LE CONFINEMENT INERTIEL PAR LASER, UNE APPROCHE DE LA FUSION THERMONUCLEAIRE CONTROLÉE

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LE CONFINEMENT INERTIEL PAR LASER, UNE APPROCHE DE LA FUSION THERMONUCLEAIRE

CONTROLÉE

J. Delpech, E. Fabre, R. Pellat

To cite this version:

J. Delpech, E. Fabre, R. Pellat. LE CONFINEMENT INERTIEL PAR LASER, UNE APPROCHE

DE LA FUSION THERMONUCLEAIRE CONTROLÉE. Journal de Physique Colloques, 1980, 41

(C3), pp.C3-77-C3-89. �10.1051/jphyscol:1980312�. �jpa-00219831�

JOURNAL DE PHYSIQUE

Colloque

C3,

supplément au

n ^O 4,

Tome 4 1 , avril 1980, page

^C3-77

LE CONFINEMENT'INERTIEL PAR LASERI UNE APPROCHE BE LA FUSION THERMONUCLEAIRE C O N T R O L ~ E

J.F.

Delpech,

E.

~abre*et R. pellatXf

Institut d1Electronique Fondamentale Université de Paris XI-

*

^{GRECO N04 :} Interaction Laser-matière Association Ecole Polytechnique

-

^C.N.R.S.-

**

Centre de Physique Théorique de 1'Ecole Polytechnique

91 128 Palaiseau-France.

Résumé.- On décrit les principes essentiels du confinement par laser, l'intérêt expérimental et théorique du sujet, les efforts entrepris sur ce thème et les résultats obtenus par la communauté internationale concernée.

1. Introduction. - La "crise" de lténergie a fait prendre conscience des limites des ressources inventoriées d'origine fossile. Ces limites sont différentes selon les pays ou le matériau fossile (pétrole, charbon

. .

^{.) considéré}

.

Il semble, qu'à cet égard, la France cumule les désavantages. Pour un pays comme le nôtre en tout cas, même si l'on développe toutes les formes d'énergie renouvable et notamment l'énergie solaire, le maintien ou le dé- veloppement de notre industrie et dans l'immédiat de notre niveau de vie nécessite le recours à 1'6- nergie d'origine nucléaire.

L'énergie de fission est déjà assez cou- ramment utilisée mais elle présente l'inconvénient à terme de faire appel à des ressources naturelles en matériau fissile elles aussi limitées. Ces res- sources seront infiniment mieux utilisées dans les surgénérateurs mais au prix de difficultés techni- ques considérables.

En fait il semble bien que seule l'énergie de fusion thermonucléaire offre l'espoir d'aboutir à moyen terme

-

avant ltépuisement des sources fossi- les - à une solution techniquement, économiquement et socialement satisfaisante du problème de l'énergie. Le combustible thermonucléaire ultime, le deutérium, est en effet disponible en quantité pratiquement illimitée dans l'eau des océans, et il est très facile de lfen extraire.

Cependant, de grands scientifiques et techniques sont encore nécessaires avant que l'on sacheobtenir en laboratoire des réactions de fusion présentant un bilan énergétique global posi- tif. Du fait de l'importance de l'enjeu un effort de recherche important est actuellement en cours de dans les grands pays développés.

2. Les réactions de fusion thermonucléaire.

-

L'énergie de liaison qui maintient assemblés les constituants du noyau, neutrons et protons, va- rie selon la nature de l'atome. Le réarrangement des neutrons et des protons de certains noyaux peut entraîner la libération d'une énergie impor- tante. Dans le processus de fission, des noyaux lourds (uranium, plutonium) sont fragmentés en no- yaux plus légers par l'impact de neutrons. Au con- traire, dans le processus de fusion, l'énergie de liaison est libérée en joignant deux noyaux légers pour former un noyau plus lourd.

D + T + 4 He + n + 17,6MeV D + D + H e + n + 3,3MeV 3

-t T + p +

4

MeV D + 3 ~ e + 4He + p

+

18,3MeV

Les deux réactions DD sont à peu près équipro- bables dans les conditions thermonucléaires. L'é- nergie emportée par chaque produit de réaction est grosso modo proportionnelle à l'inverse de la

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1980312

masse de la particule (les énergies atomiques et nucléaires sont souvent mesurées en électronvolts;

leV=1,6.10 -19 J et donclMeV= 1,6.10-~~J). Les taux de ces réactions en fonction de l'énergie sont donnés en figure 1. Sur cette figure, il appa- rait que le maximum de la section efficace des réactions D T correspond à une température plus basse, donc plus accessible, que celui des réac- tions D D. C'est la raison évidente du choix de cette réaction pour les objectifs immédiats du pro- gramme thermonucléaire.

En fait, il n'est possible d'utiliser la réac

-

tion DT que si l'on sait produire au fur et à ^mesu- re le tritium nécessaire, cet isotope de l'hydrogè- ne n'existant pratiquement pas sur terre. Pour cela on utilise les réactions suivantes entre l'un des isotopes du lithium et le neutron produit par la réaction thermonucléaire primaire :

Les deux isotopes du lithium sont très abondants dans la crofîte terrestre. Dans un stade ultérieur, oÙ l'on utilisera les réactions DD, tout

d'approvisionnement en combustible aura disparu (cependant, comme dans tout système de production d'énergie, il faudra bien sfîr continuer à se poser des de disponibilité des matériaux du réacteur, puis d'élimination des rejets thermiques).

On remarque dés l'abord que les réactions ther- monucléaires mettent enjeu des neutrons de grande énergie et du tritium radioactif. La fusion thermo- nucléaire n'est donc pas totalement exempte de dan- gers de pollution radioactive; cependant, ces dangers semblent devoir être nettement inférieurs à ceux, pourtant déjà fort limités, qui sont asso- ciés en régime normal à l'énergie nucléaire de fission. En effet, le produit final est essentiel-

lement de l'hélium, gaz inerte et stable _; la

Fig. 1. Taux des principales réactions thermonucléaires.

quantité de tritium contenue dans le réacteur est faible, et il est produit sur place : le danger associé est donc mineur. Par contre, la radioacti- vité induite par le flux de neutrons sur les maté- riaux du réacteur n'est pas négligeable

-

^{elle peut}

être comparable à celle qui est produite dans un réacteur à fission. Enfin, le principe même des réacteurs de fusion est tel qu'aucun emballement n'est possible, ce qui permet de simplifier consi- dérablement l'ensemble des dispositifs de sécurité;

de ce fait, dans le pire des cas, les conséquences d'un accident resteraient très limitées.

L'intérêt déterminant de la fusion par rapport aux autres sources connues d'énergie est facile à démontrer. Si nous nous reportons aux bilans des réactions DD et DT, nous voyons que l g d e DD con- tient potentiellement 8,8.1010 J et 1 g de DT 3 4 . 1 0 ~ ~ J. Comme un litre d'eau de mer contient 34,4 mg de deutérium, l'énergie potentielle contenue dans le deutérium des océans est de 4.10~' 5 , vir- tuellement infinie par rapport à la consommation actuelle d'énergie de l'humanité, qui est

inférieure à 10 J/an 21

,

et même par rapport au flux

solaire sur la surface de la terre, qui est de l'ordre de 5 . 1 0 ~ ~ J/an.

En d'autre termes, un litre d'eau de mer con- tient sous forme de deutérium l'équivalent énergé- tique de 300 litres d'essence, avec un cent d'ex- traction du deutérium négligeable.

Nous ferons deux remarques supplémentaires.

La concerne la possibilité d'utiliser un futur réacteur de fusion comme un surgénérateur

.

A priori

,

cette idée semble cumuler tous les incon- vénients, les incertitudes de la fusion à la pollu- tion de la fission, mais dans un domaine de recher- ches où l'échelle est la dizaine d'années on ne pourra en juger qu'à la fin du siècle (si la com- munauté concernée dispose des moyens nécessaires).

Quel est le principe d'un surgénérateur à fusion?

H. Bethe a fait récemment la remarque suivante : supposons que l'on entoure un réacteur de fusion d'un mélange de lithium et thorium (le thorium est également un matériau naturel abondant). Les neu- trons de fusion produiront d'abord des réactions nucléaires (n,2n) ou même (n73n) sur les noyaux lourds de thorium; ces réactions libèrent les deux neutrons nécessaires pour produire le tritium à partir du lithium et l'uranium 233 à partir du thorium. L'uranium 233 sera, après extraction, uti- lisable dans des réacteurs de fission. L'avantage d'une telle possibilité est d'ouvrir aux réacteurs de fusion des perspectives plus encourageantes, compte tenu des difficultés qui restent à ^surmonter [nous ne retiendrons pas le détail des arguments financiers donnés par H. Bethe, arguments trop con- joncturels ou incertains!. La deuxième remarque concerne les progrés de la physique des particules.

Il a été récemment proposé par Zweig

[II

d'utiliser les diquarks de charge -4/3 pour catalyser les

réactions nucléaires en particulier le cycle D D

.

Une des principales difficultés prévues serait liée à la capture du quark (à renouveler !)par un noyau d'He3. Les premières estimations de la probabilité de capture d'un quark lors d'une réaction D D , qui avaient conduit à une probabilité de 1 'ordre de 2%

semblent optimistes d'un ordre de grandeur [27.

3. Confinement d'un plasma.

La fusion thermonucléaire peut présenter donc bien des avantages ; toutefois, un important effort de recherche reste indispensable, car on ne sait pas encore réaliser un réacteur produisant de L'é- nergie à partir des réactions de fusion.

C'est que le est d'une extrème dif- ficulté scientifique et technique : une réaction de fusion est une réaction nucléaire, c'est à dire qu'elle ne peut avoir lieu que si les deux noyaux sont séparés par une distance qui est de l'ordre de la portée des forces nucléaires, soit environ 10-12 cm ; or, à ces distances, la répulsion coulom- bienne entre particules chargées (les noyaux de deutérium et de tritium portent chacun une charge unité) est considérable, correspondant des éner- gies potentielles de dizaines, voire de centaines de keV. Les noyaux ne peuvent entrer en réaction que si leur énergie cinétique est suffisante pour vaincre cette barrière coulombienne.

Cela n'est possible que dans un plasma, à une température d'au moins une dizaine de keV, soit de l'ordre de la centaine de millions de degrés (leVN 11 600K). A ces températures, les électrons norma- lement attachés au noyau des atomes neutres sont le plus souvent arrachés, et un gaz devient totalement ionisé : c'est un plasma, dans lequel les électrons de charge négative et les ions de charge positive circulent librement.

Les plasmas sont très courants dans la nature, de Lawson qui sera expliqué dans la suite de l'ex- notamment en astrophysique : nous en utilisons sur

terre, par exemple pour l'éclairage (tubes fluores- cents). Mais, aux températures extrêmement élevées nécessaires pour la fusion, la pression exercée par un gaz, ionisé ou non, sur son environnement devient considérable, et tend à le désagréger presque ins- tantanément, s'il n'est pas adéquatement confiné.

C'est 1; le principal problème que pose la fusion thermonucléaire contrôlée : confiner un plasma de façon utilisable, c'est le maintenir pendant suffi- samment longtemps & une densité et & une températu- re telles que l'énergie libérée par fusion soit supérieure à l'énergie investie dans la création et dans le maintien du plasma.

Le soleil est un réacteur thermonucléaire sta- ble, à nos échelles de temps ; dans ce cas, le con- finement est assuré par les forces de gravité, qui maintiennent les particules & proximité les unes des autres ; d'autre part, les couches externes du soleil assurent un isolement thermique suffisant pour que sa température de rayonnement

-

^environ

6 0 0 0 K

-

soit très inférieure à la température du plasma thermonucléaire. Mais on voit immédiatement que cette solution séduisante est difficilement transposable à notre échelle.

En fait, deux voies d'approche sont possibles sur terre, pour réaliser la fusion thermonucléaire contrôlée, (c'est & dire à des fins pacifiques !) :

3.1. Le confinement magnétique étudié depuis 1950, utilise les forces induites par un champ ma- gnétique sur les particules chargées pour empêcher le plasma de se diluer. Le but est de réaliser un plasma ayant une température de l'ordre de 1 0 k e ~ confiné pendant environ 1 s avec une densité d'en- viron 1014 particules cm-3. L'ensemble de ces pro- priétés est nécessaire pour satisfaire au critère

posé. Parmi les configurations magnétiques possi- bles, le Tokomak qui a la géométrie toroidale (basé sur le confinement topologique du

lasm ma),

repré- sente une voie très prometteuse.

Les meilleurs résultats (température de 6 K e V , densité de 1014 cm-3, avec un temps de confinement de l'énergie de l'ordre de 0,05S)ont été obtenus en 1978 aux USA sur la machine PLT du Laboratoire de Princeton. Les-meilleures performances précé- dentes étaient celles de la machine TFR du Labora- toire du Centre dtEtudes Nucléaires du CEA à Fontenay aux Roses. Le Tokomak fait actuellement l'objet d'une recherche très soutenue dans le monde industriel : avec le projet JET, il est au centre de l'effort européen dans le domaine de la fusion.

3.2. Le confinement inertiel, proposé dès 1961 pour la fusion contrôlée, mais plus Particulière- ment étudié depuis 1972, repose sur l'idée que dans un milieu extrèmement dense, où la matière est comprimée à des densités de l'ordre de cent à dix mille fois la densité du solide ordinaire, le taux des réactions de fusion peut être suffisant, si la temperature est assez élevée, pour qu'une fraction substantielle de l'énergie thermonucléai- re soit libérée enuntemps très court, de l'ordre de la fraction de nanoseconde ( l m = 10 s).Or, -9

cette durée de vie correspond au temps caractéris- tique d'explosion d'un milieu comprimé et soudain libéré, qui est déterminé par l'inertie de la ma- tière. C'est le principe utilisé & grande échelle pour réaliser les engins thermonucléaires.

L'objectif de la fusion par confinement iner- tiel est donc d'obtenir en laboratoire de telles microexplosions de manière reproductible, 1'6- nergie libérée par fusion thermonucléaire devant être plus grande que l'énergie investie pour

amorcer la réaction.

Pour comprimer et chauffer de petits grains de matière, l'utilisation d'un faisceau laser repré- sente actuellement la technique la plus intéressan- te et la plus prometteuse de cet exposé. Cependant, une fois certains essentiels résolus, il n'est pas impossible que d'autres techniques met- tant en jeu des faisceaux d'électrons ou d'ions lourds entrent en concurrence avec le laser.

4.

Principe du confinement inertiel par laser.

-

Pour utiliser de façon pratique la fusion thermonucléaire en tant que source d'énergie, il faut que l'énergie investie dans le chauffage du plasma soit assez nettement inférieure à l'énergie libérée par les réactions de fusion. En effet, on peut admettre que seuls les neutrons thermonucléai- res sont effectivement utilisables, le reste de l'énergie étant perdu sous forme de rayonnement très peu absorbé par la première paroi du réacteur, où se fait l'échange d'énergie, et donc inutilisa- ble.

L'énergie investie dans un centimètre cube de DT s'écrit :

où nD et nT sont les densités volumiques (en cm-3) de deutérium et de tritium dans l'échantil- lon ; k est la constante de Boltzmann et T est la température.

D'autre part, l'énergie libérée par fusion en un temps z est :

E Q = nDnT < Q v > W ? fusion

où < B v > est le taux de la réaction, donné en figu- re 1, et W est l'énergie libérée par chaque réac- tion élémentaire de fusion (par exemple, 2.82.10 -12 J pour la réaction DT). Compte tenu de l'énergie

perdue par rayonnement, la condition

Echauffage

-

^Efusion aboutit au critère de Lawson n ' C l 10 l4 cm-3 s

qui relie donc la densité n et le temps de confi- nement 7 (la valeur donnée ici correspond à la tem- pérature optimale d'environ 10keV; les unités uti- lisées ne sont pas toujours cohérentes entre elles, et il faut être vigilant lors des applications nu- mériques, mais elles correspondent à l'usage très général). Ce critère signifie qu'un mélange DT por- té à une température de lOkeVet à une densité de 1 0 ~ doit rester confiné au moins 10 ~ ns pour que l'énergie produite par fusion soit supérieure à l'énergie investie, qui n'est virtuellement pas récupérable utilement.

Le critère de Lawson est en général formulé de façon légèrement différente pour les plasmas à con- finement inertiel :

-

d'une part, le temps de confinement z est grosso modo égal au temps de désassemblage inertiel du granule, soit

z

"

R/V

où R est le rayon du granule et où v est la vitesse du sondansle deutérium

-1 7

v (cm s ) = 3,5.10 C ~(ke~)!T''~

-

d'autre part, la densité volumique n est remplacée par la densité massique P ; pour le mélange DT,

La densité massique du deutérium solide non comprimé est P =0,2g cm -3

.

Le critère de Lawson devient alors une relation entre la densité massique p et le rayon R du granu- le ; à ^{lOkeV, il faut}

-2 -2 P R > 5.10 gcm

Le produit D R a les dimensions d'une opacité.

Ce résultat correspond

2

une faible fraction (w 19) de combustible utilisé réellement pourdesréactions de fusion. Pour obtenir une combustion de

505

on doit augmenter le P R de deux ordres de grandeur!

La réabsorption des a, mentionnée plus loin, appa- rait alors comme un élément bénéfique essentiel du schéma proposé (Le r8le des a est aussi important pour la fusion magnétique et figure comme un objec- tif essentiel du JET).

Ce critère, qui est une fonction de la tempé- rature du plasma, permet une première discussion rapide du domaine dans lequel il est possible d'uti- liser un plasma de DT en vue de la fusion thermonu- cléaire (fig.2) ; on voit que ce domaine, relative- ment étendu, est difficilement accessible en labo- ratoire.

Du point de vue pratique, la méthode la plus simple, a priori, semblerait être le chauffage di- rect d'une cible sphérique contenant le mélange DT.

P R nT

g . ~ m - 2 ~ . ~ m - 3 temps trop long: fuites de

I I

particules ?rom immortantes

qui peut s'écrire, en faisant apparaitre le produit p R

En l'absence de compression, pour du deutérium solide, p = 0,2 g cm-3 et pour atteindre le critère de Lawson avec un temps de désassemblage de 2,511s (ce qui impose un rayon de l'ordre de 0,25cm), il fau- drait une énergie laser

et donc une puissance

L'état actuel de la technique ne permet pas, et deloin, d'atteindre de telles énergies en des temps aussi brefs. De plus, un plasma au seuil de Lawson est totalement transparent aux particules a

(noyaux d'hélium) produit par les réactions thermo- nucléaires, qui ne contribuent ainsi pas du tout au . .

chauffage ; c'est très défavorable puisque cela im-

pertes pose que toute l'énergie provienne du faisceau la-

ser. Or, aux énergies caractéristiquesdesréactions

temps trop court. fraction brulée trop faible

Fig. 2. Domaine de fonctionnement d'un réacteur thermonucléaire utilisant les réactions DT (zone hachurée)

.

Soit Ei l'énergie nécessaire pour porter 1 g de mélange DT à une température de IO 8 K (10 keV)

.

^On

vérifie facilement que cette énergie est de 3,8.10 8 J.

Pour porter 10keVune cible sphérique de ra- yon R et de densité massique P , il faut une énergie laser

DT, l'opacité a est de 1 'ordre de 0,3 g cm-2.

Il est donc nécessaire de comprimer fortement le mélange DT par rapport

2

la densité du solide pour obtenir des réactions thermonucléaires prati- quement utilisables. A p Rconstant, on note que l'énergie laser varie comme l/p 2

.

Pour une compres- sion d'un facteur 103 et pour un O R de 1 g cm -2 as-

surant une bonne réabsorption des particules a, la formule précédente, qui ne tient pas compte des a, indique qu'une énergie laser

sera suffisante. Cet ordre de grandeur devient rai- sonnable, en ce sens que les de la technique permettent d'espérer l'atteindre bientôt.

Pour atteindre un taux de compression de lo3, il est nécessaire de créer dans le plasma sphérique une succession d'ondes de choc convergeant simulta- nément au coeur de la cible. Pour cela, la forme temporelle de l'impulsion laser doit être soigneu- sement ajustée;une forme adéquate, proposée initi- alement par Nuckolls, est représentée en figure

3.

Fig. 3. Variation en fonction du temps de l'in- tensité laser arrivant sur un granule pour assurer la compression optimale de région centrale (profil de Nuckolls).

Le schéma de principe de la fusion laser est donc le suivant :

On irradie au moyen d'un laser, de façon aussi isotrope que possible, un granule sphérique de com- bustible thermonucléaire, c'est à dire pour l'ins- tant de mélange DT, les taux de réaction du mélange DD étant beaucoup moins favorables (fig.1).

L'énergie optique est absorbée

à

la périphérie du granule, dans un plasma dense et chaud (fig.4).

Cette énergie-qui apparait sous forme thermique dans le plasma, diffuse vers les régions internes plus froides du granule par conduction thermique, élevant ainsi la température du solide. En même temps, la pression consécutive à cette augmentation de température engendre une onde de compression qui

se propage vers l'intérieur du granule.

On peut décrire simplement cette compression par analogie avec le fonctionnement d'une fusée. En effet, le solide chauffé se détend vers le vide avec une vitesse élevée et met en mouvement le mi- lieu matériel dans la direction opposée à ^l'éjec- tion de matière. L'onde de compression induite par ce mécanisme d'ablation permet d'accroPtre la densi- té du coeur de la cible.

La température du coeur croPt également, mais il faut que cela soit suffisamment lent pour que la pression cinétique du milieu chauffé ne s'oppose pas à la force de compression, ce qui en diminuerait

l'efficacité. La compression doit donc être isen- tropique, c'est-à-dire que llélévation de tempéra- ture doit rester aussi faible que possible. C'est 1; également une considération qui doit régir la forme temporelle du dépôt d'énergie laser.

Dans une telle évolution, où les effets de chauffage sont minimisés en cours de compression, l'élévation de température du combustible est obte- nue brutalement, en fin de compression, par appari- tion d'un point chaud au coeur du granule. Les réactions de fusion s'amorcent en ce point, émet- tant des particules a qui sont réabsorbées dans le milieu environnant; elles en accroissent la tempé- rature et assurent ainsi l'amorçage de la combus- tion.

4't;'milieu non perturbé

Fig.

4.

Interaction du rayonnement laser

à

haut flux avec un granule sphérique.

onde de compression Te

/---

Co

Fig. 5. Profils de densité et de température en cours de compression.

Fig

.

6 . Rapport Efusion/Elaser en fonction du taux de compression, pour trois valeurs de l'énergie laser; la courbe en pointillés correspond au cas od la réabsorption des particules n'est pas prise en compte (d'après Nuckolls, Emmet et Woods, Physics Today).

Ceschémad7ensemble est résumé en figures 4 et 5.

»ans ces conditions, et en tenant compte de la réabsorption du rayonnement a, on montre que des rendements supérieurs à l'unité peuvent être atteints avec des lasers délivrant des puissances supérieures, à celles que l'on sait réaliser actuel- lement, mais qu'il n'est pas déraisonnable d'espé- rer atteindre dans un avenir proche (fig.

6).

Ce schéma dè principe n'a pu être appliqué sur les installations disponibles

à

ce jour. Il faut en effet pouvoir disposer, comme l'indique la fig. 3, d'une énergie de l'ordre de 30 kilo-joules en moins de 10 s (ce qui correspond -9 à une puissance de l'ordre de 30 TW!).~ussi la plupart des expé- riences effectuées ont utilisé un pousseur explosé.

Le principe en est très simple _: on dépose l'éner- gie dans une coquille (de verre par exemple) qui se volatilise; la moitié de l'énergie cinétique ainsi libérée sert à comprimer le matériau disposé à l'intérieur de la coquille, l'autre moitié à ^former un plasmacoronal chaud. Le pousseur explosé est plus efficace que l'ablation pour des compressions finales inférieures à 100 (et vice et versa).

A ce stade de notre présentation, il est indispen- sable de donner quelques informations sur les pro- priétés élémentaires des cibles sphériques utili- sées, dont on trouve une illustration schématique sur la fig. 7.

Fig. 7. Cibles pour confinement inertiel.

Disons tout d'abord que beaucoup de résultats expé- rimentaux sont obtenus sur cible plane, si l'on ne dispose que d'un faisceau laser ou si l'on ne s'in- téresse pas à la compression. Pour.une énergie dis- ponible du laser de l'ordre du kilo-joule

(2

^titre d'exemple) on a deux types extrèmes d'expériences :

Sur cible de rayon Imm, en un temps de 10 s, -9 ce qui correspond à des flux de quelques loi4 watt

- 2

cm

.

Sur cible de rayon de O,lmm, en un temps de 10-Io s ce qui correspond

à

des flux supérieurs à 1016 watt cm-2

.

^Le premier type porte sur 1 'hydro- dynamique dans des conditions peu performantes mais

les plus "classiques'> possibles et a été surtout utilisé en URSS au Lebedev par l'équipe de Basov.

Le deuxième type porte sur les phénomènes non classiques, qui résultent de l'interaction turbu- lente entre le champ électrique imposé et le plasma formé (nous donnerons dans la dernière partie des indications plus précises sur les phénomènes physi- ques concernés.) Sur la fig. 7, on remarque que le combustible peut être gazeux ou solide mais surtout que l'on a disposé dans la cible à ablation une couche de matériau lourd (à ^Z élevé) dont le rôle est double. En effet, les mécanismes d'absorption du champ électromagnétique produisent un plasma à deux températures électroniques. La composante chaude (10- 100keV)peut pénétrer à l'intérieur de la cible et la chauffer avant compression ce qui est défavorable au principe de la compression isen- tropique. Le matériau lourd freine les électrons et les arrête tandis que le rayonnement X ainsi pro- duit est un ingrédient supplémentaire très efficace pour la compression du solide. Les principes que nous venons d'exposer sont, pour la plupart, com- muns au confinement inertiel par faisceaux d'élec- trons ou faisceaux d'ions. Sans prétendre faire un exposé exhaustif (on se reportera utilement à la référence 3) il est intéressant de comparer les possibilités actuelles de ces différents moyens.

Les faisceaux d'électrons relativistes peuvent être produits avec des rendements énergétiques très supérieurs (-

50$)

à ceux des lasers

IO-^

^{pour le}

-2 2

Neodyme, quelques 10 pour le CO ) mais ils ont deux défauts : le premier est la lenteur relative des impulsions à l'échelle de quelques 10 s et le -8

second de déposer leur énergie sur une épaisseur beaucoup plus grande de matériau : 1 cmpour le mé- lange DT, une fraction de mm dans l'or. La cons&- quence de ces deux remarques est que dans ce cas, R est grand et p peut être plus petit ; une

compression de 100 est suffisante et on peutadopter le principe du pousseur explosé (une feuille d'or).

Une optimisation conduit à des chiffres de l'ordre de 103 TW [correspondant à un courant de

log

Amp

:!

pour une démonstration de fusion; ce chiffre dépas- se d'un ordre de grandeur celui de la puissa;ice ma- ximale des installations actuelles [3!. Une expé

-

rience de compression du gaz d'un facteur 10 a 3 néanmoins été réussie en 1975 à 1'InstitutKurchatov de Moscou.

La fusion inertielle par faisceaux d'ions sem- ble plus prometteusecar la distance d'arrêt et de dépôt d'énergie dans un matériau est d'un ordre de grandeur plus petit que celle des électrons. Les faisceaux d'ions lourds énergétiques notamment ont l'avantage supplémentaire (par rapport aux ions lé- gers) de nécessiter des courants plus faibles, à puissance donnée. On envisage actuellement d'utili- ser les grands accélérateurs pour fabriquer les impulsions d'ions nécessaires.

5. La fusion thermonucléaire par laser en France et dans le monde.

-

Ce schéma général de production d'énergie ther- monucléaire par confinement inertiel fait appel aux techniques utilisées dans les engins militaires 11 a été déclassifié en 1972 par des chercheurs du centre de Livermore (Californie) à l'occasion de la Conférence Internationale dlElectronique Quantique, Bien qu'il ne mette en jeu que des notions apparam- ment assez simples, il implique de maîtriser de vastes domaines de la physique, puisqu'il fait si- multanément intervenir la physique des plasmas, la physique atomique, l'hydrod~namique, les techniques de simulation numérique, ~'éiectronique~.l~optique.

Nombre de problèmes essentiels restent encore

à

résoudre et font l'objet d'un effort de recherche international considérable.

C3-86

Aux Etats-Unis, le Département de lVEnergie coordonne autour de ce thème l'action d'un millier de chercheurs dans les laboratoires nationaux de Livermore et de Los Alamos, à l'université de Rochester, au Naval Research Laboratory, ainsi que dans 1 'industrie privée (KMS,

à

Ann Arbor, dans le Michigan). C'est aux Etats-Unis que sont opération- nels les lasers les plus puissants : le laser à ^néo- dyme (1,06pm) à vingt bras 'IShiva" de Livermore et le laser au gaz carbonique (10,6pm) à huit bras de Los Alamos délivrent chacun une puissance de 15 TW environ. Les projets et les installations en cours de réalisation devraient permettre d'atteindre entre 1981 et 1983 des puissances de 100 à 300 TW et d'a- boutir à une évaluation précise et complète de la faisabilité scientifique de la fusion thermonucléai- re par laser.

Les derniers résultats dévoilés lors des récen- tes conférences internationales de San Francisco et de San Diego en février 1978 ont mis en évidence les considérables effectués dans ce domaine. Des réactions de fusion ont d'ores et déjà été obtenues dans des cibles gazeuses compri- mées d'un facteur 1 00 O

,

ce qui correspond à ^des densités de matière de l'ordre de 10 fois la densi- té du solide. La production de neutrons pour chaque tir est passée de lo5 (début 1976) à 1,5.10 (mi 9 1977), et à quelques 10'' (mi 1979). Ces neutrons sont indiscutablement d'origine thermonucléaire.

L'énergie correspondante ( 4 mJ) reste encore très faible devant l'énergie investie, mais devrait croî- tre substantiellement dans un proche avenir. D'autre part, des températures de IOkeV, convenant donc à un réacteur de fusion, ont été obtenues, avec des gains en énergie thermonucléaire dus à la réabsorp- tion des a de l'ordre de 10 -2

.

La compétition reste encore entiérement ouverte entre le laser .à ^néodyme et le laser

à

^COs ; si son efficacité était

démontrée, ce dernier laser serait particulièrement intéressant par sa relative simplicité de mise en oeuvre et par ses cadences de récurrence élevées.

Des programmes utilisant des lasers de grande puissance, supérieure au térawatt, sont également en cours au Japon, en U.R.S.S., en Allemagne, en Angleterre. En France, c'est la Direction des ap- plications Militaires du Commissariat à 1'Energie Atomique qui dispose actuellement, à Limeil, des moyens lasers les plus importants d'Europe.

Cependant, dans ce domaine comme dans bien d'autres, le dans la voie des applications suppose un général de nos connaissances fondamentales ; certains des principes de base qui régissent le couplage de l'énergie laser à ^{la ciblg} puis l'évolution du plasma, restent encore presque totalement incompris. C'est pourquoi, dans tous les pays, les plus grands programmes nationaux de recherche appliquée, qui sont évidemment indispensa- sables mais qui mettent en jeu des moyens très lourds, sont étroitement couplés à des programmes théoriques et expérimentaux dlétudes fondamentales.

Or, la plupart des expérimentations concernant la physique de base sont actuellement effectuées avec des lasers d'une puissance allant de 0,1àiTW, produisant des impulsions d'une durée de l'ordre de

la centaine de pico-secondes.

En effet, ces impulsions, très brèves et étroi- tement focalisées sur des cibles de petites dimen- sions, correspondent à des flux par unité de temps et de surface comparables à ceux des plus gros lasers, dont l'impulsion dure.plus longtemps et est focalisée sur une cible plus volumineuse. Elles permettent donc d'étudier avec une excellente pré- cision et dans des conditions très reproductibles et aisément contrôlables les principaux aspects du couplage de l'énergie laser à la cible.

Si l'on considère qu'un laser comme Shiva ne

délivre que quelques centaines de tirs par an, à ^un coQt de l'ordre de 80 OOOFpar tir (nouveaux, bien entendu), alors qu'un laser d'une fraction de téra- watt délivre plusieurs dizaines d'impulsions par jour, à un coQt inférieur à 1 OOOFpar tir, on voit que des installations de puissance relativement mo- deste sont indispensables pour valider les résul- tats, pour mettre au point de nouvelles méthodes de diagnostic, pour tester assez librement, sans

1

risque excessif, des idées nouvelles.

Le travail est actuellement intense dans le monde sur ces questions de physique fondamentale, et donne lieu à de nombreux échanges de chercheurs, notamment entre les Etats-Unis, la Grande-Bretagne et la France.

En France, étant donné le caractère pluridisci- plinaire de ce domaine de recherche et son intérêt pour des objectifs civils, le Centre National de la Recherche Scientifique a décidé de faire un effort de recherche sur les plasmas à confinement inertiel crées par laser, en collaboration étroite avec 1'Ecole Polytechnique. Dans ce but, il a créé en 1977 Un Groupement de recherches coordonnées sur l'Interaction ~aser-Matière (GILM) qui permet aux équipes intéressées de disposer des moyens néces- saires à une activité soutenue _; notre pays est ainsi

à

même de contribuer efficacement aux grands programmes internationaux dans ce domaine.

6. La physique du confinement inertiel.

-

6.1. Le plasma et les diagnostics

Dans l'état actuel de ses résultats, le con- confinement inertiel par interaction Laser matière est une source de nouveaux sujets de recherche ex- périmentaux et théoriques de la physique du plasma (au sens large du terme). Donnons tout d'abord les propriétés caractéristiques du milieu physique à

étudier, en distinguant les trois zones principales d'une cible en interaction avec la lumière inciden- te.

La zone d'ablation est dominée vers l'exté- rieur (la couronne) par le dépôt d'énergie et par le transport thermique vers le combustible intérieur L'absorption de l'énergie s'effectue au voisinage de la densité critique (qui correspond à une fré

-

quence plasma de l'ordre de la fréquence du laser:

Rappelons que pour le CO2

,

¹ = 10 p et n ''01

et pour le néodyme h = lp et nc5 10 cm-3 21

.

^{Ces sim-}

ples chiffres expliquent que le couplage (en uti- lisant la physique connue, de l'équilibye thermody- namique qui en fait ne s'applique pas ! ) entre le laser et le solide (nsN loZ3 ₎ est d'autant plus efficace que h est plus petit. Du côté vide le plasma coronal formé par l'ionisation du solide

--- ---

et chauffé par le laser est en expansion superso- nique et isotherme (fig. 5; et forme une couronne dont l'échelle varie suivant les conditïons expérL- mentales de quelques dizaines à quelques centaines de p. Au voisinage de la coupure l'échelle est très petite, de l'ordre d'un p ; en effet, le champ électrique du laser peut localement atteindre 10 11 volt/m cpour une puissance de l'ordre de 10 TW disponible sur

hiv va!

et la pression de radiation excède alors la première cinétique, ce qui conduit à un raidissement considérable des profils. Cet effet permet d'espérer que le couplage entre le champ électromagnétique du COs et le solide se pro- duira à une densité beaucoup plus grande que la densité nominale de coupure (et compensemainsi son handicap par rapport au néodyme). Du c8té soli- de, la zone d'ablation se caractérise par des gra- dients thermiques qui sont à l'origine d'une tur- bulence qui limite la conductivité thermique.Nous avons déjà indiqué les caractéristiques principales de la ~ ~ b & ~ - ~ g g p r i m é e .

Une double caractéristique des trois zones Avec les lasers de puissance, on sait que indiquées est de nécessiter des mesures à l'échelle le plasma produit par ionisation du solide forme du Jl avec une résolution de 10 -11 S . Dans lacouron- une couronne en expansion supersonique dans laquelle ne, on mesure les profils de densité par interfé-

rométrie U.V (par exemple en quadruplant la fréquen- ce du néodyme), on effectue un bilan optique de la lumière absorbée et rétrodiffusée ainsi que le spectre d'énergie des ions par des collecteurs de charge et celui des électrons par l'analyse du ra- yonnement X de freinage. Dans la zone de compres- sion, on mesure les émissions X par photographie ultra-rapide, ombrographie et spectroscopie des raies atomiques (effet Stark). On mesure également

le nombre et le spectre d'énergie des neutrons et des a par temps de vol ou activation des cibles.

Ces diagnostics sont d'une utilisation diffici- le mais leur développement conditionne la compré- hension et les du sujet. Ils sont complétés par une utilisation assez systématique des codes hydrodynamiques pour l'interprétation et la prévi- sion des résultats expérimentaux. Il est en effet apparu indispensable de corréler les résultats expérimentaux trop fragmentaires, ponctuels ou in- tégrés. Les modèles utilisés sont devenus si com- plexes par la diversité des à inclure et la résolution spatio -temporellequlilsnécessitent un développement spécifique sous forme de codes hydrodynamiques extrèmement lourds dont la solution numérique utilise les plus gros ordinateurs (et dont certains aspects, trop proches des engins thermonucléaires restent classifiés). Néanmoins, comme d'habitude, un peu d'imagination et de théo- rie permettent à un organisme scientifique de se contenter de "petits codes1' de dimension et comple- xité raisonnables.

6 . 2 . ^Les théoriques posés par

les conditions sont très loin de l'équilibre thermo- dynamique. Il suffit, comme nous l'avons déjà fait, de remarquer que pour une puissance de l'ordre de 10 TW (celle disponible sur Shiva) le champ électri- que de l'onde incidente est de l'ordre de 10 11 volt/m et la vitesse d'oscillation d'un électron dans ce champ est de l'ordre de la vitesse thermi- que. Il est ainsi possible de créer des conditions pour lesquelles le champ électrique du laser est plus grand que le champ atomique.

Le premier phénomène physique important est l'absorption du champ électromagnétique par le plas- ma créé au voisinage de la fréquence de coupure.

Si on limite le flux incident fN 1014 watt/cm 2 ), ou augmente la fréquence du laser [en quadruplant par exemple la fréquence du néodyme! ou encore utilise des cibles de Z élevé, on reste dans des conditions dlabsorption classique par freinage des électrons.

Si par contre on utilise des flux élevés

IO^^!

ou de grandes longueurs d'onde [CO 2

!

on est dans des conditions où l'absorption classique est négli- geable mais où les expériences, les simulations nu- mériques et la théorie ontmontréque des mécanismes

nouveaux permettentuneabsorption importante. On peut eneffet utiliser l'effet Landau pour certaines polarisations de l'onde laser incidente convertie;

la coupure enondesélectrostatiques. On peut égale- ment utiliser les instabilités paramétriques.

C'est ce dernier domaine qui fait l'objet du plus grand nombre de travaux étant donné son importance pour les mécanismes d'absorption mais aussi pour la réflectivité anormale du plasma. Il est apparu, en effet, et par analogie avec une physique plus clas- sique on a utilisé les appellations d'effets l'interaction plasma laser

Brillouin et Raman stimulés, que la retrodiffusion

anormale du plasma pouvait être préjudiciable au schéma proposé. C'est un point qui reste important et mal compris mais il semble que la pénétration de la lumière vers la zone d'ablation se fasseplus facilement qu'on pouvait le craindre. Un certain nombre d'autres effets non linéaires sont à ^atten- dre, comme par exemple la création de champs magné- tiques localisés mais intenses (10 Gauss 7 !)

.

Si l'on pénètre vers l'intérieur de la cible, dans la zone d'ablation, on rencontre une difficul- té, essentielle pour les expériences actuelles, qui réside dans la réduction turbulente de la conducti- vité thermique. En effet le contact d'un milieu

trés chaud et d'un solide froid produit d'énormes gradients thermiques qui sont,comme cela est habituel dans un plasma hors d'équilibre à ^l'o- rigine d'inversions locales de populations qui con- duisent

à

une turbulence électrostatique (ondes so- nores) ou électromagnétiques (ondes dtAlfven)

.

Ces phénomènes, qui sont une conséquence indi- recte et controversée de l'interprétation des mesu- res par les codes numériques, sont fort importants car ils conditionnent l'efficacité du couplage entre la source d'énergie et la cible dans tous les schémas de fusion inertielle.

Terminons en parlant d'un aspect important du confinement inertiel. Comme nous l'avons indiqué, il faut comprimer la matière par un facteur lo3 ou 104 ; un plasma suffisamment froid dans ces condi- tions peut être dans un état fortement corrélé les coefficients de transport et la physique atomi- que d'un tel plasma font l'objet de travaux théori- ques et numériques très intéressants.

Nous avons mentionné

à

plusieurs repyises le mot "numériquen. Les difficultés de l'étude théori-

physiciens et les mathématiciens appliqués

à

fabri- quer des modèles à une et deux dimensions qui per- mettent de suivre le comportement du plasma dans l'espace des phases. Ces modèles, comme les gros ordinateurs, sont en plein développement et cons- tituent un outil très précieux pour les du sujet.

7. Conclusion.

-

Les sont extrèmement rapides dans la voie de la fusion thermonucléaire à confinement

inertiel ; il semble raisonnable d'espérer que, d'ici à quelques années, la faisabilité scientifi- que de cette voie aura été démontrée, grâce

2

la convergence des efforts de recherche fondamentale et appliquée menés dans les grands pays industria- lisés.

8. Références.

-

[ 1: Zweig, Science,

201,

973(1978).

[27 M. Rosenbluth, Some coments on quark catalysis Preprint 342.0579, Centre de Physique Théorique de 1'Ecole Polytechnique, 91128 Palaiseau, France.

[3? H.J. Doucet et J.M. Buzzi, Physique des fais- .

ceaux intenses d'électrons relativistes et , applications, Rapport PMI 849 (1978), Ecole Polytechnique, 91128 Palaiseau, France.

que et expérimentale d'un plasma anisotrope, inhomogène et turbulent ont en effet conduit les