6.2 Résultats préliminaires
6.2.1 Les calculs hydrodynamiques du code FCI2
Comme pour la précédente expérience, le code hydrodynamique FCI2 (voir chapitre 2.2.2) est utilisé pour faire des estimations de températures et de densités des plasmas étudiés.
Dans un premier temps, des calculs concernant la température radiative des cavités sont effectués avec FCI2, en considérant une énergie laser entrante de 115 J dans chaque cavité.
C’est l’énergie laser moyenne des chaînes NORD et SUD utilisée pour tous les spectres présentés dans la section suivante. Ensuite un second calcul est effectué pour estimer la dilution de la température radiative au niveau du trou de chauffage des cavités. On peut voir sur la fig. 6.9 le résultat de ces calculs c’est-à-dire le schéma d’une cavité où l’on peut lire la température radiative du rayonnement créé à l’intérieur et se propageant vers l’extérieur. Cela pour trois temps différents, 0,5 ns, 1 ns et 1,5 ns à partir du début de l’impulsion laser. Notons que sur ces images on voit le rayonnement sortir par le trou
Figure 6.9 – Coupes de cavités avec la valeur de la température radiative du
rayonnement au sein et à l’extérieur de la cavité, pour trois temps différents pris après la fin de l’impulsion laser. Notons que seul le trou d’entrée laser est présent sur ces
images mais que la température radiative que l’on peut lire, sortant de la cavité, correspond bien à celle sortant en réalité par le trou de chauffage.
d’entrée laser car la simulation prend en compte une symétrie de révolution via un axe qui passe par le centre du trou d’entrée laser et qui coupe la cavité en deux pour la simu- ler. Ainsi le trou de chauffage ne peut pas être simulé, c’est pourquoi il n’est pas présent sur ces images. Cependant la température radiative que l’on peut lire correspond bien à la dilution calculée à partir des valeurs obtenues pour le trou de chauffage.
On observe dans tous les cas, le point le plus chaud au niveau du dépôt de l’énergie laser à savoir au fond de la cavité. Ce point chaud passe d’environ 150 eV à 125 eV durant 1 ns tandis que le reste de la cavité présente une température radiative maximale autour de 100 eV, 1 ns après la fin de l’impulsion laser. Le rayonnement à l’extérieur, quant à lui est plus froid et se situe entre 30 eV et 50 eV quelque soit le temps considéré. On constate aussi avec ces images que la propagation du rayonnement est assez homogène et se fait de manière bien perpendiculaire au trou de la cavité, là où se situe l’échantillon.
planckien considéré dans les calculs concernant l’échantillon. C’est-à-dire que les calculs hydrodynamiques de l’échantillon admettent un rayonnement sous forme de signal gaus- sien arrivant sur l’échantillon, lui même considéré géométriquement plan. Les calculs abou- tissent alors à l’évolution de la densité de matière et de la température électronique dans un échantillon donné.
Pour mieux comprendre ce que représentent les temps choisis dans les calculs hydrodyna- miques ci après, la fig. 6.10 récapitule les deux cas d’utilisation des différentes impulsions laser au cours du temps.
0 1,5
2,4
3,4
2 Échelle de temps en ns, spécifique
aux calculs hydrodynamiques
Échelle de temps en ns, spécifique à la détection des spectres
0 1 Impulsion laser de 1,5 ns des faisceaux NORD et SUD Impulsion laser de 0,9 ns du faisceau BLEU 0,5 1 2,5 Cas 1 : Cas 2:
Figure 6.10 – Schéma des deux cas d’utilisation des impulsions laser NORD, SUD et
BLEU au cours du temps associés aux échelles de temps correspondant aux calculs hydrodynamiques (en noir) et aux spectres de transmission (en rouge).
La fig. 6.11 présente les résultats de ces calculs pour un échantillon de Ni d’une épaisseur de 28 nm possédant deux strates de C de part et d’autre, chacune de 70 nm d’épaisseur et pour trois temps différents qui correspondent au temps de chauffage des cavités. En effet les faisceaux NORD et SUD qui chauffent les cavités ont une durée d’impulsion de 1,5 ns, donc les courbes présentées sur la fig. 6.11 correspondent à ce qui se passe dans l’échantillon pendant que les chaînes laser déposent leur énergie dans les cavités.
On voit que pendant cette phase de chauffage, de 0 ns à 1,5 ns, la température électro- nique dans l’échantillon augmente jusqu’à atteindre 36 eV, au temps t = 1,5 ns après le début des impulsions laser NORD et SUD, dans la strate de Ni tandis que la densité elle
diminue au fur et à mesure et sa valeur baisse jusqu’à environ 5.10−3 g.cm−3 dans le Ni.
La fig. 6.12 présente les mêmes calculs pour le même échantillon que la fig. 6.11 mais cette fois pour cinq temps compris entre 1,5 ns et 3,5 ns à partir du début des impulsions lasers de chauffage des cavités (c’est-à-dire de 0 ns à 2,5 ns après la fin des impulsions laser Nord et SUD). La température électronique et la densité de matière que l’on calcule alors, correspondent au moment où le rayonnement du backlighter sonde l’échantillon. Ce sont donc les conditions hydrodynamiques qui caractérisent les spectres d’absorption que
Figure 6.11 – (a) Température électronique et (b) densité de matière dans chaque
maille du calcul (ce qui correspond à la position dans la cible) pour un échantillon de Ni de 28 nm d’épaisseur encadré par deux strates de C de 70 nm d’épaisseur chacune, pour trois temps compris entre 0,5 ns et 1,5 ns à partir du début des impulsions laser NORD
et SUD qui chauffent les deux cavités.
l’on détecte avec les spectromètres. On peut ainsi voir qu’à partir du moment où l’énergie des faisceaux laser NORD et SUD s’arrête, à 1,5 ns, la température dans l’échantillon diminue au cours du temps et la densité continue de baisser, c’est le plasma qui continue de se détendre.
Dans l’ensemble, ces calculs nous montrent que chaque strate (Ni et C) est homogène, il n’y a pas de gradients spatiaux notables. En revanche, on constate des variations tempo- relles, la température de l’échantillon passe de 36 eV à 22 eV environ pendant le temps de
sondage par le backlighter et la densité, durant ce même temps, varie de 5.10−3 g.cm−3 à
un peu moins de 2.10−3 g.cm−3. On détecte donc des spectres qui correspondent à diffé-
rentes conditions hydrodynamiques.
Plus précisément, rappelons que la durée d’impulsion du backlighter est de 0,9 ns et ar- rive avec un retard de 1,5 ns ou de 2,5 ns après le début des impulsions laser NORD et SUD. Par conséquent selon les tirs, on sonde le plasma de Ni (en exemple ici) dans les conditions hydrodynamiques correspondant aux courbes de 1,5 ns à 2,5 ns (pour un retard du backlighter de 1,5 ns) ou à celles des courbes de 2,5 ns à 3,5 ns (pour un retard du backlighter de 2,5 ns) de la fig. 6.12.
Notons que quelque soit le temps, pour les deux fig. 6.11 et 6.12, les conditions hydrody- namiques sont différentes selon les strates de la cible, ce qui est attendu car elles ne sont pas constituées du même élément ni de la même épaisseur. On peut ainsi voir avec ces cibles de type "sandwich" (avec du C de part et d’autre) que c’est bien la strate de Ni, celle que l’on étudie, qui est la plus homogène spatialement en température et surtout en densité.
Les résultats de ces calculs hydrodynamiques nous donnent donc un aperçu de l’évo- lution de la température électronique et de la densité de matière des échantillons étudiés et nous permettent de recouper ces informations avec les prédictions des codes de phy- sique atomique.
Figure 6.12 – (a) Température électronique et (b) densité en fonction de la maille du
calcul (ce qui correspond à la position dans la cible) pour un échantillon de Ni de 28 nm d’épaisseur encadré par deux strates de C de 70 nm d’épaisseur chacune, pour cinq temps compris entre 1,5 ns et 3,5 ns à partir du début des impulsions laser NORD et
SUD qui chauffent les deux cavités.