FR 2196505 A1 19740315 FR 7229692 A 19720818 La présente invention concerne un combustible et un procédé permettant la libération contrôlée d'énergie thermonucléaire. Plus précisément, l'invention concerne un procédé de libération d'énergie thermonucléaire, propre en ce sens qu'il ne provoque pas une contamination dangereuse par retombées, c'està-dire que les produits de la réaction sont bien moins dangereux que les produits des réacteurs de fission, et éliminent pratiquement totalement les risques d'emballement incontrôlés créés actuellement par les réacteurs nucléaires. L'invention concerne ainsi des réacteurs utilisant un combustible relativement peu croûteux, qui crée un ou plusieurs des produits dont il provient. L'énergie transmise est bien supérieure à l'énergie consommée pour la divergence. L'invention concerne ainsi une configuration de combustible et un dispositif permettant la libération contrôlée d'énergie thermonucléaire, de façon simple, maniable au point de vue poids, l'encombrement étant faible, l'invention pouvant être mise en oeuvre dans les centrales d'énergie de petite ou de grande dimension, et pour la propulsion astronautique. D'autres caractéristiques et avantages de l'invention ressortiront mieux de la description qui va suivre, faite en référence aux dessins annexés sur lesquels la figure 1 représente un combustible de fusion selon l'invention après formation d'une zone d'absorption expansée, onde de choc la première / ntetant pas encore séparé du front thermique la figure 2 représente une phase intermédiaire de l'im onde de plosion, la première/choc tant bien séparé du front de conduc- tion thermique, les parties à hachures horizontales sur les figures 1 et 2 correspondant aux régions expansées par octroi du laser, les parties hachurées verticales correspondant à une zone condensée de conduction, les parties hachurées NO-SE représentant un combustible comprimé avec uniquement un chauffage par choc, et les parties hachurées NE-SO représentant un combustible non comprimé ; et la figure 7 est un diagramme représentant les variations du poids spécifique et de la température en cours d'une implosion. Be procédé de l'invention qui permet la libération con trôlée d'énergie thermonucléaire met en oeuvre un combustible formé d'une sphère ou d'une enveloppe sphérique. Be combustible est essentiellement un mélange en quantités égales de deutérium et de tritium ayant le poids spécifique normal (4,5.1O22 atomes/cm3) dans des conditions cryogéniques, à environ 5 à iOOK. Be tritium est légèrement radioactif, mais les précautions normales permettent de mettre en oeuvre le procédé de mise en forme d'une manière relativement simple. Bien que l'utilisation d'une enveloppe creuse soit préférable, il est possible d'utiliser un corps plein, c'est-àdire sans vide, bien que la réaction thermonucléaire ait un rendement réduit. Une sphère ayant un rayon de l'ordre de 0,5 à 2 mm peut être traitée par un laser ayant une énergie de l'ordre de 50 à 100 kJ. Pour une telle énergie , une enveloppe sphérique a un diamètre externe de l'ordre de 0,5 à 2 mm et une épaisseur d'enveloppe de l'ordre de 5 à 30 % du rayon externe. La sphère ou l'enveloppe forme le combustible pour la mise en oeuvre du procédé qui implique une implosion due aux radiations transmisses par les ondes convergentes d'un laser, ayant une configuration et une durée prédéterminées d'impulsions de manière que les conditions de poids spécifique et de température assurent le déclenchement des réactions thermonucléaires dans les zones centrales de l'enveloppe implosée. La capacité du laser nécessaire à la mise en oeuvre du procédé est de l'ordre de 50 à 100 kJ. L'énergie de fusion augmente d'un facteur de l'ordre de 20 l'énergie transmise par le laser. Cette multiplication est suffisante pour compenser le mauvais rendement du laser et le rendement de transformation thermique-électrique, nécessaire pour que le réacteur crée de l'énergie utile . On a réalisé des lasers uniques produisant plusieurs kilojoules. Une source laser envisageable actuellement comprend plusieurs lasers créant un faisceau convergent synchronisé par un oscillateur principal commun. Ge laser doit être protégé convenablement de la réaction lorsqu'il est utilisé directement, mais il est possible que le faisceau laser soit dirigé vers des miroirs qui focalisent le faisceau en un point placé dans un volume réactionnel disposé dans le corps du réacteur.Ce dernier dispositif est préférable bien que les miroirs doivent être remplacés de temps en temps. Une protection magnétique peut aussi assurer la protection des miroirs contre le flux de particules chargées. Be corps du réacteur entoure la source laser, les miroirs, la zone de support ou d'introduction de lrenveloppe de deutérium-tritium, et un dispositif de refroidissement par le lithium qui absorbe la chaleur de la réaction. tes miroirs peuvent entre disposés autour d'un point focal de manière que l'énergie porte sur l'enveloppe en deutériumtritium en plusieurs points à sa surface. te nombre de miroirs et des zones ou directions de l'énergie laser peut être déterminé par calcul. La mise en route du laser peut être réalisée manuellement, par mise en position d'une pastille préparée de combustible en un point focal prédéterminé des lasers, et déclenchement des impulsions laser comme voulu. On peut aussi mettre en route le laser en laissant tomber l'enveloppe préparée au point focal du laser, de manière qugi'impulsion laser soit automatiquement déclenchée avec le synchronisme précis voulu. La durée de l'impulsion du laser est de l'ordre de quelques nanosecondes. On va maintenant décrire la réalisation des pastilles et leur traitement. On commence par la description d'une pastille pleine. Comme la température d'ébullition de l'hélium comme liquide est de -2690C (40K), on peut utiliser celui-ci / fluide de refroidissement pour solidifier les isotopes de l'hydrogè- ne qui ont un point de fusion de -2590C (140v). Une manière de realiser une pastille solide en deutérium et tritium consiste à chasser un mélange liquide de parties égales (en concentra tion atomique) de deutérium et de tritium dans un tube capillaire (c'est-à-dire une seringue), et de permettre la forma tlon d'une gouttelette. ta dimension du capillaire et la tension superficielle du mélange déterminent la dimension de la gouttelette donc de la pastille de combustible.La gouttelette peut se solidifier par refroidissement cryogénique à l'hélium. Si la sphère liquide peut venir au contact dtune surface refroidie, à laquelle elle transmet de la chaleur, elle se déforme. Cette déformation peut être rendue minimale par application d'un rev8tement non mouillant sur la surface de refroidissement. Une manière plus directe d'extraire la chaleur de la gouttelette liquide consiste à la faire passer dans une colonne d'hélium gazeux froid, puis à la déposer une fois congelée dans un bain d'hélium liquide. On va maintenant décrire la réalisation d'une sphère creuse. On a réalisé des microballons de verre suivant divers procédés depuis de nombreuses années, industriellement. Ces techniques s'appliquent à la formation d'enveloppes en deutérium et tritium. tes procédés de réalisation de microballons de verre ont été brevetés, et l'un au moins s'appuie sur le principe de la dilatation de micropoches de gaz occlus dans une atmosphère à pression réduite. Walter 11. Kohl, "Materials and Techniques for Electron Tubes", Reinhold Publishing Corp., New York, New York, 1960, pages 615-618 et d'autres auteurs décrivent en détail la solubilité des gaz dans divers métaux. Seuls des métaux raffinés sous vide sont relativement dépourvus de gaz dissous. tes gaz sont aussi solubles dans le verre. Lorsque du verre (ou toute autre matière contenant des poches de gaz) fond , le gaz se dilate et, en l'absence d'une force externe, forme une stère creuse. Ce procédé est utilisé pour la réalisation de microballons, notamment en verre, en matière plastique, en résine époxyde ou en métal. On va maintenant décrire le traitement des pastilles de deutérium et de tritium. Avant l'introduction dans le réac- teur et la focalisation du faisceau laser, on peut utiliser plusieurs techniques pour le traitement de la sphère. Une tech nique évidente consiste à supporter la sphère dans une colonne mobile d'hélium gazeux à une température cryogénique. 'les conditions nécessaires à la mise en suspension d'une gouttelette sphérique dans un courant d'hélium gazeux peuvent etre déterminées par l'équation classique de Stokes, qui considère une particule sphérique tombant dans un gaz.Sous forme utile, on peut écrire cette équation de la manière suivante 2 i P(DT) 9 = g R (hue) dans laquelle v est la vitesse, g la constante de gravitation, a le rayon de la particule, ?le poids spécifique, CL la diffusibilité visqueuse de l'hélium, DT et He indiquant respectivement le mélange deutérium-tritium et l'hélium. Si on considère une particule liquide d'environ 0,1 cm de diamètre, tombant dans de l'hélium gazeux ayant le poids spécifique normal à la pression atmosphérique, la vitesse de la particule est de l'or- dre de 100 cm/s. Inversement, si un courant d'hélium est réglé à 100 cm/s, la particule reste en suspension. Si la vitesse du courant gazeux varie transversalement dans un tube, le déplacement latéral de la particule peut être limité.Bien que la goutte de fluide reste en suspension, la température de l'hé- lium est inférieure à la température de fusion de l'hydrogène, si bien que la gouttelette forme une pastille solide. On a déjà utilisé la technique précédente, comme décrit dans des brevets concernant les opérations en lit fluidisé, les débitmètres à billes et de nombreux autres procédés. Une autre technique consiste à charger électrostatiquement la pastille et à la supporter et la transporter à l'aide d'un champ électrique. La suspension électrostatique des particules ou des gouttelettes nécessite qu'elles soient chargées puis mises en suspension dans un champ électrique. La particule est chargée par contact. Par exemple, la buse d'une seringue ou d'une pipette utilisée pour la formation de la gouttelette peut être chargée électrostatiquement. La goutte tombe dans un champ électrostatique maintenu entre deux plaques. Tes rela tions électrostatiques classiques permettent de calculer la force exercée sur une gouttelette chargée dans un champ électrique.La charge r exprimée en unité électrostatique et placée sur une goutte dépend du champ électrostatique E1 suivant la relation E1 = 4s ro La force F appliquée à la particule par un champ E2 est donnée par la relation F = E2 a2 dans laquelle a est le diamètre de la particule. Si on suppose que le champ E2 de suspension est le même que le champ E1 de charge de la particule, la force appliquée F est égale à E22. La force de gravité exercée sur la particule est F0 = mg. Si on rend ces deux forces égales pour déterminer l'état de suspension, le champ nécessaire devient égal à r- 830 r a ]1/2 volts/cm, a étant exprimé en cm Dans le cas d'une gouttelette de 0,5 mm de rayon, un champ de 1850 volts/cm maintient en suspension la gouttelette. Lorsqu'9n donne aux plaques une configuration convenable qui est donc aussi celle du champ, le déplacement latéral de la gouttelette peut être limité. ta gouttelette est congelée par de l'hélium refroidi qui circule autour de la gouttelette qui est maintenue en suspension. Les principes décrits d'application des champs électrostatiques sont utilisés dans de nombreuses applications pratiques, et ils sont à la base de nombreux brevets. Après la formation des pastilles selon une des techniques décrites, la pastille est introduite dans le volume du réacteur de manière à subir les radiations du laser. On va maintenant décrire les détails du procédé de fusion déclenché par laser. L'analyse et l'étude au calculateur du procédé montrent que l'action du laser est la suivante. 1. L'énergie du laser est absorbée par le procédé classique de freinage inverse à la surface du deutérium et du tri tium, et par couplage anormal dû à ltexcitation d'un plasma instable et aux fluctuations de- la densité Ionique, du fait du gradient fini de poids spécifique superficiel et de la pénétration de l'onde évanescente dans le solide, provoquant l'ionisation et une élévation rapide de la pression en surface, une couche de plasma chauffé de deutérium et de tritium se formant à la surface. 2. La pression dans le plasma, pour un flux laser de 1020 à 1021 erg/cm2.s atteint en une fraction de 10 9 secon- des une pression de plusieurs mégabars, si bien qu'il se forme une onde de choc dans le solide accélérant le combustible vers le centre de la sphère. 3. La pénétration de l'onde laser dans l'enveloppe solide et la formation continue de la couche de plasma à haute fréquence sont le résultat d'une conduction thermique très élevée assurée par les collisions électron-électron qui provoquent l'établissement d'un gradient diffus de densité au niveau du front d'onde laser, et qui permet l'absorption dans le plasma expansé. 4. La température électronique est bien supérieure à la température ionique étant donné le faible transfert par collision d'énergie des électrons aux ions ; le déplacement hydrodynamique est en conséquence essentiellement le résultat de la pression des électrons. 5. La pression continue du plasma produit par le laser vers maintient l'accélération / l'intérieur du combustible qui perd de la matière du fait du soufflage superficiel. L'épaisseur de la région intéressée par le choc croît, à la fois du fait de avance du front de l'onde et du fait de la convergence sphérique. 6. Le flux laser augmente avec le temps et augmente ainsi la pression d'entrainement à la surface du deutérium et du tritium, si bien que la compression du combustible croit encore lors du choc, du fait du passage du premier choc. En conséquence, la compression finale au centre de convergence peut assurer une élévation du poids spécifique entre plusieurs centaines et quelques milliers de g/cm3. 7. Dans le cas d'une enveloppe, la surface interne de celle-ci atteint le centre à une vitesse de l'ordre de 4 à 5.107 cm/s, suivant le flux du laser, avec un poids spécifique supérieur au poids spécifique initial de la matière solide, pourvu que le choc initial ne soit pas trop important et ne chauffe pas excessivement l'enveloppe. Une représentation schématique des variations de la configuration du combustible est représentée sur les figures 1 et 2. Sur ces figures, la référence 1 désigne le front du plasma expansé qui se dilate, la référence 2 représente la surface de poids spécifique critique, la référence 3 le front de l'onde de conduction thermique et la référence 4 le front du premier choc. La figure 1 montre une sphère de combustible de fusion après éclairement initial par le flux du laser lorsqu'il s'est formé une zone absorbante expansée à la surface externe, onde de se dilatant au niveau du front 1, mais la première/choc passant dans la matière ntest pas encore séparédu front 3 de l'onde thermique.Sur la figure 2, il s'agit dlune phase intermédiaire de l'implosion qui montre encore le front 1, la surface 2 de poids spécifique critique et le front 3. Cependant dans cette phase, le front 4 du premier choc se déplace vers l'intérieur bien en avant du front 3 dont il est séparé. La figure 3 représente les variations du poids spécifique et de la température au cours de l'implosion. L'exemple donné correspond à une implosion déclenchée par trois impulsions croissant successivement d'un laser, transmettant trois chocs dirigés vers le centre de convergence. La courbe etrait plein donne la variation du poids spécifique qui augmente très fortement du poids spécifique critique, pour le rayon de 500 microns, au poids spécifique de la matière pleine, correspondant à 0,19 g/cm3 à 400 microns, le poids spécifique atteignant une valeur maximale voisine de 40 g/cm3 à 300 microns, puis décroissant d'un choc à l'autre jusqu'au poids spécifique d'origine de la matière pleine, pour un rayon de 50 microns.Sur la figure 3, la référence A représente le premier choc, la ré férence B le second et la référence C le troisième, la référence D désignant la région de conduction thermique, la référence E la région de dépôt laser et F le poids spécifique critique. La variation de la température apparalt schématiquement sur la courbe en trait interrompu, la température tombant de 2,5 kV dans la région du dépôt laser à environ 200 volts à la partie antérieure de l'onde thermique qui a pénétré à 360 microns. La température, au rayon plus faible, est imposée uniquement par le chauffage dû à l'onde de choc, et elle tombe pratiquement à zéro en avant de la première onde de choc. La suite du déplacement des ondes de choc provoque une arrivée presque simultanée des trois ondes de choq'au centre de convergence, si bien que le poids spécifique atteint environ 1000 g/cm3. Be déclenchement du deutérium et du tritium par un laser libère de l'énergie thermonucléaire pendant un temps de l'ordre de quelques dizaines de picosecondes. Des calculs hydrodynamiques détaillés montrent que 10 % environ du combustible initial est fortement comprimé à la fin de l'implosion, le reste étant retiré par la pénétration de l'onde de conduction thermique et de l'onde suivante de raréfaction hydrodynamique. L'énergie laser transmise à la pastille est pratiquement la totalité de celle qui est concernée par la rapide dilatation vers l'extérieur de la matière chauffée retirée au cours de l'implosion. énergie apparaissant finalement sur la matière comprimée est comprise entre 6 et 10 % de l'énergie laser incidente, suivant la dimension et l'épaisseur de ltenveloppe. La compression maximale dolmant une combustion efficace du combustible parvient à un poids spécifique compris entre 500 et 200C g/cm3.Dans tous les cas, la compression élevée est réalisée par un flux laser à montée rapide, la variation de flux dans le temps étant rendue optimale par une série de cycles d'un calculateur. On obtient par exemple les résultats suivants Energie laser Energie de fusion Multiplication (kilonoules! (ilooules) de ltérergie 0,34 0,21 0,62 1,61 3,06 1,90 6,5 41 6,3 32 610 19 iii 4970 44 353 22 300 63 1000 95 000 95 Dans le cas d'un réacteur, la multiplication nécessaire pour un gain global est de l'ordre de dix dans le cas d'un laser ayant un rendement d'environ 20 %, qui est dépassé nettement par celui des lasers actuellement connus. On peut obtenir ces résultats avec une énergie laser de l'ordre de 10 kJ. On va maintenant décrire les détails de calcul. On sait, dans le domaine de la fission et de la fusion nucléaires qu'il faut une analyse mathématique importante pour définir les configurations utilisées. Ainsi, on peut utiliser le calculateur pour déterminer la puissance du laser, la configuration et l'impulsion du flux du laser ainsi que le rayon et ltépaisseur du combustible. 'les traités classiques d'analyse numérique, connus dans l'industrie nucléaire, définissent les caractéristiques standard à utiliser dans le code de calcul et on peut obtenir ces caractéristiques à partir de ces documentes connus ; le code doit comprendre les caractéristiques qui suivent et en plus, lorsqu'il existe plusieurs possibilités pour le développement du code, le choix convenable est indiqué. On considère d'abord l'interaction du laser. il faut considérer (1) ltabsorption par freinage inverse 'l'augmentation accrue du flux incident au-dessus du seuil d'ins- tabilité peut entre incluse dans la multiplication Xff par un facteur suffisamment important pour/élever l'absorption à 90-95%. Cette correction convenable est justifiée par les résultats théoriques et numériques qui montrent qae le -plasma devient opaque aux radiations laser , lorsque les instabilités se sont bien développées. (2) L'intégration de l'équation de flux au point de condensation pour lequel apparaît une réflexion, la pénétration de l'onde évanescente étant négligée. (3) L'inclusion de la conduction thermique par collision électronique, à l'aide d'équations implicites de différence sous forme de conservation maintenant l'équilibre énergétique. (4) L'inclusion du transfert électron-ion d'énergie par collision de Coulomb. On considère maintenant l'aspect hydrodynamique du déplacement, et il faut considérer et utiliser les paramètres et caractéristiques suivants. (1) Système de coordonnées de Lagrange. (2) Viscosité artificielle stabilisant les chocs, dans l'équation des particules lourdes seulement. (3) Nécessité de formation de zones étroiteWou d'un nouveau découpage des zones pour une représentation convenable des gradients très élevés proches du centre de convergence. Be nombre de zones nécessaires est de l'ordre de 50 à 100 dans un cas particulier. (4) Supposition de la neutralité de la charge et traitement des électrons comme un fluide sans masse. (5) Equation d'état du deutérium et du tritium au-dessus d'une température de quelques kilovolts, la matière étant supposée être un gaz idéal d'ions et d'électrons, mais des corrections de dégénérescence doivent être introduites aux basses températures, notamment pour une compression élevée. En ce qui concerne les radiations, il convient de tenir compte des considérations suivantes (I) tes pertes par freinage sont habituellement réglée -geables dans le deutérium ou le tritium, mais la perte totale doit être limitée au corps noir pour éviter une perte anorma- lement élevée dans les zones extrêmement condensées. (2) L'effet Compton inverse, assurant le refroidissement des électrons par transfert au champ radiatif, n'est pas important pour les petites dimensions (fractions de mm) et les courtes durées (10 9 secondes) de l'implosion initiale. (3) te champ de radiation à faibles énergies du freinage donne un certain transport énergétique en avant des fronts d'onde thermique et de choc hydrodynamique. Ce champ peut constituer un faible effet de chauffage. En ce qui concerne les réactions nucléaires, les calculs doivent s'appuyer sur les considérations suivantes. (1) La vitesse de la réaction dépend de la constante moyenne de réaction de Maxwell C v. Sa valeur est donnée de façon erronée pour le deutérium et le tritium dans la plus grande partie de la littérature notamment au-dessous de 10 keV. La valeur doit être calculée à nouveau à partir des mesures publiées de section efficace. (2) te dépôt d'énergie par les particules rapides chargées provenant des réactions deutérium-tritium ou deutériumdeutérium est réparti entre'les électrons et les ions. La répartition doit être calculée à partir des résultats bien connus de section efficace de Coulomb. (3) te transport d'énergie et de moment par les particules chargées rapides doit être calculé en fonction des températures électroniques et ioniques et du poids spécifique. L'augmentation dans la plage qui assure une élévation de la température électronique est particulièrement importante. (4) L'épuisement du combustible s'accompagne d'un transport de masse à partir du combustible, les neutrons stéchappant initialement et les particules chargées s'échappant après élévation de la température du combustible. Il faut tenir compte de ce fait, ainsi que du transport d'énergie et de moment, dans le contenu massique et énergétique des gaz du combustible. (5) Au cours de la phase d'allumage, lorsque la tem pératcure s'élève rapidement, les phases temporelles d'intégration doivent être réduites pour rendre minimales les erreurs de l'intégration d'énergie. On va maintenant donner des détails importants concernant les phénomènes physiques et la configuration, pour favoriser la compréhension de l'invention. A. Interaction laser (1) Pour une matière donnée, l'impulsion laser doit être réglée depuis son élévation demanière à rendre minimales les pertes élevées par énergie lorsque le gradient de poids spécifique se forme au niveau d'une surface de poids spécifique élevé. (2) La variation du poids spécifique dans la couche superficielle doit avoir une forme convenable pour améliorer le couplage initial du laser. La présence d'une couche peu profonde ayant initialement le poids spécifique critique améliore les caractéristiques. B. Implosion (1) La pression créée par le dépôt d'énergie laser et la conduction dans la matière dense est une fonction variant rapidement avec le flux incident. La quantité assurant l'opti- misation du transfert d'énergie maximale dans ltenveloppe implosée, non compris l'énergie de la couche soufflée, peut être représentée sous la forme p2/v*, dans laquelle p est la pression maximale dans l'enveloppe qui implose et m la vitesse de soufflage de la masse par unité de surface du front thermique. Cette quantité ne varie que lentement avec la matière et le flux. Pour une sphère de 1 mm, la valeur maximale correspond à un flux proche de 1,625.1021 erg/cm3.s. (2) Be transfert maximal d'énergie dans l'implosion n'a lieu que pour une épaisseur choisie convenablement de l'enveloppe, qui dépend du flux et de la matière. Le rapport massique de la masse initiale de l'enveloppe à la masse implosée est compris entre 5 et 10 lorsqu'il est optimal. Be rapport peut être déterminé pour un flux donné, par modification de l'épais seur de l'enveloppe assurant que l'énergie de l'implosion es maximale. Dans les conditions optimales de refroidissement, 10 environ de l'énergie laser est impliquée dans l'implosio. de ltenveloppe qui converge au centre et assure le chauffage et la compression du combustible. ( te choc initial dans l'enveloppe implosée dépend de l'uugmentation de la prsssion qui est elle-même déterminée par la variation du couplage initial du laser. Ces quantités sont réglées de manière qu'elles commandent la vitesse d!élé- vation de la pression donc le degré du chauffage deZ 'emveloppe lors du premler choc, Ces paramètres sont réglés de manière > fixer le poids spécifique et la température dans le combu tible au début de l'implosion, donc les conditions initiales de température et de poids spécifique auxquelles commence la compression finale du combustible. C. Ignition (1) L'ignition a lieu lorsque combustible cro'e suf- fisamment d'énergie pour que la température passe à 15-20 ko-V avant que commence la dissociation. A cette température, la vitesse de la réaction est très élevée et un chauffage encore plus rapide a lieu. Si on suppose un dépôt local de particules alpha, la condition d'ignition, fonction de la températuve ini finale O , le poids spécifique en nombre n et la durée bt au cours de laquelle la compression est proche de sa valeur maximale, peut slécrirc: = f dans laquelle Wa = énergie des particules a. (2) L'énergie nécessaire à l'ignition est réduite lorsque l'ignition a lieu à basse température. La valeur d'augmen- tat-;.on de nAt nécessaire est assurée par une compression élevée du combustible. D. Combustion du combustible (1) Le chauffage interne du combustible réagissant est dû au dépôt des produits chargés de la réaction, Pour une température électronique de 5 keV, par exemple, les particules alpha de la réaction deutérium-tritium (3,6 MeV) ont une plage de 3.10 /Ne. Pour une densité électronique de 1025/cm3, la plage est de 3C microns. Ainsi, si la région chauffée du combustible a une dimension bien supérieure, les particules alpha peuvent être considérées comme déposant localement leur énergie. La plage augmente initialement en fonction de (tempé 3/2 rature électronique) jusqutà ce que les ions assurent la perte prédominante d'énergie pour les particules alpha, la plage dépendant ensuite faiblement de la température ionique ou électronique.L'augmentation dans la plage alpha à une température électronique de 30keV correspond à environ un facteur de dix, par rapport à la plage à 5 keV. Ainsi, lorsque le combustible subit la combustion et se chauffe au-dessus de 20 keV, il devient relativement transparent pour les particules alpha, et la vitesse de chauffage diminue fortement. Cette réduction réduit aussi la pression donc la vitesse de dissociation du combustible. Dans le cas des configurations étudiées dans les calculs, l'ignition et la combustion satisfaisantes du combustible nécessitent une compression élevée à la température minimale nécessaire à l'ignition. Pour que les c.onditions soient les meilleures, les paramètres essentiels sont la vitessettimplo- sion, la masse du combustible et la vitesse initiale d'augmentation de la pression dans le combustible. 'la vitesse initiale d'augmentation de la pression dans le combustible est importante car un choc initial très important sur le combustible provoque un chauffage excessif et empêche une compression finale élevée. L'élévation de pression est commandée par la vitesse de montée du flux laser. Comme indiqué précédenment, la configuration de l'impulsion laser peut avoir une signification considérable sur le rendement de la combustion. Si lténergie fournie initiale ment est trop élevée, le combustible est excessivement chauffé et empêche une compression finale élevée. D'autre part, une énergie laser transmise progressivement et croissant après un certain temps peut donner des résultats bien plus satisfai sants. L'exemple précédemment donné montre l'effet d'une montée très rapide du flux laser incident lors de l'implosion. La pression moyenne est fixée par la vitesse de l'implosion nécessaire pour7iecombustible atteigne la température d'ignition. La séquence voulue d'accélération peut être assurée par accroisseent monotone de l'impulsion laser depuis une valeur initiale faible réglée de manière à assurer le niveau voulu de choc initial. 'les calculs montrent qu'une montée non linéaire en fonction du temps est très efficace. 'le flux peut aussi croître en trois ou quatre étapes, en étant maintenu constant entre les augmentations. Be choc convenable de la forme d'impulsion doit être réalisé par des calculs dans lesquels la forme est modifiée de manière que le rendement maximal soit déterminé. La réaction produit des dépôts dus au chauffage élevé de la matière expansée qui n'a pas été brûlée. L'énergie thermique transmise provient de l'énergie cinétique du plasma qui se dilate de deutérium et de tritium, et des produits de la réaction formés de particules chargées, ainsi que de la modération des neutrons à 14 MeV provenant de la réaction du deutérium av-ec le tritium. L'énergie thermique peut être retirée à l'aide d'un absorbant formé de lithium liquide placé dans le corps du réacteur entourant le volume du réacteur ou adjacent à celui-ci, le lithium liquide circulant dans un échangeur externe de chaleur. Un autre résultat important de la combustion contrôlée est la production de neutrons rapides qui peuvent être multipliés dar,s le bérylli Wet capturés dans le lithium. te résultat est un surrégénérateur au tritium dans lequel l'une des matières utilisées dans l'enveloppe du combustible est produite par la réaction. Cette opération est obtenue par ralentissement des neutrons rapides dans le béryllium, multipliant le nombre des neutrons par la réaction n + Be9 2a + 2n, et absorption des neutrons dans le lithium n + Li7 -+ T + t et n + Li6 a + T.Cette réaction produit plus de tritium qu'elle n'en consomme et la réaction crée donc du tritium. te procédé décrit présente les avantages suivants sur les procédés de mise en oeuvre dans des réacteurs classiques de fission. 1 'énergie libérée par la réaction thermonucléaire est bien supérieure à l'énergie laser consommée. 2. Te deutérium combustible est peu coûteux et inépuisable. 3. Be réacteur crée du tritium et est donc autonome. 4. te traitement chimique du lithium pour en retirer le tritium est bien plus simple que le traitement des combustibles fissiles. 5. tes réacteurs de puissance peuvent avoir une dimension relativement faible. 6. 'les réacteurs ne présentent pas le risque drun emballement. 7. les produits de la réaction sont bien moins dangereux que les produits de réaction de fission. Ainsi, on voit que les possibilités du procédé destiné à des appareils de chauffage ou de création d'énergie sont pratiquement illimitées et que les investissements nécessaires à la production d'une quantité d'énergie équivalente à celle des installations à réacteur existantes ou prévues à combusti- ble fossile ou fissile sont très réduits. On peut se référer pour une compréhension plus détaillée de certains phénomènes décrits dans le présent mémoire à l'ou- vrage de Saul Dushman,"Scientific Foundations of Vacuum Technique", John Wiley & Sons Inc., New York, Londres, Sydney, (1966; pages 497 et 676-677. il est bien entendu que l'invention n'a été décrite et représentée qu'à titre d'exemple préférentiel et qu'on pourra apporter toute équivalence technique dans ses éléments constitutifs sans pour autant sortir du cadre de l'invention, qui est défini dans les revendications annexées. RERZNDICATIONS 1. Procédé de libération contrôlée d'énergie de fu sion à l'aide d'un flux laser dirigé sur une très petite quan tité d'un combustible de fusion, ledit procédé étant caractérisé en ce qu'il comprend . l'application d'un flux initial chauffant la surface du combustible et formant une couche de dépôt expansée dans laquelle le rendement de couplage laser laser est proche de l'unité, la couche/unYe conduction thermique élevée due aux électrons chauds entre la région de dépôt la le la conduction assurant ser et/combustible de poids spécifique plus elle la/ l'ob- tention d'une pression égale à celle de la région de dépôt laser multipliée par un grand facteur etla formation d'une implosion hydrodynamique convergent sphériquement par formation d'un premier choc important convergent dans le combustible, l'augmentation et le réglage du flux laser en fonction du temps de manière quia pression et la compression du combustible s'élèvent encore après le passage du premier choc et assurent simultanément l'arrivée au centre d'implosion des chocs succes sifs produits par le flux laser montant, et l'augmentation du flux laser en fonction du temps, réglée de manière que le combustible soit porté à une compression élevée et soit chauffé à la température d'ignition, cette ignition créant une température fortement accrue, la combustion ultérieure du combustible produisant une multiplication élevée de l'énergie par rapport à l'énergie fournie par le laser, cette multiplication compensant le mauvais rendement de transfert d'énergie du laser au combustible très comprimé. 2. Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comprend le réglage de l'intensité du flux laser et de l'accroissement de ce flux avec le temps de manière que le combustible soit porté à une compression élevée, entre quelques centaines et quelques milliers de g/cm , le combustible étant chauffé entre 4 et 6 kV. 3. Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comprend préalablement le choix d'un laser transmettant une énergie prédéterminée, et le choix d'une quantité de combus tible de fusion, sous forme dune enveloppe ou d'une sphère destinée à être exposée au laser, la quantité de combustible dans la sphère ou la quantité de combustible dans l'enveloppe et l'épaisseur radiale de celle-ci étant déterminées en fonction de l'énergie fournie par le laser et de la forme des impulsions que peut trarsmettre celui-ci, la dernière phase du procédé comprenant le réglage non seulement de l'augmentation du flux mais aussi de l'intensité du flux avec le temps, l'ignition créant une température très élevée lorsque le combustible approche d'une vitesse maximale de réaction thermonucléaire. 4. Procédé selon l'une des revendications 1 et 3, caractérisé en ce que le combustible est une enveloppe de combustible de fusion ayant un rayon externe compris entre 0,5 et 2 mm et une épaisseur de l'ordre de 5 à 30 zou rayon externe. 5. Combustible destiné à la libération contrôlée d'énergie de fusion à l'aide d'un flux laser dirigé sur une quantité minuscule de combustible de fusion, le combustible étant caractérisé en ce qutil comprend une minuscule enveloppe creuse fermée constituée par du combustible de fusion contenant du deutérium et du tritium ayant le poids spécifique théorique. 6. Combustible selon la revendication 5, caractérisé en ce que le rayon externe de l'enveloppe est compris entre 0,5 et 2 mm. 7. Combustible selon la revendication 6, caractérisé en ce que l'épaisseur de l'enveloppe est comprise entre 5 et 30 % du rayon externe.