La physique de la Fusion par Confinement Inertiel Les outils : les installations LMJ et NIF, et les cibles Les approches alternatives

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1 La physique de la Fusion par Confinement Inertiel Les outils : les installations LMJ et NIF, et les cibles Les approches alternatives 1

2 1917 : Théorie de l émission stimulée par Einstein : Kastler et Brossel réalisent la première inversion de population 1960 : Maiman, Schawlow et Townes réalisent le premier laser à rubis : 1 ers neutrons thermonucléaires produits par laser Basov et al. (LiD et laser picoseconde) & Floux et al.(d 2 et laser nanoseconde) 1972 : Concept de la fusion par confinement inertiel Nuckolls et al., Nature (qq kj pour la fusion) Deux voies de recherche très imbriquées : Production d énergie à des fins d applications civiles Programme classifié pour simuler les réactions de fusion des armes thermonucléaires 1985 : Installation Nova (10 faisceaux) au LLNL et Phébus (2 faisceaux) au CEA 1994 : Démarrage des projets NIF (National Ignition Facility) aux USA et LMJ en France : 1 ère tentative d allumage sur le NIF 2

3 Principe de la fusion nucléaire : Interpénétration de deux noyaux légers (ex : deutérium D et tritium T, isotopes de l'hydrogène) qui nécessite de franchir le potentiel de répulsion coulombien. Pour réagir, les particules doivent être confinées dans un plasma chaud et dense. Ces réactions interviennent naturellement au cœur des étoiles où les températures et les pressions sont suffisantes. Intérêts de la production d énergie par fusion nucléaire par rapport aux autres sources d énergie : Rendement énergétique élevé : Pétrole Fission Fusion 30 J/mg de C 82 MJ/mg d U 340 MJ/mg de DT Les énergies de liaisons dans les noyaux sont de l ordre du MeV, contre l ev pour les électrons impliqués dans les réactions chimiques A masse de réactif égale la fusion libère ~4 fois plus d'énergie que la fission Pas de production de CO 2, ni de déchets radioactifs à longue durée de vie Combustible présent en grande quantité dans les océans Néanmoins l obtention des conditions thermodynamiques requises est un grand défi scientifique et technologique 3

4 La réaction de fusion D + T -> He + n est la plus facile à réaliser Proton Neutron Deutérium Tritium Hélium 3,6 MeV neutron 14 MeV Taux de réaction Le nombre de réactions est donné par : où <σ.v> = taux de réaction moyen (distribution Maxwell) D + T > 4 He + n 3,6 MeV 14 MeV D + D > T + H D + D > D + 3 He > 1,01 MeV 3,02 MeV 0,82 MeV 2,45 MeV 3,6 MeV 14,7 MeV 3 He + n 4 He + H Optimal pour une température ionique de l ordre de 10 kev <σ.v> cm 3 /s D-T D-D D- 3 He T i (KeV) 4

5 On cherche à déclencher un processus auto-entretenu : Obtenir les conditions nécessaires pour amorcer les réactions de fusion en un point du combustible puis induire la réaction de tout le mélange grâce à l'énergie dégagée. Il est possible de tirer profit de la répartition de l énergie de fusion Les neutrons qui représentent 80% de l énergie ont un libre parcours moyen : lpm n 1 mm, ils ont donc tendance à sortir de la cible Ce sera utile pour récupérer l énergie de fusion au sein des réacteurs Les particules α ont un libre parcours moyen beaucoup plus court lpm α 0,02 mm, elles restent donc à l intérieur de la cible Ne présentent pas d intérêt pour les réacteurs => les alphas vont être utilisés pour chauffer le combustible Schéma de combustion par point chaud : On va chercher à créer un point chaud au sein du combustible dans lequel les réactions de fusion vont être initiées Une onde de combustion thermonucléaire se propagera par dépôt de l énergie des α dans le combustible «froid» environnant 5

6 Pression Eclairement de la cible par un rayonnement intense : Vaporisation de l ablateur (capsule de matériau léger contenant le DT) sous forme de plasma qui exerce une pression sur la cible de 100 Mbar Implosion Ejection de l ablateur induisant, par effet fusée, l accélération centripète du combustible DT à une vitesse de 400 km/s Allumage En fin d implosion l énergie cinétique est converti en énergie interne et un plasma chaud et dense est confiné, l'allumage se produit quand la zone centrale atteint 70 MK et 0,3 g/cm 2 Combustion Une onde de combustion thermonucléaire est générée : la température atteint 500 MK 6

7 Les États-Unis ont démontré la faisabilité en encadrant l'objectif : Les conditions pour atteindre la FCI ont été encadrées par deux types d expériences Des expériences laser en laboratoire : Le laser NOVA au LLNL a permis d approcher des gains de 1% Une série d essais nucléaires souterrains classifiés : Halite (LLNL) et Centurion (LANL) Irradiation d une cible FCI par le rayonnement X produit par un petit engin nucléaire Halite / Centurion qq 10 MJ Nova qq 10 kj FCI avec 1 à 2 MJ 7

8 Pour que la combustion à partir du point chaud se réalise, il faut que le combustible soit porté à une certaine densité et température En particulier, il faut satisfaire le critère de Lawson : Le nombre de réaction dépend du temps de confinement t, et brûler plus de la moitié du combustible nécessite de satisfaire : Densité X temps confinement > s/cm 3 La FCI repose sur l inertie du combustible : Temps de confinement estimé par la détente d une sphère de combustible comprimé Détente à la vitesse du son : La sphère perd la moitié de sa masse en un temps : t ~ 0,2 R 0 /c S Soit un temps de confinement de qq 10 ps ρ,t Type de confinement Magnétique Inertiel Densité ρ ~ cm -3 ~ cm -3 Durée de confinement t ~ qq 100 secondes ~ qq 10 ps (10-11 s) La FCI nécessite de comprimer le combustible jusqu à 300 fois ρ 0 Pour 100 µg de DT (~34 MJ) cela correspond à une masse surfacique ρr ~ g/cm 2 8

9 Température minimale à atteindre : Le combustible étant porté à haute température, il a tendance à se refroidir par perte radiative L obtention d une combustion auto-entretenue nécessite que l apport énergétique des réactions de fusion compense ces pertes radiatives Cela définit une température minimale : =>T > T Post = 4 kev pour DT 9

10 Le critère de Lawson impose une densité de l ordre de 300ρ 0 Pour le combustible «froid» On utilise l énergie cinétique communiquée à une capsule : L ablation de la surface externe par un flux radiatif provoque, par effet fusée, la mise en vitesse centripète de la capsule Une vitesse de ~300 km/s est nécessaire Pression Cela requiert une pression de ~100 Mbar Pour pouvoir atteindre une densité élevée on part d une couche de DT cryogénique (0.25 g/cm 3 ) contenu dans une capsule en plastique En fin d implosion, l énergie cinétique est transformée en énergie interne pour créer le point chaud 10

11 Attaque indirecte Attaque directe implosion par flux X (T radiative ~250 ev) implosion par flux laser (10 15 W/cm 2 ) Symétrie d implosion Stabilité hydrodynamique Rendement de compression Cible plus complexe NB : Transposable à d autres drivers Compression quasi-isentropique Création d un point chaud Combustion du DT froid Rendement global Gain élevé Instabilités hydrodynamiques Uniformité d éclairement NB : d autres schémas associés laser UHI Alternative : l allumage rapide 11

12 La transformation par choc ne comprime pas efficacement : Courbe d'hugoniot : ensemble des points du diagramme de phase accessibles par un choc Le choc se manifeste aussi par un saut d'entropie Minimisation de l énergie à investir : Se rapprocher d une compression isentropique. Pas de limite à la compression (en théorie) : adiabatique réversible : PV γ = Cte soit: P (Mbar) ΔE = TΔS - pδv Energie perdue par augmentation d'entropie Hugoniot isentrope ~Energie gagnée par travail des forces de pression ρ (g/cm 3 ) Une succession de chocs s en rapproche D'où une mise en forme de l impulsion laser 4 chocs successifs synchronisés dans le point chaud P (Mbar) Hugoniot 3 ème choc isentrope 2 ème choc er choc ρ (g/cm 3 )

13 Le domaine de fonctionnement est limité par deux types d instabilités : Les instabilités hydrodynamiques (IHD) Pour limiter leur développement ~exp(γt), il faut imploser rapidement Cela nécessite une T radiative ~(P laser /S cavité ) a élevée, d où des performances laser minimales Les instabilités d interaction laser plasma (ILP) Se développent pour des hautes intensités laser et grandes densités plasma Leur limitation nécessite des grandes taches focales et des grandes cavités => Tradiative Des compromis existent : 1 1,5 2 13

14 Les instabilités hydrodynamiques se développent à l interface entre deux milieux de densités différentes Instabilité de Rayleigh Taylor : Lorsque l interface est soumis à une accélération du léger vers le lourd Léger a lourd Instabilité de Richtmyer-Meshkov Lorsque l interface est traversée par un choc : il y a dépôt de vorticité Cela crée une zone de mélange turbulent 14

15 Instabilité de Raleigh Taylor au front d ablation : Pression d ablation maximale en avant du lieu où la densité est maximale : les gradients de densité et pression sont opposés : un léger pousse un lourd R Risque : rupture de la capsule => limitation du rapport R/ R Instabilité de Richtmyer-Meshkov à l interface DT-Ablateur Les défauts du front d'ablation sont partiellement transmis à l'interface interne où ils s'additionnent aux défauts préexistants Instabilité de Raleigh Taylor au point chaud : En fin d implosion le DT central chaud et peu dense ralentit le combustible froid et dense Risque : pollution du point chaud, mauvaise conversion E cinétique ->E interne Palliatifs : Contrôle de la rugosité des cibles Structuration de l ablateur En ajustant les gradients de densité Rayon Front d ablation Ablateur DT Instabilité du point chaud Accélération Transmission de défauts Décélération Instabilité du front d ablation Instabilité de l interface DT temps 15

16 Le couplage entre le laser et les plasmas de la cavité donne lieu à différentes instabilités paramétriques Instabilité de filamentation (autofocalisation): Couplage instable entre les surintensités laser et la densité du plasma Diffusion Brillouin stimulée : Décomposition de l onde incidente en une onde rétrodiffusée et une onde acoustique ionique Diffusion Raman stimulée : Décomposition de l onde incidente en une onde rétrodiffusée et une onde plasma électronique Les effets néfastes de ces instabilités sont : Une perte d énergie laser liée aux rétrodiffusions (de l ordre de 10%) Une perturbation de la propagation des faisceaux (déviation, éclatement) Impacte directement la symétrie d éclairement de la capsule via la conversion X La génération d électrons très énergétiques pénétrant la capsule Provoque un chauffage de la capsule gênant la compression et l atteinte de l ignition Palliatifs : k laser incident Lissage optique des points chauds de la tache focale (spatial et temporel) k Plasma k laser diffusée ω dif = ω incid ω plasma 16

17 Fusion 10 MJ Seule 1% de l énergie laser est transférée au DT Mais le gain élevé du DT (~1000) permet un gain global de 10 Par rapport à l énergie laser investie Pertes trous d entrée laser 170 kj Rétrodiffusion 150 kj DT 10 kj Capsule 120 kj Energie X en cavité 720 kj Pertes parois 430 kj Chauffage 130 kj Energie laser incidente 1 MJ 17

18 Enceinte en Au 50 µm Gaz H 2 +He 150 µm CH+0.4 %Ge 100 m DT cryo 6 mm 6 mm R=1 mm DT gaz ρ DT = 0.3 mg/cm 3 Fenêtre en Polyimide 1µm 10 mm Capsule en CHGe contenant le DT cryogénique Dimension Énergie Temps Température Autre paramètre 15 ns Enceinte 1 cm 1 MJ laser 3 MK (Impulsion laser) Capsule 1 mm 100 kj d X 3 ns (Phase d implosion) 3 MK Vitesse d implosion ~ 300 km/s DT avant fusion 100 µm 10 kj 3 MK Densité max ~ 300 Point chaud 30 µm 1 kj 30 MK Densité max ~ 100 Combustion 10 MJ délivrée 30 ps (Durée combustion) 1000 MK Entre max et min, il y a 3 ordres de grandeurs spatiale, temporelle et énergétique 18

19 1- Physique de l interaction Maîtrise de la propagation, de la rétrodiffusion (filamentation, Raman, Brillouin) et des conditions plasma 2- Physique de l enceinte Maîtrise de la conversion X, du transfert radiatif, de la symétrie d éclairement et de l hydrodynamique 4- Physique de l ignition Maîtrise de la compression, de la formation du point chaud et de la pollution 3- Physique de la capsule Maîtrise de la loi d ablation, des instabilités hydrodynamiques, de l entropie du combustible et de la vitesse d implosion 19

20 Objectifs du LMJ : 100 m Atteindre des températures, des densités et des pressions pertinentes pour le programme Simulation du CEA/DAM Dans ce cadre réaliser la fusion de l'hydrogène avec un gain suffisant est un challenge Les principales caractéristiques du LMJ Laser à verre dopé au Néodyme (λ=1.05µm) Triplement de fréquence λ= 0.35 µm Stockage des bancs d énergie : 400 MJ électrique Amplification laser multi passage (x4) Focalisation par réseaux Forme spatiale du faisceau Laser : carré 35 x 35 cm² Groupés par 4 = 1 quadruplet Forme d impulsion de 0.2 ns à 25 ns (impulsion ignition mise en forme) Dimensionnement : 30 chaînes laser, mises en place 22 = 44 quadruplets = 176 faisceaux Correspondant à une énergie max de 1.3 MJ Puissance de 370 TW Précisions temporelle et spatiale sur la cible : 15 ps et 50 µm Architecture Répartis dans 4 halls laser de part et d autre du hall d expériences 20

21 Vue aérienne du bâtiment début 2009 Locaux servitudes Mai 2003 : début de la construction Fin 2006 : introduction de la chambre d expériences Fin 2008 : réception du bâtiment 21

22 Hall laser n 1 : 5 chaînes laser montées le montage a débuté en octobre 2007 Hall laser n 2 Hall laser n 3 Décembre 2009 * Salles blanches nécessitant le recyclage de 10 6 m 3 d air /heure, et régulées à 1/2 C Février

23 LMJ = 4800 m 2 de surface optique polie Miroir adaptatif Cellule de Pockels Filtrage spatial 125 m Section amplificatrice Transport et focalisation Système de conversion de fréquence et de focalisation Chambre d expériences Source 1 nj Amplificateurs 4 passages Cavité régénératrice 10 mj Module préamplificateur 500 mj 15 kj 7,5 kj d UV Début de chaîne Miroirs de transport 23

24 La Source laser : Oscillateur fibré : conçu et intégré par le CEA Cavité régénératrice : énergie extraite : > 11 mj Module de pré-amplification (Quantel) Qualification de l amplificateur : Energie extraite > 1,2 J Test d endurance > tirs Mise en forme spatiale 4 x 4 cm² Section amplificatrice Performances énergétiques : Energie 1ω validée sur la LIL : 15 kj/faisceau Energie 3ω : des limitations sont apparues Effet Raman dans l air => tubage sous argon Tenue au flux des optiques => amélioration du front d onde Miroir déformable de grande dimension : Correction du front d onde Utilise 39 actuateurs 24

25 Répartition des 40 quads en 2 X 2 cônes 33, 49 Focalisation : Par réseaux avec conversion de fréquence Élimination du 1&2ω résiduel au niveau de la cible Réseau 3ω Cristaux de KDP Réseau 1ω cible 25

26 Equipements de montage/maintenance (~ 4000 URL) Système de visualisation et d alignement Porte référence commune Porte cible cryogénique Robot d intervention Porte cible non cryogénique 10 SID : Système d Introduction de Diagnostics Puits de pompage + système de pompage ~ 10-6 mbar 250 panneaux de protection Réseaux 2 km chemins de câbles 5 km de tuyauteries 26

27 Diamètre : 10 m Matière : Alliage d aluminium, 10 cm Protection neutrons : 40 cm de béton boré (1%) Seul 28% des neutrons de 14 MeV quitteront la chambre (mais restent dans le hall) Poids total : 300 tonnes 27

28 Architecture : 24 chaînes = 48 quad = 192 faisceaux Energie : 1,2 MJ - Puissance de 350 TW Répartis dans 2 halls laser parallèles 28

29 Lancement en 1994 pour un coût initial de 900 M$ et une mise en service en 2002 Fin en 2009 (31 mars) avec 7 ans de retard et pour un coût de 3500 M$ Montée en puissance progressive pour éviter les dommages optiques 1,1 MJ UV avec 192 faisceaux en mars 2009 = 60% de l énergie max (1,8 MJ) Test de 8 faisceaux à 9 kj (~énergie max) 1 er neutrons de fusion en septembre 2009 Pleine puissance à l automne 2010 NIF Baie Baie Cluster Cluster Cluster Cluster Quad = 4 beams Bundle = 8 beams 29

30 30

31 Un des deux halls laser Un "SID" La salle de contrôle 31

32 Présence des 3 longueurs d ondes sur cible : Impose une structure particulière à celle-ci : Boucliers diffusant en Al Évitent les réflexions spéculaires qui pourraient endommager la chaine 32

33 Contraintes morphologiques Contraintes d environnement thermiques Formation de la couche de DT 33

34 La couche de DT solide doit présenter une rugosité contrôlée : La rugosité est décomposée en un spectre de modes de déformation Les modes de déformation de la cible doivent être en-dessous des spécifications du spectre de référence pour limiter les instabilités hydrodyn. et obtenir un gain maximal Les modes de déformation bas (1 à 10) : Ils caractérisent la forme de la couche. S ils sont trop importants, l'implosion n'est pas sphérique et le gain thermonucléaire diminue Les modes de déformation élevés (>10) Ils caractérisent la rugosité à l'interface solide-gaz. Leur amplitude favorise le développement des instabilités hydrodynamiques au cours de l'implosion conduisant à un risque pour la création du point chaud (pollution). Les caractéristiques géométriques de la couche de D-T doivent être maîtrisées jusqu'au moment du tir laser dans un environnement cryogénique 34

35 L'environnement thermique doit être maintenu à température cryogénique : Le DT ne peut exister sous forme solide qu'en dessous du point triple (P T ) à 19,79 K La couche de DT solide est en équilibre avec sa pression Couche de DT de vapeur saturante P Vsat correspondant (P T ) = 0,64 mg/cm 3 solide au P T Mise en condition thermique : Cette P Vsat est trop élevée pour que l'implosion soit efficace La température doit être abaissée à 1,5 K en dessous du P T avant le tir laser pour diminuer la P Vsat ; (P T - 1,5 K) = 0,3 mg/cm 3. DT gazeux à P Vsat ; (P T ) = 0,64 mg/cm 3 Induit des contraintes thermomécaniques dans la couche => augmentation de la rugosité Deux techniques de descente en température : Descente lente (USA) : ~1 mk/mn (total de 25 heures) la couche se réorganise sous les contraintes => Faible rendement Descente rapide (CEA) : qq K/mn, plus vite que la cinétique d'apparition de la rugosité C'est la technique de trempe thermique. =>Excellent rendement, mais temps de vie de qq secondes La maîtrise de la thermique de la cible est un défi technologique majeur pour obtenir les caractéristiques géométriques optimales requises pour l'ignition 35

36 Couche cryogénique de D 2 et chauffage laser IR pour simuler la redistribution L'obtention d'une couche de D 2 redistribuée procède de la croissance contrôlée d'un monocristal juste en dessous du P T = 18,7 K En pratique, la croissance cristalline doit être lente et l'environnement thermique doit être très stable pendant tout le processus Typiquement la stabilité du cryostat doit être inférieure à 1 mk sur plusieurs heures. Etapes de redistribution d une couche de D 2 solide au P T D 2 est de symétrie hexagonale compacte (hc). L axe cristallographique a correspond à la direction de croissance de vitesse la plus élevée donc le monocristal se referme sur lui-même dans un plan quasi-équatorial avant de progresser vers le fond du microballon dans la direction de l axe cristallographique c. Début de cristallisation obtention d un monocristal de D 2 au P T Fin de cristallisation couche monocristalline redistribuée 36

37 Processus de redistribution : Ce processus est basé sur l'équilibre thermodynamique entre le DT solide et le DT gazeux à travers la désintégration naturelle du tritium (radioactivité -): Couche de D-T solide non uniforme => température non homogène La désintégration produit un dégagement de chaleur (Q DT = 50 µw.mm -3 ) conduit à un échauffement des zones de plus forte épaisseur. La P Vsat est localement plus élevée et le solide se sublime à l'interface solide/gaz des zones les plus chaudes pour aller se condenser sur les zones les plus froides. L'équilibre est atteint lorsque l'épaisseur est uniforme si la température externe du système est homogène Cette condition nécessite d imposer un profil de température particulier à la cavité de conversion Contrôle de la qualité de la couche : L'observation ombroscopique des couches montre la formation d'une caustique de lumière qui peut être exploitée pour caractériser quantitativement la rugosité de la couche 37

38 Condition d'obtention d'une couche de D-T d'épaisseur homogène : Maintien d'une isotherme sphérique autour de la capsule. Nécessite d adapter le profil de température de la cavité (cylindrique). Modification du flux thermique au niveau de la surface externe de la cavité : la cavité de conversion est liée à une embase cryogénique par des anneaux de conduction ce qui permet de la refroidir rapidement. Des résistances de chauffe sont disposées en surface de la cavité pour maîtriser le profil de température à tout instant. Contraintes de régulation : L uniformité de la couche de DT à 1% près (± 1 m), implique que le défaut max de l'isotherme en surface de la capsule soit de ~70 K. Un bouclier thermique assure l isolation du système jusqu au moment du tir De sa conception jusqu'au moment du tir laser, l'obtention et la préservation de la couche de DT sont liées à la maîtrise de l'environnement thermique cryogénique de la cavité. 38

39 L approche standard démontrera l obtention d un gain significatif Sans doute dans l année qui vient sur le NIF Mais pour un coût relativement important D autres approches pourraient permettre un gain énergétique plus élevé Autoriserait une production d énergie plus économique Mais ces schémas restent encore prospectifs et en constant redimensionnement Deux principaux concepts utilisant les laser sont à l étude: L allumage rapide (fast ignition) utilisant un laser de très courte durée L allumage par choc (shock ignition) D autres concepts utilisent d autres sources d énergie Les Z-pinch Les faisceaux d ions lourds 39

40 Le concept s appuie sur les performances des lasers ultra intense : Durée de l ordre de la ps et énergie ~kj soit une puissance ~PW (10 15 W) Les hauts éclairements générés par ces lasers possèdent des propriété intéressantes 1 - Le laser intense expulse la matière sur son passage Observation de la formation d'un canal dans un plasma préformé 100 µm 20 Δn/n (%) cm cm Il accélère les électrons à des vitesses relativistes Les électrons chauds créés ont des spectres dont la température atteint le MeV Ces électrons en déposant leur énergie dans le DT comprimé sont susceptibles de créer un point chaud Le libre parcours moyen des électrons doit être de l ordre du rayon du point chaud à créer température des électrons ( kev ) rayon (µm) incertitude expérimentale éclairement (W/cm 2 )

41 L objectif est de dissocier les phases de compression et de création du point chaud 1 - Compression suivant la méthode conventionnelle laser ns de qq 100 kj 2 - Perforation d'un canal dans la couronne sous-dense par un 1 er faisceau de qq 10 ps Φ ~10 18 W/cm Génération de particules rapides dans une zone proche du DT comprimé par un faisceau de qq ps Φ ~ W/cm Création d'un point chaud latéral et propagation de l'onde de combustion Intérêt de ce schéma : La compression n a pas besoin d être optimisée, ce qui permet de relâcher les contraintes tant du point de vue du laser (énergie, forme d impulsion) que de celui de la cible 41

42 Propagation de l impulsion laser Un canal peut être creusé dans un plasma sous-dense par une impulsion intense Mais il est très difficile d aller au-delà de qq n c et des instabilités de propagation rendent illusoires une propagation efficace et un pointage précis Utilisation d un cône pour amener le faisceau PW à proximité du cœur dense Proposition ILE (Osaka) : R. Kodama et al. Nature 412 (2001) & 418 (2002) Expérience intégrée : Implosion d une cible en régime ns (10 kj) et injection synchronisée d une impulsion qq 100 TW => Chauffage additionnel du cœur comprimé et augmentation du dégagement neutronique Depuis 2002? Dépôt d énergie des électrons suprathermiques : Une bonne conversion laser-électrons est obtenue ~1 ev / J Mais le transport des électrons reste problématique : Les paramètres du transport sont extrêmes : q~10 mc, j ~10 14 A/cm 2 Perturbation de la propagation : charge d espace, forts champs induits, instabilités Propagation des électrons dans un cône d ouverture ~±20 Induit un dépôt d énergie sur une surface > 50 µm Peut on encore parler de point chaud? 42

43 L objectif est aussi de dissocier la compression de l allumage La phase compression est similaire à celle de l allumage rapide L allumage est réalisé par un choc convergent en fin de compression Généré par un éclairement laser intense et symétrique Ce choc tardif rentre en collision avec le choc retour de la compression après convergence au centre de la cible. Cette rencontre de chocs induit une surpression et surchauffe le point chaud central. L intérêt du concept est identique à celui de l allumage rapide : La compression n a pas besoin d être optimisée, ce qui permet de relâcher les contraintes tant du point de vue du laser (énergie, forme d impulsion) que de celui de la cible Sans les contraintes d un laser PW (seulement qq 200 TW) Puissance laser TW kj TW kj Plusieurs dimensionnements ont été récemment publiés. R. Betti et al., Phys. Rev. Lett. 98, (2007) S. Atzeni et al., Nucl. Fusion 49, (2009) X. Ribeyre et al., Plasma Phys. Control. Fusion 51, (2009) 43

44 Maîtrise du choc d allumage : Pour être pleinement efficace, la pression générée par le choc d allumage doit être similaire à celle du choc retour en fin d implosion La rencontre des deux chocs doit avoir lieu dans le milieu comprimé, ce qui impose une chronométrie à 200 ps près Couplage laser-plasma pour l impulsion d allumage Les éclairement laser nécessaires sont élevés (5x10 15 W/cm 2 ) Il y a risque de générer des instabilités plasma Absorption faible et préchauffage Etudes actuelles d implosion en attaque directe : Capsule de mousses imprégnée de DT et laser à 0,35 µm ou 0,248 µm (KrF) Des gains > 100 sont prédits pour une énergie de compression de 0,5 à 1 MJ et une énergie pour l impulsion intense de l ordre 150 kj. A noter : une réduction des instabilités hydrodynamiques induite par le choc Constitue une voie intéressante Si le couplage laser-plasma est résolu 44

45 Présentation du 24 avril 2007 au «2 nd Supernova Hydrodynamics Experiments Workshop» Dr. Edward I. Moses National Ignition Facility Programs, Associate Director 45

46 The physics issues that determine inertial confinement fusion target gain and driver requirements : A tutorial M.D. Rosen, Physics of Plasmas, Vol 6, 5, p , 1999 The physics basis for ignition using indirect drive targets on the National Ignition Facility. J. Lindl & al., Physics of Plasmas, Vol 11, 2, p , 2004 Site LMJ : Site NIF : https://lasers.llnl.gov/ Site du LLE : 46

47 Principe et besoins d une installation de fusion Les différents drivers Les projets de réacteurs 1

48 Aspects énergétiques : Le Driver fournit de l énergie à la cible DT avec un rendement η D Laser LMJ/NIF : η D = 0,5 %! La réaction de fusion fourni un gain G F (10-100) et le flux de neutrons est converti en chaleur dans la couverture avec un gain G C (1 1,2) Cette chaleur est convertie en puissance électrique, avec un rendement η D (~0,4), dont une fraction f est utilisée pour alimenter le driver et des équipements annexes Driver η D P D Réacteur de fusion G F Couverture G C P Th Conversion électrique η E = 0,4 P E P U =(1-f).P E Equipements annexes : Fabrication des cibles, Traitement des matériaux f.p E Bilan : f.η D.G F.G C.η E = 1 en imposant f < 0,2 on doit avoir η D.G F > 10 Le rendement du driver doit être d au moins 10 % et le gain de fusion ~100 Pour un driver de 3 MJ, une puissance utile de 1000 MW nécessite de fonctionner à un taux de répétition de 10 Hz (peut être réalisé avec plusieurs réacteurs) 2

49 Le Deutérium ne pose pas de problème : Largement répandu, peut être extrait de l océan La problématique du Tritium est plus cruciale Une production in situ simplifierait à la fois la production et le transport de ce combustible Le tritium peut être produit par réaction nucléaire des neutrons sur le Lithium n + 6 Li 4 He (2,05 MeV) + T (2,75 MeV) réaction exothermique n (2,47 MeV) + 7 Li 4 He + T + n réaction endothermique En incorporant du lithium dans la couverture, il est possible : de produire in situ le tritium nécessaire à la réaction de fusion (plus d un Triton / Neutron) de récupérer de l énergie grâce à la réaction exothermique : Rendement de couverture ~ 1,2 À condition de savoir le récupérer! 3

50 Alimenté par un banc d énergie : Stocke l énergie électrique avant le tir Caractéristiques : Energie de qq MJ durée qq 10 ns Focalisation sur dimension ~cible Éclairement sur cible : qq W/ cm 2 Loi de puissance adaptée (isentropie de la cible) Uniformité d éclairement, Equilibrage de la puissance des faisceaux Rendement > 10% Fonctionnement reproductible avec un taux de récurrence de qq Hz Sources pressenties : Lasers de puissance La démonstration de la faisabilité se fera avec un laser à verre dopé au néodyme Faisceaux d ions lourds Fiable, grande durée de vie, taux de répétition important, rendement important Striction magnétiques (Z-Pinch) 4

51 La chambre de réaction remplit plusieurs fonctions : Assure un vide suffisant pour le transport de l énergie du driver Constitue la 1 ère barrière de confinement Chaque tir = qq 100 MJ principalement de neutrons, mais aussi rayonnement X, γ, ions, débris Récupération de l énergie dégagée dans une couverture pour la transformer en énergie thermique Un fluide caloporteur véhicule l énergie à l extérieur Les réactions exothermiques n, γ sur des noyaux permettent de gagner un facteur 1,2 Des réactions secondaires permettent de régénérer le tritium nécessaire au réacteur n + 6 Li 4 He + T + 4,8 MeV n + 7 Li 4 He + T + n Matériau de structure : Doit résister aux nombreux tirs de fusion (qq 10 8 par an) Les dommages sont principalement dû aux neutrons (en profondeur) Réactions nucléaires engendrant des transmutations dans les alliages métalliques Déplacements dans les réseaux cristallins Nature pulsée de la sollicitation Nécessite des recherches avancées La protection des parois du réacteur fait appel à la notion de mur sacrificiel Matériau absorbant la plus grande partie de l énergie produite et se régénérant après chaque explosion 5

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