IMPLOSION PAR LASER

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IMPLOSION PAR LASER

C. Patou

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IMPLOSION PAR LASER

C. PATOU

Commissariat à 1'Energie Atomique

Centre d'Etudes de Limeil, BP 27,94190 Villeneuve Saint Georges, France

Résumé. - Après avoir rappelé les concepts sur lesquels se fonde l'implosion par laser, on décrit

les processus physiques mis en jeu et leur limitation. Des résultats de calculs numériques sont pré- sentés pour illustrer ceux-ci. On présente le point actuel des expériences dans les divers laboratoires, les résultats obtenus et les buts actuellement poursuivis.

Abstract. - The main ideas, the physical processes involved in laser induced implosion and their limitations are related. These are illustrated with the results of numerical calculations. We present also the most important experiments performed in different laboratories.

1. Introduction. - Les principaux paramètres qui

interviennent dans le bilan d'énergie d'une expérience de fusion sont la température, la densité et la durée de vie (temps de confinement) du milièu fusible.

La température doit être suffisamment élevée pour que le chauffage du combustible par les produits des réactions de fusion compense les pertes par rayonnement. Pour un mélange équimoléculaire de deutérium et de tritium les évaluations de cette température minimale dues à Post sont d'environ 4 keV.

L'énergie libérée par unité de volume pendant le temps de confinement t, vaut :

n est la densité du milieu, ( ou ) est la moyenne du produit de la section efficace par la vitesse relative des noyaux qui fusionnent et Q l'énergie libérée par une réaction de fusion [l].

Dans le cadre des expériences de fusion par confine- ment inertiel dont il est question dans cet exposé, on prend pour t, une valeur sensiblement égale au

rapport du rayon du combustible par la vitesse du son Cs

r

Tc%,.

L s

Si r, est le rayon initial du combustible et n, sa

y coefficient polytropique, k constante de Boltzmann, T température du milieu et mi masse des ions. On retiendra comme ordre de grandeur pour du DT :

pour T = 10 keV, Cs vaut environ 10' cm/s. On sait de plus que pour obtenir un bilan d'énergie positif, c'est-à-dire une production d'énergie par les réactions de fusion ( WfUsi,,J supérieure à l'énergie investie il faut satisfaire au critère de Lawson qui s'exprime par :

nt, > 3 x 1014 ~ . c r n - ~

remplaçant t, par r/Cs ; il vient pour T = 10 keV nr > 3 x cm-2

on exprime souvent ce critère en remplaçant n par une masse spécifique, ce qui pour le mélange DT se traduit par :

pr N 1 g/cm2.

Quant à l'énergie laser à fournir, elle est propor- tionnelle à la température et à la masse du combustible ;

nous écrirons pour une température donnée :

densitk initiale, il vient :

Pour pr fixé et T donné, on voit ainsi que l'énergie

avec

laser à investir est inversement proportionnelle à la densité du combustible au carré, ce qui montre claire- ment l'intérêt de la compression.

Divers auteurs ont cherché à préciser l'ordre de grandeur de l'énergie laser minimale à fournir à une cible de DT solide pour obtenir en fin de compression

C3-80 C. PATOU

les valeurs de pr et T requises pour un bilan énergé- tique positif. Des valeurs précises restent difficiles

à évaluer ; pour pouvoir le faire, il serait nécessaire de mieux connaître la fraction de l'énergie laser incidente sur la cible utilement absorbée et le rende- ment hydrodynamique pour ne mentionner, par exemple, que ces deux processus. Néanmoins, le kilojoule de rayonnement laser absorbé par micro- gramme de cible DT est un ordre de grandeur que l'on peut prendre comme repère pour obtenir autant d'énergie de fusion que d'énergie laser délivrée à la cible. Les masses des cibles seraient de quelques dizaines de microgrammes.

Dans le cadre de cette conférence nous n'aborderons pas les problèmes liés à l'absorption de l'énergie laser pour nous attacher surtout à ceux de l'implosion. Nous rappellerons les concepts de base de cette dernière et nous analyserons le résultat des premières expériences.

2. Pression nécessaire pour une compression efficace du mélange DT. - Pour comprimer le mélange DT à

la densité choisie, il faut appliquer une pression dont nous montrons sur la figure 1 les variations en fonc- tion de la compression plp,. Pour p/p, = Io3, on voit que cette pression vaut environ 10'' bar et ce

qui correspond à une densité de flux d'énergie de l'ordre de 1017 W/cm2 pour une vitesse d'implosion de 3 x IO7 cm/s [2].

a i o n d'absorption

'

Q

i ~ n c a

dusilà eritiquo

FIG. 1. - Variations de la pression et de la densité de flux d'énergie correspondante au niveau du combustible en fonction de la compres-

sion.

Examinons le schéma reproduit au bas de la figure 1. On y voit le profil de densité dans la cible au moment de la focalisation en fonction de la distance au centre. Comme on le sait l'énergie laser s'absorbe à une den- sité dite de coupure ou densité critique telle que la fréquence plasma soit égale à la fréquence de l'onde laser incidente.

Pour les lasers dont le rayonnement est dans le domaine visible ou l'infrarouge, cette densité est bien

inférieure à la densité du solide. Dans la mesure où la puissance laser déposée dans cette région est intégrale- ment transmise à la frontière de la zone comprimée, on constate que la densité de flux d'énergie à la cou- pure pourrait être réduite dans le rapport du carré des rayons correspondants à la zone comprimée et à la densité de coupure. Un rapport 10 entre ces rayons ramènerait la densité de flux laser absorbée à 10'' W/cm2. Encore faut-il s'assurer que l'énergie laser déposée puisse être correctement transmise à la région comprimée.

3. Etablissement de l'hydrodynamique. Ablation.

-

Sur la figure 2, nous avons reproduit schématiquement les profils de densité, température et pression au cours de l'implosion.

Nous supposons que le choc centripète résultant du dépôt d'énergie à la densité critique se propage au sein

FIG. 2. - Variations schématiques de la densité, de la température et de la pression en fonction du rayon au cours de l'implosion d'une

cible de densité initiale p,.

du combustible (DT) deudensité initiale non per- turbée p,.

A l'arrière du choc se trouve le front d'ablation qui sépare l'espace en deux régions ; à gauche 'fa matière en mouvement possède une vitesse centri- pète, à droite la matière chauffée. par l'énergie laser absorbée puis transmise jusqu'au front d'ablation est animée d'un mouvement centrifuge.

Plaçons-nous dans la situation où l'hydrodyna- mique est établie : le temps d'établissement du profil de densité lorsqu'on utilise un laser à verre dopé au néodyme ( A laser = 1,06 pm) s'exprime par [3] :

At x 2,5 x 10W20 T~~~

.

(seconde) (T en degré)

Pour T = IO7 K on a At = 250 ps, correspondant

à IOi4 W/cm2 absorbés.

La longueur de la zone de conduction vaut : A z

-

4 x 10-l6 T 2 .

(cm) (degré)

des durées de l'irradiation laser supérieure à 250 ps

à 1014 w/cm2 et nous pourrions admettre nous trouver être en présence d'une hydrodynamique établie. En revanche, dans la deuxième situation, pour des durées d'impulsions nettement plus faibles (inférieures à 100 ps par exemple), l'hydrodynamique n'aura pas le temps de se développer au cours de l'irradiation.

Nous verrons ultérieurement que la plupart des expériences actuelles conduisent à irradier des cibles

à plus de 10' W/cmZ pendant 50 ps environ (2e situa- tion).

Ces expériences reposent alors sur un schéma très différent de celui de l'ablation et nous ne pouvons pas leur appliquer les conclusions que nous allons maintenant dégager ; nous préciserons ceci par la suite. Revenant au schéma de la figure 2, rappelons que la température à la densité de coupure est [4] :

@, étant la densité de flux d'énergie laser absorbée.

La pression à la coupure vaut :

pc

-

n,. Tc

-

@al3 1 - laser 213

où nc est la densité électronique à la coupure.

On montre aussi que la pression à l'ablation est proportionnelle à p , :

Des évaluations théoriques et des calculs nurné- riques montrent que p, vaut approximativement deux fois p, lorsque l'écoulement est monodimensionnel plan.

4. Conduction thermique. - Le schéma proposé n'est valable que dans la mesure où s'établit un véri- table équilibre entre l'hydrodynamique et la conduc- tion thermique électronique. Examinons rapidement ce dernier point essentiel au transport de l'énergie laser absorbé depuis la densité critique jusqu'au front d'ablation [3].

Le flux de conduction s'exprime par

avec la condition restrictive suivante : il faut que le gradient de température varie peu sur une distance comparée au libre parcours moyen de collision électron-électron : soit

on sait de plus que dans tous les cas le flux transporté par conduction ne peut dépasser la valeur maximale suivante :

qui est le produit de la densité d'énergie par la vitesse thermique.

Pour 1,,,,, = 1,06 Pm, nc = IO2' cm-3 et Te = 1 keV,

on constate que le flux Fm,, calculé à la coupure vaut 1014 W/cm2. Des difficultés vont donc apparaître pour conduire les 10'' W/cm2 que nous avons évoqués antérieurement.

Ceci d'autant plus que la valeur du flux limite semble devoir être abaissée par un certain nombre d'effets qui ont pour résultats de modifier A,, (champ magnétique autogénéré, turbulence.. .). L'établisse- ment d'une instabilité acoustique ionique réduit le flux maximal Fm,, qui devient :

L'examen théorique approfondi de ces phénomènes est en cours dans les divers laboratoires et on ne possède pas aujourd'hui de conclusions définitives

à ce sujet.

Nous pouvons cependant illustrer le résultat escompté de l'existence de ce flux limite. Si la densité de flux d'énergie laser absorbé est supérieure à cette limite, les électrons à la coupure sont chauffés plus rapidement qu'ils ne peuvent céder, par conduction, d'énergie aux électrons de la zone de conduction, il s'ensuit que la température à la coupure augmente (la loi en @ai3 ne sera plus valable) et les électrons énergétiques apparaissent en plus grand nombre. L'augmentation de leur libre parcours moyen a pour conséquence un transport direct de leur énergie au sein de la cible ou bien au contraire ils s'échappent vers le vide : ce faisant, il s'établit une charge d'espace propice à l'accélération des ions.

A ce sujet revenons un instant à la figure 2 pour constater que dans le schéma proposé le choc se propage dans un milieu froid ; c'est une situation favorable à l'obtention d'une bonne compression sans dépense excessive d'énergie. En revanche, si des électrons s'échappent de la zone de coupure et viennent déposer une partie de leur énergie en avant du front de choc, le milieu est préchaufé et pour une énergie laser donnée il en résulte une moindre compression. Nous détaillerons ce point ultérieurement.

Remarquons aussi sur ce même schéma qu'au niveau du front d'ablation les échanges thermiques sont réduits et qu'on se trouve être en présence d'une compression adiabatique.

C3-82 C. PATOU

laser est telle que la valeur de la densité de coupure La deuxième correspond à ce premier palier à

est très inférieure à la densité du solide 5 x IO9 W suivi au temps 6'7 ns d'un second palier

à 1,5 x 10' W. Le temps de focalisation est évidem-

(Â.iaSer

>

3 000

A)

ment le même et dans ce cas 220 J sont absorbés ;

Le troisième est composé toujours du même pre- ce rendemen& dépend peu de ll,,er et reste inférieur à _{mier palier puis après 7,6 ns à un second à 1012 W.}

10

%.

Des calculs numériques ont montré qu'il peut

très largement dépasser ce chiffre si < 1 000

A.

Dans ce cas l'énergie absorbée vaut 640 J. La masse de la cible est de 7'2 pg.

5. Compression de sphères pleines. - 5.1 COMPRES-

SION PAR SUCCESSION DE CHOCS FORTS. - NOUS allons

examiner quelques schémas théoriques de compres- sion de sphères pleines de DT solide, pour nous permettre de dégager quelques conclusions simples. En fait, les cibles réellement utilisées actuellement sont différentes pour des raisons qui apparaîtront ultérieurement.

L'absorption par la matière du rayonnement laser a pour conséquence la propagation d'une onde de choc qui précède l'onde thermique subsonique. Dans le cas d'un choc plan, la compression maximale qu'on puisse obtenir vaut :

Les caractéristiques moyennes de la partie dense de la cible apparaissent sur la figure 4.

On y constate que pour un seul choc la compression moyenne vaut 8 et la température quelques électrons- volts. On améliore notablement la température en augmentant la puissance laser absorbée mais on constate que la densité reste très modeste. Le phéno- mène de l'onde de choc est un processus irréversible et on est assez loin d'une bonne utilisation de l'énergie. Il est nécessaire pour améliorer ce bilan de mieux s'approcher d'une compression isentropique.

avec y = 513, ce rapport vaut 4.

Avec l'effet de convergence on peut obtenir une compression de 15 avec une onde de choc sphérique. En imaginant que le front avant du choc se réfléchisse alors que l'arrière du choc progresse encore vers le centre, on obtient une compression de 30 au maximum. Pour augmenter la compression, on peut imaginer de créer une série de chocs forts successifs correcte- ment synchronisés pour qu'ils parviennent au même instant au centre de la cible.

FIG. 3. - Impulsions lasers constituées d'un ou de deux paliers adaptés à i'irradiation d'une sphère pleine de DT de 400 pm de

diamètre.

Sur la figure 3, nous avons reporté la variation temporelle de trois puissances laser absorbées sur une cible de DT de 400 pm de diamètre.

La première est un palier à 5 x IO9 W ; il lui correspond un temps de focalisation de 8,21 ns et 41 J sont absorbés par la cible ;

FIG. 4. -Diagramme thermodynamique de la partie dense de la cible.

Dans le cas illustré ici et pour la dernière des trois impulsions laser, on ne dépasse pas 100 J par pg de la cible; pour augmenter les performances finales, à

énergie laser donnée, on aurait donc intérêt à réduire la taille, donc la masse de la cible.

5.2 COMPRESSION ISENTROPIQUE. - Au lieu d'aug- menter l'entropie par l'accumulation de chocs forts successifs on peut imaginer, qu'après la création d'un choc initial, inévitable du fait du processus de dépôt de l'énergie et même intéressant pour mettre

sante au cours du temps jusqu'à la focalisation en cherchant à conserver une compression isentropique.

Dans ce cas [3] :

La vitesse radiale moyenne Ü doit être approximati- vement sonique, ce qui s'exprime par :

écrivant que r + O au temps de focalisation t,, il vient

par intégration de la relation précédente :

Ecrivons que la pression est proportionnelle à T et p : p " pzz

.

La puissance laser absorbée, en supposant que ne varie pas la fraction utilisée pour comprimer vaut :

Pa

-

(pression x surface x vitesse)

avec y = 513

où Po est la puissance initiale créant le premier choc dans la cible.

. Sur la figure 5, nous voyons le tracé de cette loi

adaptée à la compression d'une sphère de DT de

200 pm de diamètre avec Po = 1,25 x 10' W. Le

temps de focalisation est alors de 3 ns.

Liî relation précédente montre que Pa tend vers l'infini à t, et sur le schéma de la figure 5 on voit que la majeure partie de l'énergie (100 J + 300 J -+ 600 J)

FIG. 5. - a ) Variation temporelle de la puissance laser absorbée correspondant à la compression isentropique d'une sphère de DT de 200 Pm de diamètre; b) Exemple d'impulsion à un seul palier

adapté à cette cible.

doit être délivrée en des temps de plus en plus courts. La dynamique de l'impulsion laser pour 100 J absorbés

atteint un facteur 1 000 et dépasse IO4 pour 600 J.

Typiquement la moitié des 600 J est absorbée par la

cible en moins de 100 ps ! De telles formes d'impul- sions demandent des lasers puissants capables de délivrer leur énergie en des temps courts. Remarquons qu'en fin d'implosion compte tenu des temps très courts que nous venons d'évoquer, nous serons dans une situation d'hydrodynamique instationnaire.

Pour apprécier l'intérêt de cette mise en forme comparons le résultat obtenu aux performances résultant du dépôt de 100 J avec une puissance

constante de 2 x 10'' W et un temps de focalisation

de 0,5 ns (Fig. 5) [4].

Sur la figure 6 apparaissent dans les deux cas les

caractéristiques de la partie dense de la cible. Dans le

r

cas d'un seul palier

(

p dr vaut IO-' la température

J

dépassant 20 eV. Pour la même énergie mise en forme

S

p dr vaut IO-' et la température un peu plus basse.

L'augmentation de l'énergie en suivant la loi isen- tropique améliore le facteur de mérite p dr alors que

S

des chocs forts successifs feraient augmenter, comme nous l'avons VU, la température et non pas la densité.

FIG. 6. -Diagramme thermodynamique de la partie dense de la cible correspondant aux deux impulsions de la figure 5. Dans le cas d'une compression isentropique on peut dégager quelques lois simples montrant que la tempé- rature maximale est proportionnelle à l'énergie laser absorbée par unité de masse de cible :

La densité :

-

Pmax ,

($15

6 . Compression de coquilles. - Pour illustrer l'im-

C3-84 C. PATOU

Nous avons demandé au laser de satisfaire à toutes les contraintes qui résultent de son couplage à cette cible. Le choix d'autres types de cibles, plus complexes, conduit à réduire les difficultés de réalisation des lasers tout en améliorant les résultats de l'implosion. Sans entrer dans le détail de cette importante question ni traiter de l'implosion de cibles très élaborées, nous allons montrer l'intérêt de l'irradiation de cibles sphériques creuses comparé aux sphères pleines. Sur la figure 7, on voit le résultat de l'irradiation d'une sphère de DT et d'une coquille de DT de même masse. La loi de variation de la puissance laser cor- respond à une compression isentropique et on peut constater qu'on a gagné à la fois sur T et

(

p dr.

J

Une coquille présente d'autres avantages qui n'ap- paraissent pas à l'évidence au simple examen de la figure 7. Avec une coquille on dispose d'un paramètre supplémentaire qui est son épaisseur (ou ce qu'on appelle son rapport d'aspect &x,é,ie,,/AR).

/. De plus, pour une sphère pleine, les valeurs de

1

p dr

J

et Tm, diminuent très rapidement si la loi de variation de la puissance laser s'écarte de la loi idéale. En revanche les coquilles y sont moins sensibles et on peut choisir des lois temporelles d'irradiation plus simples, telles que des variations linéaires de la puissance laser sans affecter beaucoup le résultat final.

coquillr

i

i o A95 404

D E N S ~ ~ ~xcm-'

FIG. 7. - Diagramme thermodynamique comparé de l'implosion d'une sphère pleine de DT ou d'une coquille de DT de même masse (O,89 pg). La loi de pression correspond à une compression isen-

tropique (énergie laser absorbée 600 J).

Si on souhaite une vitesse d'implosion moyenne égale avec une sphère et une coquille de mêmes masses, il résulte que la durée de l'implosion sera plus longue avec cette dernière. A énergie laser égale la puissance initiale est plus faible pour la coquille ; on voit sur la figure 8 les variations au cours du temps de la position du front d'ablation (Fa) et du rayon où s'établit la densité de coupure R, pour les deux cibles définies sur la figure 7. On remarque qu'en fin d'implosion le rayon R, prend à peu près la même position dans les deux- cas.

FIG. 8. -Variation spatio-temporelle de la densité critique (Rd et du front d'ablation (F,) pour les deux cibles prises en compte

dans la figure 7.

Remarquons que le temps de focalisation de la coquille vaut ici 9 ns environ.

Finalement, les quelques résultats reportés ici montrent que le rendement final est meilleur en utili- sant une coquille, de par l'effet d'inertie et par le fait que la masse ablatée peut représenter une plus grande fraction de la masse totale de la cible.

On peut améliorer encore le bilan en entourant la coquille d'un matériau à numéro atomique élevé qui aura pour effet de ralentir le déconfinement, on montre que :

où Vest la vitesse aumoment de la compression. L'utilisation de coquille dans les expériences récentes répond au souci de conserver un bon rapport ELIM et pour les énergies laser dont on dispose actuellement (quelques dizaines de Joules sur cible) on est conduit à

réduire la masse qui ne dépasse pas quelques dizaines de nanogrammes.

Sous forme de sphères pleines on obtiendrait des cibles dont le diamètre serait inférieur à la tache focale des dispositifs de focalisation les plus performants et des durées d'impulsions utiles extrêmement brèves. La solution consiste donc à choisir une coquille mince (en verre) emplie de DT gazeux.

Irradier la coquille pendant des temps longs demande soit de laisser la puissance laser suffisam- ment faible pour ne pas ablater prématurément la coquille soit de l'épaissir pour l'irradier plus long- temps à flux plus élevé, mais ce faisant on l'alourdit et il est nécessaire de disposer d'une énergie laser plus grande.

7. Préchauffage des cibles. - Nous avons souligné les limites classiques de la conduction thermique et indiqué quelques processus qui pouvaient avoir pour effet de limiter l'efficacité de la conduction. Nous avons aussi remarqué que si la densité de flux laser absorbé dépasse ce

flux

limite, il en résulte la génération d'électrons énergétiques. On redoute que ceux-ci traversent la zone de conduction et viennent déposer tout en partie de leur énergie devant le front d'abla- tion créant un préchauffage du milieu qui s'oppose, de ce fait, à la compression optimale.

Nous illustrons cet effet sur la figure 9 à l'aide de résultats de calculs numériques. La cible est une coquille de verre de diamètre 50 pm avec une épais- seur de paroi de 1 pm. Le combustible est du DT gazeux sous 25 bars. L'énergie absorbée par la cible est de 10 J. La courbe A montre les densités et tempé- ratures obtenues en supposant que les électrons chauffés par l'onde laser échangent leur énergiè par conduction classique. Sur les courbes B et C on voit le résultat d'un préchauffage dont l'effet est simulé dans le calcul de la façon suivante : à chaque instant une fraction donnée (10 % pour la courbe B. 100

%

pour C) n'est pas déposée à la coupure mais répartie dans toute la cible proportionnellement à la densité

..los ..noF

-.

406 A : Sans p r a c h a u f f a g ~ 0 : Prüehauffage 10% c : prëchouFÇage 400% ..105 cible : coquille 2R=50pm A R = 4 p m b T : 25 bars Po : 5*10-~ .cG3 Eq : 146 J r

-42

, "4; AOO Ào* D E N S ~ ~ E

P(DT)

~ Z C ~ I - ~

FIG. 9. - Variation du diagramme thermodynamique de la partie dense en fonction du niveau de préchauffage.

locale. On constate que le résultat de ce préchauffage est surtout d'abaisser la densité et dans une propor- tion moindre la température. Le cas C sera à rappro- cher des résultats des expériences actuelles comme nous le verrons ultérieurement.

Le problème du préchauffage n'est pas à relier exclusivement à l'existence d'électrons rapides. La couronne de plasma auprès de la coupure est en effet portée à des températures de quelques keV; elle

rayonne dans le domaine spectral des rayons X mous et des photons de quelques keV sont suffisamment pénétrants pour atteindre la zone sous choc, ou le cœur de la cible si elle est solide, et y déposer une partie de leur énergie.

Ce problème du préchauffage est examiné avec attention actuellement ; une des parades imaginées pour réduire ou annuler ces effets néfastes consiste à

déposer sur la cible un métal lourd qui est destiné

à faire écran au rayonnement X et aux électrons rapides.

Des structures de cibles plus complexes sont à

l'étude pour limiter le préchauffage.

8. Instabilités. - Les résultats de calculs numé-

riques que nous avons reportés ici concernent des implosions parfaitement symétriques sans perturba- tions aucunes, au mouvement hydrodynamique. On imagine volpntiers que des raisons diverses peuvent induire des perturbations. Citons par exemple, les inhomogénéités d'éclairement par le laser, les défauts de sphéricité, les inhomogénéités de la densité des cibles, leurs défauts de surface. Tout ceci peut induire des perturbations dans le mouvement dont l'impor- tance peut croître jusqu'à compromettre l'efficacité de la compression. Le développement de ces insta- bilités est favorisé par les nombreuses interfaces, gradients de température et de densité qu'on rencontre dans la structure des cibles en cours d'implosion. Il importe donc de préciser quelles sont les instabilités les plus dangereuses, d'apprécier leur taux de crois- sance et leur éventuelle saturation. Les recherches théoriques sont en plein développement et à partir des mêmes hypothèses des laboratoires différents apportent parfois des conclusions contradictoires. Faute de précision, on admet que l'inhomogénéité de l'éclairement doit rester de l'ordre de 5

%.

En revanche les contraintes demandées par les théori- ciens sur l'état de finition de la surface des cibles varient de 10

A

(!) à 1 000

A

pour les plus tolérants. On admet généralement que les coquilles minces sont plus sensibles aux instabilités que les coquilles épaisses ou les sphères pleines. On pense aussi que plutôt que délivrer l'impulsion laser d'une façon continue, ce qui procure une accélération continue susceptible de favoriser le développement des insta- bilités, il peut s'avérer intéressant de disposer d'une impulsion laser constituée d'impulsions élémentaires successives, espacées dans le temps de sorte que l'accélération soit discontinue et que les instabilités aient le temps de s'atténuer dans l'intervalle de temps séparant deux impulsions élémentaires.

Il n'y a pas encore d'évidences expérimentales de ces phénomènes qui permettraient de guider les évaluations théoriques vers des conclusions moins divergentes.

C3-86 C. PATOU

utilisent actuellement des lasers à verre dopé au néodyme (A

,,,,,

= 10,6 pm).

Les premières expériences multifaisceaux sont résu- mées sur le tableau de la figure 10. Les seuls lasers multichaînes existants en 1972 au moment du lance- ment officiel de ce programme étaient implantés à l'ins- titut Lebedev de Moscou et à Limeil en France. Ils possédaient des impulsions du type nanoseconde (temps de montée de la puissance de PM/10 à

PM

de 1 ns environ, durée de l'impulsion 3 ns).

Nombre de faisceaux - Lebedev (URSS) 9 9 Limeil (F) 4 4 4 KMS (USA) 2 Puissance laser (GW) - 300 15" 150 100 5" 400 Durée impulsion Cible - - 3 ns & 1973 2,5 ns

0

1975 3 ns 0 1974 1,511s 6 1 9 7 5 1,511s O1976 60 ps

6

1974 FIG. 10. - Caractéristiques des premières expériences

LI,,,, = 1,06 Pm. & = cible pleine,

6

= coquille, @ = cylindre. Ces impulsions n'étaient pas adaptées à l'irradia- tion de microballons et les premières études au niveau de 300 GW incidents sur cibles eurent lieu au Lebedev avec des sphères pleines de polyéthylène deutéré. En 1973 le laboratoire russe faisait état de l'obten- tion vraisemblable d'une compression de l'ordre de

10 à 100 fois celle du solide initial.

A Limeil on étudiait l'hydrodynamique induite sur des cylindres creux ; ablation, transmission du choc au travers de la paroi, focalisation sur l'axe. Puis en 1975, a débuté dans notre laboratoire l'irra- diation de sphères de polyéthylène et de deutérure de lithium.

Les deux laboratoires par le même cheminement de pensée en vinrent à irradier des coquilles. L'im- pulsion laser a été raccourcie le plus possible mais elle reste dans la gamme nanoseconde, aussi faute de dis- poser de coquilles épaisses a-t-on été contraints de réduire la puissance laser à une valeur plus faible (les valeurs de 15 G W x au Lebedev et 5 G W x à

Limeil sont les valeurs des puissances absorbées). Compte tenu des durées d'impulsions, l'implosion réussie de coquilles s'est effectuée avec hydrodyna- mique établie et selon un schéma d'ablation classique décrit au début de ce mémoire.

Les résultats de l'expérience de Limeil baptisée IRIS font l'objet d'une autre conférence et nous ne nous y attarderons donc pas [ 5 ] .

Dans ces deux expériences l'étude de l'émission X a révélé l'existence d'une partie comprimée et chaude au centre de la coquille.

Les laboratoires américains qui ne possédaient pas de lasers multichaînes à impulsions nanosecondes ont d'emblée fondé leurs expériences sur l'utilisation de coquilles associées à des lasers à impulsion brève. C'est ainsi que le laboratoire KMS a fait état de l'ir-

radiation de microballons de verre emplis de D T mettant en évidence une compression en volume de plus de IO3 et produisant IO6 neutrons environ en 1974. Depuis cette date tous les laboratoires ont fait porter leurs efforts sur l'obtention de fortes puis- sances en impulsion courte. Des puissances sur cibles de plusieurs centaines de gigawatts sont désormais acquises et depuis juillet 1976 le laboratoire de Liver- more a réussi à faire fonctionner un nouveau laser leur permettant d'irradier la cible au niveau de 2 000

à 4 000 gigawatts (Fig. 11). KMS Rochester Los Alamos Livermore Janus Argus Nombre de faisceaux - 2 4 1 ou 2 1 o u 2 1 ou 2 2 2 Puissance laser (GW) - 400 200 300 400 2 O00 4 O00 400 500 Durée impulsion Cible - < 100 ps 1974 - ₁₉₇₅ - ₁₉₇₅

FIG. 11. - Caractéristiques des expériences actuelles A. = 1,06 pm. Nous ne décrivons pas les aspects techniques de ces expériences ; focalisation, contraintes sur l'impulsion laser et sur les cibles pour nous attacher plus particu- lièrement à faire un bilan des expériences les plus performantes faites actuellement. C'est la raison pour laquelle nous allons nous intéresser aux deux expé- riences Janus et Argus faites à Livermore. Elles nous permettront d'apercevoir le chemin qui reste encore à

effectuer pour obtenir des compressions significatives. 9 . 2 LES EXPÉRIENCES RÉCENTES.'- Sur la figure 12, sont résumés les chiffres caractéristiques des deux expériences Janus et Argus effectuées au laboratoire de Livermore. Les chiffres dans le tableau corres- pondent à des résultats expérimentaux [6].

Livermore (USA)

Expérience Janus Argus

- - - Laser 1,06 pm 1,06 prn Nombre de faisceaux 2 2 Puissance laser 0,38 TW 2,5 TW Durée d'impulsion 73 ps 42 ps Energie délivrée 28 J 104 J Absorption E, 26 % 21 % 140 J / P ~ 200 J/kg

Température ionique 2,5 keV 5 keV

Nombre de neutrons 2 x IO6 2 x IO8

Emission x (0,3-17 keV) 0,4 J 3 J

S

p dr g/cm2 10- 3-10-4

FIG. 12. - Résultats expérimentaux.

On constate que l'énergie absorbée correspond à

En revanche, des mesures d'émission X résolues dans le temps montrent que la focalisation au centre de la coquille dont les dimensions typiques sont 60 à

80 pm de diamètre, 0'5 à 1 pm d'épaisseur, n'intervient que 100 à 160 ps après le dépôt d'énergie.

La vitesse moyenne de la coquille varie de

3 x IO7 cm/s à près de 10' cm/s selon l'énergie reçue par la cible. Le dépôt d'énergie est donc bien plus bref que le temps d'implosion et on s'écarte franchement du régime ablatif dans le cas.

On assiste en fait à la suite de phénomènes suivants :

La densité de flux d'énergie incidente dépasse large- ment 1015 W/cm2 et il s'ensuit la création d'un plasma très chaud et d'électrons rapides ; un transport de l'énergie absorbée en profondeur au sein de la coquille se produit quasi instantanément, bien avant que de l'hydrodynamique s'établisse.

La coquille chauffée en volume explose et implose tout à la fois.

On estime, et des expériences l'ont confirmé, que toute énergie parvenant sur ia cible après cette dislo- cation est perdue pour l'implosion.

Le dépôt d'énergie correspond au schéma du pré- chauffage à 100

%

que nous avons rencontré. En explosant la coquille induit un choc précurseur dans le gaz dont le résultat sera aussi un préchauffage du combustible en fin de compte; on s'attend donc, du fait des vitesses de la coquille à obtenir de fortes températures mais des compressions modérées, ce que l'on constate sur la figure 13 qui est à rapprocher des résultats reportés sur la figure 9.

La figure 12 nous montre une assez bonne perfor- mance en J/pg de cible et des températures ioniques dépassant quelques keV. Ces températures sont mesurées soit par élargissement du spectre des parti- cules cl sur Janus confirmé par celui du spectre neutro-

nique lorsque l'émission est suffisante (Argus). Les expériences les plus récentes au niveau de 3 TW

ont conduit à une émission neutronique dépassant IO9 neutrons.

En revanche, la valeur de

S

p dr reste faible puis- qu'elle ne dépasse pas g/cm2.

Nous avons rapproché les résultats obtenus sur l'expérience IRIS, à beaucoup plus basse puissance, mais opérant en régime ablatif, des résultats de Liver- more. Rappelons que la durée de l'implosion dans le cas d'IRIS est de 1,6 ns environ.

"/

"'"O" 44oJIp9 I I Pq : 400GW I i ~ i S . L I M E ~ L

-

=O

=/El

Pq : SCW DENS~TÉ ( ~ ~ c m - . ) )

FIG. 13. - Diagramme thermodynamique de quelques expériences réalisées récemment a Livermore et Limeil.

On constate l'importance de la puissance et de l'énergie par unité de masse sur la température finale. 10. Conclusion. - Les schémas d'implosion sur

lesquels le programme s'est fondé à l'origine sont bien éloignés des expériences actuelles. On assiste d'ailleurs comme on pouvait le prévoir à un réexamen de tous les processus qui interviennent. L'absorption de l'énergie laser à haut flux est l'objet d'expériences et d'interprétations théoriques nouvelles dans lesquelles interviennent directement les phénomènes de trans- port.

Après une emphase mise sur l'absorption réson- nante, on commence à percevoir l'importance que pourrait jouer dans ces mécanismes l'instauration d'instabilités acoustiques ioniques ou d'instabilités doubles faisceaux. Les controverses sur la conduction et le transport de l'énergie étudiés désormais en étroite liaison avec les mécanismes d'absorption témoignent aussi de l'évolution des idées de ce domaine. Il en résulte des propositions nouvelles sur l'architecture des cibles elles aussi en évolution constante et sur les caractéristiques du laser comme l'influence de la longueur d'onde par exemple.

Reste qu'aujourd'hui les expériences laser ont démontré qu'un certain niveau est atteint ; les tempé- ratures ioniques nécessaires à l'inflammation sont pratiquement atteintes ; la future génération de laser devra démontrer que la compression peut être obtenue. Bibliographie

[l] BRUECKNER, K. A., JORNA, S., Laser driven fusion, Rev. Mod. [5] BILLON. D. et alii, Laser driven implosion experiments at

Phys. 46 (1976) 325. Limeil, European Conference on laser interaction, Ecole

[2] EMMETT, J. et alii, Fusion Power by laser implosion, Sei. Amer. Polytechnique, Palaiseau, France (18-22 octobre 1976). 230 (1974) 24. [6] STORM, E. K. et alii, Laser Fusion experiments at 2 TW, UCRL 131 HUGHES, T. P., Plasma and laser light (Adam Hilger) 1975. 78581, présenté au meeting de 1'American Physical [4] BOBIN, J. L., REISSE, J. M., Hydrodynamique et compression Society à San Francisco (15-19 novembre 1976).

d'une cible soumise à l'impact d'un faisceau laser, Revue