Champ magn´ etique d´ etermin´ e par d´ eflectom´ etrie protonique

Lors de l’exp´erience3.2, nous avons r´ealis´e de la d´eflectom´etrie protonique en sur- face de cibles irradi´ees par laser. Cette d´eflectom´etrie permet d’observer la d´eflection des protons sous l’influence des champs ´electriques et magn´etiques pouvant ˆetre cr´e´es en sur- face de la cible. Deux cas ont ´et´e ´etudi´es : le premier qui correspond `a l’interaction d’un laser d’une dur´ee d’une picoseconde sur une cible solide d’aluminium (Intensit´e sur cible 1, 7 × 1019 W/cm2) ; le second qui correspond `a l’interaction du mˆeme laser picoseconde avec un gradient de densit´e cr´e´e `a l’aide de l’interaction d’un laser nanoseconde (intensit´e moyenne sur cible ≈ 1012 W/cm2).

Nous allons dans un premier temps regarder l’interaction sans laser nanoseconde. Les r´esultats dus `a cette interaction sont r´esum´es sur la figure 4.29pour diff´erents d´elais entre le laser picoseconde d’interaction et le faisceau de protons (obtenus par temps de vol TOF). Nous pouvons observer sur ces diff´erentes images l’´evolution temporelle des

a) b)

c) d)

e) f)

Figure 4.29: R´esultats de d´eflectom´etrie protonique dans le cas de l’interaction entre un laser pico d’intensit´e 1, 7 × 1019 _W/cm2 _{et d’une cible d’aluminium. a)}

∆t ≈ 0 ps. b) ∆t ≈ 6 ps. c) ∆t ≈ 16 ps. d) ∆t ≈ 28 ps. e) ∆t ≈ 36 ps. f) ∆t ≈ 47 ps.

114 CHAPITRE 4: R ´ESULTATS OBTENUS

Figure 4.30: R´esultat des mesures d’interf´erom´etrie : longueur du gradient de densit´e L en fonction de la puissance du laser nanoseconde.

champs `a partir des d´eformations cr´e´ees par le champ ´electrique et le champ magn´etique. L’effet le plus important et le plus visible est la pr´esence d’unebulle(repr´esent´ee sur les premiers temps par la ligne en tirets noirs). Cette bulle est cr´e´ee par la d´eflection des protons `a cause du champ ´electrique cr´e´e par la diff´erence de potentiel r´esultant de l’acc´el´eration dans le vide des ´electrons supra-thermiques. La vitesse de propagation de cette bulle dans la direction normale `a la cible est vk/c ≈ 0, 07 et dans la direction

transverse v⊥/c ≈ 0, 17. Lors de l’interaction d’un laser poss´edant de telles intensit´es

(r´egime relativiste), l’acc´el´eration des ´electrons peut ˆetre tr`es efficace, ces vitesses ne sont donc pas aberrantes. Cependant, il est ´etrange sur nos r´esultats que la vitesse dans la direction normale `a la cible soit plus faible que la vitesse transverse.

Nous allons d´esormais ´etudier le cas de la d´eflectom´etrie protonique en pr´esence d’un pr´e-plasma. Ce pr´e-plasma a ´et´e caract´eris´e par interf´erom´etrie (de la mˆeme mani`ere que pour la section 4.1.1.4), donnant un pr´e-plasma d’une taille de quelques millim`etres et pouvant ˆetre caract´eris´e par une exponentielle de longueur de gradient L de 400 `a 1200 µm suivant la puissance laser sur cible du faisceau nanoseconde (cf. figure 4.30). Certaines valeurs de longueur de gradient L semblent erron´ees. Une courbe de tendance a ´et´e trac´ee dans le but d’estimer au mieux la longueur de gradient L pour diff´erentes ´energies laser. Cette courbe de tendance fait apparaˆıtre une saturation de la longueur de gradient vers ≈ 100 J.

De le mˆeme mani`ere que pr´ec´edemment, les r´esultats obtenus par d´eflectom´etrie protonique sont r´esum´es sur la figure 4.31pour des d´elais entre le laser picoseconde d’in- teraction et le faisceau de protons allant de ≈ −6 ps `a ≈ 67 ps. Les premi`eres planches (cf. figure4.31aet4.31b) montrent une zone de d´eformation de la grille proche du point d’in- teraction entre le laser nanoseconde et la cible. Les deux lobes de d´eformation se retrouvent dans presque tous les temps scann´es. Cela correspond `a la d´eformation de la trajectoire des protons due au champ magn´etique toroidal cr´e´e par l’effet thermo´electrique (pr´esence

a) b)

c) d)

e) f)

g) h)

Figure 4.31: R´esultats de d´eflectom´etrie protonique dans le cas de l’interaction entre un laser picoseconde d’intensit´e 1, 7 × 1019W/cm2 et d’une cible d’aluminium, 3 ns apr`es son ablation par un laser d’intensit´e sur cible ≈ 1012 _W/cm2_.

L’´echelle des couleurs n’est pas identique pour les diff´erents r´esultats dans le but d’une observation plus ais´ee des structures du d´epˆot des protons sur les films RCF . a) ∆t ≈ −6 ps. b) ∆t ≈ −3 ps. c) ∆t ≈ 0 ps. d) ∆t ≈ 11 ps. e) ∆t ≈ 20 ps. f) ∆t ≈ 32 ps. g) ∆t ≈ 41 ps. h) ∆t ≈ 67 ps.

116 CHAPITRE 4: R ´ESULTATS OBTENUS

d’un gradient de temp´erature cr´e´e par la tache focale du laser et un gradient de densit´e cr´e´e par l’expansion du plasma dans le vide).

De la mˆeme mani`ere que pour le cas sans pr´e-plasma, il existe une forte concentra- tion de protons `a l’ext´erieur de la cible. Ces protons sont d´efl´echis par la force cr´e´ee par la diff´erence de potentiel entre la cible et les ´electrons suprathermiques ´eject´es par le laser hors de la cible (cf. figure 4.31e).

La derni`ere d´eformation que nous pouvons voir sur le films RCF est la pr´esence d’une sorte d’onde de choc (cf. figure4.31f,4.31get4.31h). Cette onde de choc se propageant dans le plasma poss`ede une vitesse de vchoc/c ≈ 0, 3. Il semble qu’elle va cr´eer des instabilit´es

hydrodynamiques en se d´epla¸cant dans le plasma (cr´eant ainsi la zone perturb´ee apr`es son passage).

Les r´esultats pr´esent´es ici sont pr´eliminaires. De nombreuses ´etudes, simulations et analyses plus d´etaill´ees, d´ej`a en cours, permettront d’obtenir les informations int´eressantes sur cette interaction.