Spectroscopie résolue en temps :

L’interaction d’une impulsion laser de courte durée avec le solide permet de chauffer la matière dense à de très fortes températures avec une faible expansion hydrodynamique. Les plasmas créés se prêtent bien à l’étude spectroscopique des milieux denses et chauds car ils sont de faible extension et présentent donc peu de réabsorption. Cependant, la mesure en fonction du temps de ces plasmas nécessite une caméra de très haute résolution temporelle. Cette section présente le couplage d’une telle caméra à un cristal de Bragg conique permettant de mesurer le spectre émis par un tel plasma.

3.3.1. Alignement du système

La mise en œuvre du spectromètre, constitué du cristal conique couplé à la caméra ultra-rapide à balayage de fente Axis demande un bon alignement du cristal et la synchronisation avec l’émission du plasma. On aligne d’abord le cristal pour obtenir le domaine de longueur d’onde que l’on veut observer. Il faut ensuite vérifier que la focalisation dans le plan de la photocathode est correct. Puis il faut que la ligne focale soit superposée à la fente de la caméra. Une fois ces vérifications faites il faut faire balayer la caméra et vérifier qu’elle est bien synchronisée avec le laser.

Pour effectuer tous ces réglages, nous avons utilisé le laser Terawatt du LULI que nous avons focalisé sur une cible de samarium qui émet un continuum entre 7.6 et 8.1 Å.

Figure III-30 : Spectres de samarium résolus en temps dans la gamme 7.6-8.1 Å (le temps va vers le bas) ;

a) la ligne focale coïncide avec la fente de la caméra ; b) la ligne focale est tourné de 4.5° par rapport à la fente de la caméra

Sur la figure III-30a, nous présentons un spectre résolu en temps du samarium irradié par un une impulsion laser d’environ 1 Joule, et de durée 300 fs, à la longueur d’onde 0.53 µm. Nous pouvons observer l’homogénéité de l’émission sur cette gamme spectrale. La figure III-30b représente le spectre que l’on obtient dans les mêmes conditions de plasma, mais lorsque la ligne focale est tourné de 4.5° par rapport a la fente de la caméra (rotation du cristal selon l’angle θ de la figure III-17). Cette image met en évidence la sensibilité à l’alignement de l’instrument et nous permet d’observer le profil transverse de la ligne focale du cristal conique avec un facteur d’échelle 1/ sin(4.5°).

3.3.2. Détermination de la vitesse de balayage

Dans un deuxième temps, nous avons déterminé la vitesse de balayage de la caméra AXIS. Pour cela, nous avons disposé sur le chemin de l’impulsion laser, une lame de verre BK7, d’épaisseur 1 cm masquant à moitié le faisceau et avons enregistré l’émission X d’une cible de samarium.

a) b) 100 20 40 60 80 position (pixel) 240 0 50 100 150 200 0 50 100 150 200 240 position (pixel) T emps (pixel)

balayage est le rapport : distance en pixel entre les deux traces/ (temps pour traverser 1 cm de verre BK7 (d’indice nBK7=1.50682) - du temps pour

traverser 1 cm d’air). La vitesse de balayage a été estimée à 200 ± 10 fs / pixel, en considérant que la fibre optique assurant le transport de l’information divise le signal par deux, cette vitesse correspond à 5.3 ± 0.2 ps/mm, cette valeur étant en accord avec les données du constructeur [29].

Figure III-31 : (trace a) Spectre de samarium résolu en temps dans la gamme 7.6- 8.1 Å ; (trace b) idem, après passage de l’impulsion dans une lame de verre ;

3.3.3. Facteurs limitatifs de la caméra

Contrôle de la déclenche et gigue (ou « jitter »)

Le premier inconvénient de la caméra est le contrôle du signal de déclenche. Le signal qui déclenche la rampe de tension sur les électrodes doit être synchronisé avec l’arrivée de l’impulsion laser. Et pour que celui-ci

6 5 4 3 2 1 0

Intensity (arb. u.)

50 40 30 20 10 0 time (ps) 16.7 ps 16.7 ps temps a) b) a) b)

même. La caméra a été utilisée avec le signal de déclenche donné par un switch fourni par D. Gonthier (CEA Bruyère-le-Châtel). Le principe consiste à prélever une partie de l’impulsion du laser qui est recomprimée et focalisée dans une fibre multi-mode. Cette fibre est branchée sur le switch qui intègre alors cette fraction d’impulsion. La lame ¼ d’onde qui prélevait le signal était tournée de 137° et la tension sur le switch était de 14 V. La déclenche dépend de l’intégrale de l’impulsion. Il est donc important que le laser soit réglé avec un minimum d’ASE et que les variations d’intensité soit les plus faibles possibles.

Ainsi, nous avons adopté ce mode de déclenche rapide pour synchroniser la caméra. Nous avons alors effectué plusieurs tirs identiques de manière à mesurer la gigue : celle-ci a finalement été estimée à 8 ps. Cependant, la gigue aura tendance à augmenter dès que les variations d’énergie laser sont trop importantes.

Résolution temporelle

Les électrons produits par la photocathode ont une certaine distribution en énergie. Ces électrons traversent les électrodes en des temps différents : la durée d’impulsion est donc allongée. Par exemple, pour une cathode de KBr, la dispersion temporelle résultant d’une dispersion en énergie des électrons est de 1.5 ps [30]. La résolution temporelle de la caméra streak a été déterminée par plusieurs mesures effectuées en 1998 avec des impulsions X de durée 900 fs [31,32]. Une première mesure de la résolution est donnée par la forme de l’impulsion mesurée. La résolution instrumentale se déduit de la relation suivante :

2 2 2 résolution mesuré réél t t t =∆ −∆ ∆

Le carré de la durée mesurée d’une impulsion est la somme quadratique de la durée réelle et de la durée due à la résolution de l’appareil.

Au final, le constructeur nous livre l’instrument avec une résolution temporelle de 800fs.

Saturation

Un facteur limitatif important est l’élargissement dû à la charge d’espace, ou encore saturation, qui allonge la durée des signaux mesurés. En

modifier ainsi le potentiel d’écrantage. Une étude a été réalisée au début de nos expériences afin de déterminer la dynamique de notre caméra. Pour cela, nous avons confectionné un support pouvant recevoir plusieurs filtres, d’épaisseur différente. Ce système, placé devant le cristal conique, permettait d’atténuer d’un facteur connu, l’intensité du spectre ainsi obtenu. Force est de constater qu’au delà de 75 coups, sur le CCD, le signal sature et commence plus tôt.

(**) (*) (∅)

Figure III-32 : Spectre de samarium résolu en temps dans la gamme 7.6-8.1 Å, filtré par 2 (**), 1 (*) et 0 (∅) feuilles de mylar de 6 µm chacune; en dessous : coupes

réalisées pour chaque zone de filtrage et détermination de la durée d ‘émission

On a donc pu mesurer la dynamique de la caméra, qui s’est avérée assez pauvre, avec une valeur inférieure ou égale à 10.

En conclusion, nous avons mis en place un spectromètre constitué d’un cristal de Bragg tronconique couplé à une caméra à balayage de fente ultra- rapide. La rotation du cristal autour de la source permet d’élargir la région spectrale observable en conservant une bonne focalisation sans avoir à

160 140 120 100 80 60 40 20 0 25 20 15 10 5 time (ps) 7.6 ps (∅) 5.4 ps (*) 4.2ps (**) Intens ité (co up s) Temps (ps)

défauts plus petits que ceux liés à l’ouverture géométrique du système. Les degrés de liberté motorisés du système associé à la simulation numérique tracé de rayons permettent une mise en œuvre et un alignement raisonnablement simple.