implosée
Une plateforme est en cours d’étude et de mise en place sur OMEGA (figure 5.8). Elle consiste à réaliser une implosion à 54 faisceaux, 6 faisceaux étant utilisés pour réaliser le backlighter. Des simulations ont montré qu’en choisissant des faisceaux ne faisant pas partie d’un même cône et en repointant quelques faisceaux, on obtient une excellente symétrie d’irradiation. Pour déterminer la zone choquée, l’idée est de réaliser des mesures avec le backlighter seul et avec la cible seule (sans backlighter). Les images comprenant le backlighter et la cible sont alors prétraitées en soustrayant l’émission propre de la cible mesurée lors d’un tir réalisé avec une cible seule. Ensuite, le taux d’absorption est obtenu en divisant l’image traitée par l’image obtenue avec le backlighter seul.
5 Conclusion
En résumé, cette étude a montré une méthode permettant de mesurer l’épaisseur de la cible en début de décélération et la trajectoire de la surface interne de la coquille pendant la décélération. Ces paramètres sont déterminants pour comprendre les performances de l’implosion et en particulier la décompression de la coquille. Les résultats ont notamment démontré que l’imprint du laser induit une forte augmentation de l’épaisseur de la cible quand l’adiabat est faible (α < 4) mais qu’en augmentant l’adiabat, cela stabilise l’instabilité Rayleigh-Taylor et réduit la décompression de la coquille. Quand l’adiabat devient trop grand (α > 5), celui-ci induit une forte décompression de la coquille. Ces résultats suggèrent qu’en réduisant l’imprint du laser, les performances devraient être nettement améliorées.
Cette étude montre aussi que le code DRACO utilisant les modèles CBET et NL per-met de reproduire la decompression mesurée expérimentalement alors qu’on observe des différences très importantes avec un modèle de flux limite variable. Ceci confirme bien les résultats obtenus au chapitre 3 où l’on a vu que ces modèles permettent de reproduire de nombreux paramètres hydrodynamiques comme le taux de masse ablatée et la taille de la ZCE déterminant pour calculer la croissance de l’imprint. Ces résultats permettent de vali-der la capacité du code à simuler l’imprint et donc à prédire ses conséquences dans d’autres configurations comme les configurations cryogéniques ou les configurations envisagées pour l’ignition.
Chapitre 6
Nonuniformités basse fréquence
Différentes expériences et simulations ont montré que les nonuniformités basse fréquence (figure 6.1) peuvent conduire à une réduction sévère des performances d’implosion en rai-son d’une augmentation de l’énergie cinétique résiduelle pendant la stagnation ainsi qu’une compression non uniforme qui induit une réduction de la pression dans le point chaud et une troncature des processus de fusion [34, R26, 33, 35]. Il a été montré que cette dégradation était particulièrement importante pour les modes l ≤ 3, où l correspond à l’ordre du mode de la décomposition sphérique harmonique de la forme de la cible [33, 83]. Par conséquent, la réduction des nonuniformités basse fréquence a été identifiée comme une des conditions les plus critiques pour démontrer l’ignition sur le NIF ou l’équivalent hydrodynamique de l’ignition sur OMEGA.
Cette dernière décennie, plusieurs expériences ont montré que les cibles implosées avec les grandes installations actuelles sont soumises à une forte croissance des nonuniformités basse fréquence. Le mode l = 1 a été typiquement déduit des propriétés de l’assemblage en fin de compression comme les nonuniformités de la densité de la matière dense entourant le cœur [84], la variation de la température ionique le long de différents axes de visée [85], les mouvements du point chaud [86], et l’émission X asymétrique d’une couche de titanium insérée dans la surface interne de la cible [R11]. Les modes l ≤ 2 sont mesurés grâce à la forme de l’émission du point chaud [87, 88], par radiographie X [89] ou Compton [90], la spectroscopie d’absorption X [91] ou la SES [R28].
Plusieurs études se sont concentrées sur les causes des nonuniformités et le développement de méthodes pour les corriger. En attaque indirecte, la longueur d’onde du laser a été modifiée pour utiliser le CBET afin d’améliorer la symétrie sphérique de l’émission du point chaud [87, 88]. Cependant, les améliorations obtenues étaient limitées car la mesure n’était réalisée que pour les modes l ≤ 2 ce qui était trop indirecte pour obtenir une mesure précise de la structure 3-D de la coquille [83]. En attaque directe, les simulations ont identifié différents effets produisant des nonuniformités comme le pointage des faisceaux, le timing des faisceaux
Figure 6.1 – Vue en 3-D de l’interface entre le DT gazeuse (à l’intérieur de la coquille) et le DT solide (couche interne de la coquille) après modélisation des différentes sources de nonuniformités basse fréquence extraite de [33] en fin d’implosion. On observe une dégradation très importante de la sphéricité de l’implosion due à la croissance des nonuniformités basse fréquence. Le point noir correspond au centre de la cible avant implosion. La direction du décentrage de la cible en fin d’implosion est indiqué par la flèche noire.
et la répartition d’énergie entre faisceaux [R10]. Quelques modifications sur la répartition d’énergie entre faisceaux ont été réalisées [92] mais les améliorations de performances n’ont pas eu lieu en raison de la difficulté à mesurer et à contrôler expérimentalement tous ces effets.
Dans ce chapitre, nous allons présenter des expériences réalisées pour mesurer les modes 1 à 3 de la cible en 3-D. Plus de détails sur les expériences sont présentés dans l’article [R5]. Nous commençons par expliquer les modifications de la SES qui ont été faites pour réaliser la mesure 3-D de la cible. Nous montrerons ensuite comment les modes de la cible ont pu être contrôlés puis minimisés en ajustant la répartition d’énergie entre les faisceaux. Dans une troisième partie, nous discuterons des autres études réalisées liées à la caractérisation des nonuniformités basse fréquence de la cible implosée. Enfin nous conclurons ce chapitre.
Pour cette étude, je voudrai mentionner la collaboration importante avec D. W. Jacobs-Perkins pour contrôler la répartition d’énergie entre les faisceaux laser à chaque tir ainsi qu’avec I. V. Igumenshchev pour la simulation des expériences.
1 Évolutions de la SES : mesure des modes 3-D de la cible pendant l’implosion
Figure 6.2 – Schéma de la configuration des caméras autour de la cible. La disposition des caméras est shématique et ne représente pas leur disposition réelle.
1 Évolutions de la SES : mesure des modes 3-D de la
cible pendant l’implosion
Cette partie montre de quelle façon la forme 3-D de la cible est reconstruite à partir des formes projetées mesurées avec la SES sur quatre détecteurs.
1.1 Mesure de la projection du front d’ablation pendant l’implosion
Les images de l’émission propre de la cible [figure 6.3 a)] ont été utilisées pour mesurer la projection du front d’ablation le long de l’axe de visée du diagnostic (voir chapitre 2). Pour chaque image, la différence entre la variation angulaire du rayon du front d’ablation [R(α)] et sa moyenne {∆R(α) = R(α) − hR(α)i où hi correspond à la moyenne sur 2π du rayon et α correspond à l’angle direct déterminé depuis l’axe horizontal [figure 6.3 a)]} a été mesurée [figure 6.3 b)]. La différence pour un rayon moyen de 150 µm [∆R(α)]150 a été obtenue en réalisant un fit linéaire des évolutions de ∆R(α) avec hR(α)i entre 300 µm et 100 µm. Le contour à 150 µm est alors donné par [R(α)]150= 150{1 + [∆R(α)]150}
Figure 6.3 – a) Comparaison des images d’émission propre mesurées lors d’un tir (figure du haut) et des images obtenues lors du tir de référence associé. Les contours représentant la position du front d’ablation sont représentés. b) Évolution de la variation angulaire de la différence entre le rayon mesuré et le rayon moyen. c) Évolutions des différences entre les centres des contours mesurés sur les figures haute et basse en a) pour des images situées au même endroit (i.e. obtenues avec le même pinhole) le long de x (cercles oranges) et le long de y (carrés bleus) en fonction du rayon moyen.
1 Évolutions de la SES : mesure des modes 3-D de la cible pendant l’implosion
Figure 6.4 – a) Les quatre projections de contour déterminées pour un rayon moyen de 150 µm sont orientées perpendiculairement aux axe de visée des caméras. b) Le mouvement 3-D du centre du front ablation pour un rayon moyen de 150 µm (flèche orange) correspond au point qui est à la distance minimale des trois droites. Chaque droite est définie par la ligne de visée de la caméra translatée par le décalage projeté du centre de la cible mesuré.
1.2 Mesure de la projection du mode 1 (déplacement) pendant
l’im-plosion
Les projections du déplacement du centre de la surface formée par le front d’ablation pendant l’implosion (∆Rc = q∆Rc|2
x+ ∆Rc|2
y où ∆Rc|2
x et ∆Rc|2
y correspondant aux pro-jections horizontales et verticales de ce déplacement) ont été obtenues en mesurant les dif-férences entre les positions des contours correspondants (i.e. mesuré avec la même pinhole) entre le tir sur cible implosée et le tir de référence [figure 6.3 c)]. Pour chaque projection, le déplacement projeté moyen pour un rayon de 150 µm (∆c)150 a été obtenu en réalisant des fits linéaires de hR(α)i entre 300 µm et 100 µm.