Estudio de simulación de cono - Taiwán piedra blanca Co., Ltd

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 9454 (2023) Citar este artículo

Detalles de métricas

El poder de frenado de las partículas cargadas liberadas por las reacciones nucleares de deuterio-tritio se ha estudiado ampliamente en los regímenes de plasma acoplados débil a moderadamente. Hemos modificado el marco de parada convencional de la teoría del potencial efectivo (EPT) para tener una conexión práctica para investigar las características de pérdida de energía de los iones en el plasma de fusión. Nuestro modelo EPT modificado difiere del marco EPT original por un coeficiente de orden \(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5} }\ln \overline{\Xi }),\)(\(\ln \overline{\Xi }\) es una generalización dependiente de la velocidad del logaritmo de Coulomb). Las simulaciones de dinámica molecular concuerdan bien con nuestro marco de parada modificado. Estudiamos el papel de los formalismos de parada relacionados en la ignición rápida de iones, simulamos la configuración de cono en caparazón bajo la incidencia del haz de aluminio acelerado por láser.En la fase de ignición/quemado, el rendimiento de nuestro modelo modificado está de acuerdo con su forma original y el teorías convencionales de Li-Petrasso (LP) y Brown-Preston-Singleton (BPS). la mayor concordancia con la teoría LP, mientras que los métodos originales EPT (con una discrepancia de \(\sim\) 47% a LP) y BPS (con una discrepancia de \(\sim\) 48% a LP) mantienen la tercera y cuarta contribuciones en la aceleración del tiempo de ignición, respectivamente.

En un plasma fuertemente acoplado, como el que tenemos en la fusión por confinamiento inercial (ICF), se han producido algunos procesos, incluida la difusión o la relajación de la temperatura, que requieren una comprensión profunda del complejo sistema de plasma1. Además, los efectos de cribado o correlación de los componentes del plasma están presentes2,3. En este caso, se considera un plasma clásico de un componente (OCP), donde un proyectil específico se mueve en presencia de un fondo neutralizado inerte. Su energía se estudia mediante simulaciones de dinámica molecular (MD). A pesar de que los efectos del fuerte acoplamiento de Coulomb están incluidos en un OCP, la física de electrones y las múltiples especies en el plasma denso no se han considerado4,5,6,7.

Estudios experimentales recientes indican que el poder de frenado de los iones que se propagan en regímenes de plasma denso caliente respaldan las predicciones de los formalismos analíticos de poder de frenado de Li-Petrasso (LP) y Brown-Preston-Singleton (BPS)8,9,10. Sin embargo, estos dos modelos comúnmente aceptados no son apropiados en la respuesta dieléctrica. Operan dentro de los regímenes de plasma de acoplamiento débil a moderado. Mientras que en plasmas fuertemente acoplados, los métodos basados en la mecánica cuántica, como la teoría funcional de la densidad libre de orbitales dependiente del tiempo ab initio (TD-de-DFT) proporciona un modelo de detención de partículas cargadas más preciso11,12,13. Ding et al. mostró que el uso de la teoría ab initio TD-of-DFT con la suposición de partículas alfa producidas por deuterio-tritio (DT) puede haber resultado en una reducción del poder de frenado hasta en un 25% en comparación con los marcos de frenado convencionales utilizados en el alto- plasmas de densidad de energía (HEDP)14. Además, teniendo en cuenta los extensos datos de Monte Carlo de la integral de trayectoria, Groth, Dornheim y sus colegas confirmaron los resultados de la respuesta de densidad dinámica del gas de electrones en un régimen de materia densa y cálida (WDM)15,16. Más recientemente, al desarrollar la representación de aprendizaje automático ab initio quantum Monte Carlo (QMC), Moldabekov et al. se centró en el poder de frenado inducido por la polarización debido a la velocidad de lucha, los electrones libres y las funciones de fricción para investigar el poder de frenado de las partículas cargadas en plasmas densos no ideales17.

En 2014, Baalrud y Daligault propusieron una nueva teoría conocida como teoría del potencial efectivo (EPT) para extender la teoría del transporte de plasma de regímenes de plasma débilmente acoplados a regímenes de plasma fuertemente acoplados7,18. Han obtenido una expresión para el coeficiente de transporte mediante la expansión de Taylor del operador de colisión basado en Fokker-Planck (FP). Su modelo se puede aplicar para calcular el poder de frenado de las partículas cargadas incidentes en el plasma objetivo. En esta teoría, las interacciones de las partículas ocurren a través del potencial de la fuerza media18,19. Además, se considera que el volumen excluido en interacciones repulsivas implementa una versión modificada de la ecuación cinética de Enskog para esferas duras18. La validación de experimentos y simulaciones MD ha demostrado que el modelo EPT es razonablemente preciso con la posible excepción de los parámetros de correlación de tipo líquido, con la fuerza de acoplamiento, Γ (es decir, la relación entre la energía de Coulomb y la térmica), de aproximadamente 10–50 , para OCP18. También han llegado a la conclusión de que es probable que las predicciones basadas en EPT frente a las formas FP de la ecuación cinética conduzcan a predicciones similares para el coeficiente de transporte.

La base de la consideración física del transporte de plasma son los cálculos de colisión de Coulomb. Los efectos acumulativos de estas colisiones, es decir, el conocido logaritmo de Coulomb, lnΛ, es el factor clave. Esta cantidad, que es la medida de las colisiones de ángulo pequeño a la dispersión de ángulo grande, se vuelve más importante en los regímenes de plasma intermedio a fuertemente acoplado. En el formalismo de parada de LP, se enfatiza la importancia de la dispersión de gran ángulo así como de las colisiones de pequeño ángulo en plasmas moderadamente acoplados (2 ≤ lnΛ ≤ 10) adecuados para la ignición del plasma DT en ICF8,9. Es equivalente a una contribución explícita del logaritmo de Coulomb en el operador de colisión. Por lo tanto, en contraste con el tratamiento original de Rosenbluth de la ecuación de FP20, generalizaron la ecuación de FP reteniendo el tercero y partes de los términos de segundo orden en la expansión de Taylor del operador de colisión para tener una justificación adecuada en lnΛ ≥ 2 plasmas. Los efectos de la dispersión de gran ángulo también tienen gran importancia en plasmas fuertemente acoplados (es decir, lnΛ ≤ 1). Aquí, debido a los valores más bajos del logaritmo de Coulomb, se espera que la contribución de los términos 1/lnΛ en el operador de colisión tenga un significado inequívoco. Por lo tanto, considerar solo los dos primeros términos en el formalismo de detención de EPT puede no brindar una imagen realista de la pérdida de energía de las partículas cargadas en un plasma fuertemente acoplado. Este último tiene un significado preciso en el régimen del plasma ICF durante la compresión y posteriormente, las fases de ignición y quemado, que actualmente se realizan en la instalación nacional de ignición (NIF)21,22.

Si bien la instalación de encendido nacional está diseñada para analizar el ICF en la configuración de accionamiento indirecto, todavía no se ha llevado a cabo ninguna investigación experimental de encendido rápido integrado (FI) o encendido rápido de iones (IFI). Si bien, los esquemas FI y específicamente IFI han sido de gran interés para alcanzar una gran ganancia en la investigación reciente de ICF. La falta de un pulso láser intensivo apropiado, la mezcla entre el oro ablacionado y el núcleo de combustible comprimido, y la generación y aceleración de haces de iones cuasi-monoenergéticos colimados y su propagación eficiente dentro del cono guía y el hohlraum se consideran los principales obstáculos23,24. Teniendo en cuenta estas complejidades, se pueden obtener simulaciones por computadora como buenas referencias para comprender la dinámica de los mecanismos de aceleración, las fases de implosión, ignición y quemado del plasma de combustible, los objetivos experimentales y la configuración de la configuración. Hasta ahora, las simulaciones numéricas unidimensionales y bidimensionales se han utilizado ampliamente debido a su requisito limitado para calcular iniciativas.

Para el esquema de IFI, la intensidad del haz de iones será extremadamente alta. Se demostró que la propagación de iones rápidos a través de la materia, como un medio de plasma, muestra un "efecto de densidad" del medio, donde la polarización colectiva del medio produce una cancelación parcial de los campos de los iones rápidos, reduciendo la tasa de pérdida de energía por el ion25,26. Por lo tanto, afectaría notablemente el proceso de detención de iones porque cuando las densidades del haz son lo suficientemente altas, se produce una mejora del poder de detención26.

En los últimos años se están informando nuevos análisis experimentales, incluida la detención de partículas rápidas en plasmas relevantes para ICF generados por implosiones27, materia densa caliente28,29 y plasmas producidos por láser seguidos de haces de acelerador30,31. Estas mediciones experimentales abarcan una amplia gama de diferentes regímenes de plasma; sin embargo, las cargas de prueba de sondeo pierden una fracción comparativamente pequeña de su energía inicial. Por tanto, es indispensable un tratamiento estándar y adecuado del formalismo de parada por analogía con los datos obtenidos y otras teorías aceptables.

En la investigación de ICF, la teoría LP se considera ampliamente debido a su simplicidad perceptiva en el cálculo y el análisis. Aunque desde el punto de vista cinético, BPS se considera como otra técnica combinada de desaceleración, faltan estudios en el formalismo EPT para probar su aplicabilidad al modelado ICF.

El objetivo de esta investigación es analizar el papel de tres modelos de desaceleración, incluidos LP, BPS y EPT, en el encendido rápido (FI) de objetivos de plasma relevantes para ICF. Con este objetivo, simulamos un objetivo de cono en caparazón en un esquema IFI de accionamiento indirecto. Con esta simulación, nuestro objetivo es estudiar simultáneamente la aceleración del haz de iones cuasi-monoenergético, su interacción con el núcleo DT implosionado y su efecto en las fases de ignición y quemado del núcleo. Como otro intento, también probamos las modificaciones del operador de colisión al modelo EPT original y lo comparamos con otras tres teorías de parada relacionadas que se usan para evaluar el plasma FI.

Una rápida desaceleración de la carga en un régimen de plasma débilmente acoplado está bien caracterizada. Sin embargo, debido a que los experimentos relevantes de ICF están acoplados casi moderadamente y muchos dependen del calentamiento del plasma combustible por iones de productos de fusión rápida9,32,33, se ha realizado un esfuerzo para documentar el marco de parada en plasmas densos con teoría y simulaciones MD9,32,33, 34,35,36.

El amplio uso de la teoría PL en la investigación de ICF y el atractivo de su técnica nos llevaron a volver a analizar su teoría original mediante el cálculo del cuarto término en la expansión de Taylor (los parámetros estructurales calculados se analizan en detalle en Información de apoyo, Fig. S3) . Sin embargo, el tratamiento adecuado informado del marco EPT en regímenes débilmente a fuertemente acoplados fue un incentivo para que estudiáramos los esfuerzos de modificación seguidos en la teoría LP al EPT original para evaluar los resultados.

El enfoque FP se puede obtener a partir de una expansión en serie de Taylor de la ecuación de Boltzmann en términos de la transferencia de cantidad de movimiento en una colisión. La conexión entre estos dos enfoques en el modelo EPT original se interpreta en la referencia 18. La forma de Boltzmann no se expande en términos de ángulo de dispersión como lo hace el enfoque FP. Por lo tanto, se puede obtener una respuesta más precisa calculando el poder de frenado directamente a partir de la ecuación de Boltzmann en lugar de tener términos de orden superior de los resultados de FP probados previamente en la teoría de PL. Hemos evaluado cuidadosamente la última cuestión. Descubrimos que en un régimen débilmente acoplado, sin importar qué tan alto sea el orden en que se lleve a cabo una ecuación de FP, finalmente convergería a la ecuación de Boltzmann (o similar a Boltzmann en el caso de la ecuación cinética de fuerza media). Sin embargo, desde el acoplamiento débil al fuerte, las correcciones que vemos de un método de FP de orden superior no se acercarían mucho a la solución de Boltzmann. De modo que, según nuestros cálculos teóricos, manteniendo el quinto número de términos, un coeficiente mejorado,\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern- 0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }),\) en el segundo término de expansión se obtendrá, donde \(\ln \overline{\Xi }\) se considera como una generalización dependiente de la velocidad del logaritmo de Coulomb. Este último puede aclarar que un método de FP de alto orden sería más preciso que mantener el Boltzmann completo que hace el modelo EPT original. El método de cálculo y los parámetros obtenidos están disponibles en la Información de apoyo. Tenga en cuenta que en el La información, el parámetro \(\ln \overline{\Xi }\), se muestra mediante \(\ln \overline{\Xi }_{{ss^{\prime}}}\) durante los cálculos para enfatizar que el resultado obtenido asumiendo que la partícula de prueba, s, choca con la partícula de campo,\(s^{\prime},\) con las velocidades \({\mathbf{v}}_{s}\) y \({\ mathbf{v}}_{{s^{\prime}}} ,\) respectivamente.

Como primera comparación, la figura 1 compara los resultados de la detención del EPT modificado (casos (I–III)) con el formalismo del EPT original para dos masas relativas diferentes. Aquí, los casos (I-III), respectivamente, introducen la adición de tercer a quinto orden al marco EPT original predicho en la referencia 18. Para una mayor comparación, incluimos los resultados de la simulación MD utilizando el Simulador atómico / molecular masivo paralelo a gran escala (LAMMPS ) desarrollado por Sandia National Laboratory37 como se explica en los Métodos. Uno de los objetivos de esta investigación es explorar cómo las diferentes fuerzas de acoplamiento pueden afectar el poder de frenado. A medida que Γ aumenta, se pueden esperar tres cambios flagrantes que se pueden aclarar examinando el término de fricción de los modelos de colisión y su dependencia del logaritmo de Coulomb generalizado,\(\ln \overline{\Xi }\). En otras palabras, el parámetro \(\ln \overline{\Xi }\) incluye un término que expresa la física de las colisiones para una velocidad relativa dada entre cada dos partículas, y otro que caracteriza la probabilidad de que ocurran esas colisiones.

Comparaciones de potencia de frenado para mrel = 1000 y mrel = 1 en los valores de fuerza de acoplamiento, Γ, de 0,1, 1 y 10. La curva continua roja se refiere al modelo EPT original; Las curvas de rayas naranjas, rayas moradas y puntos verdes introducen, respectivamente, los efectos del tercer al quinto orden del método FP en el marco EPT original. Los resultados de MD se especifican con triángulos amarillos. Para una mayor comparación, la diferencia porcentual de cada curva de parada con respecto a los resultados de MD se expresa en los gráficos de barras para las dos masas relativas.

Los cambios aparentes relacionados incluyen la velocidad a la que se eleva el pico de Bragg. La curva de desaceleración se ensancha con la velocidad y, como se declaró anteriormente, la curva de desaceleración aumenta en magnitud (en unidades de \(k_{B} T/a\)).

Para mrel = 1000, se puede ver que para el valor de fuerza de acoplamiento de Γ = 0,1, el formalismo basado en EPT, los casos (I–III) y la simulación MD concuerdan bien a bajas velocidades. En el pico de Bragg, el modelo EPT original predice las curvas de parada. A altas velocidades, el formalismo EPT convencional aún por debajo predice los resultados MD. Sin embargo, como se puede ver, los resultados de MD concuerdan bien con los casos II y III.

Para Γ ≥ 1, tanto EPT como sus marcos modificados predicen cualitativamente los datos de MD. Sin embargo, en comparación con los casos (I-III), la EPT convencional subpredice cuantitativamente en mayor medida los resultados de MD, mientras que los casos II y III tienen casi el mismo comportamiento que los datos de MD.

Otro problema aparente es el ensanchamiento del pico de Bragg y el cambio a velocidades de partículas de prueba más altas, en regímenes de acoplamiento fuerte, que puede ser causado por la insensibilidad del factor de sección transversal a la velocidad relativa de las partículas bajo colisión. Por otro lado, en un acoplamiento fuerte, la velocidad relativa de las partículas bajo colisión debe ser lo suficientemente rápida como para tener ángulos de dispersión de casi menos de 90 °, ya que el efecto de pantalla limita el rango de colisiones entre partículas entre vecinos próximos. En ese caso, la sección transversal aumenta de valor, lo que puede conducir a un aumento en las curvas de desaceleración normalizadas.

Se pueden hacer conclusiones similares para mrel = 1. Aquí, a velocidades muy bajas, la curva de parada es negativa, mencionando que la parada total está dominada por el término de termalización. Para una mejor comparación, también analizamos la diferencia porcentual de las curvas de desaceleración subconsideradas a los datos MD para diferentes masas relativas (Fig. 1aiv y biv). Comparando barras para ambas masas relativas, revela que mrel = 1000 puede suprimir esencialmente la diferencia porcentual. Como resultado, si basamos nuestra comparación en los resultados de la simulación MD, podemos concluir que aumentar los órdenes de FP al modelo EPT original muestra una mayor concordancia en las colisiones de iones y electrones (mrel = 1000). Además, el caso II tiene casi el mismo efecto sobre ambas masas relativas en comparación con el caso III, lo que indica el efecto insignificante de órdenes de FP superiores a 5 sobre los resultados finales del poder de frenado.

Como segunda comparación, también comparamos varias teorías de desaceleración, incluidas LP, BPS, EPT y su marco modificado en un plasma no magnetizado. Por simplicidad, solo consideramos el caso II como la forma modificada del modelo EPT. La comparación está disponible en la Información de apoyo, Fig. S1 en función de tres regímenes de acoplamiento diferentes. Ilustramos que las teorías de LP y BPS se comparan de manera similar con EPT y el caso II. Sin embargo, los resultados muestran claramente que las curvas de parada LP y BPS muestran un desempeño deficiente en regímenes fuertemente acoplados (Γ = 10).

Nuestra estrategia para modificar el modelo EPT fue analizar el efecto de nuestros esfuerzos en expresar la ignición/quemadura del plasma de fusión en el escenario FI guiado por cono. En condiciones no ideales, la densidad y la temperatura del plasma no son uniformes, y esta falta de uniformidad se ve naturalmente afectada por las colisiones entre partículas. Por lo tanto, la justificación de este comportamiento es beneficiar un modelo de desaceleración adecuado para hacer predicciones bien documentadas sobre la condición de encendido/quemado, especialmente en el régimen de punto caliente. Esta hipótesis debe probarse ejecutando simulaciones en las que se muestre el papel de las formulaciones de parada convencionales en las evoluciones hidrodinámicas de plasmas relevantes para FI. Sin embargo, los procesos físicos en la ignición rápida de iones (IFI), el escenario bajo discusión en este documento, son complejos. Dado que tienen grandes rangos espaciales, diferentes escalas de tiempo, propagación de iones acelerados y multifísica, es casi imposible simular todos los procesos dentro de un código.

Un objetivo típico para IFI es un objetivo de caparazón equipado con un cono guía para hacer pasar los haces de iones acelerados por láser. Aquí, simularemos y estudiaremos nuestra hipótesis para la técnica IFI de accionamiento indirecto, utilizando una estructura de objetivo de cono en caparazón dentro del hohlraum. Consideramos que los rayos láser ns se inyectan en el hohlraum en un ángulo de 50˚ con respecto al eje del hohlraum para generar radiaciones de rayos X, que pueden conducir a la implosión de la cápsula CH-DT. La estructura de la cápsula se eligió en base al diseño seguido en la primera etapa del proyecto FIREX-I38. La configuración de la simulación y los parámetros estructurales están disponibles en los Métodos.

Usando la ilustración esquemática presentada en la Fig. 5 (ver "Métodos"), la dinámica bidimensional (2D) de la implosión del objetivo se simula usando el código hidrodinámico de radiación MULTI2D39,40 en la Fig. 2 en cuatro interacciones cápsula-rayos diferentes. tiempos obtenidos en las simulaciones para hohlraum drive (ver "Modelado"). Tenga en cuenta que para observar el efecto de la implosión en el cono guía con mayor precisión, discretizamos los datos numéricos y acortamos la resolución espacial en los límites rz relacionados con la posición inicial del cono.

Perfiles implosionados obtenidos de simulaciones MULTI2D para la estructura core-in-shell considerada en la Fig. 5. (a) la forma del pulso láser considerada en la simulación para el impulso hohlraum con una potencia máxima de 354 TW y una energía total de 1.314 MJ, (b) ilustraciones temporales de temperatura máxima de iones (Timax) y densidad máxima (ρmax), (c) distribuciones espaciales de densidad y temperatura de iones en cuatro tiempos diferentes de interacción cápsula-rayos X. La posición inicial del cono adjunto se muestra con líneas discontinuas blancas.

Como se muestra en la Fig. 2, en la implosión de objetivos de cono en caparazón, la forma de la cápsula base está lejos de la forma esférica considerada justo antes de la interacción. En estas condiciones, la punta del cono se deforma por el flujo de plasma procedente del núcleo implosionado, que aumenta gradualmente al aumentar el tiempo de interacción hasta el pico de compresión (25,36 ns).

De la figura, la compresión máxima se obtiene a 25,36 ns. En este momento, la mayor parte de las capas exteriores y las partes internas de la cápsula están muy comprimidas. Sin embargo, la velocidad a través de la interfaz entre el plasma del núcleo y la pared del cono deformado es diferente, lo que puede conducir a la ocurrencia de inestabilidad de Kelvin-Helmholtz. Por lo tanto, como se puede ver, el núcleo de plasma implosionado se enrolla y se arrastra hacia la pared del cono. Encontramos que este último no tiene mucho efecto sobre la ionización de las paredes exteriores del cono, por lo que la ionización máxima está sobre las cargas de estado de +4.

La densidad del núcleo alcanza aproximadamente 440,447 g/cc en la máxima compresión. Además, el desequilibrio de presión producido por la existencia del cono guía hace que el punto caliente se desplace hacia la punta del cono. En el pico de compresión, la punta del cono colapsó notablemente y, posteriormente, el plasma de baja densidad logra abrirse camino a través de la región de vacío dentro del cono, lo que puede afectar la ionización de las paredes internas del cono. De acuerdo con nuestros resultados obtenidos, aunque el efecto de la ionización en las paredes internas del cono no es igual en los cuatro tiempos de implosión considerados, sin embargo, la ionización máxima es de aproximadamente + 10 ocurrida lejos de la punta del cono. Desafortunadamente, esta ionización y la subsiguiente deformación de la punta del cono no son las preferidas para el procedimiento de calentamiento del núcleo de plasma. Por lo tanto, nuestro objetivo es seguir nuestros análisis adicionales considerando la estructura del núcleo implosionado en 25,24 ns. Tenga en cuenta que aunque la punta del cono ya está deformada en este valor de tiempo, la región de vacío dentro del cono guía está casi limpia (consulte la Fig. 2ciii).

Los nuevos mecanismos de aceleración de especies de iones más pesados (Z > > 1) abrieron un nuevo conjunto de posibilidades prácticas y eficientes en el concepto IFI41,42,43,44. Sin embargo, la consideración de las dificultades en el crecimiento de microinestabilidades ocurridas a través de la propagación de iones pesados en el plasma del núcleo, se considera un desafío indiscutible ya que puede afectar la fase de ignición/combustión del combustible. Este último imaginó que la tasa de crecimiento debe controlarse o incluso amortiguarse para adquirir una mayor estabilidad. Khoshbinfar probó analíticamente este desafío para dos iones pesados diferentes de C6+ (dispersión de energía \(\sim\) 10 %) y Al11+ (dispersión de energía \(\sim\) 20 %) en el régimen de plasma DT precomprimido45. Estos resultados declararon que en FI por iones C/Al acelerados por láser, que se benefician de energías más altas (como las mencionadas en la referencia 45) y, posteriormente, un mayor grado de ionización pueden desempeñar un papel más destacado en la reducción de las microinestabilidades que surgen en la fase de encendido/quemado del plasma combustible. Por tanto, se pueden proponer como una alternativa adecuada para IFI con iones ligeros, como los protones46,47,48,49,50,51,52,53,54,55,56,57,58.

Para investigar el efecto de los iones de aluminio acelerados por láser en el proceso de calentamiento del núcleo, necesitamos obtener las características principales de los iones acelerados, como los espectros de energía, la distribución espacial y la emitancia. Con el objetivo de producir iones de Al multi-MeV de alta calidad ubicados en la punta del objetivo cónico ilustrado en la Fig. 5, realizamos la simulación de la producción de iones de aluminio utilizando el código PIC 2D3V EPOCH59 para averiguar los parámetros principales del haz. Luego, los parámetros se usaron como los valores iniciales en el código MULTI para analizar la fase de encendido/quemado en el objetivo de cono en caparazón (ver "Métodos").

Usando el perfil del núcleo DT implosionado en t = 25.24 ns (Fig. 2ciii) como el perfil de plasma inicial (Fig. 3ai), en el resto de esta sección, llevaremos a cabo las simulaciones de calentamiento del núcleo después de la inyección de viga de aluminio acelerada. El pulso láser ioniza potencialmente las paredes de oro del cono y la lámina de Al para establecer cargas de Au40+ y Al12+, respectivamente (los detalles están disponibles en Métodos). La distribución de densidad de iones Al12+ se representa en la Fig. 3aii. Dado que buscamos investigar el calentamiento del núcleo implosionado (encendido/quemado) después de la inyección del haz, continuamos con la simulación PIC hasta el momento en que los iones Al12+ acelerados alcanzaron la región de compresión máxima del núcleo implosionado (tinj = 10,42 ps). Como se representa esquemáticamente en las Fig. 3ai y aii, la lámina de aluminio está ubicada fuera del cuadro de simulación de implosión inicial. Por lo tanto, también ilustramos la distribución espacial perdida del haz de Al de la lámina ionizada en la Fig. 3aiii. En la Fig. 3a, se puede ver que la distribución de densidad de iones Al12+ incluye una concentración más compacta alrededor de la región central. Sin embargo, los iones acelerados se vuelven muy compactos en z \(\sim\) 470 μm, lo que indica que los iones Al12+ han poseído una distribución de alta densidad para distancias alejadas de la punta del cono. De hecho, el campo eléctrico transversal producido por los electrones rápidos inducidos por la separación de cargas en régimen de aceleración, intenta propagarse a través de la interfase de las paredes del cono. Sin embargo, como los iones Au40+ son mucho más pesados que los iones Al12+, su aceleración hacia el eje del cono no es tan grave. En este caso, los electrones calientes quedan atrapados en las paredes del cono, generando una corriente superficial hacia la punta del cono, que puede empujar los iones Al12+ acelerados hacia el eje del cono y compactarlos en un diámetro menor que la punta del cono (ver Fig. 3aii). ). Similar a este caso se ha discutido anteriormente en la referencia 58.

(ai) Distribución espacial de densidad y temperatura de iones a 25,24 ns, (aii) distribución de densidad de iones Al12+ de las paredes del cono y papel de aluminio ionizado después de 10,42 ps de aceleración. Para una mejor comparación, la distribución de densidad de los iones Al12+ acelerados de la lámina ionizada se ilustra en las áreas fuera de la región del cuadro de simulación de la estructura del núcleo implosionado (ver (aiii), (b) espectros de energía de los iones Al12+ después de 10,42 ps de aceleración. El recuadro muestra la distribución del ángulo de energía de los iones después de 10,42 ps de aceleración.

Para un mejor análisis, hemos representado los espectros de energía de los iones Al12+ en el momento de la inyección (10,42 ps). De la figura, el pico está bien expresado y la dispersión está disminuida. Como se muestra en el recuadro, el esquema de aceleración presenta un grupo de aluminio de alta calidad con un ángulo de apertura de θ \(\sim\) 5,6° justo en el momento de la inyección del haz-núcleo. En este momento, los iones acelerados mantienen la energía de corte de aproximadamente 60 MeV/u. Además, el número máximo de iones Al12+ acelerados es de unos 4,48 × 1011/μm.MeV corresponde a una energía de unos 10 MeV/u. Como una determinación precisa de las características del haz requeridas para el calentamiento del núcleo DT, calculamos la energía promedio, Eave,Al y la dispersión de energía, ΔEAl/EAl, de los iones Al12+, que se calcularon alrededor de 17 MeV/u y 0,24, respectivamente.

Para encender un combustible implosionado, el haz incidente debe ser irradiado al objetivo en tiempos menores que el tiempo de equilibrio hidrodinámico (τeq)60. De lo contrario, a medida que el objetivo de plasma se expande, no tendrá la densidad requerida para iniciar el procedimiento de ignición. En nuestra investigación previa seguida en la referencia 60, mostramos que para un punto caliente DT esférico con un radio inicial y una temperatura de 20 μm y 1 keV, respectivamente, el tiempo de equilibrio hidrodinámico estimado será de al menos 26 ps.

En la investigación actual, los resultados de nuestra simulación en la Fig. 2 ilustraron un perfil casi elíptico para el núcleo DT con el semieje menor y el semieje mayor de aproximadamente 18,9 μm y 27,2 μm, respectivamente. También investigamos el umbral de energía de ignición, Eig, para este perfil de núcleo DT impulsado por una viga de aluminio. Dependiendo de los cuatro formalismos de parada considerados, encontramos el valor medio de aproximadamente Eig,ave = 8,29 kJ para plasma DT implosionado en el momento de la inyección. Los parámetros estructurales calculados están disponibles en Métodos Fig. 6.

Para mayor precisión, calculamos el radio de deposición para los marcos de parada bajo consideración. Los radios calculados son 4,86 μm (para LP), 5,48 μm (para EPT (caso II)), 6,08 μm (para EPT convencional) y 7 μm (para BPS). En un esfuerzo realizado por Roth et al. sugirió que el radio de punto focal óptimo requerido debe ser aproximadamente \(\le 60/\left[ {\rho /(100g/cc)} \right]^{0.97} \mu m\) para el haz de encendido de protones colimado48. De acuerdo con este resultado, si nuestro núcleo de DT denso actual (436,4 g/cc) se encendiera con protones rápidos, esperábamos que el radio de haz requerido fuera de al menos 14,4 μm. No obstante, se espera que el valor relacionado se suprima para la viga de aluminio cuasi-monoenergética debido a su menor relación carga/masa. Como se discutió, esta afirmación está de acuerdo con los valores calculados del radio del haz para los formalismos de parada considerados.

Bajo estos supuestos, el tiempo de equilibrio hidrodinámico se puede considerar como mínimo de 30 ps. En este caso, teniendo las energías de ignición introducidas en Métodos (Fig. 6), asumimos que el haz de aluminio inyectado irradia el núcleo implosionado por 23 ps. Además, como condición inicial, consideramos que el hot-spot equimolar DT precomprimido mantiene la temperatura y densidad inicial de aproximadamente 1,52 keV y 436,4 g/cc, respectivamente (ver Fig. 2).

La figura 4 muestra las distribuciones bidimensionales de densidad (mitad superior) y temperatura iónica (mitad inferior) a lo largo de la trayectoria del haz de aluminio en el volumen de plasma coronal y de núcleo denso al final del pulso (23 ps) y durante la propagación del haz. (50 ps). Para una mejor comparación, zonificamos los mapas en 140 μm < z < 740 μm y − 14,8 μm < r < 14,8 μm. La escala de densidad (normalizada a 100 g/cc) se establece entre 430 y 1900 g/cc, mientras que la de temperatura (normalizada a 1 keV) se establece entre 0,9 y 19,2 keV. Independientemente de los modelos de parada empleados en el código de simulación, se puede obtener que en todos los casos el haz de aluminio penetra en el objetivo y alcanza el núcleo DT de alta densidad después de 23 ps. En este momento, los iones Al12+ depositan gran parte de su energía en el volumen de plasma, lo que posteriormente puede provocar la producción de energía termonuclear. Este último puede calentar espontáneamente el plasma confinado dentro del área de depósito de iones Al12+. De la figura, el aumento de temperatura en el núcleo denso es mayor que en el plasma coronal. Además, como se ve en los perfiles del mapa, el aumento de temperatura es más evidente en casi las áreas centrales de propagación del haz divididas en zonas en el límite del núcleo de DT denso. Quizás la respuesta más adecuada a este problema sea la Fig. 3aii. De esta figura, la distribución de mayor densidad de iones Al12+ se concentra en casi los límites centrales del haz acelerado. Por lo tanto, se puede esperar que las interacciones haz-plasma mejoren conduzcan a un aumento de temperatura de unos pocos keV en los límites de plasma relacionados, mientras que las áreas marginales se limitan a un aumento de temperatura menor. En contraste, como puede verse, la densidad aumenta en las áreas marginales de la trayectoria del haz depositado. De hecho, como consecuencia de la rápida deposición de energía proporcionada por el haz de aluminio, se lanza una onda de choque hacia el volumen de plasma. La región de choque es casi finita; sin embargo, es lo suficientemente fuerte como para acumular el volumen denso limitado dentro de la región de choque. Por lo tanto, la densidad aumentará de modo que, a partir de los resultados de nuestra simulación, alcance una densidad máxima de más de 640 g/cc para diferentes teorías de parada. Este último también se puede ver durante la propagación de la quemadura (50 ps).

Comparación de mapas de densidad, ρ y temperatura iónica, Ti, del objetivo DT implosionado para cuatro marcos de parada diferentes. (a) LP, (b) EPT (caso II), (c) EPT convencional, y (d) BPS. Las comparaciones se han realizado para dos valores de tiempo diferentes. (i) justo después del final del haz de aluminio inyectado (0,023 ns), y (ii) cuando la onda de quemado se propaga en volumen de plasma (0,05 ns). Para análisis posteriores, también se ilustran las evoluciones en el tiempo de las energías acumuladas de los puntos calientes para diferentes formalismos de parada (ver (iii)). Las curvas de energía muestran el trabajo de PdV (línea roja), la pérdida de radiación (línea verde) y la energía depositada en α (línea azul). La curva elíptica marrón expresa la posición inicial del núcleo denso DT.

De acuerdo con el criterio de ignición conservativo \(\rho_{hs} R_{hs} T_{hs} > 6g.cm^{ - 2} .keV\)61, la ignición ocurre cuando la temperatura del punto caliente alcanza los 10 keV. En marcos correspondientes a 23 ps, se puede ver en todos los casos de parada, los iones Al12+ proporcionan la energía necesaria para la condición de ignición. Sin embargo, como era de esperar, este aumento de temperatura en LP y EPT (caso II) es más evidente en comparación con los modelos EPT y BPS convencionales, que muestran una mejora en la condición de encendido. La respuesta clave de este resultado radica en la profundidad de penetración del aluminio en los modelos LP y EPT (caso II) (los llamados BP) con valores máximos de poder de frenado de salida en comparación con los EPT y BPS convencionales (ver Fig. 6). Esta conclusión también es aceptable en 50 ps.

Las evoluciones temporales de las energías acumuladas de los puntos calientes también se ilustran en la Fig. 4. La compresión hidrodinámica (trabajo de PdV; rojo) conduce a un incremento en la energía total de los puntos calientes. Esta tendencia creciente continuará hasta cualquier calentamiento alfa (azul) y el tiempo de equilibrio hidrodinámico en IFI. Luego, el procedimiento se suprime debido a la expansión hidrodinámica que se produjo después del equilibrio hidrodinámico (trabajo de PdV; rojo) y las pérdidas por radiación de Bremsstrahlung (verde). Considerando las evoluciones de la curva dentro de los intervalos de tiempo considerados de 23 ps ≤ t ≤ 50 ps, se puede deducir que el desempeño de los modelos de parada es casi similar. No obstante, el formalismo LP muestra una velocidad más rápida y valores más altos para las curvas de energía acumulada en comparación con otros métodos de parada. En esta comparación, nuestro marco EPT modificado (caso II) tiene la mayor concordancia con el método LP, mientras que los métodos EPT y BPS convencionales se encuentran en la tercera y cuarta posición, respectivamente. Para mayor estudio, también se proporciona un resumen esquemático de nuestras principales consecuencias en Información de apoyo, Fig. S2.

El trabajo presentado en esta investigación explora el papel del modelo de potencia de frenado en el estudio cualitativo de las condiciones de ignición/quemado en ignición rápida de iones (IFI) de objetivos de plasma relevantes de fusión por confinamiento inercial (ICF). Con este objetivo, empleamos tres métodos de desaceleración, incluidos Li-Petrasso (LP), Brown-Preston-Singleton (BPS) y la teoría del potencial efectivo (EPT). Como otro intento, también probamos las modificaciones del operador de colisión al modelo EPT original y lo comparamos con otras tres teorías de parada relacionadas. Para modificar el EPT original, utilizamos la técnica de modificación seguida en el marco LP. Este último resultó en la modificación del modelo EPT convencional que toma en cuenta los términos de tercer a quinto orden del operador de colisión. Encontramos un coeficiente mejorado,\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi } ),\) en el segundo término de expansión que indica la dependencia del segundo término en la generalización del logaritmo de Coulomb,\(\ln \overline{\Xi }.\) Encontramos que el cuarto y el quinto orden Los términos tienen casi el mismo efecto en nuestro modelo EPT modificado. Por lo tanto, los órdenes de más de cinco pueden despreciarse por simplicidad. Las simulaciones de dinámica molecular (MD) coincidieron bien con nuestro marco de parada modificado. Además, hubo casi una buena concordancia entre nuestro modelo modificado y la teoría LP en plasmas acoplados débil/moderadamente. Para estudiar el papel de diferentes modelos de parada en el escenario IFI, empleamos la configuración de cono en capa seguida en el esquema IFI de accionamiento indirecto. Asumimos un aluminio acelerado por láser perfil del haz como el encendedor e investigado su generación por las simulaciones con el código EPOCH 59. El esquema de combustible fue elegido en base al diseño seguido en la primera etapa del proyecto FIREX-I38. Además, para simular el objetivo, utilizamos código MULTI2D39,40. Se discutió la importancia de la implosión en la deformación de la punta del cono. Además, teniendo en cuenta los parámetros de la viga de aluminio, como la divergencia, la energía promedio y la dispersión de energía, se analizaron las propiedades de calentamiento del núcleo para los marcos de parada considerados. Los principales resultados se pueden resumir de la manera siguiente:

Para cuatro modelos de parada considerados, la deposición de energía simulada del haz de aluminio cuasi-monoenergético obviamente aclara que el haz de ignición no deposita su energía total en el núcleo denso, por lo que la fracción se depositará a lo largo de su trayectoria en el volumen de plasma coronal. .

La comparación de los valores mínimos de energía de ignición en cuatro casos de parada expresa un acuerdo para el plasma DT implosionado en el tiempo de inyección del haz incidente. Según esta declaración, nuestro modelo EPT modificado y LP tienen energías de encendido similares, por lo que su diferencia es de aproximadamente 1,74%. Mientras tanto, en comparación con LP, el valor reportado aumenta a 3,86% y 7,47% para EPT y BPS, respectivamente.

Para todos los modelos de parada, los iones de aluminio proporcionan la temperatura requerida para la condición de ignición (10 keV) en el final del pulso considerado (23 ps). Sin embargo, esto último es más evidente para nuestro formalismo EPT modificado y la teoría LP. Esta conclusión también es aceptable durante la propagación de la onda de quemado.

Desde el punto de vista de las energías acumulativas de los puntos calientes, el rendimiento de todos los marcos de parada está de acuerdo. Sin embargo, el formalismo LP indica una velocidad más rápida y valores más altos en comparación con otros marcos de parada. Además, nuestro modelo EPT modificado tiene la mayor concordancia con el método LP (con una discrepancia de \(\sim\) 9%), mientras que el de la EPT convencional (con una discrepancia de \(\sim\) 47% con LP) y BPS (con una discrepancia de \(\sim\) 48% a LP) mantienen la tercera y cuarta contribución en la aceleración del tiempo de ignición, respectivamente.

Para esta comparación, se lanzó una partícula de prueba rápida con masa M, carga q y velocidad inicial V0 en la dirección x en un plasma no magnetizado. Para esta investigación se consideró la masa relativa definida como mrel = M/m, donde m se considera la masa de la partícula de campo en OCP. Para este estudio, mrel = 1000 expresó aproximadamente la interacción iones-electrones (la relación de masa protón a electrón es aproximadamente mrel = 1836). La masa relativa de mrel = 1 expresa iones interactuando con iones o electrones interactuando con electrones. Además, el poder de frenado y la velocidad inicial (V0) de la carga de prueba rápida estaban en unidades de \(k_{B} T/a\), y \(V_{T} = \sqrt {2k_{B} T/m} ,\) respectivamente, donde \(a = (3/4\pi n)^{1/3}\) era el espacio promedio entre partículas en un plasma con temperatura \(T\) y densidad \(n. \)

Las simulaciones MD se realizaron utilizando LAMMPS desarrollado por Sandia National Laboratory37. Se utilizó la condición de frontera periódica cúbica, que corresponde a tres longitudes de dominio diferentes que se definieron en función de la fuerza de acoplamiento dada en la Tabla 1. Además, para el plasma no magnetizado, empleamos \(3.1 \times 10^{4} \omega_{p }^{ - 1}\) para el equilibrio termodinámico bajo un termostato de escala de velocidad.

En FIREX-I, se implosionará un poliestireno (CH) y un objetivo criogénico D2 o DT para generar un núcleo de plasma de alta densidad38. Realizamos una simulación 2D analítica de esta configuración para llevar a cabo nuestras hipótesis en este artículo.

Un cono de Au con un ángulo de apertura de 30° está unido a una cubierta esférica CH (6 μm de espesor)-DT (10 μm de espesor) que contiene un radio de y 250 μm. El esquema se basa en llenar la cápsula con gas DT de baja densidad (10–4 g/cc). Esta técnica se considera como una simple especie objetivo potencial en busca de mejorar naturalmente el proceso de ignición en los objetivos ICF. De hecho, en comparación con la capa de CH-DT encapsulada, el gas DT central contiene una densidad mucho más baja, lo que posteriormente puede conducir a una mayor entropía durante la fase de implosión. Por lo tanto, a medida que aumenta la temperatura de la región central, se forma un punto caliente, que a su vez puede actuar como punto de partida para que se produzca la ignición.

La estructura del cono guía consta de un radio interior de punta de 10,9 μm, un espesor de punta de 7 μm y un espesor de pared de 5 μm cerca de la punta, que tiene un desplazamiento de 50 μm desde el centro de la cubierta. En nuestra simulación, el objetivo primero fue impulsado por un pulso láser largo de 24 ns de forma temporal con una potencia máxima de aproximadamente 354 TW y una energía láser total de 1.314 MJ (ver Fig. 2a). Para simular el proceso de implosión, consideramos 186 rayos láser que se dividen en dos grupos de 93 pulsos láser, uno de los cuales se inyecta en el hohlraum desde arriba del orificio de entrada del láser (LEH), mientras que el otro se inyecta desde debajo de LEH. Además, los pulsos se inyectan en el hohlraum en un ángulo de 50˚ con respecto al eje del hohlraum para producir radiación de rayos X.

En las simulaciones IFI de accionamiento indirecto, nos enfrentamos a dos problemas diferentes. El primero realiza una simulación del diseño del objetivo hohlraum-cone-shell para analizar la condición de implosión/quemadura con una cápsula adecuada. El segundo realiza la simulación del haz de iones acelerado por láser dentro del cono adjunto para analizar las características y la propagación del haz en objetivos de plasma relevantes para IFI. Los casos relacionados nos hicieron llevar a cabo nuestras hipótesis utilizando el código de simulación bidimensional (2D) de MULTI39,40 para investigar el IFI de los objetivos de plasma relevantes de ICF en las fases de implosión y quemado. Sin embargo, en principio, el código MULTI2D pretende simular problemas ICF convencionales (directos/indirectos) (pulsos ns, 1015 W/cm2) utilizando la descripción hidrodinámica del plasma (sin efectos cinéticos). Para IFI, se puede usar para estudiar algunos aspectos secundarios, incluida la compresión de la materia, el calentamiento previo al pulso, etc., pero no para el proceso principal de las interacciones láser en la escala de tiempo fs, como las que tenemos en el objetivo normal. conceptos de aceleración de cubierta (TNSA) o aceleración de presión de radiación (RPA). Este último nos llevó a utilizar el código bidimensional de partículas en celda (PIC) 2D3V (EPOCH)59 como el segundo código auxiliar de esta investigación para investigar la aceleración y controlabilidad del haz de iones en objetivos unidos a conos.

El cuadro de simulación está en las coordenadas cilíndricas rz. El tamaño de cada celda en el cuadro de simulación es el mismo en ambas direcciones y es igual a Δr = Δz = 1 μm, y el paso de tiempo de la simulación es Δt = 3 fs. Las ecuaciones hidrodinámicas se resuelven mediante el método basado en Lagrangian. El número de celdas consideradas para el objetivo DT es 90 (para la capa CH), 90 (para la carcasa DT) y 60 (para el gas DT) en ambas direcciones. Además, en todos los cálculos, los puntos de la cuadrícula computacional son 320 × 280, y la mayoría de ellos se acumulan en el caparazón, el cono y alrededor de ellos.

Nos centramos en la interacción de pulsos de láser cortos ultraintensos con láminas de aluminio delgadas bajo el efecto del régimen de aceleración de la presión de radiación (RPA). Nuestra configuración objetivo inicial considerada en el código EPOCH contiene un cono de Au con una densidad de 19,3 g/cc y una lámina delgada en su interior, como se muestra en la Fig. 5. La lámina está hecha de aluminio puro con una densidad de 2,7 g/cc y espesor de 800 nm.

(a) La ilustración esquemática de un objetivo de cono en concha dentro del hohlraum. Los rayos láser ns se inyectan en el hohlraum en un ángulo de 50˚ con respecto al eje del hohlraum para generar radiaciones de rayos X, que pueden provocar la implosión de la cápsula. En esta etapa, solo consideramos la implosión del objetivo dentro del hohlraum e ignoramos la fase de ignición causada por la interacción láser-lámina en el cono de Au. ( b ) La estructura del objetivo de proyectil CH-DT considerado para la simulación. El esquema fue elegido en base al diseño seguido en la primera etapa del proyecto FIREX-I.

Uno de nuestros desafíos al simular la aceleración de los iones Al fue estimar un tamaño relativamente adecuado para la caja de simulación. Tuvimos que ajustar el tamaño de la caja de tal manera que la distribución espacial de los iones acelerados casi pudiera cubrir el plasma del núcleo implosionado cerca de la región de máxima compresión (es decir, \(\sim\) 436,4 g/cc a 25,24 ns en la Fig. 2ciii). Según nuestros resultados de simulación ilustrados en la Fig. 2ciii, la compresión máxima, ρ \(\sim\) 436,4 g/cc, obtenida a aproximadamente 281 μm ≤ z ≤ 470 μm en geometría cilíndrica, que está al menos a 260 μm del cono consejo. Por lo tanto, para analizar el procedimiento de aceleración, ajustamos el tamaño de la caja de simulación de 770 μm × 120 μm, en el plano x-y en el marco EPOCH. Bajo esta suposición, se consideró el tamaño de cuadrícula Δx = Δy = λ/100 y el tamaño de paso de Δt = 0,013 fs, donde λ = 0,8 μm es la longitud de onda del pulso láser incidente. Asumimos 42 células por longitud de onda, donde cada célula tenía 27 macropartículas en total, y cada especie representada por 9.

Nuestro segundo paso fue caracterizar los parámetros del láser incidente. Los estudios realizados en el escenario de aceleración de iones láser han demostrado que la clase circular de polarización requiere un ajuste preciso de los parámetros del objetivo irradiado y del láser, precisamente para un punto láser pequeño, y reduce la potencia y la energía del pulso incidente44. Por tanto, los láseres suelen producir los pulsos en clase lineal de polarización46,62. Esto último nos impulsó a realizar nuestras simulaciones beneficiándonos de la polarización lineal (LP). En este sentido, asumimos que el pulso LP en dirección y con la amplitud adimensional de a0,LP = 17 (intensidad máxima \(\sim\) 1.25 × 1021 W/cm2), se propaga dentro del cono de derecha a izquierda bajo la normal incidencia, y se enfoca en el centro de la hoja de Al que está aproximadamente a 500,8 μm de distancia de la punta del cono (ver Fig. 3). El pulso tiene forma gaussiana con el punto focal de σ = 5 y una duración de pulso de 30 T0, donde T0 = λ/c = 2,6 fs, en todo el ancho a la mitad del máximo (FWHM). Este pulso de láser simulado ioniza potencialmente las paredes de oro del cono y la lámina de Al para establecer cargas de Au40+ y Al12+, respectivamente, lo que satisface la ley de Bethe63. Por lo tanto, consideramos un plasma casi neutro y un haz de iones formado por iones Au40+ y Al12+, respectivamente.

Como último paso de la simulación, nos encontrábamos ante un cono contaminado, ya que la implosión inicial del objetivo había provocado la presencia de plasma combustible con densidades variables a diferentes distancias espaciales. Desde otra perspectiva, el cono estaba rodeado por un plasma DT implosionado que, según los resultados de nuestra simulación, ionizó aproximadamente la pared del cono a cargas estatales de Au10+. Estos casos intentaron que consideráramos la presencia de plasma DT en las cuadrículas de simulación utilizando los datos obtenidos de la Fig. 2ciii.

Las características del haz de aluminio obtenidas en la Fig. 3 nos permiten tener una deposición de energía localizada bien colimada y más precisa en el área del núcleo implosionado, específicamente el volumen del punto caliente. No obstante, los atributos clave de las interacciones entre los iones Al12+ (como partículas de prueba) y un plasma de núcleo implosionado se describen mediante la fuerza de fricción, que se considera como la fuerza promedio sobre cada ion Al12+ individual ejercida por el resto de las especies de plasma implosionado. Estas interacciones crean la base de muchas exclusividades de transporte macroscópicas, como la difusión, la tasa de relajación y/o la conductividad, que a su vez serán efectivas en la fase de encendido/quemado del núcleo implosionado. Dado que la fuerza de fricción es convencionalmente una fuerza de frenado que actúa en forma antiparalela a la velocidad de una partícula de prueba específica, los diferentes formalismos de frenado mantienen un papel destacado en la expresión de las evoluciones hidrodinámicas del calentamiento del núcleo. En la Fig. S1, investigamos la evolución de cuatro marcos de parada diferentes (es decir, LP, BPS, EPT y EPT (caso II)) en plasma con diferentes fuerzas de acoplamiento. En esta sección, queremos explorar cómo diferentes teorías de parada pueden predecir el procedimiento de calentamiento del núcleo. Tenga en cuenta que nuestro objetivo no es elegir un modelo de parada particular entre otros. Más bien, nuestro objetivo principal en esta investigación es simular y comparar las evoluciones hidrodinámicas beneficiándonos de marcos de parada poco considerados.

En la Fig. 3, se demostró en detalle la distribución de la densidad de los iones Al12+ acelerados por láser hasta que inyectan el plasma del núcleo DT. Dado que las interacciones entre partículas entre los iones Al12+ y el plasma implosionado son irrefutables, como primer paso, exploramos la deposición de energía de los iones de aluminio en el volumen de plasma DT. En otras palabras, mediante el uso de los cuatro modelos de parada bajo suposición y el examen del pico de Bragg (BP) de los iones Al12+ acelerados, pretendemos encontrar el rango del haz de aluminio en el plasma implosionado.

La Figura 6 presenta la deposición de energía del perfil de iones Al12+ cuasi-monoenergéticos para cuatro modelos de potencia de frenado que se consideraron. Obviamente, los mapas aclaran que los iones Al12+ no depositan su energía total en el núcleo denso, por lo que la fracción de la misma se depositará a lo largo de su camino en el plasma coronal. Este resultado también se confirmó en las referencias 48,64, donde se investigó el perfil de deposición de energía del haz de protones para el plasma DT puro (referencia 48) y contaminado (referencia 64) en el escenario IFI.

Esquemas de la densidad de energía del haz de iones Al12+ depositado en un objetivo de plasma DT implosionado para cuatro marcos de poder de frenado diferentes. (a) LP, (b) EPT (caso II), (c) EPT convencional, y (d) BPS. Los mapas corresponden a iones de aluminio cuasi-monoenergéticos con la energía de distribución de Eave,Al = 459 keV, la dispersión de energía de ΔEAl/EAl = 0,24 y el ángulo de apertura de θ \(\sim\) 5,6˚. Para una mayor comparación, los lineouts de distribución horizontal y vertical unidimensionales se trazan para cada modelo de parada. Las curvas elípticas y trapezoidales blancas expresan la posición inicial del núcleo y el cono DT densos, respectivamente.

Como se muestra en la comparación, para el marco de parada de LP, el haz de aluminio penetra menos en el régimen de plasma implosionado. En este caso, en comparación con otros formalismos de parada, se pueden observar algunos cambios en el perfil de deposición de energía. Estos cambios se originaron a partir de los efectos acumulativos de las interacciones entre los iones Al12+ y las partículas de plasma de fondo que pueden afectar el estrechamiento del pico, la reducción de la altura del pico y el aumento de la energía de inyección para la teoría LP. En contraste, el perfil BPS tiene la dispersión lateral más alta del haz correspondiente a la deposición de energía más baja y una propagación más profunda en el volumen de plasma. Para interpretar los últimos resultados, quizás nuestros hallazgos en la Fig. S1 sean la respuesta más adecuada (ver Información de apoyo). De la Fig. S1, para las interacciones iones-iones (mrel = 1), los valores obtenidos en el poder de frenado de LP son significativamente más altos que los predichos por otros modelos de frenado en Γ ≤ 1. Además, el modelo BPS tiene el menor acuerdo con otros marcos de frenado. . Dado que el plasma ICF implosionado tiene un acoplamiento casi moderado/débil, el comportamiento observado de BP en la Fig. 6 parece normal. Además, de la Fig. 6, nuestro poder de frenado EPT modificado (caso II) tiene más concordancia con el modelo LP que con el formalismo EPT convencional.

Para seguir estudiando, evaluamos la energía de ignición, Eig, para cada caso en la Fig. 6. Con este fin, utilizando los datos obtenidos para cada marco de parada, primero calculamos la potencia de distribución dentro de 10,42 ps con un paso de tiempo de 0,01. En cada paso de tiempo, las energías calculadas se multiplicaron por el número de iones de aluminio acelerados en ese paso. Los valores de energía de ignición finalmente se denotaron como la suma de todas las energías múltiples evaluadas.

Dependiendo de los cuatro formalismos de parada considerados, es notable que las energías de ignición estén de acuerdo para el plasma DT implosionado en el momento de la inyección. De la figura, LP y EPT (caso II) tienen energías de encendido similares por lo que su diferencia es de aproximadamente 1,74%. Mientras tanto, en comparación con LP, el valor reportado aumenta a 3,86% y 7,47% para EPT y BPS, respectivamente. En otras palabras, parece que LP y EPT (caso II), esperan un mejor acoplamiento haz-núcleo y, en consecuencia, energías de ignición más bajas que las obtenidas para EPT y BPS.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este trabajo de investigación.

Faussurier, G. Factor de acoplamiento de iones de electrones para la relajación de la temperatura en plasmas densos. física Rev. E 101(2), 023206. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.023206 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Shaffer, NR, Tiwari, SK & Baalrud, SD Funciones de correlación de pares de plasma de dos temperaturas fuertemente acoplado. física Plasmas 24(9), 092703. https://doi.org/10.1063/1.4999185 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Bhatta, A., Chakrabortty, S., Dengiz, S. & Kilicarslan, E. Comportamiento a alta temperatura de observables no locales en plasma reforzado fuertemente acoplado: un estudio holográfico. EUR. física J. C 80(7), 1–15. https://doi.org/10.1140/epjc/s10052-020-8206-1 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Wang, ZQ et al. Evaluación comparativa del modelo efectivo de plasma de un componente para neón denso cálido y criptón dentro de la simulación de dinámica molecular cuántica". Phys. Rev. E 101(2), 023302. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.023302 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Scheiner, B. y Baalrud, S. Viscosidad del plasma de un componente fuertemente acoplado magnetizado. Preimpresión en https://arXiv.org/arXiv:2007.08417 (2020).

Bobrov, AA, Bronin, SY, Klyarfeld, AB, Zelener, BB y Zelener, BV Cálculo de la dinámica molecular de la conductividad térmica y la viscosidad de cizallamiento en plasma fuertemente acoplado totalmente ionizado de dos componentes. física Plasmas 27(1), 010701. https://doi.org/10.1063/1.5128446 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Baalrud, SD & Daligault, J. Extendiendo la teoría del transporte de plasma a un acoplamiento fuerte a través del concepto de un potencial de interacción efectivo. física Plasmas 21(5), 055707. https://doi.org/10.1063/1.4875282 (2014).

Artículo ADS CAS Google Académico

Li, CK & Petrasso, RD Ecuación de Fokker-Planck para plasmas moderadamente acoplados. física Rev. Lett. 70(20), 3063. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.70.3063 (1993).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Li, CK & Petrasso, RD Poderes de detención de partículas cargadas en plasmas de fusión por confinamiento inercial. física Rev. Lett. 70(20), 3059. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.70.3059 (1993).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Brown, LS, Preston, DL & Singleton, RL Jr. Movimiento de partículas cargadas en un plasma altamente ionizado. física Rep. 410(4), 237–333. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2005.01.001 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Fu, ZG et al. Poder de detención de plasmas de deuterio-tritio densos calientes mezclados con impurezas a partículas cargadas. física Rev. E 101(5), 053209. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.053209 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

White, AJ, Certik, O., Ding, YH, Hu, SX & Collins, LA Teoría funcional de la densidad libre de orbitales dependiente del tiempo para el poder de frenado electrónico: comparación con la teoría de Mermin-Kohn-Sham a altas temperaturas. física Rev. B 98(14), 144302. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.98.144302 (2018).

Artículo ADS CAS Google Académico

Shukri, AA, Bruneval, F. & Reining, L. Ab initio poder de frenado electrónico de protones en materiales a granel. física Rev. B 93(3), 035128. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.93.035128 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ding, YH, White, AJ, Hu, SX, Certik, O. & Collins, LA Estudios ab initio sobre el poder de frenado de la materia densa cálida con teoría funcional de densidad libre de orbitales dependiente del tiempo. física Rev. Lett. 121(14), 145001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.121.145001 (2018).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Groth, S., Dornheim, T. & Bonitz, M. Enfoque de Monte Carlo integral de ruta de configuración para la respuesta de densidad estática del gas de electrones denso cálido. J. Chem. física 147(16), 164108. https://doi.org/10.1063/1.4999907 (2017).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Dornheim, T., Sjostrom, T., Tanaka, S. y Vorberger, J. Líquido de electrones fuertemente acoplados: simulaciones integrales de Monte Carlo de trayectoria ab initio y teorías dieléctricas. física Rev. B 101(4), 045129. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.101.045129 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Moldabekov, ZA, Dornheim, T., Bonitz, M. & Ramazanov, TS Características de pérdida de energía iónica y fricción en un gas de electrones libres en condiciones de materia densa cálida y plasma denso no ideal. física Rev. E 101(5), 053203. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.101.053203 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Baalrud, SD & Daligault, J. Teoría cinética del potencial efectivo para plasmas fuertemente acoplados. Conferencia AIP proc. 1786(1), 130001. https://doi.org/10.1063/1.4967627 (2016).

Artículo Google Académico

Scheiner, B. & Baalrud, SD Teoría cinética de la fuerza media aplicada a la autodifusión en fluidos supercríticos de Lennard-Jones. J. Chem. física 152(17), 174102. https://doi.org/10.1063/5.0005435 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Rosenbluth, MN, MacDonald, WM & Judd, DL Ecuación de Fokker-Planck para una fuerza inversa al cuadrado. física Rev. 107(1), 1. https://doi.org/10.1103/PhysRev.107.1 (1957).

Artículo ADS MathSciNet MATH Google Scholar

Miller, GH, Moses, EI y Wuest, CR La Instalación Nacional de Ignición: Habilitación de la ignición por fusión para el siglo XXI. Núcleo Fusión 44(12), S228. https://doi.org/10.1088/0029-5515/44/12/S14 (2004).

Artículo ADS CAS Google Académico

Huracán, OA et al. Plasmas de fusión confinados por inercia dominados por el autocalentamiento de partículas alfa. Nat. física 12(8), 800–806. https://doi.org/10.1038/nphys3720 (2016).

Artículo CAS Google Académico

Stephens, RB, Hatchett, SP, Turner, RE, Tanaka, KA y Kodama, R. Implosión del objetivo de proyectil de cono reentrante impulsado indirectamente. física Rev. Lett. 91(18), 185001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.91.185001 (2003).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Zhang, F. et al. Acoplamiento de energía mejorado para objetivos de fusión de encendido rápido de accionamiento indirecto. Nat. física 16(7), 810–814. https://doi.org/10.1038/s41567-020-0878-9 (2020).

Artículo CAS Google Académico

Ren, J. et al. Observación de un alto grado de parada para haces de protones intensos acelerados por láser en materia ionizada densa. Nat. común 11(1), 5157. https://doi.org/10.1038/s41467-020-18986-5 (2020).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

McCorkle, RA & Iafrate, GJ Efecto de la densidad del haz sobre la detención de partículas cargadas rápidamente en la materia. física Rev. Lett. 39(20), 1263. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.39.1691 (1977).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Sayre, DB et al. Mediciones de tiempo de vuelo de neutrones de la pérdida de energía de partículas cargadas en plasmas de fusión por confinamiento inercial. física Rev. Lett. 123(16), 165001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.123.165001 (2019).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Zylstra, AB y col. Medición de la detención de partículas cargadas en plasma denso tibio. física Rev. Lett. 114(21), 215002. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.114.215002 (2015).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Zylstra, AB y col. Desarrollo de una plataforma WDM para experimentos de parada de partículas cargadas. J. física. 717(1), 012118. https://doi.org/10.1088/1742-6596/717/1/012118 (2016).

Artículo CAS Google Académico

Cayzac, W. et al. Predicciones para la pérdida de energía de iones de luz en plasmas generados por láser a velocidades bajas y medias. física Rev. E 92(5), 053109. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.92.053109 (2015).

Artículo ADS CAS Google Académico

Cayzac, W. et al. Discriminación experimental de modelos de parada de iones cerca del pico de Bragg en materia altamente ionizada. Nat. común 8(1), 1–7. https://doi.org/10.1038/ncomms15693 (2017).

Artículo CAS Google Académico

Fraley, GS, Linnebur, EJ, Mason, RJ & Morse, RL Características de quemado termonuclear de microesferas de deuterio-tritio comprimidas. física Fluidos 17(2), 474–489. https://doi.org/10.1063/1.1694739 (1974).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mehlhorn, TA Un modelo de temperatura de material finito para la deposición de energía iónica en objetivos de fusión por confinamiento inercial impulsados por iones. Aplicación J. física 52(11), 6522–6532. https://doi.org/10.1063/1.328602 (1981).

Artículo ADS CAS Google Académico

Grabowski, PE, Surh, MP, Richards, DF, Graziani, FR & Murillo, MS Simulaciones de dinámica molecular del poder de frenado clásico. física Rev. Lett. 111(21), 215002. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.111.215002 (2013).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Zwicknagel, G., Toepffer, C. & Reinhard, PG Detención de iones pesados en plasmas con fuerte acoplamiento. física Rep. 309(3), 117–208. https://doi.org/10.1016/S0370-1573(98)00056-8 (1999).

Artículo ADS CAS Google Académico

Seele, C., Zwicknagel, G., Toepffer, C. & Reinhard, PG Poder de frenado dependiente del tiempo e influencia de un campo magnético infinito. física Rev. E 57(3), 3368. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.57.3368 (1998).

Artículo ADS CAS Google Académico

Sitio web para LAMMPS: https://lammps.sandia.gov/

Nagatomo, H. et al. Estudio de simulación y diseño de un objetivo de cono criogénico para un proyecto de experimento de realización de encendido rápido. física plasmas 14(5), 056303. https://doi.org/10.1063/1.2671124 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ramis, R., Schmalz, R. & Meyer-ter-Vehn, J. MULTI: un código informático para la hidrodinámica de radiación multigrupo unidimensional. computar física común 49(3), 475–505. https://doi.org/10.1016/0010-4655(88)90008-2 (1988).

Artículo ADS CAS Google Académico

Ramis, R., Meyer-ter-Vehn, J. & Ramírez, J. MULTI2D: un código informático para la hidrodinámica de radiación bidimensional. computar física común 180(6), 977–994. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2008.12.033 (2009).

Artículo ADS CAS MATH Google Scholar

Mehrangiz, M. Generación mejorada de iones cuasi-monoenergéticos: basada en la aplicación de nanopartículas de oro en objetivos de nanoesferas llenas de gas. física Plasmas 28(12), 123103. https://doi.org/10.1063/5.0072087 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mehrangiz, M. Aplicación de objetivos de nanocluster de oro hueco encapsulado para la generación de iones cuasi-monoenergéticos y de alta calidad. Física del plasma. control Fusion 64(3), 035007. https://doi.org/10.1088/1361-6587/ac4312 (2022).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Kar, S. et al. Investigación experimental de perforaciones y regímenes de velas ligeras de RPA mediante la variación de parámetros de láser y objetivo. Física del plasma. control Fusion 55(12), 124030. https://doi.org/10.1088/0741-3335/55/12/124030 (2013).

Artículo ADS CAS Google Académico

Kulagin, VV, Cherepenin, VA, Kornienko, VN y Suk, H. Aceleración de iones con un pulso de láser polarizado linealmente no adiabático. física Letón. A 375(7), 1135–1141. https://doi.org/10.1016/j.physleta.2011.01.022 (2011).

Artículo ADS CAS Google Académico

Khoshbinfar, S. Inestabilidades longitudinales del haz de iones acelerado por láser generado experimentalmente relevante para la ignición rápida. Núcleo instrumento Métodos Phys. Res. Secta. A 872, 160–168. https://doi.org/10.1016/j.nima.2017.08.029 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Snavely, RA et al. Intensos haces de protones de alta energía a partir de la irradiación de sólidos con láser de petavatio. física Rev. Lett. 85(14), 2945. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.85.2945 (2000).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Hatchett, SP et al. Haces de electrones, fotones e iones de la interacción relativista de pulsos láser de petavatio con objetivos sólidos. física Plasmas 7(5), 2076–2082. https://doi.org/10.1063/1.874030 (2000).

Artículo ADS CAS Google Académico

Roth, M. et al. Encendido rápido por intensos rayos de protones acelerados por láser. física Rev. Lett. 86(3), 436. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.86.436 (2001).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Mason, RJ Mecanismos de calentamiento en objetivos de cono impulsados por láser de pulso corto. física Rev. Lett. 96(3), 035001. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.96.035001 (2006).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Xiao, KD et al. Aceleración mejorada de la vaina normal del objetivo de protones a partir de la intensa interacción del láser con un objetivo de tubo cónico. AIP Avanzado. 6(1), 015303. https://doi.org/10.1063/1.4939814 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Rey, JA et al. Estudios sobre el transporte de electrones calientes generados por láser de alta intensidad en objetivos de alambre acoplados a cono. física Plasmas 16(2), 020701. https://doi.org/10.1063/1.3076142 (2009).

Artículo ADS CAS Google Académico

Akli, KU et al. Acoplamiento de luz láser de alta intensidad a electrones rápidos en encendido rápido guiado por cono. física Rev. E 86(6), 065402. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.86.065402 (2012).

Artículo ADS CAS Google Académico

Renard-Le Galloudec, N. et al. Guiado, enfoque y transporte colimado de electrones calientes en un canal en la punta extendida de los objetivos del cono. física Rev. Lett. 102(20), 205003. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.102.205003 (2009).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Tanaka, KA et al. Estudios básicos e integrados para encendido rápido. física Plasmas 10 (5), 1925–1930. https://doi.org/10.1063/1.1567722 (2003).

Artículo ADS CAS Google Académico

Cao, L. et al. Enfoque láser no lineal mediante guía cónica y generación de iones energéticos. física Rev. E 78(3), 036405. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.78.036405 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Rassuchine, J. et al. Localización mejorada de electrones calientes y calentamiento en irradiación láser ultraintensa de alto contraste de objetivos de microcono. física Rev. E 79(3), 036408. https://doi.org/10.1103/PhysRevE.79.036408 (2009).

Artículo ADS CAS Google Académico

Kluge, T. et al. Altas energías de protones de objetivos cónicos: mecanismos de aceleración de electrones. Nuevo J. Phys. 14(2), 023038. https://doi.org/10.1088/1367-2630/14/2/023038 (2012).

Artículo ADS CAS Google Académico

Honrubia, JJ, Morace, A. & Murakami, M. Sobre la generación y el transporte de haces de protones intensos en conos huecos. Radiación de Materia. Extremos 2(1), 28–36. https://doi.org/10.1016/j.mre.2016.11.001 (2017).

Artículo Google Académico

Arber, TD et al. Enfoque contemporáneo de partículas en células para el modelado láser-plasma. Física del plasma. control Fusion 57(11), 113001. https://doi.org/10.1088/0741-3335/57/11/113001 (2015).

Artículo ADS CAS Google Académico

Mehrangiz, M. & Khoshbinfar, S. Sobre la evaluación del umbral de ignición en la propuesta de haz de encendido híbrido protón-carbono. contribución Física del plasma. 60(1), e201900061. https://doi.org/10.1002/ctpp.201900061 (2020).

Artículo ADS CAS Google Académico

Atzeni, S. & Meyer-ter-Vehn, J. La física de la fusión inercial: interacción de plasma de haz, hidrodinámica, materia densa caliente vol. 125 (OUP Oxford, 2004).

Libro Google Académico

Maksimchuk, A., Gu, S., Flippo, K., Umstadter, D. & Bychenkov, VY Aceleración directa de iones en películas delgadas impulsada por un láser de alta intensidad. física Rev. Lett. 84(18), 4108. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.84.4108 (2000).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Petrov, GM, McGuffey, C., Thomas, AGR, Krushelnick, K. & Beg, FN Generación de haces de iones pesados usando pulsos de láser de femtosegundos en los regímenes de aceleración de presión de radiación y aceleración de vaina normal objetivo. física Plasmas 23(6), 063108. https://doi.org/10.1063/1.4953546 (2016).

Artículo ADS CAS Google Académico

Khatami, S. & Khoshbinfar, S. El impacto del ion de impureza en el combustible de deuterio-tritio en el patrón de deposición de energía del haz de encendido de protones. Mentón. J. física. 66, 620–629. https://doi.org/10.1016/j.cjph.2020.05.030 (2020).

Artículo MathSciNet CAS Google Académico

Descargar referencias

Los autores desean expresar su especial agradecimiento al Dr. Rafael Ramis Abril de la Universidad Politécnica de Madrid quien nos ayudó en algunos aspectos de las modificaciones del código MULTI2D con sus valiosas sugerencias. También agradecemos al Dr. Payvand Taherparvar de la Universidad de Guilan con quien tuvimos el placer de beneficiarnos de sus valiosos comentarios durante este trabajo de investigación. Agradecemos al Consejo de Investigación de la Universidad de Guilan por el apoyo parcial de esta investigación.

Departamento de Física, Facultad de Ciencias, Universidad de Guilan, PO Box: 41335-1914, Rasht, Irán

Mahsa Mehrangiz y Soheil Khoshbinfar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

MM concibió la idea. MM, amplió el algoritmo de los códigos y ejecutó simulaciones. MM coordinó los cálculos, analizó los resultados de la simulación y escribió el artículo. S. Kh. brindó apoyo de supervisión.

Correspondencia a Mahsa Mehrangiz o Soheil Khoshbinfar.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Mehrangiz, M., Khoshbinfar, S. Estudio de simulación del objetivo de cono en capa para el concepto de encendido rápido de iones de accionamiento indirecto bajo la teoría de un potencial de interacción efectivo. Informe científico 13, 9454 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36597-0

Descargar cita

Recibido: 18 febrero 2023

Aceptado: 06 junio 2023

Publicado: 10 junio 2023

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

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.