Densit´e initiale de la mousse ρ 0

L’´evolution de la temp´erature en fonction de la densit´e, pour des conditions laser identiques, suit la conclusion de la section 6.2 concernant la vitesse du jet de plasma. Tout simplement, en diminuant la densit´e initiale de la mousse, on propage un choc plus fort qui augmente la temp´erature de la mousse choqu´ee.

On ´evalue une temp´erature moyenne du jet de∼ 3 eV pour 50 mg/cc et∼1.9 eV pour 100 mg/cc (figure 6.16). Ces valeurs correspondent aux temp´eratures moyennes du plasma apr`es sa propagation dans le cylindre. Tr`es simplement, nous avons un choc plus fort dans la mousse de 50 mg/cc o`u US = 69 km/s (tableau 6.3) qui porte la mati`ere `a une temp´erature Tchoc ∼ 17.4 eV en comparaison de 100 mg/cc o`u US = 59km/s et Tchoc ∼ 15eV.

0 2 4 6 8 10 12 0

0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5

Temps (ns)

Temperature (eV)

50mg/cc 100mg/cc

Figure 6.16 Profil de temp´erature `a 50mg/cc (courbe bleue) et 100mg/cc (courbe rouge) pour I = 7.5×10¹³ W.cm⁻²

Cette modification de la vitesse du choc entraˆıne celle de la temp´erature de la mousse dans le cˆone et explique les changements observ´es en fonction de ρ₀. Nous ´evaluons uniquement une temp´erature apparente du jet dans l’hypoth`ese d’´emission du corps noir. L’analyse que nous pr´esentons dans la section 6.5 sur les mesures de la densit´e du jet montre qu’au cours de sa propagation dans le vide, celui-ci se d´etend de mani`ere radiale et une enveloppe de plasma peu dense se d´eveloppe sur ses contours. La surface ´emissive du jet est ´ecrant´ee par cette enveloppe de plasma non ´emissive mais partiellement absorbante (figure 6.17). Par cons´equent le nombre

Figure 6.17 Emission propre apparente. Les photons issus de la surface ´emissive sont par-tiellement absorb´es par le mat´eriau en d´etente.

de coups mesur´e au cours du temps ne traduit pas la temp´erature du jet mais est donn´e par : N = SΩ∆t

k Z

∆λ

I(λ, T(t))T(λ)r(λ)dλ, (6.1)

o`uI(λ, T(t)) est la densit´e spectrique de luminance apparente. Celle-ci est donn´ee par l’´equation de transfert radiatif :

I(λ, T(t)) = Z ∞

x⁰

k(ρ(x, t), T(x, t), λ)B(λ, T)e^{Rx∞k(ρ(x′,t),T(x′,t),λ)dx′}dx,

avec k le coefficient d’absorption du plasma et B(λ, T) l’´emission de corps noir. A priori, le gradient de densit´e dans la ligne de vis´ee du diagnostic d’´emission propre face arri`ere est incon-nue et il est alors complexe d’avoir acc`es de mani`ere directe `a la temp´erature du jet. Ainsi, ne connaissant pas la position de la surface ´emissive, nous ne pouvons pas effectuer une comparai-son directe de ces temp´eratures avec celles simul´ees par MULTI.

0 5 10 15 20 25

Figure 6.18 Profil de temp´erature `a R = 0 µm pour une densit´e initiale ρ₀ = 20 mg/cc avec et sans brome et pour grand et petit angle.

Pour une densit´e de mousse beaucoup plus faible (20 mg/cc) et une intensit´e laser plus importante nous obtenons n´eanmoins des temp´eratures relativement basses (figure 6.18) malgr´e les vitesses de propagation observ´ees (section 6.2). Mˆeme si les conditions de chocs dans la mousse de 20 mg/cc ne sont pas optimales, nous devrions mesurer des temp´eratures beaucoup plus importantes. En effet, en se r´ef´erant aux simulations MULTI, la temp´erature du choc avant son d´ebouch´e dans le vide atteint des valeurs importantes (∼ 75 eV). Or d’apr`es l’ombroscopie (section 6.1) et les images VISAR (section 6.5), on observe pour ces tirs `a 20 mg/cc une ´epaisseur importante de plasma peu dense entourant le jet. Cette enveloppe peut fortement absorber l’´emission propre du jet, expliquant ainsi les faibles temp´eratures d´eduites de l’´emission propre.

Il aurait fallu implanter un autre diagnostic pour affiner la mesure (XUV) mais cela n’a pas ´et´e possible pour des questions de place et de temps.

6.3.3 Dopant en brome

L’ajout du dopant en brome dans la mousse r´ev`ele des r´esultats diff´erents selon l’intensit´e laser d´epos´ee sur cible. A faible intensit´e laser, nous notons une augmentation de l’´emission propre du plasma (figure 6.19) en fonction du pourcentage de dopant. Cette augmentation de la temp´erature s’observe au cours de la propagation du choc dans la mousse et pour celle du jet dans le vide. Nous expliquons d’abord la diff´erence du profil de la temp´erature du choc observ´ee en fonction de l’intensit´e laser puis nous d´etaillons ensuite, son influence lors de la propagation de jet.

Sur l’ensemble des ´etapes de l’´evolution du plasma dans la cible, on ´evalue une temp´erature plus importante du tir brom´e `a un pourcentage de 20% par rapport `a celui `a 5% (figure 6.20).

Cette diff´erence au cours de l’´emission du choc dans la mousse (temps . 5ns) est de l’ordre de 35%. L’´evolution de la temp´erature en fonction du pourcentage de dopant diminue apr`es le d´ebouch´e du choc (`a partir de 10 ns). Pour ce dernier, il est difficile de clairement affirmer d’une

Temps (ns)

Rayon (µm)

Temperature (eV): 100mg/cc,5% Br,avec cylindre, I=3.5x10¹³W.cm^!2

Temperature (eV): 100mg/cc, 20% Br,avec cylindre, I=3.5x10¹³W.cm^!2

Figure 6.19 Emission face arri`ere et mesure de la temp´erature pour deux tirs de 5% et 20%

dop´ee.

modification de la temp´erature du jet car l’´ecart semble diminuer au cours du temps (proche de 20 ns). Par contre, en consid´erant les figures 6.19, l’´emission radiale ou ”en volume” semble plus importante.

Temperature (eV): 100mg/cc, avec cylindre, I=3.5x10¹³W.cm⁻²

5% Br 20% Br

Figure 6.20 Profil de temp´erature `a R = 0 µm pour une mousse dop´ee `a 5% en masse (rouge) et 20% (bleue).

Afin de comprendre plus particuli`erement l’influence du brome pour la temp´erature du jet, nous consid´erons des tirs r´ealis´es `a des intensit´es laser sup´erieures `a Imin. Pour ces conditions, nous ne pouvons pas obtenir de mesure de la temp´erature apparente du choc dans le cˆone de mousse contrairement au cas pr´ec´edent. Ainsi apr`es le d´ebouch´e, nous ´evaluons une faible augmentation d’intensit´e du signal (figures 6.18 et 6.21), quelque soit la densit´e de mousse utilis´ee (20 mg/cc ou 200 mg/cc) et les pourcentages de dopant en brome (0% `a 30%).

Les mesures de temp´erature r´ealis´ees sont bas´ees sur la relation entre l’´emission propre et la temp´erature dans l’hypoth`ese de l’´emission du corps noir [relation 6.1]. Il se peut certainement

0 5 10 15 20 25 0

0.5 1 1.5

Temperature (eV)

Temps (ns)

200mg/cc, petit angle, 30% Br 200mg/cc, petit angle, 0% Br 200mg/cc, grand angle, 30% Br

Figure 6.21 Profil de temp´erature `a R = 0 µm pour une densit´e initialeρ0 = 200 mg/cc avec et sans brome et pour grand et petit angle.

que l’ajout du brome change le coefficient d’absorption k de la mousse et dans l’´etat actuelle des donn´ees, il est difficile de pouvoir l’estimer de mani`ere claire.

6.3.4 Angle du cˆ one

Pour ´etudier l’adaptation de la tˆache focale `a l’entr´ee du cˆone de mousse, nous avons ef-fectu´e 2 couples de tirs (grand et petit angle), `a ρ0 = 20 mg/cc et ρ0 = 200 mg/cc. Ces tirs correspondent `a ceux d´ecrits pr´ec´edemment dans le paragraphe 6.2.2. Les r´esultats de la mesure du profil de temp´erature du jet, pour ces 4 tirs, sont pr´esent´es sur les figures 6.18 et 6.21.

Pour les tirs r´ealis´es avec des densit´es ρ0 ´elev´ees, nous n’observons aucune diff´erence de temp´erature. Pour une densit´e plus faible, l’´ecart entre les deux angles du cˆone est notable (sup´erieur `a l’incertitude de mesure de 20%).

Comme nous obtenons deux r´esultats diff´erents en fonction de la densit´e de la mousse sur l’incidence de l’angle du cˆone, Il est d´elicat de conclure cat´egoriquement `a son influence sans r´ealiser d’autres tirs.

6.3.5 Cylindre de collimation en sortie de cˆ one

Pour une densit´e initialeρ0 = 50 mg/cc etρ0 = 100 mg/cc, nous mesurons une temp´erature moyenne du jet l´eg`erement sup´erieure pour les tirs sans cylindres ∼5%.

R´ecapitulatif :- Les diff´erences observ´ees sur le profil d’´emission propre du jet entre Imin et I

> I_min s’expliquent par un pr´echauffage radiatif de la mousse dˆu `a l’´emission du choc. Lorsque ce pr´echauffage est inexistant, nous pouvons sonder la propagation du choc dans le cˆone et discerner une modification de l’absorption de la mousse par l’ajout d’un dopant en brome.

- L’´evolution de la temp´erature du jet en fonction de ρ0 d´epend des conditions du choc. On mesure des valeurs plus faibles de la temp´erature du jet de plasma pour des densit´es ρ₀ plus importantes.

- Enfin, l’hypoth`ese d’´emission du corps noir ne semble plus ˆetre adapt´ee pour des densit´es ρ0

faibles, empˆechant la r´ealisation d’une mesure fiable de la temp´erature du jet.