3. Validation du modèle de décomposition en harmoniques
3.1.1. Conditions de simulations en 1D et premières observations
Afin effectuer des comparaisons sur des cas les plus réalistes possibles, les simulations sont faites avec des conditions similaires aux conditions réalistes de type “feuille explo- sée” où le plasma va se détendre au cours du temps sous l’action du laser. Ces conditions sont les plus adaptées pour effectuer une comparaison entre les deux codes numériques. On considère un plasma initialement homogène entre z1 < z < z2 le long de l’axe de
propagation du faisceau laser, avec deux zones de vide de part et d’autre du plasma pour (zent = 0 < z < z1) et (z2 < z < zbord = L), où zent représente le bord gauche où
rentre le laser, et zbord représente le bord droit. Ces zones de vide permettent d’éviter
des interactions non-linéaires du champ transverse aux bords. Le plasma possède une longueur totale d’interaction de Lint ' 160λ0. Au cours de la simulation le plasma se
détend, et sa densité diminue.
Dans le code complet (et de manière équivalente dans le code de décomposition), on stimule la rétrodiffusion Brillouin à l’aide d’un germe au bord droit de boite. On utilise une source de bruit d’amplitude h|E−(z = zbord)|2i ∼ 10−6|E+(z = 0)|2 et de largeur
spectrale plus grande que la fréquence de l’onde sonore dans le but de couvrir toutes les résonances possibles du Brillouin (c.f Annexe).
La figure Fig. 3.1 illustre les profils de densité et de vitesse au temps initial et à un temps arbitraire durant la simulation. Au cours du temps, le profil de plasma se raréfie. Avec ce type de profils, on s’attend à ce que la zone d’activité du SBS, limitée par des forts gradients de vitesse, n’existe que sur la partie centrale du plateau. La taille du profil est choisie suffisamment grande de sorte que le temps hydrodynamique, corres- pondant au temps pour que le profil soit détendu, estimé à thyd = Lint/2cs, soit plus
long que le temps de simulation, ainsi l’activité Brillouin se fait sur des temps plus longs avant de disparaître en même temps que le profil. On s’attend ici à ce que l’instabi-
lité se développe jusqu’à ce que le plasma atteigne la longueur critique Lc donnée par
Lc' 3.66λ0
p
Te(keV )/(
p
n0/ncI14λ20) [3], qui est une limite pour l’instabilité en dessous
de laquelle elle ne peut plus se développer. Les simulations ont été faites en régime d’in- stabilité absolue, en se plaçant dans un premier temps avec un très faible amortissement sur l’onde sonore de l’ordre de ν/ωs ∼ 10−3et avec une intensité de IL = 2.5·1014W/cm2
à λ0 = 1.064µm et une température électronique Te = 1keV .
Le choix d’un amortissement faible est motivé par deux points essentiels : (i) la modifica- tion des quantités hydrodynamiques par le dépôt d’impulsion (c.f. [25]) est maximisée en régime d’instabilité absolue correspondant à la limite d’un très faible amortissement. La génération de l’onde rétrodiffusée va provoquer un transfert d’impulsion vers le plasma,
et ce dernier provoque une diminution ∆v du flot v0 dans la direction de propagation
du laser donnée par ([28]) : ∆v cs ' −2R sbs 20|E+|2 n0Te 1 −nn0 c (3.1) où Rsbs est la réflectivité Brillouin et n0/ncla densité du plasma à l’équilibre. Puisque la
modification du flot augmente avec la réflectivité, on aura un dépôt d’impulsion maxi- mum en présence d’un amortissement très faible. (ii) la deuxième raison justifiant le choix d’un amortissement très faible est que le rôle des harmoniques est plus important en présence d’une onde sonore très faiblement amortie. A l’opposée, (et nous revien- drons dessus plus tard) pour un amortissement important le comportement de l’onde rétrodiffusée est moins chaotique.
La figure Fig. 3.2 illustre l’évolution spatio-temporelle de la densité ni(z, t)/nc et du
champ électromagnétique |E(z, t)| au cours d’une simulation typique (du code complet)
correspondant à une densité de n0/nc = 0.12. Pour les paramètres choisis (densité et
longueur de plasma) le modèle à trois ondes (onde incidente/onde rétrodiffusée/onde so- nore) ne prenant pas en compte la non-linéarité des ondes sonores, prédit une croissance de la réflectivité en fonction de l’intensité, et une réflectivité Rsbs << 1 pour des faibles
intensités et Rsbs ' 1 pour des intensités laser au-dessus de ILλ20 ' 3. 1013W/cm2µm2
pour Te = 1keV . Par conséquent pour l’intensité choisie ici, IL = 2.5 · 1014W/cm2 à
λ0 = 1.064µm, on s’attend à une réflectivité proche de 100% lorsque l’on ne retient pas
la non-linéarité des ondes sonores et la modification induite par le dépôt d’impulsion. Les simulations faites avec le code complet montrent un comportement de la réflectivité
3.1. Validation de la méthode de décomposition en harmoniques en 1D
Fig. 3.1.: Profil de densité et de vitesse ni/n0 et v0/cs à l’instant initial ωst = 0 et à
ωst = 400
Fig. 3.2.: Evolution spatio-temporelle de la densité (a) et du champ électromagnétique
(b) pour le cas n0 = 0.12ncavec les paramètres suivants : IL= 2.5 1014W/cm2,
1000 3000 0.04 0.08 0.12 ωst=150 ksL n/nc=0.05 n/nc(z) 1000 3000 0.04 0.08 0.12 ωst=250 ksL 1000 3000 0.04 0.08 0.12 ωst=450 ksL 1000 3000 0.1 0.2 0.3 0.4 ωst=70 ksL n/nc=0.12 1000 3000 0.1 0.2 0.3 0.4 ωst=150 ksL 1000 3000 0.1 0.2 0.3 0.4 ω st=450 ksL n/nc(z) n/nc(z)
Fig. 3.3.: Evolution de la densité ni/nc à trois instants différents pour n0 = 0.05nc en
haut et n0 = 0.12nc en bas
particulièrement chaotique avec une valeur moyenne d’environ hRi ' 0.6 pour ces para- mètres. Une simulation faite avec le code complet en conservant 5 harmoniques, conduit à un comportement similaire avec une réflectivité moyenne identique. L’avantage de cette méthode est sa grande flexibilité, il est en effet possible d’enlever ou de conserver les différents termes physiques. Ainsi, en faisant des simulations sans les harmoniques (mais avec la modification du flot) et sans la modification du flot (et avec les harmoniques) nous avons pu vérifier que l’effet dominant est la génération des harmoniques de l’onde sonore.
Ces premières observations semblent montrer un comportement semblable entre les deux types de codes et soulèvent l’importance de la non-linéarité des ondes sonores. La modification du flot change aussi le comportement de la réflectivité par rapport au couplage à trois ondes, mais son influence est faible devant celle de la non-linéarité de l’onde sonore.
Afin de valider cette approche sous un large régime de paramètres, nous commencerons par varier la densité du système, ce qui revient à changer la longueur de Debye du système (si la température électronique reste fixe), en conservant les mêmes conditions de simulations (taille de plasma, intensité, amortissement) et nous comparerons les résultats de simulations effectuées avec le code de référence (le code complet) et le code Harmony. Dans un deuxième temps, nous étudierons l’influence de l’intensité de la même manière en conservant cette fois les autres paramètres.