulations informatiques comme bonnes références pour comprendre la dynamique des mécanismes d'accélération, l'implosion, les phases d'allumage et de combustion du plasma combustible, les cibles expérimentales et la configuration de configuration. Jusqu'à présent, les simulations numériques unidimensionnelles et bidimensionnelles ont été largement utilisées en raison de leur exigence limitée pour calculer les initiatives.

Pour le schéma IFI, l'intensité du faisceau ionique sera extrêmement élevée. Il a été montré que la propagation des ions rapides à travers la matière, comme le milieu plasma, montre un "effet de densité" moyen, où la polarisation collective du milieu produit une annulation partielle des champs des ions rapides, réduisant le taux de perte d'énergie par l'ion25,26. Par conséquent, cela affecterait remarquablement le processus d'arrêt des ions car lorsque les densités de faisceau sont suffisamment élevées, une amélioration du pouvoir d'arrêt se produit26.

De nouvelles analyses expérimentales ont été rapportées ces dernières années, y compris l'arrêt des particules rapides dans les plasmas liés à l'ICF générés par des implosions27, de la matière dense chaude28,29 et des plasmas produits par laser suivis de faisceaux d'accélérateur30,31. Ces mesures expérimentales couvrent un large éventail de régimes de plasma différents ; cependant, les charges de test de sondage perdent une fraction relativement faible de leur énergie initiale. Par conséquent, un traitement standard et approprié du formalisme d'arrêt est indispensable pour l'analogie avec les données obtenues et d'autres théories acceptables.

Dans la recherche ICF, la théorie LP est largement considérée en raison de sa simplicité perceptuelle dans le calcul et l'analyse. Bien que du point de vue cinétique, le BPS soit considéré comme une autre technique combinée de ralentissement, il manque d'études sur le formalisme EPT pour sonder son applicabilité à la modélisation ICF.

L'objectif de cette recherche est d'analyser le rôle de trois modèles de ralentissement, y compris LP, BPS et EPT dans l'allumage rapide (FI) des cibles plasma pertinentes de l'ICF. Dans ce but, nous simulons une cible cône en coquille dans un schéma IFI à entraînement indirect. Avec cette simulation, nous visons à étudier simultanément l'accélération du faisceau d'ions quasi-monoénergétique, son interaction avec le cœur DT implosé et son effet sur les phases d'allumage et de combustion du cœur. Comme autre tentative, nous sondons également les modifications de l'opérateur de collision au modèle EPT d'origine, et comparons à trois autres théories d'arrêt associées utilisées pour évaluer le plasma FI.

Un ralentissement de charge rapide dans un régime de plasma faiblement couplé est bien caractérisé. Cependant, étant donné que les expériences pertinentes de l'ICF sont presque modérément couplées et que beaucoup reposent sur le chauffage du plasma combustible par des ions de produits de fusion rapide9,32,33, des efforts ont été déployés pour documenter le cadre d'arrêt dans les plasmas denses avec la théorie et les simulations MD9,32,33,34,35,36.

La large utilisation de la théorie LP dans la recherche ICF et l'attractivité de leur technique nous ont incités à réanalyser leur théorie originale en calculant le quatrième terme de l'expansion de Taylor (les paramètres structurels calculés sont analysés en détail dans Informations complémentaires, Fig. S3). Cependant, le traitement approprié rapporté du cadre EPT dans des régimes faiblement à fortement couplés nous a incités à étudier les efforts de modification suivis dans la théorie LP de l'EPT d'origine afin d'évaluer les résultats.

L'approche FP peut être obtenue à partir d'un développement en série de Taylor de l'équation de Boltzmann en termes de transfert d'impulsion lors d'une collision. La connexion entre ces deux approches dans le modèle EPT original est interprétée dans la référence 18. La forme de Boltzmann ne se développe pas en termes d'angle de diffusion comme le fait l'approche FP. Par conséquent, on peut obtenir une réponse plus précise en calculant le pouvoir d'arrêt directement à partir de l'équation de Boltzmann au lieu d'avoir des termes d'ordre supérieur des résultats FP précédemment sondés dans la théorie LP. Nous avons soigneusement évalué cette dernière question. Nous avons constaté que dans un régime faiblement couplé, quel que soit le niveau d'ordre élevé d'une équation FP, elle convergerait finalement vers l'équation de Boltzmann (ou de type Boltzmann dans le cas de l'équation cinétique de force moyenne). Cependant, allant du couplage faible au couplage fort, les corrections que nous voyons à partir d'une méthode FP d'ordre supérieur ne seraient pas très proches de la solution de Boltzmann. Si bien que, sur la base de nos calculs théoriques, en conservant le cinquième nombre de termes, on obtiendra un coefficient amélioré,\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }),\) au second terme d'expansion, où \(\ln \overline{\Xi }\) considère comme une généralisation dépendante de la vitesse du logari de Coulomb thm. Ce dernier peut préciser qu'une méthode FP d'ordre élevé serait plus précise que de conserver le Boltzmann complet comme le fait le modèle EPT d'origine. La méthode de calcul et les paramètres obtenus sont disponibles dans les informations complémentaires. Notez que dans les informations complémentaires, le paramètre \(\ln \overline{\Xi }\), est indiqué par \(\ln \overline{\Xi }_{{ss^{\prime}}}\) pendant les calculs pour souligner que le résultat obtenu en supposant que la particule de test, s, entre en collision avec la particule de champ,\(s^{\prime},\) avec les vitesses \({\mathbf{v}}_{s}\) et \({\mathbf{v}}_{{s^{\prime}}} ,\) respectivement.

Comme première comparaison, la Fig. 1 compare les résultats d'arrêt EPT modifiés (cas (I–III)) au formalisme EPT original pour deux masses relatives différentes. Ici, les cas (I-III) introduisent respectivement l'ajout de troisième à cinquième ordres au cadre EPT original prédit dans la référence 18. Pour une comparaison plus approfondie, nous incluons les résultats de la simulation MD à l'aide du simulateur atomique/moléculaire massivement parallèle à grande échelle (LAMMPS) développé par Sandia National Laboratory37, comme expliqué dans les méthodes. L'un des objectifs de cette recherche est d'explorer comment différentes forces de couplage peuvent affecter la puissance de freinage. À mesure que Γ augmente, on peut s'attendre à trois changements flagrants qui peuvent être clarifiés en examinant le terme de frottement des modèles collisionnels et leur dépendance au logarithme de Coulomb généralisé,\(\ln \overline{\Xi }\). En d'autres termes, le paramètre \(\ln \overline{\Xi }\) comprend un terme qui exprime la physique des collisions pour une vitesse relative donnée entre chacune des deux particules, et un autre qui caractérise la probabilité que ces collisions se produisent.

Comparaisons de la puissance d'arrêt pour mrel = 1000 et mrel = 1 aux valeurs de force de couplage, Γ, de 0,1, 1 et 10. La courbe rouge-solide fait référence au modèle EPT d'origine ; Les courbes en pointillés orange, en pointillés violets et en pointillés verts introduisent respectivement les effets des troisième à cinquième ordres de la méthode FP dans le cadre EPT d'origine. Les résultats MD sont indiqués par des triangles jaunes. Pour une comparaison plus approfondie, la différence en pourcentage de chaque courbe d'arrêt par rapport aux résultats MD est exprimée dans les graphiques à barres pour les deux masses relatives.

Les changements apparents associés incluent la vitesse à laquelle le pic de Bragg augmente. La courbe de ralentissement s'élargit avec la vitesse et, comme indiqué précédemment, la courbe de ralentissement augmente en amplitude (en unités de \(k_{B} T/a\)).

Pour mrel = 1000, on peut voir que pour la valeur de force de couplage de Γ = 0,1, le formalisme basé sur EPT, les cas (I–III) et la simulation MD concordent bien aux basses vitesses. Au pic de Bragg, le modèle EPT original sous-prédit les courbes d'arrêt. Aux vitesses élevées, le formalisme EPT conventionnel sous-prédit encore les résultats MD. Cependant, comme on peut le voir, les résultats de MD concordent bien avec les cas II et III.

Pour Γ ≥ 1, EPT et ses cadres modifiés prédisent qualitativement les données MD. Cependant, par rapport aux cas (I-III), l'EPT conventionnel sous-prédit quantitativement les résultats MD à un degré plus élevé, tandis que les cas II et III ont presque le même comportement que les données MD.

Un autre problème apparent est l'élargissement et le déplacement du pic de Bragg vers des vitesses de particules de test plus élevées, à des régimes de couplage forts, qui peuvent être causés par l'insensibilité du facteur de section transversale à la vitesse relative des particules de sous-collision. D'autre part, à fort couplage, la vitesse relative des particules de sous-collision doit être suffisamment rapide pour avoir des angles de diffusion de presque moins de 90°, car l'effet d'écran limite la plage de collisions inter-particules entre les prochains voisins. Dans ce cas, la section efficace devient plus grande en valeur ce qui peut conduire à une augmentation des courbes de ralentissement normalisées.

Les mêmes conclusions peuvent être faites pour mrel = 1. Ici, à très basse vitesse, la courbe d'arrêt est négative, mentionnant que l'arrêt total est dominé par le terme de thermalisation. Pour une meilleure comparaison, nous avons également analysé la différence en pourcentage des courbes de ralentissement sous-considérées par rapport aux données MD pour différentes masses relatives (Fig. 1aiv et biv). En comparant les barres pour les deux masses relatives, il révèle que mrel = 1000 peut essentiellement supprimer la différence de pourcentage. En conséquence, si nous basons notre comparaison sur les résultats de simulation MD, nous pouvons conclure que l'augmentation des ordres FP au modèle EPT d'origine montre plus d'accord dans les collisions ions-électrons (mrel = 1000). De plus, le cas II a presque le même effet sur les deux masses relatives par rapport au cas III, ce qui indique l'effet insignifiant des ordres FP supérieurs à 5 sur les résultats finaux de puissance d'arrêt.

Comme deuxième comparaison, nous avons également comparé plusieurs théories de ralentissement, y compris LP, BPS, EPT et son cadre modifié dans un plasma non magnétisé. Pour plus de simplicité, nous n'avons considéré que le cas II comme la forme modifiée du modèle EPT. La comparaison est disponible dans les informations complémentaires, Fig. S1 en fonction de trois régimes de couplage différents. Nous avons illustré que les théories de LP et BPS se comparent de manière similaire à EPT et au cas II. Cependant, les résultats montrent clairement que les courbes d'arrêt LP et BPS montrent de mauvaises performances dans les régimes fortement couplés (Γ = 10).

Notre stratégie pour modifier le modèle EPT consistait à analyser l'effet de nos efforts sur l'expression de l'allumage/brûlure du plasma de fusion dans le scénario FI à guidage conique. Dans des conditions non idéales, la densité et la température du plasma ne sont pas uniformes, et cette non-uniformité est naturellement affectée par les collisions inter-particules. Par conséquent, la justification de ce comportement est de bénéficier d'un modèle de ralentissement approprié pour faire des prédictions bien documentées sur l'état d'allumage/combustion, en particulier en régime de point chaud. Cette hypothèse doit être testée en exécutant des simulations dans lesquelles le rôle des formulations d'arrêt conventionnelles est montré dans les évolutions hydrodynamiques des plasmas pertinents pour FI. Cependant, les processus physiques de l'allumage rapide des ions (IFI) - le scénario en cours de discussion dans cet article - sont complexes. Comme ils ont de grandes plages spatiales, des échelles de temps différentes, une propagation d'ions accélérés et une multi-physique, il est presque impossible de simuler tous les processus dans un seul code.

Une cible typique pour IFI est une cible obus équipée d'un cône de guidage pour faire passer les faisceaux d'ions accélérés par laser. Ici, nous allons simuler et étudier notre hypothèse pour la technique IFI à entraînement indirect, en utilisant une structure cible cône-en-coquille à l'intérieur du hohlraum. Nous considérons que les faisceaux laser ns sont injectés dans le hohlraum à un angle de 50˚ par rapport à l'axe du hohlraum pour générer des rayonnements X, ce qui peut conduire à l'implosion de la capsule CH-DT. La structure de la capsule a été choisie en fonction de la conception suivie lors de la première étape du projet FIREX-I38. La configuration de la simulation et les paramètres structurels sont disponibles dans les méthodes.

À l'aide de l'illustration schématique présentée à la Fig. 5 (voir "Méthodes"), la dynamique bidimensionnelle (2D) de l'implosion cible est simulée à l'aide du code hydrodynamique de rayonnement MULTI2D39,40 de la Fig. 2 à quatre temps d'interaction capsules-X différents obtenus dans les simulations pour l'entraînement hohlraum (voir "Modélisation"). Notons que pour observer plus précisément l'effet de l'implosion sur le cône guide, nous discrétisons les données numériques et grossissons la résolution spatiale en limites rz liées à la position initiale du cône.

Profils implosés obtenus à partir de simulations MULTI2D pour la structure core-in-shell considérée à la Fig. 5. (a) la forme de l'impulsion laser considérée dans la simulation pour l'entraînement hohlraum avec une puissance de crête de 354 TW et une énergie totale de 1,314 MJ, (b) illustrations temporelles de la température maximale des ions (Timax) et de la densité maximale (ρmax), (c) distributions spatiales de la densité et de la température des ions à quatre temps d'interaction capsule-rayons X différents. La position initiale du cône attaché est indiquée par des lignes en pointillés blancs.

Comme le montre la figure 2, dans l'implosion de cibles cône-coquille, la forme de la capsule de base est loin de la forme sphérique considérée juste avant l'interaction. Dans ces conditions, la pointe du cône est déformée par le flux de plasma provenant du cœur implosé, qui s'incrémente progressivement en augmentant le temps d'interaction jusqu'au pic de compression (25,36 ns).

D'après la figure, la compression maximale est obtenue à 25,36 ns. À ce moment, la plupart des coques extérieures et les parties intérieures de la capsule sont fortement comprimées. Cependant, la vitesse à travers l'interface entre le plasma central et la paroi du cône déformé est différente, ce qui peut conduire à l'occurrence de l'instabilité de Kelvin – Helmholtz. Par conséquent, comme on peut le voir, le noyau de plasma implosé est enroulé et entraîné vers la paroi du cône. Nous avons constaté que ce dernier n'a pas beaucoup d'effet sur l'ionisation des parois extérieures du cône, de sorte que l'ionisation maximale se situe autour des charges d'état de + 4.

La densité du noyau atteint environ 440,447 g/cc à la compression maximale. De plus, le déséquilibre de pression produit par l'existence du cône de guidage, conduit le point chaud à se déplacer vers la pointe du cône. Au pic de compression, la pointe du cône s'est notamment effondrée et par la suite, le plasma à faible densité réussit à se frayer un chemin à travers la région de vide à l'intérieur du cône, ce qui peut affecter l'ionisation des parois internes du cône. Selon nos résultats obtenus, bien que l'effet de l'ionisation sur les parois internes du cône ne soit pas égal dans les quatre temps d'implosion considérés, cependant, l'ionisation maximale est d'environ + 10 s'est produite loin de la pointe du cône. Malheureusement, cette ionisation et la déformation subséquente de la pointe du cône ne sont pas préférées pour la procédure de chauffage du noyau de plasma. Par conséquent, nous visons à poursuivre nos analyses ultérieures en considérant la structure du cœur implosé à 25,24 ns. Notez que bien que la pointe du cône soit déjà déformée à cette valeur de temps, cependant, la région de vide à l'intérieur du cône de guidage est presque propre (voir Fig. 2ciiii).

De nouveaux mécanismes d'accélération d'espèces d'ions plus lourds (Z>> 1) ont ouvert un nouvel ensemble de possibilités pratiques et efficaces dans le concept IFI41,42,43,44. Cependant, la prise en compte des difficultés de croissance des micro-instabilités s'est produite à travers la propagation des ions lourds dans le plasma du cœur, considérée comme un défi incontestable car elle peut affecter la phase d'allumage/combustion du combustible. Ce dernier envisageait que le taux de croissance devait être contrôlé, voire amorti, pour acquérir une meilleure stabilité. Ce défi a été testé analytiquement par Khoshbinfar pour deux ions lourds différents de C6+ (diffusion d'énergie \(\sim\) 10 %) et Al11+ (diffusion d'énergie \(\sim\) 20 %) au régime de plasma DT précomprimé45. Ces résultats ont déclaré qu'en FI par des ions C/Al accélérés par laser, bénéficiant d'énergies plus élevées (telles que celles mentionnées dans la référence 45), et par la suite un plus grand degré d'ionisation peut jouer un rôle plus important dans la réduction des micro-instabilités survenir à la phase d'allumage/combustion du plasma combustible. Par conséquent, ils peuvent être proposés comme une alternative appropriée pour les IFI avec des ions légers, tels que les protons46,47,48,49,50,51,52,53,54,55,56,57,58.

Afin d'étudier l'effet des ions aluminium accélérés par laser sur le processus de chauffage du noyau, nous devons obtenir les principales caractéristiques des ions accélérés, telles que les spectres d'énergie, la distribution spatiale et l'émittance. Visant la production d'ions Al multi-MeV de haute qualité situés à l'extrémité de la cible conique illustrée à la Fig. 5, nous avons effectué la simulation de la production d'ions aluminium à l'aide du code PIC 2D3V EPOCH59 pour connaître les paramètres principaux du faisceau. Les paramètres ont ensuite été utilisés comme valeurs initiales dans le code MULTI pour analyser la phase d'allumage/combustion dans la cible cône en coquille (voir "Méthodes").

En utilisant le profil du cœur DT implosé à t = 25,24 ns (Fig. 2ciiii) comme profil de plasma initial (Fig. 3ai), dans le reste de cette section, nous effectuerons les simulations de chauffage du cœur après l'injection du faisceau d'aluminium accéléré. L'impulsion laser ionise potentiellement les parois d'or du cône et la feuille d'Al pour indiquer respectivement les charges de Au40+ et Al12+ (les détails sont disponibles dans Méthodes). La distribution de la densité des ions Al12+ est représentée sur la figure 3aii. Puisque nous cherchons à étudier l'échauffement du noyau implosé (allumage/brûlure) après l'injection du faisceau, nous avons poursuivi la simulation PIC jusqu'au moment où les ions Al12+ accélérés ont atteint la région de compression maximale du noyau implosé (tinj = 10,42 ps). Comme schématisé sur les Fig. 3ai et aii, la feuille d'Al est située à l'extérieur de la boîte de simulation d'implosion initiale. Par conséquent, nous avons également illustré la distribution spatiale manquée du faisceau Al de la feuille ionisée sur la figure 3aiii. D'après la figure 3a, on peut voir que la distribution de la densité des ions Al12+ comprend une concentration plus compacte autour de la région centrale. Cependant, les ions accélérés deviennent très compacts à z \(\sim\) 470 μm, indiquant que les ions Al12+ ont possédé une distribution à haute densité pour les distances éloignées de la pointe du cône. En effet, le champ électrique transverse produit par les électrons rapides induits par la séparation de charge en régime d'accélération, tente de se propager à travers l'interface des parois du cône. Cependant, comme les ions Au40+ sont beaucoup plus lourds que les ions Al12+, leur accélération vers l'axe du cône n'est pas aussi grave. Dans ce cas, les électrons chauds sont piégés dans les parois du cône, générant un courant de surface vers la pointe du cône, qui peut pousser les ions Al12+ accélérés vers l'axe du cône et les compacter dans un diamètre inférieur à la pointe du cône (voir Fig. 3aii). Similaire à ce cas a été discuté plus tôt dans la référence 58.

(ai) Distribution spatiale de la densité et de la température des ions à 25,24 ns, (aii) distribution de la densité des ions Al12+ des parois du cône et de la feuille d'aluminium ionisée après 10,42 ps d'accélération. Pour une meilleure comparaison, la distribution de densité des ions Al12+ accélérés de la feuille ionisée est illustrée dans les zones situées à l'extérieur de la région de la boîte de simulation de structure de noyau implosée (voir (aiii), (b) spectres d'énergie des ions Al12+ après 10,42 ps d'accélération. L'encart montre la distribution de l'angle d'énergie des ions après 10,42 ps d'accélération.

Pour une meilleure analyse, nous avons représenté les spectres d'énergie des ions Al12+ au moment de l'injection (10,42 ps). D'après la figure, le pic est bien exprimé et la dispersion est diminuée. Comme le montre l'encadré, le schéma d'accélération présente un paquet d'aluminium de haute qualité avec un angle d'ouverture de θ \(\sim\) 5,6° juste au moment de l'injection faisceau-cœur. A ce moment, les ions accélérés maintiennent l'énergie de coupure d'environ 60 MeV/u. De plus, le nombre maximal d'ions Al12+ accélérés est d'environ 4,48 × 1011/μm.MeV correspond à l'énergie d'environ 10 MeV/u. Afin de déterminer avec précision les caractéristiques du faisceau requises pour le chauffage du noyau DT, nous avons calculé l'énergie moyenne, Eave,Al, et la propagation d'énergie, ΔEAl/EAl, des ions Al12+, qui ont été calculées à environ 17 MeV/u et 0,24, respectivement.

Pour allumer un combustible implosé, le faisceau incident doit irradier la cible à des instants inférieurs au temps d'équilibre hydrodynamique (τeq)60. Sinon, à mesure que la cible de plasma se dilate, elle n'aura pas la densité requise pour lancer la procédure d'allumage. Dans nos recherches précédentes suivies dans la référence 60, nous avons montré que pour un point chaud DT sphérique avec un rayon initial et une température de 20 μm et 1 keV, respectivement, le temps d'équilibre hydrodynamique estimé sera d'au moins 26 ps.

Dans la recherche actuelle, nos résultats de simulation sur la figure 2 illustrent un profil presque elliptique pour le noyau DT avec le demi-petit axe et le demi-grand axe d'environ 18, 9 μm et 27, 2 μm, respectivement. Nous avons également étudié le seuil d'énergie d'allumage, Eig, pour ce profil de noyau DT entraîné par une poutre en aluminium. En fonction des quatre formalismes d'arrêt considérés, nous avons trouvé la valeur moyenne d'environ Eig,moy = 8,29 kJ pour le plasma DT implosé au moment de l'injection. Les paramètres structurels calculés sont disponibles dans Méthodes Fig. 6.

Pour plus de précision, nous avons calculé le rayon de dépôt pour les cadres d'arrêt sous-considérés. Les rayons calculés sont de 4,86 μm (pour LP), 5,48 μm (pour EPT (cas II)), 6,08 μm (pour EPT conventionnel) et 7 μm (pour BPS). Dans un effort fait par Roth et al. il a suggéré que le rayon de tache focale optimal requis doit être d'environ \(\le 60/\left[ {\rho /(100g/cc)} \right]^{0,97} \mu m\) pour le faisceau collimaté de l'allumeur de protons48. Conformément à ce résultat, si notre noyau DT dense actuel (436,4 g/cc) était allumé par des protons rapides, nous nous attendions à ce que le rayon de faisceau requis soit d'au moins 14,4 μm. Néanmoins, la valeur associée devrait être supprimée pour la poutre en aluminium quasi-monoénergétique en raison de son rapport charge/masse inférieur. Comme discuté, cette affirmation est en accord avec les valeurs calculées du rayon du faisceau pour les formalismes d'arrêt considérés.

Sous ces hypothèses, le temps d'équilibre hydrodynamique peut être considéré comme au moins égal à 30 ps. Dans ce cas, ayant les énergies d'allumage introduites dans les Méthodes (Fig. 6), nous supposons que le faisceau d'aluminium injecté irradie le cœur implosé pendant 23 ps. De plus, comme condition initiale, nous considérons que le point chaud DT équimolaire pré-comprimé maintient la température et la densité initiales d'environ 1, 52 keV et 436, 4 g / cc, respectivement (voir Fig. 2).

La figure 4 montre les distributions bidimensionnelles de densité (demi-haut) et de température ionique (demi-bas) le long du trajet du faisceau d'aluminium dans le volume de plasma coronal et dense à la fin de l'impulsion (23 ps) et pendant la propagation du faisceau (50 ps). Pour une meilleure comparaison, nous avons zoné les cartes en 140 μm < z < 740 μm et − 14,8 μm < r < 14,8 μm. L'échelle de densité (normalisée à 100 g/cc) est fixée entre 430 et 1900 g/cc, tandis que celle de température (normalisée à 1 keV) est fixée entre 0,9 et 19,2 keV. Quels que soient les modèles d'arrêt utilisés dans le code de simulation, on peut obtenir que dans tous les cas le faisceau d'aluminium pénètre dans la cible et atteint le cœur DT haute densité après 23 ps. A ce moment, les ions Al12+ déposent une grande partie de leur énergie dans le volume de plasma, ce qui peut par la suite provoquer une production d'énergie thermonucléaire. Ce dernier peut échauffer spontanément le plasma confiné dans la zone de dépôt des ions Al12+. D'après la figure, l'augmentation de température dans le noyau dense est supérieure à celle du plasma coronal. De plus, comme on le voit dans les profils cartographiques, l'augmentation de température est plus apparente dans presque les zones centrales de propagation du faisceau zonées à la limite de noyau DT dense. La réponse la plus appropriée à ce problème sera peut-être la Fig. 3aii. D'après cette figure, la distribution de densité la plus élevée d'ions Al12+ est concentrée presque dans les limites centrales du faisceau accéléré. Ainsi, on peut s'attendre à ce que l'amélioration des interactions faisceau-plasma entraîne une augmentation de la température de quelques keV aux limites du plasma, tandis que celle des zones marginales se limite à une augmentation moindre de la température. En revanche, comme on peut le voir, la densité augmente dans les zones marginales du trajet du faisceau déposé. En fait, en conséquence du dépôt d'énergie rapide fourni par le faisceau d'aluminium, une onde de choc est projetée vers l'avant dans le volume de plasma. La région de choc est presque finie ; cependant, il est suffisamment solide pour accumuler le volume dense limité dans la région de choc. Par conséquent, la densité augmentera de sorte que, d'après nos résultats de simulation, atteigne une densité maximale de plus de 640 g/cc pour différentes théories d'arrêt. Ce dernier peut également être observé pendant la propagation de la brûlure (50 ps).

Comparaison de la densité, ρ, et de la température ionique, Ti, cartes de la cible DT implosée pour quatre cadres d'arrêt différents. (a) LP, (b) EPT (cas II), (c) EPT conventionnel et (d) BPS. Les comparaisons ont été effectuées pour deux valeurs de temps différentes. (i) juste après la fin du faisceau d'aluminium injecté (0,023 ns), et (ii) lorsque l'onde de brûlure se propage dans le volume de plasma (0,05 ns). Pour approfondir les analyses, les évolutions temporelles des énergies cumulées des points chauds sont également illustrées pour différents formalismes d'arrêt (voir (iii)). Les courbes d'énergie montrent le travail PdV (ligne rouge), la perte de rayonnement (ligne verte) et l'énergie déposée en α (ligne bleue). La courbe elliptique brune exprime la position initiale du noyau DT dense.

Selon le critère conservateur d'allumage \(\rho_{hs} R_{hs} T_{hs} > 6g.cm^{ - 2} .keV\)61, l'allumage se produit lorsque la température du point chaud atteint 10 keV. Dans les trames correspondant à 23 ps, on peut voir dans tous les cas d'arrêt, les ions Al12+ fournissent l'énergie nécessaire à la condition d'allumage. Cependant, comme prévu, cette augmentation de température dans LP et EPT (cas II) est plus apparente par rapport aux modèles EPT et BPS conventionnels, qui présentent une amélioration des conditions d'allumage. La réponse clé de ce résultat réside dans la profondeur de pénétration de l'aluminium dans les modèles LP et EPT (cas II) (appelés BP) avec des valeurs maximales de puissance d'arrêt de sortie par rapport aux EPT et BPS conventionnels (voir Fig. 6). Cette conclusion est également acceptable à 50 ps.

Les évolutions temporelles des énergies cumulées des points chauds sont également illustrées sur la Fig. 4. La compression hydrodynamique (travail PdV ; rouge) conduit à une augmentation de l'énergie totale des points chauds. Cette tendance à la hausse se poursuivra jusqu'à tout échauffement alpha (bleu) et le temps d'équilibre hydrodynamique en IFI. La procédure est ensuite supprimée en raison de l'expansion hydrodynamique survenue après l'équilibre hydrodynamique (travail PdV; rouge) et des pertes de rayonnement de Bremsstrahlung (vert). En considérant les évolutions des courbes dans les intervalles de temps considérés de 23 ps ≤ t ≤ 50 ps, on peut déduire que les performances des modèles d'arrêt sont quasiment similaires. Néanmoins, le formalisme LP présente un taux plus rapide et des valeurs plus élevées pour les courbes d'énergie cumulées par rapport aux autres méthodes d'arrêt. Dans cette comparaison, notre cadre EPT modifié (cas II) a le plus d'accord avec la méthode LP, tandis que celui des méthodes EPT et BPS conventionnelles sont respectivement en troisième et quatrième positions. Pour une étude plus approfondie, un résumé schématique de nos principales conséquences est également donné dans les informations complémentaires, Fig. S2.

Le travail présenté dans cette recherche explore le rôle du modèle de puissance d'arrêt dans l'étude qualitative des conditions d'allumage/combustion dans l'allumage rapide des ions (IFI) de cibles plasma pertinentes pour la fusion par confinement inertiel (ICF). Dans ce but, nous avons utilisé trois méthodes de ralentissement, dont Li-Petrasso (LP), Brown-Preston-Singleton (BPS) et la théorie du potentiel effectif (EPT). Comme autre tentative, nous avons également sondé les modifications de l'opérateur de collision au modèle EPT original, et comparé à trois autres théories d'arrêt connexes. Afin de modifier l'EPT d'origine, nous avons utilisé la technique de modification suivie dans le cadre LP. Ce dernier a entraîné la modification du modèle EPT conventionnel en tenant compte des termes de troisième à cinquième ordre de l'opérateur de collision. Nous avons trouvé un coefficient amélioré,\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }),\) dans le second terme d'expansion qui indiquait la dépendance du second terme à la généralisation du logarithme de Coulomb,\(\ln \overline{\Xi }.\) Nous avons constaté que les termes de quatrième et de cinquième ordre ont presque le même effet sur notre modèle EPT modifié. Ainsi, les ordres supérieurs à cinq peuvent être négligés pour plus de simplicité. Les simulations de dynamique moléculaire (MD) s'accordaient bien avec notre cadre d'arrêt modifié. De plus, il y avait presque un bon accord entre notre modèle modifié et la théorie LP dans les plasmas faiblement/modérément couplés. Pour étudier le rôle des différents modèles d'arrêt dans le scénario IFI, nous avons utilisé la configuration cône dans la coque suivie dans le schéma IFI à entraînement indirect. Nous avons supposé un profil de faisceau d'aluminium accéléré par laser comme allumeur et étudié son génération par les simulations avec le code EPOCH 59. Le schéma de combustible a été choisi sur la base de la conception suivie lors de la première étape du projet FIREX-I38. De plus, pour simuler la cible, nous avons utilisé le code MULTI2D39,40. L'importance de l'implosion dans la déformation de la pointe du cône a été discutée. De plus, en tenant compte des paramètres de la poutre en aluminium, tels que la divergence, l'énergie moyenne et la propagation de l'énergie, les propriétés d'échauffement du noyau ont été analysées pour les armatures d'arrêt considérées. Les principaux résultats peuvent être résumés comme suit:

Pour quatre modèles d'arrêt considérés, le dépôt d'énergie simulé du faisceau d'aluminium quasi-monoénergétique clarifie évidemment que le faisceau d'allumage ne dépose pas son énergie totale dans le noyau dense, de sorte que la fraction de celle-ci sera déposée le long de son trajet dans le volume de plasma coronal.

La comparaison des valeurs minimales d'énergie d'allumage dans quatre cas d'arrêt exprime un accord pour le plasma DT implosé au moment de l'injection du faisceau incident. Sur cette déclaration, notre modèle EPT modifié et LP ont des énergies d'allumage similaires de sorte que leur différence est d'environ 1,74 %. Pendant ce temps, par rapport au LP, la valeur rapportée augmente à 3,86 % et 7,47 % pour l'EPT et le BPS, respectivement.

Pour tous les modèles d'arrêt, les ions aluminium fournissent la température requise pour la condition d'allumage (10 keV) à son extrémité d'impulsion considérée (23 ps). Cependant, ce dernier est plus apparent pour notre formalisme EPT modifié et notre théorie LP. Cette conclusion est également acceptable lors de la propagation de l'onde de brûlure.

Du point de vue des énergies cumulées du point chaud, les performances de tous les cadres d'arrêt sont concordantes. Néanmoins, le formalisme LP indique un rythme plus rapide et des valeurs plus élevées par rapport aux autres cadres d'arrêt. De plus, notre modèle EPT modifié a le plus d'accord avec la méthode LP (avec un écart de \(\sim\) 9%), tandis que celui de l'EPT conventionnel (avec un écart de \(\sim\) 47% par rapport à LP) et BPS (avec un écart de \(\sim\) 48% par rapport à LP) conservent respectivement les troisième et quatrième contributions à l'accélération du temps d'allumage.

Pour cette comparaison, une particule test rapide de masse M, de charge q et de vitesse initiale V0 a été lancée dans la direction x dans un plasma non magnétisé. La masse relative définie comme mrel = M/m a été considérée pour cette recherche, où m est considéré comme la masse de la particule de champ dans OCP. Pour cette étude, mrel = 1000 exprime approximativement l'interaction ions-électrons (le rapport de masse proton à électron est d'environ mrel = 1836). La masse relative de mrel = 1 exprime des ions interagissant avec des ions ou des électrons interagissant avec des électrons. De plus, la puissance d'arrêt et la vitesse initiale (V0) de la charge de test rapide étaient en unités de \(k_{B} T/a\), et \(V_{T} = \sqrt {2k_{B} T/m} ,\) respectivement, où \(a = (3/4\pi n)^{1/3}\) était l'espacement moyen entre les particules dans un plasma avec une température \(T\) et une densité \(n.\)

Les simulations MD ont été réalisées à l'aide du LAMMPS développé par le Sandia National Laboratory37. La condition aux limites périodique cubique a été utilisée, correspondant à trois longueurs de domaine différentes qui ont été définies en fonction de la force de couplage donnée dans le tableau 1. De plus, pour le plasma non magnétisé, nous avons utilisé \(3,1 \times 10^{4} \omega_{p}^{ - 1}\) pour l'équilibre thermodynamique sous un thermostat d'échelle de vitesse.

Dans FIREX-I, une cible de coque en polystyrène (CH) et cryogénique D2 ou DT sera implosée pour générer un plasma central à haute densité38. Nous avons effectué une simulation analytique 2D de cette configuration pour réaliser nos hypothèses dans cet article.

Un cône Au avec un angle d'ouverture de 30° est attaché à une coquille sphérique CH (6 μm d'épaisseur)-DT (10 μm d'épaisseur) contenue dans un rayon de et 250 μm. Le schéma repose sur le remplissage de la capsule avec un gaz DT de faible densité (10–4 g/cc). Cette technique considère comme une simple espèce cible potentielle à la recherche d'une amélioration naturelle du processus d'allumage dans les cibles ICF. En effet, par rapport à la couche de CH-DT encapsulée, le gaz DT central contient une densité beaucoup plus faible, ce qui peut par la suite conduire à absorber plus d'entropie lors de la phase d'implosion. Par conséquent, à mesure que la température de la région centrale augmente, un point chaud se forme, qui lui-même peut servir de point de départ pour que l'inflammation se produise.

La structure du cône de guidage se compose d'un rayon intérieur de pointe de 10,9 μm, d'une épaisseur de pointe de 7 μm et d'une épaisseur de paroi de 5 μm près de la pointe, qui présente un décalage de 50 μm par rapport au centre de la coque. Dans notre simulation, la cible a d'abord été entraînée par une impulsion laser de 24 ns de forme temporelle avec une puissance de crête d'environ 354 TW et une énergie laser totale de 1,314 MJ (voir Fig. 2a). Pour simuler le processus d'implosion, nous considérons 186 faisceaux laser qui sont divisés en deux groupes de 93 impulsions laser, dont l'une est injectée dans le hohlraum par le trou d'entrée laser au-dessus (LEH), tandis que l'autre est injectée par le bas LEH. De plus, les impulsions sont injectées dans le hohlraum à un angle de 50˚ par rapport à l'axe du hohlraum pour produire un rayonnement X.

Dans les simulations IFI à entraînement indirect, nous sommes confrontés à deux problèmes différents. Le premier fait une simulation de la conception de la cible hohlraum-cône-coquille pour analyser l'état d'implosion/brûlure avec une capsule appropriée. La seconde effectue la simulation du faisceau d'ions accéléré par laser à l'intérieur du cône attaché pour analyser les caractéristiques et la propagation du faisceau dans les cibles plasma pertinentes de l'IFI. Les cas connexes nous ont amenés à mener nos hypothèses en utilisant le code de simulation bidimensionnel (2D) de MULTI39,40 pour étudier l'IFI des cibles plasma pertinentes de l'ICF dans les phases d'implosion et de brûlure. Cependant, en principe, le code MULTI2D est destiné à simuler des problèmes de CIF conventionnels (directs/indirects) (impulsions ns, 1015 W/cm2) en utilisant la description hydrodynamique du plasma (sans effets cinétiques). Pour l'IFI, il peut être utilisé pour étudier certains aspects secondaires, y compris la compression de la matière, le chauffage pré-impulsion, etc., mais pas le processus principal des interactions laser à l'échelle de temps fs, comme ceux que nous avons dans les concepts d'accélération de gaine normale cible (TNSA) ou d'accélération de pression de rayonnement (RPA). Ce dernier nous a conduit à utiliser le code bidimensionnel de particules dans la cellule (PIC) 2D3V (EPOCH)59 comme deuxième code auxiliaire de cette recherche pour étudier l'accélération et la contrôlabilité du faisceau d'ions dans des cibles attachées à un cône.

La boîte de simulation est aux coordonnées cylindriques rz. La taille de chaque cellule dans la boîte de simulation est la même dans les deux sens et égale à Δr = Δz = 1 μm, et le pas de temps de la simulation est Δt = 3 fs. Les équations hydrodynamiques sont résolues par la méthode lagrangienne. Le nombre de cellules considérées pour la cible DT est de 90 (pour la couche CH), 90 (pour la coque DT) et 60 (pour le gaz DT) dans les deux directions. De plus, dans tous les calculs, les points de la grille de calcul sont de 320 × 280, et la plupart d'entre eux sont cumulés sur la coque et le cône et autour d'eux.

Nous nous sommes concentrés sur l'interaction d'impulsions laser courtes ultra-intenses avec des feuilles d'aluminium minces sous l'effet du régime d'accélération de la pression de rayonnement (RPA). Notre configuration cible initiale considérée dans le code EPOCH contient un cône Au avec une densité de 19,3 g/cc et une fine feuille à l'intérieur, comme illustré à la Fig. 5. La feuille est en aluminium pur avec une densité de 2,7 g/cc et une épaisseur de 800 nm.

(a) L'illustration schématique d'une cible cône en coquille à l'intérieur du hohlraum. Les faisceaux laser ns sont injectés dans le hohlraum à un angle de 50˚ par rapport à l'axe du hohlraum pour générer des rayonnements X, qui peuvent conduire à l'implosion de la capsule. À ce stade, nous ne considérons que l'implosion de la cible à l'intérieur du hohlraum et ignorons la phase d'allumage causée par l'interaction laser-feuille dans le cône Au. (b) La structure de la cible d'obus CH-DT considérée pour la simulation. Le schéma a été choisi en fonction de la conception suivie lors de la première étape du projet FIREX-I.

L'un de nos défis dans la simulation de l'accélération des ions Al était d'estimer une taille relativement appropriée pour la boîte de simulation. Nous avons dû ajuster la taille de la boîte de manière à ce que la distribution spatiale des ions accélérés puisse presque couvrir le plasma central implosé près de la région de compression maximale (c'est-à-dire \ (\ sim \) 436,4 g/cc à 25,24 ns sur la figure 2ciiii). Sur la base de nos résultats de simulation illustrés à la Fig. 2ciii, la compression maximale, ρ \(\sim\) 436,4 g/cc, obtenue à environ 281 μm ≤ z ≤ 470 μm en géométrie cylindrique, à au moins 260 μm de la pointe du cône. Par conséquent, pour analyser la procédure d'accélération, nous avons ajusté la taille de la boîte de simulation à 770 μm × 120 μm, au plan x-y dans le cadre EPOCH. Dans cette hypothèse, la taille de grille Δx = Δy = λ/100 et la taille de pas de Δt = 0,013 fs ont été prises en compte, où λ = 0,8 μm est la longueur d'onde de l'impulsion laser incidente. Nous avons supposé 42 cellules par longueur d'onde, où chaque cellule avait 27 macro-particules au total, et chaque espèce représentée par 9.

Notre deuxième étape a consisté à caractériser les paramètres du laser incident. Les études menées dans le scénario d'accélération laser-ion ont montré que la classe de polarisation circulaire nécessite un réglage précis des paramètres du laser et de la cible irradiée, précisément pour un petit spot laser, et réduit la puissance et l'énergie de l'impulsion incidente44. Par conséquent, les lasers produisent généralement des impulsions en classe linéaire de polarisation46,62. Ce dernier nous a incités à réaliser nos simulations en bénéficiant de la polarisation linéaire (LP). À cet égard, nous avons supposé que l'impulsion LP dans la direction y avec l'amplitude sans dimension de a0,LP = 17 (intensité maximale \(\sim\) 1,25 × 1021 W/cm2), se propage à l'intérieur du cône de droite à gauche sous l'incidence normale et est focalisée au centre de la feuille d'aluminium qui est à environ 500,8 μm de la pointe du cône (voir Fig. 3). L'impulsion a une forme gaussienne avec la tache focale de σ = 5 et une durée d'impulsion de 30 T0, où T0 = λ/c = 2,6 fs, en pleine largeur à mi-hauteur (FWHM). Cette impulsion laser simulée ionise potentiellement les parois d'or du cône et la feuille d'aluminium pour indiquer des charges de Au40+ et Al12+, respectivement, ce qui satisfait la loi de Bethe63. Par conséquent, nous considérons un plasma quasi-neutre et un faisceau d'ions constitués respectivement d'ions Au40+ et Al12+.

Comme dernière étape de la simulation, nous nous sommes retrouvés face à un cône contaminé, puisque l'implosion initiale de la cible avait conduit à la présence d'un plasma combustible de densités variables à différentes distances spatiales. D'un autre point de vue, le cône était entouré d'un plasma DT implosé qui, selon nos résultats de simulation, a approximativement ionisé la paroi du cône pour indiquer les charges de Au10+. Ces cas nous ont tenté de considérer la présence de plasma DT aux grilles de simulation en utilisant les données obtenues à partir de la Fig. 2ciiii.

Les caractéristiques du faisceau d'aluminium obtenues sur la figure 3 nous permettent d'avoir un dépôt d'énergie localisé bien collimaté et plus précis dans la zone du noyau implosé, en particulier le volume du point chaud. Néanmoins, les attributs clés des interactions entre les ions Al12+ (en tant que particules de test) et un plasma central implosé sont décrits par la force de friction, qui est considérée comme la force moyenne sur chaque ion Al12+ individuel exercée par le reste des espèces de plasma implosées. Ces interactions créent la base de nombreuses exclusivités de transport macroscopiques, telles que la diffusion, le taux de relaxation et/ou la conductivité, qui à leur tour seront efficaces dans la phase d'allumage/combustion du cœur implosé. Étant donné que la force de frottement est classiquement une force d'arrêt qui agit de manière anti-parallèle à la vitesse d'une particule d'essai spécifiée, différents formalismes d'arrêt conservent un rôle prédominant dans l'expression des évolutions hydrodynamiques de l'échauffement du cœur. Dans la figure S1, nous avons étudié l'évolution de quatre cadres d'arrêt différents (c'est-à-dire LP, BPS, EPT et EPT (cas II)) dans le plasma avec différentes forces de couplage. Dans cette section, nous voulons explorer comment différentes théories d'arrêt peuvent prédire la procédure de chauffage central. Notez que notre but n'est pas de choisir un modèle d'arrêt particulier parmi d'autres. Notre objectif principal dans cette recherche est plutôt de simuler et de comparer les évolutions hydrodynamiques en tirant parti de cadres d'arrêt sous-considérés.

Sur la figure 3, la distribution de densité des ions Al12+ accélérés par laser a été démontrée en détail jusqu'à ce qu'ils injectent le plasma central DT. Étant donné que les interactions inter-particules entre les ions Al12+ et le plasma implosé sont irréfutables, dans un premier temps, nous explorons le dépôt d'énergie des ions aluminium dans le volume de plasma DT. En d'autres termes, en utilisant les quatre modèles d'arrêt sous-hypothèse ainsi qu'en examinant le pic de Bragg (BP) des ions Al12+ accélérés, nous avons l'intention de trouver la portée du faisceau d'aluminium dans le plasma implosé.

La figure 6 présente le profil de dépôt d'énergie des ions Al12+ quasi-monoénergétiques pour quatre modèles de pouvoir d'arrêt qui ont été considérés. De toute évidence, les cartes précisent que les ions Al12+ ne déposent pas leur énergie totale dans le noyau dense, de sorte que la fraction de celle-ci sera déposée le long de leur chemin dans le plasma coronal. Ce résultat a également été confirmé dans les références 48, 64, où le profil de dépôt d'énergie du faisceau de protons a été étudié pour le plasma DT pur (référence 48) et contaminé (référence 64) dans le scénario IFI.

Schémas de la densité d'énergie du faisceau d'ions Al12 + déposés dans une cible plasma DT implosée pour quatre cadres de pouvoir d'arrêt différents. (a) LP, (b) EPT (cas II), (c) EPT conventionnel et (d) BPS. Les cartes correspondent à des ions aluminium quasi-monoénergétiques avec l'énergie de distribution de Eave,Al = 459 keV, la propagation d'énergie de ΔEAl/EAl = 0,24 et l'angle d'ouverture de θ \(\sim\) 5,6˚. Pour plus de comparaison, les alignements de distribution horizontale et verticale unidimensionnels sont tracés pour chaque modèle d'arrêt. Les courbes elliptiques et trapézoïdales blanches expriment la position initiale du noyau et du cône DT denses, respectivement.

Comme le montre la comparaison, pour le cadre d'arrêt LP, le faisceau d'aluminium pénètre moins profondément dans le régime de plasma implosé. Dans ce cas, par rapport à d'autres formalismes d'arrêt, on peut observer quelques changements dans le profil de dépôt d'énergie. Ces changements proviennent des effets cumulatifs des interactions entre les ions Al12+ et les particules de plasma de fond peuvent affecter le rétrécissement du pic, la réduction de la hauteur du pic et l'augmentation de l'énergie d'injection pour la théorie LP. En revanche, le profil BPS présente la dispersion latérale la plus élevée du faisceau correspondant au dépôt d'énergie le plus faible et à une propagation plus profonde dans le volume de plasma. Pour interpréter ces derniers résultats, nos conclusions sur la figure S1 sont peut-être la réponse la plus appropriée (voir Informations complémentaires). D'après la Fig. S1, pour les interactions ions-ions (mrel = 1), les valeurs obtenues du pouvoir d'arrêt LP sont significativement plus élevées que celles prédites par d'autres modèles d'arrêt à Γ ≤ 1. De plus, le modèle BPS a le moins d'accord avec les autres cadres d'arrêt. Depuis, le plasma ICF implosé est presque modérément / faiblement couplé, ainsi, le comportement observé de BP sur la figure 6 semble normal. De plus, d'après la Fig. 6, notre pouvoir d'arrêt EPT modifié (cas II) a plus d'accord avec le modèle LP que le formalisme EPT conventionnel.

Pour une étude plus approfondie, nous avons évalué l'énergie d'allumage, Eig, pour chaque cas de la Fig. 6. Dans ce but, en utilisant les données obtenues pour chaque cadre d'arrêt, nous avons d'abord calculé la puissance de distribution à moins de 10,42 ps avec un pas de temps de 0,01. À chaque pas de temps, les énergies calculées ont été multipliées par le nombre d'ions aluminium accélérés à ce pas. Les valeurs d'énergie d'allumage ont finalement été désignées comme la somme de toutes les énergies multiples évaluées.

En fonction des quatre formalismes d'arrêt considérés, il est remarquable que les énergies d'allumage soient en accord pour le plasma DT implosé au moment de l'injection. D'après la figure, LP et EPT (cas II) ont des énergies d'allumage similaires, de sorte que leur différence est d'environ 1,74 %. Pendant ce temps, par rapport au LP, la valeur rapportée augmente à 3,86 % et 7,47 % pour l'EPT et le BPS, respectivement. En d'autres termes, il semble que LP et EPT (cas II), s'attendent à un meilleur couplage faisceau-cœur et par conséquent à des énergies d'allumage plus faibles que celles obtenues pour EPT et BPS.

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans ce document de recherche.

Faussurier, G. Facteur de couplage électron-ion pour la relaxation de température dans les plasmas denses. Phys. Rév. E 101(2), 023206. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.023206 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Shaffer, NR, Tiwari, SK & Baalrud, SD Fonctions de corrélation de paires d'un plasma à deux températures fortement couplé. Phys. Plasmas 24(9), 092703. https://doi.org/10.1063/1.4999185 (2017).

Article ADS CAS Google Scholar

Bhatta, A., Chakrabortty, S., Dengiz, S. & Kilicarslan, E. Comportement à haute température d'observables non locaux dans un plasma fortement couplé boosté : une étude holographique. EUR. Phys. J.C 80(7), 1–15. https://doi.org/10.1140/epjc/s10052-020-8206-1 (2020).

Article CAS Google Scholar

Wang, ZQ et al. Analyse comparative du modèle de plasma à un composant efficace pour le néon dense chaud et le krypton dans la simulation de la dynamique moléculaire quantique". Phys. Rev. E 101(2), 023302. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.023302 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Scheiner, B. et Baalrud, S. Viscosité du plasma à un composant magnétisé fortement couplé. Préimpression sur https://arXiv.org/arXiv:2007.08417 (2020).

Bobrov, AA, Bronin, SY, Klyarfeld, AB, Zelener, BB & Zelener, BV Calcul de dynamique moléculaire de la conductivité thermique et de la viscosité de cisaillement dans un plasma fortement couplé entièrement ionisé à deux composants. Phys. Plasmas 27(1), 010701. https://doi.org/10.1063/1.5128446 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Baalrud, SD & Daligault, J. Étendre la théorie du transport du plasma au couplage fort grâce au concept d'un potentiel d'interaction efficace. Phys. Plasmas 21(5), 055707. https://doi.org/10.1063/1.4875282 (2014).

Article ADS CAS Google Scholar

Li, CK & Petrasso, RD Équation de Fokker-Planck pour les plasmas modérément couplés. Phys. Rév. Lett. 70(20), 3063. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.70.3063 (1993).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Li, CK & Petrasso, RD Pouvoirs d'arrêt des particules chargées dans les plasmas de fusion à confinement inertiel. Phys. Rév. Lett. 70(20), 3059. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.70.3059 (1993).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Brown, LS, Preston, DL & Singleton, RL Jr. Mouvement de particules chargées dans un plasma hautement ionisé. Phys. Rep. 410(4), 237–333. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2005.01.001 (2005).

Annonces d'article Google Scholar

Fu, ZG et al. Pouvoir d'arrêt des plasmas denses chauds de deutérium-tritium mélangés avec des impuretés aux particules chargées. Phys. Rév. E 101(5), 053209. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.053209 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

White, AJ, Certik, O., Ding, YH, Hu, SX et Collins, LA Théorie fonctionnelle de la densité sans orbite dépendante du temps pour la puissance d'arrêt électronique : comparaison avec la théorie de Mermin-Kohn-Sham à haute température. Phys. Rév. B 98(14), 144302. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.98.144302 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Shukri, AA, Bruneval, F. & Reining, L. Pouvoir d'arrêt électronique ab initio des protons dans les matériaux en vrac. Phys. Rév. B 93(3), 035128. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.93.035128 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Ding, YH, White, AJ, Hu, SX, Certik, O. & Collins, LA Études ab initio sur le pouvoir d'arrêt de la matière dense chaude avec la théorie fonctionnelle de la densité sans orbite dépendante du temps. Phys. Rév. Lett. 121(14), 145001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.121.145001 (2018).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Groth, S., Dornheim, T. & Bonitz, M. Intégrale de chemin de configuration Approche Monte Carlo de la réponse de densité statique du gaz d'électrons chaud et dense. J. Chem. Phys. 147(16), 164108. https://doi.org/10.1063/1.4999907 (2017).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Dornheim, T., Sjostrom, T., Tanaka, S. & Vorberger, J. Liquide d'électrons fortement couplés : simulations Monte Carlo intégrales de chemin ab initio et théories diélectriques. Phys. Rév. B 101(4), 045129. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.101.045129 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Moldabekov, ZA, Dornheim, T., Bonitz, M. & Ramazanov, TS Caractéristiques de perte d'énergie ionique et frottement dans un gaz à électrons libres dans une matière dense chaude et dans des conditions de plasma dense non idéales. Phys. Rév. E 101(5), 053203. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.053203 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Baalrud, SD & Daligault, J. Théorie cinétique potentielle effective pour les plasmas fortement couplés. AIP Conf. Proc. 1786(1), 130001. https://doi.org/10.1063/1.4967627 (2016).

Article Google Scholar

Scheiner, B. & Baalrud, SD Théorie cinétique de la force moyenne appliquée à l'autodiffusion dans les fluides supercritiques de Lennard-Jones. J. Chem. Phys. 152(17), 174102. https://doi.org/10.1063/5.0005435 (2020).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Rosenbluth, MN, MacDonald, WM & Judd, DL Équation de Fokker-Planck pour une force inverse carrée. Phys. Rév. 107(1), 1. https://doi.org/10.1103/PhysRev.107.1 (1957).

Article ADS MathSciNet MATH Google Scholar

Miller, GH, Moses, EI et Wuest, CR L'installation nationale d'allumage : permettre l'allumage par fusion pour le 21e siècle. Nucl. Fusion 44(12), S228. https://doi.org/10.1088/0029-5515/44/12/S14 (2004).

Article ADS CAS Google Scholar

Ouragan, OA et al. Plasmas de fusion confinés par inertie dominés par l'auto-échauffement des particules alpha. Nat. Phys. 12(8), 800–806. https://doi.org/10.1038/nphys3720 (2016).

Article CAS Google Scholar

Stephens, RB, Hatchett, SP, Turner, RE, Tanaka, KA et Kodama, R. Implosion d'une cible d'obus à cône rentrant à entraînement indirect. Phys. Rév. Lett. 91(18), 185001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.91.185001 (2003).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhang, F. et al. Couplage énergétique amélioré pour les cibles de fusion à allumage rapide à entraînement indirect. Nat. Phys. 16(7), 810–814. https://doi.org/10.1038/s41567-020-0878-9 (2020).

Article CAS Google Scholar

Ren, J. et al. Observation d'un haut degré d'arrêt pour les faisceaux de protons intenses accélérés par laser dans la matière dense ionisée. Nat. Commun. 11(1), 5157. https://doi.org/10.1038/s41467-020-18986-5 (2020).

Article ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

McCorkle, RA & Iafrate, GJ Effet de densité de faisceau sur l'arrêt des particules chargées rapides dans la matière. Phys. Rév. Lett. 39(20), 1263. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.39.1691 (1977).

Annonces d'article Google Scholar

Sayre, DB et al. Mesures du temps de vol des neutrons de la perte d'énergie des particules chargées dans les plasmas de fusion à confinement inertiel. Phys. Rév. Lett. 123(16), 165001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.123.165001 (2019).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zylstra, AB et al. Mesure de l'arrêt des particules chargées dans un plasma dense chaud. Phys. Rév. Lett. 114(21), 215002. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.114.215002 (2015).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zylstra, AB et al. Développement d'une plateforme WDM pour des expériences d'arrêt de particules chargées. J.Phys. 717(1), 012118. https://doi.org/10.1088/1742-6596/717/1/012118 (2016).

Article CAS Google Scholar

Cayzac, W. et al. Prédictions de la perte d'énergie des ions légers dans les plasmas générés par laser à basse et moyenne vitesses. Phys. Rév. E 92(5), 053109. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.92.053109 (2015).

Article ADS CAS Google Scholar

Cayzac, W. et al. Discrimination expérimentale des modèles d'arrêt d'ions près du pic de Bragg dans la matière fortement ionisée. Nat. Commun. 8(1), 1–7. https://doi.org/10.1038/ncomms15693 (2017).

Article CAS Google Scholar

Fraley, GS, Linnebur, EJ, Mason, RJ & Morse, RL Caractéristiques de combustion thermonucléaire des microsphères de deutérium-tritium comprimées. Phys. Fluides 17(2), 474–489. https://doi.org/10.1063/1.1694739 (1974).

Article ADS CAS Google Scholar

Mehlhorn, TA Un modèle de température de matériau fini pour le dépôt d'énergie ionique dans des cibles de fusion à confinement inertiel entraînées par des ions. J. Appl. Phys. 52(11), 6522–6532. https://doi.org/10.1063/1.328602 (1981).

Article ADS CAS Google Scholar

Grabowski, PE, Surh, MP, Richards, DF, Graziani, FR & Murillo, MS Simulations de dynamique moléculaire du pouvoir d'arrêt classique. Phys. Rév. Lett. 111(21), 215002. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.111.215002 (2013).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Zwicknagel, G., Toepffer, C. & Reinhard, PG Arrêt des ions lourds dans les plasmas à fort couplage. Phys. Rep. 309(3), 117–208. https://doi.org/10.1016/S0370-1573(98)00056-8 (1999).

Article ADS CAS Google Scholar

Seele, C., Zwicknagel, G., Toepffer, C. & Reinhard, PG Puissance d'arrêt dépendante du temps et influence d'un champ magnétique infini. Phys. Rev. E 57(3), 3368. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.57.3368 (1998).

Article ADS CAS Google Scholar

Site Web de LAMMPS : https://lammps.sandia.gov/

Nagatomo, H. et al. Simulation et étude de conception d'une cible à coque conique cryogénique pour un projet expérimental de réalisation d'allumage rapide. Phys. plasmas 14(5), 056303. https://doi.org/10.1063/1.2671124 (2007).

Article ADS CAS Google Scholar

Ramis, R., Schmalz, R. & Meyer-ter-Vehn, J. MULTI—Un code informatique pour l'hydrodynamique unidimensionnelle du rayonnement multigroupe. Calcul. Phys. Commun. 49(3), 475–505. https://doi.org/10.1016/0010-4655(88)90008-2 (1988).

Article ADS CAS Google Scholar

Ramis, R., Meyer-ter-Vehn, J. & Ramírez, J. MULTI2D–un code informatique pour l'hydrodynamique bidimensionnelle du rayonnement. Calcul. Phys. Commun. 180(6), 977–994. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2008.12.033 (2009).

Article ADS CAS MATH Google Scholar

Mehrangiz, M. Génération améliorée d'ions quasi-monoénergétiques : basée sur l'application de nanoparticules d'or dans des cibles de nanosphères remplies de gaz. Phys. Plasmas 28(12), 123103. https://doi.org/10.1063/5.0072087 (2021).

Article ADS CAS Google Scholar

Mehrangiz, M. Application de cibles de nanocluster d'or creux encapsulés pour la génération d'ions de haute qualité et quasi-monoénergétiques. physique des plasmas. Contr. Fusion 64(3), 035007. https://doi.org/10.1088/1361-6587/ac4312 (2022).

Annonces d'article Google Scholar

Kar, S. et al. Étude expérimentale des régimes de forage de trous et de voiles légers de RPA en faisant varier les paramètres du laser et de la cible. physique des plasmas. Contr. Fusion 55(12), 124030. https://doi.org/10.1088/0741-3335/55/12/124030 (2013).

Article ADS CAS Google Scholar

Kulagin, VV, Cherepenin, VA, Kornienko, VN & Suk, H. Accélération des ions avec une impulsion laser polarisée linéairement non adiabatique. Phys. Lett. A 375(7), 1135–1141. https://doi.org/10.1016/j.physleta.2011.01.022 (2011).

Article ADS CAS Google Scholar

Khoshbinfar, S. Instabilités longitudinales du faisceau d'ions accéléré par laser généré expérimentalement et pertinent pour l'allumage rapide. Nucl. Instrument. Méthodes Phys. Rés. Secte. A 872, 160–168. https://doi.org/10.1016/j.nima.2017.08.029 (2017).

Article ADS CAS Google Scholar

Snavely, RA et al. Faisceaux de protons intenses à haute énergie provenant de l'irradiation de solides par un laser pétawatt. Phys. Rév. Lett. 85(14), 2945. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.85.2945 (2000).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Hatchett, SP et al. Faisceaux d'électrons, de photons et d'ions issus de l'interaction relativiste d'impulsions laser Petawatt avec des cibles solides. Phys. Plasmas 7(5), 2076–2082. https://doi.org/10.1063/1.874030 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Roth, M. et al. Allumage rapide par des faisceaux de protons intenses accélérés par laser. Phys. Rév. Lett. 86(3), 436. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.86.436 (2001).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Mason, RJ Mécanismes de chauffage dans des cibles coniques à laser à impulsions courtes. Phys. Rév. Lett. 96(3), 035001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.96.035001 (2006).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Xiao, KD et al. Accélération améliorée de la gaine normale cible des protons à partir d'une interaction laser intense avec une cible à tube conique. AIP Adv. 6(1), 015303. https://doi.org/10.1063/1.4939814 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

King, JA et al. Études sur le transport d'électrons chauds générés par laser à haute intensité dans des cibles filaires couplées à des cônes. Phys. Plasmas 16(2), 020701. https://doi.org/10.1063/1.3076142 (2009).

Article ADS CAS Google Scholar

Akli, KU et al. Couplage de lumière laser à haute intensité à des électrons rapides dans un allumage rapide guidé par cône. Phys. Rév. E 86(6), 065402. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.86.065402 (2012).

Article ADS CAS Google Scholar

Renard-Le Galloudec, N. et al. Guidage, focalisation et transport collimaté d'électrons chauds dans un canal dans la pointe étendue des cibles coniques. Phys. Rév. Lett. 102(20), 205003. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.102.205003 (2009).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Tanaka, KA et al. Etudes de base et intégrées pour un allumage rapide. Phys. Plasmas 10(5), 1925–1930. https://doi.org/10.1063/1.1567722 (2003).

Article ADS CAS Google Scholar

Cao, L. et al. Focalisation laser non linéaire à l'aide d'un guide conique et génération d'ions énergétiques. Phys. Rév. E 78(3), 036405. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.78.036405 (2008).

Article ADS CAS Google Scholar

Rassuchine, J. et al. Amélioration de la localisation et du chauffage des électrons chauds dans l'irradiation laser ultra-intense à contraste élevé de cibles microcônes. Phys. Rév. E 79(3), 036408. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.79.036408 (2009).

Article ADS CAS Google Scholar

Kluge, T. et al. Hautes énergies de protons à partir de cibles coniques : mécanismes d'accélération d'électrons. Nouveau J. Phys. 14(2), 023038. https://doi.org/10.1088/1367-2630/14/2/023038 (2012).

Article ADS CAS Google Scholar

Honrubia, JJ, Morace, A. & Murakami, M. Sur la génération et le transport intenses de faisceaux de protons dans des cônes creux. Rayonnement de la matière. Extrêmes 2(1), 28–36. https://doi.org/10.1016/j.mre.2016.11.001 (2017).

Article Google Scholar

Arber, TD et al. Approche contemporaine particule-dans-cellule de la modélisation laser-plasma. physique des plasmas. Contr. Fusion 57(11), 113001. https://doi.org/10.1088/0741-3335/57/11/113001 (2015).

Article ADS CAS Google Scholar

Mehrangiz, M. & Khoshbinfar, S. Sur l'évaluation du seuil d'allumage dans la proposition de faisceau d'allumage hybride proton-carbone. Contribution physique des plasmas. 60(1), e201900061. https://doi.org/10.1002/ctpp.201900061 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Atzeni, S. & Meyer-ter-Vehn, J. La physique de la fusion inertielle : Interaction faisceau-plasma, hydrodynamique, matière dense chaude Vol. 125 (OUP Oxford, 2004).

Réserver Google Scholar

Maksimchuk, A., Gu, S., Flippo, K., Umstadter, D. & Bychenkov, VY Accélération d'ions vers l'avant dans des couches minces entraînées par un laser à haute intensité. Phys. Rév. Lett. 84(18), 4108. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.84.4108 (2000).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Petrov, GM, McGuffey, C., Thomas, AGR, Krushelnick, K. & Beg, FN Génération de faisceaux d'ions lourds à l'aide d'impulsions laser femtosecondes dans les régimes d'accélération de la gaine normale cible et d'accélération de la pression de rayonnement. Phys. Plasmas 23(6), 063108. https://doi.org/10.1063/1.4953546 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Khatami, S. & Khoshbinfar, S. L'impact de l'ion d'impureté dans le combustible deutérium-tritium sur le schéma de dépôt d'énergie du faisceau d'allumage de protons. Menton. J.Phys. 66, 620–629. https://doi.org/10.1016/j.cjph.2020.05.030 (2020).

Article MathSciNet CAS Google Scholar

Télécharger les références

Les auteurs tiennent à exprimer leurs remerciements particuliers au Dr Rafael Ramis Abril de l'Université Polytechnique de Madrid qui nous a aidés dans certains aspects des modifications du code MULTI2D avec ses précieuses suggestions. Nous remercions également le Dr Payvand Taherparvar de l'Université de Guilan avec qui nous avons eu le plaisir de bénéficier de ses précieux commentaires au cours de ce travail de recherche. Nous sommes reconnaissants au Conseil de recherche de l'Université de Guilan pour le soutien partiel de cette recherche.

Département de physique, Faculté des sciences, Université de Guilan, PO Box: 41335-1914, Rasht, Iran

Mahsa Mehrangiz & Soheil Khoshbinfar

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

MM a conçu l'idée. MM, a étendu l'algorithme des codes et effectué des simulations. MM a coordonné les calculs, analysé les résultats de la simulation et rédigé l'article. S.Kh. fourni un soutien à la supervision.

Correspondance à Mahsa Mehrangiz ou Soheil Khoshbinfar.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International, qui permet l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur tout support ou format, à condition que vous accordiez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournissez un lien vers la licence Creative Commons et indiquez si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel de tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

Mehrangiz, M., Khoshbinfar, S. Étude de simulation d'une cible cône-en-coquille pour le concept d'allumage rapide d'ions à entraînement indirect sous la théorie d'un potentiel d'interaction efficace. Sci Rep 13, 9454 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36597-0

Télécharger la citation

Reçu : 18 février 2023

Accepté : 06 juin 2023

Publié: 10 juin 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-023-36597-0

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.