Les résultats expérimentaux obtenus par D.Courapied montrent que la pression d’ablation générée par la deuxième impulsion est plus faible que celle créée par la première impulsion, à intensité égale [82]. Les résultats numériques de cette étude permettent de bien reproduire ce point, comme on a pu le voir sur la Figure 3.53. L’état de la matière quelques centaines de ns après la première impulsion implique donc un rendement d’interaction plus faible que pour la première impulsion. Ce rendement d’interaction diminue quand le délai ∆t augmente et également quand l’intensité des impulsions augmente [82]. Cette observation expérimentale est également reproduite par le modèle numérique implémenté dans ESTHER. On voit en effet sur la Figure 3.54 que le rapport des pressions (P2,abl,max/P1,abl,max) générées par deux impulsions
d’intensité I1,max et I2,max est plus important pour des délais courts et des faibles intensités.
Figure 3.54 – Evolution du rapport P2,abl,max/P1,abl,maxen fonction de Imaxet de ∆t pour une succession
Afin d’aller plus loin qu’une simple observation qualitative, on souhaite établir une loi d’échelle en quantifiant l’influence de Imax et de ∆t sur P2,abl,max. On étudie alors l’évolution de P2,abl,maxen fonction
de Imax pour différents délais dont les résultats sont présentés sur la Figure 3.55.
(a) (b)
Figure 3.55 – Etude des chargements appliqués par une succession de deux impulsions de type Gaussienne telles que Imax=I1,max= I2,max - λ = 532 nm - τ = 7 ns FWHM (a) Evolution de Pabl,maxen fonction de
Imax pour la première et la seconde impulsion pour différents délais et comparaison à la relation identifiée
en régime direct (b) Evolution de P2,abl,max en fonction de ∆t pour différentes intensités
En premier lieu, on remarque que les lois en puissance permettant de reproduire cette évolution sont assez différentes de celle que nous avions déterminée pour une impulsion simple. On voit notamment que la dépendance de P2,abl,max à Imax est plus faible pour ces impulsions (I0,25). Intuitivement, on pourrait
penser que la deuxième interaction lors d’une double-impulsion se rapproche plus d’un régime d’interaction directe, en supposant que la couche de confinement est éjectée suite à la première impulsion. Cependant, on a vu précédemment que la couche d’eau liquide n’est qu’à quelques dizaines de µm de l’aluminium solide lorsque la deuxième impulsion se produit (Figure 3.52). Bien que diminué, l’effet de confinement est donc toujours actif. On remarque d’ailleurs ici que la loi ayant permis de reproduire les résultats numériques d’ESTHER en régime direct est très éloignée des résultats représentatifs des secondes impulsions en régime confiné. Ces derniers sont significativement plus élevés, démontrant le rôle significatif du confinement dans ces configurations.
On observe également que la dépendance de P2,abl,max à Imax semble assez peu varier avec le délai
(Figure 3.55). Réciproquement, si on s’intéresse à la dépendance de P2,abl,max à ∆t, on voit que cette
dernière ne semble pas influencée par l’intensité puisque dans chaque cas on peut identifier une relation linéaire avec pente constante, indépendante de l’intensité. On peut donc approcher les résultats du modèle numérique par une loi d’échelle simple telle que l’Equation3.39.
P2,abl,max= A.ImaxB + C.∆t (3.39)
L’identification des coefficients B et C est réalisée par la mise en place de relations dépendant respec- tivement de Imax et de ∆t. Le coefficient A est défini afin de minimiser l’écart aux résultats numériques
sur l’ensemble du domaine considéré. On obtient alors l’expression suivante (Equation3.40) : P2,abl,max[GP a] = 0, 98.Imax[GW/cm2]0,25−
∆t[ns]
1, 7.103 (3.40)
reproduit les résultats numériques à +/ − 25 % d’erreur relative.
(a) (b)
(c)
Figure 3.56 – Comparaison du modèle numérique et du modèle empirique appliqués pour une succession de deux impulsions de type Gaussienne telles que Imax=I1,max= I2,max- λ = 532 nm - τ = 7 ns FWHM (a)
Evolution de P2,abl,max,numerique en fonction de Imaxet ∆t (b) Evolution de P2,abl,max,empiriqueen fonction
de Imaxet ∆t (c) Evolution de l’erreur relative (P2,abl,max,numerique-P2,abl,max,empirique)/P2,abl,max,numerique
Sachant qu’il n’existe aucune autre loi de ce type pour prédire les chargements issus de double- impulsions, cette dernière est un outil utile pour dimensionner des plans d’essais ou de futures sources laser pour le procédé LASAT en double-impulsion. Il faut toutefois rappeler que seul un code numérique tel que celui développé et validé dans cette thèse permet de déterminer les chargements appliqués avec précision dans des configurations d’illumination laser très différentes, notamment pour étendre le domaine de prédiction à des intensités et des délais plus importants.
Caractérisation de matériaux sous chocs
induits par laser
Comme nous l’avons souligné dans le chapitre précédent, la construction des modèles d’interaction laser-matière nécessite de disposer de modèles fiables pour représenter la propagation des ondes de choc dans les cibles d’aluminium, qui est notre matériau ablateur dans la plupart des expériences.
De plus, la mise en oeuvre du test d’adhérence requiert de prédire la répartition des contraintes dans les assemblages. Il est donc nécessaire de développer également des modèles adaptés pour chacun des ma- tériaux constitutifs des assemblages. Le cas de la colle est particulier car son comportement sous choc est susceptible de changer selon que la résine est utilisée comme joint de faible épaisseur dans un empilement multi-matériaux ou comme cible mono-matériau. La rupture peut notamment se produire à l’interface colle/substrat dans un assemblage, impliquant directement les propriétés d’adhésion (rupture adhésive) alors que l’écaillage d’une cible mono-matériau met forcément en jeu des processus de décohésion en vo- lume (rupture cohésive) [83]. Nous avons donc choisi de ne pas développer de modèle spécifique pour la colle en tant que mono-matériau. Les propriétés de la colle comme joint collé sont donc décrites dans le prochain chapitre.
On présente dans ce chapitre les matériaux utilisés et l’adaptation de modèles permettant de repro- duire les expériences de caractérisation par choc laser avec ESTHER. Dans l’optique de l’utilisation de ces modèles pour des applications LASAT, on doit pouvoir identifier le seuil d’endommagement des substrats, qui constituera la limite haute du procédé dans le cas du CND. On doit également solliciter ces matériaux dans des conditions typiques de celles auxquelles ils seront soumis lors des essais LASAT. Les essais de caractérisation menés lors de cette étude doivent ainsi adresser une réponse à ces deux aspects et c’est la raison pour laquelle un large panel d’expériences doit être réalisé. Les chargements appliqués en entrée des cibles sont simulés en utilisant les modèles d’interaction laser-matière développés dans le chapitre 3.
La démarche développée, validée et utilisée dans cette étude pour caractériser le comportement des ma- tériaux sous choc est exposée sur la Figure4.1. Il faut souligner que la formalisation de la caractérisation a déjà été réalisée dans la thèse de R. Ecault [70]. Nous avons fait le choix d’axer la nôtre spécifiquement pour les matériaux métalliques pour lesquels le comportement mécanique est bien décorrélé de la composante hydrodynamique. La première phase de cette méthodologie vise à identifier le comportement hydrodyna- mique du matériau considéré en réalisant des expériences permettant de soumettre des cibles fines à des chargements longs de haute pression, afin de minimiser autant que possible l’atténuation mécanique du choc. La seconde doit, au contraire, solliciter des cibles épaisses avec des chargements modérés, permettant de disposer d’un bon rapport signal/bruit avec un profil de vitesse de surface libre décrivant la totalité
épaisseur de cible et taille de tache focale pour pouvoir maintenir l’hypothèse 1D suffisamment longtemps pour identifier Ymax avec la synchronisation temporelle du second débouché de choc, comme exposé dans
le chapitre 3. Enfin, la dernière partie de la méthodologie consiste à mettre en place des essais à haute fluence et impulsion longue provoquant la rupture de la cible par écaillage. Il est important de disposer d’un signal expérimental portant la signature d’un écaillage généré par des phénomènes 1D. La construction du modèle numérique est réalisée étape par étape en procédant à des itérations impliquant des modifications paramétriques, jusqu’à ce que la corrélation entre les signaux numériques et expérimentaux soit acceptable pour considérer que le modèle matériau est suffisamment représentatif de l’expérience.