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Allumage rapide
L’allumage rapide [8, 9] procede par allumage d’un point chaud lateral. Pour ce faire, il utilise deux faisceaux di erents : un pour la compression et l’autre pour l’allumage. Ces deux lasers sont di erents dans la mesure ou le premier fait intervenir des intensites de l’ordre de 1014 1015W=cm2 avec des temps de faisceau de l’ordre de la nanoseconde alors que le deuxieme fait intervenir des intensites de l’ordre de 1018 1020W=cm2 avec un temps de faisceau de l’ordre de 10ps. Ces deux types de faisceaux ne peuvent pas ^etre realises par la m^eme cha^ne laser a l’heure actuelle d’ou la necessit d’un deuxieme laser.
Comme dit precedemment, le deuxieme faisceau permet de produire une impulsion ultra-intense pour generer des particules chargees (electrons ou protons) que l’on va tenter de deposer au niveau du point chaud lateral. Le but est de deposer, dans un volume et un laps de temps les plus faibles possibles, une tres grande quantit d’energie.
Neanmoins, cette technique doit faire face a plusieurs de s. En e et, il reste di cile de generer un faisceau de particules chargees avec un dep^ot localise. En e et, le faisceau de particules est naturellement fortement divergent et il est necessaire de le collimater ce qui reste di cile compte tenu des conditions extremes a proximite de la cible. Plusieurs voies ont et envisagees a n de remedier a ce probleme dont notamment l’utilisation d’un c^one en or dans la cible de DT comme guide a particules chargees. Cette voie reste compliquee dans la mesure ou cela complique grandement la fabrication des cibles mais aussi le contr^ole de l’implosion. Une autre voie possible est la collimation a l’aide de champs magnetiques ultra-intenses ou l’autocollimation des particules. Ces deux techniques restent cependant compliquees a mettre en oeuvre experimentalement. En e et, pour le moment, aucune installation laser ne permet encore de tester cette approche. Quoiqu’il en soit, LMJ-PETAL permettra sans aucun doute quelques avancees en la matiere. En e et, m^eme si PETAL n’a pas l’energie su sante pour allumer le combustible (3,5kJ laser disponibles contre 30kJ necessaires a n d’obtenir 10kJ d’electrons au centre), il sera possible d’etudier la physique du transport electronique relativiste dans un regime pertinent.
Allumage par choc
L’allumage par choc [4, 5, 6, 7] est une approche relativement nouvelle de la fu-sion par con nement inertiel. L’idee est d’abord venue de Shcherbakov [32] qui a propose d’allumer la bille de DT precomprimee a l’aide d’un choc convergent. Dans ce scenario, la temperature du DT comprime etait inferieure a 1keV et la grande ma-jorite de l’energie necessaire a l’allumage etait apportee par le choc nal. Neanmoins, experimentalement, aucun laser n’etait capable de generer les pressions necessaires. C’est la raison pour laquelle Betti [4] propose en 2007 une nouvelle approche durant laquelle on cree un point chaud central lors de la phase de compression avec une temperature d’environ 2-3keV soit une temperature inferieure au seuil d’allumage. On lance ensuite le choc fort qui sera ampli e lors de sa collision avec le rebond du choc de compression au niveau de la surface interieure de la coquille. Ce choc ampli e apportera l’energie necessaire au point chaud a n d’obtenir son allumage propager dans la coquille (1). L’impulsion laser est pro lee de maniere a obtenir une compression isentropique sur un temps d’environ 10ns et le choc debouche a l’interieur de la sphere de gaz de DT et une partie de ce choc est re echi dans le DT solide (2). L’onde re echie (de rarefaction) atteint la surface exterieure de la coquille et est re echie, devenant une onde de compression et initiant l’acceleration de la coquille. Au m^eme moment, le premier choc qui se propageait dans le DT-gaz est re echi au centre de la cible (2) et la phase d’acceleration se termine lorsque le choc atteint la surface interieure de la coquille. Le spike est ensuite lance (3) a n d’entrer en collision (4) avec le choc qui a rebondi au centre au niveau de la surface interieure de la coquille au debut de la phase de deceleration. Le choc convergent resultant entre dans le DT-gaz, augmente sa temperature au dessus du seuil d’allumage apres un ou plusieurs rebond (5).
Ce schema est tres interessant dans la mesure ou il fait intervenir une physique qui est relativement connue et documentee lors de la phase de compression puisqu’elle peut ^etre realisee sur des installations laser existantes. En e et, les intensites mises en jeu sont de l’ordre de 1014W=cm2 qui est un regime ou l’interaction laser plasma est essentiellement dans le regime collisionnel qui est tres bien connu theoriquement et pour lesquels les codes de simulations ont et valides par les experiences. Les processus physiques mis en jeu sont exactement ceux decrits precedemment sur l’attaque directe a la seule di erence qu’ici, la vitesse d’implosion est plus faible, de l’ordre de 250km=s. De plus, la longueur du pulse permettrait de mieux stabiliser l’implosion de la coquille ce qui donnerait acces a des densites surfaciques de combustible plus elevees avec des energies laser de l’ordre de la centaine de kilojoules. Une autre di erence avec le schema classique en attaque directe est la temperature du point chaud a la phase de compression (2-3keV) qui est insu sante pour l’auto-allumage. C’est la raison pour laquelle l’allumage est realis a l’aide d’un choc fort qui est lance a la n de la phase d’implosion gr^ace a un spike d’une intensit de l’ordre de 1015 1016W=cm2 soit un a deux ordres de grandeurs plus eleves comme sur la gure 1.9.
Ce schema, qui est present sur la gure 1.8 est donc tres attractif non seulement gr^ace a sa simplicite mais aussi par la robustesse de son schema d’implosion qui peut ^etre test sur des installations lasers existantes. Mais, il est notable de citer qu’en plus de cela, il ne fait pas intervenir de faisceau de particules ultra-relativistes et il emploie les m^emes cibles que celles utilisees dans l’approche classique. Ces cibles sont donc plus simples et leur co^ut de fabrication est plus faible ce qui est un avantage considerable a des ns d’applications industrielles. En n, du fait qu’il necessite moins d’energie que les autres schemas d’allumage, il pourrait permettre d’obtenir des gains energetiques de l’ordre de 100 ce qui est un avantage net en vue d’une centrale energetique.
Quelques ordres de grandeurs La pression d’ablation dans le regime d’absorp-tion classique collisionnel en regime quasi-stationnaire peut ^etre approchee par la loi d’echelle suivante : Pa(Mbar) 40 IL(W=cm2) 2=3 abs(1.71) ou Pa est la pression d’ablation en Mbar, abs est le coe cient d’absorption laser, IL est l’intensit laser incidente en W=cm2 et L est la longueur d’onde du laser incident. Si on choisit un faisceau de longueur d’onde L = 0; 35 m, d’intensit IL = 0; 3 1015W=cm2 et un coe cient d’absoprtion laser abs = 0; 7, on obtiendra alors une pression d’ablation de Pa = 30Mbar dans l’ablateur au moment de l’implosion. La coquille est alors mise en vol a des vitesses d’implosion comprises entre 150 et 300 km=s. Ces conditions laser permettent en principe de creer un point chaud central avec des parametres juste en-dessous de la courbe d’allumage. A n d’atteindre l’ignition, il faut lancer un choc fort juste avant la stagnation. D’apres les previsions des createurs de cette approche, pour creer ce choc fort, il est necessaire d’utiliser un faisceau laser d’intensit au moins egale a IL = 5 1015W=cm2, ce qui correspondrait, en considerant une longueur d’onde egale a L = 0:35 m et une absorption legerement en baisse a abs = 0; 6, a un laser d’une puissance de 200 a 400TW et a une pression de 300Mbar (la loi d’echelle n’est plus valable dans ce cas). Cette puissance est dans le domaine operationnel de plusieurs installations laser telles que le NIF et le LMJ, ce qui permet d’envisager des tests experimentaux, contrairement aux autres schemas qu’ils soient classiques ou alternatifs.
Situation de l’allumage par choc
Le schema d’allumage par choc est relativement recent (2007) et, quand bien m^eme une quantite importante de travaux ont et menes et ont permis de grandes avancees sur le plan theorique [4, 5, 6, 34, 35, 36, 37] comme sur le plan experimental [14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21, 22, 23, 24, 38], beaucoup d’etudes restent encore a poursuivre et beaucoup de doutes et d’incertitudes doivent encore ^etre leves a n de veri er sa faisabilite experimentale. A n de positionner ce travail dans la demarche globale d’obtention de l’allumage des reactions de fusion, nous allons tout d’abord examiner les travaux experimentaux qui ont et realises pour ensuite etablir les be-soins experimentaux et en n reconstruire la demarche qui a guide ce travail.
Interaction laser matiere
Pour se placer dans les conditions de l’allumage par choc, les experiences d’in-teraction laser plasma doivent ^etre realisees avec des plasmas chauds et denses. Ces plasmas doivent avoir une de longueur caracteristique de plusieurs centaines de mi-crometres tout en atteignant la densit critique. La realisation de ces etudes necessite donc l’utilisation de plusieurs faisceaux laser a n de produire d’un cote cette couronne de plasma et de l’autre, pouvoir interagir avec ce plasma avec une energie su sante (typiquement de l’ordre du kilojoule). Tres peu d’installations laser permettent d’at-teindre ces conditions, il est donc necessaire d’imaginer des experiences sur de plus petites installations a n de resoudre certains problemes/aspects speci ques lies a l’al-lumage par choc. La plus grande inconnue physique de l’allumage par choc est le couplage entre l’impulsion d’allumage et la couronne plasma etendue et chaude. Il faut, entre autres, veri er que, dans ces conditions, il est possible de creer un choc fort necessaire a l’allumage par choc.
Pour etudier l’interaction laser matiere dans les conditions de l’allumage par choc, une serie d’experience a et plani ee sur deux installations laser en Europe : LULI-2000 et LIL [39]. En plus, l’analyse des donnees plus anciennes obtenues sur l’instal-lation laser a 6 faisceaux LULI-6F (qui a ferm debut des annees 2000) a apporte des informations complementaires. En e et, plusieurs faisceaux etaient alors dispo-nibles permettant d’avoir a disposition une multitude de diagnostics et de generer des plasmas aux conditions variees et contr^olees. Les caracteristiques lasers de LULI-2000 et LIL sont explicitees dans le chapitre 4. Neanmoins, on peut deja rappeler que, comme LULI-6F, ils pouvaient fonctionner a plusieurs longueurs d’ondes (0,35, 0,53 et 1,05 m), que LULI2000 avaient 2 faisceaux dont un a 500J et que la LIL pouvait delivrer jusqu’a 10kJ. Les experiences ont ete realisees de maniere a produire des couronnes plasmas representatives de di erentes parties complementaires de la couronne plasma de la cible comprimee de l’allumage par choc. Le but etait de com-prendre ce qui se passait au moment du lancement du spike avec des temperatures electroniques allant jusqu’a 2keV, des densites dont les gradient atteignant des lon-gueurs caracteristiques jusqu’a 350 m et des intensites laser pouvant atteindre les -1016W=cm2. Les trois harmoniques des lasers ont et utilisees a n d’atteindre des va-leurs elevees du parametre IL 2L (produit de l’intensit laser et de sa longueur d’onde au carre) qui, comme on le montre ensuite dans le chapitre 3, permet de savoir si l’on est dans un regime ou les instabilites parametriques sont predominantes (pour des valeurs du parametres elevees).
Lors de ces experiences, l’energie re etee a et collectee gr^ace a des calorimetres et des spectrometres et ont permis de prouver que les instabilites parametriques jouaient un r^ole important dans le cadre de l’allumage par choc. En e et, m^eme si, pour des impulsions lasers nanosecondes, le taux de di usion Brillouin semble inferieur a 10% dans le cone de la lentille, des mesures a l’exterieur de la lentille ont montre que la m^eme quantite d’energie etait re etee a l’exterieur du cone de la lentille de focalisation a cause de la di usion Brillouin [40].Nous tenterons au cours de ce travail d’explorer cette pister et de quanti er cette energie. De plus, des mesures a plus haute intensit sur la LIL ont montre que la re ection d’energie a cause de la di usion Brillouin se faisait au debut de l’impulsion laser, pendant les premieres centaines de picoseconde. Or, le spike de haute intensit de l’allumage par choc a une duree d’impulsion de quelque centaines de picosecondes. Ainsi, la di usion Brillouin stimulee peut ^etre prejudiciable car elle peut re eter une grande partie de l’energie du spike. A n de se premunir de ce probleme, plusieurs solutions ont des lors et envisagees en agissant sur le lissage du faisceau laser et sur l’ouverture optique du laser. Concernant la di usion Raman stimulee, aucun tendance evidente n’a pu ^etre deduite de ces experiences dans le cadre de l’allumage par choc mais cela ne signi e en rien qu’elle ne pose pas de probleme a l’avenir, nous le verrons un peu plus loin.
Etude des chocs en geometrie plane
Comme l’allumage par choc est un schema nouveau, peu d’experiences ont et menees sur la generation de chocs et sa propagation jusqu’a present. En particu-lier, il est important d’etudier, lors d’une m^eme experience, la formation d’un choc fort ainsi que l’interaction laser matiere a n de pouvoir evaluer le couplage hydro-dynamique mais aussi comparer les resultats experimentaux avec les resultats des simulations hydrodynamiques qui, elles, sont de plus en plus nombreuses. Cet as-pect est extr^emement important dans la mesure ou il pourra permettre de valider la concept m^eme d’allumage par choc. M^eme si la geometrie plane ne correspond en rien a la con guration reelle de l’allumage par choc, elle n’en reste pas moins interessante dans la mesure ou cela permet d’utiliser un plus grand nombre de diagnostics et de pouvoir comparer de maniere beaucoup plus precise les resultats experimentaux avec les resultats issus des simulations numeriques.
Une serie d’experience a et realisee en geometrie plane sur les lasers LULI [24] et OMEGA [14]. Les principes de ces campagnes experimentales etaient relativement similaires. L’impulsion laser etait composee d’une premiere illumination a faible in-tensit pour generer un plasma de couronne etendu et d’une seconde a plus forte intensit pour generer un choc fort dans cette couronne de plasma. Les cibles etaient multicouches composees de CH, d’un materiau lourd et d’une couche de Quartz. La premiere couche (CH) permet d’imiter l’ablateur a Z faible des cibles d’allumage par choc. La couche de de materiau lourd (Mo) permettait de stoper les rayon-X mais fai-sait aussi o ce de couche uorescente pour estimer la quantite d’electrons chauds et leur energie via l’emission K (voir chapitre 2 pour plus de detail sur ce diagnostic). Ces electrons chauds sont produits par les instabilites parametriques comme on le verra dans le chapitre 3. La derniere couche de verre permettait de mesurer la vitesse instantannee du choc lorsqu’il se propage dans cette couche a l’aide d’un diagnostic interferometrique nomme VISAR (voir chapitre 2 pour plus de details sur ce diagnos-tics). Gr^ace a ce diagnostic, il est possible d’obtenir les pressions en comparant les resultats obtenus avec les simulations numeriques.
Ces campagnes experimentales ont permis de prouver notre capacite de lancer des chocs forts pouvant atteindre 70Mbar ce qui est courageant mais encore eloign des 300Mbar minimum necessaires pour l’allumage.
L’energie re etee lors du lancement du spike a aussi et mesuree et peut atteindre jusqu’a 36% de l’energie incidente lorsque le faisceau n’est pas lisse mais reste en dessous des 10% lorsque le faisceau est lisse. Une tendance generale d’augmentation de l’energie re etee avec l’intensit du spike a et constatee mais aucune conclusion n’a pu ^etre donnee quant aux di erences entre les experiences. Cela pourrait provenir des di erences experimentales (qualite des cibles, longueur d’onde des faisceaux entre autres).
La population d’electrons chauds a et caracterisee a l’aide d’une spectrometrie resolue en temps de l’emission K du Mo. Gr^ace a ces mesures spectrales, des tem-peratures electroniques inferieures a 100keV ont et deduites (70keV a OMEGA et inferieure a 60keV a LULI) ce qui est en accord avec les autres resultats experimentaux mais aussi avec les simulations numeriques qui avaient et realisees dans les conditions representatives des experiences. Notons qu’en geometrie spherique, une temperature de 30keV a et mesuree [41]. Ces experiences, comparees aux simulations, ont montre que les electrons chauds provenaient principalement de la di usion Raman stimulee. Neanmoins, m^eme si les temperatures electroniques trouvees sont en accord avec celles prevues, les quantites d’electrons chauds, elles, restent tres inferieures a celles attendues. En e et, seulement 2% d’e cacit de conversion a OMEGA (entre l’energie incidente et l’energie des electrons chauds) a et deduite des mesures alors que l’on s’attendait a des valeurs superieures a 10%.
Etude en geometrie spherique
Comme evoqu auparavant, lors de l’allumage par choc, les phases de compression et d’allumage sont separees. L’allumage des reactions de fusion est obtenue gr^ace a la generation d’un choc fort (300Mbar) dans la zone d’interaction (une couronne de plasma etendue en l’occurrence). La force du choc est ampli ee au fur et a mesure qu’il se propage dans la coquille en implosion et convergeante creant ainsi un point chaud. Une maniere de generer ce choc est d’utiliser un faisceau laser de haute in-tensit a la n du faisceau de compression. Gr^ace a sa con guration en 60 ou 40 + 20 faisceaux, OMEGA permet d’etudier le phenomene d’implosion et aussi l’in uence du timing du spike pour obtenir un grand nombre de reactions de fusion et donc un gain elev .
Gr^ace aux experiences realisee sur OMEGA [14, 41], de grandes avancees ont et realisees sur la faisabilite de l’allumage par choc et a surtout donne une preuve des avantages de l’allumage par choc. En e et, durant ses experiences, la production de neutrons, signature des reactions de fusion, a et mesuree. La plupart des tirs a et realisee avec une energie de 17kJ et peu de tirs ont et realises avec une energie superieure. La production maximale neutronique a et obtenue pour un spike lance 2,8ns apres le debut du faisceau de compression avec une energie totale de 18,7kJ. La quantite de neutron etait 4 fois superieure a celle obtenue pour un tir sans spike mais avec une energie totale de 19,4kJ. Ces resultats experimentaux montrent de facon indiscutable que, comme l’avait prevu les simulations, l’allumage par choc permet d’obtenir des gains eleves, plus eleves que les schemas classiques.
Les tirs ici evoques ont ete realises avec l’ancienne con guration OMEGA avec une intensit maximale du spike de 8.1014W=cm2 soit au moins un ordre de grandeur inferieur a celle requise pour l’allumage [5]. Ils ont permis d’obtenir une pression d’ablation de 50Mbar ce qui est donc loin des 300Mbar requis. De nouveaux tirs avec une nouvelle con guration laser ont permis de generer une pression d’ablation de 300Mbar sans pour autant obtenir l’allumage des reaction de fusion [18].
Ce qu’il reste a faire
Les resultats presentes ci-dessous sont donc nombreux et ont et obtenus relative-ment rapidement. Neanmoins, ils n’ont pas su a obtenir l’allumage. A n de reussir, plusieurs questions se posent, plusieurs pistes restent a explorer et un certain nombre d’ameliorations restent a mettre en oeuvre :
1. Les pressions d’ablation donnees sont des estimations obtenues de maniere indi-recte en reconstruisant avec les codes hydrodynamiques les resultats experimentaux (temps de debouches de choc principalement). M^eme si les codes ont et testes, cela rend les resultats sensibles aux modeles utilises, aux schemas numeriques, aux tables de donnees (opacites, equation d’etat) et aussi au limiteur de ux thermique choisi.
2. Les resultats ne disent rien sur la couronne de plasma presente lors du lancement du choc fort. Or, il est necessaire d’en conna^tre la dimension et la temperature car cela aura une grande in uence sur les instabilites parametriques et donc sur la generation d’electrons chauds.
3. Les resultats ont et obtenus sur un nombre limite d’installation laser et il est souhaitable de les etendres a d’autres installations permettant de varier les conditions d’interaction et les diagnostics.
4. Un phenomene physique important n’a pas et etudi experimentalement dans les conditions de la matiere dense et chaude malgre son importance dans le cadre de l’allumage : la collision de choc.
5. De nouvelles idees permettant d’obtenir l’allumage des reactions de fusion n’ont pas et abordes experimentalement telle que l’allumage bi-polaire.
Il est donc necessaire d’explorer experimentalement, sur d’autres installations la-sers, la generation de chocs fort en se placant veritablement dans les conditions de l’allumage par choc (avec des diagnostics pour le veri er). Il est necessaire aussi de tenter de mettre au point des techniques de mesure permettant une mesure plus di-recte de la pression d’ablation. En n, il est indispensable d’etudier en detail tous les phenomenes physiques lies a l’allumage par choc (collision de choc et geometrie des chocs dans le cadre de l’allumage bi-polaire) de maniere independante dans un pre-mier temps a n de les caracteriser en detail et pourvoir ensuite le coupler aux autres.
Par ailleurs, le regime d’intensit du spike est rest tres inexplor sur des instal-lations lasers. En e et, a cause de sa non-lineariti et l’apparition d’instabilites pa-rametriques, ce domaine a toujours et evit par le passe. Ces instabilites re echissent une partie de l’energie laser incidente et/ou alors creent des electrons suprathermiques dont l’e et reste a etudier. E ectivement, comme l’acceleration de la cible se fait sur un temps plus long et a une intensit plus faible, la dimension de la coquille au mo-ment du spike est plus faible. Ainsi, sa densit surfacique peut atteindre des valeurs allant jusqu’a 10g=cm2 correspondant au range des electrons de 200keV. Donc, si les electrons suprathermiques ont une energie inferieure a 200keV, ils ne devraient pas prechau er le coeur de la cible mais augmenter la pression d’ablation en deposant leur energie au niveau de la surface exterieure de la coquille. Ils pourraient m^eme avoir un autre e et bene que en limitant les inhomogeneites du laser dans la couronne de plasma. Il faut donc quanti er ces instabilites et aussi etudier l’e et des electrons su-prathermiques sur la compression. Ceci se passe au niveau du point 3 de la gure 1.8. Or, la grande majorite des etudes sur les electrons chauds a et realisees dans les condi-tions de l’allumage rapide, donc pour des energies electroniques de l’ordre du MeV alors que, dans le cas de l’allumage par choc, ces electrons auraient theoriquement une energie inferieure a 200keV [42]. Les experiences qui ont et realisees ne permettent pas de conclure sur le sujet pour plusieurs raisons :
1. La quantite de donnees experimentales caracterisant avec precision la population d’electrons chauds generee dans les conditions de l’allumage par choc n’est pas assez grande et ne permet pas de conclure.
2. Les hypotheses utilisees pour estimer la temperature des electrons et leurs quantites sont fortes. En e et, on utilise des hypotheses de distribution et de temperatures uniques alors que les electrons chauds sont generes par plusieurs processus physiques (SRS, TPD et absorption resonnante) qui generent chacun un ux d’electrons chauds avec une distribution di erente et on aurait donc au moins, en toute rigueur, la superposition de plusieurs distributions avec des temperatures di erentes.
Un autre probleme doit aussi ^etre pris en compte au vu des installations lasers qui ont et construites et qui sont disponibles au moment de la realisation de ce travail. Les deux plus grosses installations que sont le NIF et le LMJ ont ete construites avec des faisceaux au niveau des p^oles, donc pour l’attaque indirecte. Ceci souleve de nombreux problemes quant a la realisation de l’allumage par choc qui, en principe, utilise l’attaque directe. Il est possible d’illuminer uniformement le combustible a l’etat initial avec une con guration que l’on appellee Polar Direct Drive si on accepte une reduction de l’energie disponible sur cible. En e et, les faisceaux \depointes » vont eclairer les regions equatoriales de la cible avec une incidence plus rasante et donc une intensit reduite. Pour assurer l’uniformite d’eclairage, il faut donc reduire l’intensit des faisceaux qui sont restes sur les p^oles. Toutefois, il est impossible, avec cette con guration, de maintenir cette illumination durant toute la phase de compression. En e et, cette con guration ne permet pas aux lasers d’^etre diriges vers le centre de la sphere et donc, une fois la cible comprimee, certains faisceaux ne la toucheront plus voire se croiseront dans le plasma engendrant des problemes de croisement de faisceaux. Une des solutions trouvees est le repointage dynamique des faisceaux au cours de la phase de compression ce qu’il est possible de faire au LMJ gr^ace a l’utilisation de reseaux de focalisation a la place de lentilles (utilisees sur le NIF).
Ensuite, le m^eme probleme se pose lors du lancement du spike. Neanmoins, a cet instant, l’uniformite d’eclairage peut ^etre moins importante. En e et, la conduction thermique elevee du plasma chaud au moment du spike et la contribution des electrons rapides peuvent uniformiser la pression m^eme avec un eclairage non uniforme. Il est cependant possible de limiter ce probleme en lancant deux spike au niveau des p^oles avec une sur-intensit au niveau des p^oles au lieu d’un choc fort uniforme et convergent dans la cible. Le but est de faire collisionner ces deux chocs au niveau du centre de la bille a n d’y creer les conditions de creation du point chaud et d’allumage. Ce type d’eclairement permettrait de creer un choc non-uniforme avec une vitesse et une pres-sion plus elevees au centre qu’au niveau de l’equateur mais, ceci serait compens par le fait que le choc aurait une distance plus elevee a parcourir au centre ; les deux chocs collisionneraient donc en etant plan. On appelle cette solution l’allumage bipolaire [6].
Organisation du manuscrit
Plusieurs experiences ont deja et menees sur chacun de ces problemes et nous en avons rapell les resultats. Les experiences presentees dans ce travail concerneront plusieurs des problemes experimentaux evoques precedemment. Ces etudes ont et realisees lors de campagnes experimentales sur plusieurs intallations lasers et nous avons utilise des diagnostics qui permettent de mesurer des grandeurs physiques telles que la quantite d’electrons chauds, leur temperature mais aussi la vitesse et la geometrie du front de choc.
Pour accomplir notre demarche d’analyse, il est necessaire de bien comprendre le fonctionnement des diagnostics que nous avons utilise. C’est la raison pour laquelle, dans le chapitre 2, nous les presenterons un a un en prenant soin, pour chacun d’entre eux, d’examiner leur fonctionnement, de voir comment ils sont dimensionnes et en n de detailler le travail d’analyse qui est realis . Nous determinerons ainsi les grandeurs physiques qu’ils permettent d’evaluer et les hypotheses necessaires a cette t^ache. Cet exercice nous a permis de comparer les diagnostics de choc entre eux et de privilegier la radiographie dans le cadre de la fusion par con nement inertiel.
Nous aborderons ensuite les deux grands themes que nous avons etudies dans ce travail de these a l’aide des outils que nous avons de nis et caracterises dans le chapitre 2 : tout d’abord, nous presenterons, dans le chapitre 3, les resultats du travail e ectu sur le theme de l’interaction laser-plasma et plus speci quement sur les electrons chauds correspondant au point 3 de la gure 1.8. L’objectif principal de ce chapitre est de caracteriser la population d’electrons chauds generee au cours d’experiences dans les conditions de l’allumage par choc a n de determiner leur in uence sur la generation et la propagation d’un choc fort. Dans ce chapitre, nous presenterons les processus d’interaction laser-plasma dont ceux qui permettent de generer des electrons suprathermiques. Puis nous presenterons les deux campagnes experimentales que nous avons realisees sur le laser PALS sur ce theme. Nous analyserons ensuite les resultats de ces campagnes et nous exposerons les resultats obtenus. En n, nous discuterons ces resultats et determinerons les suites a donner a ce travail.
Puis, dans le chapitre 4, nous developperons le theme de l’hydrodynamique et plus particulierement la generation et la propagation de chocs forts dans le cadre de l’allu-mage par choc. Plusieurs problematiques ont et etudiees ; la premiere est la capacite de generer un choc fort en presence d’un plasma de couronne comme doit le faire le spike dans l’allumage par choc au niveau du point 3 de la gure 1.8. La deuxieme problematique est l’in uence de la structure de la cible sur la geometrie du front de choc et sa force. Cette etude est importante dans le cadre de l’attaque directe realisee a l’aide de lasers con gures pour l’attaque indirecte, avec les lasers situes au niveau des p^oles. Elle est realisee dans le cadre de l’attaque directe par les p^oles (ou Polar Direct Drive, PDD) et de l’allumage par les p^oles et son objectif est de veri er que l’usage d’une geometrie spherique permet, avec une tache focale gaussienne, de generer des chocs plus forts qu’en geometrie plane. Elle tend a demontrer experimentalement que, l’usage d’une geometrie spherique avec une tache focale gaussienne permet d’obtenir un font de choc plan en sortie de sphere et que cette geometrie est moins sensible aux erreurs de pointage laser. La troisieme problematique etudiee est la collision de choc ou l’on a tent de veri er experimentalement les resultats des etudes theoriques deja realisees. Cette thematique est tres importante dans le cadre de l’allumage par choc puisqu’elle n’a jamais ete etudiee experimentalement dans les solides et qu’elle permet au choc fort convergent d’^etre ampli e a n de porter le point chaud dans les conditions de l’allumage ce qui correspond au point 4 de la gure 1.8. En n, le dernier theme aborde est le developpement de notre outil de prediction CHIC et de nos outils d’analyse. En e et, gr^aces aux campagnes experimentales, nous avons non seulement pu tester notre code hydrodynamique CHIC dans les conditions de l’allu-mage mais aussi de developper de nouveaux outils de post-process nous permettant de reproduire les diagnostics experimentaux et de nouveaux outils d’analyse des donnees experimentales. Ce travail nous permets de creer une plateforme experimentale in-dispensable a la realisation de campagnes experimentales sur de grandes installations lasers telles que le LMJ ou le NIF. Au cours de ce chapitre, nous presenterons d’abord la theorie des chocs. Puis, nous exposerons les di erentes campagnes experimentales que nous avons realises a n d’etudier ce theme. Ensuite, nous exposerons les resultats experimentaux et les discuterons au regard des thematiques abordees.
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Table des matières
Introduction g´en´erale
1 La fusion par confinement inertiel
1.1 La fusion nucl´eaire
1.1.1 Fission ou fusion ?
1.1.2 Caract´erisation de r´eactions de fusion
1.1.2.1 Les conditions de r´eaction
1.1.2.2 Section efficace
1.1.2.3 R´eactivit´e
1.1.2.4 Taux de r´eaction
1.1.3 Les r´eactions envisag´ees
1.2 Les diff´erents confinements
1.2.1 Le confinement magn´etique
1.2.2 Le confinement inertiel
1.3 La fusion par confinement inertiel
1.3.1 Bilan ´energ´etique et dimensionnement
1.3.1.1 Bilan ´energ´etique
1.3.1.2 Fraction de combustible brul´e
1.3.1.3 Combustion
1.3.2 Conditions d’allumage pour un point chaud central
1.3.2.1 Energie due au travail des forces ext´erieures pendant ´ l’implosion
1.3.2.2 Energie des r´eactions thermonucl´eaires
1.3.2.3 Les pertes radiatives
1.3.2.4 Les pertes par conduction ´electronique
1.3.2.5 Bilan global au moment de l’allumage
1.3.3 Les approches classiques
1.3.3.1 Attaque directe
1.3.3.2 Attaque indirecte
1.3.4 Les approches alternatives
1.3.4.1 Allumage rapide
1.3.4.2 Allumage par choc
1.3.5 Situation de l’allumage par choc
1.3.5.1 Interaction laser mati`ere
1.3.5.2 Etude des chocs en g´eom´etrie plane
1.3.5.3 Etude en g´eom´etrie sph´erique
1.3.5.4 Ce qu’il reste `a faire
1.3.5.5 Organisation du manuscrit
2 Principaux diagnostics utilises
2.1 Imagerie Kα
2.1.1 Emission raie spectrale Kα
2.1.2 Alignement exp´erimental du cristal
2.1.3 Analyse des images exp´erimentales
2.1.3.1 Conversion du signal sur l’image en nombre de photons sur l’image
2.1.3.2 Calcul du nombre de photon d´etect´es.
2.1.3.3 Calcul du nombre de photons ´emis.
2.1.3.4 Calcul de la dimension de signal
2.1.4 Interpr´etation des r´esultats exp´erimentaux
2.1.4.1 Analyse directe des r´esultats
2.1.4.2 Reproduction des r´esultats via un code Monte-Carlo
2.1.4.3 Discussion des m´ethodes
2.2 Mesure de l’´emission propre
2.2.1 Estimation du nombre de ps=px et µm=px
2.2.2 Emission propre pour le quartz : mat´eriau ´etalon
2.2.2.1 Emission propre d’un choc
2.2.2.2 Mesure de la temp´erature
2.2.2.3 Mesure de la vitesse du choc
2.2.3 Interpr´etation dans le cas sans calibration
2.2.4 Limitations exp´erimentales
2.3 VISAR
2.3.1 Interf´erom`etre de Mach-Zehnder
2.3.2 Influence de la vitesse de la surface r´efl´echissante
2.3.3 Effet de l’´etalon
2.3.3.1 Effet d’un simple retard dans le bras 2
2.3.3.2 Int´er^et de l’´etalon
2.3.4 Sensibilit´e des VISARs
2.3.5 Influence de la nature de la surface r´efl´echissante (cible)
2.3.6 Traitement des donn´ees
2.3.6.1 Donn´ees exp´erimentales
2.3.6.2 Pr´e-traitement des images : correction des distortions
2.3.6.3 Fit des images
2.3.6.4 Traitement des franges fant^omes
2.3.6.5 Extraction de la vitesse
2.3.6.6 Extraction de la r´eflectivit´e
2.3.6.7 Limitations exp´erimentales
2.4 Radiographie X
2.4.1 Diff´erents types de radiographie
2.4.2 Dimensionnement et mise en oeuvre exp´erimentale
2.4.3 Int´er^et par rapport aux autres diagnostics de choc
2.4.4 Inversion d’Abel
2.4.4.1 G´en´eralit´e
2.4.4.2 Application `a la radiographie
2.4.5 Prise en compte de l’´etendue spectrale de la source
2.5 Conclusion
3 Effet des ´electrons chauds
3.1 Interaction laser-plasma
3.1.1 Absorption lin´eaire
3.1.1.1 Absorption collisionnelle
3.1.1.2 Absorption r´esonnante
3.1.2 Instabilit´es param´etriques
3.1.2.1 Diffusion Raman stimul´ee
3.1.2.2 Diffusion Brillouin stimul´ee
3.1.2.3 Instabilit´e de deux plasmons
3.2 Campagne exp´erimentale `a PALS
3.2.1 Objectifs
3.2.2 Configuration laser
3.2.3 Cibles
3.2.4 Diagnostics
3.2.4.1 Caract´erisation du pr´e-plasma
3.2.4.2 Caract´erisation des instabilit´es param´etriques
3.2.4.3 Caract´erisation de la population d’´electrons chauds
3.2.4.4 Caract´erisation du choc
3.3 R´esultats exp´erimentaux
3.3.1 Caract´erisation du pr´eplasma
3.3.2 Caract´erisation des instabilit´es param´etriques
3.3.3 Caract´erisation de la population d’´electrons chauds
3.3.3.1 Signal Kα
3.3.3.2 Analyse des donn´ees
3.3.4 Caract´erisation du choc
3.3.4.1 R´esultats exp´erimentaux
3.3.4.2 Analyse des r´esultats `a l’aide des codes hydrodynamiques CHIC et DUED.
3.3.4.3 Reproduction des r´esultats par un code hydrodynamique am´elior´e
3.4 Conclusion
4 G´en´eration de chocs forts
4.1 Cas de l’allumage par choc
4.2 La th´eorie des chocs
4.2.1 Les ´equations fluides
4.2.2 Les ondes acoustiques
4.2.2.1 Applications aux gaz parfaits
4.2.3 La formation d’une onde de choc
4.2.4 Les relations de Rankine-Hugoniot
4.2.4.1 Reformulation
4.2.4.2 Application aux gaz parfaits
4.2.5 Polaire de choc
4.2.6 Passage d’un choc d’un mat´eriau `a un autre
4.2.7 Collision de chocs
4.3 Campagne exp´erimentale au LULI
4.3.1 Objectifs
4.3.1.1 Etude de l’allumage par les p^oles.
4.3.1.2 Pr´eparation de futures campagnes avec plus d’´energie et `a 3! : LIL puis LMJ-Petal.
4.3.2 Configuration laser
4.3.3 Cibles
4.3.4 Diagnostics
4.4 Campagne exp´erimentale sur la LIL
4.4.1 Objectifs
4.4.2 Configuration laser
4.4.3 Cibles
4.4.4 Diagnostics
4.5 Campagne exp´erimentale sur GEKKO XII
4.5.1 Objectif
4.5.2 Configuration laser
4.5.3 Diagnostics
4.5.4 Dimensionnement
4.6 R´esultats
4.6.1 G´en´eration de chocs forts avec un plasma de couronne
4.6.1.1 G´eom´etrie plane
4.6.1.2 G´eom´etrie h´emisph´erique sur la LIL
4.6.2 Influence de la g´eom´etrie de la cible sur le choc g´en´er´e
4.6.2.1 Effet sur les pressions d’ablation estim´ees
4.6.2.2 Effet sur la g´eom´etrie du choc au LULI et sur la LIL 176
4.6.3 Plateforme exp´erimentale pour l’allumage par choc
4.6.3.1 Temps des d´ebouch´es de choc et vitesse de choc sur la LIL
4.6.3.2 Courbures des d´ebouch´es de choc sur la LIL
4.6.3.3 Radiographie de choc r´esolue en espace au LULI
4.6.3.4 Radiographie de choc r´esolue en temps `a GEKKO XII 189
4.7 Conclusion
Conclusion
Perspectives
A Analyse du profil temporel LULI
B Calibration des cam´eras `a balayage de fente.
B.0.1 Calibration temporelle
B.0.2 Probl`eme de d´eclenche
B.0.3 Calibration spatiale
B.0.4 R´esultats des calibrations
C Analyse de la tache focale LULI
Bibliographie
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