Imagerie de la face arrière de la cible

Le transport des électrons rapides a été évalué par la taille du faisceau d’électrons et l’intensité du rayonnement Kα générée sur la plaque du traceur en face arrière de la cible. La taille du faisceau d’électrons a été mesurée par un imageur monochromatique à rayons X. Ce détecteur a fait des images à l’énergie de l’émission de CuKα (vers 8045

eV ). Lorsque le faisceau d’électrons rapides atteint le traceur de cuivre en face arrière

de la cible, il y intéragit avec les atomes en produisant une émission CuKα. La taille d’une tache de cette émission correspond au diamètre du faisceau d’électrons rapides qui y arrive en face arrière. La configuration de ce diagnostic est montrée dans la figure 55. Le rayonnement de la face arrière de la cible est focalisé sur le détecteur via un cristal courbé sphérique. Un bouclier a été installé pour bloquer l’irradiation directe de la cible éclairée par les lasers. Sa structure se trouve dans les images obtenues de la figure 56. La tache de CuKα a été imagée juste au bord de l’ombre de la barrière. Elle est entourée par une structure en anneau. Ce détecteur observe l’émission ayant la même longueur d’onde du CuKα, donc l’émission de cet anneau correspond à l’émission du plasma avec un spectre large et provient de l’effet secondaire des faisceaux laser GEKKO. Elle se trouve également sur l’image du tir de référence qui a été réalisée sans l’injection du faisceau LFEX (figure

56 en bas). La taille de cet anneau est d’environ 400 µm et elle correspond à celle de la cible (350µm) en considérant l’expansion du plasma. Cette structure d’anneau a été observée de manière stable pendant cette expérience.

Figure 55 – (a) Image entière de l’imageur monochromatique à rayons X , (b) Schéma de l’imageur monochromatique et spécification du cristal sphérique

Lors de l’injection du faisceau d’électrons rapides par LFEX, l’interaction entre ce faisceau d’électrons et le traceur a eu lieu et la tache de l’émission CuKα a été observée (Figure 56 en haut). Sur cette image, le retard du faisceau LFEX a été de 1ns. Dans ce cas, l’état du milieu de la cible est presque le même que l’état initial et il n’y a pas encore de gradients de densité réellement créés pour induire un effet de collimation par le champ résistif. En conséquence, le faisceau délectrons rapides diverge et le traceur de cuivre en face arrière a été entièrement éclairé par le faisceau d’électrons diffusés. La taille de la tache CuKα mesurée est de 190 µm et c’est la même largeur que la taille du traceur.

Figure 56 – Images obtenues par l’imageur X monochromatique : tir avec injection de LFEX (a) et tir sans injection de LFEX (b)

Dans notre expérience, le contraste du faisceau laser LFEX était dégradé à cause de problèmes techniques. Sa pré-impulsion intense a produit un chauffage de la cible qui a généré de forts rayonnements X parasites du plasma. Ces rayonnements sont devenus génants pour les diagnostics du fait que les images obtenues ont été très bruitées. Toutefois, la tache du faisceau d’électrons rapides se trouve toujours à la même position dans les images. Les diamètres ont varié selon les valeurs du retard du faisceau LFEX. Les résultats des simulations montrent que la taille du faisceau d’électrons juste avant le rebond du choc à 2,6 ns est d’environ 50 µm (figure. 44). D’autre part, la taille du faisceau d’électrons observée avec le même retard est de 60 µm comme la figure 57. Ces deux valeurs sont bien cohérentes. Sur cette image, la taille de la structure circulaire est de 400 µm comme dans les autres tirs.

Figure 57 – Profils des émissions en face arrière de la cible pour différentes conditions de faisceau LFEX

En conclusion, les résultats de l’imageur monochromatique indiquent que le faisceau d’électrons rapides a bien été collimaté comme prévu par la simulation. La figure 58 représente la variation de la taille de la tache CuKα mesurée. Elle montre que la largeur du faisceau d’électrons rapides a été plus collimaté en raison de l’apparition d’un gradient de densité dans la cible cylindrique. Cette imagerie de la face arrière de la cible montre l’effet de la collimation du faisceau d’électrons rapides par le champ résistif.

Figure 58 – Diamètres de la tache CuK α en fonction du retard de LFEX

4.8.2 Spectromètre HOPG

L’étude quantitative du transport des électrons a été conduite avec le Spectromètre HOPG (Highly Oriented Pyrolytic Graphite). Le cristal HOPG n’a pas une bonne résolution. Mais, nous pouvons profiter d’une réflectivité beaucoup plus grande. La conception de la cible de cette expérience a été adaptée au fonctionnement de ce diagnostic. Ce diagnostic observe des rayonnements d’énergie entre 7000 eV et 9000 eV . Cette plage couvre les longueurs d’onde des rayonnements émis par les deux traceurs insérés dans la cible. L’aperçu du diagnostic a été montré dans le chapitre 3. Les rayonnements arrivent aux différentes positions de l’image plate selon leur énergies. Des images typiques obtenues de ce diagnostic sont montrées dans la figure 59. Les spectres ont été extraits des profils verticaux des images. Des profils bruts (noire) et des fits pour le bruit de fond (rouge) sont montrés sur les images du bas. Les spectres ont été obtenus en faisant la soustraction de ce bruit. Les rayonnements avec des basses énergies arrivent en haut de l’IP et ceux avec des hautes énergies arrivent en bas de l’IP. Les quatre raies de rayonnement sont extraites des images (figure 59 gauche). La raie du rayonnement NiKα représente l’intensité du faisceau d’électrons rapides au moment de la génération donc leur nombre initial. Celle de CuKα correspond à la quantité des électrons rapides qui ont pénétré jusqu’à la face arrière du cylindre. Les deux autres raies de Heα proviennent du chauffage des traceurs.

Figure 59 – Images du spectremètre HOPG

Les profils d’un spectre obtenus avec ce détecteur sont montrés dans la figure 60. Dans tous les cas, nous avons détecté des pics intenses de raies Heα pendant cette expérience. Ces sont des émissions dues à l’ionisation des deux traceurs par l’éclairement laser. Donc, tout d’abord, le résultat de ce spectromètre signifie qu’il y a eu un chauffage direct de la cible. Les intensités des pics de raies Heα et des bruits de fond sont proportionnelles à l’énergie laser LFEX. L’influence de la pré-impulsion de LFEX est importante dans ce diagnostic comme il l’était sur l’imageur X monochromatique. Par ailleurs, la raie de CuHeα a été noyée dans les bruits intenses des régions des hautes énergies pour les tirs LFEX de plus fortes énergies de l’ordre de 400J .

Des tirs de référence ont été réalisés pour évaluer l’effet des faisceaux laser d’implosion de GEKKO. Dans ces images, les rayonnements Kα et Heα ont été détectés. Les intensités de ces pics ne sont pas stationnaires et c’est probablement la conséquence du décalage des positions de l’éclairement des faisceaux GEKKO. Ces émissions Kα et Heα imprévues peuvent être dues aussi aux défauts de fabrication de la cible. Le niveau moyen du signal brut est de 3000 (unit. arb). Cette valeur est seulement deux fois plus faible que celle

enregistrée sur un tir avec l’injection de LFEX à basse énergie (∼ 120J ). Lorsque nous avons tiré une haute énergie (∼ 400J ) avec LFEX, le niveau moyen du signal brut est plutôt de 20000 (unit. arb). Donc l’effet des faisceaux GEKKO peut être considéré comme mineur pour ce diagnostic.

Les profils de la figure 60 (a)(b)(c) montrent les résultats des tirs avec injection LFEX. L’énergie de LFEX a varié entre 100 J et 400 J . Les valeurs du retard de l’injection de LFEX ont été choisies entre 1 à 2,6 ns. À 1 ns, la cible est à un stade précoce de l’implosion. L’effet attendu de la convergence du faisceau d’électrons donc est faible. Au contraire, l’implosion de la cible est bien avancée à 2,6 ns. Donc, plus d’électrons rapides injectés atteignent le traceur de la face arrière de la cible par l’effet de collimation induit par le champ résistif.

Les images du spectromètre HOPG a subi l’effet du bruit et le niveau du bruit de fond a varié de façon irrégulière pour chaque images. Cela ne nous permet pas de comparer simplement l’intensité de chaque rayonnement. L’étude du transport d’électrons rapides s’est faite en normalisant l’intensité CuKα par celle de NiKα, parce que le rapport entre l’intensité CuKα et l’intensité NiKα reste significatif.

Une fenêtre en béryllium a été disposée devant l’IP dans le détecteur. La transmission de cette fenêtre de béryllium est proportionnelle à l’énergie des rayons X dans la gamme observée. Donc le pic de la raie d’émission CuKα est plus intense que celui de NiKα. Le rapport des intensités CuKα/NiKα donne une valeur supérieure à 1.

Le résultat final est montré sur la figure 61. À mesure que l’implosion de la cible progresse, l’intensité relative de la raie de CuKα augmente et elle est maximale juste avant la réflexion de l’onde de choc au cœur du cylindre. L’augmentation du rapport des intensités CuKα/NiKα admet une évolution linéaire en fonction du retard du faisceau LFEX. En outre, il semble que cette augmentation ne dépend pas de l’énergie du faisceau LFEX comme l’indique les deux séries de valeurs selon le niveau d’énergie de LFEX (voir la figure 61).