Généralités sur les plasmas créés par laser

Généralités sur les plasmas créés par laser 

Description de l’interaction laser-matière 

Structure des plasmas créés par laser

L’interaction d’un laser de puissance avec un solide crée un plasma au voisinage de sa surface dont la structure évolue de façon auto-semblable. Cette structure peut se décomposer en différentes zones, décrites le long de l’axe laser, et dont l’évolution spatiale et temporelle diffèrent suivant le régime d’interaction. On peut alors distinguer quatre mécanismes régissant l’hydrodynamique de tels plasmas :
a) L’absorption de l’énergie laser qui s’effectue par différents procédés mais qui est souvent dominée par le Bremsstrahlung inverse.
b) Le transport de l’énergie à l’intérieur de la cible.
c) L’expansion de la partie ablatée de la cible.
d) L’émission et le transport du rayonnement.

On peut ainsi définir des régions du plasma correspondant à chacun de ces processus. tels que la densité et la température. Ces profils sont caractéristiques d’une part de l’interaction d’une impulsion laser nanoseconde à λ=0.53 µm avec une cible solide , d’autre part de l’interaction d’une même cible avec une impulsion laser femtoseconde à λ=0.53 µm .

Deux points particuliers font la différence entre l’interaction d’un laser femtoseconde avec la matière et celle d’une impulsion nanoseconde: en régime ultra-court, le champ électromagnétique du laser devient très supérieur au champ coulombien qui lie les électrons à leur noyau; de plus, la durée d’impulsion est inférieure aux temps caractéristiques de l’expansion hydrodynamique du plasma et des collisions électrons-ions. Ces deux phénomènes modifient la structure des zones et favorisent la création de particules énergétiques.

Zone sous-critique

En régime nanoseconde, cette région sous-critique appelée communément couronne, est une région basse densité où la température est très élevée (typiquement de l’ordre du keV). Le laser se propage jusqu’à une densité électronique appelée densité critique, qui est obtenue lorsque la fréquence laser est égale à la fréquence plasma électronique.

En régime femtoseconde, cette couronne n’a pas le temps de se former, l’impulsion interagissant alors avec un gradient de densité très raide (10 nm à quelques microns). C’est pourquoi les phénomènes d’absorption s’y déroulent à des densités très élevées. Le dépôt laser peut s’effectuer au delà de la densité critique, dans la zone délimitée par l’onde évanescente : c’est l’épaisseur de peau.

Zone de conduction

L’énergie laser déposée est ensuite transférée au plasma dans une zone appelée zone de conduction. Pour des cibles de numéro atomique Z faible, cette conduction est purement électronique et est localisée au niveau du gradient thermique. Typiquement, pour un flux de 10¹⁴W/cm2 , cette région a des dimensions de l’ordre du micron. La température que les électrons peuvent atteindre est contrôlée par ce processus de transport. Cette région est responsable du rayonnement en face avant. Pour les éléments de Z élevé, la zone de conduction se prolonge vers les régions plus denses de la cible par une zone de conversion et de ré-émission. La zone de conversion, optiquement mince à son propre rayonnement, est la région où l’énergie laser absorbée est convertie en rayonnement X et XUV. Chauffée par conduction électronique, cette région se refroidit en rayonnant d’une part à travers la couronne et d’autre part vers les régions plus denses du plasma. Une partie du rayonnement X ainsi émis se dirige donc vers des régions denses du plasma: c’est la zone de ré-émission. Elle est optiquement épaisse au rayonnement XUV et l’absorbe donc en majeure partie pour le restituer sous forme d’un rayonnement quasi-planckien. Ce dernier peut alors se propager vers la couronne en traversant la zone de conversion, sans être trop absorbé. Ajouté au spectre émis par la zone de conduction, il formera la composante thermique du spectre observé en face avant. Mais ce rayonnement peut également se disperser vers des régions plus denses où il sera de nouveau absorbé. Ces multiples processus de ré-émission et d’absorption donnent naissance à une onde de conduction radiative qui se propage à l’intérieur de la cible [1]. En régime nanoseconde, le processus d’ablation et l’expansion hydrodynamique consomment une partie de l’énergie laser déposée, ce qui limite la conduction thermique. En régime femtoseconde, l’expansion hydrodynamique n’est pas suffisante pour modifier les caractéristiques du transport thermique.

Zone sous choc

Après le front d’ablation, dans la zone sous choc, les hautes pressions engendrent une densité supérieure ou égale à la densité du solide alors que la température (de l’ordre de la dizaine d’eV) est trop faible pour que le plasma émette du rayonnement X. Après cette zone sous choc, il peut exister une région de la cible qui reste non-perturbée, suivant les conditions expérimentales (épaisseur de la cible, flux laser, Z du matériau…).

Mécanismes d’absorption de l’énergie laser

Absorption en régime nanoseconde à λ=0.53µm 

Une première série d’expériences présentées dans cette thèse a été effectuée en utilisant l’un des bras de la chaîne nanoseconde du LULI. Le faisceau était doublé en fréquence (λ=0.53 µm) et polarisé S. Dans ce régime d’interaction, le mode d’absorption principal est un mode d’absorption collisionnel : il s’agit du Bremstrahlung inverse. C’est le processus par lequel un électron accéléré par le champ électrique de l’onde laser cède son énergie au milieu par collisions électrons-ions.

Absorption en régime femtoseconde 

L’une des caractéristiques de l’interaction d’un laser ultra-court et ultra-intense avec une cible solide est la génération d’électrons rapides très énergétiques et leur transport vers l’intérieur de la cible. L’absorption de l’énergie laser dans ce régime est un phénomène mettant en jeu de multiples procédés, dépendant fortement du champ laser incident. Les conditions expérimentales rencontrées font intervenir dans une première expérience un faisceau doublé en fréquence et dans une deuxième étude un faisceau à λ=1.06 µm.

Absorption résonnante
Ce processus d’absorption, abondamment détaillé dans la littérature [3] ne sera introduit que dans les grandes lignes afin de comprendre le rôle de ce mécanisme en régime femtoseconde ( L λ =0.01, où L est la longueur de gradient et λ la longueur d’onde du laser).

Plusieurs mécanismes entrent en jeu pour assurer l’amortissement de l’onde électrostatique à la résonance. Le premier fait intervenir des collisions électrons-ions. Un autre mécanisme, appelé convection, permet de limiter l’amplitude de l’onde plasma. Enfin, si les deux processus précédents ne permettent pas de saturer l’onde électrostatique, l’amplitude du champ résonnant peut alors devenir suffisamment intense pour que les trajectoires électroniques se croisent. Cet effet est communément appelé déferlement. Des électrons rapides, matérialisés par une trajectoire rectiligne, sont éjectés vers l’extérieur et l’intérieur de la cible en prélevant de l’énergie à l’onde. En gradient de densité très raide ( L λ =0.01), la résonance est « tuée dans l’œuf », car elle n’a pas assez d’espace pour se développer. Une sorte de déferlement non-résonnant apparaît à la surface de la cible : ce nouveau type d’absorption a été évoqué pour la première fois par Brunel en 1987, il devient important dans le bilan d’absorption pour des intensités supérieures à 10¹⁷W/cm².

Transport de l’énergie

A l’intérieur du solide, le transport de l’énergie déposée dans la zone d’interaction, s’effectue par conduction grâce aux porteurs libres d’énergie thermique, i.e., les électrons ou les photons. On assiste alors à une compétition entre le chauffage de la cible par conduction électronique et par conduction radiative. En régime femtoseconde, une partie de l’énergie laser est convertie en électrons suprathermiques qui emporteront également une partie de l’énergie vers les régions denses et froides.

Transport thermique

Transport classique de Spitzer et Härm
Les électrons du plasma ayant gagné de l’énergie par absorption vont aller déposer cette énergie par collisions dans les régions plus denses de la cible. Le sujet du transport thermique électronique est délicat : plusieurs modèles ont été élaborés afin de le décrire et tenter de reproduire les résultats expérimentaux.

Le calcul classique de la conductivité thermique qui intervient dans l’expression reliant le flux de chaleur au gradient de température a été effectué par Spitzer et Härm [4], il s’écrit :

Q=−K∇Te (eq. I-1)

Cependant, cette expression n’est valable que lorsque la longueur du gradient est suffisamment grande devant le libre parcours moyen des électrons, c’est à dire pour des gradients de température peu raides. Or, dans les conditions expérimentales, ceci n’est pas réalisé : au voisinage de la densité critique, les électrons ne sont plus thermalisés, i.e., l’hypothèse de Spitzer et Härm supposant que la fonction de distribution des électrons est une Maxwellienne n’est plus valable [5]. Dans le cas d’un gradient raide, le flux de chaleur pourrait donc croître indéfiniment… Plusieurs solutions ont alors été envisagées pour surmonter cet obstacle et rendre l’expression du flux de chaleur plus physique. La première consiste à limiter artificiellement ce flux, en lui imposant une valeur maximale, et une autre méthode, plus physique, utilise une théorie de transport non-local.

Transfert radiatif

L’équation de transfert
Le transfert radiatif est un phénomène qui reste faible pour les éléments dont le numéro atomique est petit. Mais lorsqu’on irradie un élément de Z élevé, il n’est plus possible de s’en affranchir, ce mode de transport devenant alors prépondérant par rapport au transport thermique.

Une étude complète du transfert radiatif dans un milieu donné passe par un bilan total des pertes et des gains radiatifs. Pour se donner une représentation schématique d’un tel bilan,  l’interaction d’un plasma composé d’éléments susceptibles d’absorber ou d’émettre, avec un champ de rayonnement de fréquence ν.

Table des matières

Introduction générale
Chapitre 1 Généralités sur les plasmas créés par laser
1. Description de l’interaction laser-matière
1.1. Structure des plasmas créés par laser
1.1.1. Zone sous critique
1.1.2. Zone de conduction
1.1.3. Zone sous choc
1.2. Mécanismes d’absorption de l’énergie laser
1.2.1. Absorption en régime nanoseconde à 0.53 µm
1.2.2. Absorption en régime femtoseconde
1.3. Transport de l’énergie
1.3.1. Transport thermique
1.3.2. Transfert radiatif
1.3.3. Transport par les électrons suprathermiques
1.4. Production du rayonnement K-α
1.4.1. Rappels sur l’émission K-α
1.4.2. Caractéristiques spectrales de l’émission K-α
2. Physique atomique et rayonnement
2.1. Emission X et ionisation
2.1.1. Niveaux d’énergie et transitions
2.1.2. Mécanismes d’émission X
2.2. Description de l’équilibre thermodynamique local : loi de Saha-Boltzmann
2.3. L’ionisation hors équilibre : modèle collisionnel radiatif
2.3.1. Processus atomiques décrivant l’évolution du plasma
2.3.2. Modèle collisionnel-radiatif
2.3.3. Méthode de calcul pour les éléments de Z lourds : regroupement des niveaux en super-configurations
Chapitre 2 Simulation numérique de l’interaction laser-matière
1. Introduction
2. Les codes hydrodynamiques
2.1. Description lagrangienne
2.2. Les codes fluides mono-dimentionnels
2.2.1. Les équations fluides
2.2.1. Le code FILM
2.2.2. MULTI : transfert radiatif
2.3. Description de la physique atomique dans les codes
2.3.1. Modèle de l’ion moyen hydrogénique écranté
2.3.2. Modèle détaillé
3. Les codes de physique atomique utilisés pour l’analyse des résultats
3.1. Le programme RELAC de la chaîne HULLAC
3.1.1. Description de la chaîne HULLAC
3.1.1. Eléments de théorie
3.1.2. Utilisation du code
3.2. TRANSPEC
3.2.1. Description du code
3.2.2. Utilisation du code
Chapitre 3 Instrumentation
1. Les lasers de puissance du LULI
1.1.La chaîne nanoseconde
1.1.1. Schéma descriptif de la chaîne
1.1.2. Etude de la tache focale
1.2. Le laser 100 TW
1.2.1. Schéma descriptif de la chaîne
1.2.2. Caractérisation de la tache focale
2. Caractéristique des cibles
2.1. Cible gazeuse
2.2. Feuilles minces vues à travers un sténopé
2.3. Cibles cubiques de faible volume
3. Diagnostics spectroscopiques
3.1. Spectroscopie X et XUV
3.1.1. Spectromètre à cristal plan
3.1.2. Spectromètre à cristal conique
3.1.3. Spectromètre à réseau
3.2. Les détecteurs
3.2.1. Les films
3.2.2. Les CCD
3.2.3. La caméra à balayage de fente
3.3. Spectroscopie résolue en temps : couplage du cristal conique à la caméra à balayage de fente
3.3.1. Alignement du système
3.3.2. Détermination de la vitesse de balayage
3.3.3. Facteurs limitatifs de la caméra
3.4. Diagnostic de diffusion Thomson
3.4.1. Généralités sur la diffusion Thomson
3.4.2. Principe de la mesure
3.4.3. Dispositif expérimental
4. Interférométrie dans l’espace des fréquences
4.1. Principe de fonctionnement
4.2. Analyse d’un interférogramme
4.2.1. Exemple d’interférogramme
4.2.2. Reconstruction de la phase et de l’amplitude
5. Caméra à sténopé
Chapitre 4 Interaction laser-matière en régime nanoseconde
1. Introduction
2. Etude du spectre de Xe et de Kr dans la gamme 5-10 Å
2.1. Montage expérimental
2.2. Résultats expérimentaux
2.2.1.Calibration en longueur d’onde et en intensité
Etalonnage en longueur d’onde
Etalonnage en intensité
2.2.2. Interprétation des spectres du xénon et du krypton
cas du xénon
cas du krypton
2.3. Calcul des abondances ioniques
2.3.1.Cas du xénon
2.3.2. Cas du krypton
2.4. Conclusion
3. Etude du spectre de Xe dans la gamme 9-14 Å et XUV
3.1. Montage expérimental
3.2. Détermination directe des paramètres du plasma
3.2.1. Spectre Thomson électronique de l’hélium
3.2.2. Spectres Thomson électronique et ionique du xénon
3.3. Mesure du spectre du xénon dans le domaine du keV et dans le domaine XUV
3.3.1. Mesure du spectre X du xénon dans le domaine du keV
Mesure du spectre de xénon
Analyse des spectres avec AVERROES
3.3.2. Mesure du spectre du xénon dans le domaine XUV
Mesure du spectre de xénon XUV
Analyse du spectre XUV avec AVERROES
3.4. Conclusion
Conclusion générale

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