FAIR施設での高強度重イオンビームを利用したダイヤモンドの製造と惑星物理学への応用

Scientific Reports volume 13、記事番号: 1459 (2023) この記事を引用

620 アクセス

メトリクスの詳細

ダイヤモンドは、隕石、炭素が豊富な星、炭素が豊富な太陽系外惑星など、宇宙のさまざまな物体に豊富に存在すると考えられています。さらに、天王星と海王星の深層ではメタンがダイヤモンドと水素に相分離する過程を経る可能性があるという予測が実験的に検証された。特に、この問題を研究するために高出力レーザーが使用されてきました。したがって、実験室でダイヤモンドの製造プロセスをさらに研究することは、天体物理学と惑星物理学の観点から重要です。この論文では、反陽子・イオン研究施設 (FAIR) で建設中の重イオンシンクロトロン SIS100 によって照射される強力なウランビームを使用した固体炭素サンプルの爆縮の数値シミュレーションを紹介します。ダルムシュタットで。これらの計算は、私たちが提案した実験スキームを使用すると、mm3 寸法のダイヤモンドを製造するために必要な極度の圧力と温度条件を生成できることを示しています。

ダイヤモンドは宇宙のいたるところに存在します。最大 2000 個の炭素原子を含む小さなダイヤモンド (ナノダイヤモンド) は隕石に豊富に含まれており、太陽系が存在する前から星の中で形成されるものもあります1。また、ダイヤモンドは炭素が豊富な星、特に白色矮星に存在するとも提案されています2。さらに、いくつかの炭素が豊富な太陽系外惑星は、ほぼ純粋なダイヤモンドである可能性があると予想されています3,4。このような天体に直接アクセスすることは明らかに非常に困難であるため、実験室でダイヤモンドの生成につながるプロセスを補完的に研究することは、さまざまな天体の形成と進化を理解するのに非常に役立ちます。これは、炭素とその化合物を、炭素をダイヤモンドに変える惑星内部や星に存在する極限の物理的条件にさらすことによって達成できます。これらの研究から恩恵を受けるもう 1 つの研究分野は、大規模な小惑星衝突の結果として生成されるさまざまな積層不規則な炭素構造の形成条件の研究です。例えば、キャニオン・ディアブロとポピガイの衝突現場で発見された、ダイアファイトと呼ばれるダイヤモンド構造5、6、7。これらのダイヤモンド形状の特殊な電子的および機械的特性により、それらは潜在的に産業上の重要性が高く、その重要性が強調されています。

高圧実験は、氷の巨大惑星である天王星と海王星でメタンから大量のダイヤモンドが形成されることを示唆しています。レーザーを使用してポリスチレンサンプルを動的に圧縮した最近の実験8では、天王星と海王星の表面下約10,000kmに存在すると予想される極限の物理的条件が達成されました。これらには、150 GPa の圧力と 5000 K の温度が含まれます。この実験は、これらの条件下での炭素と水素の分離とダイヤモンドの析出を実証しました。 100 フェムト秒のレーザーパルスを使用して高度に配向した熱分解グラファイトのサンプルを照射した別の実験 9 では、レーザー照射領域にナノスケールの立方体ダイヤモンド結晶の形成が観察されました。

現在、強力粒子ビームは、かなり均一な条件で高エネルギー密度 (HED) 物質の拡張サンプルを生成するために使用できる新しいツールであると考えられています。レーザー加熱されたターゲットと比較して、サンプルの寿命が長いため、材料内で局所的な熱力学的平衡が確立されることに注目するのは興味深いことです。反陽子・イオン研究施設 (FAIR) と名付けられたユニークな加速器施設がダルムシュタットで建設中です。これは、陽子からウランまでのすべての安定な種の強力な粒子ビームを照射する重イオンシンクロトロン SIS100 の建設を含む国際プロジェクトです。高密度エネルギー (HED) 物理学は、この施設で徹底的に研究される研究分野の 1 つです。 HEDP@FAIR10 という名前の国際協力が、実験施設の建設を監督し、その後実験の運営を組織するために設立されました。この共同研究によって実施される HED 物理実験のために、興味深い科学的提案が準備されています。この実験的提案は、過去 20 年間にわたる広範な理論的研究から得られたものであり、詳細な数値シミュレーションと解析モデリングが多数の出版物で報告されています。たとえば、11、12、13、14、15、16、17、18、19、20 を参照してください。 21、22、23、24、25、26、27、28、29、30、31、32、33、34。これらの研究によると、イオンビームは 2 つの完全に異なるスキームを使用して HED 物質を生成するために使用できます。あるケースでは、ビームによる直接等容性かつ均一な加熱によって、固体材料内に高エントロピーおよび高圧の状態が生成されます。加熱された材料のその後の等エントロピー膨張により、膨張した熱液体、二相液体気体状態、重要なパラメーター、強結合プラズマなどの重要な HED 状態にアクセスできるようになります。 HIHEX (重イオン加熱および膨張) と名付けられたそのような実験は、HED 物質のこれらの異なる相の状態方程式 (EOS) および輸送特性を測定するために FAIR で行われます。

2 番目のスキームでは、環状焦点スポットを持つ強力なイオンビームを使用して、高 Z 材料の重いシェルに囲まれたサンプル材料で構成される多層円筒形ターゲットを駆動します。このビームとターゲットのセットアップにより、サンプル材料の低エントロピー圧縮につながる多重衝撃反射スキームが生成されます。このような圧縮スキームは、惑星の核に存在すると予想される極端な物理的条件を生み出します。この実験提案はLAPLAS（Laboratory Planetary Science）と名付けられています。この実験は、惑星物理学の研究を実行するために設計されています。円形の焦点をもつイオンビームによってターゲットが駆動される LAPLAS スキームの別のバージョンも検討されています。このような構成では、サンプル材料は圧縮されるだけでなく、ビームによって直接加熱されます。これにより、この論文で紹介する研究で使用される適度なエントロピー圧縮が生成されます。これは、2D 流体力学コード BIG235 を使用して実行される流体力学シミュレーションに基づいています。私たちのシミュレーションは、SIS100 ウランビームのパラメーターを使用すると、mm3 寸法の巨視的スケールのダイヤモンドを製造できることを示しています。

炭素状態図 (P-T)36、FAIR 施設を使用してアクセス可能な領域を示します。比較のために、SESAME データベースを使用した天王星の等エントロピー (緑の線)37、地球の地熱 (水色の線)38、および単一衝撃の圧縮経路 (青の線) が含まれています。

炭素状態図36である図1に、炭素サンプルで得られた圧力と温度のシミュレーション値をプロットし、表1、2、3、4、5、6、7、8、9、10、11に報告します。、および 12 は、FAIR 機能を使用してアクセスできる領域を示しています。各ドットは、特定のビームおよびターゲットパラメーターのセットを使用して達成される圧力と温度の点を表します。ほぼすべての点が状態図のダイヤモンド部分にあることがわかります。これは、この研究で考慮されたビームとターゲットパラメータの広い範囲にわたって、炭素サンプルがダイヤモンドに変換される可能性があることを意味します。赤い実線は、ビーム強度がバンチあたり 3 × 1011 イオン、FWHM が 3 mm、初期サンプル半径が 0.3 mm である特定のケースにおけるサンプル内の温度と圧力の時間変化を示しています (表 3、 3行目）。この線は、この場合サンプルがたどって最終的にダイヤモンド相に入る熱力学的経路を示しています。比較のために、天王星の等エントロピー (緑の線)37、地球の地熱 (水色の線)38、および SESAME データベースを使用して取得した単一衝撃の圧縮経路 (青の線) が含まれています。

現在ドイツのダルムシュタットで建設中のFAIRは、水素からウランまでのあらゆるイオンを1GeV/uを超える相対論的エネルギーまで加速できる剛性100Tmのシンクロトロン(SIS100)を活用した重イオン加速器施設である。 FAIR シンクロトロンは GSI の加速器施設によってシードされ、その機能を大幅に拡張します。この新しい加速器の主な目的は、宇宙の誕生から星の形成と爆発の間に起こる複雑な核プロセスに至るまで、宇宙で見られる極限状態を実験室で再現することです39。 FAIRで予想される広範な用途をカバーするために、リング加速器は、図2に示すように、希少同位体40、41、42および反陽子43を対象とした一連の貯蔵リング、さまざまなターゲットステーション、および核断片分離装置によって補完されます。

FAIR (赤) と GSI (青) の加速器複合施設の概要。 HED ターゲットステーションは、完全に遮蔽された多目的建物、APPA ケーブ内にあります。 CBM 圧縮バリオン物質実験、NUSTAR 核構造天体物理学と反応、PANDA 反物質研究。 APPA 原子、プラズマ物理学および応用。

HED 関連の研究では、FAIR は専用イオンビームラインに最大 5 × 1011 という前例のない強度の重イオンビームを 70 ～ 200 ns という短いイオン束で供給します44。一方、最高強度の重イオンビームは低充電状態 (U28+ など) に達しました。これを最大限に活用するために、一連の超電導磁石は、ビームエミッタンスによってのみ制限される、低い質量電荷比でサブミリメートルの寸法にイオンビームを集束させます。ここで紹介する研究では、考慮した最小ビームサイズは依然としてエミッタンス制限ビームの 2 倍であるため、この制限に到達する必要はないと予想されます。総合すると、強力な重イオンパルスに含まれる粒子を使用して、100 kJ/cm3 を超える大量のエネルギーを立方ミリメートルの体積にわたって短時間で均一に堆積し、高エネルギー密度状態に到達することができます。問題は圧力と温度です。衝撃を伴う HED 状態に到達するために使用される他の方法と比較して、等容性加熱は衝撃で見られる圧力と温度の間の結合を緩和し、状態方程式の完全な位相空間図を探索することを可能にします。一方で、高圧を利用して複数の衝撃反射スキームを生成し、惑星の核の状態を生成することもできます (LAPLAS 実験)。さらに、このような HED ドライバーで見出されるひずみ速度は、より一般的に使用されるレーザー駆動衝撃のひずみ速度よりも低いため、立方ミリメートルのサンプルにわたって局所的な熱力学的平衡にある空間的に均一な HED 状態を得ることができます。このため、多目的 APPA cave45 内に LAPLAS セットアップが設置される専用のターゲットステーションが計画されています。

2018年夏、国土地理院の既存施設の隣でこの新しい加速器の土木建設が始まった。現在、土木工事は、シンクロトロントンネルと接続トンネルが正常に完成した後、実験領域CBM、NUSTAR、APPAに焦点を当てています。加速器コンポーネントの大部分はすでに納品されており、近くの保管施設に設置されるのを待っています。並行して、アップグレードされた GSI インジェクターを使用したテストと試運転実験が、近い将来最初の洞窟が稼働するまで、既存の施設で行われています。今日の時点では、FAIR のパフォーマンスがフルスペックにまで向上するのは、この 10 年間の後半に予想されています。

このセクションでは、サンプル材料の低エントロピー圧縮を生成するように設計された、提案されている LAPLAS 実験スキームのビームターゲットの形状を提供します。位相図の異なる部分にアクセスできるスキームの 2 つの異なるビームとターゲットの配置を検討します。ある場合には、ターゲットは環状焦点を有する中空ビームによって駆動され、もう一方の設定では、ターゲットは円形焦点を有するビームによって照射される。以下では、これら 2 つの異なるスキームがどのように機能するかを詳しく説明します。

図 3 は、この実験スキームのビームとターゲットの形状を示しています。多層の円筒形ターゲットが考慮されます。これは、高 Z 材料の重いシェルに囲まれたサンプル材料で構成されます。環状（リング状）の焦点をもつ強力なイオンビームが円筒の片面に入射します。環状焦点スポットは、非常に高い周波数でビームを回転させる rf ワブラーを使用して生成できます。このようなシステムは、HEDP@FAIR コラボレーションの枠組み内でこの実験のために設計されています。ウォブラーに関連するエネルギー蓄積の対称性の問題の詳細な分析は 46 で分析および報告されており、プロトタイプのウォブラーシステムの設計は 47 で報告されています。

環状焦点を使用した LAPLAS スキームのビームとターゲットのセットアップ。

LAPLASターゲットの断面図。

環の内側半径は、サンプル材料の半径よりも大きいと考えられます。これにより、LAPLASターゲットの断面図を表す図4に概略的に示されているように、イオンビームによるサンプルの強い直接加熱が回避されます。さらに、焦点スポットリングの外半径は、周囲の高 Z シェルの外半径より小さくする必要があります。図4は、「プッシャー」または「ペイロード」として知られる高Zシェルからの冷たい材料の層が、サンプル材料とビーム加熱領域の間に生成されることを示しています。ペイロードは、望ましい断熱効果で圧縮を行う際に重要な役割を果たします。また、ビーム加熱ゾーンの周囲のコールドシェルが、爆縮を長時間閉じ込めるタンパーとして機能することもわかります。また、ターゲットの長さがドライバーイオンの飛程より短いことも望ましく、その結果、ブラッグピークがターゲットの内側に位置せず、長手方向に均一なエネルギーの蓄積が保証される。ターゲット内に高レベルのエネルギーが蓄積すると、温度が大幅に上昇し、高圧が発生します。この高圧により、半径方向に沿って内側に衝撃が生じます。衝撃はペイロードに入り、その後サンプルに伝達され、シリンダー軸で反射されます。この反射された衝撃は半径方向に沿って外側に移動し、サンプルとシェルの境界で再反射されます。このプロセスが数回繰り返される一方で、境界は内側に移動し続け、それによってサンプルがゆっくりと圧縮されます。圧縮されたサンプル内の高圧によってペイロードの内側への動きが停止すると、必要なサンプルの物理的条件が達成されます。このスキームは、サンプル物質の低エントロピー圧縮を生成し、惑星のコアに存在すると予想される異常な物理的状態を引き起こします21。

図 5 は、円形の焦点スポットを持つビームを使用する実験スキームのビームとターゲットのセットアップを示しています。ビーム軸がターゲット軸と一致するように、ターゲットの一面にビームを照射する。イオンの飛程はターゲットの長さよりも長いため、粒子の軌道に沿ったエネルギーの付与は均一になります。この構成では、サンプル材料も、焦点の半径内にある周囲の高 Z シェルの一部とともにイオンビームによって直接加熱されます。実際には、焦点半径はガウス分布の半値全幅 (FWHM) に等しいと考えられます。これは、他の LAPLAS スキームとは異なり、周囲の高 Z シェルからの高密度ペイロードがサンプルの周囲に形成されないことを意味します。サンプルはイオンビームによって予熱され、圧力が高くなることに注意してください。ただし、高 Z シェルの周囲の加熱部分の圧力は、2 つの領域の密度差が大きいため、はるかに高くなります。したがって、この構成でも多重衝撃反射スキームが得られますが、最初の衝撃はサンプルの予熱 (予圧) により他の LAPLAS スキームに比べて弱くなります。実際、これら 2 つの異なる実験スキームにより、状態図の異なる部分へのアクセスが可能になります。本方式の主な利点は、ワブラーを使用せずに機能することです。

円形の焦点を使用した LAPLAS スキームのビームとターゲットのセットアップ。

この研究では、図5に示すビームターゲットセットアップを備えた円形焦点スポットを使用するLAPLASスキームを検討します。粒子エネルギー2 GeV/uのウランバンチが使用され、時間的強度プロファイルは持続時間200の放物線状になります。 ns (フィートツーフィート)。焦点内の半径方向の強度分布はガウス分布であると仮定されます。それぞれ 2、2.5、3、3.5、4 mm などのさまざまな FWHM 値が考慮されます。実際の目的のために、分布の半値幅はビーム半径であると仮定されます。このように焦点スポットのサイズが大きいということは、ビームの集束要件が非常に緩和されていることを意味します。さらに、異なるバンチ強度、たとえば、それぞれ 5 × 1010、1011、2 × 1011、および 3 × 1011 イオンが使用されます。

ターゲットは、密度 2.25 g/cm3 のカーボンサンプルで構成され、タングステンの円筒シェルに囲まれています。それぞれ 200、300、400、500 μm など、初期サンプル半径 R\(_{si}\) のさまざまな値が考慮されます。これらにより、サンプル質量はそれぞれ 2.3、6.4、11.3、および 17.7 mg/cm になります。タングステンシェルの外半径は 5 mm です。また、シリンダーの長さには、それぞれ 3、4、5、6、7 mm などの多数の値を使用しました。

コンピュータコード BIG2 は、ビーム物質の加熱と圧縮の問題に関連する必要な物理学を備えた 2 次元流体力学シミュレーションモデルです。このコードは、円筒ジオメトリだけでなく平面も処理できます。

48 で説明されている低温停止モデルは、ターゲット内でのイオンビームのエネルギー蓄積を計算するために使用されます。イオンビームで加熱されたターゲットでは温度がかなり低い (10 eV 未満) ため、イオン化の影響は無視できるため、この近似は有効です。材料内のイオン化レベルが大きく、より高い温度が必要な場合、阻止力に対するプラズマの効果が重要になります。

49、50 で説明されている半経験的な EOS モデルは、ターゲット材料のさまざまな相を処理するために使用されます。このモデルは、固体、液体、気体の状態だけでなく、溶融および蒸発する二相領域を考慮した巨視的に正しい状態方程式を考慮します。この問題には比較的長いタイムスケール (約 100 ns) が含まれるため、ターゲット材料は局所的な熱力学的平衡状態にあると考えられます。このような場合、34 で説明したように、二相液体 - 気体領域のマクスウェル構造を使用して、拡張ターゲットの数値モデリングに表形式の状態方程式を適用できます。

固体材料の機械的 (弾塑性) 特性は、フォンミーゼスの降伏基準を備えた非線形プラントルロイスモデルを使用して考慮されます。このモデルは、偏差部分に関する次の微分方程式で与えられます \({\textbf {S }}\) の応力テンソル \(\mathbf{\sigma }= -P \ {\textbf {I}} + {\textbf {S}}\) (P は圧力、\({\textbf) {I}}\) は恒等テンソルです) 51:

\({\textbf {S}}.{\textbf {D}} < 0\) または \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} < \frac{2}{3} Y の場合^2\)

\({\textbf {S}}.{\textbf {D}} > 0\) かつ \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} = \frac{2}{3} Y の場合^2\)。

ここで、G はせん断弾性率、Y は降伏強度であり、両方のパラメータは固体材料の特性であり、パラメトリック研究の範囲では独立した一定のパラメータとして扱われます。さらに、Eqs. (1) と (2)、\({\textbf {D}}\) はひずみ速度テンソルです。

ここで、 \({\textbf {v}}\) は速度場であり、上付き文字 T は転置テンソルを示します。

BIG2 コードによって生成された初期ターゲット密度分布。

BIG2 の数値アルゴリズムは、時空間領域で有限体積アプローチを使用する Godunov 型スキーム 52 に基づいています。流束は、各セル間の境界におけるリーマン問題の解を使用して計算されます。これは、空間では 2 次の精度、時間では 1 次の精度を備えた保守的なスキームです。このコードは、曲線状の長方形の移動グリッドを使用するオイラー数値スキームに基づいています。グリッドは、グリッド線の凝縮による物理パラメータ (圧力、温度、密度) の勾配に適応します。グリッド境界の動きは、境界のタイプに応じて計算されます。たとえば、衝撃波面、物質界面、自由境界、剛壁などが考えられます。新しいタイムステップでのグリッドの再構成は、指定された物理パラメータの勾配を考慮して、新しいタイムステップで計算された数値グリッド境界を持つ領域への長方形グリッドの準等角マッピングによって実行されます。コードで使用される数値手法の詳細については、参考文献 35 を参照してください。 BIG2 コードは、さまざまな材料で構成される多層ターゲットを処理でき、複雑なターゲット形状を処理できます。

このセクションでは、2D 流体力学コード BIG2 を使用して得られた数値シミュレーション結果を示します。この研究で使用されたビームとターゲットのパラメーターは上記に記載されています。タングステンには半経験的な EOS モデル 49,50 が使用され、カーボンには SESAME データ 53 が考慮されます。イオンエネルギー蓄積は、48 で説明されている SRIM コンピュータコードを使用して計算されます。関心のある時間スケールでは、熱伝導は重要ではないため、シミュレーションでは熱伝導を除外していることに注意してください。 SIS100 は 5 × 1011 のウランイオンの強度を供給するように設計されていますが、炭素における望ましい相転移はより低い強度を使用しても達成できることに注意してください。

粒子エネルギーが 2 GeV/u の 3 × 1011 ウランイオンのバンチ強度を仮定します。時間パワープロファイルは放物線状で、バンチ長は 200 ns (フィートツーフィート) です。焦点は円形の形状をしており、半径方向にガウス強度分布があり、FWHM は 3 mm です。サンプル半径は 0.5 mm、ターゲットの外側半径は 5 mm、ターゲットの長さは 7 mm です。これらのシミュレーションで使用される初期の炭素密度とタングステン密度は、それぞれ 2.25 と 19.27 g/cm3 です。ターゲットの初期条件を図 6 に示します。ここでは、t = 0 ns で BIG2 コードによって生成されたターゲット密度分布を示しています。

t = 100 ns で BIG2 コードによって生成されたターゲットの物理的条件、サンプル半径 R\(_{si}\) = 0.5 mm、ターゲットの外側半径、R\(_o\) = 5 mm、ターゲットの長さ = 7 mm、バンチ強度 = 3 × 1011 ウランイオン、バンチ長 = 200 ns、イオンエネルギー = 2 GeV/u、(a) 比エネルギー、(b) 温度、(c) 圧力、および (d) 密度。

t = 100 ns (束の中央) で BIG2 コードによって計算されたターゲットの物理的状態が図 7 に示されています。図 7a では、比エネルギー分布がプロットされていることがわかります。炭素は約 4 kJ/g ですが、この時点までは純粋にビーム加熱によるものです。

対応する温度分布を図 7b に示します。これは、サンプル周囲のタングステンの最高温度が 11,000 K 程度であることを示しています。興味深いことに、炭素はタングステンと比較して比エネルギーの値が高いのに対し、炭素はタングステンと比較して比エネルギーの値が高いことに注目してください。温度は逆の挙動を示します。

ビーム加熱ゾーンの高温により高圧が発生し、この圧力分布が図 7c にプロットされています。カーボンサンプルの周囲のタングステン領域には約 70 GPa の高圧があり、これにより半径方向に円筒状に収束する衝撃が生じていることがわかります。

t = 100 nsでのターゲット密度分布を図7dに示します。カーボン周囲のタングステン領域はビームによって強く加熱されているため、圧縮されていないことがわかります。したがって、カーボンの周囲にタングステンの高密度の「ペイロード」リングは生成されません。

図 6 と同じですが、t = 200 ns (イオン束の端) です。

t = 200 ns (バンチの終わり) で BIG2 コードによって生成されたターゲットの物理的状態の分布を図 8 に示します。図 8a から、この時点までに炭素の比エネルギーがこれは、直接ビーム加熱と圧縮加熱を組み合わせた結果です。

図 8b では、対応する温度分布を示しています。これは、サンプル周囲のタングステンの最高温度が約 29,000 K であり、半径に沿って外側方向に低下していることを示しています。この動作は、焦点内の強度のガウス分布によるものです。

図 8c は、軸の周りの領域には 158 GPa 程度の高い圧力があり、その周囲の部分では圧力が低いことを示しています。これは、高圧タングステン領域から伝わる衝撃が依然として軸とタングステンとカーボンの境界の間で反響しているためです。この点については図９で詳しく説明する。

対応する密度分布を図 8d に示します。

このスキームに含まれる爆縮プロセスの詳細を説明するために、図 9 に、爆縮中のさまざまな時間における軸の中央 (L = 3.5 mm) での密度と半径をプロットします。 t = 126 ns で、高圧タングステンからカーボンに伝達された衝撃が半径方向の位置 r = 50 μm に到達していることがわかります。衝撃を受けていない材料の予熱により、衝撃の前の圧力が継続的に増加し、衝撃が弱くなることに注意してください。 t = 132 ns でラベル付けされた密度プロファイルは、衝撃が軸に到着し、そこで反射されることを示し、t = 145 ns のプロファイルは、その時点での反射された衝撃の位置を示します。このプロセスをさらに数回繰り返すと、衝撃強度は継続的に減少します。最終的な圧縮は t = 270 ns で達成され、半径全体に沿って 3.75 g/cm3 程度の均一な密度を示します。垂直線は、さまざまな時点での炭素とタングステンの境界位置を表します。この境界は継続的に内側に移動し、それによってサンプル材料がゆっくりと圧縮されることがわかります。

軸の中央におけるさまざまな時点での密度と半径の関係。

t = 270 ns で物理的状態に達しました。

t = 270 ns で達成された密度、温度、圧力プロファイル。(a) 軸の中央の半径に沿って、(b) 軸に沿って (r = 0)。

図 10 に、t = 270 ns で達成された物理的状態を示します。結果の分解能を高めるために、円柱の内側の 1 mm 半径のみを表示します。密度は約 3.75 g/cm3、圧力は約 109 GPa、温度は約 5000 K であることがわかります。炭素状態図 (図 1) は、これらの条件下で炭素が変形を受けることを示しています。相転移してダイヤモンドになります。

結果をより定量的に理解するには、一次元の密度、温度、圧力プロファイルをそれぞれ半径および軸に沿ってプロットすると便利です。半径に沿ったプロファイルは軸の中央にプロットされます (L = 3.5 mm)。

図 11a は、密度、温度、圧力が半径に沿って非常に均一であることを示しています。これは、この問題が半径に沿った 1 次元流体力学モデルで処理できることを示しています。したがって、この論文で示される残りの結果は、BIG2 コードの 1 次元バージョンに基づいています。

図１１ｂには、プロファイルがサンプルの内部の軸の大部分に沿って均一であることが示されている。図１１ａおよび図１１ｂから、長さ約６ｍｍ、半径約３８５μｍの円筒形ダイヤモンドが生成されると結論付けられる。

診断を容易にするためにはターゲットが短いほど望ましいため、ターゲットの長さの最適化が重要な問題であることにも注意してください。したがって、長さ L = 3、4、5、6 mm のより短いターゲットを使用してシミュレーションを実行しました。残りのパラメータは同じです。結果を図 12 にプロットします。

図12aでは、3 mmの円柱長を使用して、t = 270 nsでの軸に対する達成された物理パラメータのプロファイルをプロットしています。達成されたパラメータの値は以前と同じですが、ダイヤモンドの長さは約 1.7 mm であることがわかります。

L = 4 mmに対応する結果を図12bに示します。物理的条件が均一である長さは約3mmであり、これが生成されるダイヤモンドの長さを表すことがわかります。

同様に、図12cでは、L = 5 mmの場合のt = 270 nsでの軸に沿った密度、温度、圧力プロファイルをプロットしています。これは、生成されたダイヤモンドの長さが約4 mmであることを示しています。

L = 6 mmを使用して得られたそれぞれの物理的条件が図12dに示されており、製造されたダイヤモンドの長さが約5 mmであることが示されています。

ダイヤモンドゾーンの半径は、上記のすべての場合で同じ (約 385 μm) です。

t = 270 ns、(a) ターゲットの長さ = 3 mm、(b) ターゲットの長さ = 4 mm、(c) ターゲットの長さ = 5 mm、(d) ターゲットの長さ = 6 mm での軸に沿った密度、温度、および圧力。

表 1 に、ガウス強度分布の FWHM で表される焦点スポットサイズのさまざまな値 (それぞれ 2、2.5、3、3.5、および 4 mm など) を使用したシミュレーションで得られた、達成された物理パラメーターの正確な値を示します。 FWHM = 2 mm を使用すると、達成密度は約 3.67 g/cm3、達成圧力は約 127 GPa であることがわかります。一方、圧縮炭素サンプルの温度は 8000 K、爆縮時間 t\(_{ impl}\) は 240 ns です。この表の 2 行目は、FWHM = 2.5 mm を使用して、圧縮カーボンで達成された対応する物理パラメータの値がそれぞれ 3.74 g/cm3、120 GPa、および 6300 K であることを示しています。この場合の爆縮時間は 255 ns です。この表はさらに、FWHM の値が増加すると、それに応じてサンプル内で達成される最終圧力と温度が低下することを示しています。一方、最終的な密度はかなり鈍感なままです。これは、複数の衝撃の反射を含む流体力学的プロセスが変化しないためです。さらに、FWHM が増加すると爆縮時間も増加します。この動作は非常に論理的です。なぜなら、焦点のサイズが大きくなるにつれて比エネルギー蓄積のレベルが減少し、温度と圧力の低下につながり、爆縮が遅くなり、したがって t\(_{impl}\) が長くなるからです。。図 1 に示されている炭素状態図によれば、上記の表に記載されている物理的条件のすべてのセットがダイヤモンド相に対応していることに注意することが重要です。この場合、サンプルの質量は 17.7 mg/cm ですが、圧縮が達成された時点での最終サンプル半径は約 385 μm です。

表 2 では、初期サンプル半径 R\(_{si}\) = 400 μm に相当する、より小さいサンプル質量、つまり 11.3 mg/cm を使用した結果を示します。一方、残りのパラメータは前の場合と同じです。この表は、FWHM = 2 mm を使用すると、圧縮サンプルで達成される密度、圧力、温度はそれぞれ 3.7 g/cm3、134 GPa、8100 K であるのに対し、爆縮時間 t\(_{impl}\) は231ns。これらの値を表 1 の対応する値と比較すると、物理パラメータの値は同様ですが、この場合の爆縮時間は若干短いことがわかります。 FWHM の他の値でも同じ動作が見られます。したがって、結果はサンプル質量の大きな変動の影響を受けません。圧縮が達成されたときのサンプルの最終半径は約 305 μm であることがわかります。

表 3 に、サンプル質量 6.36 mg/cm に相当する初期サンプル半径 R\(_{si}\) = 300 μm を考慮した結果を示します。残りのパラメータは前の 2 つのケースと同じです。この表は、2 mm の FWHM を使用すると、最大サンプル密度が 3.85 g/cm\(^3\) であることを示しています。これは、表 1 と 2 に記載されている前の 2 つのケースの対応する値よりも高く、最終温度は同じ（8100K）。これは、この場合、駆動入力エネルギーが同じであるにもかかわらず、サンプルの質量が大幅に小さいためです。したがって、この場合の最終圧力は、密度が高いためより高くなります (172 GPa)。さらに、爆縮時間 t\(_{impl}\) は 192 ns で、前のケースの対応する値よりも短くなります。同様のパターンは、スポットサイズのさまざまな値を表す次の行に示されている結果にも見られます。最大圧縮時に達成されるサンプル半径は約 230 μm です。

最後に、表 4 に、R\(_{si}\) = 200 μm の最短値を使用した結果を示します。これは、2.8 mg/cm のサンプル質量に相当します。 FWHM 2 mm を使用すると、t\(_{impl}\) は 160 ns であることがわかります。これは、ビームエネルギーのかなりの部分が加熱に利用できないことを意味し、その結果、最大サンプル温度は 7530 K になります。これは、前の 3 つの表の対応する値よりも小さいです。ただし、この場合、サンプルの質量ははるかに小さいため、より効率的に圧縮されます。これにより、密度が 3.92 g/cm3 になり、圧力が 183 GPa 高くなります。 FWHM が 3 mm 以上の場合、t\(_{impl}\) は 200 ns 以上であり、バンチのエネルギー全体が加熱に利用できることを意味します。結果を前の 3 つの表の対応するパラメーターと比較すると、値が同等であることがわかります。圧縮されたサンプルの最終的な半径は 153 μm です。

以下に、2 × 1011 イオンのより低いバンチ強度を使用して得られた結果を要約します。一方、ビームの残りの部分とターゲットパラメータは、前述のさまざまなケースで使用したものと同じです。表 5 に、ガウス強度分布の FWHM の異なる値によって特徴付けられるさまざまなビームスポットサイズを使用して得られた物理パラメータの正確な値を示します。この場合、サンプル質量は 17.7 mg/cm です。

表 5 では、物理パラメータの達成値が表 1 に示されている対応する値よりも低いことがわかります。これは、ビーム強度が低いと比エネルギー付与が低くなり、温度が低下するためです。駆動圧力が低くなり、圧縮が低くなります。さらに、t\(_{impl}\) も表 1 に記載されている対応する値よりも長くなります。ただし、図 1 は、この場合に達成された物理的条件のすべてのセットが炭素のダイヤモンド相に属することを示しています。圧縮されたカーボンサンプルの最終的な半径は約 395 μm です。

11.3 mg/cm というより小さいサンプル質量を考慮して、このバンチ強度を使用して得られた結果を表 6 に示します。以前のより高い強度を使用した対応する結果を表 2 に示します。達成された炭素密度、温度、および圧力の値がわかります。表 6 に示されている値は、表 2 に示されている対応する値よりも大幅に低いです。ただし、表 6 に示されているさまざまな物理パラメーターのセットは、図 1 に示されているように、サンプルがダイヤモンド相に変態することを示しています。また、表 5 と表 6 (2 × 1011 イオンの同じバンチ強度を使用) の比較では、サンプル質量の違いにもかかわらず、結果が非常に似ていることが示されており、このスキームの堅牢性が示されていることも興味深い点です。圧縮されたカーボンサンプルの最終的な半径は約 315 μm です。

次に、6.4 mg/cm のサンプル質量を使用して得られたシミュレーション結果を表 7 に示します。より高いバンチ強度を使用して得られた対応する結果を表 3 に示します。これら 2 つの表を比較すると、以前と同じパターンが存在することがわかります。表 7 に示されている物理パラメータの値は、バンチ強度が低下しているため、表 3 に示されている値よりも低くなります。ここでも、図 1 に示すように、物理的条件のすべての異なるセットが炭素のダイヤモンド相に対応していることがわかります。

2.8 mg/cm の最小サンプル質量を使用して得られたシミュレーション結果を表 8 に示します。これらの結果も、物理パラメータの値のセットが炭素のダイヤモンド相に対応することを示しています。したがって、このバンチ強度を使用すると、広範囲のビームとターゲットパラメータ空間を考慮して炭素をダイヤモンドに変換することが可能であると結論付けられます。

以下に、1011 個のイオンのバンチ強度を使用して得られた結果の概要を示します。サンプル質量の低い値、つまり 2.8 および 6.4 mg/cm のみが考慮されることに注意してください。サンプル質量が大きくなると駆動エネルギーが十分ではないため、爆縮は非効率的になります。同じ理由で、焦点スポットが大きすぎて効率的に爆縮を引き起こすのに十分な比エネルギーを提供できないため、4 mm の FWHM は考慮しません。

表 9 に、6.4 mg/cm のサンプル質量を使用して得られた物理パラメータの達成値を示します。密度は 4 つの異なる FWHM 値すべてで約 3.6 g/cm3 ですが、FWHM が増加するにつれて温度と圧力はそれぞれ低下することがわかります。爆縮時間も増加します。これは、スポットサイズが大きくなるにつれて爆縮が遅くなることを示しています。この動作の理由は前のセクションで説明されています。表９に記載されている物理パラメータの値は、これらのビームおよびターゲットパラメータを用いて炭素のダイヤモンド相を達成できることを示唆していることにも留意されたい。

表 10 は、2.8 mg/cm のサンプル質量を使用したシミュレーション結果を示しています。 2 mm の FWHM を使用すると、密度は 3.76 g/cm3 であることがわかりますが、表 9 に示した前のケースでは、密度は 3.66 g/cm3 です。この場合の圧力は、表 9 の低い値 78 GPa と比較して 97 GPa です。一方、温度は 2 つの場合で同等です。これは、どちらの場合も駆動入力電力が同じであるため、質量が小さいほど効率的に圧縮され、密度が高くなります。

また、FWHM のより高い値、つまり 3 と 3.5 mm では、パラメータに対応する値が 2 つの表で類似していることにも注目してください。これは、このような大きな焦点スポットサイズでは、比エネルギーの蓄積が低く、質量が小さい場合でもサンプル材料が効率的に圧縮されないためです。

5 × 1010 のバンチ強度を使用してシミュレーションも実行され、その結果が以下に示されています。ビーム強度が低いため、比エネルギー蓄積レベルを適切に維持するには、FWHM の値を小さくする必要があると考えられます。さらに、サンプル質量が小さいほど爆縮が効率的になると考えられます。

表 11 に、6.4 mg/cm のサンプル質量を使用して達成された物理パラメータの値を示します。図1によれば、これらの値は炭素のダイヤモンド相に対応していることがわかります。表 12 は表 11 と同じパラメータを示していますが、サンプル質量 2.8 g/cm を使用しています。この場合でもダイヤモンド相が実現できることがわかる。

興味深いのは、キャニオン・ディアブロとポピガイの推定ピーク圧力がそれぞれ 60 ～ 100 GPa 程度であることです。私たちのシミュレーションは、このような巨大な圧力が LAPLAS 実験で生成される可能性があることを示唆しています。したがって、これらの実験は、炭素が豊富な惑星の構造と進化に関する知識を向上させるだけでなく、そのような場所で見られる炭素構造の形成プロセスを理解するのにも役立つでしょう。

前のセクションで説明した LAPLAS 爆縮の広範な流体力学計算は、このスキームにより、立方体ダイヤモンドまたは隕石衝突サイトで見られるようなさらにエキゾチックな構造の形成が予想される条件まで炭素サンプルを動的に圧縮できることを示唆しています54。したがって、この過渡状態で形成された材料を回収することには大きな関心が集まっています。回収されたサンプルの死後分析により、生成された新しい物質を発見、同定、定量化するために、幅広い物質特性評価技術（ラマン分光法、X 線回折、電子顕微鏡、オージェ電子分光法など）を使用できるようになります55。これにより、形成プロセスをより深く理解できるようになり、これまで知られていなかった新しい相を発見したり、それらを応用できるようになったりする可能性があります。レーザーショックで圧縮されたサンプルのその場 X 線回折は、ナノダイヤモンドの形成を示し、これらが周囲密度までの急速 (数ナノ秒) の減圧にも耐えることを示しています 8 が、その回収を成功させるのは依然として大きな課題です 55。ショックブレイクアウト後、サンプルは最大 20 km/s の速度で自由表面に放出されます。適切なキャッチャー内で噴出物の速度が低下した際の超高速衝撃により、新しい相が破壊される可能性があり、とらえどころのない物質が広範囲に分散します。 LAPLAS スキームの円筒圧縮には、高圧サンプルが本質的に静止状態で生成されるという大きな利点があります。また、圧縮フェーズと減圧フェーズの両方が大幅に長くなり、数百ナノ秒に及ぶため、収率が向上し、結晶サイズが大きくなる可能性があります。最後に、これらの実験では大容量 (> mm3) が考慮されているため、サンプル材料の回収が大幅に容易になります。

このような事後分析に加えて、爆縮の流体力学的性能と停滞時に達成される状態を現場で監視することが重要になる。これにより、流体力学計算のテストとベンチマークが可能になります。これは、サンプルとプッシャーの両方が、強く結合した部分縮退領域 (いわゆる「暖かい高密度物質」) の広いパラメーター範囲を横断するため、特に重要です。状態はあまり知られていません。ここでは、FAIR でのプラズマ物理実験用に計画されている高エネルギーレーザーシステムによって駆動される強力な X 線源によって可能になる X 線ラジオグラフィーを提案します。レーザー生成プラズマからの強力な X 線バーストを使用する X 線ラジオグラフィーは、急速に進化する高密度サンプルの密度分布を測定できるため、HED 実験では不可欠な診断ツールです。たとえば、衝撃実験では衝撃速度と圧縮比を測定することで、Hugoniot56 の極圧での EOS にアクセスできます。慣性閉じ込め核融合では、爆縮速度、対称性、燃料シェルの残留質量が爆縮性能を調整するための重要なフィードバックを提供します57。

(上) レーザー駆動 X 線源を使用したオンアクシス X 線撮影用に提案されたセットアップの概略図、および (下) (a) 初期ターゲット、(b) 270 時間での圧縮後のシミュレーションされた X 線撮影画像ns、および (c) 両方のプローブ時間における中央のラインアウト。

In the past, we have proposed high-intensity laser-driven hard X-ray radiography to monitor the implosion and strong compression in the LAPLAS scheme21. Laser pulses focused to relativistic intensities (\(\ge\) 1018 W/cm2) are well known to produce copious amounts of supra-thermal electrons, which in turn excite bremsstrahlung with photon energies well above 100 keV70 keV) X-ray conversion efficiency measurement on the ARC laser at the National Ignition Facility. Phys. Plasmas 24, 033112 (2017)." href="/articles/s41598-023-28709-7#ref-CR58" id="ref-link-section-d307602644e6210"> 58、ソースサイズは 5 μm までであり、ターゲットの寸法によってのみ制限されます 59。 FAIR での HED 実験では、このような硬 X 線源を駆動するために高エネルギー高強度 (ピコ秒持続時間で kJ パルスエネルギー) レーザーが使用されることが予想されていますが、実験プログラムの初期段階では、より低エネルギーのロングパルス (ナノ秒) が使用されます。レーザーが利用可能になります。 1015 W/cm2 オーダーの強度に集中すると、数 keV の温度のプラズマが生成され、ナノ秒の時間スケールで約 100 μm まで拡大します。このプラズマ内の高度に荷電したイオンから衝突励起された共鳴線の放出は、かなりの速度に達する可能性があります。レーザーエネルギーからヘリウムアルファ X 線線放射への変換効率は、通常、最大 10 keV60 の光子エネルギーで 10-4 ～ 10-3 の値に達します。

この研究で提案されている実験では、低 Z のサンプル材料とかなり低い圧縮を考慮して、ここではそのような「熱」X 線源を使用した診断の可能性を評価します。提案されたセットアップでは、放射線画像撮影は「軸上」で実行され、画像軸は LAPLAS ターゲットの円柱軸と一致します。これにより、周囲の高 Z プッシャーによる障害を受けることなく、圧縮された低 Z サンプルをプローブすることができます。提案されたセットアップの概略図を図 13 (上) に示します。レーザー駆動プラズマの等方性放射を考慮すると、ターゲットの解像度要素ごとに十分な数の X 線フォトンを確保するために、バックライトフォイルを LAPLAS ターゲットのかなり近く (ここでは 20 mm) に配置する必要があります。イオン焦点にこのように近接すると、フルエンスはプッシャーの加熱に匹敵し、バックライトフォイルを早期に破壊する可能性があることに注目します。したがって、このバックライト方式は、軸上のイオンフルエンスが無視できるほどの環状ビームでのみ実現可能です。

この論文で報告した流体力学計算によって予測された密度分布を通じてレイトレーシング計算を実行することにより、合成 X 線写真を生成しました。光線サンプリングでは、ナノ秒レーザー生成プラズマに典型的な予想される光源サイズが考慮されます (ここでは 100 μm の FWHM を使用しました)。我々は、パルス幅がナノ秒、エネルギーが200 J（波長527 nm）のレーザーパルス、つまりFAIRでの最初のプラズマ物理実験で動作するレーザーシステムに対して予測されるレーザーパラメータを想定しました。 X 線変換効率が 10−4 であると仮定すると、9 keV の光子エネルギー (Zn He-alpha) で 7 × 1012 個の光子が生成されます。この光子エネルギーでは、ユングフラウ検出器 61 のような最先端の直接検出 X 線ピクセル検出器は、ほぼ 100 % の量子効率、単一光子感度、および高いダイナミックレンジに達します。検出器は、適切な X 線結晶で透過 X 線を偏向することにより、イオンビームの経路の外側に安全に配置されます。高度にアニールされた熱分解グラファイト結晶（例えば、６２を参照）を使用すると、偏向角は２４°となり、これはイオンビームの焦点角である約４０°よりもはるかに大きい。 100ミリラド。 250 mm の距離では、イオンビームの直径は約 10 mm に増加します。 25 mm なので、サンプルよりもフルエンスが 600 分の 1 以上低くなります。 8000 K の軸上フルエンスによる炭素サンプルの予測最大加熱を考慮すると、X 線結晶の加熱は無視できる程度であると予想されます。グラファイトは、K63 1000 をはるかに超える温度まで高い反射率を維持することが示されています。検出器を 0.5 m の距離に配置すると (倍率は 0.5 m/20 mm = 25)、100 μm のピクセルは 3 × 10−9 の立体角を形成し、平均で約 22,000 個の光子を収集します。サンプル内の X 線の減衰は、表にまとめられた不透明度を使用して計算されます64。圧縮されていない長さ 4 mm のサンプルの面密度は 0.88 g/cm2 で、9 keV の光子の透過率は 6.9 % になります。圧縮すると、軸上の面密度は最大 1.54 g/cm2 に達し、透過率が約 0.9 % まで大幅に低下します。次に、期待される画質の現実的な予測を得るために、ピクセルあたりの有限個のフォトンからのショットノイズとサンプル内のフォトン吸収の統計を含めて、各ピクセルで検出されたフォトンの数が決定されます。

図 13a と b は、それぞれ最初のターゲットと 270 ns の圧縮後のシミュレートされた放射線画像を示しています。画像は、高 Z プッシャー壁が移動していることを明確に示しています。拡張された X 線源によりエッジが大幅にぼやけていますが、画像内の良好なコントラストにより壁の位置を決定することができ、それによって最終的なサンプル直径を測定できます。一方、異なる時点でのいくつかの測定により爆縮速度が得られます。サンプル中心を通る透過率は、軸上の面密度に直接関係します。サンプルの両端における軸方向の希薄化が無視できる場合、これにより密度が直接決定されます。図 13c は、放射線画像のラインアウト (1 ピクセルの幅) を示しています。中心付近では、圧縮サンプルのピクセル間の信号対ノイズ比が 14 であることがわかります (最初のターゲットの 40 から低下)。これは、均一な濃度分布を想定して隣接する多数のピクセルを平均化するとさらに改善できます。これらの結果は、ロングパルスレーザー駆動のサーマルバックライト光源を使用した場合でも、放射線画像から貴重な情報を取得できることを示しています。

この論文では、円形の焦点を持つ強力なウランビームによって駆動される特別な LAPLAS スキームを使用した炭素サンプルの爆縮の数値シミュレーションを報告します。この方式では、環状焦点を持つ中空ビームを生成するためにワブラーを使用する必要がないため、問題が単純化されます。シミュレーションの実行には 2D 流体力学コード BIG2 が使用されます。 FAIR 施設の SIS100 ビームの設計パラメータに対応する幅広いビームパラメータが使用されます。これらには、それぞれ 5 × 1010、1011、2 × 1011、および 3 × 1011 のウランイオンのバンチ強度が含まれます。バンチの長さは 200 ns (フィートからフィート) で、放物線状の時間強度プロファイルを持ちます。ガウス強度分布の FWHM で特徴付けられる焦点スポットサイズのさまざまな値 (それぞれ 2、2.5、3、3.5、4 mm など) が考慮されます。

ターゲットは、タングステンシェルに囲まれたカーボンサンプルで構成される多層シリンダーです。初期サンプル半径の異なる値、それぞれ R\(_{si}\) = 200、300、400、および 500 \(\mu\)m が使用されますが、外側の円柱の半径は 5 mm とみなされます。それぞれ 3、4、5、6、7 mm を含むさまざまなターゲット長が想定されます。これらの研究は、考慮された広いビームとターゲットパラメータの範囲にわたって、炭素がダイヤモンド相に存在すると予想される、炭素が豊富な太陽系外惑星の表面下深くに存在する炭素サンプル内に極端な物理的条件を生成することが可能であることを示しています。。したがって、これらの実験は、これらの惑星の構造と進化を理解するのに非常に役立ちます。さらに、さまざまな小惑星衝突現場で発見された、ダイヤファイトと呼ばれる積層障害を伴う特殊なタイプのダイヤモンドの形成条件を研究することも可能になります。これらの実験を診断するために使用される手法についても簡単に説明します。

この研究結果を裏付けるデータは記事内で入手できます。

Daulton, T. 宇宙に存在する地球外ナノダイヤモンド。ウルトラナノ結晶ダイヤモンド: 合成、特性、および応用 (Shenderova, O. & Gruen, D. 編) 23 (Springer、2006)。

Google Scholar の章

Heaney、PJ、Vincenzi、EP & De、S. 奇妙なダイヤモンド: カーボナードフレームサイトの神秘的な起源。要素 1、85 (2005)。

記事 CAS Google Scholar

Duffy, TS、Madhusudan, N. & Lee, KKL 超地球惑星の鉱物学。 Treatise of Geophysics (Shubert, G. 編) 148 (Elsevier、2015)。

Google スカラー

Bailes、M. et al. ミリ秒パルサー連星におけるスタートの惑星への変換。サイエンス 333、1717 (2011)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Nemeth、P. et al. ダイヤモンドとグラフェンの複合ナノ構造。ナノレット。 20、3611 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Nemeth、P. et al. 6 回および 12 回の対称性を持つダイファイト構造のナノダイヤモンド。ディアム。関連。メーター。 119、108573 (2021)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Nemeth、P. et al. 相互成長した sp3 および sp4 結合ナノ構造ユニットを備えた衝撃成形カーボン材料。 PNAS 119、e2203672119 (2022)。

記事 CAS Google Scholar

クラウス、D. et al. 惑星の内部条件におけるレーザー圧縮された炭化水素中でのダイヤモンドの形成。ナット。アストロン。 1(9)、606 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

Nuske, R. et al. フェムト秒レーザーパルスによりグラファイトをナノスケールダイヤモンドに変換します。応用物理学。 Lett 100、043101 (2012)。

記事 ADS Google Scholar

シェーンベルク、K.ら。反陽子およびイオンの研究施設における高エネルギー密度の科学能力。物理学。プラズマ 27、043103 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。重イオン誘起流体力学のためのバンチ圧縮の必要性と、提案されているシンクロトロン施設における固体ターゲット内のビームの断片化の研究。物理学。 Rev. E 63、036407 (2001)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。 HEDgeHOB: 反陽子およびイオン研究のための将来の施設で重イオンビームによって生成される高エネルギー密度物質。 Nucl. 研究所方法 A 577、238 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。将来の FAIR 施設での強力な重イオンビームを使用した高エネルギー密度物質の状態方程式特性の研究: HEDgeHOB コラボレーション Nucl. 研究所方法 B 245、85 (2006)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。物質の状態方程式とイオンビーム特性がターゲットの加熱と圧縮に及ぼす影響。物理学。Ｒｅｖ．ＳＴＡｃｃｅｌ．ビームス 6、020101 (2003)。

記事 ADS Google Scholar

NA タヒルら。 7 TeV/c 大型ハドロン衝突型陽子ビームの銅ターゲットへの衝撃。Ｊ．Ａｐｐｌ．物理学。 97、083532 (2005)。

記事 ADS Google Scholar

NA タヒルら。ダルムシュタットの次世代イオンビーム施設における高エネルギー密度実験の数値シミュレーションと理論解析: HEDgeHOB とのコラボレーション。 HEDP 2、21 (2006)。

ADS CAS Google Scholar

タヒル、NA 強力な重イオンビームを使用した平面衝撃の生成: リヒトマイヤー・メシュコフ不安定性成長研究セットへの応用。物理学。プラズマ 18、032704 (2011)。

記事 ADS Google Scholar

NA タヒルら。反陽子およびイオン研究施設での強力イオンビームを使用した高エネルギー密度物質の状態方程式の研究。投稿。プラズマ物理学 59、e201800143 (2019)。

記事 Google Scholar

Tahir、NA & Long、KA 放射線輸送を含むイオンビーム慣性核融合ターゲットの圧縮と燃焼の分析。 Z.物理学。 A 325、99 (1986)。

ADS CAS Google Scholar

Tahir、NA & Long、KA 放射線マーシャク波の数値モデリング。レーザー部分。ビームス 2、371 (1984)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。 FAIRでの強力イオンビームを用いた地球とスーパーアースの核の状態の研究。 ApJS 232、1 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

NA タヒルら。 FAIR でのイオンビームによる惑星物理学の研究。 ApJS 238、27 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

NA タヒルら。反陽子およびイオン研究施設での強力なイオンビームによって生成される高エネルギー密度物質の状態方程式特性の研究。物理学。 Rev. E 101、023202 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。反陽子や強力イオンビームを用いたイオン研究施設での惑星物理学の研究。ユーロ。物理学。 J. プラス 137、273 (2022)。

記事 Google Scholar

NA タヒルら。ダルムシュタットの反陽子およびイオン研究施設での惑星物理学研究プログラム。投稿。プラズマ物理学 57、493 (2017)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、AR et al. 弾性プラスチック媒体におけるリヒトマイヤー・メシュコフ不安定性。物理学。 Rev. E 78、056401 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、AR et al. 固体における非圧縮性レイリー・テイラー不安定性の線形解析。物理学。 Rev. E 80、046305 (2009)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、SA et al. 加速された弾性固体におけるレイリー・テイラー不安定性に対する有限厚さの影響。物理学。 Rev. E 95、053108 (2017)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、SA et al. 加速された弾性固体スラブにおけるレイリー・テイラー不安定性。物理学。 Rev. E 96、063115 (2017)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、SA et al. 有限幅の加速ニュートン流体における線形レイリー・テイラー不安定性。物理学。 Rev. E 97、043106 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、SA et al. 理想流体を覆う弾性のある有限幅媒質における磁気・レイリー・テイラー不安定性。 J.流体メカ。 867、1012 (2019)。

記事 ADS CAS MATH Google Scholar

ピリス、SA et al. 加速された弾塑性固体スラブにおけるレイリー・テイラー不安定性の安定境界。物理学。 Rev. E 100、063104 (2019)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Funck, U. et al. 固体希ガスターゲットおよび固体水素の高いエネルギー密度。 Nucl. 研究所方法 A 415、68 (1998)。

記事 ADS Google Scholar

バーナード、JJ 他暖かく高密度のターゲットの理論とシミュレーション。 Nucl. 研究所方法 A 577、275 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

フォルトフ、VE et al。移動グリッドにおけるゴドゥノフ法による非静止フロントと界面の数値シミュレーション。 Nucl. 科学。工学 123、169 (1996)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Bundy、FP 元素炭素の圧力 - 温度状態図。 Physica A 156, 169 (1989)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Ross, M. 天王星の氷の層と海王星の空のダイヤモンド。ネイチャー 292、435 (1981)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Wenk, H. & Bulach, A. 地球の鉱物組成。鉱物：その憲法と起源、586 (ケンブリッジ大学出版局、2004)。

デュランテ、D. 他フェアの楽しみのすべて: 反陽子およびイオン研究施設での基礎物理学。物理学。 Scr. 94、033001 (2019)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ガイセル、H. et al. 国土地理院のスーパーFRSプロジェクト。 Nucl. 研究所方法 B 204、71 (2003)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ウィンクラー、M.ら。 FAIRにおけるスーパーFRS機内設備の状況。 Nucl. 研究所方法 B 266、4183 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

NA タヒルら。固体グラファイトスーパー FRS 高速抽出ターゲットにおける高エネルギー密度とビーム誘起応力関連の問題。レーザー部分。ビームス 26、273 (2008)。

記事 ADS CAS Google Scholar

シュワルツ、C.PANDAとのコラボレーション。 FAIRでのPANDAの実験。Ｊ．Ｐｈｙｓ．会議 374系、012003（2012年）。

記事 Google Scholar

スピラー、PJ 他 FAIR シンクロトロンプロジェクト SIS18 アップグレードおよび SIS100 の状況。手順で。 IPAC2014 (2014) の。

Stoehlker, T. et al. APPA at FAIR: 基礎研究から応用研究まで。 Nucl. 指導者方法 B 365、680 (2015)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ピリス、AR et al. 高周波回転イオンビームによって駆動される円筒爆縮の対称解析。プラズマ物理学コントロール。フュージョン 45、1733 (2003)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ミナエフ、S.ら。高速回転のための独自のRFシステムを使用した爆縮実験用の1 AGeVのエネルギーでの重イオン中空ビーム形成。 Nucl. 指導者方法 A 620、99 (2010)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Ziegler, JF、Biersack, JP & Littmark, U. 固体中のイオンの停止と範囲 (Pergamon Press、1996)。

Google スカラー

ロモノーソフ、IV アルミニウムの多相状態方程式。レーザー部分。ビームス 25、567 (2007)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Fortov、VE & Lomonosov、IV Ya B Zeldovich、および極限条件下での物質の状態方程式問題。物理学。 USP。 57、219 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Khan, AS & Huang, S. 可塑性の連続理論 (Wiley、1995)。

数学 Google Scholar

ゴドゥノフ、SKら。気体力学の多次元問題の数値解法 (Nauka、1976)。

Google スカラー

スタンフォード、PL&ジョンソン、法廷博士編ゴマ: アラモス国立公園。研究室 EOS データ、LA-UR-92-3407。

クラウス、D. et al. グラファイトの衝撃圧縮によるダイヤモンドとロンズデライトのナノ秒形成。ナット。共通。 7、10970 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

シュスター、AK 他。レーザー衝撃負荷を受けたグラファイトおよび炭化水素レアゲットからの放出雲の回収: ダイヤモンドの探索。Ｊ．Ｐｈｙｓ． D 56、025301 (2023)。

記事 ADS Google Scholar

クリッチャー、AL 他。白色矮星の炭素エンベロープの状態方程式の測定。ネイチャー 584、51 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

デワルド、E.L. 他。 NIF 上の ICF 爆縮のストリーク X 線撮影によるカプセルアブレーターの飛行中のパフォーマンス測定。Ｊ．Ｐｈｙｓ．会議 Ser 688、012014 (2016)。

記事 Google Scholar

チェン、H.ら。国立点火施設の ARC レーザーでの高エネルギー (>70 keV) X 線変換効率の測定。物理学。プラズマ 24、033112 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

ボルム、B.ら。広範囲のレーザー強度にわたるレーザー駆動硬 X 線源の特性。物理学。プラズマ 26、023109 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

Ruggles、LE et al. Z-Beamlet レーザーを使用した 4 ～ 10 keV の X 線生成の測定。科学牧師。インストラム。 74、2206 (2003)。

記事 ADS CAS Google Scholar

モザニカ、A.ら。シンクロトロン光源および XFEL でのアプリケーション向けの JUNGFRAU 検出器。同期。ラディアット。ニュース 31、16 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

Smid、M.ら。高エネルギー密度実験において小角X線散乱信号を測定するためのミラー。科学牧師。インストラム。 91、123501 (2020)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ホワイト、TG 強く加熱されたグラファイトにおける阻害された電子イオン結合の観察。科学。議員第 2 号、889 (2012)。

記事 CAS Google Scholar

ヘンケ、BLら。 X 線相互作用: E = 50 ～ 30,000 eV、Z = 1 ～ 92 での光吸収、散乱、透過、および反射。原子データ核。データ表 54、181 (1993)。

記事 ADS CAS Google Scholar

リファレンスをダウンロードする

この出版物は、Deutsche Forschungsgemeinschaft—491382106 および GSI ヘルムホルツ重粒子研究センターのオープンアクセス出版基金から資金提供を受けています。

Projekt DEAL によって実現および組織されたオープンアクセス資金調達。

GSI ヘルムホルツ重イオン研究センター、Planckstrasse 1、64291、ダルムシュタット、ドイツ

ナイーム・アハマド・タヒル、ヴァンサン・バグヌー、ポール・ノイマイヤー

ETSI Industriales、カスティーリャ・ラ・マンチャ大学、13071、シウダー・レアル、スペイン

アントニオ・ロベルト・ピリス & ソフィア・アイエレン・ピリス

PubMed Google Scholar でこの著者を検索することもできます

NAT はアイデアに貢献し、シミュレーションを実行して結果の解釈に貢献し、VB は FAIR 関連資料に貢献し、PN は診断に関する作業を行い、ARP と SAP は結果の解釈に貢献しました。著者全員が原稿をレビューしました。

ナイーム・アハマド・タヒルへの通信。

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。

オープンアクセスこの記事はクリエイティブコモンズ表示 4.0 国際ライセンスに基づいてライセンスされており、元の著者と情報源に適切なクレジットを表示する限り、あらゆる媒体または形式での使用、共有、翻案、配布、複製が許可されます。クリエイティブコモンズライセンスへのリンクを提供し、変更が加えられたかどうかを示します。この記事内の画像またはその他のサードパーティ素材は、素材のクレジットラインに別段の記載がない限り、記事のクリエイティブコモンズライセンスに含まれています。素材が記事のクリエイティブコモンズライセンスに含まれておらず、意図した使用が法的規制で許可されていない場合、または許可されている使用を超えている場合は、著作権所有者から直接許可を得る必要があります。このライセンスのコピーを表示するには、http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ にアクセスしてください。

転載と許可

Tahir、NA、Bagnoud、V.、Neumayer、P. 他。 FAIR施設での強力な重イオンビームを利用したダイヤモンドの製造と惑星物理学への応用。 Sci Rep 13、1459 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41598-023-28709-7

引用をダウンロード

受信日: 2022 年 10 月 27 日

受理日: 2023 年 1 月 23 日

公開日: 2023 年 1 月 26 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-28709-7

次のリンクを共有すると、誰でもこのコンテンツを読むことができます。

申し訳ございませんが、現在この記事の共有リンクは利用できません。

Springer Nature SharedIt コンテンツ共有イニシアチブによって提供

コメントを送信すると、利用規約とコミュニティガイドラインに従うことに同意したことになります。虐待的なもの、または当社の規約やガイドラインに準拠していないものを見つけた場合は、不適切としてフラグを立ててください。