Emission X de plasmas : et imagerie à haute résolution
Pourquoi faire de la fusion nucléaire ?
Suivant la courbe explosive de l’évolution des nouvelles technologies, la demande en énergie n’a fait que croître exponentiellement au cours des dernières décennies. Pour répondre à ce besoin, les enjeux économiques et écologiques sont amenés à chercher de nouvelles solutions qui seraient à la fois pérennes et qui produisent peu ou pas de déchets no ifs. C’est dans ce contexte que depuis plus de 60 ans, la fusion nu léaire contrôlée est étudiée. Elle propose une alternative attrayante aux énergies plus polluantes comme les énergies fossiles ou issue de ssion nu léaire notamment grâce à son rendement important. La fusion nu léaire est souvent présentée comme la s÷ur de la ssion nu léaire. Elles utilisent toutes deux l’énergie de liaison des noyaux avec une énergie de liaison par nu léon plus faible pour créer une forte libération d’énergie. Pour comprendre le mécanisme, on peut tracer la courbe de l’énergie de liaison par nu léons en fonction du nombre de masse A (gure 1.1). Les noyaux pour lesquels l’énergie nécessaire pour extraire un nu léon est élevée, ‘est-à-dire eux qui sont proches du maximum de la courbe avec un A compris dans l’intervalle [20 – 90℄, sont di cilement utilisables pour des réactions permettant de libérer de l’énergie. Au contraire, les noyaux en dehors de ces limites ont des énergies de liaisons plus faibles et ont le potentiel de libérer de l’énergie. Lorsqu’un noyau lourd (À>190) se brise pour donner naissance à deux noyaux plus légers, l’énergie de liaison va alors augmenter. Il s’agit du mécanisme de session. De manière symétrique, lorsqu’on va assembler deux noyaux légers (A<20) pour donner naissance à un noyau plus lourd, l’énergie de liaison va aussi augmenter. Il s’agit du mécanisme de fusion. Dans les deux cas, il va y avoir une importante libération d’énergie qui pourra être exploitée. Pour comprendre son origine, il faut partir de la constatation empirique sur la mesure de la masse d’un noyau 1 . Il a été onstaté que pour noyau atomique, la 1. On rappelle qu’en physique nu léaire on a la correspondance entre la masse et l’énergie par la masse des particules le constituant est supérieure à sa masse totale. On introduit alors le défaut de masse, noté ∆m qui orrespond et é art. Si l’on onsidère alors un noyau A Z X ave Z le numéro atomique, le défaut de masse s’é rit : ∆m = mnuclons − mnoyau (1.1) ∆m = Zmp + (A − Z)mn − mnoyau (1.2) ave mn la masse d’un neutron et mp la masse d’un proton. ∆m est toujours positif. Lorsque l’on va fusionner ou ssionner des noyaux, on va don réer respe tivement un défaut ou un ex ès 2 de masse. Ce défaut ou ex ès va alors s’a ompagner d’un dégagement d’énergie. Figure 1.1 Energie de liaison par nu léons en MeV en fon tion du nombre de masse A [1℄. A tuellement, la réa tion de fusion sur laquelle reposent beau oup d’espoirs est elle impliquant un noyau de deutérium et un noyau de tritium (équation 1.3), mais il existe aussi d’autres réa tions envisagées omme elle entre deux noyaux de deutérium (équation 1.4). 2 1D + 3 1 T →4 2 He + n(14MeV ); (1.3) 2 1D + 2 1 D → 3 2He + n(3.27MeV ) 3 1T + p(4.03MeV ). (1.4) La réa tion 1.3 produit un noyau d’hélium 4 et un neutron, elle dégage une énergie de Efusion = 14 MeV . An de réaliser la fusion de es deux noyaux, on her he à leur formule E = mc2 . 2. Un ex ès de masse correspond à un défaut de masse négatif. communiquer une énergie cinétique permettant de vaincre la répulsion coulombienne. La fusion thermonucléaire est intéressante car, aux températures qu’elle permet d’atteindre, les se tions e a es de réaction de fusion deviennent importantes. Elle permet de plus de produire plus d’énergie, pour une masse égale de matière, que la ssion. Pour pouvoir utiliser la fusion thermonu léaire omme sour e d’énergie, il est né essaire qu’elle présente un bilan d’énergie positif. Cela revient à dire que la puissance dégagée par la réaction doit être supérieure à la puissance absorbée et dissipée dont la cause principale est le rayonnement. A ette n, deux critères prin ipaux peuvent être identifiés : La température de Post Tp [2℄ qui définit la température minimum d’entretien de la combustion. Pour une réaction D-E sa valeur est de : Tp ≈ 4.3 keV . Le critère de Lawson [3℄ qui dé rit les conditions nécessaires à l’entretien d’une réaction de fusion. Il se traduit par la formule : neτE(kBT) > 3 1021 keV · s · m-3 , ave ne la densité éle tronique, τE le temps de sonnement du plasma, kB la constante de Boltzmann et T la température. Le critère de Lawson ouvre la voie à deux stratégies de onnement possible du plasma thermonucléaire : le onnement magnétique (FCM) [4℄ et le onnement inertiel (FCI) [? ℄. Les di érents schémas de la fusion Le onnement magnétique, historiquement la première voie à avoir été explorée [5℄, utilise un champ magnétique très intense qui va contraindre le plasma à rester dans un volume restreint. Dans ce cas, on va chercher à avoir des temps de onnements longs pour des densités relativement faibles. Les expériences dans ce domaine ont commencé dans les années 50 avec l’invention des tokamaks par I. Tamm et A. Sakharov [5℄. Ce sont des instruments qui ont une structure toroïdale permettant de générer des champs magnétiques assez importants pour permettre le son d’un guide chargé peu dense. Les re her hes dans le domaine de la FCM se poursuivent actuellement avec le projet international ITER [6℄ (International Thermonu lear Experimental Reactor) à Cadarache, un prototype de réacteur à tokamak. Un autre type de réacteur, le stellarator [7℄, est aussi à l’étude. Au contraire, le onnement inertiel va her her à atteindre des densités très élevées pendant des périodes très courtes de l’ordre de la dizaine de pi ose ondes. On réalise cela en imposant une coquille- cible sphérique de deutérium-tritium (DT) à haute vitesse jusqu’à obtenir la compression de la coquille et les conditions de température et de densité nécessaires à l’amorçage des réactions thermonucléaires. La principale méthode étudiée actuellement utilisé des lasers de puissance an d’atteindre les conditions de densités et de températures permettant l’allumage de la cible. Cependant, seules quelques installations dans le monde, comme le National Ignition Facility (NIF) à Livermore ou le Laser MégaJoule (LMJ) à Bordeaux (France) peuvent espérer atteindre ces conditions. Le principe général de la FCI est présenté sur la gure 1.2 et peut se résumer comme suit : Un micro-ballon contenant la cible recouverte d’une ou plusieurs ou he de matériaux ablatifs est irradié par un laser. Ce dernier va pénétrer le plasma jusqu’à atteindre une profondeur correspondant à la densité critique du plasma pour déposer la plus grosse partie de son énergie sur les électrons. La coquille va alors être ablatée et on peut distinguer le front d’ablation qui est l’endroit où la matière en or froide est hachée puis ablatée. Ensuite, l’ablation va comprimer la coquille restante par effet fusée. La stagnation est le résultat des différents allers-retours des ondes de ho . Lorsque la température dépasse la température de Post, il y a allumage à partir d’un point haud, puis combustion. Figure 1.2 Résumé du schéma de la combustion pour la FCI Il y a actuellement deux types d’attaque à l’étude en FCI : l’attaque directe et l’attaque indirecte. La principale différence entre ces deux attaques réside dans l’initialisation de l’implosion, c’est-à-dire la manière d’irradier la cible, respectivement à l’aide d’un rayonnement X et à l’aide d’un laser. En attaque directe, les lasers vont directement éclairer la cible. Au contraire, en attaque indirecte, la capsule cible va être érigée par un rayonnement X produit par l’irradiation laser des parois d’une cavité composée d’un Z élevé, appelée hohlraum. L’éclairement de la cible par les zones d’interaction entre la cavité et le laser va permettre de réaliser en théorie une compression homogène. Ce mécanisme est dérivé sur la guerre 1.3. Cette dernière voie est considérée comme la plus prometteuse actuellement. C’est pourquoi, il est nécessaire d’étudier les plasmas denses et chauds pour mieux comprendre et décrire le transport radiatif des zones d’interactions que ce soit sur le hohlraum ou au niveau de la cible. À etten, il est donc indispensable de développer des outils de mesures fonctionnant dans les conditions extrêmes des expériences.
Les interactions laser-matière
Outre la FCI, les expériences d’interactions laser-plasma permettent aussi d’alimenter d’autres domaines comme l’astrophysique de laboratoire. En effet elles permettent l’observation directe et reproduisible des phénomènes astrophysiques en partant de l’hypothèse que les plasmas alors créés possèdent les mêmes propriétés que leurs équivalents astrophysiques. Le plus grand avantage de cette approche est la grande modularité des paramètres contrôlés in situ. Ils pourront donc reproduire un grand nombre de processus physiques et permettront de valider ou non des modèles théoriques. Dans un plasma, le transport d’énergie est e’e tué grâce à des photons, de la ondulation thermique électronique et de la convection. Dans certaines situations particulières, le transport de particules chargées très énergétiques peut aussi jouer un rôle. La « transparence » du plasma va alors déterminer « la cité » du transport d’énergie. En physique atomique on parlera plutôt d’opa ité qui correspond à l’inverse de la « transparen e ». Il existe des modèles de la cinétique atomique des plasmas créés en laboratoire permettant de prédire l’émission X des éléments selon les conditions hydrodynamiques de l’expérience e. Leur modélisation est ru iale pour comprendre et Diagnosticquer les propriétés radiatives de ces milieux. Cependant, cela est très di cile à réaliser pour les éléments ayant des valeurs de Z moyennes ou élevées. Il existe de nombreux codes permettant de modéliser la physique atomique de tels plasmas. Une des familles de ode utilisés est la famille des odes utilisant le décompte détaillé de raies (Detailed Line Accounting, DLA) omme le code HULLAC [8℄. Ces codes font partie des odes les plus complets, cependant, cela à un coût en temps de al ul qui est très élevé. Un autre type de code utilisé sont les odes statistiques qui utilisent la plupart du temps la méthode de Monte-Carlo [9℄ pour l uler des valeurs numériques approchés grâce à des pro édés aléatoires. Cela réduit grandement les temps de pluie au détriment de la pré ision. Enn il y a les odes de simulations hybrides [10℄ dans lequel les ions sont traités cinétiquement alors que les éle trons sont assimilés à une uide sans masse. Mais les travaux de comparaison entre les odes ont montré de fortes divergences dans leurs prévisions, en particulier lors de al uls faisant intervenir des configurations atomiques à ou he ouverte. De plus, les comparaisons entre les prévisions des odes et les résultats expérimentaux sont souvent réalisées en ajustant ad hoc les paramètres hydrodynamiques du plasma émetteur, ce qui ne permet pas d’utiliser les résultats pour valider les prévisions des odes. Il y a donc une forte demande de la part des théoriciens pour la réalisations d’expériences dans lesquelles le plasma est caractérisé par des Diagnosticcs indépendants de la spe tros opie X, ar e sont les seules expériences qui puissent permettre de démontrer la validité des modèles atomiques et légitimer les approximations réalisées dans les odes. Pour réaliser cette comparaison entre théorie et expérience, il est nécessaire de déterminer le plus précisément possible les conditions hydrodynamiques du plasma. Il est important d’avoir une grande habilité des mesures des différents Diagnosticcs, Pour cela il faut multiplier leur nombre an de pouvoir les corréler entre eux. Seulement, il faut aussi prendre en compte les contraintes physiques de telles expériences et il n’est parfois pas possible d’obtenir une redondance dans les mesures. On voit alors la nécessité de développer des Diagnosticcs polyvalents permettant la mesure et/ou la véri cation de plusieurs paramètres simultanément. Il existe un outil qui est déjà très répandu qui permettrait d’apporter une redondance avec la spe tros opie : c’est l’imagerie X de la zone émissive du plasma. En eet, l’émission de rayonnement X d’un plasma dépend de sa température et donc l’étude de la taille de cette zone pour différente longueur d’onde permettrait de remonter aux conditions hydrodynamiques du plasma. Cependant pour mesurer les variations ave pré isions, il est né essaire d’atteindre des résolution
I Introduction |
