ii. Distribution non-maxwellienne

Les électrons chauds ont la particularité d'engendrer l'existence d'une seconde distribution d'énergie au sein du plasma. En leur présence, les comportements de ce dernier sont en effet

T

≈ 215( )λ

I

dépendants de la distribution des électrons de masse mais aussi de celle des électrons chauds. Cette particularité fait de ces électrons suprathermiques un sujet de recherche majeur depuis plusieurs décennies.

Malgré toutes ces années d'investigation, de nombreux phénomènes entourant ces électrons restent à étudier. De plus, leur impact sur de multiples sujets est majeur. Un des principaux exemples est la science de la fusion.

En schéma de FCI indirecte, qui implique l'utilisation d'une cavité où une cible de Deutérium-Tritium (DT) est placée, les électrons suprathermiques préchauffent la cible et empêchent une compression permettant de fusionner les noyaux. Par exemple, leur présence entraîne l'amplification d'instabilités à la surface de la cible comme celles de Rayleigh-Taylor[10].

En schéma de FCI directe par attaque rapide, le laser MJ est tiré pour pré-comprimer la cible puis les électrons chauds peuvent être utilisés pour volontairement commencer l'ignition de la capsule DT via un laser PW[11].

Le schéma d'allumage par choc pourrait aussi profiter des électrons chauds[12].

Dans les études sur la FCM, où ils sont appelés électrons de fuite, ils peuvent entraîner de graves dégâts à la paroi des tokamaks par leur rôle dans la disruption du plasma et la génération d'instabilités magnétohydrodynamiques (MHD)[13].

Finalement, leur impact en physique atomique implique de grands changements dans de nombreux processus. Ainsi, les distributions d'états de charge sont modifiées de même que les pertes radiatives, les intensités et les rapports entre les raies. Le Chapitre 4 montre d'ailleurs que l'émissivité des raies est profondément impactée par des électrons de très haute énergie.

La sensibilité de la distribution spectrale aux électrons suprathermiques fait de la spectroscopie X à hautes résolutions spectrales et spatiales un diagnostic de choix pour ces études. L'article de Rosmej et Lisitsa [Plas. Phys. Rep., 521, 37 - 2011] donne plus de détails à propos de l'impact d'une distribution électronique non maxwellienne sur les processus atomiques[14].

Afin de simplifier ces problèmes, il est possible d'approximer la fraction d'électrons chauds fhot au sein d'un plasma par cette formule :

(3.10)

Où nhot est la densité d'électrons chauds et ne la densité des électrons de masse.

Pour comprendre l'influence de cette fraction fhot sur les rapports de raies X émises, le code MARIA développé par Rosmej est un bon outil. Ce code permet de simuler pour un état de plasma défini, les rapports de populations ainsi que les spectres X qui peuvent être émis par un élément soumis à ces conditions[15].

f = ⁿ

La Figure 3.6 montre une simulation MARIA qui détermine le rapport entre les raies J (2p2 (1D2) - 1s2p (1P1) et Lya de l'Argon en fonction de la température kbTe. La condition plasma est la même sur chaque courbe (ne = 1022 cm-3 et kbThot = 20 keV). La seule différence est la fraction d'électrons chauds qui évolue entre 0 et 10 %.

Le cas fhot = 0 correspond donc à un plasma sans électron chaud. La variation du rapport entre les deux raies est quasiment logarithmique. En revanche, dès l'ajout de seulement 1 % (fhot = 0,01) d'électrons suprathermiques, la courbe change totalement. La sensibilité est particulièrement grande. Cette différence s'explique par le lien entre deux processus de physique atomique : l'excitation collisionnelle et la capture diélectronique. Les schémas de ces deux processus sont décrits ci-dessous.

Excitation collisionnelle (3.11a)

Capture diélectronique ^(3.11b)

Où X est un élément arbitraire, */** représente un état excité ou doublement excité et Ee1 > Ee2.

Figure 3.6 : Simulation MARIA du rapport d'intensité entre les raies J et Lya de l'Argon dans un plasma non

maxwellien pour différentes fractions d'électrons chauds (ne = 1022 cm-3 et kbThot = 20 keV)

Dans le cas de l'excitation collisionnelle, tous les électrons possédant une énergie supérieure au seuil d'excitation participent au processus. Les électrons suprathermiques ont alors un impact fort. Ce n'est pas le cas pour la capture diélectronique qui est un processus résonant. Comme son nom l'indique, celui-ci nécessite que les électrons aient une énergie très proche de celle de la transition atomique. Or, cette valeur dépend des niveaux d'énergie impliqués dans la capture.

Dans le cas du Cuivre (Z = 29), les énergies de résonance pour la capture diélectronique se situent autour de 5 keV. Cette valeur est très faible en comparaison de la distribution en énergie des électrons suprathermiques qui a pour maximum plusieurs dizaines de keV dans le cas d'une impulsion kJ. En conclusion, très peu d'électrons chauds peuvent être impliqués dans la capture diélectronique.

X+ e₁− → X*+ e₂−

Le problème posé par cette courbe de rapport de raies est lié au fait que le résultat obtenu peut être le même pour différentes fractions d'électrons chauds. C'est ce que les 3 flèches de la Figure 3.6 indiquent.

De multiples moyens de mesure de la température kbTe doivent ainsi être mis en place pour être capable de différencier tous les cas. L'utilisation d'éléments parfaitement adaptés au laser est ainsi critique. Par exemple, la différence entre un plasma de Silicium (Z = 14) avec kbTe = 500 eV ou kbTe = 1000 eV est petite car la température électronique nécessaire pour ioniser la totalité de l'atome est faible. En revanche, en considérant un élément comme le Cuivre, la différence sera immédiatement perceptible dans la distribution des états de charge.