Fusion par confinement inertiel et LMJ

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1 FCI GB Fusion par confinement inertiel et LMJ G. Bonnaud mars 2014 La fusion thermonucléaire La fusion thermonucléaire est la source d'énergie de notre soleil et des étoiles. Ce qui la caractérise c'est sa grande énergie spécifique. Pour le schéma électrogène poursuivi actuellement fusionnant deux isotopes de l'hydrogène deutérium ( D) et du tritium ( T), la réaction nucléaire exoénergétique : D + + T + He 2+ + n apporte J/kg, soit 8 fois plus d'énergie que la fission de l'uranium et entre 10 6 à 10 7 fois plus d'énergie que les combustibles fossiles. La raison en est dans l'énergie de liaison (binding energy) des noyaux (nuclei), de l'ordre du MeV (en raison de la force nucléaire) à comparer à l'ev mis en jeu dans le cortège électronique périphérique d'un atome (due à la force électromagnétique). Aussi depuis le XX e siècle, l'humanité cherche à créer artificiellement sur terre des conditions favorables à ces réactions de fusion puis à les contrôler pour en extraire de l'énergie exploitable pour toutes les activités humaines, sous forme d'électricité ou de chaleur. Les noyaux d'hélium (appelés aussi particules α avec 3.5 MeV d'énergie cinétique) maintiennent le milieu fusible à température de quelques 10 7 K ; les neutrons (de 14.1 MeV) quittent ce milieu pour se ralentir dans un liquide caloporteur utilisé ensuite dans un générateur de vapeur d'eau comme dans les centrales thermiques actuelles, qu'elles soient à flamme ou bien nucléaires. Les neutrons sont donc les porteurs de l'énergie exploitable. Les conditions propices aux réactions de fusion obligent à gérer un milieu matériel très chaud et donc très ionisé, que l'on appelle plasma. Un tel plasma ne peut rentrer en contact avec la matière solide sous peine de la volatiliser. Dans la mesure où l'on peut maintenir de façon stable un plasma loin des parois, par des champs magnétiques, une production continue est envisageable : c'est la voie de la fusion par confinement magnétique (FCM ou MCF = magnetic confinement fusion). Si rien n'est fait pour confiner le plasma, cette fourniture continue d'énergie ne le sera qu'en moyenne et en réalité la production d'énergie consistera en une répétition, à quelques Hz, de micro-explosions nucléaires indépendantes de petites capsules renfermant le mélange DT : c'est la voie de la FCI. En FCI, chaque explosion est induite par l'apport rapide d'un grande quantité d'énergie, plus précisément une puissance de l'ordre du petawatt (10 15 W) que seuls des lasers peuvent actuellement fournir. Ce cours s'en tiendra donc à la seule FCI induite par laser (laser-driven fusion). La FCI est donc un système fondamentalement impulsionnel et tout ce qui est discuté par la suite porte sur l'identification, la compréhension et le contrôle de processus présents lors d'une seule de ses micro-explosions. Une telle microexplosion a bel et bien eu lieu, lors d'expériences souterraines réalisées sur le site du Nevada entre 1978 et 1988 dans le programme Centurion/Halite, menées respectivement par les laboratoires américains Lawrence Livermore et Los Alamos National Laboratory (LLNL en Californie et LANL au Nouveau-Mexique, USA) : par le rayonnement X généré par une charge nucléaire, 10 MJ d'énergie ont pu être apportés sur cible. Cette preuve faite, le défi est maintenant de réaliser cette micro-explosion de manière moins souterraine et avec des sources d'énergie non nucléaires. Ce défi constitue un horizon à court terme, dans la mesure où deux

2 FCI GB installations de par le monde sont actuellement en finalisation ou en construction, avec le NIF (National Ignition Facility) au LLNL et le LMJ (laser mégajoule) au CEA en France. Leurs premiers tirs laser de quelques 10 6 joules réalisant l'allumage thermonucléaire de micro-capsules sont prévus au cours de cette décennie. A citer également le projet européen HIPER qui a démarré en 2007 et qui vise à étudier la faisabilité d'un réacteur à fusion inertielle avec une approche d'allumage rapide. Les laboratoires qui ont travaillé ou travaillent expérimentalement de par le monde actuellement sur la FCI se trouvent aux USA, en Russie, au Japon, en Chine et en Europe (France, Angleterre, Italie, Allemagne, Espagne, République tchèque). A ce jour, la plus grosse installation dédiée à la FCI est implantée au LLNL. Un exemple proche : le soleil La masse du soleil permet de confiner gravitationnellement une énorme sphère et d'y maintenir les réactions de fusion nucléaire en son cœur, où la température est estimée à K, et sa densité à 150 g/cm 3. Les modèles indiquent que les réactions sont essentiellement des fusions proton-proton, le cycle du carbone n apportant que 2 % de l énergie libérée. L hydrogène qui, à la surface, représente 71 % de la masse, est réduit dans le cœur à 34 % de par sa transformation en hélium. Les rayons γ et les particules rapides émis par les réactions sont immédiatement réabsorbés et sont à l origine du flux de chaleur qui se propage vers l extérieur de l étoile par une infinité d émissions et d absorptions de photons. Dans la zone radiative qui est dense (7 g/cm 3 ), leur parcours (range) vaut 1 cm ; de ce fait, environ 10 millions d années sont nécessaires à transporter vers la surface l énergie libérée par ce rayonnement. Un autre mode de transport de l énergie, le transport convectif, prend le relais du transport radiatif à environ 0.2 rayon solaire sous la photosphère : des mouvements verticaux à grande échelle se développent et transportent plus efficacement la chaleur vers le haut, induisant une signature visible, sous forme de granulation photosphérique à la surface du Soleil. Énergie et sécurité Un aspect important de la fusion se trouve dans sa sécurité intrinsèque. La divergence d'un réacteur, comme lors de l'accident de la centrale nucléaire de Tchernobyl (Ukraine) en 1986, est impossible. L'inventaire de combustible nucléaire (fuel) D et T est en effet très limité, car injecté en flux continu. Un arrêt d'urgence couperait l'alimentation de combustible : en fusion magnétique, le combustible déjà dans la chambre ne brulerait que quelques minutes ; pour la fusion inertielle, seule une micro-capsule imploserait, limitant naturellement l'énergie libérée. Comparé à un réacteur à fission, un réacteur à fusion se caractérisera par l'absence de produits radioactifs et d'actinides. Cependant, deux points négatifs sont à souligner : dans les éléments initiaux, le tritium est un

3 FCI GB émetteur β (= électrons) de demi-vie de 12 ans. Pour un réacteur de 1 GW électrique, les besoins horaires sont : 14 g D (extraits de 420 kg d'eau naturelle) + 21 g T (produits par 42 g de 6 Li présents dans 570 kg de minerai de Li naturel). La production horaire est alors de 56 g d'he, conduisant à un inventaire de 500 g de tritium/jour. Dans les éléments finaux, les neutrons de fusion vont en se ralentissant dans les structures métalliques environnant le plasma activer des noyaux, les transformant en noyaux radioactifs. Pour corriger en partie ces deux points négatifs, il est envisagé d'entourer le plasma par une couverture tritigène (breeding blanket), constituée de lithium, élément non radioactif. Irradié par des neutrons, le lithium produit sur place du tritium, qui ensuite peut être extrait pour alimenter le réacteur, et en même temps peut récupérer l'énergie cinétique des neutrons, en tant que caloporteur (coolant) primaire. Les contraintes sur les vecteurs d'énergie (energy drivers) souhaités en FCI sont sévères. Pour un réacteur, un gain de 100 entre l'énergie apportée à la micro-capsule et l'énergie de fusion impose 10 MJ d'énergie laser, un rendement de conversion d'énergie électrique en photonique de 10%, des impulsions de quelques ns, des impulsions profilées de manière particulière en temps, des longueurs d'onde entre 0.3 et 0.5 µm, un taux de répétition de 10 Hz. Par leur grande densité volumique d'énergie accumulable en inversion de population, les amplificateurs solides et plus spécifiquement les verres dopés au néodyme ( 60 Nd) sont préférés. Mais le passage d'un faisceau laser y induit des contraintes thermiques et donc de l'autofocalisation (self-focusing) empêchant de tirer à haute cadence (repetition rate ; 1 tir/dizaines de min). Historique C'est vers 1950 dans un cadre classifié à Los Alamos qu'edward Teller a établi les bases de la fusion nucléaire comme source d'énergie. En 1960, le laser est inventé ; sa puissance grimpe rapidement via différentes méthodes de déclenchement, permettant en 1963 à Basov et Krokhin de publier leur idée d'utiliser des lasers pour fusionner un mélange DT. En éclairant par laser des cibles deutérées, les premiers neutrons de fusion créés sont détectés en 1968 par Basov et al à l'institut Lebedev de Moscou et Floux et al au CEA/Limeil. Puis vers 1972 John Nuckolls suggère le laser pour, à la fois, comprimer à des densités très au dessus de la densité du solide et allumer des micro-capsules de DT. En 1977, ce concept est démontré au laboratory for laser Energetics de l'université de Rochester (USA). La puissance maximale des lasers est restée autour du terawatt de 1970 jusqu'en 1990, date à laquelle G. Mourou à Rochester a proposé une technique de compression temporelle de l'impulsion laser : avant introduction dans une chaîne d'amplification laser traditionnelle, une impulsion brève se voit donner une dérive temporelle de fréquence (frequency chirp ; l'avant de l'impulsion est bleuie et l'arrière rougie) et étalée temporellement avec un disperseur à réseau (grating-based stretcher). Après amplification, un second disperseur (compressor) rassemble en une durée environ fois plus petite l'ensemble de l'énergie à disposition, rendant maintenant le petawatt accessible. Dès 1992, des physiciens du LLNL ont proposée d'utiliser une telle impulsion véhiculant 10 kj d'énergie en complément de l'impulsion laser nanoseconde, pour fonder le scénario de l'allumage rapide (fast ignition), qui est au scénario traditionnel ce qu'est un moteur à essence par rapport au moteur diesel. Dans le schéma traditionnel (resp. moteur diesel), le laser (resp. le piston) comprime, chauffe et allume le combustible au delà d'une très forte pression ; dans l'allumage rapide (resp. moteur à essence), le laser nanoseconde (resp. le piston) comprime moins fortement

4 FCI GB le combustible et c'est l'impulsion picoseconde (resp. l'étincelle de la bougie) qui vient allumer le mélange. Des expériences de validation de ce scénario combinant laser nanoseconde de quelques dizaines de kj et un laser picoseconde de quelques kj sont en cours.. Unités et références Tout contexte dont la FCI a ses propres références, en terme de grandeurs (quantities) et d'unités (units). Il est utile de les rapporter à des grandeurs de référence microscopiques extraites des constantes fondamentales ci-dessous et à d'autres contextes. Dimension Grandeur Expression Constante de structure fine α f = = Distance rayon classique de l'électron rayon de l'orbite de Bohr r e = r B = = m = m Temps Période de rotation d'un électron sur l'orbite de Bohr T B = = s Energie Rydberg = énergie de l'électron dans l'atome d'hydrogène R y = α 2 m e c 2 = 13.6 ev Puissance Puissance Compton P C = = W Nous donnons maintenant fournir des ordres de grandeur (orders of magnitude) pour les grandeurs les plus constamment employées en FCI. Un rayonnement laser (laser radiation), par essence monochromatique, très souvent impulsionnel se caractérise par une longueur d'onde (wavelength), une énergie (energy), une durée d'impulsion (pulse duration), une puissance (power). Focalisé (focussed) sur une cible, il s'évalue en termes d'éclairement (irradiance). Analysons chacune de ces grandeurs. Temps : la première caractéristique d'un laser est sa longueur d'onde. Elle est donnée implicitement dans le vide (elle est différente dans un matériau, en raison de l'indice optique). On en tire une donnée indépendante du matériau, la pulsation (radial frequency) ω 0 du rayonnement par ω 0 = 2πc/λ 0 ou encore la fréquence ν 0 = ω 0/2π. Ou bien encore la période T 0 = 1/ν 0 d'un cycle, qui s'écrit T 0 (s) = λ 0 (µm). Les lasers conventionnels étant dans la gamme optique, un ordre de grandeur de λ 0 est 1 µm, ce qui donne une période T 0 comparable à la période de Bohr T 0 /T B 40. Les impulsions laser utilisées en FCI sont d'environ durée 10-9 s, ce qui correspond à 30 cm de cavité laser parcourue à la vitesse c, et contiennent environ 10 6 périodes laser. La période laser est donc très petite devant la durée de l'impulsion laser. Énergie-puissance : les lasers qui nous intéressent fournissent (ou fourniront dans la configuration d'allumage) un ou plusieurs faisceaux totalisant 10 3 à 10 6 J. Confinées en une impulsion de 1 nanoseconde, ces énergies conduisent à des puissances maximales de à W. Très largement au dessus de la puissance Compton (donnée ci-dessus) qui est grossièrement la puissance au dessus de laquelle des

5 FCI GB phénomènes d'autofocalisation apparaissent dans les plasmas. Sachant que ces impulsions ont des faibles fréquences de répétition (1 tir/10 minutes), la puissance moyennée sur une journée s'étale entre 2 W et 2 kw, seulement. Retenons d'autres ordres de grandeurs : W pour un éclair d'orage (le champ électrique sous nuage orageux est d'environ 20 kv/m, donnant une ddp nuage-sol de 100 MV. En moyenne, un éclair transporte 5 C donc une énergie 100 MV x 5 C = 500 MJ. Pour une durée moyenne de s, on trouve 20 GW), W pour la puissance moyenne d'une tranche de centrale nucléaire française, W pour 1 kg d'explosif, W pour la puissance du rayonnement solaire reçue par la terre. Eclairement et champ électrique : considérons la focalisation d'un faisceau laser. Elle est conditionnée par le front de phase du faisceau sortant de la chaîne d'amplification laser et la qualité de la focalisation. Dans le cas idéal d'un front de phase plan et d'une optique sans aberrations, la puissance laser se retrouve concentrée dans une tache focale dont la dimension vaut λ 0 F/, F désignant la longueur focale et le diamètre de l'optique de focalisation (le rapport F/ est appelé nombre d'ouverture = f-number). Cette dimension minimale correspond à une limite imposée par la diffraction. Avec un diamètre de 100 µm, usuel pour les expériences de FCI, une puissance de 1 TW conduit à une densité surfacique de puissance (appelée éclairement ou irradiance ou encore abusivement intensity) de W/cm 2. Pour la FCI, l'éclairement moyen usuel se situe dans l'intervalle [ ] W/cm 2. L'éclairement est associé au champ électrique. En effet, c'est le flux moyenné sur une période laser de la densité volumique d'énergie électrique et magnétique de l'onde laser. Circulant à c, d'une part, et l'induction magnétique étant reliée au champ électrique par la relation B = E/c dans le vide, d'autre part, on trouve que l'éclairement s'écrit I 0 = cε 0 E /2 avec E 0 l'amplitude maximale du champ électrique (on a supposé ici que l'onde a une polarisation linéaire), donnant la relation : E 0 (V/m) = Erreur! Considérons un champ fondamental, celui ressenti par l'électron sur l'orbite de Bohr (de rayon r B = m) : E B = e/(4πε 0 r ) = V/m. Un champ laser supérieur à cette valeur soit E 0 E B conduit à l'ionisation de l'hydrogène et correspond aux forts éclairements I W/cm 2. Donnons quelques repères pour les éclairements. Considérons en premier lieu le mouvement non relativiste oscillant d'un électron dans le champ électrique de l'onde laser ; l'amplitude de sa vitesse dans le plan du champ électrique s'écrit v 0 = ee 0 /(m e ω 0 ). L'égalité formelle v 0 = c conduit à l'éclairement I 0 (W/cm 2 ) = /λ (µm). Au delà de cette limite, les électrons ont une dynamique relativiste. L'éclairement laser jamais dépassé à ce jour est W/cm 2 sous forme d'impulsions laser de s. Comme autre référence, un corps noir de 1 kev de température émet une radiance de W/cm 2 (on parle de radiance pour une source et d'éclairement pour une cible). Ci-dessous, une abaque précisant les différents domaines d'utilisation industrielle ou scientifique des lasers :

6 FCI GB Énergie spécifique : la fusion nucléaire est une source d'énergie parmi d'autres. Une comparaison saine se fonde sur la notion d'énergie spécifique que l'on mesure en J/kg. Par équivalence masse-énergie, l'annihilation de la matière conduit à mc 2 /m = c 2 = J/kg. Une liaison nucléaire est de l'ordre du MeV/nucléon, soit rapportée à la masse d'un nucléon J/kg. La fission de l'u naturel (sachant que seul 0.7 % présent est de 235 U fissile) donne J/kg. Un isomère nucléaire 180m Tm se caractérise par J/kg. L'énergie chimique (combustible lent comme le charbon, explosif) joue sur des énergies de liaison de l'ordre de 1 ev, soit pour des matières organiques environ 10 7 J/kg. L'énergie latente de fusion de l'eau est à J/kg. L'énergie hydraulique associée à l'énergie potentielle d'une masse d'eau conduit à une énergie spécifique gh (g étant l'accélération gravitationnelle terrestre et h la hauteur), soit 10 4 J/kg au maximum pour une hauteur h = 1000 m, maximum utilisable dans des conduites forcées sur terre. Manipulant la force nucléaire forte, la fusion nucléaire a donc cette particularité d'être une source extrêmement concentrée en énergie. Densité volumique : autre grandeur très utilisée, la densité volumique de particules. A partir des constantes fondamentales, on peut extraire une densité : une mole d'atomes de nombre atomique A a la masse N av Am p = A (en grammes). Supposons que les atomes se touchent et qu'ils s'inscrivent tous dans un volume élémentaire de côté 2 Å = 4r B, la densité volumique d'atomes vaut n at = 1/(4r B ) 3 = cm -3. Cet ordre de grandeur correspond aux densités maximales des corps purs montrées dans l'abaque ci-dessous : Sur terre, dans les conditions normales de température et de pression, on sait qu'un gaz a un volume molaire V m = m 3, soit une densité d'atomes N Av /V m = atomes/cm 3 (nombre de Loschmidt). Faire le vide sur terre est une action délicate : un vide poussé est à de la pression atmosphérique, soit 10 9

7 FCI GB atomes/cm 3. Il faut savoir que dans un plasma de tokamak la densité volumique est de atomes/cm 3. Hors de cette terre, des conditions beaucoup plus variées se rencontrent : le vent solaire a une densité de 5 électrons/cm 3, le cœur du soleil électrons/cm 3, alors que la photosphère visible dans le domaine optique et située à la surface de la boule solaire a une densité de cm -3. Pression : la pression de radiation moyenne p 0 d'une onde électromagnétique s'écrit p 0 = ε 0 E /2 donnant p 0 (bar) = I 0 /10 18 avec I 0 (W/cm 2 ). Pour rappel, la pression atmosphérique est en moyenne 10 5 Pa = 1 bar = 10 N/cm 2 = 10 5 J/m 3, la dernière égalité nous rappelant que la pression est une densité volumique d'énergie. Elle n'est rien d'autre que le produit n at KT, avec T = 300 K, n at = nombre de Loschmidt (= nombre Avogadro/volume molaire) = cm -3. Cherchons une pression à partir des constantes fondamentales : on peut choisir la pression de Bohr : p B = E Ry /r = bar. La pression au centre du soleil est de bar ; c'est la pression que l'on souhaite atteindre dans le DT chaud afin d'allumer les réactions thermonucléaires. La pression au centre de la terre vaut bar ; c'est l'ordre de grandeur de la pression du plasma entourant la coquille de DT. Pour compléter l'échelle des pressions, rajoutons la gamme de variations de pression dans laquelle travaille l'oreille humaine, à savoir [ , ] bar depuis le seuil d'audibilité jusqu'au seuil de douleur. Le scénario de la FCI Laser L'aventure actuelle de la FCI se fonde sur les lasers. Les différents lasers de puissance utilisés à fin de FCI dans un proche passé ou avenir dans le monde sont rassemblés dans le tableau ci-dessous. Tous ces lasers sont des lasers à verre dopés au Néodyme et délivrent la longueur d'onde 1.05 µm. Les rendements habituels de ces lasers sont de 0.2 % ; la génération des lasers LIL, NIF et LMJ a des rendements de l'ordre de 1 %. Ces lasers fonctionnent à faible cadence : un tir au plus toutes les 20 minutes au delà du kj. Des programmes sont menés en parallèle visant à mettre au point un laser permettant de fournir 10 kj/impulsion de façon stable à cadence de 10 Hz, qui est la cadence requise par les installations à FCI pour produire une puissance de l'ordre du GW. Cet objectif est loin d'être atteint, la meilleure performance du programme Mercury aux USA étant de 0.5 kj.

8 FCI GB Cible Nom laser Laboratoire Énergie (kj) Nb faisceaux Nova ( 2000) Lawrence Livermore National lab (USA) NIF ( 2009) Lawrence Livermore National lab (USA) OMEGA Université de Rochester (USA) TRIDENT Los Alamos National Lab (USA) Gekko XII Université d'osaka (Japon) Vulcan Rutherford Appleton lab (Gr. Bretagne) LULI École Polytechnique (France) Phébus ( 1999) CEA Limeil (France) 14 2 LIL ( 2004) CEA Cesta (France) 70 4 LMJ ( 2014) CEA Cesta (France) Shenguang-II Mianyang (Chine) 6 8 Iskra-5 Arzamas (Russie) Shenguang-III ( 2010) Mianyang (Chine) La cible (target ) consiste en un combustible nucléaire placé dans un microballon sphérique, ayant une fine enveloppe de plastique. Les performances souhaitées conditionnent les dimensions de la cible. Dans un des schémas d'allumage, le microballon est structuré selon le schéma ci-dessous : Le DT solide (DT ice) est déposé sur la paroi interne de la coquille (shell) en une couche fine, dont l'épaisseur (thickness) doit être constante à 10-4 près. On appelle rapport d'aspect (aspect ratio) le rapport R/ΔR du rayon de la coquille à son épaisseur ; c'est un paramètre extrêmement important qui conditionne le comportement de la cible et son optimisation vers une fusion efficace. L'utilisation de DT solide oblige à maintenir une cible à très basse température voisine de 20 K, par des dispositifs de support de cible cryogéniques maintenant l'uniformité en température de la couche de DT à mieux que 0.07 K! Irradiation laser Dans l'attaque directe (direct drive), les faisceaux laser sont focalisés sur la surface du microballon, de façon à assurer un recouvrement le plus uniforme possible de la surface avec l'énergie incidente. Dans l'attaque indirecte (indirect drive), le microballon est placé dans une cavité cylindrique (hohlraum) percée de deux trous à ses extrémités par où passent les faisceaux, disposés sur un ensemble 6 couronnes et focalisés sur la paroi interne (wall). Le dépôt d'énergie ne présente pas de symétrie sphérique : les lasers se répartissent suivant plusieurs couronnes d'axe de révolution confondu avec l'axe du cylindre que constitue l'enceinte (cf. dessin ci-dessous). Les parois de la cavité sont en or et convertissent l'énergie laser en rayonnement X mou (température de corps noir de 0.3 kev ; rendement laser - rayonnement X 60 %). La cible n'est soumis qu'à ce rayonnement X très uniforme dans la cavité.

9 FCI GB Le succès de l'opération réside dans la compression sphérique du microballon, qui requiert la symétrie n e e 2 1 n e n e sphérique du rayonnement incident, à tout instant de l'impulsion. Dans l'attaque directe, les énergies laser doivent être équilibrées à 1 % près. En attaque indirecte, la cavité fait office de four et le rayonnement X attaque le microballon de façon plus uniforme. Actuellement, c'est la voie la plus avancée pour atteindre les meilleurs résultats. Le choix de la longueur d'onde laser a été posé à la fin des années 1970, où des expériences d'absorption ont montré l'intérêt à utiliser de courtes longueurs d'onde. Les lasers à CO 2 de rendement intéressant (10 %) mais amplifiant une longueur d'onde 10.6 µm ont ainsi été abandonnés. La technologie laser s'est orienté vers les lasers à verre dopés au Néodyme, qui émettent à 1 µm. Par des coupleurs assurant une conversion nonlinéaire de fréquence, ce rayonnement infrarouge a été doublé en fréquence (couleur verte) et même triplé (proche UV), voire quadruplé. Les rendements de conversion baissant, un compromis a été trouvé autour du triplement de fréquence, assurant sur cible une longueur d'onde 0.35 µm avec un rendement de 50 % environ. Absorption - ablation Plaçons nous dans le schéma d'attaque directe pour simplifier la présentation, avec un éclairement laser uniforme de la surface de la cible d'environ 100 TW/cm 2. Rapidement (picoseconde), la surface est ionisée, les électrons chauffés à des températures de l'ordre de 10 7 K, soit 1 kev d'énergie thermique (KT avec K la constante de Boltzmann), entrainant les ions dans une détente dans le vide (plasma blowoff). Or un plasma n'est transparent à une onde de longueur d'onde λ 0 dans le vide (donc de pulsation ω 0 = 2πc/λ 0 ) que si la pulsation plasma caractéristique du plasma ω pe est plus petite que ω 0, soit : La partie solide de la cible (plastique, DT cryogénique) conduit après ionisation à une densité supérieure à cm -3, donc plus grande que la densité critique n c (critical density) définie ci-dessus. Cela signifie qu'un faisceau sortant de la chaîne laser avant ou après triplement de fréquence (0.35 µm) ne peut traverser la cible et qu'il sera réfléchi quelque part dans le plasma détendu au devant de la cible. La zone de plasma où la densité électronique est inférieure à n c (plasma sous-critique ou underdense plasma) est traditionnellement appelée couronne (corona). Les électrons situés grossièrement entre 0.1 n c et n c vont partiellement absorber l'énergie laser puis, sur une échelle de temps de l'ordre de la picoseconde, s'échanger entre eux leur énergie et se thermaliser en une maxwellienne de 1 kev environ. Cette énergie thermique va servir à plusieurs choses : En tirant électriquement les ions, ils vont détendre la plasma dans le vide : la chaleur électronique (mouvement électronique désordonné) est alors transformée en mouvement radial centrifuge.

10 FCI GB Par conduction thermique l'énergie électronique va être véhiculée vers les zones plus denses de la cible, qui sont opaques au rayonnement laser. En collisionnant avec les ions, les électrons vont chauffer ces ions, sur une échelle de temps de l'ordre de la nanoseconde, en raison du grand rapport des masses ionique à électronique m i /m e. L'ablation de la partie la plus externe de la cible, sous forme d'un plasma de faible densité et chaud fuyant à une vitesse de l'ordre de m/s, joue un rôle similaire aux gaz brûlés d'une fusée (rocket-like blow-off). En réaction, l'intérieur de la cible se voit comprimé. Ce n'est pas la pression de radiation qui pousse la cible, cette pression ne valant que 0.3 Mbar à W/cm 2 mais la pression d'ablation de l'ordre de 10 Mbar. La cible n'est donc comprimée qu'indirectement par le laser, via un ou des processus d'absorption permettant le dépôt d'énergie laser dans le plasma. Le dessin ci-dessous montre les profils typiques de densité et de température des différentes zones de la cible : Compression Cette phase est illustrée, ci-dessous à gauche, par le mouvement des interfaces de cellules renfermant l'ensemble de la matière de la cible (là où la matière est dense, les cellules ont été choisies plus reserrées). La partie externe de la cible (l'ablateur) se détend. Au début de l'implosion du microballon, la pression d'ablation de 1 Mbar environ lance une onde de choc centripète, qui se propage en avant du front d'ablation et accroît la densité et la température du combustible. Le choc créé débouche sur la face interne du DT cryogénique vers 15 ns et la met en mouvement centripète. Le gaz est alors à une température de 1 ev. Initialement solide et cryogénique, le DT est dégénéré (degenerate) avec pour pression p deg (J/cm 3 ) = ρ avec ρ (g/cm 3 ). Tant que la température du DT reste inférieure à la température dite de Fermi, le DT reste 5/3 dégénéré et sa pression est minimale de valeur p deg. Pour atteindre de fortes densités, le rapport "pression DT"/p deg appelé paramètre d'isentropie doit être maintenu le plus bas possible (low adiabat implosion) et, dans les différents concepts de cible, reste dans l'intervalle [1.5-4]. Suivant la 1 e loi thermodynamique, l'énergie Δε apportée au DT peut être augmentée par apport de chaleur et de travail, selon Δε = T ΔS - P ΔV avec T la température, S l'entropie, p la pression et V le volume. A apport extérieur d'énergie donné, la compression maximale ( ΔV maximal) doit être isentropique (ΔS = 0). Mais la compression rapide souhaitée crée des ondes de choc, dont le résultat est de créer de l'entropie (ΔS > 0). Pour contourner ce problème, une série d'ondes de chocs est créée en accroissant fortement la puissance laser incidente et en profilant (pulse tailoring) cette croissance de façon à ce que les chocs successifs se retrouvent ensemble au centre de la cible, recréant les conditions d'une compression isentropique. La pression d'ablation varie alors suivant la loi d'échelle p a (Mbar) = 14 (I 0 /10 14 ) 2/3 λ -1/3 0 avec I 0 (W/cm 2 ) et λ 0 (µm), pour atteindre 130 Mbar. A

11 FCI GB 20 ns, fin de l'impulsion laser, 90 % du plastique a été ablaté et 1.35 MJ a été absorbé. La cible a son rayon divisé de moitié et sa vitesse d'implosion est de m/s c/1000. Ce mouvement centripète (in-flight phase) se poursuit jusqu'à ce que l'onde de choc atteigne le centre de la cible puis se réfléchisse et rentre en contact avec la coquille en mouvement centripète. Le DT suffisamment comprimé ralentissant la coquille, environ 2/3 de l'énergie cinétique de la coquille est alors transformée en énergie interne d'une partie centrale du combustible ; 25 ns se sont écoulées, la densité du DT est alors de 200 g/cm 3 (= 1000 x densité DT solide) et la pression atteint plusieurs centaines de Gbar. Le rendement hydrodynamique (hydrodynamic efficiency) qui est défini comme le rapport énergie cinétique centripète/énergie laser absorbée n'est que de 15 %. Le rendement de couplage laser-cible donné par le rapport énergie cinétique centripète/énergie laser incidente vaut, en attaque directe, le produit "efficacité d'absorption" (60-80 %) x "rendement hydrodynamique" soit au total 9 à 13%. Ci-dessous, un scénario d'allumage thermonucléaire avec, à gauche, la dynamique de la cible et, à droite, le point chaud obtenu v E c v v (simulation CEA/Limeil, 1990). Allumage La compression a donc deux fonctions : augmenter la densité et chauffer adiabatiquement l'intérieur de la cible. Seul un noyau central du combustible est porté aux conditions d'allumage thermonucléaire : ρr 0.4 g/cm 2 et T = 10 kev assurant que le libre parcours moyen (ou lpm ou mfp = mean free path) des particules α soit inférieur au rayon de la cible DT. Autour de ce noyau central appelé point chaud (hot spot) une grande masse de combustible plus dense et moins chaude, la pression ne variant que très peu sur l'ensemble du point chaud et du combustible qui l'entoure : on parle de configuration isobare (isobaric model). Les particules créées α ou n ont des vitesses très élevées. En considérant v/c << 1, nous avons : Particules chargées, les α de 3.5 MeV sont ralentis par collision avec des électrons qu ils chauffent, ces derniers chauffant ensuite les ions. Les temps caractéristiques de collisions α-e et e-i sont voisins, ce qui conduit à une dispersion très rapide du milieu. Les neutrons collisionnent peu avec le milieu et sortent du point chaud sans être ralentis. Il arrive alors que les conditions centrales permettent des réactions thermonucléaires en grand nombre. Il y a alors dégagement d'énergie et une onde de combustion prend place

12 FCI GB à la vitesse de m/s. Le confinement et la combustion du fuel dure environ 50 ps. 1/3 du DT sera alors brûlé. Une énergie de 100 MJ-1 GJ sera produite par le cœur de la cible.

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