Expérience de plasma de néon photoionisé

Les plasmas photoionisés dans l’Univers

              Sur Terre, la matière se présente essentiellement sous forme solide, liquide ou gazeuse dans les conditions ambiantes de températures et de densités. Néanmoins, une augmentation de la température peut conduire à l’ionisation de la matière, un état dans lequel des électrons ont été arrachés du cortège électronique des atomes. Cet état est qualifié de plasma. Ce sont des milieux complexes, composés d’ions et d’électrons, qui représentent plus de 99, 9% de la matière observable dans l’Univers. L’étude présentée dans ce manuscrit traite d’une variété de plasmas où les processus radiatifs sont si importants qu’ils gouvernent la répartition des différents degré de charge dans le milieu : les plasmas photoionisés. De tels systèmes sont notamment observés au voisinage de sources X très intenses, à l’image des disques d’accrétion dans les systèmes binaires X ou dans les noyaux actifs de galaxies. Un système binaire X est formé d’une étoile et d’un objet compact massif, tel qu’un trou noir ou une étoile à neutron, liés par interaction gravitationnelle. Au cours de son évolution, l’étoile se dilate et son enveloppe atteint une limite, le lobe de Roche, au delà de laquelle le potentiel de l’objet compact surpasse celui de l’étoile. Il s’opère alors un transfert de masse de la matière stellaire vers le trou noir ou l’étoile à neutron. Elle se répartit dans le plan formé par l’orbite circulaire de l’étoile, sous la forme d’un disque d’accrétion (voir figure 1). Accélérée vers le centre du disque, la matière voit son énergie potentielle gravitationnelle convertie en énergie cinétique et à mesure que les forces de friction augmentent, les particules dissipent une partie de leur énergie sous forme radiative. Le rayonnement produit ionise la matière au sein du disque, formant un plasma dans lequel les processus radiatifs dominent les processus collisionnels. Certaines galaxies présentent une émission très intense concentrée dans un volume restreint, parfois considéré comme ponctuel, situé au centre de la galaxie. Ces objets sont appelés Noyaux Actifs de Galaxies (ci-après NAGs). Le rayonnement émis par les NAGs est continu sur tout le spectre électromagnétique, allant du domaine radio aux rayons X et parfois même jusqu’aux rayons γ [1]. Des luminosités comprises entre 1041 et 1047 erg.s−1 ont été mesurées. Les réactions capables de libérer de telles quantités d’énergie ne peuvent être d’origine thermonucléaire, comme celles régissant la dynamique des étoiles. D’après le modèle de Rees [2], elles sont d’origine gravitationnelle. Cette voie peut en effet s’avérer bien plus efficace pour libérer de l’énergie radiative : l’accrétion de la matière autour d’un objet compact, tel qu’un trou noir super-massif (de masse MT N ∈ 106 − 109 M), libère une luminosité maximale, donnée par la luminosité d’Eddington, égale à 1, 5 × 1046 MT N /108M erg.s−1. Par ailleurs, des NAGs d’une grande variété ont été observés, se différenciant notamment par leurs signatures spectrales ou leur luminosité. Historiquement, ces dissemblances ont d’abord mené les physiciens à identifier certains de ces objets comme des types de galaxies à part entière, tels que les Quasars, les Blazars ou encore les galaxies de Seyfert, de classe 1 et 2. Depuis 1993, le modèle adopté par la communauté scientifique est celui de [3], qui décrit ces galaxies comme un seul et même système que l’on observerait sous différents angles (voir figure 2). D’après ce modèle, la source centrale d’un NAG est un trou noir super-massif pourvu d’un disque d’accrétion photoionisé.

L’équilibre thermodynamique complet

              Un système est en équilibre thermodynamique complet (ETC) lorsque le taux de chacun des processus de transitions précédemment décrits est exactement compensé par celui de son processus inverse. Autrement dit, les populations satisfont au principe du bilan détaillé, qui s’exprime ainsi.

Illustration des différents régimes d’équilibre

              Ces différents régimes d’équilibre sont représentés sur la figure 2.6, où l’évolution du degré moyen d’ionisation Z∗ d’un plasma de néon est tracé en fonction de la densité ne. Trois plasmas sont considérés : des températures Tr et Te de 30 eV 2 caractérisent le premier, le second a une température Te de 30 eV mais un champ radiatif nul, tandis que le troisième possède un champ radiatif planckien de 60 eV et Te = 30 eV. Pour une densité importante, le taux de recombinaison à trois corps, fonction de n2e, devient le processus dominant. Un ETL s’établit dans le plasma, en présence ou non de champ radiatif. On observe ainsi une décroissance de Z∗ avec la densité sur la figure 2.6 et les trois courbes se rejoignent lorsque ne > 1022 (région A). A mesure que la densité baisse, le taux de recombinaison radiative devient de plus en plus important. Sans champ radiatif, l’ionisation reste néanmoins pilotée par les collisions. Les taux de ces processus finissent par se compenser pour atteindre l’EC. Puisque ces taux évoluent comme ne, le paramètre Z∗ devient constant avec la densité (région B). Enfin, si le champ radiatif est intense, la photoionisation est le processus ionisant dominant aux faibles densités. Le néon peut alors être totalement ionisé (région C) si le champ est suffisamment intense pour arracher les électrons en couche K.

Notations spectroscopiques

                   Dans un ion multichargé, chaque électron, ou état mono-électronique, est décrit par un jeu de 4 nombres quantiques : n, l, ml et ms dans le cas non-relativiste et n, l, j, mj dans le cas relativiste. Le nombre quantique n désigne le numéro de la couche principale occupée par l’électron, l son moment orbital et j son moment angulaire total. Il est usuel d’associer des lettres à chaque valeur de n et l, telles qu’indiquées dans le tableau 3.1. Les nombres ml, mj et ms sont les projections des moments l, j et du spin respectivement sur un axe arbitraire, aussi appelé axe de quantification.

Influence des états excités

               En s’appuyant sur une représentation des états atomiques basée sur la notion de superconfiguration, on peut facilement inclure un grand nombre d’états excités dans le calcul de la cinétique atomique. Dans cette étude, on a fait le choix de ne retenir, par degré de charge, qu’un ensemble de SCs regroupant la SC fondamentale (celle ayant l’énergie la plus basse) ainsi que les SCs simplement et doublement excitées par rapport à la SC fondamentale. Les excitations impliquent ici n’importe quelle couche peuplée de la SC fondamentale. Par exemple, on peut obtenir les SCs une fois excitées 1221n1 avec n ∈ [3, 10] à partir de la SC fondamentale 1222. Une illustration de l’effet de la prise en compte des états excités sur le calcul de la balance d’ionisation dans un plasma de néon avec Ti = 15 eV, Te = 25 eV, Tr = 50 eV et ρ = 1×10−3 g/cm−3 , est présentée sur la figure 4.1. En ne retenant que les SCs fondamentales, l’ionisation moyenne est égale à 7, 9. En rajoutant les SCs simplement puis doublement excitées, l’ionisation décroit fortement pour atteindre 6, 7 puis 6, 4.

Table des matières

Introduction
Les plasmas photoionisés dans l’Univers
L’astrophysique de laboratoire
Objectif de l’étude
Organisation du texte
I Le modèle collisionnel-radiatif SAPHyR 
1 Avant-propos 
2 Distribution des populations ioniques dans les plasmas 
2.1 Processus de transition atomique dans les plasmas
2.2 Régimes d’équilibre
2.3 Illustration des différents régimes d’équilibre
3 Les données atomiques 
3.1 Les différentes représentations
3.2 Calcul des énergies
3.3 Calcul des sections efficaces
4 Le calcul de la cinétique atomique 
4.1 Influence des états excités
4.2 Influence de l’environnement plasma
4.3 Formulation des taux
5 Le calcul des spectres 
5.1 Opacités et émissivités
5.2 Échelles de résolution d’un spectre
5.3 Le profil de raie
5.4 Le transfert radiatif
II Les plasmas photoionisés en laboratoire 
6 Production d’un plasma photoionisé 
6.1 Le paramètre de photoionisation
6.2 Limitations en laboratoire
7 Les expériences de plasmas photoionisés 
7.1 Utilisation du Z-pinch pour créer la source photoionisante
7.2 Utilisation des lasers pour créer la source photoionisante
7.3 Synthèse
III L’expérience du LULI 
8 Montage expérimental 
8.1 La source X
8.2 La cible
9 Les diagnostics 
9.1 Diffusion Thomson optique
9.2 Interférométrie
9.3 Mesure VISAR
9.4 Spectroscopie
9.5 Identification des structures
10 Interprétation du spectre d’émission 
10.1 Observations
10.2 Restitution du spectre d’émission : une analyse 0D
10.3 Comparaison à FLYCHK
11 Simulations d’hydrodynamique radiative 
11.1 La source X
11.2 Évolution du plasma de néon
11.3 Comparaison à Cloudy
12 Restitution de spectres intégrés 
12.1 Méthode
12.2 Résultats
IV Nouvelle analyse d’une expérience de la SANDIA 
13 Analyse alternative du spectre en transmission mesuré par Loisel et al 
13.1 Simulation
13.2 Résultats
13.3 Discussion
Conclusion
Références bibliographiques

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