Imagerie de la rétrodiusion

Figure III.6.2  Exemple d'imagerie de la rétrodiusion, pour une interaction monospeckle. Précisons que ce diagnostic n'a été mis en place que lors des deux dernières expériences. Plus précisément, on image les ondes électromagnétiques rétrodiusées Raman générées dans la zone de couplage du faisceau d'interaction avec le plasma. Le capteur est une caméra CCD Xenics InGaAs qui ore une fonction de réponse adaptée pour la gamme spectrale du Raman. Devant la CCD, on place un objectif de microscope pour augmenter le grandissement et ainsi obtenir une résolution spatiale de 1.1 µm.px−1_{. De même que pour la photodiode}

Raman, le signal est intégré temporellement et ltré à l'aide d'un ltre dichroïque pour éliminer la composante 1 µm et d'un ltre RG1000 pour le visible. Avec une telle résolution, ce diagnostic permet de discriminer spatialement les deux speckles obtenus par les deux faisceaux d'interaction. Un exemple d'imagerie de la rétrodiusion dans la conguration monospeckle (un seul faisceau d'interaction) est présenté en gure III.6.2.

Chapitre IV

CARACTÉRISATION DE

L'INSTABILITÉ DE DIFFUSION

RAMAN STIMULÉE EN

CONFIGURATION MONOSPECKLE

Les expériences réalisées pour mener l'étude sur le comportement de l'instabilité de dif- fusion Raman stimulée ont consisté en de nombreuses séries spéciques, chacune visant à étudier un aspect particulier du développement ou du comportement de celle-ci. Trois axes majeurs peuvent être dégagés. Le premier concerne l'observation de la réectivité classique en régime monospeckle. Le deuxième point consiste en l'étude de la conguration bispeckle, utilisant les deux faisceaux caractérisés lors de l'étude monospeckle, pour permettre l'étude expérimentale du comportement collectif des speckles. Le troisième se porte sur l'étude à l'échelle multispeckle de façon à généraliser les observations du point précédent.

Dans ce chapitre est présentée l'étude qui a été conduite de façon à aborder plusieurs aspects de la conguration monospeckle. Premièrement nous observons la réectivité de l'in- stabilité en fonction de l'intensité de l'onde de pompe ainsi que le développement des ondes plasma électroniques, de manière à dénir le comportement de référence dans nos conditions expérimentales. Deuxièmement, nous étudions l'inuence du facteur kλD (i.e. de l'amortis-

sement des EPW) sur la dynamique de l'instabilité Raman.

IV.1 Comportement de référence de l'instabilité Raman

dans le cas d'un unique speckle gaussien

En premier lieu, avant de réaliser toute expérience sur le comportement collectif des speckles, il est primordial de dénir le comportement standard de l'instabilité de diusion Raman stimulée dans le cas classique déni par un unique speckle en régime picoseconde.

La première série a donc simplement consisté en la mesure des seuils et taux de réectivité standard de l'instabilité Raman dans la conguration monospeckle. Pour ce faire, le faisceau I1 a été focalisé dans le plasma à des intensités susantes pour dépasser le seuil de l'instabilité et ainsi permettre d'observer le comportement et les caractéristiques standard de la diusion Raman. L'unique paramètre qui a été modié dans cette conguration est l'énergie incidente de I1. Ainsi ont été obtenues les courbes de réectivité présentées sur la gure IV.1.1, donnant le taux de rétrodiusion Raman (BSRS1_{) en fonction de l'intensité de l'onde de pompe et}

ce pour les deux ouvertures du faisceau d'interaction utilisées lors des expériences. Ce taux de rétrodiusion est déni par le rapport de l'énergie diusée mesurée par la photodiode sur l'énergie incidente du faisceau mesurée sur la chaine laser. La valeur de la rétrodiusion est donc intégrée sur toute la durée et le volume de l'interaction.

Le comportement de l'instabilité se décompose en deux phases principales dans son évo- lution en fonction de l'intensité de l'onde de pompe. Tout d'abord, une fois que l'intensité est susante pour permettre à l'instabilité de se développer dans le plasma, la réectivité présente une montée abrupte, gagnant quasiment trois ordres de grandeur sur un intervalle très étroit en intensité. Puis la réectivité arrive dans la seconde phase de son évolution qui est un régime de saturation, où le taux d'énergie rétrodiusée reste constant. Il s'agit du comportement standard en régime picoseconde de l'instabilité de diusion Raman déjà ob- servé expérimentalement (Rousseaux et al., 1995) et est en accord avec les simulations PIC (Yin et al., 2008).

Dans nos conditions expérimentales, le seuil de l'instabilité se situe aux environs de 8 1014 _W.cm−2 _{pour une ouverture de f/12 et autour de 1.6 10} 15 _W.cm−2 _{pour l'ouver-}

ture f/9, comme schématisé en pointillés sur la gure IV.1.1. Cette diérence de seuil selon l'ouverture est due au fait que plus l'ouverture est petite, plus la longueur disponible (i.e. lon- gueur du speckle L) pour le développement de l'instabilité SRS est grande. Comme présenté par l'équation II.2.30 page 33, le gain de l'instabilité Raman dépend linéairement de cette longueur L qui est elle-même proportionnelle au carré de la taille du speckle (cf. équation III.3.2). Nos mesures expérimentales, seulement réalisées pour deux ouvertures, vérient que le gain est plus important (i.e. seuil observé plus faible) pour une ouverture plus petite et

IV.1. Comportement de référence de l'instabilité Raman dans le cas d'un unique

speckle gaussien 81

Figure IV.1.1  Courbe de réectivité de l'instabilité Raman en fonction de l'intensité pour les deux ouvertures en conguration monospeckle. Courbe analytique en trait plein pour l'ouverture f/12.

que cette variation du gain est proportionnelle à L comme décrit par la théorie.

Le taux moyen de rétrodiusion mesuré se situe sur l'intervalle 4-8% de l'énergie incidente du fait des uctuations tir à tir et ce quelle que soit l'ouverture.

Comparons ces résultats expérimentaux avec le modèle de croissance linéaire (Divol & Mounaix, 1999) présenté dans la sous-section II.2.3 qui permet de modéliser la réectivité intégrée. La courbe analytique, pour l'ouverture f/12 est tracée en trait plein sur la gure IV.1.1. L'accord entre les résultats expérimentaux et analytiques est donc très bon et ca- ractérise correctement le régime de croissance de l'instabilité. Cependant, comme précisé précédemment, ce modèle linéaire ne considère aucun mécanisme de saturation et ne permet donc pas de modéliser le régime de saturation de l'instabilité.

Présentons une autre caractéristique essentielle du comportement standard de l'instabilité de diusion Raman stimulée : son évolution au cours de l'impulsion laser, qui permet entre autres de connaître la position relative du diagnostic de diusion Thomson par rapport au développement de l'instabilité Raman associé à l'impulsion sondée. Pour cela, on se place dans les mêmes conditions d'interaction que précédemment avec une ouverture f/9 en xant une

Figure IV.1.2  Spectres Thomson résolus longitudinalement à diérents instants de l'in- teraction f/9 d'intensité I = 1.7 1016 W.cm−2_.

Figure IV.1.3  Évolution de l'instabilité Raman (points bleus) et de l'impulsion d'interac- tion (courbe rouge) en fonction du temps.

intensité de 2 1016_W.cm−2_{qui assure un développement fort de la SRS et on diagnostique les}

EPW et IAW par diusion Thomson pour diérents instants (cf. gure IV.1.2). En mesurant l'intensité intégrée sur tout le spectre, on obtient le graphique IV.1.3 où est représentée l'évolution de l'intensité diusée de la sonde Thomson sur les ondes plasma électroniques au cours de l'impulsion d'interaction. L'instabilité Raman commence à se développer entre 3 et 4 ps avant le maximum de l'impulsion d'interaction correspondant à une intensité de ∼ 1.1 1015_W.cm−2_{, jusqu'à atteindre son amplitude maximale à l'intensité crête puis perdure}

IV.1. Comportement de référence de l'instabilité Raman dans le cas d'un unique

speckle gaussien 83

avec une amplitude plus faible jusqu'à quelques 3 ps. Cependant, il n'y a pas de mesure entre -1.8 ps et 0.2 ps, il est donc possible que le maximum du Raman se situe entre ces deux valeurs.

Les IAW dues à l'instabilité Brillouin se développent elles plus lentement du fait de l'iner- tie des ions. Elles apparaissent au maximum de l'impulsion et restent présentes pour des durées très longues, plusieurs dizaines de picosecondes, non mesurées ici mais déjà observées dans la référence (Rousseaux et al., 2006).

Observons maintenant les spectres Thomson recueillis en même temps que la courbe de réectivité monospeckle d'ouverture f/12 (cf. gure IV.1.4a). Ceux-ci sont résolus en espace selon l'axe transverse pour la position z=0 correspondant au plan de meilleure focalisation. Le faisceau sonde est synchronisé 0.3 ps après le maximum de l'impulsion d'interaction. On constate la présence de modes transverses conséquents : l'extension transverse des ondes plasma électroniques peut devenir très importante, de l'ordre de ∼ 100 µm de part et d'autre du centre de la tache focale pour des intensités susantes, ce qui n'est pas observé numé- riquement (comme on le verra par la suite). En reliant les dimensions de cette extension transverse à l'intensité de l'interaction, on trouve une relation empirique de la forme

EP W⊥ extension ∝ I1/4. (IV.1.1)

Cette large extension transverse des EPW implique qu'un speckle peut augmenter signicati- vement le bruit plasma δneet ce à une distance importante, ce qui peut notamment perturber

les speckles voisins. Cette mesure transverse est donc nécessaire pour la compréhension et les discussions des mesures en conguration bispeckle.

Pour une ouverture f/9, l'interaction a été observée pour une intensité de 2 1016_W.cm−2

au maximum. Il a cependant été vérié que l'extension transverse des EPW en f/9 est sem- blable et cohérente avec les résultats f/12. Pour une intensité de 2 1016 _W.cm−2_{, l'extension}

transverse est de ∼ 55 µm de part et d'autre comme on l'observe sur la gure IV.1.5 qui pré- sente le spectre Thomson résolu transversalement du tir #72 de la gure IV.1.2 (i.e. évolution des EPW au cours de l'impulsion laser d'interaction).

On remarque que les ondes acoustiques ioniques associées au SBS sont quant à elles beau- coup plus localisées et présentent une extension transverse modérée qui atteint au maximum 20 µm de part et d'autre du centre de la tache focale, ce qui correspond à la largeur de la tache focale pied à pied (i.e. à I = 0.08 Imax). Cette localisation transverse précise, associée à

leur longue durée de vie, permet de discriminer spatialement les speckles, comme on le verra par la suite.

Les spectres résolus longitudinalement, pour la position y=0 correspondant au centre du faisceau, montrent quant à eux que la longueur sur laquelle se développent les EPW est

(a) Spectres résolus transversalement (b) Spectres résolus longitudinalement

Figure IV.1.4  Spectres Thomson résolus longitudinalement et transversalement en fonction de l'intensité du faisceau d'interaction f/12. Le faisceau sonde arrive systématiquement 0.3 ps après le maximum de l'impulsion.

indépendante de l'intensité à laquelle se produit le couplage Raman. Il en est de même pour les IAW. Notons cependant que l'extension nie de la sonde Thomson (i.e. dimension de la tache focale) ne permet pas de sonder le plasma sur toute la longueur z et peut donc limiter la mesure au delà de z = +500 µm.