Ion multi-chargé et structure atomique

Ion multi-chargé et structure atomique

Un ion multichargé ?? , de degré de charge ?, est un atome ? de numéro atomique ?? (et de masse atomique ?) qui a perdu ? électrons. Un degré de charge ? = 0 correspond ainsi à un ion neutre et ? = ?? à un ion complètement ionisé. Le nombre d’électrons liés restant est ℕ = ?? − ?.

Sa structure atomique peut être caractérisée par un ensemble de nombres quantiques. Le nombre quantique principal (?) représente une couche. A chaque couche ? sont associées n sous-couches représentées par un nombre quantique azimuthal ?, avec 0 ≤ ? ≤ ? − 1. Si le nombre d’électrons sur la couche ? est maximal, et égal à 2? 2 , on parle de couche complète (ou fermée), dans le cas contraire de couche ouverte. Une sous-couche ?? peut contenir au maximum 2(2? + 1) électrons. On appelle les couches ? = 1, 2, 3 … couches K, L, M, …

La répartition des ℕ électrons liés sur un jeu de sous-couches définit une configuration ℂ = (?1?1) ?1(?2?2) ?2(?3?3) ?3 …

Chaque sous-couche se décompose en niveaux notés, en couplage LSJ (le plus couramment utilisé), ?? 2?+1 où J est le moment cinétique total des électrons, L le moment cinétique orbital total et S le moment cinétique de spin total. Les ions dont le niveau fondamental (noté ? dans la suite) correspond à une couche complète appartiennent aux séquences iso-électroniques de l’hélium (couche K : 1? 2), du néon (couche L : 1? 22? 22? 6 ), du nickel (couche M : 1? 22? 22? 63? 23? 63? 10), … On parle d’ions héliumoïdes, néonoïdes, nickeloïdes, … Ce sont les ions les plus stables et donc les plus abondants.

Interaction laser-matière

L’interaction laser – matière dépend fortement de la durée de l’impulsion laser ; nous nous limiterons dans cette section aux impulsions de durée nanoseconde qui correspondent à celles que nous avons utilisées. Un plasma produit par laser est un milieu intrinsèquement inhomogène en raison de la nature des mécanismes qui l’ont créé et qui contrôlent son hydrodynamique.

1. la couronne – qui porte ce nom par analogie avec la couronne solaire en raison de sa température élevée et de sa faible densité – se détend dans le vide en étant directement chauffée par le laser jusqu’à la densité critique ?? (cm-3 ) = 1,1 1021 ? 2 ⁄ (? étant la longueur d’onde laser exprimée en µm) ;
2. la zone de conversion est chauffée par conduction électronique par les électrons libres créés dans la couronne et se refroidit en rayonnant soit vers l’avant, au travers de la couronne (constituant ainsi une partie du rayonnement observé), soit vers l’arrière, vers le solide ;
3. pour les plasmas de numéro atomique élevé, ce rayonnement est le précurseur d’une onde de conduction radiative qui chauffe la zone de réémission ;
4. la détente de la couronne induit, par effet fusée, une onde de compression vers l’intérieur de la cible ; la zone sous choc, délimitée vers l’avant par le front d’ablation (limite solide-plasma), présente alors une densité supérieure à celle du solide et une température de seulement quelques eV ;
5. au-delà subsiste, lorsque la cible est suffisamment épaisse, le solide.

Quelle que soit la zone concernée, on peut supposer – et ceci est généralement vérifié dans les plasmas chauds créés par interaction laser-matière en régime nanoseconde tels que ceux que nous avons étudiés – que les électrons libres du plasma sont thermalisés et décrits par une fonction de distribution Maxwellienne caractérisée par une densité électronique ?? et une température électronique ?? . De même, les ions peuvent être définis par une température ionique ?? et une densité ionique ?? .

Les plasmas que nous allons étudier ont une température électronique de l’ordre du keV et une température ionique plus faible mais de quelques centaines d’eV (chapitre 4) ; l’effet Doppler sera donc la source principale d’élargissement des raies. Le profil d’une raie dépend cependant aussi des caractéristiques de l’instrument qui sert à l’observer. On modélise généralement l’effet instrumental par un profil Gaussien qu’il convient de convoluer avec le profil intrinsèque de la raie. Si cet effet est faible, la raie est dite résolue. Nous avons utilisé un dispositif (qui sera décrit dans le chapitre 2) dont la résolution était de 2 eV, soit 4.84·1014 s-1 . Dans le cas de l’exemple précédent, l’élargissement instrumental est dominant. L’analyse du rayonnement émis par un plasma nécessite ainsi une connaissance précise de l’abondance de chaque ion {?? }0≤?≤?? et de la répartition de celle-ci entre les différents niveaux {?? ? }?,? qui interviennent dans le calcul des émissivités.

Equilibre thermodynamique

Lorsque que le milieu est complètement thermalisé – lorsque le rayonnement émis est intégralement réabsorbé et lorsque les collisions électrons-ions sont équilibrées – le milieu se comporte comme un corps noir de température ?? (rayonnement Planckien, illustré sur la figure 1.11) et toutes les températures sont égales : ?? = ??= ?? ; on parle d’équilibre thermodynamique complet (ETC) ou global. Dans ce cas, tout processus microscopique est exactement équilibré par son processus inverse (principe de micro-réversibilité). Un tel équilibre est difficile à atteindre en laboratoire, le rayonnement se découplant très aisément de la matière (?? ≠ ??). Si la densité est suffisamment élevée, les collisions peuvent toutefois localement assurer la thermalisation des particules. Il en est de même lorsque le milieu est placé dans un bain radiatif, comme par exemple à l’intérieur d’une cavité de FCI en attaque indirecte, qui assure que les processus photo-induits soient dominants. On parle alors d’équilibre thermodynamique local (ETL).

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Table des matières

Introduction
Chapitre 1 : Généralités
1.1 Ion multi-chargé et structure atomique
1.2 Interaction laser-matière
Hydrodynamique
Absorption
Transport
Transfer radiatif
1.3 Rayonnement et physique atomique
Rayonnement de freinage
Rayonnement de recombinaison
Rayonnement de raie
Elargissement spectral
1.4 Cinétique atomique
Equilibre thermodynamique
Equilibre coronal
1.5 Caractéristiques des spectres d’émission K, L et M
Spectres de couche K
Spectres de couche L
Spectres de couche M
1.6 Outils de simulation
Codes d’hydrodynamique radiative
MULTI
DUED
FCI2
Codes de cinétique atomique
FLYCHK
PrismSPECT
AVERROES
SCO-RCG
Chapitre 2 : Moyens expérimentaux
2.1 Création de plasmas par laser
2.1.1 Cibles
Cibles massives et plots
2.1.2 Installation laser
2.2 Spectromètres
2.2.1 Les cristaux tronconiques
2.2.2 Deux géométries utilisées
2.2.3 Détecteur utilisé : Imaging Plates (IP)
2.2.4 Analyse des images obtenues
2.3 Diagnostics hydrodynamiques
2.3.1 Diffusion Thomson
Principe
Géométrie
Sensibilité du diagnostic et incertitude de mesure
2.3.2 Diagnostic d’émission propre en face arrière
2.3.3 Ombroscopie
Chapitre 3 : Etude de l’émission du niobium, du tantale et du tungstène
3.1 Résultats expérimentaux
3.1.1 Spectres d’émission X
3.1.2 Mesures hydrodynamiques
Diagnostic d’émission propre
Diffusion Thomson ionique et électronique
3.2 Comparaison avec les simulations
3.2.1 MULTI+FLYCHK
3.2.2 FCI2+Averroès
Simulation des données enregistrées pour le niobium
Simulation des données enregistrées pour le tantale
3.3 Conclusion
Chapitre 4 : Etude de l’émission d’éléments de Z modéré
4.1 Dispositif expérimental
4.2 Mesure des paramètres hydrodynamiques
4.3 Analyse des spectres d’aluminium et de brome
4.4 Conclusions
Conclusions