Spectromètre à électrons

Pour obtenir le spectre des électrons accélérés nous utilisons un spectromètre compact qui permet d’obtenir pour chaque tir, la charge, le spectre et la divergence du faisceau d’électrons [Glinec 06a]. Le principe du spectromètre est représenté sur la figure3.7.

Laser pompe

Jet de gaz supersonique

Aimant

Laser d'injection

Ecran LANEX 45o

(a)

(b)

(c)

200 MeV 100 Me V

Electrons

∞

4 0 0 200 100 50 E (MeV) -20 0 20

Angle (mrad) Axe laser

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 50 100 150 200 250 dN/dE (x 10 6 e - /MeV) E(MeV) reférence

Fig. 3.7 – Schéma du spectromètre à électrons utilisé. a) Spectre déconvolué, b) Image brute obtenue sur la caméra, c) Géométrie générale.

2

Des expériences en cours confirment cependant que l’injection a toujours lieu avec un tel angle.

Un aimant permet de défléchir les électrons en fonction de leur énergie 3_.

Deux types de dipôles magnétiques ont été utilisés dans nos expériences, un électro-aimant d’entrefer circulaire de diamètre 2.5 cm avec un champ magnétique équivalent de 1.6 T et un aimant permanent de 10 cm de longueur avec champ équivalent de 1.1 T. Les cartes de champ magnétique de ces dipôles ont été mesurées précisément à l’onde d’une sonde à effet Hall et ont été utilisées pour calculer la trajectoire des électrons émis par le jet de gaz.

Les électrons excitent ensuite un écran scintillateur Lanex Fine de marque Kodak qui émet des photons à 530 nm. Ce scintillateur est imagé par une caméra CCD de grande dynamique (16 bits), un filtre interférentiel étant utilisé devant le détecteur de la caméra pour sélectionner la longueur d’onde d’émission du Lanex. On obtient alors une image brute dont un exemple est représenté sur la figure

3.7b. Comme nous n’utilisons pas de collimateur, la dimension non dispersive représente la divergence du faisceau d’électrons, les effets de focalisation transverse par l’aimant étant négligeables. De plus, les aimants sont escamotables ce qui rend possible la mesure d’une trajectoire de référence sans déviation (énergie ∞). Dans la géométrie colinéaire, le scintillateur ne doit pas être dans le chemin optique du faisceau d’injection : cela fixe également une limite sur l’énergie la plus élevée que l’on peut mesurer.

Détermination de la charge

Enfin, le système étant calibré, il est possible de remonter à la charge et au spectre du faisceau d’électron. Il a été déterminé par des simulations Monte-Carlo (Geant 4) que le dépôt d’énergie dans cet écran est constant pour des électrons d’énergie supérieure à 1 MeV. Ce rapport de conversion électron/photon a été mesuré sur un accélérateur conventionnel d’Elyse à Orsay [Belloni 05]. Les photons étant émis selon une loi lambertienne (distribution en cosinus par rapport à la normale), il est possible de calculer la collection des photons émis par le système optique imageur. Les caméras et filtres étant calibrés, il est donc possible, à partir du nombre de comptes sur un pixel, de remonter au nombre de photons émis par le scintillateur et donc au nombre d’électrons l’ayant traversé (l’angle d’incidence des électrons est également pris en compte puisque cela va influencer l’épaisseur effective de scintillateur traversé). Une simple intégration verticale et une déconvolution par la dispersion de l’aimant permet alors d’obtenir le spectre tel que représenté figure3.7a. Il faut noter que comme le spectromètre est plus dispersif aux basses énergies, les images brutes font sous-estimer la charge à basse énergie.

La résolution du spectromètre, limitée par la divergence du faisceau est repré- sentée par la barre d’erreur bleue. Ici, pour une divergence de 5 mrad, la résolution est de l’ordre de 5 % à 200 MeV.

3

Rappelons nous que le rayon de courbure de la trajectoire d’un électron relativiste dans un champ magnétique permanent B est R_{≃ (E)/(eBc).}

Electro aimant Perm. (α = 0◦_{) Perm. (α = 4}◦₎

Longueur 2.5 cm 10 cm 10 cm

Champ magnétique 1.6 T 1.1 T 1.1 T

Distance source-aimant 8.4 cm 4.7 cm 4.3 cm

Distance source-Lanex 27.5 27.5 cm 31.4 cm

Coupure basse énergie 20 MeV 40 MeV 40 MeV

Coupure haute énergie 200 MeV 400 MeV 600 MeV

Résol.@100 Mev (5mrad) 6 % 3 % 3 %

Résol.@200 MeV (5mrad) 10 % 5 % 5 %

Tab.3.1 – Caractéristiques des spectromètres utilisés.

Les caractéristiques des spectromètres utilisés sont résumées dans le tableau

3.1.

Traitement numérique des spectres et conventions de représentation

Il n’y a pas de conventions de représentation dans le domaine de l’injection laser plasma, probablement car les spectres des faisceaux d’électrons n’étaient, jusqu’à très récemment, pas d’une grande qualité. Il est donc important de définir proprement la procédure de traitement des spectres que nous utiliserons dans le reste du manuscrit. Sauf indication contraire, nous appellerons énergie du

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 50 100 150 200 250 dN/dE (x 10 6 e - /MeV) E(MeV) E ∆E Q

Fig. 3.8 – Définitions des paramètres du faisceau d’électrons.

faisceau l’énergie du pic de distribution spectrale. La charge du faisceau sera la charge contenue dans ce pic pour dN/dE > 0.2(dN/dE)max. La dispersion en énergie sera donnée par la largeur à mi hauteur du spectre. La figure 3.8

permet de visualiser ces notations pour un spectre typique. De plus pour tous les spectres bruts représentés sur une même figure, l’échelle de couleur sera la même, permettant ainsi la comparaison visuelle des charges. Les échelles verticales et horizontales des spectres bruts sont fixées de telle sorte que si un faisceau paraît rond sur l’image brute, alors sa dispersion en énergie est limitée par la résolution du spectromètre. Enfin les barres d’erreur, issues du traitement statistique de tirs

effectués dans les mêmes conditions, auront une longueur correspondant à deux fois l’écart type.

Les diagnostics et conventions étant présentés, nous pouvons maintenant passer aux résultats expérimentaux.

Dans le document Accélération d'électrons dans l'interaction laser-plasma : développement et caractérisation d'un injecteur optique (Page 82-85)