Instabilit´ es

Pendant un temps court devant le temps de diffusion magn´etique (∼ 10ps), le courant de retour ”suit” spatialement le courant incident, en raison de la neutralisa- tion. Durant cet ´etat quasi-stationnaire, o`u les champs auto-induits n’agissent pas sur les ´electrons du faisceau, diverses instabilit´es, `a la fois microscopiques, (`a une ´echelle spatiale inf´erieure au rayon du faisceau), et macroscopiques (`a une ´echelle sup´erieure au rayon) peuvent se d´evelopper. Dans la description de la propagation d’un faisceau intense d’´electrons, il faut donc consid´erer l’effet de ces instabilit´es, qui peuvent per- turber la distribution initiale du faisceau et d´efavoriser sa propagation, en limitant l’´energie que celui-ci peut transporter.

Nous nous limitons ici `a ´evoquer les plus importantes [Gremillet01] :

– Instabilit´es microscopiques. Dˆu au couplage du faisceau avec les particules du

plasma, des instabilit´es se d´eveloppent par la g´en´eration locale de champs ´electrostatiques ou ´electromagn´etiques. Quand le faisceau incident et le courant de retour, de

vitesses oppos´ees, s’interp´en`etrent, cela donne lieu `a une dispersion de vitesse axiale ou transverse du faisceau, qui peut d´efavoriser le transport des ´electrons rapides. Ce type d’instabilit´es se d´eveloppe `a une ´echelle temporelle de l’ordre de

2.4 Effets collectifs

la fr´equence plasma (du milieu ou du faisceau). Les pricipales sont : l’instabilit´e `

a deux faisceaux [Buneman59] et l’instabilit´e de Weibel [Weibel59].

– Instabilit´es macroscopiques. Elles se d´eveloppent ici en raison de la conductivit´e finie du milieu de propagation. Une surdensit´e du courant augmente le chauffage localement. Le temps caract´eristique de ce type d’instabilit´es est comparable au temps de diffusion magn´etique, leur croissance ´etant alors plus lente que les m´ecanismes microscopiques. Parmi elles citons l’instabilit´e de creusement (”hollowing”) ou ´electrothermique, et l’instabilit´e de tuyau (”hosing”).

Chapitre 3

Mesures de r´eflectivit´e et ´emissivit´e

3.1

Introduction

Jusqu’`a pr´esent, peu d’exp´eriences, bas´ees sur des diagnostics optiques, ont ´et´e ef- fectu´ees pour ´etudier la propagation des ´electrons rapides dans des cibles solides et plus particuli`erement le chauffage qu’ils induisent. Ces exp´eriences ´etaient souvent fond´ees sur des diagnostics d’ombroscopie [Ditmire96, Gumbrell98] ou de r´eflectom´etrie [Vu95] visant `a d´etecter l’avancement d’un front d’ionisation `a l’int´erieur de cibles transpa- rentes. Pour des niveaux d’´eclairement limit´es (1014− 1017_{W cm}−2_{), il a ´et´e possible} d’associer la vitesse du front d’ionisation `a une onde de conduction thermique ou `a une onde radiative. Celle-ci reste toutefois presque deux ordres de grandeur inf´erieure `

a la vitesse de propagation des ´electrons suprathermiques. Une exp´erience similaire d’ombroscopie, r´ealis´ee au LULI [Gremillet99], a mis en ´evidence un front d’ionisa- tion se propageant dans une cible de silice `a ≈ c/3 surmont´e par des jets ´etroits (≈ 10 − 20µm) encore plus rapides (≈ c/2), ceci `a des ´eclairements plus importants (1019_{W cm}−2<sub>). Ces vitesses ne peuvent pas ˆetre expliqu´ees par un mod`ele de diffusion</sub> et t´emoignent d’effets non-locaux, comme les ´electrons suprathermiques ou les rayons X durs. Des tests sp´ecifiques ont permis d’exclure la possibilit´e qu’il s’agisse de rayons X durs. Les vitesses observ´ees ne peuvent donc ˆetre associ´ees qu’`a la propagation des ´

electrons rapides. Malheureusement, il n’a pas ´et´e possible de quantifier l’ionisation et donc le chauffage `a partir de ces donn´ees. Toutefois, cette exp´erience a montr´e que les ´

electrons rapides peuvent se propager et ioniser une cible solide sur plusieurs centaines de microns.

Une autre exp´erience r´ecente effectu´ee au laboratoire Rutherford Appleton (Chil- ton, Angleterre) [Tatarakis98] a mis en ´evidence la formation d’un plasma `a la surface arri`ere d’une cible plastique de 140µm. Ce plasma apparaˆıt tr`es rapidement (≈ 20ps) apr`es l’arriv´ee du laser en face avant. La taille initiale de ce plasma est inf´erieure `a la tache focale du laser. La formation de ce plasma a ´et´e associ´ee `a l’ionisation de la cible

due `a un faisceau collimat´e d’´electrons rapides. Des estimations attentives ont per- mis d’exclure d’autres m´ecanismes, comme le d´ebouch´e d’un choc ou le pr´echauffage associ´es `a l’ASE, le collapse ´electrique de la cible ou la propagation d’ions rapides pro- venant de la surface avant. Une exp´erience encore plus r´ecente [Tatarakis01, Zepf01] a apport´e d’autres indications sur le transport des ´electrons rapides : un jet de gaz, `

a l’arri`ere d’une cible solide, a ´et´e sond´e transversalement `a l’aide d’un diagnostic d’ombroscopie. Les ´electrons rapides, cr´e´es dans la cible solide, d´ebouchent dans le jet et, grˆace `a des instantan´es tr`es rapproch´es (1 − 5ps), un front de filaments ionis´es a pu ˆetre observ´e. Ceux-ci proviennent de la face arri`ere de la cible et se propagent ensuite dans le gaz. La taille initiale de la r´egion filament´ee est de ∼ 100µm pour une cible de 50µm. On rappelle que d’autres exp´eriences [Koch98b], bas´ees sur la d´etection du rayonnement X thermique provenant d’une couche plac´ee a l’int´erieur de la cible (et non pas du cˆot´e laser) ont montr´e un chauffage de l’ordre de plusieurs centaines d’eV, attribu´ee aux ´electrons rapides, `a des dizaines de microns de profondeur pour des ´eclairement de 1019− 1020_{W cm}−2_[Koch98b].

L’ensemble de ces r´esultats montre donc que dans le r´egime d’interaction 1018 ₋ 1019W cm−2 la propagation des ´electrons doit conduire `a des effets d´etectables sur la face arri`ere d’une cible solide. En particulier, on s’attend `a observer le d´ebouch´e d’un front d’ionisation modifiant les propri´et´es ´electriques et optiques de la surface arri`ere. Si le d´epˆot d’´energie est suffisamment important, la surface est ionis´ee et chauff´ee `a des temp´eratures importantes (dizaines d’eV ), et se d´etend ensuite de mani`ere explosive dans le vide, sous l’effet de la pression thermique. En mˆeme temps, en raison des temp´eratures atteintes, la surface ´emet un rayonnement planckien qui est d´etectable du domaine visible jusqu’`a l’X-UV.

Ces consid´erations nous ont donc amen´es `a choisir deux diagnostics compl´ementaires, r´esolus spatialement et temporellement, pour mesurer, respectivement, la r´eflectivit´e et l’´emission spontan´ee (ou ´emission propre) de la face arri`ere dans le domaine visible.

– La mesure de la r´eflectivit´e permet de visualiser, dans des images 2D, le d´ebouch´e en face arri`ere du front de chauffage (ionisation) et de le suivre en fonction du temps sur plusieurs dizaines de ps. En utilisant un mod`ele appropri´e, qui sera discut´e par la suite, on peut remonter de la r´eflectivit´e mesur´ee `a la conductivit´e ´electrique du plasma et potentiellement `a la temp´erature.

– La d´etection de l’´emission propre, de son cˆot´e, permet aussi d’estimer la temp´erature initiale, d`es lors que l’on tient compte de mani`ere correcte de l’absorption dans le plasma en d´etente, qui n’est pas n´egligeable pour des intervalles de mesure assez longs (∼ ns).

Puisque le d´ebouch´e du front d’´electrons est un processus tr`es rapide, il est in- dispensable d’avoir une tr`es bonne r´esolution temporelle, de l’ordre de quelques ps. Par ailleurs, une bonne r´esolution spatiale (≤ 10µm) est aussi requise pour ´etudier en