FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL ÉTAT TECHNIQUE ACTUEL ET PERSPECTIVES

(1)

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FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL ÉTAT

TECHNIQUE ACTUEL ET PERSPECTIVES

F. Delobeau

To cite this version:

F. Delobeau. FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL ÉTAT TECHNIQUE ACTUEL

ET PERSPECTIVES. Journal de Physique Colloques, 1977, 38 (C3), pp.C3-59-C3-77.

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JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C3, supplément au no 8 , Tome 38, Août 1977, page C3-59

FUSION

PAR

CONFINEMENT INERTIEL

ÉTAT TECHNIQUE ACTUEL ET PERSPECTIVES

F. DELOBEAU

Département de Physique Générale, C.E. Limeil 94190 Villeneuve-St-Georges, France

Résumé. - On rappelle les conditions à réaliser dans le cas de la fusion nucléaire pour aboutir

à un bilan positif d'énergie et que deux grandes voies sont possibles : le confinement magnétique et le confinement inertiel. On aborde ensuite, en se limitant à la fusion inertielle, les conditions à

réaliser au moyen de lasers de grande puissance, de faisceaux d'électrons ou d'ions, compte tenu des mécanismes physiques d'interaction avec la matière. On décrit i'état actuel de développement de ces outils et on examine les limitations techniques rencontrées ainsi que les perspectives d'amélio- ration. On montre que les équipements nécessaires pour concevoir un réacteur restent encore très loin des possibilités,.mais que les importants travaux réalisés dans le monde à l'heure actuelle doivent permettre de beaucoup mieux cerner les conditions à remplir et d'en déduire les meilleures approches.

Abstract. - We recall the general conditions to get a breakeven situation in the nuclear fusion field. Two main ways can be followed : magnetic or inertial confinement. We deal only the second one and stipulate how to realize the suitable requirements with high power lasers and relativistic electrons beams, taking into account the different mechanisms of interaction of those kinds of energy with matter. The actual status of the art is described. We examine the technical limitations and the problems we have to solve to improve them. We show that the needed tools to conceive a reactor are still today far from concrete realization. The important work in process in many labo- ratories around the world must, however, allow to encompass the conditions to be filled and infer the most favourable ways to draw them nearer.

1. Energies nucléaires de fusion. - 1

.

1 ENERGIES

NUCLÉAIRES. - On sait que chacun des nucléons des

92 éléments et de leurs isotopes possède une énergie de liaison E.L. = 931[Zm,

+

( A - Z ) m,

-

ml eV ( 1 ) Z = nombre de protons, A - Z = nombre de neutrons, m, = masse du proton, m, = masse du neutron, m = masse atomique.

La courbe E. L. = f ( A ) a la forme de la figure 1. Elle montre une grande stabilité pour les éléments médians, d'où deux voies d'accès à la libération d'énergie nucléaire :

- la fission, réalisée essentiellement au moyen de neutrons, qui fournit des produits de fission plus légers et d'autres neutrons ;

- la fusion qui consiste à fabriquer des particules

plus lourdes à partir d'éléments légers.

C'est ce second phénomène qui nous intéresse ici.

t

-

-F i s s i o n

I I I I , I

,

A

O 50 100 150 200 250

FIG. 1. - E.L. = 931 [ZmH

+

(A - Z) in,

-

M ] eV. Z = nombre de protons. A - Z = nombre de neutrons. m, = masse proton.

m, = masse neutron. E.L. = f ( A ) .

(3)

C3-60 F. DELOBEAU

1.2 FUSION NUCLÉAIRE. - Il faut, pour la réaliser, amener 2 noyaux légers, chargés positivement, à

très courte distance, donc vaincre une barrière de potentiel (Fig. 2). 11 sera donc nécessaire de porter le milieu fusible à haute température

afin

que l'agi- tation thermique soit suffisante pour donner lieu à

des réactions nucléaires.

Energie potentielle

Distance entre noyaux FIG. 2. - Energie potentielle entre noyaux.

L'élément le plus intéressant est p priori le proton (barrière- de potentiel minimale). Les réactions sont alors celles du cycle

de

l'hydrogène :

,H1

+ ,Hl

+ ,DZ,,+ e +

+

v

,H1

+

,D2 + ,He3

+

y

,D,

+

,H3 + ,He4

+

,H1

+

,Hl soit 26,7 MeV libérés par noyau ,He3.

Ce schéma se déroule dans le Soleil, mais les durées des réactions sont beaucoup trop grandes pour présenter un intérêt sur Terre.

Il faut donc faire appel aux isotopes de l'hydro- gène : le deutérium et le tritium. Les sections efficaces seront beaucoup plus élevées car les noyaux contien- nent des neutrons qui constituent un ciment nucléaire. Les réactions sont indiquées figure 3. La figure 4 donne les allures des sections efficaces en fonction de la température. On voit que la réaction DT est la plus intéressante. C'est donc là, le combustible que nous retiendrons par la suite.

La réaction libère un neutron de 14 MeV qui s'échappe du milieu et une particule a chargée qui pourra ou non y demeurer. Ceci a une grande importance. Si elle reste dans le milieu fusible, elle contri- buera au maintien ou à l'acquisition d'une tempé- rature suffisante pour que la réaction de fusion se propage. Quant au neutron, il représentera la majeure partie de l'énergie à récupérer dans un éventuel réacteur.

FIG. 3. - Réactions de fusion. Isotopes de i'hydrogène.

(J (barns)

l0

f

FIG. 4. - Sections efficaces : DD, DT, DHe3.

1 . 3 PARAMÈTRES CARACTÉRISTIQUES D'UN MILIEU FUSIBLE. - Le taux de réaction de fusion sera propor- tionnel au produit de la section efficace de fusion o(W) par la répartition dn/d W des noyaux en fonction de l'énergie W et supposés en équilibre à la tempé- rature T. On obtient ainsi une aire limitée sur la figure 5 par une courbe relativement pointue dont le maximum se situe à une énergie égale à environ six fois l'énergie thermique moyenne des particules

kT.

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FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-61

- dn/dW

- .(W) - produit

FIG. 5. - Distributions en fonction de l'énergie des particules, de la section efficace d'interaction et du taux de réaction. rapidement croissante. On voit sur la figure 5 qu'il faudra donc une température suffisante pour profiter de o ( W ) élevée et d'une queue de distribution des noyaux importante.

Le plasma de fusion sera caractérisé non seulement par une température suffisante, mais également par sa durée de vie t. Il faut en effet que les réactions de fusion aient le temps de se produire. Ce temps t ne sera toutefois pas indépendant de la densité n et c'est en fait le produit nt qui caractérisera le plasma. Des calculs montrent [l] que ce produit doit pour la réaction DT être supérieur à 3 x 1014 cmp3 S.

2. Voies possibles. - Pour réaliser cette condition

on voit que deux grandes voies extrêmes sont possibles :

- densité faible (1014 cm-3) et t long (1 s). On

travaillera à partir d'un gaz qui devra être ionisé et chauffé pendant des temps longs grâce à un confinement magnétique qui confine le plasma, en l'empêchant de toucher les parois de la chambre, au contact desquelles il se refroidit rapidement,

-

densité élevée et temps bref. Il s'agit alors de la voie dite par confinement inertiel : on doit chauffer et comprimer très rapidement un milieu fusible déjà dense au départ (solide si possible). La durée de vie est fixée par le temps de cohésion du milieu.

C'est à cette deuxième voie que nous nous intéres- sons ici. Elle conduit à trouver des méthodes de densification de l'énergie et de la matière dans l'espace et dans le temps.

3. Sources d'énergie. -

Il

faudra pour ce faire disposer de sources d'énergie capables d'en délivrer beaucoup et dans des temps extrêmement brefs, donc de sources de grandes puissances. Les ordres de grandeur seront précisés par la suite.

Les sources électrostatiques (condensateurs), magnétiques, inductives ou constituées par un explosif chimique ne conviennent pas car leurs temps de délivrance de l'énergie sont beaucoup trop longs.

A l'heure actuelle les puissances requises ne sont envisageables qu'en faisant appel :

- Au rayonnement.

Il s'agit alors des lasers de grande puissance qui émettent des photons d'énergie comprise entre quelques eV au plus et quelques dizièmes d'eV au moins ;

-

Aux électrons et aux ions.

Les énergies de ces particules sont de l'ordre du MeV pour les premières, et de dizaines de MeV pour les secondes.

On imagine alors le schéma type d'expériences de confinement inertiel : une cible sphérique de matériau fusible est irradiée par un certain nombre de faisceaux synchrones et correctement focalisés sur cette cible.

4. Etapes. - La fusion par confinement inertiel passe par des étapes successives :

-

Recherche de méthodes de compression et de chauffage efficaces ;

-

Création de réactions nucléaires au centre en nombre significatif pour les étudier ;

- Combustion dans la masse ou à partir de la zone centrale, avant dislocation.

Ces études largement entreprises à l'heure actuelle doivent converger vers le bilan scientgque positif d'énergie, expérience dans laquelle on recueillera une énergie de fusion égale à celle délivrée par les sources d'irradiation.

En allant au-delà on se propose d'atteindre un dégagement d'énergie de fusion très supérieur, capable d'une production d'énergie électrique importante.

Ce but (réacteur de fusion) reste à l'heure actuelle très lointain. Il exigera :

- de grands progrès sur les sources d'énergie ; - l'optimisation de tous les phénomènes physiques

utiles ;

- la mise au point de technologies poussées.

5. Bilan. - Désignons par Es l'énergie délivrée par

la source (lasers ou faisceaux d'électrons). Es est obtenue au prix d'un certain rendement de conver- sion q à partir d'une énergie électrique. L'énergie investie est donc EJq.

On récupérera une énergie de fusion E,, et l'énergie source, soit E,,

+

Es.

Le bilan sera positif si les gains surpassent les pertes :

où on a introduit un rendement p de conversion de l'énergie produite en énergie électrique, au moyen d'une machine thermique par exemple.

Introduisant le rapport :

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C3-62 F. DELOBEAU

la condition requise s'écrira :

On peut évaluer les différents termes :

- L'énergie E,, s'écrit :

où V est le volume de combustible, t la durée de vie du plasma,

Q l'énergie libérée par une réaction de fusion élémentaire (17,6 MeV).

4 7c

- Le volume vaut

-

r: où r, est le rayon final 3

du milieu fusible. La conservation de la masse nr3 = no r i entraîne :

ro étant le rayon initial.

- La durée de vie t est de l'ordre de r,/c, où c, est la vitesse du son dans le milieu

- L'énergie Es n'est pas égale à l'énergie interne du plasma. Il y a lieu d'introduire un rendement E, de conversion qui tient compte de la façon dont l'énergie est acceptée par le plasma et de l'énergie dépensée par ablation pour engendrer la compression.

On écrira donc :

En reportant ces expressions on obtient

On note que les rendements interviennent avec des exposants élevés. Leur importance est donc considé- rable. C'est le cas, en particulier, de 8, qui est le coefficient de couplage entre la source et la cible.

Actuellement dans le cas des lasers, l'absorption est de l'ordre de 30

%

mais le coefficient E, doit encore tenir compte de l'énergie dépensée en ablation. Le milieu fusible sera en effet entouré en général d'une coquille qui sera érodée par l'énergie incidente afin de provoquer les chocs nécessaires à la compression.

E, ne sera donc au mieux que de quelques

%.

On voit également, dans la formule, intervenir le taux de compression nln,. Plus il sera important, moins l'énergie incidente à mettre en œuvre sera importante.

La divergence scientijique en énergie correspond

à M 1, ce qui exige y p < 112.

Avec les valeurs de compressions envisagées, les

divers rendements possibles ou à atteindre on trouve, dans le cas d'une source-laser qu'il y a lieu de mettre en œuvre des dizaines de kilojoules et d'atteindre des compressions de l'ordre de IO4.

La condition impose par ailleurs un rayon rnini- mum de milieu fusible comprimé par l'éq. (9) où la température doit être de l'ordre de 10 keV. Ceci conduit à des masses de deutérium tritium de 1 à 2 pg possédant alors une énergie interne de l'ordre de 1 kJ/W

Des calculs effectués par [2] conduisent à des courbes telles que celles de la figure 6 exprimant M en fonction du taux de compression, les énergies Es étant portées comme paramètres.

FIG. 6 . - Gains en fonction de l'énergie et de la compression.

Les meilleurs résultats actuellement obtenus [l] sont ceux de la chaîne laser ARGUS qui délivrent une puissance de 3,6 TW sur cible en 40 ps. On parvient,

à injecter 200 J/pg en portant du gaz DT enfermé dans une coquille, avec une densité initiale de

5

x

IOw3 g/cm3 (p

-

30 bars)

.

On réalise une température de 6 f 2 keV et une compression en volume de 200. Mais ce chiffre est quelque peu trompeur car la densité qui intervient dans (10) est la densité du deutérium-tritium solide (0,4 g/cm3), de sorte que la compression réellement atteinte est de 1 à 2.

Le coefficient de multiplication de l'énergie M est de l'ordre de (E,, correspond à 2 x IO9 neutrons de 14 MeV).

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FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-63

FIG. 7. - Position des expériences de plasma dans le diagramme

(ns; 2"). A TOKAMAK. STELLARATOR. i B ELEV.

+

MIROIRS. 8 ARGUS.

6. Lasers de grande puissance. - 6.1 CONSIDÉRA- TIONS GÉNÉRALES. - Le laser est une source de lumière

cohérente spatialement et temporellement. Elle pré- sente intrinsèquement un certain nombre d'avantages.

Dépôt de l'énergie avec précision, là où l'on veut, du moins en principe. Les faisceaux peuvent être déviés et concentrés facilement. On peut obtenir des taches focales de 20 à 100 Pm.

Les éclairements réalisés atteignent maintenant sur cibles 1016 à 1017 W/cm2 (à comparer à l'éclairement solaire au-dessus de l'atmosphère : 0,13 W/cm2).

De plus les impulsions peuvent être très brèves (10 ps à plusieurs ns) et surtout leur forme est mode- lable, ce qui permet de coupler aussi efficacement que possible cette impulsion aux phénomènes physiques dont la cible est le siège.

Les lasers ont cependant des inconvénients :

- les rendements énergétiques sont très faibles, de l'ordre de à IO-' à l'heure actuelle, selon le type,

- la qualité du faisceau se dégrade à haut flux de sorte que, si l'on n'y prend garde, une fraction importante du faisceau en sortie ne pourra être amenée sur la cible. Les améliorations de ce point de vue se traduisent par une complexité accrue des systèmes, comme nous le verrons,

- les possibilités d'extrapolations importantes apparaissent limitées : il faut avoir recours à la multiplication des chaînes et à de nouveaux matériaux actifs (verres-gaz). La longueur d'onde est aussi un paramètre important quant à l'interaction laser- matière.

Il faut également prendre en considération les coûts, la fiabilité, la durée de vie des composants et les cadences de répétition qui joueront un rôle important dans un futur réacteur.

On peut distinguer actuellement et schématique- ment trois grandes familles :

- les lasers à solides et plus particulièrement les lasers à verres dopés au Néodyme qui sont alimentés par des tubes à décharge ;

- les lasers à gaz (gaz carbonique-iode) qui sont alimentés par des électrons provenant de décharges électrogènes ou par des lampes à ultraviolet ;

- les lasers chimiques (HF) qui, grâce à des réac-

tions chimiques déclenchées électriquement donnent directement des molécules à l'état excité.

Le rôle prédominant est joué par le laser à verre dopé au néodyme qui émet sur 1,065 Pm, donc dans le proche infrarouge. Il approche cependant de ses performances maximum. U.S.A. LLL LASL NSWC LLE KMS U.R.S.S. LEBEDEV FRANCE CEL JAPON OSAKA Energie 250-350 10-50 250 50-250 200 30-140 50 50-250 J/ch Nbre chaînes - 2 2 1 4 2 9 4 4 Puissance - 3,6 0 2 0,3 2,o 0,3 0,6 092 2,o TW FIG. 8. - Caractéristiques des lasers à verre de divers laboratoires.

La figure 8 est un tableau des lasers de ce type actuellement en service. La figure 9 indique les lasers en cours de développement et la figure 10 indique le laser idéal de grande puissance nécessaire pour un réacteur. On notera sa longueur d'onde, l'énergie de sortie de 100 kJ à 100 MJ (alors qu'on ne délivre actuellement que quelques centaines de Joules et bientôt cependant quelques kJ).

Energie A t 112 Chaînes Puissance Nature

- - - - -

U.S.A.

LLL 500 0,15-1 20 20-40 TW Verre LASL 1 O00 0,5-1,5 8 20TW Silicate

LLE c o z U.R.S.S. LEBEDEV 50 216 Verre KURCHAT. Verre FRANCE CEL 20-125 0,l-0,5 8 1,5 Verre Si J/ch ns TW

FIG. 9. -Lasers en développement.

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C3-64 F. DELOBEAU

44

3 000-6 O00 E ( J ) 100 kJ-1 MJ At 112 0,l-1 (ns) Stockage 10,-103 ~ / 1 Gain Petit signal

-

0,01 cm-

'

Rendement 10 % Cadence 10-100 Hz Frü. 10. - Laser idéal.

Si les lasers actuels ou à venir permettent des études de physique tout à fait nouvelles et très inté- ressantes, il est clair cependant que le laser per- mettant de dépasser notablement la divergence scientifique reste à mettre au point.

6.2 TYPES DE LASERS. - Rappelons brièvement les

caractéristiques des principaux lasers.

Laser

c02.

- L'émission s'effectue à 10,6 pm et 9,6 pm. Le faisceau contient un certain taux d'har- moniques. On stocke 30 JI1 sous 3 bars. Des rendements de 5 à 7

%

pour des impulsions de la nano- seconde, sont concevables.

Le plus grand effort de développement est fait à

Los Alamos où on dispose de 450 J-0,5 ns sur cible et où un laser 8 chaînes de 8

kJ,

0,5 ns est en construction.

Laser à iode. - Il met en. œuvre. des composés gazeux de l'iode (CF31-C3F,I-C,H,I etc.), photo- dissociés par lampes UV. La longueur d'onde est proche de celle du verre dopé au néodyme : 1,315 Pm. L'indice non linéaire est faible. Le rendement est de l'ordre de 0,5

%.

Des travaux se poursuivent

à son sujet essentiellement à Garching (RFA) et à

l'Institut Lebedev (URSS).

On a obtenu à Garching 500 J en 0,5 ns et le Lebedev possède une chaîne 200 J, 1 ns.

Lasers chimiques. - On part d'un mélange de

gaz (Hz et F2 par exemple) et les réactions électro- chimiques forment la molécule H F à l'état excité. La longueur d'onde est 2,7 pm. Le rendement est ici supérieur à l'unité puisque le milieu actif lui-même possède au départ une énergie potentielle. On obtient actuellement des rendements de l'ordre de 2. Par contre les durées d'impulsions sont longues : 10 à

50 ns.

Autres lasers. - Des études sont en cours, essentiellement aux Etats-Unis et en Union Soviétique, pour rechercher de nouveaux matériaux actifs capables de stocker et délivrer des énergies radiatives importantes en des temps courts.

Donnons comme exemples l'oxygène atomique

( A = 0,557 7 pm) qui a un bon rendement, mais un

faible gain ; les lasers eximères qui mettent en œuvre des molécules qui n'existent qu'à l'état excité, l'état inférieur étant dissociatif. Un prototype est la molé- cule Xe; qui lase à 0,177 Pm. On a obtenu O,1 J-10 ns. 11 faut pomper en des temps très courts (quelques

dizaines de nanosecondes). Cette faible longueur d'onde présente des inconvénients (absorption dans les composants optiques). Des travaux sont en cours sur la molécule H& qui lase sur 0,485 et 0,335 Pm. 6.3 LASER DE GRANDE PUISSANCE. - NOUS consi- dérerons essentiellement par la suite le laser à verre dopé au néodyme. Nous en rappellerons les principes et en indiquerons les limitations.

6.3.1 Principe de I'eHet laser. - On stocke une énergie lumineuse dans un matériau actif. Cette énergie provient de lampes au xénon émettant sur une large bande spectrale adaptée aux bandes d'absorption de l'ion néodyme.

On sait que dans un système quantique à 2 niveaux Ei et Ej on a excitation Ei + Ej. Le retour à l'état infé- rieur se fait selon 2 processus :

- émission spontanée avec émission d'un photon hvij = Ej - E,. Cette émission est aléatoire, du même type que la radioactivité,

- émission stimulée : sous l'action d'un photon hvij naît un second photon. L'onde associée a même direction et même polarisation. Ce processus conduit à une multiplication photonique. Pour qu'elle ait lieu on montre qu'il faut réaliser une inversion de population, c'est-à-dire avoir réussi à obtenir plus d'atomes dans l'état Ej que d'atomes restés dans l'état E,.

En fait on utilise, non pas 2 niveaux Ei et Ej, mais 3 ou 4 niveaux. La figure 11 représente les états de

Niveaux ion NV

Niveaux molécules N, et CO,

(8)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-65

l'ion néodyme. L'excitation se produit sur différents niveaux et une désexcitation rapide place l'atome dans l'état métastable 4 F 312. L'émission stimulée a lieu entre ce niveau et le niveau 4 1 1112 voisin du fondamental. On conçoit que le niveau supérieur se traduise par un meilleur rendement et que le niveau inférieur évite des phénomènes d'embouteillage. On a représenté sur la même figure, à titre de comparaison, les niveaux du laser CO,. On voit .que la présence de molécules N, est indispensable car l'excitation s'effectue sur cette molécule et elle est suivie d'un transfert sur la molécule CO,.

6.4 OSCLLATEUR LASER. - Le milieu actif (Nd)

inséré dans une matrice (verre) est placé entre deux miroirs constituant une cavité résonnante. On obtient en sortie une impulsion si les gains dépassent les pertes.

Un tel système donne en fait une émission sous forme d'un train d'impulsions aléatoires dans le temps selon la compétition entre le pompage qui dure des centaines de microsecondes et l'émission laser.

Il faut encore rendre cet oscillateur monomode. On supprime les modes transversaux en disposant des diaphragmes dans la cavité, et les modes para- axiaux grâce à un interféromètre.

Il faut aussi gouverner l'émission temporellement. On y parvient grâce à une cellule électro-optique qui module au moment choisi le coefficient de sur- tension de la cavité.

On réalise aussi des oscillateurs dits à modes bloqués. Les modes axiaux de la cavité sont espacés en fréquence de Av = C/2 nL où L est la longueur de la cavité. Ils sont présents simultanément. On module alors les pertes à cette fréquence Av soit par un dispositif passif (milieu dont la transmission est fonction de l'intensité) soit par un dispositif actif (modulation externe de l'indice, de type électro- acoustique). On obtient en sortie un train d'impulsions de courte durée, de largeur t = l / A i j espacées de T = 2 nL/C. Typiquement t = quelques dizaines de ps et T = 20 ns.

6.5 PILOTE. -A un oscillateur on doit adjoindre en sortie un dispositif capable de donner l'impulsion qui devra être amplifiée. L'ensemble oscillateur

+

dispositif électroptique constitue le pilote.

Pour un pilote électroptique qui délivre une impulsion gaussienne de 20-30 ns, on devra découper au moyen d'un dispositif électroptique, une fraction temporelle (la plus énergétique à largeur donnée) de l'impulsion sortant de la cavité. A cet effet, on dispose 2 polarisateurs croisés et on ouvre le dispositif grâce

à une cellule de Pockels qui établit un champ élec- trique faisant tourner le plan de polarisation de la lumière. On est amené à mettre deux dispositifs de ce type en série, pour créer le front avant et le front arrière de l'impulsion désirée. Ce pilote doit être capable d'avoir un front de montée très rapide et un

contraste (PMm/PM,,(l/lO)) de IO-' au moins afin de ne pas délivrer à la cible, en fin de chaîne, une énergie précoce supérieure à 100 pJ.

Dans le cas d'un pilote à modes bloqués, il s'agit de sélecter l'une des impulsions du train, la plus énergétique et toujours la même en principe, d'où des problèmes de fiabilité exigeants. Il faut d'autre part veiller à supprimer toute modulation résiduelle. La figure 12 représente le schéma de principe d'un pilote.

M, Milieu pompé M2 Sélecteur

I Modulateur

FIG. 12. - Principe d'un système pilote.

Ayant obtenu une impulsion fine, à front de montée rapide et à bon contraste on pourra l'envoyer sur un synthétiseur d'impulsion. Il s'agit, à partir de cette impulsion de bâtir l'impulsion utile à 'la cible, de profil et de puissance maximum déterminés. Le principe en est simple : on divise cette impulsion par réflexions successives qui se recombinent en sortie avec des retards et des amplitudes déterminées. La figure 13 représente le schéma d'un synthétiseur QUANTEL. On conçoit que ce système doive être

E

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particulièrement stable et qu'il se traduise par une perte d'énergie importante, qu'il y aura lieu de compenser ensuite.

Les pilotes actuels constituent des dispositifs complexes dont il y a encore lieu d'améliorer les diverses qualités (énergies, profils d'impulsion, fiabilités).

7. Amplification. - Le principe en est simple : il s'agit de mettre en série des étages successifs constitués du matériau actif muni de son système de pompage, de circuits de refroidissement et de ses dispositifs de déclenchement.

En fait, on désire en

fin

de chaîne un faisceau aussi noble que possible, c'est-à-dire focalisable sur la cible avec un rendement atteignant 90

%.

Ceci exige une surface d'onde sphérique et une répartition homogène de l'énergie.

Un grand nombre de problémes se posent encore cependant dans la mise au point d'une chaîne de grande puissance. Leur solution passe par une plus grande complexité : adjonction de composants optiques en des points appropriés sauvegardant la qualité aux dépens des rendements.

Tenue aux flux élevés. - Le matériau ne supporte qu'un nombre déterminé de watts par cm2. Le remède est a priori simple : on accroîtra la section des amplificateurs successifs et on utilisera des verres aussi homogènes que possible. L'inclusion d'hétérogénéités dans le verre,' la présence de poussières en surface sont autant de sources de défauts pouvant amener une détérioration du faisceau et la rupture du matériau. Pompage homogène. - Il existe trois géométries possibles pour le matériau actif : le barreau, le disque et la plaque. La figure 14 les représente schématiquement.

Amplificateur pour LASER à V e r r e D o p é au N é o d y m e Amplificateur à barrreau faisceau incident sortie flash helicoidal linéaire) Amplificateur à disques flash

...

'..

...

,

...

incident disques ifléchissant our 1.06 p ransparent p t lumière du lash Plaque flash

Dans le cas des barreaux, on conçoit que le pompage

à m u r (création de l'inversion de population) soit d'autant plus faible que le diamètre augmente. On peut jouer sur la teneur du dopage, et faire décroître le long de la chaîne le pourcentagg en poids de l'ion néodyme dans la matrice de verre (passer de 3

%

à 1, voire à 0,5

%).

Il semble bien que la limite raisonnable du diamètre actif des amplificateurs à barreau se situe vers 80- 90 mm.

Poue aller au-delà on utilise des amplificateurs

à disques. L'idée est de découper le barreau en tranches et de les disposer sous l'incidence de Brewster pour éviter les réflexions. Ce faisant, on multiplie le nombre de dioptres mais on peut pomper le matériau à

cœur.

Les inconvénients de ces systèmes sont les suivants :

- le rendement de pompage est faible car le volume intéressé par la lumière des flashs est très supérieur à celui du verre ;

- les surfaces exposées à l'air sont beaucoup plus grandes. Des précautions sévères contre le dépôt de poussière devront être prises tant à l'échelle de l'amplificateur qu'à celle du laboratoire ;

- dei disques de grand diamètre peuvent constituer

de véritables cavités laser et se dépeupler pour leur propre compte. Ceci exigera des adaptations d'indice afin que les photons nés spontanément s'échappent du milieu.

Malgré toutes ces contraintes, les grands laboratoires américains disposent d'amplificateurs à

disques dont le diamètre atteint jusqu'à 200, voire 300 mm et qui supportent un millier de décharges sans dégradations intolérables. Des amplificateurs à

disques originaux ont été développés en France par la C.G.E.

On vient de voir que le rendement des amplificateurs

à disques est faible, d'oh l'idée d'accoler à chaque disque son propre dispositif de pompage (flashs linéaires disposés d'un côté d'une plaque de verre dopé au néodyme). Le faisceau laser traverse deux fois la plaque active avec une réflexion sur la face interne qui doit donc être réfléchissante au faisceau, mais se laisser traverser par la lumière de pompage. Il faut éviter que les décharges électriques des lampes ne produisent des déformations et des contraintes mécaniques venant dégrader la qualité du faisceau. Des études sur de tels dispositifs sont en cours à la Société Quantel.

Superradiance. - Une chaîne laser comporte

(10)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3- 67

ne s'ouvrant que lors du passage de l'impulsion laser.

Rétroamplification. - La cible n'absorbe pas la totalité de l'énergie fournie. Le plasma formé en réfléchit une partie et une fraction de l'énergie revient dans la chaîne qui conserve des propriétés arnpli- ficatrices, d'où une rétroamplification qui peut être fatale au matériau actif puisque cette énergie rencontre des amplificateurs de sections décroissantes.

Il faudra donc doter la chaîne de systèmes dits antiretour. Ils sont constitués de volumes de verre possédant une constante de VERDET élevée, faisant dans un champ magnétique auxiliaire tourner le plan de polarisation de la lumière. On disposera de matériau entre polariseurs croisés. Ce rotateur de Faraday devra avoir une excellente transmission

à l'aller et un coefficient d'extinction élevé au retour. Certaines chaînes sont ainsi protégées pour des réflexions de 100

%.

Autofocalisation. - Lorsque le champ électrique de l'onde laser atteint des valeurs élevées, l'indice du verre devient non linéaire :

d'où un gradient d'indice qui s'établit au passage de l'impulsion laser. Ce gradient Vn est de l'ordre de pour 10 GW/cm2. Il est.donc faible, mais a de grandes conséquences quant à la qualité du faisceau. On peut voir que ce gradient amène une autofocalisation du faisceau, surtout au centre de l'amplificateur, là où le champ E est plus élevé (Fig. 15).

FAISCEAU LASER FAISCEAU LASER amplifié

7 r

\

verre dopé

rl---,

au néodyme

j

-

w

FIG. 15. -A) Amplification à faible intensité. Absence d'auto- focalisation. B) Amplification à forte intensité. Autofocalisation.

Cette autofocalisation conduit à une filamentation du faisceau pouvant aller jusqu'à la détérioration du verre. Le phénomène est irréversible et cumulatif (contrairement au cas des gaz).

On peut ainsi montrer que toute modulation radiale de l'intensité du faisceau va être amplifiée par ce phénomène. Cette amplification est en outre fonction de la fréquence spatiale K des irrégularités, à longueur

d'onde laser et à matériau actif donnés. La fréquence spatiale privilégiée

KM,,

est donnée par :

et le gain correspondant vaut :

n

MAX (cm- l) =

kL

A: 2 no

k,

est le vecteur d'onde de l'onde laser et A, l'ampli- tude de l'onde.

Il y a lieu de remédier sérieusement à ce phéno- mène, non seulement pour protéger le verre, mais avant tout pour conserver au faisceau une structure qui le rende focalisable avec un rendement élevé sur la cible.

On a deux méthodes :

- Prendre des verres à faible n,. De gros efforts sont faits actuellement pour développer de tels verres. La figure 16 indique les propriétés des divers verres utilisés ou en développement. Sili- cate - n 1,57 4 1 0 - l 3 ex) 1,4 (10-20 cm2) 2,9 Â (pm) 1,062 Absorption/ silicate 1 Phos- phate - 1,50 0,9 437 1,054 0,78 Fluoro- silicate - 1,48 0,9 1 3 1,057 0,85 Fluoro- Fluoro- phosphate bérylate

FIG. 16. -Propriétés des verres : n = no

+

n, 1 E 12.

- Empêcher la croissance des irrégularités au

noyau de filtrages spatiaux insérés dans la chaîne. Il s'agit de lentilles convergentes afocales sous vide. Un diaphragme est disposé dans le plan focal commun. Ce dispositif se comporte comme un filtre passe bas. On peut caractériser une chaîne par son intégrale :

où Z(z) est le flux laser, intégré sur l'épaisseur de verre traversée. Cette grandeur B ne doit pas dépasser une certaine valeur. Lorsqu'elle l'atteint, quelque part dans une chaîne, il y a lieu de filtrer. La figure 17 montre comment évolue ce « B » le long d'une chaîne. Il croît, puis décroît brutalement à la suite d'un filtrage spatial qui se traduit aussi par un recul en ce qui concerne la puissance. Sur la même figure on voit l'effet d'un rotateur de Faraday (recul en puissance et accroissement de « B »).

(11)

C3-68 F. DELOBEAU

F i l t r a g e s p a t i a l

> Gw

10 100 1000

FIG. 17. - Intégrale d'éclatement d'une chaîne laser. On notera les pertes introduites par le filtrage spatial et le rotateur de Faraday.

B(K) = Cte

s:

Z(3) dz - ea(K)z - G = eB(K)

.

8 chaines 9.0.7 P. Laser : 1,6TW

La figure 19 montre l'effort du Laboratoire de Livermore en fonction des années. Il s'agit de parvenir au bilan positif scientifique d'énergie (M 2 1). Un tel événement, prévu initialement à des dates plus

FIG. 19. - Lasers de Livermore existant~ ou en construction (1 a 5) et en projet (a et b).

1. JANUS 1 200 GW - cible 1 chaîne(s)

2. JANUS 2 400 GW - - 2 - 3. CYCLOPS 500 GW - - 1 - 4. ARGUS 3,6 TW - - 2 - 5. SHIVA 20-40 TW - - 20 - a) ARGUS 5-10 TW 4 chaînes b) NOVASHIVA 200 TW (?) 42 -

rapprochées, doit survenir au début des années 1980. Il exige d'ailleurs un laser qui n'est pas encore financé et qui doit utiliser de nouveaux verres et un plus grand nombre de chaînes (42) que le laser SHIVA de 20 chaînes dont la divergence est prévue pour fin 1977. La figure 20 donne les performances de la double chaîne ARGUS (Livermore) qui est opérationnelle depuis quelques mois.

Chaîne ARGUS Nombre de surfaces optiques 141 Nombre d1ampli6cateurs Barreaux 7 Disques B 18 Disques C 12 Chemin optique Dans le verre 280 cm Total 60 m Volume de verre 18 1 Energie stockée a 1,06 pm 25 kJ Diamètre de sortie 200 mm Puissance (à 100 ps) 2 TW Energie de sortie 200-250 J Radiance du faisceau 5 x 10'' W/cmZ-sr) Energie stockée 3 , l MJ (20 kV) Taux de répétition 3 h

8. Faisceaux d'électrons relativistes. - 8.1 LASERS

(12)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-69

Les générateurs de faisceaux d'électrons relativistes de grande puissance présentent par rapport aux lasers des avantages et des inconvénients.

Avantages. - Les énergies disponibles dans le faisceau sont dès maintenant beaucoup plus importantes que dans le cas des lasers (50 à 250 kJ, contre des centaines de joules en laser).

Les rendements des machines sont incompa- rablement plus élevés (40 à 50

%

dans certains cas). La technologie mise en œuvre est plus encom- brante mais plus simple et le probième essentiel est de tenir des tensions élevées dans de faibles espaces. Les coûts sont moins é,levés (facteur 4 ?) à

puissance égale.

Les cibles à utiliser pourront être plus grandes puisque l'énergie est plus abondante, d'où une meilleure faisabilité. En outre, le processus d'absorption des électrons par ces cibles exige des épaisseurs plus importantes (fraction de mm pour des électrons de 1 MeV).

Inconvénients. - La durée de l'impulsion est liée

à l'existence de selfs et de capacités. Les largeurs à

mi-hauteur obtenues ou à venir sont de l'ordre de 10 à 20 ns.

Le faisceau a une structure complexe qu'il faut savoir contrôler, notamment pour avoir une focalisation fine. Celle-ci n'atteindra jamais les dimensions obtenues avec des faisceaux laser. On vise des taches de 1 à quelques millimètres.

8 . 2 ORDRES DE GRANDEUR. - Si on admet que les éclairements sur cibles doivent être du même ordre que dans le cas du laser afin d'avoir des pressions comparables, on devra mettre en œuvre des énergies plus importantes.

Les calculs effectués, avec absorption collision- nelle classique des électrons, conduisent, pour obtenir le bilan positif scientifique (M = 1) aux chiffres suivants :

Puissance : 100 TW Energie des e- : 1 à 3 MeV Durée d'impulsion : 10 ns

L'énergie correspondante est de quelques MJ. Cette énergie doit être extraite en des temps très courts, d'oh des puissances très importantes qui correspondent à des courants de plus de quelques centaines de MA.

A l'heure actuelle, les machines disponibles four- nissent 1 MA.

8.3 MACHINES A ÉLECTRONS. - Jusqu'en 1960, les

machines à électrons étaient utilisées à la radiographie éclair (faisceaux de quelques centaines d'ampères sous 2 MV).

La percée technique a été possible grâce aux travaux du Dr Martin, en Angleterre (AWRE) qui a pu réaliser 100 kA-1 MV.

Actuellement les études et développements se

poursuivent surtout à la SANDIA aux Etats-Unis sous financement ERDA, et à l'Institut Kurchatov

à Moscou. Le CEA dispose d'une machine de 1 TW. Les Sociétés américaines Maxwell Labs et Physics International participent sous financement DNA à

d'importants travaux dans ce domaine.

8.3.1 Principes. - Il s'agit d'extraire des électrons

d'une cathode placée dans un champ électrique très élevé. On désire que la cathode émette de l'ordre du mégaampère par cm2. On a donc recours à l'émis- sion froide gouvernée par la loi de Fowler-Nordheim.

Ces électrons doivent en outre être focalisés avec efficacité sur une cible. Cette cible peut être disposée au centre de l'anode, ou au contraire rejetée à quelques mètres, auquel cas il y aura lieu de transporter le faisceau d'électrons au-delà de l'anode qui sera transparente aux électrons.

La structure adoptée partout actuellement comporte :

-

un générateur de Marx,

- une ligne de mise en forme,

- une diode émettrice d'électrons ;

ainsi qu'un certain nombre de commutateurs rapides déclenchés ou autodéclenchés qui doivent avoir des réponses rapides, des selfs faibles et des précisions de déclenchement poussées.

La figure 21 donne un schéma de principe d'une telle machine.

8 . 3 . 2 Générateurs de Marx. - Jusqu'en 1970,

ils étaient en concurrence avec des sources à selfs et capacités ou des dispositifs Van de Graaff. A l'heure actuelle, le Marx détient le monopole.

On a recherché :

- une grande fiabilité ;

- de meilleurs coûts ;

- des réductions de « jitters D.

Le principe du Marx consiste à charger des capacités en parallèle et à les décharger en série au moyen d'éclateurs commandés. Le schéma de principe est indiqué figure 22.

Les condensateurs des Marx américains ont des tensions inférieures à 100

kV.

La self est plus élevée mais la fiabilité d'emploi est meilleure. Les déclenche- ments sont effectués en commandant plusieurs étages, d'où des précisions plus grandes.

En France, on utilise des tensions de départ plus élevées ( < 240 kV). On a donc moins d'étages à

tension donnée, une self plus faible, des temps de charge réduits pour la ligne qui vient derrière.

La tension du Marx est aux pertes près V = nVo si Vo est la tension de charge d'un condensateur et n le nombre de ces condensateurs.

Les précisions de déclenchement sont supérieures ou égales à 10 ns.

Tous ces condensateurs et les systèmes associés sont dans l'huile.

(13)

1

Eclateur

I

Chargeur impulsionnel HT

1

Mise en forme de l'impulsion

I

sur charge adaptée

I

FIG. 21. - Schéma de principe d'un générateur d'électrons.

d w ~ ' ~ - v ' v & -- D6cle r " l * "

=S.~-+

==,==

-++"

s==,= < Charge *2 2 2

FIG. 22. - Générateur de Marx.

V ,

-

50-200 kV, Co

-

150 x F

.

L'un des records techniques du moment est consti- tué par les 4 Marx en parallèle de 75 étages de la machine américaine AURORA. La tension de sortie atteint 11,5 MV et le temps d'érection est de 1 ys avec une précision de

+

10 ns.

C'est ce principe qui inspire les nouvelles machines en cours de développement à la Sandia (Proto 1 et Proto 2) où l'on compte jusqu'à 8 générateurs de Marx.

Le Marx n'évoluera guère. C'est le transfert de son énergie qui fait l'objet d'études techniques poussées.

machine AURORA

3

= 21 R et celle de la machine THALIE (CEA) : 32 R. Ces machines sont destinées

à délivrer des doses importantes de rayonnement X de bremsstrahlung.

- Les lignes à

3

faibles utilisent l'eau pure comme diélectrique. Sa rigidité atteint 250 kV/cm, mais la résistivité reste inférieure à quelques MR cm, d'où des pertes qui limitent l'emploi des lignes à eau à des tensions de 3 à 4 MV.

Ces lignes seront à basse impédance. La constante diélectrique de l'eau est supérieure à celle de l'huile. La ligne de la machine SIDONIX (CEA) a une impédance de 2 Q. La tension est de 2 MV.

On utilise souvent des lignes à trois électrodes coaxiales ou plates dites Blumlein. Elles sont chargées en parallèle et déchargées en série. On retrouve donc la technique du Marx mais à self beaucoup plus basse. L'intérêt de ces lignes est de donner des tensions plus élevées. On sait en eaet que les lignes simples déchargées sur impédance adaptée ne donnent qu'une tension moitié de la tension d'entrée.

Les impédances des lignes restant supérieures à

8.3.3 Lignes. - Il n'est pas possible de coupler celles des diodes dans les machines basse directement le Marx et la diode génératrice du faisceau tension (1 MV), qui nous intéressent ici, on trouvera d'électrons. Il possède une self trop élevée. On va donc souvent entre la ligne et la diode, un transformateur transférer l'énergie dans une ligne qui stocke provi- conique d'impédance pour l'adapter à des impé- soirement cette énergie dans des diélectriques liquides. dances d'l R ou moins, indispensables à la fourniture Ce transfert sera réalisé en un temps inférieur à la de courants très élevés.

microseconde. La figure 23 indique le principe des lignes.

La ligne va donc concentrer l'énergie dans le temps _{8.3.4 ~} _~_-

_test

_~ _un_d_{ensemble anode-cathode}_~ _. car elle possède une self plus faible que le Marx. placé sous un vide élevé (< 10-4 torr) chargé de I1 existe beaucoup de types de lignes : plates Ou _{produire les électrons et de les accélérer vers l'anode.} coaxiales, à huile ou à eau, à impédance élevée ou _{Trois paramètres interviennent a}_priori _:

faible, simples ou doubles.

- Les lignes à

3

élevée sont utilisées quand on a Tenue en tension (champs allant jusqu'à des tensions très élevées (10 MV). Elles exigent un 1 MV/cm) ;

diélectrique de très bonne qualité et c'est l'huile Inductance faible pour avoir un front de montée qui est adoptée. La rigidité diélectrique atteint rapide de l'impulsion (10-20 ns) ;

300 kV/cm pour des temps d'application de 100 ns Impédance adaptée. L'impédance d'une diode (de façon générale cette rigidité varie en t - I l 3 ) . est donnée par :

Par contre la constante diélectrique de l'huile est 2

faible (E, = 2,5). 3 d =

(:)

(13)

(14)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-7 1 "sortie R~ = z c I I

_>

2 T a) Ligne simple b) Ligne "B lumlein" Alimentation

FIG. 23. - Lignes simples et « Blumlein » schémas équivalents.

où d est la distance anode-cathode et r, le rayon de la cathode. On désire a priori d faible et r, grand.

Ces paramètres ne sont pas indépendants. Le point le plus critique est à la jonction entre le diélectrique et le vide. Au-delà de 2 MeV il faudra fractionner par des anneaux et des répartiteurs de tension.

La figure 24 indique Ie schéma d'une diode haute impédance. Cette impédance dépend du volume de la diode entre électrodes, donc du diamètre d'entrée qui doit être grand pour tenir la tension, faible pour l'impédance.

L'émission s'effectue sur la cathode à partir de protubérances. Le pouvoir des pointes multiplie localement le champ par 100 (100 MV/cm). Au tout début on émet quelques ampères par cm2. Or, on sait qu'on extrait des centaines de kA/cm2. Ceci tient à ce qu'un plasma de cathode se forme. Les électrons plus mobiles se détachent et forment une charge d'espace qui a pour effet de renvoyer des électrons vers la cathode. Ces électrons la bombardent et la tache émissive augmente rapidement.

Les électrons accélérés vers l'anode créent aussi un plasma de part et d'autre de celle-ci. Ce plasma remonte vers la cathode à 106 cm s-

'.

L'impédance de diode décroît et le champ sur la cathode augmente. Le faisceau crée sa propre induction magnétique B p azimuthale et les électrons tourbillonnent autour des lignes de force. Si leur rayon de Larmor

r

I, = 850

-

py

Ampères FIG. 24. - Coupe d'une diode de générateur haute impédance.

d

MMMIIMMIII~MMIIMIIIII-IHM

devient de l'ordre de la distance anode-cathode, la

.,IDE loi de Child Lan-muir relativiste n'est plus valable.

Les machines fonctionnent à des courants I s u ~ é - 2

-

rieurs à Ic. On montre que pour un système plan, La diode de la (Io MV) est de _{les électrons nés sur le bord extérieur de la cathode} 60 (inductance de 122 PH). Celle de SIDONIX _{focalisent sur l'axe quand}₁₌_1,_{et qu'ils}

(1 MV) est de 1 R (inductance 60 nH). _{alternativement des interactions dues}_à_l'induction Ceci se produit pour un courant critique

8.4 PHYSIQUE DU FAISCEAU. - Elle est très magnétique et au champ électrique qui les amènent à

complexe. focaliser (Fig. 25).

(15)

C3-72 F. DELOBEAU

formant ainsi une double diode. On n'a donc pas

à transporter les faisceaux, mais il faudra transporter l'énergie du Marx à cette double diode, dans les meilleures conditions.

8.5 PERSPECTIVES. - On a vu que les machines courantes à l'heure actuelle possèdent les caracté- ristiques suivantes : 1 MV, 1 MA, 50 kJ, 40 à 50 ns. Pour viser 100 TW en 10-30 ns, il faut accroître les courants (10-100 MA) et raccourcir les durées d'impulsion, donc franchir un nouveau pas.

Deux voies se dégagent :

Les calculs et expériences tendent à montrer que :

Trajectoire

électronique a l'autofocalisation des faisceaux est correcte ;

a le dépôt d'énergie par processus classique est suffisant ;

a ce dépôt se trouve symétrisé par le plasma d'anode de façon satisfaisante.

La Sandia vise : a 1ooTW;

a 1 M V ;

a 10-20 ns ; Cible sphér. 106 J sur cible.

Ces performances correspondent à M = 1. Ces caractéristiques sont celles d'une future machine EBFA 2. Celle-ci est précédée de trois machines : Plasma

Proto 1, Proto 2 et EBFA 1.

8.6 PROBLÈMES TECHNIQUES. - Le problème essen-

tiel est de concentrer l'énergie :

Cathodes

- dans le temps pour avoir des impulsions plus

courtes ;

- dans l'espace pour alimenter une diode qui a

forcément des dimensions limitées si on veut focaliser

- En Union Soviétique on pense utiliser beaucoup

de faisceaux, de façon à éviter d'avoir à résoudre des problèmes techniques difficiles. Un projet à

48 faisceaux existe de 0,5 MJ chacun, visant 1 GJ d'énergie de fusion correspondant au réacteur (M = 100).

Ceci oblige à transporter les faisceaux hors de la diode dans des enceintes où règne une pression résiduelle et une induction magnétique de guidage. Il faut également bien synchroniser ces faisceaux.

- Aux Etats-Unis, on utilise au contraire deux faisceaux disposés symétriquement par rapport à

l'anode qui contient la cible. Les cathodes sont donc disposées de part et d'autre d'une anode commune

4

-IsoCant en méthacrylate d e méthyle

/ Anode

-

plane correctement.

Les difficultés se situent au niveau des isolants terminaux, ceux qui sont soumis aux champs les plus intenses. Elles concernent donc essentiellement les lignes et les parois de la diode où les champs sont

FIG. 26. - Schéma de principe d'un support cathode.

considérables.

Le point le plus critique (point triple) concerne l'interface diode (sous vide) et isolant (au contact FIG. 25. -Focalisation des électrons dans une double diode. _{du diélectrique de la ligne).}

(16)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-73

8 . 7 LES MACHINES « PROTO ». - La Sandia a mis Les progrès technologiques réalisés en ce qui en service fin 1975 un premier générateur d'électrons concerne la charge et la commutation permettent appartenant à une nouvelle famille. Il s'agit de maintenant un tel dispositif.

Proto 1 dont nous nous contenterons de donner les La figure 28 représente un schéma de principe. grandes caractéristiques, pour nous attarder sur On voit que la machine est circulaire.

Proto 2.

I Proto 1 comporte :

750 ns 240 ns 70 ns 20 ns

- un générateur de 'Ous _Marx₊_{Capacités +Lignes-tLignes} _mise-Lignes _+Diode une tension de 2 MV, (Huile) Eau stockage en forme adaptatrices

- un étage capacitif intermédiaire formé de capa-

₁

_{£ 6 - 2 8} ₂₅₂

cités à eau. C'est que l'inductance du Marx est trop _-EAU Y

-

élevée pour permettre un transfert rapide sur une ligne. Ces capacités à eau sont chargées en 700 ns à plus haute

tension comme le montre la figure 27 qui repré- Capacites a eau

sente le schéma électrique équivalent du Marx se déchargeant dans une capacité de ce type.

L R

L c

--

-

capacite à eau

Capacite - ln

eqvivalente 3 R,

d" MARX

T

v FIG. 28. - PROTO 2. - 1. Lignes alimentées par condensateurs

à eau. 2. Lignes de mise en forme. 3. Lignes convergentes adapta-

" w n n ~ trices d'impédance.

Tenslm aux bornes de 1s capacire a eau

On part de 8 Marx qui, comme dans Proto 1, déchargent leur énergie en 700 ns dans un étage

FIG. 27. - Charge des capacités à eau. Circuit équivalent. intermédiaire formé de capacités à eau.

Les caractéristiques des Marx sont : La tension est portée à 3 MV.

- Les capacités à eau alimentent 12 lignes plates de type Blumlein

(3

= 22 C l ) et à huile. Le transfert capacités -+ lignes s'effectue en 130 ns.

- Ces lignes commutent alors en 24 ns leur énergie dans une double diode avec un temps de montée inférieur à 10 ns.

Les caractéristiques de cette diode sont les suivantes :

I = 400 kA

par diode

.

At,,, = 24 ns

8 . 8 LA MACHINE PROTO 2. - 11 s'agit d'un perfec- tionnement important de Proto 1. Cette dernière est entrée en service en 1975. La machine Proto 2 sera bientôt opérationnelle.

Elle vise les caractéristiques suivantes :

Puissance : 7 TW.

Courant : 6 MA. Tension : 1 à 1'5 MV.

Le principe de base consiste à utiliser une ligne annulaire complexe qui est alimentée par des circuits indépendants en huit points de sa périphérie.

Energie : 112 kJ. Capacité : 7,5 nF. Tension sortie : 3,2 MV.

Ces Marx comportent 32 condensateurs chargés à 100 kV. Leur érection est obtenue grâce à 16 éclateurs sous SF, qui sont déclenchés, par des impulsions de 400 kV appliquées sur plusieurs éclateurs.

Les étages capacité à eau comportent 2 capacités par Marx. Ils Sont déchargés par 8 trigatrons à gaz dans les lignes.

Les étages à eau permettent à eux seuls une compres- sion temporelle d'un facteur 3.

Les lignes, au nombre de 8, sont formées chacune de trois portions en série.

Elles propagent l'onde de tension V ( t ) radialement vers la diode. Ce faisant, la densité d'énergie stockée dans le diélectrique (eau) va croissante, ce qui pose des problèmes de tenue très sévères.

Chacune des 8 lignes à eau comporte :

- une ligne simple à eau, de stockage, chargée

en 240 ns ;

- une ligne simple à eau dite de mise en forme alimentée en 70 ns. La commutation dans ces lignes s'effectue au moyen d'éclateurs autodéclenchés en 70 ns ;

- une ligne simple à eau de transmission qui

(17)

C3-74 F. DELOBEAU

L'impédance d'une ligne plate étant donnée par la formule :

où e est l'épaisseur de diélectrique, 1 la largeur (décrois- sante vers le centre de la machine) de la ligne, on s'arrange pour que

3

= Cte dans les deux premières lignes. On joue pour qu'il en soit ainsi sur l'épaisseur de diélectrique, puisque le paramètre 1 est fixé par la géométrie.

Il existe un problème de tenue important au niveau du raccordement lignes-diodes.

FIG. 29.

-

Schéma de principe de la diode (( PROTO II P.

Il faut, comme le montre la figure 29 évaser séneuse- ment la sortie des lignes de transmission pour bien tenir l'isolement eau de la ligne vide de la diode.

Par contre, la distance d anode-cathode de la double diode doit être aussi faible que possible. Les problèmes de tenue sont plus faciles puisqu'on est dans le vide. En couvrant les électrodes de la diode par un revêtement diélectrique on diminue sérieuse- ment les risques de claquage dus aux défauts de surfaçage et on espère tenir 1 MV/cm.

La cathode est dite du type creux. et son rayon est limité. En effet, ce sont les électrons qui sont émis à une certaine distance de l'axe qui sont suscep- tibles d'une bonne focalisation (les électrons émis au centre contrarient cette focalisation). De plus, un rayon de cathode grand diminue l'impédance de la diode, mais rend la focalisation plus difficile. Il y a donc lieu d'adopter un compromis.

Les caractéristiques prévues pour chacune des 2 diodes de Proto 2 sont les suivantes, par diode :

Tension

<

2 MV.

At112

-

20 ns.

Inductance

-

4,l nH. Impédance

-

0,25 R.

La figure 30 montre le chemin suivi par les machines de la Sandia au fil des ans et les projets EBFA 1 et EBFA 2.

Les spécifications de EBFA 1 dépendroiit des résultats obtenus sur Proto 2.

FIG. 30. - Evolution des énergies : machines haute impédance, machines basse impédance, EBFA 1 et 2 ne sont pas encore définis.

9. Réacteurs à confinement inertiel. - 9.1 ETAT ACTUEL ET POSSIBILIT~ D'UN RÉACTEUR. - NOUS avons vu qu'un bilan positif d'énergie de fusion exigeait des compressions importantes des cibles pour allumer et brûler le combustible.

Les conditions requises sont évaluées dans l'état actuel des connaissances. Des incertitudes demeurent concernant :

les processus d'absorption de l'énergie des sources (photons ou électrons) par la matière ;

l'efficacité des transferts pour engendrer une hydrodynamique satisfaisant aux conditions de compression et d'amorçage.

Il faut noter que la faisabilité scientsque n'est pas encore acquise.

Il manque aux compressions réalisées un facteur 102

à IO3.

Par contre, des vitesses d'implosion suffisantes ont été obtenues ( - IO7 cm s-'), mais ceci l'a été par le mécanisme dit du pousseur explosant : l'énergie est délivrée brutalement dans la coquille de cibles renfermant le milieu fusible qui explose et implose la partie centrale. Le chemin thermodynamique correspondant est très irréversible. Il y aura lieu (certainement pour les lasers et éventuellement pour les électrons) de suivre des chemins se rapprochant beaucoup plus de l'isentropisme, donc de moduler les lois de poussée en fonction du temps.

Les calculs effectués conduisent à des facteurs M de multiplication de 100 à 200. Aller au-delà ne paraît, de toute façon, pas très réaliste car :

les énergies d'allumage nécessaires sont importantes ;

a les combustions seront incomplètes par suite de l'appauvrissement du combustible et de la dislocation rapide du matériau fusible.

Ces gains M sont requis en fusion pure. Certains pensent à des systèmes hybrides fusion-fission per- mettant de multiplier l'énergie.

(18)

FUSION PAR CONFINEMENT INERTIEL C3-75

scientifiques : on trouvera ailleurs

[SI

les considé- rations appropriées ;

technologiques.

Ces problèmes portent sur les sources elles-mêmes et sur la conception d'un réacteur. On a vu que, côté laser, on ne dispose pas des sources nécessaires. Un nouveau matériau laser doit être trouvé, susceptible d'être utilisé dans des chaînes de grande puissance. Côté électrons, des progrès importants se dessinent. Quant aux problèmes posés par le réacteur, nous les examinerons brièvement ci-dessous.

Notons que des conditions comparables à celles de l'arrivée des Tokamaks en confinement magnétique, n'ont pas encore été réalisées. Il faudrait pour avoir l'équivalent en fusion à confinement inertiel :

obtenir des densités de 100 g/cm3 ;

chauffer à 3-5 keV par une compression quasi adiabatique ;

mesurer les gains M qui restent encore très faibles (IOp3).

Cette étape se situe bien avant la divergence scien- tijîque.

Le réacteur est donc un thème très futuriste, à

l'horizon 2000 en ce qui concerne une mise en service, s'il est toutefois possible.

9.2 SCHÉMA DE PRINCIPE. - On peut concevoir

aisément le schéma d'un tel réacteur. Il consistera essentiellement en une chambre à réaction dans laquelle les cibles devront être injectées à cadence rapide, avec des conditions de positionnement sévères lorsque ces cibles seront irradiées par les n faisceaux apportant l'énergie. Ces faisceaux sont aussi à injecter dans la chambre.

Un problème important est celui de la paroi interne de la chambre. Cette paroi sera soumise a des contraintes qui dépendent :

- de la structure des cibles (structure- composition) ;

- des énergies libérées.

On envisagera ici des cibles sphériques constituées soit de DT solide, soit de DT revêtu de coquilles faisant appel à des matériaux de

3

nécessairement plus élevés.

La figure 31 montre, pour 100 MJ d'énergie libérée par une cible solide de DT pur, quelles seront les énergies que recevra la paroi.

Les X arrivent les premiers. Ils sont suivis des neutrons, des particules a qui n'auront pas été arrêtées dans le milieu fusible comprimé, et des débris (deutons- tritons). On voit que les neutrons représentent la majeure partie de l'énergie à récupérer, mais que les débris ne sont pas négligeables.

Si on utilise des cibles sous forme de coquilles, les débris seront fonction de la nature et de la quantité des matériaux lourds utilisés. Ces coquilles absorbent les ol et rayonnent dans le domaine X (corps noir).

% Nbre particules Energie par tu - - X 1 CI 7 2,2 x 1019 Débris 15 CI 1,3 x 1019 d 8,5 x 1019 t 8,5 x IOi9 Neutrons 77 3,5 x loi9 Energie par particule - 4 keV 2 MeV 0,8 MeV 0,4 MeV 0,6 MeV 14,l MeV FIG. 31. - Energies libérées par 100 MJ fusion (cible pleine).

Quant aux neutrons, ils subiront, du fait des coquilles, peu de dégradations en énergie.

9.3 ATMOSPHÈRE DE LA CHAMBRE A RÉACTION. -

La chambre à réaction peut être sous vide. Dans ce cas, la paroi interne verra les mêmes types d'énergie que ceux libérés par la cible, répartis simplement sur une surface beaucoup plus grande.

On peut songer à mettre un gaz résiduel dans cette chambre. La pression doit rester toutefois inférieure

à une certaine valeur qui perturberait la bonne pénétration des faisceaux jusqu'à la cible.

Si cette pression est suffisante, on engendrera une onde de choc qui a l'avantage de répartir l'énergie entre un plus grand nombre de particules, donc de soulager la paroi.

Les X et les neutrons seront peu perturbés par la présence de ce gaz.

9.4 EFFETS DE PAROI. - La paroi elle-même doit être constituée d'un métal réfractaire. Sa surface interne subira une érosion due aux ions. La présence d'un gaz dans la chambre peut aider à leur récupé- ration.

Il ne faut pas compter sur un chauffage de la paroi par l'onde de choc dans Ie gaz car les temps sbnt trop courts pour qu'une conduction thermique significative ait lieu.

Ajoutons encore que la cadence de tir qui sera imposée par des considérations économiques peut créer une turbulence dans la chambre, nocive quant à

l'injection correcte des cibles.

9 . 5 RÉCUPÉRATION DE L'ÉNERGIE. - Les neutrons de 14 MeV imposent le lithium qui, possédant un faible

3

permet de les ralentir. Le lithium naturel est un mélange de 7,5

%

de Li6 et de Li7. Les réactions des neutrons rapides sur Li7 permettent d'obtenir des a, des neutrons de plus faible énergie et du tritium

'Li(n, n' a) T

+

2,46 MeV

alors que le Li6 donne avec des neutrons ralentis :

6Li(n, a) T

+

4,8 MeV

.

Le lithium permet donc non seulement de capturer l'énergie des neutrons, mais aussi de produire du tritium. Nous y reviendrons.