Partie B: 1-Les deux types d'attaque de la cible

  1.1.Attaque directe

            Plusieurs faisceaux lasers éclairent directement le micro ballon en s’efforçant d’en assurer une couverture complète et la plus régulière possible. Des simulations numériques ont montré que pour que cette attaque soit viable, il fallait que les défauts de sphéricité (incluant ceux de la cible et de l’éclairement ) ne dépasse pas 1% .

             On peut citer quelques problèmes qui rendent cette attaque impossible à réaliser actuellement :

• recouvrement d’un nombre fini de faisceaux d’où interférences
• défaut de pointage des lasers et de leur synchronisme
• déséquilibre en énergie et en puissance
• fluctuation interne à chaque faisceau

  Le seul avantage de cette technique est d’assurer un bon transfert d’énergie entre le vecteur et la cible.

  

1.2.Attaque indirecte               

1.2.1.Principe

               Le faisceau laser entre par 2 trous dans une cavité contenant la cible et où il est absorbé par les parois et converti en rayonnement X. Ainsi les zones non éclairées directement pourront l’être par les X créés . On finira par avoir un rayonnement X de type corps noir à la température de 200 ev .L’éclairement de la cible sera alors quasi uniforme donc moins sensible aux instabilités de plasma.

1.2.2.Conversion X

 L’irradiation laser de forte intensité (10¹² à 10¹⁶  W/cm2) des parois de la cavité crée un plasma dans lequel le laser pénètre jusqu’à une densité électronique critique n_c pour laquelle w_c(plasma)= (n.e² /m.e₀)^1/2 = w(laser). Voir démonstration en annexe.

L'interaction Laser-matière Dautray et Watteau, Eyrolles1993

L’énergie lumineuse est absorbée dans la zone sous dense selon 2 processus :

• le plus important est celui d’absorption collisionnelle : Bremstrahlung inverse, càd collision e-/ion sous l’effet du rayonnement.Son intensité augmente quand :
  • λ_laser diminue
  • Z_paroi augmente

  On choisit une enceinte en or (Z élevé entre autre…) et on travaillera avec les courtes longueurs d’ondes . On choisira la 3^ème harmonique des lasers à verre soit λ=0.35 mm.

• L’absorption résonnante qui est due à l’excitation d’ondes électroniques aux alentours de n_c. Ce phénomène est proportionnel à φλ²( on notera dorénavant φ le flux de l’éclairement laser)

  La figure ci dessous illustre le résultat de la conversion du rayonnement laser : taux de con version de 90 à 95 % pour λ = 0.35 μm.

Taux de Conversion X dans la cavité en fonction du flux du laser incident

L'interaction Laser-matière Dautray et Watteau, Eyrolles1993

1.2.3.Intéractions non linéaires

                L’irradiation de forte intensité de la cavité (flux de 10¹²    à   10¹⁶ W/cm² ) provoque des phénomènes collectifs non linéaires du type couplage photons-phonons(transverses) càd qu’il existe des couplages entre l’onde laser et des modes d’oscillations du plasma (ondes électroniques de haute fréquence ou ondes acoustiques ioniques de basse fréquence) .

             Les conséquences peuvent être désastreuses :

• amplification des fluctuations de plasma
  
  
• rejet d’une fraction notable de l’énergie laser : c’est le cas de la diffusion Brillouin stimulée où un photon se transforme en un photon réfléchi et un phonon (interaction du photon avec les modes acoustiques)
  
  
• rétrodiffusion Raman (interaction avec les modes « optiques » de haute fréquence) qui engendre des ondes excitatrices des électrons suprathermiques (200 keV). Ces derniers ayant une grande énergie, iront préchauffer le combustible jusqu’au cœur de la cible nuisant ainsi à la compression. Deuxième inconvénient, ils sont capables d’accélérer des ions de plusieurs MeV  vers l’extérieur de la cible , ce qui extrait autant d’énergie au plasma et nuit au rendement.

Typiquement les électrons suprathermiques apparaissent pour φλ²= 10¹⁵ Wcm^-2μm² . Là encore , on voit tout l’intérêt des courtes longueurs d’onde laser pour des flux élevés nécessaires à l'obtention de l'ignition.

•     filamentation : le faisceau laser se morcelle et provoque de nouvelles instabilités fatales aux maintien de l’ignition.

1.2.4.Bouchage de la cavité

L’onde laser qui pénètre dans le plasma des parois de la cavité induit un choc assez profondément dans la paroi ( au delà de la zone critique).Ce phénomène à deux conséquences majeures :

• Le choc risque de faire exploser la cavité ou tout au moins l’endommager et donc réduire sa durée de vie .
• Le bouchage de la cavité : la détente du plasma des parois provoque le déplacement des zones d’intéraction  du laser avec le plasma , ce qui modifie la répartition du flux du rayonnement X sur la cible et donc l’uniformité d’irradiation , indispensable à la limitation des instabilités (cf partieB.3.)

  Une solution est cependant envisagée : il s’agit de remplir la cavité d’une mousse de CH (de densité 4.10²⁰ e^-/cm³) En effet cette mousse absorbe peu l’énergie laser (d’où pas de pertes supplémentaires ) et confine le plasma d’or en limitant sa détente vers l’intérieur de la cavité. Le schéma suivant résume bien le confinement du plasma d’or.

	En vert est schématisé la détente du plasma d'or sous l'effet du choc lors de la conversion X : le plasma sort à la limite de la cavité L'énergie laser est en grande partie absorbée
	En vert, le plasma d'or En rouge-orange, la mousse de CH qui permet le confinement du plasma d'or et la non absorption de l'énergie laser
Confinement du plasma d'or par une mousse de CH peu dense
revue CHOC N°13

Il est toutefois nécessaire à ce stade de contrôler que l’introduction de la mousse limite bien la déformation de la capsule lors de son  implosion (le but de cette conversion X étant bien de garantir une implosion la plus symétrique possible) . On décompose la déformation subie en polynômes de Legendre. On verra en effet qu’il est indispensable d’assurer la plus parfaite sphéricité d’implosion pour que l’ignition apparaisse (cf partieB.3).

	Le mode L = 4 demeure inchangé par l'introduction de la mousse : pas d'effets négatifs de la part de cette mousse On voit qu'aux temps t > 15 ns l'amplitude des déformations croit rapidement, ça n'est en général plus critique à ce stade puisque le phénomène d'ignition doit être normallement apparu à ce stade (avec les configurations standards de cibles.)
	Le mode L = 2 , très intense en l'absence de mousse CH se trouve réduit à moins d'un dixième de % en présence de mousse.
Amplitude de déformation de la capsule (en %)              pour 2 modes (L=2 et L=4)  ___  en noir pour le cas de la cavité vide ___  en rouge dans le cas de la cavité remplie de mousse
revue CHOC N°13

La mousse de CH permet effectivement de réduire considérablement la croissance des défauts de sphéricité lors de l’implosion, les défauts étant dus dans ce cas au manque d’uniformité de la couverture de la capsule par le rayonnement X.

N'hésitez pas à m'écrire pour des critiques (constructives) ou des renseignements