Reacteurs a fusion thermonucleaire controlee : Critere de Lawson

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La fusion nucleaire comme source d’energie

L’énergie est aucur des sociétés actuelles. En e et la demande en énergie ne cesse d’augmenter, que ce soit a cause des technologies de plus en plus gourmandes, d’une population mondiale toujours croissante ou du développement de pays jusqu’ici moins consommateurs d’énergie. En plus de cette demande croissante, il est également nécessaire de diminuer la production d’énergie traditionnelle. En e et, plus de 60% de la production d’energie provient d’energies fossiles (charbon, petrole) dont les reserves mondiales sont limitees et dont l’impact sur le climat devient de plus en plus critique. Ainsi en ajou-tant l’energie issue du gaz naturel, plus de 85% de l’energie produite dans le monde emet des gaz a e et de serre et contribue au rechau ement climatique. C’est pourquoi la re-cherche et le developpement de nouveaux modes de production energetique, plus e caces, plus propres, est une necessit . Le developpement des energies renouvelables telles que le solaire, l’eolien ou l’energie hydroelectrique o re ainsi de nouvelles perspectives mais ces energies presentent des defauts qui les emp^echent de constituer des alternatives credibles a l’echelle planetaire. En e et ces energies sont decrites comme ayant des rendements ener-getiques trop faibles pour subvenir au besoin mondial a moins d’amenager d’immenses espaces, ce qui souleve des problemes de co^uts, de modi cation des espaces naturels ou encore de ressources. La ssion nucleaire utilisee depuis les annees 1950 presente l’avan-tage de ne pas emettre de gaz a e et de serre, mais la question des dechets radioactifs et les accidents survenus a Tchernobyl ou a Fukushima ont mis a mal cette option dans l’opinion publique.

Dans ce contexte, une nouvelle source d’energie appara^t necessaire. Celle-ci doit avoir un grand reservoir de ressources, un impact climatique faible, un bon rendement energe-tique, produire le moins de dechets possible et ne pas presenter de risque d’accidents. Une telle source d’energie semble utopique, mais en realit elle existe deja et est a l’ uvre de-puis des milliards d’annees dans les etoiles : la fusion nucleaire. La fusion nucleaire consiste a assembler deux noyaux d’atomes « legers » en un noyau plus lourd. L’energie liberee au cours d’une telle reaction est colossale. Sur Terre, une reaction envisagee est la reaction de fusion entre le deuterium et le tritium, deux isotopes de l’hydrogene. Le deuterium est stable et naturellement present sur Terre et peut ^etre recuper en ltrant par exemple l’eau des oceans ; des lors la reserve de deuterium serait su sante pour des millions d’an-nees. Le tritium est quant a lui radioactif et a une demi-vie de 12 ans environ. Il peut ^etre produit en bombardant des noyaux de lithium avec un ux neutronique (il existe egalement naturellement par le biais d’interactions entre des rayonnements cosmiques et l’atmosphere terrestre a de faibles quantites).

L’energie produite pendant les reactions de fusion du deuterium et du tritium serait

alors recuperee sous forme de chaleur, transportée par de l’eau et serait utilisée pour

generer de l’electricit a partir d’une turbine comme toute centrale classique. A ce jour la démonstration d’une réaction de fusion maitrisée en laboratoire produisant plus d’énergie que celle mise en jeu pour la produire n’a pas encore et prouvée.

Principe de la fusion nucleaire

En 1911 Rutherford mit en évidence la structure de l’atome, compose d’un noyau dense et charge positivement, entour d’un nuage d’électrons charges négativement. Le noyau est compose de deux types de particules : les protons charges positivement et les neutrons, neutres, de masse très proche de celle du proton. Un noyau atomique est ainsi de ni par deux nombres, le nombre Z de protons et le nombre A de nucleons, c’est-a-dire la somme des protons et neutrons. Z est également le numero atomique. C’est ce nombre qui de nit l’élément chimique, deux noyaux possedant le m^eme nombre de protons auront ainsi des comportements chimiques equivalents. Le nombre A de nit quant a lui l’isotope. Ainsi pour reprendre l’exemple de l’hydrogene et de ses isotopes, le noyau d’hydrogene est compose d’un seul proton, ainsi Z(H) = 1 et A(H) = 1, tandis que le deuterium, aussi appel hydrogene 2, possede lui un neutron supplementaire A(D) = 2 et le tritium, ou hydrogene 3, possede lui deux neutrons A(T ) = 3. Dans le noyau, protons et neutrons sont lies ensemble par la force nucleaire. Cette interaction de tres courte portee, de l’ordre

du femtometre (1015

m), assure la liaison du noyau atomique. A cette echelle elle domine

l’interaction coulombienne. Sous le principe d’equivalence masse-energie developp par A.

Einstein en 1905, la masse totale M du noyau atomique s’exprime sous la forme :

M = Zmp + (A Z)mn E=c2 (1)

ou mp et mn sont respectivement la masse du proton et du neutron, c la vitesse de la lumiere dans le vide et E l’energie de liaison du noyau. La gure 1 presente les energies de liaison par nucleon E=A en fonction du nombre de masse A. On constate que le Fer (Z = 26, A = 56) est l’element le plus etroitement lie. Une reaction conduisant a une perte de masse entra^ne une liberation d’energie, ainsi la ssion d’elements plus lourds que le Fer, ou la fusion d’elements plus legers que celui-ci, liberent de l’energie. De plus Pour realiser une reaction de fusion nucleaire, il faut que les deux noyaux atomiques interagissent et donc passent outre la repulsion coulombienne, qui tend a separer ces deux entites chargees positivement, et puissent se rapprocher su samment pour que l’inter-action nucleaire forte entre en jeu. Dans le cas de deux noyaux d’hydrogene (ou de ses isotopes) il faudrait donc en mecanique classique que l’energie des particules soit su sante pour dominer la repulsion coulombienne, ce qui s’ecrit :

3 kBT = e2 (2)

24 0r

avec kB = 1:38 10 23 J.K 1 la constante de Boltzmann, e = 1:6 10 19 C la charge

elementaire, 0 = 8:85 10 12 F.m 1 la permittivit dielectrique du vide, T la temperature et r la distance entre les deux noyaux. Ainsi pour arriver a une distance r = 1 fm ou l’interaction forte domine, il faudrait que la temperature T soit de l’ordre de 10 milliards de degres c’est a dire environ 950 keV. Cependant deux phenomenes permettent de diminuer cette temperature requise : l’e et tunnel et la largeur de la distribution des vitesses. L’e et tunnel est un phenomene de physique quantique qui abaisse la barriere de potentiel d^ue a la repulsion coulombienne. Concernant la distribution des vitesses, certains noyaux sont plus rapides que la valeur moyenne donnee par 32 kBT et donc peuvent reagir. La gure 2 donne la reactivit < > (probabilite de reaction par unite de volume et de temps) en fonction de la temperature pour plusieurs reactions de fusion. La reaction de fusion entre deuterium et tritium D-T presente le meilleur taux, c’est ainsi la reaction privilegiee pour realiser une fusion nucleaire contr^olee. Cette reaction produit un noyau d’Helium 4

Table des matières

Introduction a la Fusion par Connement Inertiel
0.1 La fusion nucleaire comme source d’energie
0.2 Principe de la fusion nucleaire
0.3 Reacteurs a fusion thermonucleaire contr^olee : Critere de Lawson .
0.4 La Fusion par Connement Magnetique (FCM)
0.5 La Fusion par Connement Inertiel (FCI)
0.6 Les eets limitants l’atteinte des conditions d’ignition
0.6.1 Les instabilites laser-plasma (ILP)
0.6.2 Les instabilites hydrodynamiques
0.7 Les pistes explorees pour reduire l’eet des instabilites hydrodynamiques
0.7.1 L’attaque indirecte
0.7.2 L’attaque directe
0.8 Objectifs et plan de cette these
1 Les instabilites hydrodynamiques au front d’ablation
1.1 L’instabilite de Rayleigh-Taylor (IRT) et l’instabilite de Richtmyer-Meshkov
(IRM) classiques
1.1.1 L’instabilite de Rayleigh-Taylor
1.1.2 L’instabilite de Richtmyer-Meshkov
1.2 Formation d’un front d’ablation en attaque directe
1.3 l’IRM ablative
1.3.1 Theorie de l’IRM ablative
1.3.2 Etudes experimentales associees
1.4 l’IRT ablative
1.4.1 Theorie de l’IRT ablative
1.4.2 Etudes associees
1.4.3 Eets de l’ablation
1.5 Methodologie de cette these
2 Materiels et Methodes
2.1 Le National Ignition Facility
2.1.1 Architecture Laser
2.1.2 Diagnostics
2.2 Etapes prealables a la realisation des experiences
2.2.1 Conception et fabrication de la cible
2.2.2 Interaction laser et trajectoires des faisceaux
2.3 Analyse des donnees experimentales sous IDL
2.4 Code d’hydrodynamique radiative 2D CHIC
2.4.1 Le code CHIC
2.4.2 Les dierents maillages associes aux hydrodynamiques eulerienne et
lagrangienne
2.4.3 Diagnostics numeriques utilises
3 Validation d’une nouvelle plateforme experimentale en attaque directe
sur le NIF
3.1 Realisation d’experiences sur la plateforme « Hydro Planar Direct Drive »
3.1.1 Conguration experimentale
3.1.2 Congurations laser : optimisation de la t^ache laser
3.1.3 Conditions laser de l’experience sur la plaque epaisse
3.1.4 Conditions laser des experiences associees aux plaques perturbees .
3.2 Validation de la plateforme : Etude du tir sur plaque epaisse
3.2.1 Estimation de la courbure comme signature de la t^ache laser .
3.2.2 Estimation de la vitesse d’ablation
3.3 Evaluation de la croissance d’une perturbation preimposee monomode 2D .
3.3.1 Trajectoire de la feuille en vol
3.3.2 Analyse des radiographies de face
3.4 Conclusion des experiences 2D
4 Developpement d’une plateforme de simulation numerique 2D avec le
code CHIC
4.1 Simulations 1D
4.1.1 Description des parametres pour les simulations 1D
4.1.2 Convergence de maillages
4.1.3 Simulation de l’experience N160216-002 sur plaque epaisse
4.1.4 Simulations 1D des experiences sur plaque perturbee
4.2 Simulations 2D euleriennes completes
4.2.1 Parametres des simulations
4.2.2 Simulation de l’experience N160216-002
4.2.3 Simulations des experiences d’etude de l’IRT
4.3 Simulations 2D lagrangiennes demi-modes
4.3.1 Simulations monomodes sur une demi-longueur d’onde
4.3.2 Comparaison des simulations CHIC a un modele theorique
4.4 Conclusion des simulations numeriques
5 Etude de la croissance d’un defaut 3D imprime par laser
5.1 Realisation d’experiences avec empreinte laser 3D
5.1.1 Conguration experimentale
5.1.2 Caracteristiques du faisceau d’empreinte
5.2 Deroule de l’experience
5.2.1 Hydrodynamique globale de la cible
5.2.2 Dynamique de la perturbation
5.3 Etude de la croissance d’une perturbation 3D imprimee par laser .
5.3.1 Traitement des radiographies de face dans l’espace de Fourier .
5.3.2 Traitement des radiographies de face dans l’espace reel
5.4 Conclusions sur l’etude d’une perturbation 3D imprimee par les defauts laser170
6 Conclusions et perspectives
6.1 Etude de la croissance d’une perturbation preimposee 2D
6.2 Developpement d’une plateforme de simulation numerique 2D avec le code
CHIC
6.3 Etude de la croissance d’une perturbation multimode 3D imprimee par laser172
6.4 Perspectives
References
Publications et Communications