コーンのシミュレーション研究 - 台湾ホワイトストーン株式会社

Scientific Reports volume 13、記事番号: 9454 (2023) この記事を引用

メトリクスの詳細

重水素 - 三重水素核反応によって放出される荷電粒子の阻止力は、弱結合から中程度に結合したプラズマ領域で広く研究されてきました。我々は、従来の有効ポテンシャル理論（EPT）停止フレームワークを修正して、核融合プラズマにおけるイオンのエネルギー損失特性を調査するための実用的な関連性を持たせました。修正された EPT モデルは、次数係数 \(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}) の点で元の EPT フレームワークとは異なります。 }\ln \overline{\Xi }),\)(\(\ln \overline{\Xi }\) はクーロン対数の速度依存の一般化です)。分子動力学シミュレーションは、修正された停止フレームワークとよく一致します。イオン高速点火における関連する停止形式の役割を研究するために、レーザーで加速されたアルミニウムビーム入射下でのコーンインシェル構成をシミュレートしました。点火/燃焼段階では、修正されたモデルの性能は元の形式と一致しており、従来の Li-Petrasso (LP) 理論と Brown-Preston-Singleton (BPS) 理論です。LP 理論は、点火/燃焼状態を提供する速度が最も速いことを示しています。\(\sim\) 9% の不一致を持つ修正 EPT モデルは、 LP 理論と最も一致していますが、元の EPT (LP に対して \(\sim\) 47% の差異あり) および BPS (LP に対して \(\sim\) 48% の差異あり) 手法の一致は維持されています。それぞれ点火時間の加速における 3 番目と 4 番目の貢献。

慣性閉じ込め核融合 (ICF) のような強結合プラズマでは、拡散や温度緩和など、複雑なプラズマシステムの深い理解が必要なプロセスがいくつか発生します 1。さらに、血漿成分のスクリーニングまたは相関効果が存在します2、3。この場合、特定の発射体が不活性で中性化されたバックグラウンドの存在下で移動する、古典的な 1 成分プラズマ (OCP) が考慮されます。そのエネルギーは分子動力学 (MD) シミュレーションを使用して研究されています。強いクーロン結合の効果が OCP に含まれているという事実にもかかわらず、電子物理学と高密度プラズマ内の複数の種は考慮されていません 4、5、6、7。

最近の実験研究は、高温高密度プラズマ領域内を伝播するイオンの阻止能が、Li-Petrasso (LP) および Brown-Preston-Singleton (BPS) の解析阻止能形式の予測を裏付けることを示しています 8,9,10。ただし、一般に受け入れられているこれら 2 つのモデルは、誘電応答には適切ではありません。それらは、弱結合から中程度に結合した血漿領域内で動作します。強結合プラズマ内では、非経験的な時間依存軌道自由密度汎関数理論 (TD-of-DFT) などの量子力学ベースの手法により、より正確な荷電粒子停止モデルが提供されます 11、12、13。ディンら。重水素 - 三重水素 (DT) によって生成されたアルファ粒子を仮定した非経験的 TD-of-DFT 理論を使用すると、高精度の宇宙で使用されている従来の停止フレームワークと比較して、停止能力が最大 25% 低下する可能性があることを示しました。エネルギー密度プラズマ（HEDP）14. さらに、Groth 氏、Dornheim 氏らは、広範な経路積分モンテカルロデータを考慮して、温密度物質 (WDM) 領域における電子ガスの動的密度応答の結果を確認しました 15,16。最近では、モルダベコフらは、ab initio 量子モンテカルロ (QMC) 機械学習表現を開発することによって、非理想的な高密度プラズマにおける荷電粒子の阻止力を調査するために、闘争速度、自由電子、および摩擦関数による分極誘起阻止力に焦点を当てました。

2014 年、Baalrud と Daligault は、プラズマ輸送理論を弱結合プラズマ領域から強結合プラズマ領域に拡張するため、有効ポテンシャル理論 (EPT) として知られる新しい理論を提案しました 7,18。彼らは、フォッカー・プランク (FP) ベースの衝突演算子のテイラー拡張によって輸送係数の式を導出しました。彼らのモデルは、ターゲットプラズマ内に入射する荷電粒子の阻止能を計算するために適用できます。この理論では、粒子の相互作用は平均力のポテンシャルを介して発生します 18,19。さらに、反発相互作用における排除体積は、硬い球に対する Enskog の運動方程式の修正版を実装すると考えられます 18。実験と MD シミュレーションによる検証では、結合強度 Γ (つまり、クーロンエネルギーと熱エネルギーの比) が約 10 ～ 50 である液体のような相関パラメーターを除いて、EPT モデルがかなり正確であることが示されています。、OCP18用。彼らはまた、運動方程式の EPT ベースの予測と FP 形式は、輸送係数について同様の予測をもたらす可能性が高いと結論付けています。

プラズマ輸送の物理的考察の基礎はクーロン衝突計算です。これらの衝突の累積効果、つまり既知のクーロン対数 lnΛ が重要な要素です。小角衝突から大角散乱までの尺度であるこの量は、中間から強結合プラズマ領域においてより重要になる。 LP 停止形式では、ICF での DT プラズマの点火に適した適度に結合したプラズマ (2 ≤ lnΛ ≤ 10) における小角衝突だけでなく大角散乱の重要性が強調されています 8,9。これは、衝突演算子におけるクーロン対数の明示的な寄与に相当します。したがって、Rosenbluth による FP 方程式の元の処理とは対照的に、彼らは、lnΛ ≥ 2 プラズマにおいて適切な正当性を持つように、衝突演算子のテイラー展開の 3 番目および 2 次項の一部を保持した FP 方程式を一般化しました。大角散乱の効果は、強結合プラズマ (つまり、lnΛ ≤ 1) においても非常に重要です。ここで、クーロン対数の値が低いため、衝突演算子における 1/lnΛ 項の寄与が明白な重要性を持つことが予想されます。したがって、EPT 停止形式の最初の 2 つの項だけを考慮すると、強結合プラズマにおける荷電粒子のエネルギー損失の現実的な図が得られない可能性があります。後者は、現在国立点火施設 (NIF) で追求されている、圧縮段階とそれに続く点火段階および燃焼段階中の ICF プラズマ体制において正確な意味を持っています 21,22。

国立点火施設は間接駆動構成で ICF を分析するように設計されていますが、間接駆動統合高速点火 (FI) またはイオン高速点火 (IFI) の実験研究はまだ実施されていません。一方、FI、特に IFI スキームは、ICF の最近の研究で大きな成果を上げるために大きな関心を集めています。適切な強力なレーザーパルスの欠如、アブレーションされた金と圧縮された燃料コア間の混合、平行な準単一エネルギーイオンビームの生成と加速、およびガイドコーンと空洞内でのそれらの効率的な伝播が主な障害と考えられています。これらの複雑さを考慮すると、加速メカニズム、燃料プラズマの爆縮、点火、燃焼段階、実験ターゲット、セットアップ構成の力学を理解するための優れた参考資料としてコンピューターシミュレーションを入手できます。これまで、イニシアチブを計算するための要件が限られていたため、1 次元および 2 次元の数値シミュレーションが広く使用されてきました。

IFI 方式の場合、イオンビーム強度は非常に高くなります。プラズマ媒質などの物質を通る高速イオンの伝播は媒質の「密度効果」を示し、媒質の集合的な分極が高速イオンの場の部分的な相殺を引き起こし、エネルギー損失率を低減することが示されました。イオン25、26。したがって、ビーム密度が十分に高い場合、阻止力の向上が起こるため、イオン停止プロセスに顕著な影響を与える可能性があります26。

近年、爆縮27、温密度物質28,29、レーザー生成プラズマとその後の加速器ビーム30,31によって生成されるICF関連プラズマ中の高速粒子の停止など、新たな実験解析が報告されている。これらの実験的測定は、広範囲の異なる血漿領域に及びます。ただし、プロービングテストの電荷は、初期エネルギーの比較的小さな部分を失います。したがって、得られたデータや他の許容可能な理論との類推には、停止形式主義の標準的かつ適切な処理が不可欠です。

ICF 研究では、LP 理論は、計算と分析が知覚的に簡単であるため、広く考慮されています。速度論的な観点からは、BPS は別の組み合わせられた減速技術とみなされますが、ICF モデリングへの適用可能性を検証するための EPT 形式主義に関する研究は不足しています。

この研究の焦点は、ICF 関連のプラズマターゲットの高速点火 (FI) における LP、BPS、EPT を含む 3 つの減速モデルの役割を分析することにあります。この目的のために、間接駆動 IFI スキームでコーンインシェルターゲットをシミュレートします。このシミュレーションでは、準単一エネルギーイオンビームの加速、爆縮した DT 炉心との相互作用、炉心の点火および燃焼段階への影響を同時に研究することを目的としています。別の試みとして、元の EPT モデルに対する衝突演算子の変更を検証し、FI プラズマの評価に使用する他の 3 つの関連する停止理論と比較します。

弱結合プラズマ領域における高速充電の減速は、よく特徴付けられています。しかし、ICF 関連の実験はほぼ中程度に結合しており、多くは高速核融合生成物イオンによる燃料プラズマ加熱に依存しているため 9,32,33、理論と MD シミュレーションを使用して高密度プラズマにおける停止フレームワークを文書化する努力がなされてきました 9,32,33。 34、35、36。

ICF 研究における LP 理論の広範な使用とその手法の魅力により、テイラー展開の第 4 項を計算することで元の理論を再分析するようになりました (計算された構造パラメータはサポート情報、図 S3 で詳細に分析されています)。。しかし、弱結合から強結合のレジームにおける EPT フレームワークの適切な扱いが報告されたことは、結果を評価するために LP 理論で元の EPT に続いた修正の取り組みを研究する動機となりました。

FP アプローチは、衝突時の運動量伝達に関するボルツマン方程式のテイラー級数展開から得られます。元の EPT モデルにおけるこれら 2 つのアプローチ間の関係は、参考文献 18 で解釈されています。ボルツマン形式は、FP アプローチのように散乱角に関して拡張しません。したがって、LP 理論で以前に調査した FP 結果の高次項を使用する代わりに、ボルツマン方程式から直接ストッピングパワーを計算することで、より正確な答えを得ることができます。私たちは後者の問題を慎重に評価しました。私たちは、弱結合領域では、FP 方程式がどれほど高次で実行されても、最終的にはボルツマン方程式 (平均力運動方程式の場合はボルツマンのような方程式) に収束することを発見しました。ただし、弱い結合から強い結合に至るまで、高次の FP 法から見られる補正は、ボルツマン解にはあまり近づきません。したがって、理論的な計算に基づいて、5 番目の項の数を維持することで係数が改善され、\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-展開の第 2 項の 0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }),\) が得られます。ここで \(\ln \overline{\Xi }\) は速度に依存する一般化とみなします。クーロン対数の.後者は、元の EPT モデルが行う完全なボルツマンを維持するよりも、高次 FP 法の方が正確であることを明らかにできます。計算方法と取得されたパラメーターは、サポート情報で入手できます。情報、パラメーター \(\ln \overline{\Xi }\) は、計算中に \(\ln \overline{\Xi }_{{ss^{\prime}}}\) によって表示されます。テスト粒子 s が速度 \({\mathbf{v}}_{s}\) および \({\ で場の粒子 \(s^{\prime},\) と衝突すると仮定して得られる結果それぞれ mathbf{v}}_{{s^{\prime}}} 、\)。

最初の比較として、図 1 は、2 つの異なる相対質量について、修正された EPT 停止 (ケース (I ～ III)) の結果を元の EPT 形式と比較しています。ここで、ケース (I ～ III) はそれぞれ、参考文献 18 で予測された元の EPT フレームワークに 3 次から 5 次の追加を導入しています。さらに比較するために、大規模原子分子超並列シミュレーター (LAMMPS) を使用した MD シミュレーション結果を含めます。）方法で説明されているように、サンディア国立研究所によって開発されました37。この研究の目的の 1 つは、さまざまな結合強度が制動力にどのように影響するかを調査することです。 Γ が増加すると、衝突モデルの摩擦項と一般化クーロン対数への依存性を調べることで明らかにできる 3 つの重大な変化が予想されます\(\ln \overline{\Xi }\)。つまり、 \(\ln \overline{\Xi }\) パラメーターには、2 つの粒子間の特定の相対速度における衝突の物理学を表す項と、それらの衝突が発生する確率を特徴付ける項が含まれています。

結合強度値 Γ が 0.1、1、10 の場合の mrel = 1000 と mrel = 1 の阻止力の比較。赤色の実線の曲線は元の EPT モデルを示します。オレンジ色の破線、紫色の破線、緑色の点線の曲線は、それぞれ、FP 法の 3 次から 5 次の効果を元の EPT フレームワークに導入しています。 MD の結果は黄色の三角形で指定されます。さらに比較するために、MD 結果に対する各停止曲線のパーセンテージの差が 2 つの相対質量の棒グラフで表されます。

関連する見かけの変化には、ブラッグピークの上昇速度が含まれます。減速曲線は速度が上がるにつれて広がり、以前に宣言したように、減速曲線の大きさは (\(k_{B} T/a\) の単位で) 増加します。

mrel = 1000 の場合、Γ = 0.1 の結合強度値に関して、EPT、ケース (I ～ III)、および MD シミュレーションに基づく形式主義が低速でよく一致していることがわかります。ブラッグピークでは、元の EPT モデルは停止曲線を予測します。高速では、従来の EPT 形式では MD 結果の予測がまだ不十分です。しかし、ご覧のとおり、MD の結果は症例 II および症例 III とよく一致しています。

Γ ≥ 1 の場合、EPT とその修正されたフレームワークの両方が MD データを定性的に予測します。ただし、ケース (I ～ III) と比較すると、従来の EPT は MD 結果を定量的に大きく下回る一方、ケース II および III は MD データとほぼ同じ挙動を示します。

もう 1 つの明らかな問題は、強い結合領域でブラッグピークが広がり、より高いテスト粒子速度にシフトすることです。これは、衝突下にある粒子の相対速度に対する断面積係数の鈍感によって引き起こされる可能性があります。一方、強い結合では、遮蔽効果によって隣り合う粒子間の衝突範囲が制限されるため、衝突下にある粒子の相対速度は散乱角がほぼ 90°未満になるように十分に速くなければなりません。その場合、断面積の値が大きくなり、正規化された減速曲線が増加する可能性があります。

mrel = 1 についても同様の結論が得られます。ここでは、非常に低速では停止曲線が負になり、全体の停止が熱化項によって支配されることがわかります。より適切に比較するために、さまざまな相対質量について、考慮されていない減速曲線と MD データのパーセンテージの差も分析しました (図 1aiv および biv)。両方の相対質量のバーを比較すると、mrel = 1000 でパーセンテージの差を本質的に抑制できることがわかります。その結果、MD シミュレーション結果に基づいて比較すると、FP 次数を元の EPT モデルに増やすと、イオンと電子の衝突 (mrel = 1000) がより一致することが示されると結論付けることができます。さらに、ケース II は、ケース III と比較して、両方の相対質量に対してほぼ同じ影響を及ぼします。これは、5 を超える FP 次数がストッピングパワーの最終結果に及ぼす影響がわずかであることを示しています。

2 番目の比較として、LP、BPS、EPT、および非磁化プラズマにおけるその修正フレームワークを含むいくつかの減速理論も比較しました。簡単にするために、EPT モデルの修正された形式としてケース II のみを考慮しました。この比較は、サポート情報の図 S1 で 3 つの異なる結合レジームの関数として利用できます。 LP および BPS の理論が EPT およびケース II と同様に比較されることを示しました。ただし、結果は、LP および BPS 停止曲線が強く結合した領域 (Γ = 10) ではパフォーマンスが低いことを明確に示しています。

EPT モデルを修正するための私たちの戦略は、コーン誘導 FI シナリオにおける核融合プラズマの点火/燃焼の表現に対する私たちの取り組みの影響を分析することでした。非理想的な条件では、プラズマの密度と温度は不均一であり、この不均一性は当然粒子間の衝突の影響を受けます。したがって、この動作の理論的根拠は、特にホットスポット領域における発火/燃焼状態について十分に文書化された予測を行うために、適切な減速モデルを活用することです。この仮説は、FI 関連プラズマの流体力学的展開における従来の停止配合の役割を示すシミュレーションを実行することによってテストする必要があります。ただし、この論文で議論中のシナリオであるイオン高速点火 (IFI) の物理プロセスは複雑です。これらは広い空間範囲、異なる時間スケール、加速されたイオンの伝播、およびマルチフィジックスを備えているため、1 つのコード内ですべてのプロセスをシミュレートすることはほぼ不可能です。

IFI の典型的なターゲットは、レーザーで加速されたイオンビームを通過させるためのガイドコーンが取り付けられたシェルターゲットです。ここでは、空洞内部のコーンインシェルターゲット構造を使用して、間接駆動 IFI 技術の仮説をシミュレーションして研究します。我々は、ns レーザービームが空洞軸に対して 50°の角度で空洞内に入射し、X 線放射を生成し、これが CH-DT カプセルの爆縮につながる可能性があると考えています。カプセルの構造は、FIREX-I プロジェクトの第 1 段階で踏襲された設計に基づいて選択されました38。シミュレーションのセットアップと構造パラメーターはメソッドで利用できます。

図 5 で紹介した概略図 (「方法」を参照) を使用して、図 2 の放射線流体力学コード MULTI2D39,40 を使用して、ターゲットの爆縮の 2 次元 (2D) 動力学を 4 つの異なるカプセルと X 線の相互作用でシミュレートします。ホルラウム駆動のシミュレーションで得られた時間 (「モデリング」を参照)。ガイドコーンに対する爆縮の影響をより正確に観察するために、数値データを離散化し、コーンの初期位置に関連する rz 限界の空間分解能を粗くすることに注意してください。

図 5 で検討したコアインシェル構造の MULTI2D シミュレーションから得られた爆縮プロファイル。(a) ピーク出力 354 TW、総エネルギー 1.314 MJ のホルラウム駆動のシミュレーションで検討したレーザーパルス形状、(b)イオンの最大温度 (Timax) と最大密度 (ρmax) の時間的図解、(c) 4 つの異なるカプセル X 線相互作用時間における密度とイオン温度の空間分布。取り付けられたコーンの初期位置は白点線で示されています。

図2に示すように、コーン・イン・シェル型ターゲットの爆縮では、ベースのカプセルの形状は、相互作用の直前に考慮された球形とは大きく異なります。これらの条件下では、円錐の先端は爆縮したコアからのプラズマ流によって変形し、ピーク圧縮 (25.36 ns) までの相互作用時間が増加することで徐々に増加します。

図から、ピーク圧縮は 25.36 ns で得られます。このとき、カプセルの外殻の大部分と内部は高度に圧縮されます。ただし、コアプラズマと変形した錐体壁の間の界面を横切る速度は異なり、これがケルビン・ヘルムホルツ不安定性の発生につながる可能性があります。したがって、見てわかるように、爆縮したプラズマコアは巻き上げられ、円錐壁に向かって引きずられます。後者は円錐の外壁のイオン化にあまり影響を及ぼさないため、最大イオン化は状態電荷 + 4 程度であることがわかりました。

コア密度は最大圧縮時に約 440.447 g/cc に達します。さらに、ガイドコーンの存在によって圧力の不均衡が発生し、ホットスポットがコーンの先端に向かって移動します。圧縮のピークでは、コーンの先端が著しく崩壊し、その後、低密度プラズマがコーン内部の真空領域を強制的に通過することに成功し、これがコーン内壁のイオン化に影響を与える可能性があります。得られた結果によると、円錐内壁に対するイオン化の影響は考慮した 4 つの爆縮時間で等しくありませんが、最大のイオン化は円錐の先端から約 +10 離れたところで発生します。残念ながら、このイオン化とその後のコーン先端の変形は、プラズマコアの加熱手順には好ましくありません。したがって、25.24 ns で爆縮したコア構造を考慮して、さらなる解析を続けることを目的としています。ただし、この時間値ではコーンの先端の形状がすでに歪んでいますが、ガイドコーン内の真空領域はほぼきれいであることに注意してください (図 2ciii を参照)。

より重いイオン種 (Z > > 1) の新しい加速メカニズムは、IFI コンセプトに一連の実用的かつ効率的な可能性をもたらしました 41、42、43、44。しかし、核プラズマ中の重イオンの伝播によって生じる微小不安定性の成長の困難を考慮することは、燃料の点火/燃焼段階に影響を与える可能性があるため、議論の余地のない課題と見なされています。後者は、安定性を高めるために成長率を制御するか、さらには抑制する必要があると想定しました。この課題は、Khoshbinfar によって、事前圧縮された DT プラズマ領域で C6+ (エネルギー広がり \(\sim\) 10%) と Al11+ (エネルギー広がり \(\sim\) 20%) の 2 つの異なる重イオンに対して分析的にテストされました 45。これらの結果は、レーザーで加速された C/Al イオンによる FI では、より高いエネルギー (参考文献 45 で言及されているものなど) の恩恵を受け、その後、より高度なイオン化が、温度で発生する微小不安定性を軽減する上でより顕著な役割を果たす可能性があることを宣言しました。燃料プラズマの点火/燃焼段階。したがって、陽子などの軽イオンを用いた IFI の適切な代替手段として提案できます 46、47、48、49、50、51、52、53、54、55、56、57、58。

レーザー加速されたアルミニウムイオンがコア加熱プロセスに及ぼす影響を調べるためには、エネルギースペクトル、空間分布、エミッタンスなど、加速されたイオンの主な特性を取得する必要があります。図5に示す円錐形ターゲットの先端に位置する高品質なマルチMeV Alイオンの生成を目的として、2D3V PICコードEPOCH59を用いてアルミニウムイオン生成シミュレーションを実施し、ビームの主要パラメータを求めました。次に、パラメータは MULTI コードの初期値として使用され、コーンインシェルターゲットの点火/燃焼段階を分析しました (「方法」を参照)。

t = 25.24 nsで爆縮したDTコアプロファイル（図2ciii）を初期プラズマプロファイル（図3ai）として使用し、このセクションの残りの部分では、加速されたアルミニウムビームの入射後のコア加熱シミュレーションを実行します。レーザーパルスは、コーンの金壁とアルミニウム箔をそれぞれ Au40+ と Al12+ の状態電荷にイオン化する可能性があります (詳細は「方法」を参照)。 Al12+ イオン密度分布を図 3aii にプロットします。ビーム入射後の爆縮炉心の加熱 (点火/燃焼) を調査しようとしているため、加速された Al12+ イオンが爆縮炉心のピーク圧縮領域 (tinj = 10.42 ps) に達する時間まで PIC シミュレーションを継続しました。図 3ai および aii に概略的にプロットされているように、Al 箔は初期爆縮シミュレーションボックスの外側に配置されています。したがって、図 3aiii には、イオン化フォイルからの Al ビームの失われた空間分布も示されています。図 3a から、Al12+ イオン密度分布には、中央領域の周囲でよりコンパクトな濃度が含まれていることがわかります。しかし、加速されたイオンは z \(\sim\) 470 μm で非常にコンパクトになり、Al12+ イオンが錐体の先端から遠い距離まで高密度分布を持っていることを示しています。実際、加速領域での電荷分離によって引き起こされる高速電子によって生成される横電場は、円錐壁の界面を通って伝播しようとします。ただし、Au40+ イオンは Al12+ イオンよりもはるかに重いため、円錐軸に向かう加速はそれほど深刻ではありません。この場合、ホットエレクトロンはコーン壁に捕捉され、コーンの先端に向かう表面電流を生成します。これにより、加速された Al12+ イオンがコーンの軸に向かって押し出され、イオンがコーンの先端よりも小さい直径に圧縮されます (図 3aii を参照)。）。このケースと同様のケースは、参考文献 58 で以前に説明されています。

(ai) 25.24 ns での密度とイオン温度の空間分布、(aii) 10.42 ps の加速後のコーン壁とイオン化アルミニウム箔からの Al12+ イオンの密度分布。比較しやすくするために、イオン化フォイルから加速された Al12+ イオンの密度分布を、爆縮コア構造シミュレーションボックス領域の外側の領域で示します ((aiii)、(b) 10.42 ps の加速後の Al12+ イオンエネルギースペクトルを参照。 10.42 ps の加速後のイオンのエネルギー角度分布を示します。

より良く分析するために、注入時 (10.42 ps) での Al12+ イオンのエネルギースペクトルを示しました。図より、ピークがよく表現され、分散が低減されていることがわかります。挿入図に示されているように、加速スキームでは、ビームコア注入時の開口角 θ \(\sim\) 5.6° を持つ高品質のアルミニウムバンチが示されています。このとき、加速されたイオンは約 60 MeV/u のカットオフエネルギーを維持します。また、加速された Al12+ イオンの最大数は約 4.48 × 1011/μm です。MeV は約 10 MeV/u のエネルギーに相当します。 DT コアの加熱に必要なビーム特性を正確に決定するために、Al12+ イオンの平均エネルギー Eave,Al とエネルギー広がり ΔEAl/EAl を計算しました。これらはそれぞれ約 17 MeV/u と 0.24 と計算されました。

爆縮した燃料に点火するには、流体力学的平衡時間 (τeq)60 未満の時間で入射ビームをターゲットに照射する必要があります。そうしないと、プラズマターゲットが膨張するにつれて、点火手順を開始するのに必要な密度が得られなくなります。参考文献 60 に続く以前の研究では、初期半径が 20 μm、初期温度が 1 keV の球状 DT ホットスポットの場合、推定される流体力学的平衡時間が少なくとも 26 ps になることを示しました。

現在の研究では、図 2 のシミュレーション結果は、短半径と長半径がそれぞれ約 18.9 μm と 27.2 μm である DT コアのほぼ楕円形のプロファイルを示しています。また、アルミニウムビームによって駆動されるこの DT コアプロファイルの点火エネルギー閾値 Eig も調査しました。考慮された 4 つの停止形式に応じて、注入時の爆縮 DT プラズマの平均値は約 Eig,ave = 8.29 kJ であることがわかりました。計算された構造パラメーターは、方法図 6 で利用できます。

より正確に、検討中の停止フレームワークの堆積半径を計算しました。計算された半径は、4.86 μm (LP の場合)、5.48 μm (EPT (ケース II) の場合)、6.08 μm (従来の EPT の場合)、および 7 μm (BPS の場合) です。 Rothらによる取り組みでは、彼は、平行陽子点火ビームの場合、必要な最適焦点半径はおよそ \(\le 60/\left[ {\rho /(100g/cc)} \right]^{0.97} \μ m\) でなければならないと示唆しました48。この結果によれば、現在の高密度 DT コア (436.4 g/cc) が高速陽子によって点火された場合、必要なビーム半径は少なくとも 14.4 μm になると予想されました。それにもかかわらず、準単一エネルギーのアルミニウムビームでは電荷対質量比が低いため、関連する値は抑制されると予想されます。議論したように、この主張は、考慮された停止形式に対するビーム半径の計算値と一致しています。

これらの仮定の下では、流体力学的平衡時間は少なくとも 30 ps であると考えることができます。この場合、方法 (図 6) で導入された点火エネルギーを使用して、注入されたアルミニウムビームが爆縮した炉心を 23 ps 照射すると仮定します。さらに、初期条件として、予圧縮された等モルの DT ホットスポットが、それぞれ約 1.52 keV と 436.4 g/cc の初期温度と密度を維持すると考えます (図 2 を参照)。

図 4 は、パルス終了時 (23 ps) およびビーム伝播中の、コロナおよび高密度コアプラズマボリューム内のアルミニウムビーム経路に沿った 2 次元密度 (半分が上) とイオン温度 (半分が下) の分布を示しています。 (50 ps)。より適切に比較するために、マップを 140 μm < z < 740 μm および - 14.8 μm < r < 14.8 μm にゾーン分けしました。密度のスケール (100 g/cc に正規化) は 430 ～ 1900 g/cc に設定され、温度のスケール (1 keV に正規化) は 0.9 ～ 19.2 keV に設定されます。シミュレーションコードで使用されている停止モデルに関係なく、すべての場合においてアルミニウムビームがターゲットを貫通し、23 ps 後に高密度 DT コアに到達することがわかります。このとき、Al12+ イオンはそのエネルギーの大部分をプラズマ体積に蓄積し、その後熱核発電を引き起こす可能性があります。後者は、Al12+ イオン堆積領域内に閉じ込められたプラズマを自発的に加熱することができます。図から、高密度コアの温度上昇はコロナプラズマよりも高いことがわかります。さらに、マッププロファイルで見られるように、温度上昇は、高密度 DT コアの限界にゾーン化されたビーム伝播のほぼ中心領域でより顕著です。おそらくこの問題に対する最も適切な答えは図 3aii でしょう。この図から、Al12+ イオンの最高密度分布は加速ビームのほぼ中心限界に集中しています。したがって、ビームとプラズマの相互作用の強化により、関連するプラズマ限界では数 keV の温度上昇がもたらされる一方、周辺領域の温度上昇はより低い温度上昇に限定されることが予想されます。対照的に、見てわかるように、堆積されたビーム経路の周辺領域では密度が増加します。実際、アルミニウムビームによってもたらされる高速エネルギー蓄積の結果として、衝撃波がプラズマボリューム内に前方に発射されます。衝撃領域はほぼ有限です。ただし、衝撃領域内に限定された高密度のボリュームを蓄積するには十分な強度があります。したがって、密度は増加し、シミュレーション結果から、さまざまな停止理論で 640 g/cc を超えるピーク密度に達します。後者は、燃焼伝播中 (50 ps) にも見られます。

密度 ρ とイオン温度 Ti の比較、4 つの異なる停止フレームワークの爆縮 DT ターゲットのマップ。 (a) LP、(b) EPT (ケース II)、(c) 従来の EPT、および (d) BPS。比較は 2 つの異なる時間値に対して実行されました。 (i) 注入されたアルミニウムビームの終了直後 (0.023 ns)、および (ii) 燃焼波がプラズマ体積内を伝播しているとき (0.05 ns)。さらなる分析のために、累積ホットスポットエネルギーの時間発展もさまざまな停止形式で示されます ((iii) を参照)。エネルギー曲線は、PdV 仕事 (赤線)、放射損失 (緑線)、および α 堆積エネルギー (青線) を示しています。茶色の楕円曲線は、高密度 DT コアの初期位置を表します。

保守的な発火基準 \(\rho_{hs} R_{hs} T_{hs} > 6g.cm^{ - 2} .keV\)61 によれば、ホットスポットの温度が 10 keV に達すると発火します。 23 ps に対応するフレームでは、すべての停止ケースで、Al12+ イオンが点火条件に必要なエネルギーを提供していることがわかります。ただし、予想通り、LP および EPT (ケース II) のこの温度上昇は、着火状態の改善を示す従来の EPT および BPS モデルと比較してより明らかです。この結果の重要な答えは、従来の EPT および BPS と比較した最大の退出阻止力値を持つ LP および EPT (ケース II) モデル (いわゆる BP) のアルミニウム侵入深さにあります (図 6 を参照)。この結論は 50 ps でも許容可能です。

累積ホットスポットエネルギーの時間的変化も図 4 に示しています。流体力学的圧縮 (PdV 仕事、赤) により、総ホットスポットエネルギーが増加します。この増加傾向は、アルファ加熱 (青) と IFI の流体力学的平衡時間まで続きます。この手順は、流体力学的平衡後に発生する流体力学的膨張 (PdV 仕事、赤) と制動放射損失 (緑) により抑制されます。 23 ps ≤ t ≤ 50 ps の考慮された時間間隔内での曲線の変化を考慮すると、モデルを停止するパフォーマンスはほぼ同様であると推測できます。それにもかかわらず、LP 形式は他の停止方法と比較して、より速い速度と累積エネルギー曲線のより高い値を示します。この比較では、我々の修正 EPT フレームワーク (ケース II) が LP 手法と最も一致しており、従来の EPT 手法と BPS 手法のフレームワークはそれぞれ 3 位と 4 位にあります。さらなる研究のために、私たちの主な結果の概略的な概要もサポート情報の図S2に示されています。

この研究で発表された研究は、慣性閉じ込め核融合 (ICF) 関連のプラズマターゲットのイオン高速点火 (IFI) における点火/燃焼条件の定性的研究における停止力モデルの役割を調査します。この目的のために、Li-Petrasso (LP)、Brown-Preston-Singleton (BPS)、および有効ポテンシャル理論 (EPT) を含む 3 つの減速手法を採用しました。別の試みとして、元の EPT モデルに対する衝突演算子の変更を調査し、他の 3 つの関連する停止理論と比較しました。元の EPT を変更するために、LP フレームワークに従った変更手法を使用しました。後者は、衝突演算子の 3 次から 5 次の項を考慮した従来の EPT モデルを修正することになりました。改善された係数が見つかりました。\(1 + {2 \mathord{\left/ {\vphantom {2 {(5}}} \right. \kern-0pt} {(5}}\ln \overline{\Xi }) ),\) 展開の第 2 項では、クーロン対数の一般化に対する第 2 項の依存性を示していました、\(\ln \overline{\Xi }.\) 4 次と 5 次が次であることがわかりました。これらの項は、修正された EPT モデルに対してほぼ同じ影響を及ぼします。したがって、簡単にするために 5 より大きい次数は無視できます。分子動力学 (MD) シミュレーションは、修正された停止フレームワークとよく一致しました。また、ほぼ一致しました。弱/中結合プラズマにおける修正モデルと LP 理論との関係 IFI シナリオにおけるさまざまな停止モデルの役割を研究するために、間接駆動 IFI スキームに続くコーンインシェル構成を採用しました。点火装置としてビームプロファイルを使用し、コード EPOCH59 を使用してシミュレーションによってその生成を調査し、燃料スキームは FIREX-I プロジェクトの第 1 段階で従った設計に基づいて選択されました 38。さらに、ターゲットをシミュレートするために、MULTI2D コード 39,40 を使用しました。円錐先端変形における爆縮の重要性について議論した。さらに、発散性、平均エネルギー、エネルギー広がりなどのアルミニウムビームパラメータを考慮して、検討された停止フレームワークのコア加熱特性が分析されました。主な結果は次のように要約できます。

4 つの検討された停止モデルについて、疑似単一エネルギーのアルミニウムビームのシミュレーションされたエネルギー堆積は、点火ビームがその全エネルギーを高密度コアに堆積せず、エネルギーの一部がコロナプラズマ体積内のその経路に沿って堆積されることを明らかに明らかにしています。。

4 つの停止ケースにおける最小点火エネルギー値の比較は、入射ビーム注入時の爆縮 DT プラズマの一致を表します。この宣言により、修正された EPT モデルと LP の点火エネルギーは類似しており、その差は約 1.74% になります。一方、LP と比較して、EPT と BPS の報告値はそれぞれ 3.86% と 7.47% に増加します。

すべての停止モデルにおいて、アルミニウムイオンは、考慮されたパルス終了 (23 ps) での点火条件 (10 keV) に必要な温度を提供します。ただし、後者は、修正された EPT 形式主義と LP 理論でより明らかです。この結論は、燃焼波の伝播中にも受け入れられます。

ホットスポットの累積エネルギーの観点からは、すべての停止フレームワークのパフォーマンスは一致しています。それにもかかわらず、LP 形式は、他の停止フレームワークと比較して、より速い速度とより高い値を示します。さらに、私たちの修正 EPT モデルは LP 法と最もよく一致しています (\(\sim\) 9% の差異あり)。一方、従来の EPT モデル (LP に対する \(\sim\) 47% の差異あり) と最もよく一致しています。および BPS (LP に対して \(\sim\) 48% の差異あり) 手法は、それぞれ点火時間の加速における 3 番目と 4 番目の寄与を維持します。

この比較のために、質量 M、電荷 q、初速度 V0 の高速テスト粒子が、磁化されていないプラズマ内で x 方向に発射されました。この研究では、mrel = M/m として定義される相対質量が考慮されました。ここで、m は OCP におけるフィールド粒子の質量と見なされます。この研究では、mrel = 1000 でイオンと電子の相互作用がほぼ表現されました (陽子と電子の質量比はおよそ mrel = 1836)。 mrel = 1 の相対質量は、イオンと相互作用するイオンまたは電子と相互作用する電子を表します。また、急速充電テストの阻止力と初速度 (V0) の単位は \(k_{B} T/a\)、\(V_{T} = \sqrt {2k_{B} T/m} です。 ,\) それぞれ、\(a = (3/4\pi n)^{1/3}\) は、温度 \(T\) と密度 \(n. \)

MD シミュレーションは、サンディア国立研究所によって開発された LAMMPS を使用して実行されました37。表 1 に示す結合強度に基づいて定義された 3 つの異なるドメイン長に対応する、立方晶周期境界条件が使用されました。さらに、非磁性プラズマについては \(3.1 \times 10^{4} \omega_{p }^{ - 1}\) 速度スケーリングサーモスタット下での熱力学的平衡。

FIREX-I では、ポリスチレン (CH) と極低温 D2 または DT シェルターゲットが爆縮されて、高密度のコアプラズマが生成されます 38。この論文の仮説を実行するために、この構成の分析 2D シミュレーションを実行しました。

開口角 30°の Au コーンを、半径 250 μm の球状 CH (厚さ 6 μm)-DT (厚さ 10 μm) シェルに取り付けます。このスキームは、カプセルに低密度 (10 ～ 4 g/cc) の DT ガスを充填することに依存しています。この技術は、ICF ターゲットの点火プロセスを自然に強化することを目的とした単純な潜在的なターゲット種と見なされます。実際、カプセル化された CH-DT 層と比較して、中心の DT ガスの密度ははるかに低いため、爆縮段階でより多くのエントロピーを取り込む可能性があります。したがって、中央領域の温度が上昇するとホットスポットが形成され、それ自体が発火の開始点として機能する可能性があります。

ガイドコーンの構造は、先端内径 10.9 μm、先端厚 7 μm、先端付近の壁厚 5 μm で、シェル中心からのオフセットは 50 μm です。私たちのシミュレーションでは、ターゲットはまず、ピークパワーが約 354 TW、総レーザーエネルギーが 1.314 MJ の、時間的に整形された 24 ns 長のレーザーパルスによって駆動されました (図 2a を参照)。爆縮プロセスをシミュレートするために、93 個のレーザーパルスの 2 つのグループに分割された 186 個のレーザービームを検討します。そのうちの 1 つはレーザー入口穴 (LEH) の上から空洞内に注入され、もう 1 つは LEH の下から注入されます。さらに、パルスは空洞軸に対して 50°の角度で空洞内に注入され、X 線放射が生成されます。

間接駆動 IFI シミュレーションでは、2 つの異なる問題に直面しています。 1 つ目は、適切なカプセルを使用して爆縮/燃焼状態を分析するために、空洞 - コーン - シェルのターゲット設計のシミュレーションを作成します。 2 つ目は、取り付けられたコーン内でレーザー加速されたイオンビームのシミュレーションを行い、IFI 関連のプラズマターゲット内のビーム特性と伝播を分析します。関連する事例により、MULTI39,40 の 2 次元 (2D) シミュレーションコードを使用して仮説を立て、爆縮および燃焼段階における ICF 関連のプラズマターゲットの IFI を調査することができました。ただし、原則として、コード MULTI2D は、プラズマの流体力学的記述 (運動効果なし) を使用して、従来の (直接/間接) ICF 問題 (ns パルス、1015 W/cm2) をシミュレートすることを目的としています。 IFI の場合、物質の圧縮、プレパルス加熱などを含むいくつかの二次的な側面を研究するために使用できますが、ターゲット法線で行われるような fs 時間スケールでのレーザー相互作用の主要なプロセスには使用できません。シース加速 (TNSA) または放射圧加速 (RPA) の概念。後者は、コーンに取り付けられたターゲットにおけるイオンビームの加速と制御性を調査するために、この研究の 2 番目の補助コードとして 2 次元 2D3V パーティクルインセル (PIC) コード (EPOCH)59 を使用することにつながりました。

シミュレーションボックスは rz 円筒座標にあります。シミュレーションボックス内の各セルのサイズは両方向で同じで、Δr = Δz = 1 μm に等しく、シミュレーションのタイムステップは Δt = 3 fs です。流体力学方程式は、ラグランジュベースの方法によって解きます。 DT ターゲットで考慮されるセルの数は、両方向で 90 (CH 層の場合)、90 (DT シェルの場合)、および 60 (DT ガスの場合) です。さらに、すべての計算において、計算格子点は 320 × 280 であり、そのほとんどはシェルとコーンおよびその周囲に累積されます。

私たちは、放射圧加速（RPA）領域の効果下での超高強度の短レーザーパルスと薄いアルミニウム箔の相互作用に焦点を当てました。コード EPOCH で考慮された最初のターゲット構成には、図 5 に示すように、密度 19.3 g/cc の Au コーンとその内側の薄いフォイルが含まれています。フォイルは密度 2.7 g/cc の純アルミニウムでできており、厚さは800nm。

(a) 空洞内部のコーンインシェルターゲットの概略図。 ns レーザービームは空洞軸に対して 50°の角度で空洞内に入射され、カプセルの爆縮を引き起こす可能性のある X 線放射を生成します。この段階では、空洞内部でのターゲットの爆縮のみを考慮し、Au コーン内のレーザーとフォイルの相互作用によって引き起こされる点火段階は無視します。 (b) シミュレーションのために考慮された CH-DT シェルターゲットの構造。このスキームは、FIREX-I プロジェクトの最初の段階で従った設計に基づいて選択されました。

Al イオンの加速をシミュレーションする際の課題の 1 つは、シミュレーションボックスに比較的適切なサイズを推定することでした。加速されたイオンの空間分布が最大圧縮領域に近い爆縮した炉心プラズマをほぼカバーできるようにボックスのサイズを調整する必要がありました（つまり、図の 25.24 ns で \(\sim\) 436.4 g/cc）。 .2ciii）。図 2ciii に示すシミュレーション結果に基づくと、最大圧縮率 ρ \(\sim\) 436.4 g/cc は、円錐から少なくとも 260 μm 離れた円筒形状の約 281 μm ≤ z ≤ 470 μm で得られます。ヒント。したがって、加速手順を解析するために、EPOCH フレームワークの x-y 平面でシミュレーションボックスのサイズを 770 μm × 120 μm に調整しました。この仮定の下で、グリッドサイズ Δx = Δy = λ/100、およびステップサイズ Δt = 0.013 fs が考慮されました。ここで、λ = 0.8 μm は入射レーザーパルスの波長です。波長ごとに 42 個の細胞があり、各細胞には合計 27 個のマクロ粒子があり、各種は 9 個で表されると仮定しました。

私たちの 2 番目のステップは、入射レーザーのパラメーターを特徴付けることでした。レーザーイオン加速シナリオで実施された研究では、円偏光クラスでは、小さなレーザースポットに対して正確にレーザーと照射ターゲットのパラメーターを正確に調整する必要があり、入射パルスの出力とエネルギーが低減されることが示されています44。したがって、レーザーは通常、直線偏光クラスのパルスを生成します46,62。後者は、直線偏光 (LP) の恩恵を受けてシミュレーションを実行するよう促しました。これに関して、無次元振幅 a0,LP = 17 (ピーク強度 \(\sim\) 1.25 × 1021 W/cm2) の y 方向の LP パルスが法線の下で右から左に円錐内を伝播すると仮定しました。入射光は、コーンの先端から約 500.8 μm 離れた Al 箔の中心に集中します (図 3 を参照)。パルスは、半値全幅 (FWHM) で σ = 5 の焦点スポットと 30 T0 のパルス幅 (T0 = λ/c = 2.6 fs) のガウス形状を持っています。このシミュレートされたレーザーパルスは、コーンの金壁と Al 箔をそれぞれ Au40+ と Al12+ の状態電荷にイオン化する可能性があり、これはベーテの法則 63 を満たします。したがって、それぞれ Au40+ イオンと Al12+ イオンから構成される準中性プラズマとイオンビームを考慮します。

最初のターゲットの爆縮により、異なる空間距離でさまざまな密度の燃料プラズマが存在することになったため、シミュレーションの最後のステップとして、汚染された円錐に直面しました。別の観点から見ると、この円錐は爆縮した DT プラズマに囲まれており、シミュレーション結果によれば、円錐の壁はほぼイオン化されて Au10+ の状態電荷になっていました。これらのケースでは、図 2ciii から得られたデータを使用して、シミュレーションのグリッドでの DT プラズマの存在を考慮することを試みました。

図3で得られたアルミニウムビームの特性により、爆縮したコア領域、特にホットスポットボリュームに、十分にコリメートされた、より正確な局所的なエネルギー蓄積が可能になります。それにもかかわらず、Al12+ イオン (試験粒子として) と爆縮した核プラズマの間の相互作用の重要な属性は、摩擦力によって説明されます。摩擦力は、残りの爆縮プラズマ種によって個々の Al12+ イオンに及ぼされる平均的な力と見なされます。これらの相互作用は、拡散、緩和速度、伝導率などの多くの巨視的な輸送排他性の基礎を生み出し、これらはすべて、爆縮した炉心の点火/燃焼段階で有効になります。従来、摩擦力は特定の試験粒子の速度と逆平行に作用する停止力であるため、さまざまな停止形式がコア加熱の流体力学的展開を表現する際に重要な役割を維持します。図S1では、異なる結合強度を持つ血漿中の4つの異なる停止フレームワーク（つまり、LP、BPS、EPT、およびEPT（ケースII））の進化を調査しました。このセクションでは、さまざまな停止理論が炉心加熱手順をどのように予測できるかを探っていきたいと思います。私たちの目的は、特定の停止モデルを選択することではないことに注意してください。むしろ、この研究における私たちの主な目的は、十分に考慮されていない停止フレームワークの利点を活用して、流体力学的進化をシミュレートし、比較することです。

図3では、レーザー加速されたAl12+イオンがDTコアプラズマに入射するまでの密度分布が詳細に示されています。 Al12+ イオンと爆縮プラズマの間の粒子間相互作用には反論の余地がないため、最初のステップとして、DT プラズマ体積におけるアルミニウムイオンのエネルギー蓄積を調査します。言い換えれば、4 つの過少仮定の停止モデルを使用し、加速された Al12+ イオンのブラッグピーク (BP) を調べることによって、爆縮プラズマ中のアルミニウムビームの範囲を見つけることを目的としています。

図 6 は、検討した 4 つの阻止力モデルの準単一エネルギー Al12+ イオンのエネルギー蓄積プロファイルを示しています。明らかに、マップは、Al12+ イオンがその全エネルギーを高密度コアに蓄積しないため、その一部がコロナプラズマ内の経路に沿って蓄積されることを明らかにしています。この結果は参考文献 48,64 でも確認されており、陽子ビームのエネルギー蓄積プロファイルは、IFI シナリオにおける純粋 (参考文献 48) および汚染された (参考文献 64) DT プラズマについて調査されています。

4 つの異なる阻止力フレームワークにおける爆縮 DT プラズマターゲットに堆積された Al12+ イオンビームエネルギー密度のスキーム。 (a) LP、(b) EPT (ケース II)、(c) 従来の EPT、および (d) BPS。マップは、分布エネルギー Eave,Al = 459 keV、エネルギー広がり ΔEAl/EAl = 0.24、および開き角 θ \(\sim\) 5.6° を持つ準単一エネルギーのアルミニウムイオンに対応します。さらに比較するために、各停止モデルについて 1 次元の水平分布と垂直分布のラインアウトがプロットされています。白い楕円曲線と台形曲線は、それぞれ密集した DT コアとコーンの初期位置を表します。

比較によって示されるように、LP 停止フレームワークの場合、アルミニウムビームは爆縮プラズマ領域でより浅く貫通します。この場合、他の停止形式と比較して、エネルギー蓄積プロファイルのいくつかの変化を観察できます。これらの変化は、Al12+ イオンとバックグラウンドプラズマ粒子間の相互作用の累積効果に起因し、LP 理論のピークの狭小化、ピーク高さの減少、注入エネルギーの増加に影響を与える可能性があります。対照的に、BPS プロファイルは、最も低いエネルギーの堆積に対応するビームの最も高い横方向の分散と、プラズマ体積内のより深い伝播を示します。後者の結果を解釈するには、おそらく図 S1 の結果が最も適切な答えです (サポート情報を参照)。図S1から、イオン間相互作用（mrel = 1）の場合、LP阻止力で得られた値は、Γ ≤ 1で他の阻止モデルによって予測された値よりも大幅に高くなります。さらに、BPSモデルは他の阻止フレームワークとの一致が最も低くなります。。爆縮したICFプラズマはほぼ中程度/弱く結合しているため、図6で観察されたBPの挙動は正常であるように見えます。さらに、図6から、修正EPT阻止力（ケースII）は、従来のEPT形式よりもLPモデルとより一致しています。

さらに研究を進めるために、図 6 の各ケースの点火エネルギー Eig を評価しました。この目的のために、各停止フレームワークで得られたデータを使用して、まず時間ステップ 0.01 で 10.42 ps 以内の配電電力を計算しました。各時間ステップで、計算されたエネルギーに、そのステップで加速されたアルミニウムイオンの数が乗算されました。点火エネルギー値は、最終的に評価された複数のエネルギーすべての合計として示されました。

考慮された 4 つの停止形式に応じて、噴射時の爆縮 DT プラズマの点火エネルギーが一致していることは注目に値します。図より、LP と EPT (ケース II) の点火エネルギーは類似しており、その差は約 1.74% です。一方、LP と比較して、EPT と BPS の報告値はそれぞれ 3.86% と 7.47% に増加します。言い換えれば、LP と EPT (ケース II) は、EPT と BPS で得られるものよりもビームとコアの結合が向上し、結果として点火エネルギーが低下すると考えられるようです。

この研究中に生成または分析されたすべてのデータは、この研究論文に含まれています。

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著者らは、貴重な提案により MULTI2D コード修正のいくつかの面で私たちを助けてくれたマドリッド工科大学の Rafael Ramis Abril 博士に特別な感謝の意を表したいと思います。また、この研究作業中に貴重なコメントを得ることができたギラン大学の Payvand Taherparvar 博士にも感謝します。この研究の部分的な支援については、ギラン大学研究評議会に感謝します。

ギラン大学理学部物理学科、私書箱: 41335-1914、ラシュト、イラン

マフサ・メランギズ & ソヘイル・コシュビンファル

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MMさんがこのアイデアを思いつきました。 MM は、コードのアルゴリズムを拡張し、シミュレーションを実行しました。 MM は計算を調整し、シミュレーション結果を分析し、論文を執筆しました。 S.Kh. 監修サポートを提供しました。

Mahsa Mehrangiz または Soheil Khoshbinfar への通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガーネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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Mehrangiz, M.、Khoshbinfar, S. 有効相互作用ポテンシャルの理論に基づく、間接駆動イオン高速点火コンセプトのコーンインシェルターゲットのシミュレーション研究。 Sci Rep 13、9454 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41598-023-36597-0

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受信日: 2023 年 2 月 18 日

受理日: 2023 年 6 月 6 日

公開日: 2023 年 6 月 10 日

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

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