2.4 Bilan exp´ erimental
2.4.4 Diminution du taux de croissance de l’IRT ablative
Malgr´e les diff´erentes m´ethodes pour r´eduire les d´efauts laser et leur empreinte, il subsiste toujours des perturbations du front d’ablation. Un moyen de limiter leur crois- sance est de diminuer le taux de croissance de l’IRT ablative. Fujioka et al [17] pr´esentent une exp´erience dans lequelle des cibles de plastique (CH) dop´ees (ou non, le dopage d’un mat´eriau consistant `a ajouter une petite quantit´e d’un autre mat´eriau pour modifier ses propri´et´es) au Br et portant des modulations 2D sont acc´el´er´ees sur le laser GEKKO XII [73]. Les simulations et la th´eorie pr´edisent que pour ce type de cible, une structure de double front d’ablation va se former, comme repr´esent´ee en figure 2.10. Le premier front d’ablation (1) correspond `a celui pr´esent´e dans la premi`ere partie de ce chapitre, cr´e´e par la conduction ´electronique de l’´energie d´epos´ee par le laser `a la surface critique. Il est appel´e front d’ablation de conduction ´electronique. L’´emission X intense du Br de la couronne de plasma p´en`etre dans la cible et cr´ee un second front d’ablation, appel´e front d’ablation radiatif, au niveau o`u ces radiations sont absorb´ees (2). Le plateau entre les deux fronts d’ablation est de faible densit´e, le front d’ablation de conduction ´electronique est donc stable vis-`a-vis de l’IRT. L’IRT ne pourra donc se d´evelopper qu’au niveau du deuxi`eme front d’ablation. Les auteurs montrent par des simulations que la vitesse d’abla- tion est augment´ee d’un facteur 3 au front d’ablation radiatif, compar´e au cas de la cible de CH non dop´ee. La longueur minimale de gradient de densit´e est aussi augment´ee. Le taux de croissance de l’IRT d’ablative est donc r´eduit d’apr`es (2.26). Cependant, le pic de densit´e du mat´eriau est plus petit dans le cas du CH dop´e : la forte ´emission de la couronne provoque le pr´echauffage de la cible et rend donc sa compression plus difficile.
Les cibles d’´epaisseur 25 µm portent des modulations de longueur d’onde 80 µm et d’am- plitude 0,8 µm crˆete-`a-crˆete. L’impulsion sur cible, form´ee par 3 puis 9 faisceaux, est faite d’un pied de 2 ns `a 1012 W/cm2 suivi de la partie principale de 2,5 ns `a environ
1, 5.1014W/cm2. Tout d’abord, des mesures de profils de densit´e ont ´et´e effectu´ees par
ombroscopie 1D [74] `a l’aide d’une cam´era `a balayage de fente. Un double front d’ablation est alors observ´e. De plus, l’´evolution des modulations du front d’ablation a ´et´e mesu- r´ee en radiographie de face par l’utilisation coupl´ee d’une source de radiographie de Zn
x Densité CH CH dopé
1
2
1
Figure 2.10 – Sch´ema des profils de densit´e obtenus dans le cas d’un front d’ablation classique avec une cible de CH seul (en bleu) et dans le cas d’un double front d’ablation avec une cible de CH dop´e (en rouge), o`u l’on peut voir le front d’ablation cr´e´e par conduction ´electronique (1) et le front d’ablation radiatif (2).
(´emission `a 1,5 keV) et d’une cam´era `a balayage de fente. Parmi les r´esultats, les auteurs montrent que le taux de croissance mesur´e `a 1, 7 ns−1 pour le CH non dop´e est abaiss´e `
a 1,2 ns−1 pour le CHBr. Cela d´emontre exp´erimentalement que l’utilisation d’ablateurs dop´es par des mat´eriaux de Z ´elev´e permet, par la cr´eation d’un double front d’ablation, la r´eduction de l’IRT ablative. Un dernier point abord´e par les auteurs est que moins de 1 % du rayonnement de la couronne de plasma traverse l’ablateur de CHBr ; le rayonnement mesur´e en sortie se compose essentiellement de rayons X d’´energie sup´erieure `a quelques dixi`emes de keV. Ce fait est important dans le cadre d’une application `a la FCI, car il ´
ecarte le risque d’un pr´echauffage des isotopes d’hydrog`ene d’une cible cryog´enique, ces atomes ´etant quasi-transparents aux rayons X `a ces ´energies.
Otani et al [75] ´etudient eux l’effet sur l’IRT ablative de l’irradiation d’une cible par plusieurs longueurs d’onde simultan´ement. De nombreux lasers de puissance utilisent une longueur d’onde laser de 0,35 µm car l’efficacit´e de conversion de l’´energie laser en ´energie cin´etique, et donc en compression, est meilleure qu’avec de plus grandes longueurs d’onde. Cependant, en irradiant une mˆeme cible avec un laser de plus grande longueur d’onde, plus d’´electrons suprathermiques, aussi appel´es ´electrons chauds seront produits. Ces ´elec- trons correspondent `a la queue de la distribution ´energ´etique maxwellienne des ´electrons, c’est-`a-dire `a la relativement petite fraction des ´electrons les plus ´energ´etiques produits lors de l’interaction laser-plasma. Ces ´electrons p´en`etrent plus profond´ement dans la cible, ´
elargissant la zone d’ablation ; la longueur minimale de gradient de densit´e devrait donc ˆ
etre augment´ee et donc le taux de croissance de l’IRT ablative r´eduit.
L’exp´erience r´ealis´ee sur GEKKO XII consiste donc `a irradier des cibles de CH de 25 µm d’´epaisseur portant des modulations de longueur d’onde 20 µm et d’amplitude 0, 2 µm par un m´elange de longueur d’onde laser de 0,35 µm et 0,53 µm (ou de longueur d’onde 0,35 µm seule pour avoir un ´etalon). Ces lumi`eres correspondent respectivement `
a un triplement et un doublement de la fr´equence de la lumi`ere initiale (λ = 1, 05µm), nous les qualifierons donc de lumi`ere `a 3ω et 2ω. Trois faisceaux laser servent `a former un pied d’impulsion pour pr´e-comprimer la cible pendant 2,3 ns `a 8.1011W/cm2, puis la
cible est irradi´ee par 9 faisceaux, dont 3 `a 2ω, formant une impulsion carr´ee de 2,5 ns. Les mesures de l’IRT ablative sont effectu´ees par l’utilisation coupl´ee d’une cam´era `a balayage de fente et d’une source de radiographie de Zn. L’intensit´e sur cible est de 1, 3.1014 W/cm2
pour l’irradiation `a 3ω seule, et de 7, 7.1013W/cm2 `a 3ω et 5, 1.1013W/cm2 `a 2ω pour
le cocktail de couleur. L’acc´el´eration mesur´ee dans les deux cas par radiographie de cˆot´e (cam´era `a balayage de fente et source de radiographie en Al) est similaire : 8.1015cm/s2.
Les taux de croissance mesur´es sont de 3,3 ns−1 pour l’irradiation `a 3ω et de 2,2 ns−1 pour le cocktail de couleur, ce qui d´emontre donc son efficacit´e pour la r´eduction de l’IRT ablative. Un d´efaut est cependant partag´e entre cette m´ethode et les ablateurs dop´es par
des mat´eriaux de Z ´elev´e : une compression plus faible. Ici, ce d´efaut de compression est dˆu au fait qu’une partie de l’´energie laser est utilis´ee pour l’irradiation `a 2ω qui est moins efficace pour la compression que la lumi`ere `a 3ω.