Analyse des résultats

Dans les résultats précédents, nous pouvons voir que les calculs SCO-RCG sont ef-

fectués en considérant une densité de matière unique de 10−2 g.cm−3 et en variant la

température électronique pour retrouver les spectres expérimentaux. Cette première ap- proche de calcul, faire varier la température en premier lieu, est choisie en raison de la forte influence de la température électronique sur la position des structures d’absorption du Ni et du Cu. En revanche l’influence de la densité est moindre. Cela étant, il existe

tout de même différents couples de température et de densité [Te ; ρ] qui permettent de

reproduire un même spectre.

D’autres calculs SCO-RCG ont été effectués pour essayer de reproduire les spectres des

tirs 64 et 69 mais avec de nouveaux couples [Te; ρ] choisis d’après les simulations hydro-

dynamiques présentées sur les figs 5.13 et 5.12.

On peut voir sur la fig. 5.25 des spectres théoriques calculés pour les échantillons de Ni et de Cu. Sur cette figure, on retrouve en noir les spectres théoriques de la fig. 5.22 qui

correspondent aux couples [Te ; ρ] qui reproduisent le mieux les données expérimentales.

En couleur (orange pour le Ni et bleu pour le Cu) ce sont les spectres théoriques obtenus

pour des nouveaux couples [Te ; ρ] qui sont aussi en bon accord avec les spectres expéri-

mentaux. On constate en effet que la différence est minime entre les spectres qui sont tous en relativement bon accord avec les spectres expérimentaux. On peut noter que pour les

deux tirs, les deux densités choisies (10−2 g.cm−3 et 10−3 g.cm−3) encadrent les différentes

densités atteintes dans l’échantillon pendant le temps de sonde (voir les fig. 5.13 et 5.12).

Ainsi on peut trouver d’autres couples [Te ; ρ] avec des densités intermédiaires qui peuvent

aussi reproduire les spectres expérimentaux et il est difficile de réellement déterminer de cette manière lequel de ces couples est le plus réaliste.

Tir 64-Ni Tir 69-Cu

Ni (16 eV ; 10-3 _g/cm3₎ Ni (20 eV ; 10-2 _g/cm3₎

Cu (21 eV ; 10-3 _g/cm3₎ Cu (27 eV ; 10-2 _g/cm3₎

Énergie (eV) Énergie (eV)

Figure 5.25 – Spectres théoriques calculés pour deux couples [Te ; ρ] différents, pour les

échantillons des tirs 64 et 69 (voir tableau 5.1) qui reproduisent tous les deux fidèlement les spectres expérimentaux. Zoom sur les structures du Ni et de Cu.

La fig. 5.26 présente aussi la comparaison de spectres théoriques calculés pour les tirs 64 et 69, mais cette fois pour la strate d’Al. De nouveau on retrouve, en noir, les spectres déjà

vus sur la fig. 5.22 et en rouge des spectres calculés pour des nouveaux couples [Te ; ρ]. De

Tir 64 Tir 69 Al (23 eV ; 10-2 _g/cm3₎ Al (20 eV ; 10-3 _g/cm3₎ Al (28 eV ; 10 -3 _g/cm3₎ Al (34 eV ; 10-2 _g/cm3₎ Énergie Énergie

Figure 5.26 – Spectres théoriques calculés pour deux couples [Te ; ρ] différents, pour les

échantillons des tirs 64 et 69 (voir tableau 5.1) qui reproduisent tous les deux fidèlement des spectres expérimentaux. Zoom sur les structures d’Al.

même on constate que les spectres sont très similaires malgré des densités et des tempé- ratures électroniques qui diffèrent. Notons qu’aucun autre paramètre ne diffère dans les calculs présentés ici.

Il est vrai qu’avec différents couples [Te ; ρ] on peut avoir la même ionisation moyenne

au sein du plasma et ainsi obtenir des spectres d’absorption très similaires comme nous l’avons vu sur les fig. 5.25 et 5.26 sans avoir aucune raison de privilégier un couple plutôt qu’un autre.

Cependant nous pouvons constater sur ces graphes que les températures électroniques ne sont pas très différentes, un écart de 6 eV maximum obtenu pour le tir 69. Mais même si cette différence peut sembler assez faible, elle peut s’avérer importante selon les situations et la précision voulue. De plus ces différentes possibilités de températures et de densités dénotent une insuffisance dans la confrontation des données expérimentales avec les mo-

dèles théoriques que nous présentons ici. À travers cette constatation, on comprend alors l’importance de restreindre les paramètres qui caractérisent le plasma en réalisant d’autres mesures de grandeurs hydrodynamiques des plasmas étudiés. En effet, dans la perspective de tester les modèles théoriques le plus précisément possible il est indispensable de limiter au maximum les paramètres d’entrée arbitraires dans les calculs.

Constater qu’il existe plusieurs couples [Te; ρ] permettant de reproduire un même spectre

expérimental, apporte aussi une possible explication sur le peu d’influence apparente des variations temporelles de densité et de température durant le temps de sonde du plasma. En effet, au vu des calculs hydrodynamiques, les données collectées correspondent à plu- sieurs conditions hydrodynamiques qui varient avec le temps. Rappelons que les IP sont des détecteurs intégrés en temps et que par conséquent nous ne pouvons faire la différence entre le spectre détecté, par exemple, à 1 ns ou à 2 ns après la fin des impulsions laser. Or les spectres expérimentaux obtenus ont l’aspect de spectres correspondant à une unique température et non à une convolution de plusieurs comme le confirment d’ailleurs les cal- culs atomiques qui reproduisent ces spectres en considérant une seule température. Mais si l’ionisation moyenne reste identique au cours du temps d’intégration des données, on peut considérer une certaine homogénéité du plasma et ainsi obtenir des spectres de bonne qualité, bien résolus, ce qui ne serait pas le cas si des conditions hydrodynamiques trop éloignées se superposaient dans le temps de détection.

La fig. 5.27 illustre cette idée en montrant des courbes d’ionisation moyenne du Ni en fonc- tion de la température électronique. Chaque courbe correspond à une densité différente

temps Température (eV) Io ni sa tio n m oy e nn e Nickel

Exemples de couples [Te;ρ] atteints lors du tir 71 d'après les

calculs du code FCI2

Figure 5.27 – Courbes d’ionisation moyenne du Ni en fonction de la température

électronique pour différentes densités comprises entre 10−3 g.cm−3 et 10−2 g.cm−3. Les températures atteintes dans nos plasmas de laboratoire sont encadrées.

comprise entre 10−3 g.cm−3 et 10−2 g.cm−3 qui constitue la gamme de densités atteintes

dans nos plasmas d’après le code hydrodynamique FCI2. On peut voir sur cette figure des

points jaunes correspondant à des exemples de couples [Te ; ρ] calculés à l’aide du code

FCI2 pour le tir 71. Ainsi, on constate que les conditions théoriques a priori atteintes dans nos plasmas, induisent une ionisation moyenne assez stable. Dans l’exemple de la fig. 5.27 l’ionisation moyenne se situe autour de 9,5 durant la totalité du temps d’émission

Cette possible homogénéité de l’ionisation, impliquant la qualité des spectres obtenus malgré les variations temporelles, pousse à faire de nouvelles mesures. En effet pour vé- rifier cette hypothèse, des mesures des paramètres hydrodynamiques du plasma résolues en temps s’imposeraient. Mesurer la densité ou la température électronique au moment précis du temps de détection permettrait de confronter les calculs pour différents couples

[Te ; ρ] et ainsi de vérifier l’hypothèse présentée ici.