Des caractérisations plus précises de la ZCE pendant l’implosion sont en cours d’étude. La méthode repose sur le fait que l’émission X du plasma de couronne permet de caractériser les propriétés du plasma de couronne (figure 3.10). En particulier, en variant la filtration et donc la partie du spectre observée, on peut déterminer la variation de la température et de la densité du plasma (figure 3.11) et de caractériser ainsi précisément les propriétés de la ZCE.
4 Etudes annexes
Figure 3.10 – Expansion de l’émission propre de la cible au cours de l’implosion.
5 Conclusion
En résumé, ces études ont permis de mesurer l’ensemble des paramètres hydrodynamiques caractérisant l’implosion d’une cible en attaque directe (trajectoire, taux de masse ablatée, absorption du laser et longueur de la ZCE). Elles ont montré que les simulations utilisant le modèle de flux limite variable sous-estiment la ZCE d’un facteur 2 et le taux de masse ablatée de 10% alors que les simulations utilisant des modèles de CBET et de flux NL reproduisent l’ensemble des mesures. Ces résultats qui permettent d’avoir confiance en ces modèles, sont très important pour le LLE [R19]. Cela permet de les utiliser pour extrapoler les résultats obtenus sur OMEGA à des énergies plus grandes pour démontrer l’équivalence hydrodynamique de l’ignition [R37] et à simuler de nouveaux designs.
Ces résultats sont aussi très importants concernant la modélisation des nonuniformités de la cible. En effet, comme on l’a vu dans l’introduction, la ZCE lisse les nonuniformités du laser déposée sur la cible et le taux de masse ablatée induit une réduction de la croissance de l’instabilité Rayleigh-Taylor. Ainsi, les simulations 2D et 3D de l’imprint qui utilisent géné-ralement le modèle de flux limite pour des raisons de temps de calcul surestiment fortement les nonuniformités de la cible finale. Par conséquent, à la suite de ces résultats, un grand effort a été fait au LLE afin d’incorporer ces modèles dans le code 2D DRACO.
Par ailleurs, en isolant et quantifiant l’effet hydrodynamique du CBET, on a observé des zones où le calcul de sa croissance a dû être modifié pour reproduire les résultats expérimen-taux montrant des lacunes dans la modélisation. Ces lacunes ont notamment pu expliquer en partie les différences entre les simulations et les expériences observées sur le NIF [5, R31]. Plusieurs pistes sont envisagées pour améliorer le modèle du CBET. Par exemple, le fait que le facteur n’est pas constant dans le cas de la configuration polar-drive pourrait être un effet de saturation. Comme les faisceaux pointés vers l’équateur ont une zone d’interaction plus grande, l’instabilité pourrait saturer à cet endroit conduisant à une réduction du facteur multiplicatif à haute intensité. Une augmentation locale de l’intensité du laser proche de la zone du plasma où celui-ci est réfléchi pourrait aussi expliquer ces lacunes.
Pour finir, ces études ont été suivies par une large communauté internationale (LANL, LLNL, CELIA, CEA, ...) notamment à travers des discussions récurrentes avec le LLNL pour utiliser un bon facteur de couplage pour le calcul du CBET.
Chapitre 4
Augmentation de la pression d’ablation
pour atteindre l’ignition
Les simulations hydrodynamiques 1-D réalisées avec le code LILAC [26] en utilisant les modèles de flux NL et de CBET (voir chapitre 3) ont montré qu’un design équivalent hy-drodynamiquement à l’ignition nécessite une vitesse d’implosion Vimp > 3, 5 × 107 cm s−1, une densité surfacique ρR > 300 mg cm−2 et une pression finale du cœur Phs > 100 Gbar [R37]. Pour atteindre ces performances avec la pression d’ablation actuelle sur OMEGA, il est nécessaire d’utiliser une cible ayant un rapport d’aspect en vol (IFAR pour in-flight aspect ratio) de 30 où l’IFAR est un paramètre permettant de quantifier la stabilité hydro-dynamique de la cible [62] donné par le rapport entre la rayon de la cible et l’épaisseur de la cible pour un rapport de convergence (défini comme le rapport du rayon de la cible sur le rayon initial de la cible) de 1,5. Cependant, à l’issue de nombreuses expériences réalisées sur cibles cryogéniques, [R37, R46], un IFAR seuil de 20 a été déterminé au-dessus duquel la densité surfacique du cœur mesurée devient plus petite que la densité surfacique du cœur simulée car les nonuniformité de la cible deviennent importante. L’IFAR doit donc être main-tenu en dessous de 20 pour retrouver expérimentalement les performances calculées par les simulations. Pour réduire l’IFAR tout en restant en conditions équivalentes à l’ignition, les simulations 1-D montrent que la pression d’ablation doit donc être augmentée (figure 4.1).
Une méthode importante pour modifier la pression d’ablation consiste à changer l’ablateur du microballon et, en particulier, le rapport entre le nombre de masse et le nombre de charge moyen (hAi / hZi)du matériau utilisé. Pour comprendre ces dépendances, des modèles en régime d’ablation stationnaire ont été développés [63, 64, 65]. La vitesse du son au niveau de la région d’ablation [cs ∼ (I/ρA)1/3] est obtenue en compensant le flux d’énergie laser (correspondant à l’intensité laser I) avec le flux d’énergie du mouvement du plasma ρAc3s, où ρAcorrespond à la densité du plasma au maximum d’absorption laser et csà la vitesse du son. Comme la déposition de l’énergie laser a lieu proche de la densité critique, et que la densité
Figure 4.1 – Évolution de l’IFAR pour un rapport de convergence de 1,5 en fonction de la pres-sion d’ablation en début de décélération (courbe noire) déterminée par des simulation hydrodynamiques 1-D pour obtenir la densité surfacique (ρR = 300 mg/cm−2), la vitesse d’implosion (Vimp= 3, 7×107cm/s) et la pression de coeur (Phs = 180 GBar) caractéristique de l’équivalence hydrodynamique de l’ignition. Les designs utilisent des impulsions avec trois prépulses et une intensité maximum de 9 × 1014 W/cm2. Les résultats des simulations correspondant à la configuration cryogénique actuelle (cercle bleu), la configuration multicouche (cercle vert), la configuration où la taille des faisceaux est réduite de 20% (cercle orange), et la configuration zooming (cercle violet) sont représentés. L’énergie laser, la masse de coquille, et l’adiabat sont in-diqués pour chaque simulation réalisée. Le seuil de stabilité actuel pour les cibles cryogénique est représenté (trait pointillé).
1 Optimisation de l’ablateur utilisé du plasma en cette région est donnée par ρc= (hAi / hZi) ncmp, où nc est la densité critique et mp est la masse d’un proton. Cela montre que la pression d’ablation (Pa ∼ ρcc2
s ρ1/3c ) augmente avec la rapport hAi / hZi. Cependant, ces modèles ne prennent pas en compte certains aspects important de la physique (notamment le CBET). Ce résultat doit donc être démontré expérimentalement.
Dans ce chapitre, nous commencerons par présenter des expériences qui ont été mises en place pour augmenter la pression d’ablation en modifiant l’ablateur utilisé. Ensuite, nous discuterons d’autres études auxquelles j’ai participé portant sur l’augmentation de la pression d’ablation, notamment en réduisant le CBET. Enfin nous conclurons ce chapitre.
Ces études ont fait suite aux travaux qui ont porté sur le développement du diagnostic de SES.
1 Optimisation de l’ablateur utilisé
Dans cette section, nous présentons une série d’expériences où nous avons voulu comparer la pression d’ablation obtenue pour trois ablateurs : le plastique (CH pour carbone et hydro-gène, hAi / hZi = 1, 85), le carbon (C, hAi / hZi = 2) et le Béryllium (Be, hAi / hZi 2, 25). Pour cela, des cibles de même masse totale initiale ont été utilisées afin de comparer l’énergie ciné-tique finale en comparant les vitesses d’implosion mesurées. La masse a été conservée entre les différents ablateurs en ajustant l’épaisseur de coquille entre les ablateurs. Les pressions d’ablation sont déduites des simulations qui sont préalablement validées en les comparant avec les observables expérimentales.
Dans une première partie, nous allons présenter les mesures d’absorption laser, de tra-jectoire et de vitesse de cible obtenues. Nous discuterons ensuite des performances hydrody-namiques correspondantes. Enfin, nous traiterons des cibles multicouches envisagées pour le futur au LLE.