Ce paragraphe présente les spectres expérimentaux obtenus avec le même FSSR HiSp-1D pour des paramètres différents. Les Figures 3.21, 3.22 et 3.23, p. 74-76 du paragraphe précédent permettent au lecteur de comparer les 3 spectres.
Le 1er spectre présenté a été obtenu en tirant avec le LULI2000 non pas en 1,5 ns mais en 5 ns. Cette durée d'impulsion beaucoup plus longue entraîne une évolution plus lente du plasma. Le comportement des électrons suprathermiques est également modifié.
Le 2nd spectre présenté est le résultat d'un tir réalisé en 1,5 ns comme celui du paragraphe précédent. Cependant, le Cuivre était cette fois recouvert de 5 µm de plastique. Ce plastique agit comme un ablateur, offrant un meilleur confinement au plasma et modifie alors son évolution. Les électrons suprathermiques sont eux générés sur le plastique et plus sur le Cuivre.
La Figure 3.27 présente les spectres résolus sur toute leur longueur d'émission. Le spectre de gauche est celui du tir réalisé en 5 ns. Celui de droite est l'émission observée sur la cible avec du plastique comme ablateur.
Le spectre réalisé avec une durée d'impulsion de 5 ns présente des caractéristiques totalement différentes de celui présenté au paragraphe précédent. La première différence majeure est la très longue propagation des électrons suprathermiques le long de la cible. Cette dernière atteint une valeur proche de 150 µm contre 40 µm environ auparavant. Le spectre émet également sur une longueur plus importante. Au total, une zone de plus de 400 µm est émettrice de rayons X contre 280 µm avant.
Figure 3.27 : A gauche - Spectre total résolu par intégrations successives de 30 µm. La durée d'impulsion est ici de
5 ns. A droite - Spectre résolution par intégrations successives de 15 µm. La durée d'impulsion est de 1,5 ns et la cible est recouverte par 5 µm de plastique.
Le spectre obtenu avec une durée d'impulsion de 1,5 ns mais pour lequel la cible est recouverte de plastique est plus proche du spectre du paragraphe précédent. En revanche, il est possible de remarquer que cette fois les électrons suprathermiques n'entraînent pas une forte émission Ka
froide le long de la cible. En effet, l'émission est moins étendue en présence de l'ablateur (210 µm contre 280 µm auparavant). Cela peut s'expliquer par le fait que ces électrons se propagent dans du plastique, limitant ainsi la création de raies Ka.
Comme lors de l'étude de spectre réalisée au paragraphe précédent, un spectre a été synthétisé pour ces deux cas. La Figure 3.28 présente le résultat pour le tir de durée d'impulsion Dt = 5 ns. Dans les deux cas, le spectre est intégré spatialement sur une zone de 30 µm située au centre de l'émission.
Figure 3.28 : Spectre intégré spatialement sur une longueur de 30 µm localisée dans la zone d'émission la plus intense.
En comparant ce spectre à celui de la Figure 3.23, p. 76, il est possible de remarquer que l'intensité des raies de la zone K3d est bien plus élevée. Ce comportement est logique. L'impulsion du laser arrivant de manière plus étirée, le plasma met plus de temps à chauffer au début de l'interaction ce qui entraîne la génération plus importante de ces raies de faibles états de charge. Le reste de la structure est similaire au spectre de la Figure 3.23, p. 76.
La Figure 3.29 présente le spectre obtenu sur la cible plastifiée.
Ce spectre présente trois caractéristiques. Les raies K3d émettent un peu plus faiblement que sur la Figure 3.23, p. 76. Mais l'effet reste assez peu marqué. La seconde caractéristique est le décalage de la structure K3d-2 vers les hautes énergies. Enfin, les raies des états de la couche 3s sont également plus intenses.
Il est cependant difficile d'interpréter si la présence de l'ablateur a une grande influence sur l'émission de ces états. Une future campagne expérimentale dédiée au test de cibles plastifiées de différentes épaisseurs est nécessaire pour approfondir les données.
Figure 3.29 : Spectre intégré spatialement sur une longueur de 30 µm localisée dans la zone d'émission la plus intense.
La durée d'impulsion de 1,5 ns et avec une cible plastifiée.
e. Perspectives
En conclusion de ce Chapitre 3, la configuration FSSR HiSp-1D offre une résolution particulièrement élevée des plasmas produits par lasers. Le procédé expérimental suivi tout au long de ces deux expériences a permis le développement d'un diagnostic performant pour l'étude des états de charge de la couche M des éléments de Z intermédiaires.
Il est possible de décrire l'évolution spatiale de ces plasmas lors de leurs premiers instants. Les zones de forts gradients de température électronique sont clairement distinguables. La sensibilité à différentes conditions de tir (1,5 ns contre 5 ns) est également haute. Le comportement global du plasma dans ses premiers instants peut être déduit de ces états.
La propagation des électrons suprathermiques le long de la cible est aussi mesurable avec une bonne précision.
Par ailleurs, via la haute résolution spectrale de ce spectromètre, il est possible de décrire précisément la présence des différents états de charge des couches 3p et 3s malgré le grand chevauchement des raies. Le mélange de ces deux caractéristiques spectrales et spatiales donne l'opportunité d'utiliser la spectroscopie X d'émission comme un outil puissant pour la description de plasmas tièdes, denses et hors équilibre. Ce diagnostic de haute précision peut également permettre de comparer plasmas expérimentaux et obtenus lors de simulations hydrodynamiques. Un travail sera prochainement engagé sur ce thème.
L'application de ce diagnostic bien que complexe dans les plasmas kJ peut être utilisée pour déterminer la température dans les plasmas pour lesquels celle-ci est kbTe < 100 eV. L'extrême sensibilité aux variations de température électronique de ces états en fait des candidats parfaits.
Références
[1] T.H. Tan et al., Phys. of Fluids, 27(1), 296 (1998) [2] S.J. Gitomer et al., Phys. of Fluids, 29(1), 2679 (1986)
[3] M.G. Haines, Revue Canadienne de Physique, 64(8), 912-919 (1986)
[4] F.B. Rosmej, Handbook for Highly Charged Ion Spectroscopic Research, Chapter 12, edited by Y. Zou and R. Hutton, CRC Press (2012)
[5] H.-K. Chung et al., High Energy Dens. Phys., 1(1), 3 (2005) [6] R.P. Drake et al., Phys. Rev. Lett., 53(18), 1739-1742 (1984) [7] D.M. Villeneuve et al., Phys. of. Fluids, 27(3), 721-725 (1984) [8] B.J. Winjum et al., Phys. Rev. Lett., 110(16), 165001 (2013) [9] F.N. Beg et al., Phys. of Plas., 4(2), 447 (1997)
[10] A.J. Cole, Nature, 299(1), 329-331 (1982) [11] M.H. Key, Phys. of Plas., 14(5), 055502 (2007) [12] R. Betti et al., Phys. Rev. Lett., 114(25), 25503 (2015) [13] A.H. Boozer, Nuc. Fus., 57(1), 058018 (2017)
[14] F.B. Rosmej and V.S. Lisitsa, Plas. Phys. Rep., 37(6), 521-527 (2011) [15] F.B. Rosmej, J. Phys. B, 30(22), 819-828 (1997)
[16] O. Renner, Communication privée
[17] G. Faussurier et al., J. Quant. Spec. Rad. Trans., 58(2), 233-260 (1997)
[18] R.D. Cowan, The Theory of Atomic Structure and Spectra, Univ. of California Press (1981) [19] M.F. Gu, Revue Canadienne de Physique, 86(5), 675-689 (2008)
[20] A.I. Magunov et al., Ray-tracing code for focusing spectrometers with spatial resolution (FSSR-1, 2D), MISDC, VNIIFTRI (1997)