Soutenance mémoire
Effets délétères des instabilités hydrodynamiques dans les dernières expériences de FCI
Pour tenter d’atteindre la fusion contrˆol´ee, une campagne en AI appel´ee ”National Ignition Campaign” (NIC) a ´et´e r´ealis´ee de 2009 `a 2012 sur le NIF. Cette installation est compos´ee de 192 faisceaux pour une ´energie laser totale approchant les 2 MJ [5]. La r´ef. [6] est une revue des 3 ans de cette campagne NIC, dont l’objectif de r´ealiser l’ignition n’a pas ´et´e atteint. Les auteurs pr´esentent les diff´erentes exp´eriences realisees pour tenter d’obtenir du gain et pour comprendre les ph´enom`enes qui entrent en jeu lors de l’implosion de la cible. Plusieurs pages (p. 49-54) ´evoquent le rˆole d´el´et`ere de l’IRT dans la performance des implosions. La figure 1.4 pr´esente un graphe extrait de cet article ; la production neutronique y est repr´esent´ee en fonction de la masse de mati`ere m´elang´ee dans le coeur comprim´e de la cible pour diff´erents tirs cryog´eniques de la campagne NIC r´ealis´es avec une ´energie sup´erieure `a 1,3 MJ. Les r´eactions de fusion D-T produisent des neutrons de 14,1 MeV dont le libre parcours est sup´erieur aux dimensions du plasma et qui peuvent ˆetre d´etect´es : la production neutronique est donc un indicateur majeur de la performance d’une implosion. La quantit´e de m´elange correspond `a la masse d’ablateur pr´esent dans le coeur de la cible comprim´ee. Ce m´elange est mesur´e grˆace `a l’´emission X des mat´eriaux de l’ablateur provenant du coeur de la cible [7]. Comme on peut le voir sur la figure 1.4, une quantit´e d’ablateur de l’ordre du µg pr´esente au niveau du point chaud (lieu de d´emarrage des r´eactions de fusion dans le coeur) suffit `a r´eduire la production de neutrons de presque un ordre de grandeur. Ce m´elange est attribu´e `a l’IRT : la croissance exponentielle des modulations des interfaces peut provoquer l’injection de mati`ere provenant de l’ablateur dans le coeur de la cible. Cette mati`ere, froide compar´ee au gaz comprim´e du point chaud, provoquerait son refroidissement, r´eduisant ainsi les r´eactions de fusion. Ce refroidissement a aussi une origine radiative car les mat´eriaux inject´es ont un num´ero atomique plus ´elev´e et donc produisent une ´emission plus intense. Un autre point `a noter dans cet article est que de gros ´ecarts apparaissent entre les pr´edictions des simulations et les r´esultats exp´erimentaux. On peut d’ailleurs noter qu’`a cause de pr´evisions num´eriques trop optimistes, l’ignition, finalement non r´ealis´ee, avait ´et´e pr´evue lors de la campagne NIC. Les auteurs insistent donc sur la n´ecessit´e de r´eduire l’´ecart entre simulations et ex´eriences pour pouvoir pr´edire de mani`ere fiable les performances des implosions et pour une conception optimale des cibles.
Les auteurs de la r´ef. [6] montrent que l’IRT est une cause importante de r´eduction des performances des implosions en AI. Dans la r´ef. [8], les auteurs abordent le cas de l’AD.
Ils montrent que les performances des implosions sont meilleures quand on augmente l’intensit´e du pied de l’impulsion laser. Ceci car l’ablation – le chauffage de la surface de la cible par le laser et sa transformation en plasma – plus intense de l’ablateur provoque une stabilisation plus importante de l’IRT. Les cons´equences de l’IRT sont d´etaill´ees : lors de la phase de compression, la croissance des modulations de la coquille solide de la cible peut provoquer sa rupture. Ainsi, du plasma d’ablation chaud et `a haute pression peut se d´etendre dans la direction du coeur de la cible, o`u la pression est plus basse, augmentant ainsi sa pression et causant une difficult´e de compression. Or une compression efficace est fondamentale dans les sch´emas d’ignition. A la stagnation, la croissance des modulations de l’interface gaz chaud (coeur)-glace froide va en augmenter la surface et donc les pertes radiatives `a travers cette derni`ere. Le coeur va se refroidir, introduisant une diminution du taux des r´eactions de fusion. Une fois encore, la majeure partie des sch´emas pr´esent´es dans l’article [8] sont issus de simulations. On peut donc voir combien il est importantd’optimiser la capacit´e pr´edictive des simulations des exp´eriences.
Comprehension de l’ensemencement de l’IRT ablative
L’IRT qui se d´eveloppe au front d’ablation est appel´ee IRT ablative, car ce front est continuellement ablat´e par le laser ou le flux X, ce qui provoque une stabilisation partielle de cette instabilit´e. L’IRT ablative ne commence `a se d´evelopper qu’au d´ebut de l’acc´el´eration de la coquille, ce qui n´ecessite un temps de l’ordre de quelques nanosecondes dans les exp´eriences d’implosions cryog´eniques. Au d´ebut de l’illumination par le laser ou par les rayons X, un choc est lanc´e dans la cible. Quand ce choc d´ebouche en sortie de coquille, une onde de rar´efaction est g´en´er´ee et remonte vers le front d’ablation. Quand l’onde de rar´efaction atteint le front d’ablation, celui-ci commence `a acc´el´erer. Entre le d´ebut de l’impulsion laser et de l’acc´el´eration, l’IRT ablative ne peut pas se d´evelopper.
Physique des instabilit´es hydrodynamiques au front d’ablation
Les experiences decrites ulterieurement portent sur les instabilites hydrodynamiquesau front d’ablation en attaque directe. Ce chapitre pose les bases theoriques necessaires `a leur comprehension. La physique du front d’ablation est ainsi pr´esent´ee : ablation de mati`ere de la cible par interaction laser-matiere, formation du plasma en expansion et de la zone de conduction, generation d’un choc dans la cible et acceleration subsequente du front d’ablation apr`es le retour de l’onde de rarefaction. Ces diff´erents ph´enom`enes interviennent directement dans le d´eveloppement des instabilit´es hydrodynamiques. Les instabilit´es de Rayleigh-Taylor (IRT) et de Richtmyer-Meshkov (IRM) ablatives seront ensuite abord´ees par la pr´esentation des principaux mod`eles et la description des ph´enom`enes physiques, particuli`erement ceux li´es aux effets d’ablation. Les exp´eriences r´ealis´ees au cours de cette th`ese l’ont ´et´e en g´eom´etrie plane (interaction du laser sur des cibles planes) : les mod`eles d´ecrits dans ce chapitre seront eux aussi pr´esent´es dans cette g´eom´etrie. Les ph´enom`enes physiques sont de toute mani`ere semblables en g´eom´etrie sph´erique (propre aux exp´eriences d’implosion), aux effets de convergence type Bell-Plesset pr`es.
Physique du front d’ablation
Lors des exp´eriences de FCI, un flux lumineux intense (g´en´eralement entre 1012 W/cm 2 et 10 16 W/cm 2 ) irradie une cible solide. Plus sp´ecifiquement, en attaque directe, un ou plusieurs faisceaux laser sont focalis´es sur la cible cr´eant ainsi un plasma d’ablation. Plusieurs zones, repr´esent´ees sur la figure 2.1, correspondant `a diff´erents ph´enom`enes sont mises en place. Le rayonnement laser est absorb´e dans le plasma d’ablation pr`es de la densit´e critique, l’´energie est ensuite transport´ee jusqu’au front d’ablation par conduction.
Absorption de l’´energie du laser
Au moment o`u le laser commence `a irradier la cible, il n’existe pas encore de plasma d’ablation. Pour un laser au verre de n´eodyme tripl´e en fr´equence (technologie pr´epond´erante des lasers de puissance actuels NIF, LMJ, OMEGA, etc, …), la longueur d’onde est λ L = 351 nm. L’´energie d’un photon du laser est d’environ 3,5 eV. Pour des cibles compos´ees de carbone et d’hydrog`ene telles qu’utilis´ees dans nos exp´eriences, l’´energie d’ionisation minimale est de 5-7 eV. La cr´eation des premiers ´electrons libres du plasma ne peut se faire que lorsqu’un ´electron de la bande de valence absorbe deux ou plusieurs photons laser simultan´ement. Ceci n´ecessite une instensit´e laser sup´erieure `a 10 12 W/cm 2.
Une fois les pr´emices du plasma cr´e´ees, les ´electrons du plasma oscillent sous l’effet du champ ´electromagn´etique du laser. Ils entrent alors en collision avec les ions et les noyaux des atomes et chauffent le plasma. Ce ph´enom`ene d’absorption d’´energie lumineuse est appel´e absorption collisionnelle ou Bremsstrahlung inverse. Le coefficient d’absorption collisionnelle est donn´e par.
L’IRT classique
Pour comprendre l’origine de l’IRT [27, 28], envisagons deux fluides non miscibles de densit´es diff´erentes, s´epar´es par une interface plane, et plac´es dans un champ de gravitation comme celui de la pesanteur terrestre. La gravit´e ´equivaut `a une acc´el´eration dans le sens oppos´e (dans un ascenseur qui monte et donc acc´el`ere vers le haut, on a l’impression de peser plus lourd, donc qu’une composante de gravit´e suppl´ementaire dirig´ee vers le bas apparaˆıt). On prend souvent l’exemple de l’eau et de l’huile : si l’huile -moins densese trouve au dessus de l’eau, le syst`eme est stable, et toute perturbation de l’interface -par exemple des oscillations parce qu’on secoue le r´ecipient- sera att´enu´ee et finalement annul´ee. En revanche, si l’eau est plac´ee sur l’huile, le syst`eme est instable car son ´energie potentielle est plus importante que dans le cas pr´ec´edent. Cependant, si l’interface (cas id´eal impossible `a reproduire) est parfaitement plane, le syst`eme est en ´equilibre : l’eau ne peut pas p´en´etrer l’huile `a un endroit ou un autre de l’interface. Cette situation ´equivaut `a celle d’une sph`ere immobile plac´ee en haut d’un pic : la moindre perturbation fera d´egringoler la sph`ere en bas. Ainsi toute perturbation de l’interface sera amplifi´ee par l’IRT, le syst`eme minimisant ainsi son ´energie potentielle en ´echangeant le fluide lourd avec le fluide l´eger ; l’huile p´en`etrera dans l’eau et vice-versa, jusqu’`a ce que l’eau soit au fond et l’huile au dessus. On retrouvera alors la configuration stable precedemment ´evoquee.
Ce cas peut ˆetre g´en´eralis´e `a n’importe quels fluides acc´el´er´es lorsque l’acc´el´eration et le gradient de densit´e vont dans la mˆeme direction dans le r´ef´erentiel du laboratoire. On peut aussi interpr´eter ce ph´enom`ene par la plus grande inertie du fluide le plus lourd qui va donc opposer plus de r´esistance `a l’acc´el´eration et donc se retrouver ”au fond” tandis que le fluide l´eger se retrouvera ”devant”, comme dans une centrifugeuse.
L’IRT passe par diff´erentes phases. Prenons une perturbation sinuso ¨ ıdale de l’interface d’amplitude not´ee η tr`es inf´erieure `a la longueur d’onde λ. Tant que η < 0, 1λ, on se trouve en phase lin´eaire [29] comme repr´esent´e en figure 2.2 (a).
Amelioration de l’uniformite de l’intensite du laser
Un des axes de recherche dans le domaine de la FCI en attaque directe est d’essayer d’obtenir des profils d’intensit´e des faisceaux laser les plus uniformes possible pour limiter l’empreinte des efauts. Une m´ethode pour ce faire est d’utiliser des ”Random Phase Plates” (RPP) [69]. Ces lames de phase sont compos´ees de nombreuses zones diff´erentes qui divisent le faisceau laser en sous-faisceaux de phase variable. Ces sous-faisceaux se recouvrent sur la cible formant une enveloppe d’intensit´e lisse. Cependant, la superposition des sous-faisceaux cr´ee des structures d’interf´erence qui s’impriment `a la surface de la cible. Pour r´eduire l’effet de ces interf´erences, une m´ethode appel´ee ”Smoothing by Spectral Dispersion” (SSD) a ´et´e d´evelopp´ee et imp ´ement´ee sur OMEGA par les auteurs de la r´ef. [19]. Le principe est d’irradier chaque zone de la RPP par une lumi`ere de fr´equence diff´erente. Les auteurs montrent que la structure d’inter ´erence form´ee par deux sous-faisceaux de fr´equences f 1 et f 2 varie selon (f 2 − f 1 )t. Le faisceau initial devra donc avoir une certaine largeur spectrale car plus la largeur spectrale est importante plus la variation des interferences peut ˆetre rapide. Cet ´elargissement spectral du faisceau est obtenu par un modulateur de fr´equence tel un cristal ´electro-optique. Cependant, la longueur d’onde laser de 351 nm utilisee sur OMEGA est obtenue `a partir d’une m´ethode de triplement en frequence du spectre grˆace `a des cristaux de conversion. L’efficacit´e de ces cristaux de conversion est tr`es sensible : chaque fr´equence poss`ede un angle optimal pour la conversion. Ainsi, chaque frequence devra avoir un angle d’incidence sur le cristal de conversion different. Cet accord est realise par l’utilisation d’un reseau de diffraction. Pour garder une bonne efficacit´e de conversion, la largeur de spectre est limit´ee `a 0,2 nm. Cette methode de SSD permet donc de faire varier temporellement les figures d’interf´erence des RPP, sur des temps inf´erieurs aux temps caract´eristiques de l’hydrodynamique de la cible, ce qui empˆeche l’impression de ces figures sur la cible. Cependant, la fr´equence des sousfaisceaux est al´eatoire (dans la limite de la largeur du spectre). Ainsi, deux sous-faisceaux peuvent avoir la mˆeme fr´equence : quelques structures d’interf´erence seront donc toujours presentes malgr´e le SSD.
Diminution du taux de croissance de l’IRT ablative
Malgre les differentes methodes pour reduire les defauts laser et leur empreinte, il subsiste toujours des perturbations du front d’ablation. Un moyen de limiter leur croissance est de diminuer le taux de croissance de l’IRT ablative. Fujioka et al [17] pr´esentent une exp´erience dans lequelle des cibles de plastique (CH) dop´ees (ou non, le dopage d’un mat´eriau consistant `a ajouter une petite quantit´e d’un autre mat´eriau pour modifier ses propri´et´es) au Br et portant des modulations 2D sont acc´el´er´ees sur le laser GEKKO XII [73]. Les simulations et la th´eorie pr´edisent que pour ce type de cible, une structure de double front d’ablation va se former, comme repr´esent´ee en figure 2.10. Le premier front d’ablation (1) correspond `a celui pr´esent´e dans la premi`ere partie de ce chapitre, cr´e´e par la conduction ´electronique de l’´energie d´epos´ee par le laser `a la surface critique. Il est appel´e front d’ablation de conduction ´electronique. L’´emission X intense du Br de la couronne de plasma p´en`etre dans la cible et cr´ee un second front d’ablation, appel´e front d’ablation radiatif, au niveau o`u ces radiations sont absorb´ees (2). Le plateau entre les deux fronts d’ablation est de faible densit´e, le front d’ablation de conduction ´electronique est donc stable vis-`a-vis de l’IRT. L’IRT ne pourra donc se d´evelopper qu’au niveau du deuxi`eme front d’ablation. Les auteurs montrent par des simulations que la vitesse d’ablation est augment´ee d’un facteur 3 au front d’ablation radiatif, compar´e au cas de la cible de CH non dop´ee. La longueur minimale de gradient de densit´e est aussi augment´ee. Le taux de croissance de l’IRT d’ablative est donc r´eduit d’apr`es (2.26). Cependant, le pic de densit´e du mat´eriau est plus petit dans le cas du CH dop´e : la forte ´emission de la couronne provoque le pr´echauffage de la cible et rend donc sa compression plus difficile.
Les cibles d’´epaisseur 25 µm portent des modulations de longueur d’onde 80 µm et d’amplitude 0,8 µm crˆete-`a-crˆete. L’impulsion sur cible, form´ee par 3 puis 9 faisceaux, est faite d’un pied de 2 ns `a 10 12 W/cm 2 suivi de la partie principale de 2,5 ns `a environ 1, 5.10 14 W/cm 2 . Tout d’abord, des mesures de profils de densit´e ont ´et´e effectu´ees par ombroscopie 1D [74] `a l’aide d’une cam´era `a balayage de fente. Un double front d’ablation est alors observ´e.
Points manquants trait´es dans cette th`ese
Au cours de ce chapitre, nous avons pr´esent´e la physique du front d’ablation et des instabilit´es hydrodynamiques qui s’y d´eveloppent. La mod´elisation de l’IRM ablative est relativement r´ecente, que ce soit pour des modulations de la surface d’une cible [9, 58] ou dans le cas de l’empreinte de d´efauts laser [11, 60]. L’IRM ablative a ´et´e largement ´etudi´ee exp´erimentalement pour des cibles sur lesquelles des modulations avaient ´et´e usin´ees. En revanche, aucune exp´erience n’a ´et´e r´ealis´ee pour l’IRM ablative imprim´ee par laser. Nous allons donc nous attacher `a mesurer la phase de Richtmyer-Meshkov ablative imprim´ee par laser et `a interpr´eter ces mesures `a l’aide du mod`ele le plus complet pr´esent´e dans la r´ef. [11].
D’autre part, on a pu voir que de nombreuses m´ethodes ont ´et´e d´evelopp´ees pour r´eduire l’effet des instabilit´es hydrodynamiques ablatives, que ce soit en r´eduisant le niveau initial de modulations ou en diminuant la croissance. Les m´ethodes induisant une modification de la cible (couverture de mousse [20] ou m´etallique [72], ablateur dop´e [17], …) ont montr´e des r´esultats probants mais poss`edent certains inconv´enients, comme le pr´echauffage de la cible. C’est la raison pour laquelle ces m´ethodes avaient ´et´e un peu mises de cˆot´e ces derni`eres ann´ees. Cependant, les exp´eriences r´ecentes de FCI [6, 8] montrent que l’effet d´el´et`ere des instabilit´es hydrodynamiques avait ´et´e sous-estim´e ; les diff´erentes m´ethodes de r´eduction de ces instabilit´es connaissent donc un regain d’int´erˆet. Un voie prometteuse semble ˆetre l’utilisation de mousses sous-denses pr´esent´ee dans l’introduction [22]. Des exp´eriences utilisant ces mousses ont donc ´et´e pr´epar´ees et interpr´et´ees pendant cette th`ese. La phase Rayleigh-Taylor ablative d’un ablateur plac´e apr`es une mousse sous-dense a ´et´e mesur´ee pour la premi`ere fois.
Materiel et methodes
Dans ce chapitre, nous allons pr´esenter les d´etails techniques de ce qui a ´et´e mis en oeuvre pour r´ealiser et analyser nos exp´eriences. En premier lieu, l’installation laser utilis´ee, situ´ee `a Rochester (E-U), est pr´esent´ee, tout comme dans une deuxi`eme partie les diagnostics employ´es sur cette installation. Une fois que les mesures ont ´et´e effectu´ees, il faut d´epouiller et analyser les r´esultats : les programmes d´evelopp´es `a cet effet sous IDL [76] seront donc expliqu´es. Enfin, pour la pr´eparation des exp´eriences comme pour leur interpr´etation, nous nous sommes appuy´es sur des simulations r´ealis´ees `a l’aide des codes CHIC et PARAX. Le fonctionnement de ces codes sera bri`evement pr´esent´e en derni`ere partie.
Installation laser OMEGA
Laser OMEGA
Le laser OMEGA se situe au Laboratory for Laser Energetics (LLE) de l’Universit´e de Rochester (UR) `a Rochester (Etats-Unis). Il d´elivre, par le biais de 60 faisceaux, des impulsions nanosecondes pour une ´energie totale pouvant atteindre 30 kJ. Il est constitu´e de deux parties : la ”Laser Bay” (LB) et la ”Target Bay” (TB), s´epar´ees par un mur de protection. Nous allons tout d’abord pr´esenter la chaˆıne laser qui cr´ee les conditions n´ecessaires aux exp´eriences de FCI `a partir d’une impulsion nJ originelle.
Une chaˆıne laser d’OMEGA est sch´ematis´ee en figure 3.1. Une source laser produit des impulsions de longueur d’onde 1054 nm (infra-rouge, IR), de dur´ee 80 ps et d’´energie 1 nJ `a 76 MHz dans la ”Driver Electronic Room” (DER). Ces impulsions sont mises en forme puis transf´er´ees `a la ”Pulse Generation Room” (PGR) par une fibre optique.
Une impulsion est s´electionn´ee, puis amplifi´ee dans une cavit´e laser appel´ee amplificateur r´eg´en´eratif. Au bout d’environ 100 aller-retours dans la cavit´e, l’impulsion sort avec une ´energie de 0, 1 mJ. Si requis, l’impulsion passe ensuite dans le syst`eme de SSD (cf chapitre 2). Il est `a noter qu’`a ce moment, le faisceau laser fait 40 mm de diam`etre. Puis l’impulsion quitte la PGR, pour ˆetre amplifi´e par un ”Large-Aperture Ring Amplifier” (LARA) ; en 4 tours de l’anneau, l’impulsion est amplifi´ee 10 000 fois et atteint donc environ 1 J. Enfin, un pr´e-amplificateur cylindrique monte l’´energie de l’impulsion `a 4,5 J pour un diam`etre de faisceau de 64 mm. L’impulsion quitte ensuite la partie ”driver” pour la partie ”amplification” de la chaˆıne. Elle va rencontrer 6 niveaux d’amplification, du niveau A au niveau F. Les amplificateurs A `a D sont des cylindres, tandis que les niveaux E et F sont un enchaˆınement de 4 disques.
Tous les amplificateurs sont constitu´es de verre dop´e au N´eodyme pomp´e par lampe flash.
Le fonctionnement est le suivant : le flash des lampes ´eclaire les amplificateurs peu avant le passage du faisceau laser. Les ´electrons sont excit´es et passent donc sur un niveau d’´energie plus ´elev´e, causant une inversion de population. Lorsque les photons du faisceau laser traversent le mat´eriau amplificateur, les ´electrons se d´esexcitent par ´emission stimul´ee : les ´electrons retrouvent leur niveau d’´energie initial en ´emettant un photon qui a les mˆemes caract´eristiques que le photon incident, en ´energie comme en direction.
Le diam`etre du faisceau est progressivement augment´e au cours de l’amplification : de 64 mm `a 90 mm apr`es le niveau B, puis 150 mm apr`es le niveau D, 200 mm apr`es le niveau E et enfin 280 mm apr`es le niveau F. Cet accroissement est n´ecessaire pour diminuer la fluence (rapport ´energie sur surface) du faisceau, car dans le cas contraire les optiques de la chaˆıne seraient d´et´erior´ees. Les lampes flash sont refroidies par de l’eau froide tandis que les amplificateurs le sont par une solution de di´ethyl`ene glycol (le di´ethyl`ene glycol permet d’abaisser la temp´erature de solidification de l’eau). L’´ecart de 45 min entre 2 tirs est dict´e par le temps n´ecessaire au refroidissement des amplicateurs.
C’est aussi dans la partie amplification que l’on passe `a 60 faisceaux : un seul faisceau quitte la partie ”driver”. Il est s´epar´e en 3 avant l’amplificateur A. Puis chaque faisceau est s´epar´e en 5 avant l’amplificateur B ; enfin, chacun des 15 faisceaux est divis´e en 4 apr`es l’amplificateur C. Apr`es cette division, on obtient 60 faisceaux. La partie qui permet d’ajuster le timing relatif des faisceaux est plac´ee juste apr`es la derni`ere division.
En allongeant le chemin des faisceaux voulus, on peut ainsi obtenir un ´ecart entre les impulsions allant jusqu’`a 9 ns. De plus, `a chaque niveau d’amplificateur se trouve un filtre spatial. Ainsi, apr`es chaque amplification, le faisceau est nettoy´e de la lumi`ere mal collimatee.
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Table des matières
1 Introduction
1.1 Contexte actuel de la FCI
1.1.1 La fusion comme source d’´energie : deux approches
1.1.2 Limites `a l’atteinte de l’ignition en FCI
1.1.3 Effets d´eleteres des instabilites hydrodynamiques dans les dernieres experiences de FCI
1.2 Compr´ehension de l’ensemencement de l’IRT ablative
1.3 Am´elioration des m´ethodes de contrˆole des instabilit´es hydrodynamiques
1.4 Objectifs de th`ese
2 Physique des instabilit´es hydrodynamiques au front d’ablation
2.1 Physique du front d’ablation
2.1.1 Absorption de l’´energie du laser
2.1.2 Zone de conduction
2.1.3 G´en´eration et propagation d’un choc
2.2 L’IRT au front d’ablation
2.2.1 L’IRT classique
2.2.2 Effet de l’ablation sur l’IRT
2.2.3 L’IRT ablative en phase non-lin´eaire
2.3 L’IRM ablative
2.3.1 Physique de l’IRM classique
2.3.2 L’IRM ablative
2.4 Bilan exp´erimental
2.4.1 Exp´eriences d’IRM ablative
2.4.2 Am´elioration de l’uniformit´e de l’intensit´e du laser
2.4.3 Lissage des perturbations
2.4.4 Diminution du taux de croissance de l’IRT ablative
2.5 Points manquants trait´es dans cette th`ese
3 Materiel et methodes
3.1 Installation laser OMEGA
3.1.1 Laser OMEGA
3.1.2 Preparation d’une journ´ee de tirs
3.1.3 Contraintes d’exploitation sur OMEGA
3.2 Diagnostics utilises
3.2.1 X-Ray Framing Camera (XRFC)
3.2.2 Imageur X coupl´e `a une cam´era `a balayage de fente (SSCA)
3.2.3 Diagnostics laser
3.2.4 Diagnostics fixes
3.3 Programmes de d´epouillement d´evelopp´es sous IDL
3.3.1 Corr´elation crois´ee
3.3.2 Calcul du niveau de modulation
3.3.3 Calcul de la barre d’erreur
3.3.4 Segmentation d’image
3.4 Code d’hydrodynamique radiative CHIC
4 Mesure de la phase Richtmyer-Meshkov imprimee par laser
4.1 Configuration exp´erimentale
4.1.1 Contexte de conception de l’exp´erience
4.1.2 Cibles
4.1.3 Faisceaux laser sur cible
4.1.4 Radiographie de face et autres diagnostics
4.2 Mesure de l’´evolution des modulations de densite surfacique pendant la phase Richtmyer-Meshkov
4.2.1 D´eroulement des journ´ees de tir
4.2.2 Exemples de radiographies de face
4.2.3 D´epouillement des radiographies de face
4.2.4 Donn´ees issues du d´epouillement des radiographies de face
4.3 D´etermination du niveau d’empreinte induit par les lames de phase
5 Interpretation des mesures l’IRM imprim´ee par laser `a partir du code CHIC et du mod`ele de Goncharov
5.1 R´ealisation de simulations CHIC de la croissance des modulations imprim´ees par laser et calcul du mod`ele de Goncharov
5.1.1 Intensit´e ´equivalente pour les simulations CHIC 1D
5.1.2 Calcul analytique avec le mod`ele de Goncharov
5.1.3 Simulation de la croissance des modulations imprim´ee par laser
5.2 Comparaison des simulations CHIC et des donn´ees exp´erimentales
5.3 Interpr´etation avec le mod`ele de Goncharov
5.3.1 Comparaison des simulations CHIC et du mod`ele de Goncharov
5.3.2 Interpr´etation des observations exp´erimentales par le mod`ele de Goncharov
5.4 Etude des variations des simulations CHIC en fonction des parametres numeriques et experimentaux
5.4.1 Variation du niveau d’empreinte
5.4.2 Variation de la forme de l’impulsion
5.4.3 Variation de l’´equation d’´etat et du limiteur de flux
5.5 Consequences de l’etude au LLE
5.6 Conclusion sur les interpretations
6 Demonstration de la reduction par des mousses sous-denses des instabilites hydrodynamiques 2D imprimees par un motif de reference
6.1 Configuration experimentale
6.1.1 Contexte de l’experience
6.1.2 Cibles
6.1.3 Faisceaux laser
6.1.4 Diagnostics
6.2 Analyse des donnees de la camera a balayage de fente
6.2.1 Interpretation des images d’autoemission
6.2.2 Profils extraits des donnees d’autoemission mesurees par la camera a balayage de fente
6.3 Determination du temps d’ionisation
6.3.1 Simulations de l’ionisation des mousses
6.3.2 Donnees FABS
6.4 D´epouillement des donn´ees de radiographie de face
6.4.1 Comparaison des radiographies de face avec diff´erents types de cibles et de motifs d’empreinte
6.4.2 Evolution temporelle des modulations de densite surfacique
6.4.3 Analyse des distributions de bulles obtenues avec les cibles avec mousses
6.4.4 Interpr´etation de l’origine des structures 3D
6.5 Interpr´etation des donn´ees exp´erimentales par les simulations CHIC et PARAX
6.5.1 Simulations d’interaction laser-plasma PARAX
6.5.2 Comparaison des courbes de croissance exp´erimentales et num´eriques
6.5.3 Effet des mousses sur l’ensemble du spectre spatial
7 Conclusion et perspectives
7.1 Etude de l’instabilite de Richtmyer-Meshkov imprimee par des inhomogeneites de l’intensite laser
7.2 Etude du lissage de l’empreinte laser par des mousses sous-denses
A Annexe A : D´etail du mod`ele de Goncharov
B Annexe B : M´ethode alternative de d´epouillement des radiographies de face
C Annexe C : Laser OMEGA EP
