Production de diamant à l'aide de faisceaux d'ions lourds intenses à l'installation FAIR et application à la physique planétaire

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 1459 (2023) Citer cet article

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Les diamants sont censés être présents en abondance dans différents objets de l'Univers, y compris les météorites, les étoiles riches en carbone ainsi que les planètes extrasolaires riches en carbone. De plus, la prédiction selon laquelle dans les couches profondes d'Uranus et de Neptune, le méthane pourrait subir un processus de séparation de phase en diamant et hydrogène, a été vérifiée expérimentalement. En particulier, des lasers de forte puissance ont été utilisés pour étudier ce problème. Il est donc important du point de vue de l'astrophysique et de la physique planétaire, d'étudier plus avant les processus de production du diamant en laboratoire. Dans le présent article, nous présentons des simulations numériques de l'implosion d'un échantillon de carbone solide à l'aide d'un faisceau d'uranium intense qui doit être délivré par le synchrotron à ions lourds, SIS100, en construction au Facility for Antiprotons and Ion Research (FAIR), à Darmstadt. Ces calculs montrent qu'en utilisant notre schéma expérimental proposé, on peut générer les conditions extrêmes de pression et de température, nécessaires pour produire des diamants de dimensions mm3.

Les diamants sont omniprésents dans l'Univers. De minuscules diamants (nanodiamants) qui contiennent jusqu'à 2000 atomes de carbone, sont abondants dans les météorites, tandis que certains se forment dans les étoiles avant même que le système solaire n'existe1. Il est également proposé que les diamants existent dans les étoiles riches en carbone, en particulier dans les naines blanches2. De plus, on s'attend à ce que certaines planètes extrasolaires riches en carbone soient du diamant presque pur3,4. Étant donné qu'accéder directement à ces objets est évidemment extrêmement difficile, des études complémentaires des processus qui conduisent à la production de diamants en laboratoire seront très utiles pour comprendre la formation et l'évolution des différents objets célestes. Ceci peut être réalisé en soumettant le carbone et ses composés aux conditions physiques extrêmes qui existent dans les intérieurs planétaires et les étoiles qui transforment le carbone en diamant. Un autre domaine de recherche qui bénéficiera de ces études est l'étude des conditions de formation de diverses structures de carbone désordonnées d'empilement produites à la suite d'impacts astéroïdes importants. Par exemple, des structures de diamants appelées diaphites5,6,7, qui ont été découvertes sur les sites d'impact, Canyon Diablo et Popigai. En raison des propriétés électroniques et mécaniques particulières de ces formes de diamant, elles peuvent avoir une grande importance industrielle potentielle, ce qui souligne leur importance.

Des expériences à haute pression suggèrent qu'une grande quantité de diamants se forme à partir du méthane sur les planètes géantes de glace, Uranus et Neptune. Dans une expérience récente8, dans laquelle un échantillon de polystyrène a été comprimé dynamiquement à l'aide d'un laser, des conditions physiques extrêmes qui devraient exister à environ 10 000 km sous les surfaces d'Uranus et de Neptune ont été atteintes. Celles-ci incluent une pression de 150 GPa et une température de 5000 K. Cette expérience a mis en évidence la séparation carbone-hydrogène et la précipitation du diamant dans ces conditions. Dans une autre expérience9 qui a utilisé une impulsion laser de 100 femtosecondes pour irradier un échantillon de graphite pyrolytique hautement orienté, la formation de cristaux de diamant cubiques à l'échelle nanométrique dans les zones irradiées par laser a été observée.

Les faisceaux de particules intenses sont maintenant considérés comme un nouvel outil qui peut être utilisé pour générer des échantillons étendus de matière à haute densité d'énergie (HED) avec des conditions assez uniformes. Il est intéressant de noter qu'un équilibre thermodynamique local est établi dans le matériau en raison de la longue durée de vie de l'échantillon, par rapport aux cibles chauffées au laser. Un complexe d'accélérateurs unique nommé Facility for Antiprotons and Ion Research (FAIR) est en construction à Darmstadt. Il s'agit d'un projet international qui comprend la construction d'un synchrotron à ions lourds, SIS100, qui fournira des faisceaux de particules intenses de toutes les espèces stables, des protons à l'uranium. La physique des hautes densités d'énergie (HED) est l'un des domaines de recherche qui sera étudié en profondeur dans cette installation. Une collaboration internationale nommée HEDP@FAIR10, a été formée pour superviser la construction des installations expérimentales et plus tard pour organiser le déroulement des expériences. Une proposition scientifique intéressante a été préparée pour les expériences de physique HED qui seront réalisées par cette collaboration. Cette proposition expérimentale est le résultat d'études théoriques approfondies au cours des deux dernières décennies, qui incluent des simulations numériques détaillées et une modélisation analytique rapportées dans de nombreuses publications, voir par exemple11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27,28,29,30,31,32,33,34. Selon ces études, un faisceau d'ions peut être utilisé pour générer de la matière HED en utilisant deux schémas complètement différents. Dans un cas, des états de haute entropie et de haute pression sont générés dans le matériau solide par chauffage direct isochore et uniforme par le faisceau. L'expansion isentropique ultérieure du matériau chauffé permettra d'accéder à des états HED importants, notamment un liquide chaud expansé, un état liquide-gaz biphasé, des paramètres critiques et des plasmas fortement couplés. De telles expériences nommées HIHEX (Heavy Ion Heating and Expansion) seront réalisées au FAIR pour mesurer l'équation d'état (EOS) et les propriétés de transport de ces différentes phases de la matière HED.

Dans le deuxième schéma, un faisceau ionique intense avec une tache focale annulaire est utilisé pour piloter une cible cylindrique multicouche, qui est composée d'un matériau échantillon enfermé dans une coque lourde d'un matériau à Z élevé. Cette configuration faisceau-cible génère un schéma de réflexion à chocs multiples qui conduit à une compression à faible entropie du matériau de l'échantillon. Un tel schéma de compression produit des conditions physiques extrêmes qui devraient exister au niveau des noyaux planétaires. Cette proposition expérimentale porte le nom de LAPLAS (Laboratory Planetary Science). Cette expérience est conçue pour effectuer des recherches en physique planétaire. Une autre version du schéma LAPLAS dans laquelle la cible est entraînée par un faisceau d'ions avec une tache focale circulaire, est également considérée. Dans une telle configuration, le matériau de l'échantillon est non seulement comprimé, mais également directement chauffé par le faisceau. Cela génère une compression d'entropie modérée, qui est utilisée dans le travail présenté dans cet article, qui est basé sur des simulations hydrodynamiques réalisées à l'aide d'un code hydrodynamique 2D, BIG235. Nos simulations montrent qu'en utilisant les paramètres du faisceau d'uranium SIS100, il est possible de produire des diamants à l'échelle macroscopique de dimensions mm3.

Diagramme de phase du carbone (P–T)36, montrant la zone accessible à l'aide de l'installation FAIR. A titre de comparaison, l'isentrope d'Uranus (ligne verte)37, le géotherme terrestre (ligne bleu clair)38 et le chemin de compression d'un seul choc (ligne bleue) à l'aide de la base de données SESAME, sont inclus.

Sur la figure 1, qui est le diagramme de phase du carbone36, nous traçons les valeurs de pression-température simulées obtenues dans l'échantillon de carbone, rapportées dans les tableaux 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11 et 12, montrant ainsi la région accessible à l'aide de l'installation FAIR. Chaque point représente le point pression-température atteint en utilisant un ensemble particulier de paramètres de faisceau et de cible. On voit que presque tous les points se trouvent dans la partie en losange du diagramme de phase. Cela signifie que sur la large gamme du faisceau et des paramètres cibles considérés dans cette étude, l'échantillon de carbone peut être transformé en diamant. La ligne continue rouge montre l'évolution temporelle de la température et de la pression dans l'échantillon pour un cas particulier dans lequel l'intensité du faisceau est de 3 × 1011 ions par paquet, le FWHM est de 3 mm et le rayon initial de l'échantillon est de 0,3 mm (tableau 3, troisième rangée). Cette ligne montre le chemin thermodynamique suivi par l'échantillon dans ce cas, et entrant finalement dans la phase diamant. A titre de comparaison, l'isentrope d'Uranus (ligne verte)37, le géotherme terrestre (ligne bleu clair)38 et le chemin de compression d'un seul choc (ligne bleue) obtenu à l'aide de la base de données SESAME, sont inclus.

FAIR, actuellement en construction à Darmstadt, en Allemagne, est un complexe d'accélérateurs d'ions lourds exploitant un synchrotron d'une rigidité de 100 Tm (SIS100) capable d'accélérer n'importe quel ion de l'hydrogène à l'uranium jusqu'à des énergies relativistes supérieures à 1 GeV/u. Le synchrotron FAIR sera amorcé par l'installation d'accélérateur du GSI et étend considérablement ses capacités. L'objectif principal de ce nouvel accélérateur est de recréer, en laboratoire, les conditions extrêmes que l'on pouvait rencontrer dans l'univers depuis sa création jusqu'aux processus nucléaires complexes se déroulant lors de la genèse et des explosions stellaires39. Pour couvrir l'étendue des applications prévues à FAIR, l'accélérateur en anneau sera complété par une série d'anneaux de stockage ciblant des isotopes rares40,41,42 et des antiprotons43, diverses stations cibles et un séparateur de fragments nucléaires, comme illustré à la Fig. 2.

Vue d'ensemble du complexe d'accélérateurs FAIR (rouge) et GSI (bleu). La station cible HED est située dans un bâtiment polyvalent entièrement blindé : la grotte APPA. Expérience CBM Compressed Baryonic Matter, NUSTAR NUclear STructure Astrophysics and Reactions, PANDA antimatter research. APPA Atomique, physique des plasmas et applications.

Pour les études liées au HED, FAIR alimentera une ligne de faisceau d'ions dédiée avec des faisceaux d'ions lourds avec des intensités sans précédent allant jusqu'à 5 × 1011 avec des paquets d'ions aussi courts que 70 à 200 ns44, tandis que les faisceaux d'ions lourds avec les intensités les plus élevées seront atteints pour un état de charge faible (par exemple, U28+). Pour exploiter pleinement cela, un ensemble d'aimants supraconducteurs focalisera le faisceau d'ions avec un faible rapport charge/masse à des dimensions inférieures au millimètre, uniquement limité par l'émittance du faisceau. Pour l'étude présentée ici, nous ne nous attendons pas à avoir besoin d'atteindre cette limite, car la plus petite taille de faisceau considérée est toujours deux fois plus grande que le faisceau limité en émittance. Prises collectivement, les particules trouvées dans les impulsions intenses d'ions lourds peuvent être utilisées pour déposer de grandes quantités d'énergie supérieures à 100 kJ/cm3 sur des volumes de mm cube uniformément en peu de temps, pour atteindre des états de haute densité d'énergie de la matière en pression et en température. Comparé à d'autres méthodes utilisées pour atteindre les états HED avec des chocs, le chauffage isochore atténue le couplage entre la pression et la température trouvé dans un choc et permet d'explorer le diagramme d'espace de phase complet de l'équation d'états. D'autre part, la haute pression peut également être utilisée pour produire un schéma de réflexion à chocs multiples pour générer des conditions de noyau planétaire (l'expérience LAPLAS). De plus, les taux de déformation trouvés avec un tel pilote HED sont inférieurs à ceux des chocs laser les plus couramment utilisés, de sorte que des états HED spatialement uniformes en équilibre thermodynamique local sur des échantillons de mm cube peuvent être obtenus. Pour cette raison, une station cible dédiée dans la grotte polyvalente APPA45 est prévue, où la configuration LAPLAS sera installée.

À l'été 2018, la construction civile de ce nouvel accélérateur a commencé à côté de l'installation existante de GSI. Actuellement, les travaux de génie civil se concentrent sur les zones expérimentales CBM, NUSTAR et APPA, après que le synchrotron et les tunnels de connexion ont été achevés avec succès. Une grande partie des composants de l'accélérateur ont déjà été livrés et attendent d'être installés dans une installation de stockage à proximité. En parallèle, des expériences de test et de mise en service utilisant l'injecteur GSI amélioré sont en cours dans les installations existantes, jusqu'à ce que les premières grottes deviennent opérationnelles dans un proche avenir. À ce jour, une montée en puissance des performances FAIR vers des spécifications complètes est attendue dans la seconde moitié de cette décennie.

Dans cette section, nous fournissons la géométrie faisceau-cible du schéma expérimental LAPLAS proposé, conçu pour générer une compression à faible entropie du matériau de l'échantillon. Nous considérons deux arrangements faisceau-cible différents du schéma qui permettent d'accéder à différentes parties du diagramme de phase. Dans un cas, la cible est entraînée par un faisceau creux qui a une tache focale annulaire, tandis que dans l'autre configuration, la cible est irradiée avec un faisceau ayant une tache focale circulaire. Dans ce qui suit, nous décrivons en détail le fonctionnement de ces deux régimes différents.

La figure 3 montre la géométrie faisceau-cible de ce schéma expérimental. Une cible cylindrique multicouche est considérée, qui est composée d'un échantillon de matériau, qui est enfermé dans une coque lourde d'un matériau à Z élevé. Un faisceau d'ions intense qui a une tache focale annulaire (en forme d'anneau) est incident sur une face du cylindre. La tache focale annulaire peut être générée à l'aide d'un wobbler rf qui fait tourner le faisceau à très haute fréquence. Un tel système est en cours de conception pour cette expérimentation dans le cadre de la collaboration HEDP@FAIR. Une analyse détaillée des problèmes de symétrie de dépôt d'énergie liés à un wobbler a été analysée et rapportée en46, tandis que la conception d'un prototype de système de wobbler a été rapportée en47.

Configuration faisceau-cible du schéma LAPLAS utilisant une tache focale annulaire.

Vue en coupe de la cible LAPLAS.

Le rayon intérieur de l'espace annulaire est considéré comme étant plus grand que le rayon du matériau de l'échantillon. Cela évite un fort chauffage direct de l'échantillon par le faisceau d'ions, comme illustré schématiquement sur la figure 4, qui représente la vue en coupe transversale de la cible LAPLAS. De plus, le rayon extérieur de l'anneau de point focal doit être plus petit que le rayon extérieur de la coque à Z élevé environnante. La figure 4 montre qu'une couche de matériau froid de la coque à Z élevé, appelée "pousseur" ou "charge utile", est créée entre le matériau de l'échantillon et la région chauffée par le faisceau. La charge utile joue un rôle important en plaçant la compression sur l'adiabat souhaité. On voit également qu'une coque froide autour de la zone chauffée par le faisceau agit comme un bourreur qui confine l'implosion plus longtemps. Il est également souhaitable que la longueur de la cible soit inférieure à la plage des ions conducteurs afin que le pic de Bragg ne se situe pas à l'intérieur de la cible qui assure un dépôt d'énergie uniforme dans la direction longitudinale. Le niveau élevé de dépôt d'énergie dans la cible augmente considérablement la température, ce qui génère une haute pression. Cette haute pression entraîne un choc vers l'intérieur, le long de la direction radiale. Le choc pénètre dans la charge utile et est ensuite transmis dans l'échantillon, puis réfléchi au niveau de l'axe du cylindre. Ce choc réfléchi se déplace vers l'extérieur le long de la direction radiale et est re-réfléchi à la limite échantillon-coquille. Ce processus est répété plusieurs fois, tandis que la limite continue de se déplacer vers l'intérieur, comprimant ainsi lentement l'échantillon. Les conditions physiques requises pour l'échantillon sont atteintes lorsque le mouvement vers l'intérieur de la charge utile est arrêté par la haute pression dans l'échantillon comprimé. Ce schéma génère une compression à faible entropie du matériau de l'échantillon qui conduit aux conditions physiques exotiques qui devraient exister dans les noyaux planétaires21.

La figure 5 montre la configuration faisceau-cible du schéma expérimental qui utilise un faisceau avec une tache focale circulaire. Une face de la cible est irradiée par le faisceau de sorte que l'axe du faisceau coïncide avec l'axe de la cible. La gamme d'ions est plus grande que la longueur de la cible, de sorte que le dépôt d'énergie le long de la trajectoire des particules est uniforme. Dans cette configuration, le matériau de l'échantillon est également directement chauffé par le faisceau d'ions, ainsi qu'une partie de la coque à Z élevé environnante qui se trouve dans le rayon de la tache focale. En pratique, le rayon de la tache focale est considéré comme étant égal à la pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) de la distribution gaussienne. Cela signifie que, contrairement à l'autre schéma LAPLAS, aucune charge utile à haute densité provenant de la coque à Z élevé environnante n'est formée autour de l'échantillon. Il est à noter que l'échantillon est préchauffé par le faisceau d'ions qui conduit à une pression plus élevée. Cependant, la pression dans la partie chauffée environnante de la coque à Z élevé est beaucoup plus élevée en raison de la grande différence de densité dans les deux régions. Cette configuration conduit donc également à un schéma de réflexion à chocs multiples, bien que le premier choc soit plus faible par rapport à l'autre schéma LAPLAS en raison du préchauffage (pré-pression) dans l'échantillon. En fait ces deux schémas expérimentaux différents permettent d'accéder à différentes parties du diagramme de phase. Le principal avantage du présent schéma est qu'il fonctionne sans l'emploi d'un wobbler.

Configuration faisceau-cible du schéma LAPLAS à l'aide d'une tache focale circulaire.

Dans cette étude, nous considérons le schéma LAPLAS utilisant une tache focale circulaire avec une configuration faisceau-cible illustrée à la Fig. 5. Un paquet d'uranium avec une énergie de particule de 2 GeV / u est utilisé, tandis que le profil d'intensité temporelle est parabolique avec une durée de 200 ns (pied à pied). La distribution d'intensité radiale dans la tache focale est supposée être gaussienne. Différentes valeurs de la FWHM, notamment 2, 2,5, 3, 3,5 et 4 mm, respectivement, sont prises en compte. Pour des raisons pratiques, la FWHM de la distribution est supposée être le rayon du faisceau. Ces grandes tailles de la tache focale signifient que les exigences de focalisation du faisceau sont très souples. De plus, différentes intensités de paquets, par exemple, 5 × 1010, 1011, 2 × 1011 et 3 × 1011 ions, respectivement, sont utilisées.

La cible est composée d'un échantillon de carbone qui a une densité de 2,25 g/cm3 et qui est enfermé dans une enveloppe cylindrique de tungstène. Différentes valeurs du rayon initial de l'échantillon, R\(_{si}\), y compris 200, 300, 400 et 500 μm, respectivement, sont considérées. Celles-ci conduisent à une masse d'échantillon de 2,3, 6,4, 11,3 et 17,7 mg/cm, respectivement. Le rayon extérieur de la coque en tungstène est de 5 mm. Nous avons également utilisé de nombreuses valeurs de la longueur du cylindre, notamment 3, 4, 5, 6 et 7 mm, respectivement.

Le code informatique BIG2 est un modèle de simulation hydrodynamique bidimensionnel qui est équipé de la physique nécessaire pertinente au problème du chauffage et de la compression faisceau-matière. Le code peut gérer aussi bien la géométrie plane que cylindrique.

Un modèle d'arrêt à froid décrit en 48, est utilisé pour calculer le dépôt d'énergie du faisceau ionique dans la cible. Cette approximation est valable, car dans les cibles chauffées par faisceau d'ions, la température est assez basse (inférieure à 10 eV) de sorte que les effets d'ionisation sont négligeables. Les effets du plasma sur le pouvoir d'arrêt deviennent importants lorsque le niveau d'ionisation dans le matériau est important, ce qui nécessite une température beaucoup plus élevée.

Un modèle EOS semi-empirique décrit dans49,50, est utilisé pour traiter différentes phases du matériau cible. Ce modèle prend en compte une équation d'état macroscopiquement correcte qui tient compte des états solide, liquide et gazeux ainsi que des régions biphasées de fusion et d'évaporation. En raison des échelles de temps relativement longues (environ 100 ns) impliquées dans ce problème, le matériau cible est considéré comme étant dans des conditions d'équilibre thermodynamique local. Dans un tel cas, on peut appliquer dans la modélisation numérique de la cible élargie l'équation d'état sous forme de tableau, en utilisant la construction de Maxwell dans la région biphasique liquide-gaz, comme cela a été discuté dans34.

Les propriétés mécaniques (élastiques-plastiques) des matériaux solides sont prises en compte à l'aide du modèle non linéaire de Prandtl – Reuss avec le critère d'élasticité de von Mises, qui est donné par les équations différentielles suivantes pour la partie déviatorique \({\textbf {S}}\) du tenseur des contraintes \(\mathbf{\sigma }= -P \ {\textbf {I}} + {\textbf {S}}\) (où P est la pression, et \ ({\textbf {I}}\) est le tenseur d'identité) 51 :

Si \({\textbf {S}}.{\textbf {D}} < 0\) ou \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} < \frac{2}{3} Y^2\)

Si \({\textbf {S}}.{\textbf {D}} > 0\) et \({\textbf {S}}. {\textbf {S}} = \frac{2}{3} Y^2\).

Ici G est le module de cisaillement, Y est la limite d'élasticité et les deux paramètres sont caractéristiques du matériau solide, qui dans le cadre d'une étude paramétrique sont pris comme des paramètres indépendants et constants. D'ailleurs, dans les éqs. (1) et (2), \({\textbf {D}}\) est le tenseur du taux de déformation :

où \({\textbf {v}}\) est le champ de vitesse et l'exposant T indique le tenseur de transposition.

Distribution de densité cible initiale générée par le code BIG2.

L'algorithme numérique de BIG2 est basé sur un schéma de type Godunov52, qui utilise une approche volumes finis dans le domaine spatio-temporel. Les flux sont calculés en utilisant la solution du problème de Riemann à chaque frontière inter-cellule. C'est un schéma conservateur qui a une précision de second ordre dans l'espace et une précision de premier ordre dans le temps. Le code est basé sur un schéma numérique eulérien qui utilise une grille mobile rectangulaire curviligne. Le maillage est adaptatif au gradient des paramètres physiques (pression, température, densité) dû à la condensation des lignes du maillage. Le mouvement de la frontière de la grille est calculé en fonction du type de frontière, par exemple, il pourrait s'agir d'un front de choc, d'une interface matérielle, d'une frontière libre, d'une paroi rigide, etc. La reconstruction du maillage au nouveau pas de temps s'effectue par application quasi-conforme du maillage rectangulaire à l'aire avec la frontière de maillage numérique calculée au nouveau pas de temps, en tenant compte du gradient du paramètre physique spécifié. De plus amples détails sur les techniques numériques utilisées dans le code peuvent être trouvés dans la référence35. Le code BIG2 peut traiter des cibles multicouches composées de différents matériaux et peut gérer des géométries cibles complexes.

Dans cette section, nous présentons les résultats de simulation numérique obtenus à l'aide du code hydrodynamique 2D BIG2. Le faisceau et les paramètres cibles utilisés dans cette étude sont notés ci-dessus. Un modèle EOS semi-empirique49,50 est utilisé pour le tungstène, tandis que pour le carbone, les données SESAME53 sont considérées. Le dépôt d'énergie ionique est calculé à l'aide du code informatique SRIM décrit en 48. Il est à noter qu'à l'échelle de temps qui nous intéresse, la conduction thermique n'est pas importante et nous l'excluons donc des simulations. Nous notons que bien que le SIS100 soit conçu pour fournir une intensité de 5 × 1011 ions uranium, notre transition de phase souhaitée dans le carbone peut être obtenue en utilisant des intensités plus faibles.

Nous supposons une intensité de paquet de 3 × 1011 ions uranium avec une énergie de particule de 2 GeV/u. Le profil de puissance temporelle est parabolique avec une longueur de paquet de 200 ns (pied à pied). La tache focale a une géométrie circulaire, qui a une distribution d'intensité gaussienne dans la direction radiale, avec une FWHM de 3 mm. Le rayon de l'échantillon est de 0,5 mm et le rayon cible externe est de 5 mm, tandis que la longueur cible est de 7 mm. Les densités initiales de carbone et de tungstène utilisées dans ces simulations sont respectivement de 2,25 et 19,27 g/cm3. Les conditions initiales cibles sont illustrées à la Fig. 6, où nous présentons la distribution de densité cible générée par le code BIG2 à t = 0 ns.

Conditions physiques cibles générées par le code BIG2 à t = 100 ns, rayon de l'échantillon R\(_{si}\) = 0,5 mm, rayon extérieur de la cible, R\(_o\) = 5 mm, longueur cible = 7 mm, intensité du paquet = 3 × 1011 ions uranium, longueur du paquet = 200 ns, énergie ionique = 2 GeV/u, (a) énergie spécifique, (b) température, (c) pression et (d) densité.

Les conditions physiques cibles calculées par le code BIG2 à t = 100 ns (milieu du paquet), sont présentées sur la Fig. 7. On voit sur la Fig. 7a, où nous traçons la distribution d'énergie spécifique, que l'énergie spécifique dans le carbone est d'environ 4 kJ/g, ce qui jusqu'à présent est uniquement dû au chauffage du faisceau.

La distribution de température correspondante est donnée sur la figure 7b, qui montre que la température maximale dans le tungstène autour de l'échantillon est de l'ordre de 11 000 K. Il est intéressant de noter que le carbone a une valeur d'énergie spécifique plus élevée que le tungstène, alors que la température montre un comportement opposé.

La température élevée dans la zone chauffée par le faisceau conduit à une pression élevée et cette distribution de pression est tracée sur la figure 7c. On voit que la région de tungstène autour de l'échantillon de carbone a une haute pression d'environ 70 GPa, qui entraîne un choc à convergence cylindrique dans la direction radiale.

La distribution de densité cible à t = 100 ns est présentée sur la figure 7d. On voit qu'il n'y a pas de compression dans la région du tungstène autour du carbone car cette région est fortement chauffée par le faisceau. Par conséquent, aucun anneau de "charge utile" de haute densité de tungstène n'est généré autour du carbone.

Identique à la Fig. 6, mais à t = 200 ns (fin du paquet d'ions).

Les distributions des conditions physiques cibles générées par le code BIG2 à t = 200 ns (fin du paquet), sont présentées sur la Fig. 8. On voit sur la Fig. 8a qu'à ce moment, l'énergie spécifique dans le carbone est de l'ordre de 14 kJ/g, ce qui est un résultat combiné du chauffage direct par faisceau et du chauffage par compression.

Sur la figure 8b, nous présentons la distribution de température correspondante, qui montre que la température maximale dans le tungstène autour de l'échantillon est d'environ 29 000 K, qui diminue le long du rayon vers l'extérieur. Ce comportement est dû à la distribution gaussienne de l'intensité dans la tache focale.

La figure 8c montre qu'il existe une haute pression de l'ordre de 158 GPa dans une région autour de l'axe, alors qu'elle a une valeur plus faible dans la partie environnante. En effet, le choc transmis par la région de tungstène à haute pression se répercute toujours entre l'axe et la frontière tungstène-carbone. Ce point sera expliqué en détail dans la Fig. 9.

La distribution de densité correspondante est illustrée à la Fig. 8d.

Afin d'expliquer les détails du processus d'implosion impliqué dans ce schéma, nous traçons sur la Fig. 9, la densité en fonction du rayon au milieu de l'axe (L = 3,5 mm), à différents moments de l'implosion. On voit qu'à t = 126 ns, le choc transmis du tungstène haute pression au carbone est arrivé à une position radiale de r = 50 μm. Il est à noter qu'en raison du préchauffage du matériau non choqué, la pression en amont du choc augmente continuellement, ce qui affaiblit le choc. Le profil de densité étiqueté avec t = 132 ns montre que le choc est arrivé à l'axe, où il est réfléchi et le profil à t = 145 ns montre la position du choc réfléchi à ce moment. Ce processus est répété plusieurs fois, tandis que la force de choc diminue continuellement. La compression finale est obtenue à t = 270 ns, ce qui montre une densité uniforme de l'ordre de 3,75 g/cm3 sur tout le rayon. Les lignes verticales représentent la position de la frontière carbone-tungstène à différents moments. On voit que cette limite se déplace continuellement vers l'intérieur, comprimant ainsi lentement le matériau de l'échantillon.

Densité vs rayon à différents moments au milieu de l'axe.

Conditions physiques atteintes à t = 270 ns.

Profils de densité, de température et de pression obtenus à t = 270 ns, (a) le long du rayon au milieu de l'axe et (b) le long de l'axe (r = 0).

Sur la Fig. 10, nous présentons les conditions physiques atteintes à t = 270 ns. Pour augmenter la résolution des résultats, nous ne montrons que le rayon intérieur de 1 mm du cylindre. On voit que la densité est d'environ 3,75 g/cm3, la pression est d'environ 109 GPa, alors que la température est de l'ordre de 5000 K. Le diagramme de phase du carbone (Fig. 1) montre que dans ces conditions, le carbone subit une transition de phase et devient diamant.

Afin d'avoir une meilleure compréhension quantitative des résultats, il est utile de tracer des profils unidimensionnels de densité, de température et de pression le long du rayon ainsi que le long de l'axe, respectivement. Les profils le long du rayon sont tracés au milieu de l'axe (L = 3,5 mm).

La figure 11a montre que la densité, la température et la pression sont très uniformes le long du rayon, ce qui indique que le problème peut être traité avec un modèle hydrodynamique unidimensionnel le long du rayon. Par conséquent, le reste des résultats présentés dans cet article sont basés sur une version unidimensionnelle du code BIG2.

Il est montré sur la figure 11b que les profils sont également uniformes le long de la majeure partie de l'axe dans la partie interne de l'échantillon. Il ressort des figures 11a et b qu'un diamant cylindrique d'une longueur d'environ 6 mm et d'un rayon d'environ 385 μm sera produit.

Il convient également de noter que l'optimisation de la longueur de la cible est un problème important, car une cible plus courte est souhaitable pour faciliter le diagnostic. Nous avons donc réalisé des simulations en utilisant des cibles plus courtes de longueur L = 3, 4, 5 et 6 mm, respectivement. Le reste des paramètres sont les mêmes. Les résultats sont tracés à la Fig. 12.

Sur la figure 12a, nous traçons les profils des paramètres physiques obtenus en fonction de l'axe à t = 270 ns, en utilisant une longueur de cylindre de 3 mm. On voit que les valeurs obtenues des paramètres sont les mêmes qu'avant, mais la longueur du diamant est d'environ 1,7 mm.

Les résultats correspondant à L = 4 mm sont présentés sur la Fig. 12b. On voit que la longueur sur laquelle les conditions physiques sont uniformes est d'environ 3 mm, ce qui représente la longueur du diamant produit.

De même, sur la figure 12c, nous traçons les profils de densité, de température et de pression le long de l'axe à t = 270 ns pour le cas, L = 5 mm, ce qui montre que la longueur du diamant produit est d'environ 4 mm.

Les conditions physiques respectives obtenues en utilisant L = 6 mm sont présentées sur la figure 12d, qui montre que le diamant produit a une longueur d'environ 5 mm.

Le rayon de la zone diamant est le même (environ 385 μm) dans tous les cas ci-dessus.

Densité, température et pression le long de l'axe à t = 270 ns, (a) longueur cible = 3 mm, (b) longueur cible = 4 mm, (c) longueur cible = 5 mm et (d) longueur cible = 6 mm.

Dans le tableau 1, nous présentons les valeurs précises des paramètres physiques obtenus obtenus dans les simulations en utilisant différentes valeurs de la taille du point focal représenté par le FWHM de la distribution d'intensité gaussienne, y compris, 2, 2,5, 3, 3,5 et 4 mm, respectivement. On voit qu'en utilisant FWHM = 2 mm, la densité obtenue est d'environ 3,67 g/cm3, la pression obtenue est d'environ 127 GPa, alors que la température est de 8000 K dans l'échantillon de carbone comprimé, tandis que le temps d'implosion, t\(_{impl}\), est de 240 ns. La deuxième ligne de ce tableau montre qu'en utilisant FWHM = 2,5 mm, les paramètres physiques obtenus correspondants dans le carbone comprimé ont des valeurs de 3,74 g/cm3, 120 GPa et 6300 K, respectivement. Le temps d'implosion dans ce cas est de 255 ns. Le tableau montre en outre qu'avec l'augmentation de la valeur de la FWHM, la pression finale et la température atteintes dans l'échantillon diminuent en conséquence. La densité finale, en revanche, reste assez insensible. En effet, les processus hydrodynamiques, y compris la réflexion à chocs multiples, restent inchangés. De plus, le temps d'implosion augmente à mesure que la FWHM augmente. Ce comportement est très logique car le niveau de dépôt d'énergie spécifique diminue à mesure que la taille de la tache focale augmente, ce qui entraîne une réduction de la température et de la pression, ce qui ralentit l'implosion et donc t\(_{impl}\) devient plus long. Il est important de noter que selon le diagramme de phase du carbone représenté sur la figure 1, tous les ensembles de conditions physiques notés dans le tableau ci-dessus correspondent à la phase diamant. Dans le cas présent, la masse de l'échantillon est de 17,7 mg/cm, tandis que le rayon final de l'échantillon au moment de la compression réalisée est d'environ 385 μm.

Dans le tableau 2, nous présentons les résultats en utilisant une masse plus petite de l'échantillon, à savoir 11,3 mg/cm, qui correspond à un rayon initial de l'échantillon, R\(_{si}\) = 400 μm, tandis que le reste des paramètres sont les mêmes que dans le cas précédent. Ce tableau montre qu'en utilisant FWHM = 2 mm, la densité, la pression et la température obtenues dans l'échantillon comprimé sont respectivement de 3,7 g/cm3, 134 GPa et 8100 K, alors que le temps d'implosion, t\(_{impl}\) est de 231 ns. En comparant ces valeurs avec les valeurs correspondantes du tableau 1, on voit que les valeurs des paramètres physiques sont similaires, tandis que le temps d'implosion dans le cas présent est quelque peu plus court. Le même comportement est observé pour les autres valeurs de la FWHM. Les résultats sont donc insensibles à une variation importante de la masse de l'échantillon. On note que le rayon final de l'échantillon à la compression atteinte est d'environ 305 μm.

Dans le tableau 3, nous présentons les résultats en considérant un rayon d'échantillon initial, R\(_{si}\) = 300 μm qui correspond à une masse d'échantillon de 6,36 mg/cm. Les autres paramètres sont les mêmes que dans les deux cas précédents. Ce tableau montre qu'en utilisant FWHM de 2 mm, la densité maximale de l'échantillon est de 3,85 g/cm\(^3\), ce qui est supérieur aux valeurs correspondantes dans les deux cas précédents notés dans les tableaux 1 et 2, alors que la température finale est la même (8100 K). En effet, dans le cas présent, la masse de l'échantillon est nettement plus petite, tandis que l'énergie d'entrée motrice est la même. Par conséquent, la pression finale dans le cas présent est plus élevée (172 GPa) en raison d'une densité plus élevée. De plus, le temps d'implosion, t\(_{impl}\) est de 192 ns, ce qui est plus court que les valeurs correspondantes dans les cas précédents. Un schéma similaire est observé dans les résultats présentés dans les lignes suivantes représentant différentes valeurs de la taille du spot. Le rayon d'échantillon obtenu au moment de la compression maximale est d'environ 230 μm.

Enfin, dans le tableau 4, nous présentons les résultats en utilisant la valeur la plus courte de R\(_{si}\) = 200 μm, ce qui correspond à une masse d'échantillon de 2,8 mg/cm. On voit qu'en utilisant FWHM de 2 mm, t\(_{impl}\) est de 160 ns, ce qui signifie qu'une partie importante de l'énergie du faisceau n'est pas disponible pour le chauffage, et par conséquent la température maximale de l'échantillon est de 7530 K, ce qui est inférieur aux valeurs correspondantes dans les trois tableaux précédents. Cependant, dans le cas présent, la masse de l'échantillon est beaucoup plus petite et est donc comprimée plus efficacement. Cela conduit à une densité plus élevée de 3,92 g/cm3, ce qui se traduit par une pression plus élevée de 183 GPa. Dans le cas d'une FWHM de 3 mm et plus, t\(_{impl}\) est de 200 ns et plus, ce qui signifie que toute l'énergie du paquet est disponible pour le chauffage. La comparaison des résultats avec les paramètres correspondants dans les trois tableaux précédents montre que les valeurs sont comparables. Le rayon final de l'échantillon compressé est de 153 μm.

Dans ce qui suit, nous résumons les résultats obtenus en utilisant une intensité de paquet inférieure de 2 × 1011 ions, tandis que le reste du faisceau et les paramètres cibles sont les mêmes que ceux utilisés dans les différents cas discutés précédemment. Dans le tableau 5, nous présentons les valeurs précises des paramètres physiques obtenus en utilisant différentes tailles de spot de faisceau caractérisées par différentes valeurs de la FWHM de la distribution d'intensité gaussienne. Dans le cas présent, la masse de l'échantillon est de 17,7 mg/cm.

On voit dans le tableau 5 que les valeurs obtenues des paramètres physiques sont inférieures à leurs valeurs correspondantes présentées dans le tableau 1. En effet, une intensité de faisceau plus faible signifie un dépôt d'énergie spécifique plus faible, qui conduit à une température plus basse, qui se traduit par une pression d'entraînement plus faible, qui produit une compression plus faible. De plus, t\(_{impl}\) est également plus long que les valeurs correspondantes notées dans le tableau 1. Cependant, la figure 1 montre que tous les ensembles des conditions physiques atteintes dans le cas présent appartiennent à la phase diamant du carbone. Le rayon final de l'échantillon de carbone comprimé est d'environ 395 μm.

Les résultats obtenus en utilisant cette intensité de paquet, en considérant une masse d'échantillon plus petite de 11,3 mg / cm, sont notés dans le tableau 6. Les résultats correspondants en utilisant l'intensité plus élevée précédente sont présentés dans le tableau 2. On voit que les valeurs de densité de carbone, de température et de pression obtenues indiquées dans le tableau 6 sont nettement inférieures à leurs valeurs correspondantes données dans le tableau 2. Cependant, les différents ensembles de paramètres physiques notés dans le tableau 6 indiquent que l'échantillon sera transformé en phase diamant, comme le montre la figure 1. et 6 (qui utilisent la même intensité de paquet de 2 × 1011 ions), montre que malgré la différence de masse de l'échantillon, les résultats sont assez similaires, ce qui indique la robustesse de ce schéma. Le rayon final de l'échantillon de carbone comprimé est d'environ 315 μm.

Ensuite, nous présentons dans le tableau 7 les résultats de simulation obtenus en utilisant une masse d'échantillon de 6,4 mg/cm. Les résultats correspondants qui sont produits en utilisant une intensité de paquet plus élevée sont donnés dans le tableau 3. Une comparaison entre ces deux tableaux montre que le même schéma existe qu'auparavant. Les valeurs des paramètres physiques notées dans le tableau 7 sont inférieures à celles données dans le tableau 3 en raison de la réduction de l'intensité du paquet. Encore une fois, on voit que tous les différents ensembles de conditions physiques correspondent à la phase diamant du carbone, comme le montre la figure 1.

Les résultats de simulation obtenus en utilisant la plus petite masse d'échantillon de 2,8 mg/cm, sont présentés dans le tableau 8. Ces résultats indiquent à nouveau que les ensembles de valeurs de paramètres physiques correspondent à la phase diamant du carbone. Il est donc conclu qu'en utilisant cette intensité de paquet, il est possible de transformer le carbone en diamant en considérant une large gamme d'espace de paramètres de faisceau et de cible.

Dans ce qui suit, nous présentons un résumé des résultats obtenus en utilisant une intensité de paquet de 1011 ions. Notons que seules les valeurs inférieures de la masse de l'échantillon, à savoir 2,8 et 6,4 mg/cm, sont considérées. L'implosion devient inefficace avec la plus grande masse d'échantillon car l'énergie motrice n'est pas suffisante. Pour la même raison, nous ne considérons pas le FWHM de 4 mm, car la tache focale est trop grande pour fournir suffisamment d'énergie spécifique pour conduire efficacement l'implosion.

Dans le tableau 9, nous présentons les valeurs atteintes des paramètres physiques obtenus en utilisant une masse d'échantillon de 6,4 mg/cm. On voit que la densité est d'environ 3,6 g/cm3 pour les quatre valeurs différentes de la FWHM, alors que la température et la pression, respectivement, sont réduites à mesure que la FWHM augmente. Le temps d'implosion augmente également, ce qui indique que l'implosion devient plus lente à mesure que la taille du point augmente. La raison de ce comportement est expliquée dans les sections précédentes. Il convient également de noter que les valeurs des paramètres physiques notées dans le tableau 9 suggèrent que la phase diamant du carbone peut être obtenue avec ces paramètres de faisceau et de cible.

Le tableau 10 présente les résultats de la simulation en utilisant une masse d'échantillon de 2,8 mg/cm. On voit qu'en utilisant une FWHM de 2 mm, une masse volumique de 3,76 g/cm3, alors que dans le cas précédent noté dans le tableau 9, elle est de 3,66 g/cm3. La pression dans le cas présent est de 97 GPa par rapport à une valeur inférieure de 78 GPa dans le tableau 9. La température, quant à elle, est comparable dans les deux cas. Cela est dû au fait que la puissance d'entrée motrice est la même dans les deux cas, de sorte que la plus petite masse est comprimée plus efficacement, ce qui conduit à une densité plus élevée.

Il est également intéressant de noter que pour les valeurs supérieures de la FWHM, à savoir 3 et 3,5 mm, les valeurs correspondantes des paramètres sont similaires dans les deux tableaux. En effet, pour une taille de point focal aussi grande, le dépôt d'énergie spécifique est faible et le matériau de l'échantillon n'est pas comprimé efficacement, même pour la masse plus petite.

Des simulations ont également été faites en utilisant une intensité de paquet de 5 × 1010 et les résultats sont présentés ci-dessous. Nous notons qu'en raison de la faible intensité du faisceau, des valeurs plus petites de la FWHM sont considérées pour maintenir le niveau de dépôt d'énergie spécifique raisonnable. De plus, une masse d'échantillon plus petite est considérée pour rendre l'implosion efficace.

Dans le tableau 11, nous présentons les valeurs des paramètres physiques obtenus en utilisant une masse d'échantillon de 6,4 mg/cm. On voit que selon la figure 1, ces valeurs correspondent à la phase diamant du carbone. Le tableau 12 montre les mêmes paramètres que le tableau 11, mais en utilisant une masse d'échantillon de 2,8 g/cm. On voit que dans ce cas, la phase diamant peut également être réalisée.

Il est intéressant de noter que les pressions maximales estimées du Canyon Diablo et de Popigai sont respectivement de l'ordre de 60 à 100 GPa. Nos simulations suggèrent que des pressions aussi énormes peuvent être générées dans les expériences LAPLAS. Ces expériences amélioreront donc non seulement nos connaissances sur la structure et l'évolution des planètes riches en carbone, mais seront également utiles pour comprendre les processus de formation des structures carbonées trouvées sur ces sites.

Les calculs hydrodynamiques approfondis des implosions LAPLAS décrites dans les sections précédentes suggèrent que ce schéma permet de comprimer dynamiquement des échantillons de carbone dans des conditions où la formation de diamants cubiques ou même de structures plus exotiques, comme celles trouvées sur les sites d'impact de météores54, est attendue. Par conséquent, il est d'un grand intérêt de récupérer les matériaux formés dans cet état transitoire. L'analyse post-mortem des échantillons récupérés permettrait d'utiliser le large éventail de techniques de caractérisation des matériaux (par exemple la spectroscopie Raman, la diffraction des rayons X, la microscopie électronique, la spectroscopie électronique Auger) afin de trouver, d'identifier et de quantifier les nouveaux matériaux générés55. Cela permettra de mieux comprendre les processus de formation, de trouver éventuellement de nouvelles phases inconnues jusqu'à présent, voire de les rendre disponibles pour des applications. Alors que la diffraction in situ des rayons X d'échantillons compressés par choc laser a montré la formation de nano-diamants, et indique même que ceux-ci survivent à la décompression rapide (quelques nanosecondes) aux densités ambiantes8, leur récupération réussie reste un grand défi55. Après l'éclatement du choc, les échantillons sont éjectés au cours d'un largage à surface libre avec des vitesses allant jusqu'à 20 km/s. Les impacts à hyper-vitesse lors du ralentissement de l'éjecta dans un récupérateur approprié peuvent détruire les nouvelles phases, et le matériau insaisissable est dispersé sur une grande surface. La compression cylindrique dans le schéma LAPLAS a l'énorme avantage que l'échantillon à haute pression est généré essentiellement au repos. De plus, les phases de compression et de décompression sont nettement plus longues, s'étendant sur des centaines de nanosecondes, ce qui peut entraîner un rendement plus élevé et des tailles de cristaux plus grandes. Enfin, les volumes importants (> mm3) envisagés pour ces expériences faciliteront considérablement la récupération des échantillons.

Outre cette analyse post-mortem, le suivi in ​​situ des performances hydrodynamiques de l'implosion et des conditions atteintes lors de la stagnation sera crucial. Cela permettrait de tester et de comparer les calculs hydrodynamiques, ce qui est d'une importance particulière car l'échantillon et le poussoir traversent une large gamme de paramètres dans le régime partiellement dégénéré fortement couplé (appelé "matière dense chaude"), où l'équation d'état est mal connue. Ici, nous proposons la radiographie aux rayons X, rendue possible par de puissantes sources de rayons X pilotées par un système laser à haute énergie qui est prévu pour les expériences de physique des plasmas à FAIR. La radiographie aux rayons X utilisant des rafales intenses de rayons X provenant de plasmas produits par laser est un outil de diagnostic indispensable dans les expériences HED, car elle permet de mesurer la distribution de densité des échantillons denses en évolution rapide. Par exemple, dans les expériences de choc, la mesure de la vitesse de choc et du taux de compression donne accès à EOS à des pressions extrêmes sur l'Hugoniot56. Dans la fusion par confinement inertiel, la vitesse d'implosion, la symétrie et la masse restante de l'enveloppe de combustible fournissent une rétroaction cruciale pour régler les performances d'implosion57.

(en haut) Schéma de la configuration proposée pour l'imagerie radiographique sur l'axe à l'aide d'une source de rayons X pilotée par laser, et (en bas) images radiographiques simulées de (a) la cible initiale, (b) après compression à un moment de 270 ns, et (c) lignes centrales aux deux temps de sonde.

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, et des tailles de source jusqu'à 5 μm, limitées uniquement par les dimensions de la cible59. Alors qu'un laser à haute énergie et haute intensité (énergie d'impulsion kJ en durée picoseconde) est prévu pour les expériences HED à FAIR afin de piloter de telles sources de rayons X durs, pour la phase initiale du programme expérimental, un laser à impulsions longues (nanosecondes) à faible énergie sera disponible. Focalisé à des intensités de l'ordre de 1015 W/cm2, un plasma de température de quelques keV est produit, se dilatant sur des échelles de temps nanosecondes jusqu'à environ 100 μm. L'émission de lignes de résonance excitées par collision à partir d'ions hautement chargés dans ce plasma peut atteindre des taux appréciables. L'efficacité de conversion de l'énergie laser en émission de raie X Hélium-alpha atteint typiquement des valeurs de 10−4 à 10−3 pour des énergies de photons jusqu'à 10 keV60.

Compte tenu du matériau de l'échantillon à faible Z et de la compression plutôt faible dans les expériences proposées dans ce travail, nous évaluons ici le potentiel de diagnostic à l'aide de ces sources de rayons X "thermiques". Dans la configuration proposée, l'imagerie radiographique serait effectuée "sur l'axe", avec l'axe d'imagerie co-aligné avec l'axe du cylindre de la cible LAPLAS. Cela permet de sonder à travers l'échantillon à faible Z comprimé sans obstruction du poussoir à Z élevé environnant. Un schéma de la configuration proposée est illustré à la Fig. 13 (en haut). Compte tenu de l'émission isotrope du plasma piloté par laser, la feuille de rétroéclairage devra être située assez près de la cible LAPLAS (ici 20 mm), pour assurer un nombre suffisant de photons X par élément de résolution au niveau de la cible. On remarque qu'à cette proximité du foyer ionique, la fluence est comparable à celle chauffant le poussoir, ce qui détruirait prématurément la feuille de rétroéclairage. Ainsi, ce schéma de rétroéclairage n'est réalisable qu'avec des faisceaux annulaires avec une fluence ionique négligeable dans l'axe.

Nous avons généré des radiographies synthétiques en effectuant des calculs de lancer de rayons à travers les distributions de densité prédites par les calculs hydrodynamiques rapportés dans cet article. L'échantillonnage des rayons tient compte de la taille de source attendue typique des plasmas produits par laser nanoseconde (ici, nous avons utilisé une FWHM de 100 μm). Nous avons supposé une impulsion laser de 200 J d'énergie (longueur d'onde 527 nm) avec une durée d'impulsion nanoseconde, c'est-à-dire les paramètres laser projetés pour que le système laser soit opérationnel pour les premières expériences de physique des plasmas à FAIR. En supposant une efficacité de conversion des rayons X de 10−4, cela donnerait 7 × 1012 photons à une énergie photonique de 9 keV (Zn He-alpha). À cette énergie de photon, les détecteurs de rayons X à détection directe à la pointe de la technologie comme le détecteur Jungfrau61 atteignent une efficacité quantique proche de 100 %, une sensibilité au photon unique et une plage dynamique élevée. Le détecteur sera placé en toute sécurité à l'extérieur du trajet du faisceau d'ions en déviant les rayons X transmis avec un cristal de rayons X approprié. L'utilisation d'un cristal de graphite pyrolytique hautement recuit (voir par exemple 62) entraînerait un angle de déviation de 24°, beaucoup plus grand que l'angle de focalisation du faisceau ionique d'env. 100 mrad. A une distance de 250 mm, le diamètre du faisceau d'ions aura augmenté à env. 25 mm, résultant en une fluence plus de 600 fois plus faible qu'au niveau de l'échantillon. Compte tenu de l'échauffement maximal prévu de l'échantillon de carbone par la fluence sur l'axe de 8000 K, nous nous attendons à un échauffement négligeable du cristal de rayons X. Il a été démontré que le graphite conserve sa haute réflectivité à des températures bien supérieures à 1000 K63. Avec le détecteur placé à une distance de 0,5 m (entraînant un grossissement de 0,5 m/20 mm = 25), un pixel de 100 μm sous-tendrait un angle solide de 3 × 10−9 et collecterait ainsi en moyenne environ 22 000 photons. L'atténuation des rayons X à l'intérieur de l'échantillon est calculée à l'aide d'opacités tabulées64. L'échantillon non compressé de 4 mm de long a une densité surfacique de 0,88 g/cm2, résultant en une transmission de 6,9 ​​% pour les photons de 9 keV. Lors de la compression, la densité surfacique dans l'axe atteint jusqu'à 1,54 g/cm2, provoquant une chute significative de la transmission à environ 0,9 %. Le nombre de photons détectés dans chaque pixel est ensuite déterminé en incluant le bruit de tir à partir du nombre fini de photons par pixel et les statistiques de l'absorption des photons dans l'échantillon afin d'obtenir une prédiction réaliste de la qualité d'image attendue.

Les figures 13a et b montrent les images radiographiques simulées de la cible initiale et après compression à un temps de 270 ns, respectivement. Les images montrent clairement la paroi du poussoir à Z élevé se déplaçant. Alors que le bord est considérablement flou en raison de la source de rayons X étendue, le bon contraste dans les images permettrait toujours de déterminer la position de la paroi, mesurant ainsi le diamètre final de l'échantillon, tandis que plusieurs mesures à des moments différents fourniraient la vitesse d'implosion. La transmission à travers le centre d'échantillonnage est directement liée à la densité surfacique dans l'axe. Compte tenu de la raréfaction axiale négligeable à chaque extrémité de l'échantillon, cela fournit une détermination directe de la densité. La figure 13c montre des lignes (largeur d'un pixel) à travers les images radiographiques. Près du centre, nous trouvons un rapport signal sur bruit pixel à pixel de 14 pour l'échantillon compressé (contre 40 pour la cible initiale). Cela peut être encore amélioré lors du calcul de la moyenne sur un certain nombre de pixels adjacents en supposant une distribution de densité homogène. Ces résultats démontrent que des informations précieuses peuvent être obtenues à partir de l'imagerie radiographique, même lors de l'utilisation de sources de rétroéclairage thermique pilotées par laser à impulsions longues.

Dans cet article, nous rapportons des simulations numériques d'implosion d'un échantillon de carbone utilisant un schéma LAPLAS spécial qui est entraîné par un faisceau d'uranium intense ayant une tache focale circulaire. Ce schéma simplifie le problème car il ne nécessite pas l'utilisation d'un wobbler pour générer un faisceau creux avec une tache focale annulaire. Le code hydrodynamique 2D, BIG2, est utilisé pour réaliser les simulations. Une large gamme de paramètres de faisceau qui correspondent aux paramètres de conception du faisceau SIS100 à l'installation FAIR sont utilisés. Ceux-ci incluent une intensité de paquet de 5 × 1010, 1011, 2 × 1011 et 3 × 1011 ions uranium, respectivement. La longueur du paquet est de 200 ns (pied à pied), avec un profil d'intensité temporelle parabolique. Différentes valeurs de la taille du point focal caractérisées par la FWHM de la distribution d'intensité gaussienne, notamment 2, 2,5, 3, 3,5 et 4 mm, respectivement, sont considérées.

La cible est un cylindre multicouche composé d'un échantillon de carbone qui est enfermé dans une coque en tungstène. Différentes valeurs du rayon initial de l'échantillon, R\(_{si}\) = 200, 300, 400 et 500 \(\mu\)m, respectivement, sont utilisées, tandis que le rayon extérieur du cylindre est considéré comme étant de 5 mm. Différentes longueurs cibles qui incluent, 3, 4, 5, 6, 7 mm, respectivement, sont supposées. Ces études indiquent que sur la plage de faisceau large et de paramètres cibles considérée, il est possible de générer les conditions physiques extrêmes dans l'échantillon de carbone qui existent profondément sous la surface des planètes extrasolaires riches en carbone, où le carbone devrait exister dans la phase diamant. Ces expériences seront donc très utiles pour comprendre la structure et l'évolution de ces planètes. De plus, il sera également possible d'étudier les conditions de formation du type particulier de diamants présentant des désordres d'empilement appelés diaphites, découverts sur différents sites d'impact d'astéroïdes. Les techniques qui seront utilisées pour diagnostiquer ces expériences sont également brièvement discutées.

Les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles dans l'article.

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Financement Open Access activé et organisé par Projekt DEAL.

Centre GSI Helmholtz pour la recherche sur les ions lourds, Planckstrasse 1, 64291, Darmstadt, Allemagne

Naeem Ahmad Tahir, Vincent Bagnoud & Paul Neumayer

ETSI Industriales, Université de Castille-La Manche, 13071, Ciudad Real, Espagne

Antonio Roberto Piriz et Sofia Ayelen Piriz

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NAT a contribué à l'idée, effectué des simulations et contribué à l'interprétation des résultats, VB a contribué au matériel lié à FAIR, PN a fait le travail sur les diagnostics et ARP et SAP ont contribué à l'interprétation des résultats. Tous les auteurs ont examiné le manuscrit.

Correspondance à Naeem Ahmad Tahir.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Tahir, NA, Bagnoud, V., Neumayer, P. et al. Production de diamant à l'aide de faisceaux d'ions lourds intenses à l'installation FAIR et application à la physique planétaire. Sci Rep 13, 1459 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-28709-7

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Reçu : 27 octobre 2022

Accepté : 23 janvier 2023

Publié: 26 janvier 2023

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

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