Corrélation entre le rayonnement x et l'émission d'ions rapides dans l'interaction laser CO2-cible

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Submitted on 1 Jan 1977

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Corrélation entre le rayonnement x et l’émission d’ions rapides dans l’interaction laser CO2-cible

C. Stenz, C. Popovics, E. Fabre, J. Virmont, A. Poquerusse, C. Garban

To cite this version:

C. Stenz, C. Popovics, E. Fabre, J. Virmont, A. Poquerusse, et al.. Corrélation entre le rayonnement

x et l’émission d’ions rapides dans l’interaction laser CO2-cible. Journal de Physique, 1977, 38 (7),

pp.761-768. �10.1051/jphys:01977003807076100�. �jpa-00208637�

CORRÉLATION ENTRE LE RAYONNEMENT X ET L’ÉMISSION

D’IONS RAPIDES DANS L’INTERACTION LASER CO2-CIBLE (*)

C.

STENZ,

^C.

POPOVICS,

^E.

FABRE,

^J.

VIRMONT,

^A.

POQUERUSSE

^{et C. GARBAN}

Laboratoire de

Physique

des milieux ionisés

(**),

^Ecole

Polytechnique,

91128 Palaiseau

Cedex,

^France

(Reçu

^{le 26}

janvier 1977, accepté

^{le 22 mars}

1977)

Résumé. ²⁰¹⁴ Nous

présentons

^{des mesures} corrélées du rayonnement ^{X mou continu et de l’émis-} sion d’ions

produits

par l’interaction d’un faisceau laser à CO2 ^{intense avec une cible} plane ^de

poly- éthylène

pour des flux lasers variant ^entre 199 et 2 x 1012

W/cm2.

Ces deux émissions montrent la

présence

^d’une composante

suprathermique qui

^{coexiste avec} l’ensemble du

plasma qui

^{reste ther-}

mique.

Différents mécanismes de

production

d’électrons

suprathermiques

^{et ions}

rapides

^sont

discutés.

Abstract ²⁰¹⁴ We present correlated measurements of the soft X ray continuum and of ion emission during the interaction of an intense

CO2

laser with a slab of

polyethylene,

^for laser fluxes

varying

from 109

W/cm2

^{to 2 x 1012}

W/cm2.

^{These two émissions show that a}

superthermal

component coexists with the main part ^{of the}

plasma

^which remains thermal. Différent mechanisms for super- thermal electron and fast ion

production

^{are discussed.}

Classification

Physics ^Abstracts

6.550 - 6.570

1. Introduction. ^- La

génération

^d’ions

rapides d’énergies élevées,

observ6es dans les

experiences

d’irradiation a haut flux de

solides,

^{aussi bien en}

Nd(A

⁼

1,06 J.1) [1], qu’en CO2(À

⁼

^10,6 g) [2, 7],

est communément associ6e a la

production

^d’61ec-

trons

suprathermiques.

L’origine

^{de ces electrons fortement}

énergétiques peut

^etre attribuee a des m6canismes

d’absorption

^non

collisionnels tels _que les instabilit6s de

chauffage [8]

et

1’absorption

resonnante

[9], qui

prennent

place

dans la zone

critique

d’interaction ou la densite

6lectronique

^est

6gale

^a la densite de coupure n, du rayonnement ^laser.

Par

ailleurs,

la limitation de flux

[10] peut

^conduire a une modification notable du

transport

^de

l’ énergie d6pos6e

^{vers la}

region surcritique

^{et contribuer}

également

^{a la}

generation

d’électrons et d’ions

rapides.

^Ce

ph6nom6ne

peut

prendre

^d’autant

plus d’importance qu’il

^{est renforc6 par la}

presence

^de

turbulences

ioniques

^ou

6lectroniques [11]

^ou par la

generation

^de

champs magn6tiques

^intenses

[12].

Nous

presentons

ici des resultats

exp6rimentaux

concemant 1’etude de la

generation

^d’ions

rapides

^et

d’électrons

suprathermiques

^{dans une}

experience

(*) Communication presentee ^au Congres National de Physique

des Plasmas, Paris, 6-10 décembre 1976.

(**) Groupe de Recherche du C.N.R.S.

d’interaction a

10,6 p qui indiquent

que de

tels pro-

cessus

prennent place

^de

facon significative

pour des flux laser

sup6rieurs

^{a 4 x}

^loll W/cm2.

2.

Description

^de

Ilexp,6rience (Fig. I).

2.1

CARACTÉRISTIQUES

^DU LASER Er DE LA FOCALISA- TION DU FAISCEAU. ^- Le laser

C02

utilise dans cette

experience,

^{dont la}

puissance

^{crete est de 1 a}

1,5 GW, comprend

^un oscillateur et un

amplificateur.

^L’os-

cillateur,

constitue par ^un module Lumonics 602 fonctionnant en r6sonnateur

instable, genere

^une

impulsion

^{de 40}

^J,

^{40 ns et d6livre un faisceau non}

FIG. 1. ^- Schema du montage experimental.

[Schematic diagram ^of experimental ^set up.]

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01977003807076100

762

polaris6

ayant ^{une structure en couronne.}

L’ampli- ficateur,

^constitue par ^un Lumonics

600,

^{a un}

gain

de l’ordre de

1,5.

Le faisceau laser est focalis6 sur une cible

plane

de

(CH2)n,

^de

500 Jl d’6paisseur,

^au moyen d’un miroir

sph6rique

^{de 300 mm de focale et dont l’ou-}

verture

est f/2,5.

^{Le miroir}

pr6sente

^{en son centre une}

ouverture de 15 mm de diametre permettant ^ainsi

une observation le

long

^de la normale a la cible.

La variation de l’intensit6 laser est obtenue _par att6- nuation du faisceau ^au _moyen de feuilles de

terphane

ayant ^un facteur d’att6nuation de

1,5.

^La distribution de

1’energie

dans la tache focale ^est

obtenue,

^d’une part, par 1’6tude des

impacts

^{sous vide sur du}

papier thermosensible,

^{et d’autre} _part par 1’etude de 1’emis- sion du 2e

harmonique

^en fonction du

tirage

^du

miroir de focalisation

[13].

Ces deux m6thodes conduisent a un diam6tre de tache focale de 250

+ 50 g

a

demi-6nergie,

^{et a une} intensite laser maximale au

niveau de la tache focale d’environ

2 x 1012 W/cm2.

2.2 DIAGNOSTICS MIS EN 0152UVRE. - Les

dispositifs

et les resultats concemant 1’6tude de l’intensite et du spectre ^du rayonnement ^laser r6fl6chi ainsi _que ses

harmoniques

^sont

pr6sent6s

par ailleurs

[13].

^Nous

pr6sentons

^{ici les} moyens d’6tude et les

principaux

resultats en ce

qui

^conceme les emissions

ioniques

et X.

2. 2.1 Collecteurs de

charges.

^{- Les ions sont}

détectés au moyen de collecteurs de

charge

^{de mod6le}

a

plaque plane [14],

sch6matis6s sur la

figure

^{2. La}

plaque

collectrice est

polarisee

^{a -}

^{120 V,} potentiel

pour

lequel

la saturation du collecteur ^est atteinte.

Le diametre d’ouverture du collecteur est

compris

entre

0,7

^{et 4 mm. La vitesse et}

1’energie

^{des ions sont}

calcul6es a

partir

^du temps de vol des

ions,

^mesure

entre le

pic photo6lectrique provoqu6

par I’arriv6e du rayonnement ^{sur le}

collecteur,

^{et le}

signal ionique.

Plusieurs collecteurs du meme type ^sont

places

^autour

du

plasma

pour determiner la

r6partition spatiale

des

ions;

^{ils sont situ6s}

respectivement

^a

0°, 16°, 22°, 45°,

^{62° et 80°} par

rapport

a la normale a la

cible,

^à

une distance

correspondante

^{de 410 mm, 325 mm,}

400 _mm, 410 _mm, 400 mm et 365 mm. De

plus,

^a

45°,

un collecteur est

place

^{a 970 mm de la}

^cible,

^de

facon

a affiner la mesure de vitesse.

2.2.2 Emission X. ^- L’émission X est détectée

au moyen de scintillateurs

plastiques

^{NE 102 A de}

1 mm

d’6paisseur

associ6s a des

photomultiplicateurs

56 TVP de la

Radiotechnique.

^La

r6ponse

^du

systeme

peut ^etre consideree comme lin6aire _pour des

photons d’6nergies comprises

^entre

1,5

^{et 10 keV}

[15, 16]

^{et sa}

constante de temps de 1’ordre de 2 ns.

Quatre

^detec-

teurs

X sont

disposes

^{a 45°} par

rapport

^au

plan

^{de la}

cible et a 12 cm de celle-ci.

L’angle

solide de detection est de 5 x

10-4

rad. La lumiere de fluorescence des scintillateurs est conduite _par des fibres

optiques

^sur

des

photomultiplicateurs places

^en dehors de 1’en-

FIG. 2. ^- Oscillogrammes du collecteur de charges ^{situe a} 16°

par rapport a la normale a la cible. A ⁼ arriv6e des ions H+

rapides; ^{B = ions H+} lents; ^{C = ions CZ+} lents. Trace 1 :

flux laser incident 0=l,5x ¹⁰¹² W/cm2 ; sensibilite 200 mV/div.

Trace 2 : flux laser incident 0 ^{= 9 x} 1010 W/cm2 ; sensibilit6s ⁼ 50 mV/div ; ^{--- 5} mV/div. Trace 3 : flux laser incident 0 ⁼ 2,6 ^x 101° W/cm2, sensibilite 5 mV/div. L’angle ^solide

d’ouverture du collecteur a 6t6 multipli6 par 4 par rapport ^aux

autres traces.

[Oscillograph ^{from the} charge ^{collector at an} angle ^{of 16° from}

the normal to the target. ^{A =} arrival of fast H+ ions ; ^{B = slow} H+ ions ; ^{C = slow CZ + ions. 1 :} laser incident flux 0= 1.5 ^x 012 W/cm2, sensitivity ²⁰⁰ mV/div ; 2 : laser incident flux 0 ^{= 9 x 101°}

W/cm2,

sensitivities ⁼ - 50 mV/div,

5 mV/div ; 3 : laser incident flux 0 ^{= 2.6 x 1010} W/CM2, sensitivity ⁵ mV/div. ^{The solid} angle ^of aperture of the collector

has been multiplied by 4.]

ceinte. L’alimentation des

photomultiplicateurs

^est

assur6e _par une alimentation HT stabilis6e a 1

°/°°

et un pont distributeur de tensions assurant une

stabilite du

gain

^{de 1}

%.

L’6tude des spectres continus d’emission X est faite

au moyen de la m6thode des absorbants

[17]

^d6sorinais

classique.

^Ces spectres ^ont ete obtenus

ind6pendam-

ment avec des feuilles d’Al et de Be

d’6paisseurs respectivement comprises

^entre

6 li

^et

45 Jl

^{et entre}

25 Jl

^{et 500} 11.

La calibration relative des detecteurs est faite au

moyen du rayonnement ^{X 6mis} par le

plasma

^avec

des absorbants

identiques

^{sur les}

quatre

^{voies. Le}

gain

^{des PM est}

ajust6

^{de telle sorte} que, pour ^une intensite X

donn6e,

^la

r6ponse

^{des 4} voies soit la meme

(Fig. , 3).

^La calibration se conserve a mieux de 15

% quelles

que soient la nature et

1’epaisseur

^de

1’absorbant,

^ainsi que l’intensit6 du rayonnement ^X 6mis _par la cible. Par

ailleurs, ^afin

d’eliminer les

signaux parasites,

^{dus au} bombardement des feuilles d’absorbants _par les

particules 6nerg6tiques

^du

plasma,

nous avons 6t6 amenes a

placer

des ferrites devant

chaque

détecteur. Le

champ magn6tique

ainsi cree de 1’ordre du

kilogauss

assure un

pi6geage

^{ou une}

deflection tres efficace des

particules charg6es.

FIG. 3. ^- Calibration des détecteurs X. Oscillogrammes ^obtenus

sur un oscilloscope Tektronix 556 a double faisceau. Chaque

trace est la superposition ^des signaux ^{obtenus sur} deux d6tecteurs

(absorbant utilise ici = 175 _J.I.tIl de Be) ^{sur un} meme tir. Les dif- f6rentes traces correspondent ^{a 4} tirs diff6rents. Les quatre ^detec-

teurs sont ainsi calibres deux a deux. Sensibilite verticale 0,5 V/div.

’

Balayage ⁵⁰ ns/div.

[Calibration

^{of X rays} detectors. Oscillographs ^{obtained on a}

Tektronix 556 double beam oscilloscope. ^{Each trace} records the

signals obtained from two detectors (absorber ^{foil = 175} yn1 of Be) ^{for the same} shot. Different traces correspond ^{to 4 different}

shots. The four detectors are thus calibrated in pairs. ^Vertical sensitivity ^{= 0.5} V/div. Sweep ⁵⁰ ns/div.]

3. M6thodes de mesure. ^- 3 .1 VITESSE ET TNER-

GIE DES IONS. ^- L’evolution du

signal

^delivre par les cbllecteurs de

charge,

^en fonction de

1’angle

par rapport ^a la normale a la cible et en fonction du flux laser incident

(Fig. 2), permet

d’attribuer le

premier pic

a des ions

d’hydrog6ne

^{et carbone}

plus rapides

que 1’ensemble du

plasma.

^Les

pics

^{suivants ont 6t6}

identifies comme la contribution des ions H+ et

CZ+

avec Z ⁼ 4 a 6. En

effet,

^cette

description

^{suit tres}

bien un modele

[6]

^dans

lequel

^les ions formant 1’ensemble du

plasma

^{subissent une} acceleration

6lectrostatique

^{au niveau du}

plasma, puis

^s’6coulent

a vitesse constante

jusqu’a

^la

paroi

de 1’enceinte.

Le rapport des vitesses des ions H+ et CZ+ ^reste

constant

lorsque

^le flux laser incident varie et est

proportionnel

^à

JZ/M,

^{Z et M etant la}

^charge

^{et la}

masse

atomique

de l’ion carbone. Cette structure n’a pas ete mise en evidence _pour les ions

rapides

^mais

peut ^etre

masqu6e

par le recouvrement des contri- butions des diff6rents ions.

Une estimation de

1’energie

^emmen6e par les ions

rapides

^{a ete faite en mesurant sur les}

oscillogrammes

les aires d6limit6es _par les

pics

^{A et B}

correspondant respectivement

^{aux ions}

rapides

^{et aux ions H+}

lents

(Fig. 2).

Comme les contributions des ions H+

et

CZ+ rapides

^{ne sont} pas

separees,

nous avons fait les calculs

d’energie

^en supposant que le

pic

^{est du}

uniquement

a des ions H+

puis

^{donne les resultats}

en divisant ces mesures par ^un facteur

compris

^{entre 1}

et 6 pour tenir compte ^des differentes

especes possibles.

D’autre part, nous avons tenu compte ^{de la}

r6partition spatiale

^{des ions.}

3.2 SPECTRES CONTINUS D’TMISSION

X ;

^{MESURES DE}

Te. ^- Le spectre continu d’6mission X a 6t6 6tudi6 _pour des intensit6s laser

comprises

^entre

2 ^x

loll W/CM2

^{et 2 x}

¹⁰¹² W/CM2.

Les mesures n’ont _{pu etre} effectuees _pour des intensit6s laser inf6rieures _par suite du faible

signal d6tect6,

^{lie a} l’ouverture limit6e des d6tecteurs.

L’interpretation

des resultats a ete faite a

partir

^des

donn6es de Elton

[18],

^{ne tenant}

compte

que de 1’emission _{X par}

Bremsstrahlung. L’hypothèse qui

consiste a

negliger

^le rayonnement ^{de raies et le} continu de recombinaison devant le

Bremsstrahlung est justifiee

pour des

plasmas

^de

(CH2)n

^de

temperature 6lectronique sup6rieure

^{a 100 eV} par des arguments similaires a ceux

invoqu6s

par Puell

[19].

Les

spectres

^obtenus

respectivement

^{avec des}

absorbants d’Al

(Fig. 4a)

^{et de Be}

(Fig. 4b) compares

aux spectres

theoriques

^de

Bremsstrahlung

^font appa- raitre :

a)

^{un accord}

satisfaisant, compte

^{tenu de la}

preci-

sion des _mesures, sur les

portions

^de spectre ^obtenues

ind6pendamment

^{avec les feuilles d’Al et de Be}

d’epaisseurs respectivement comprises

^{entre 6 et}

15 p et ^{entre 100 et}

250 g;

b)

^une deviation notable sur les

portions

^obtenues

avec des absorbants

plus 6pais,

^{notamment dans le cas}

de l’ Al aux flux les

plus

^6lev6s.

Ces resultats sont a comparer a ^ceux obtenus dans d’autres

experiences

d’irradiation d’une cible de

(CH2)n

a des intensit6s laser

comparables [20]

^ou

sup6rieures (cp

^{L-- 2 x}

¹⁰¹⁴ W/cm2) [21].

^{La d6termi-}

nation d’une

temperature 6lectronique

par la m6thode des absorbants

[17] parait

^{dans ces} conditions

quelque

peu

critiquable puisque,

^{comme cela a ete}

souligne

par d’autres auteurs, ^elle

d6pendra

de la bande passante ^{et de}

1’energie

^de coupure des absorbants utilises.

A titre

d’exemple,

^{nous avons}

porte

^{sur la}

figure ^5,

les

temperatures

^{déduites a}

partir

^des

rapports

^d’in- tensites transmises ^et les bandes

passantes

^associ6es

aux differents

couples

d’absorbants utilises. Ceci fait

apparaitre

^deux

temperatures spectrales

suivant le domaine

spectral

^X consid6r6 : une

temperature

basse

Teb

dans le domaine de 1 a

1,5

^{keV et une}

temperature

^haute

Teh, correspondant

^a

1’energie moyenne ( E )

des 6lectrons

suprathermiques,

^pour

des

energies comprises

^entre

^1,5-2

^{keV et 8-10 keV.}

Les

temperatures (3 ^keV

^{Te gg 4}

keV)

^obtenues

avec les feuilles de Be les

plus 6paisses, correspondent

aux

temperatures

maximales observ6es sur certains tirs _pour un flux laser de

1,5

^{à 2 x}

1012 W/CM2.

4. Risultats

expêrimentaux.

^- L’etude de la dis- tribution

spatiale

^en vitesse des ions

(Fig. 6)

^{et des lois}

de variation de

1’energie

^{des ions et de la}

temperature

764

FIG. 4a. ^- Spectres continus de rayonnement X, ^{mesures avec} des absorbants d’Al, ^a différentes intensit6s laser (courbes ^en

traits pleins) ; spectres ^du rayonnement continu de Bremsstrahlung

pour differentes temperatures électroniques (courbes ^en pointiII6).

[X rays continuum spectra, measured with Al absorber foils, ^for different laser intensities (solid lines); Bremsstrahlung ^continuum

radiation spectra ^for different electronic temperatures (dotted lines).]

FIG. 4b. ^- Spectres continus de rayonnement X, ^{mesurés avec} des absorbants de Be, a différentes intensit6s laser (courbes ^en

traits pleins) ; spectres ^du rayonnement ^de Bremsstrahlung pour différentes temperatures 6lectroniques (courbes ^en pointillé).

[X ^{rays continuum spectra,} measured with Be absorber foils for different laser intensities (solid lines); Bremsstrahlung ^continuum

radiation spectra for different temperatures (dotted lines).]

FIG. 5. ^- Temperatures obtenues a partir ^des rapports ^d’inten- sit6s transmises pour differents couples d’absorbants en fonction

de la bande passante spectrale des filtres d’ AI et de Be.

[Temperatures measured from the ratios of transmitted intensities for different absorber pairs plotted ^{versus the} spectral ^{band width}

of Al and Be filters.]

FIG. 6. ^- Distribution spatiale ^en vitesse des ions.

[Spatial distribution of ion velocity.]

6lectronique

^en fonction du flux

laser lp (Fig.

^{7 et}

8) indique

^la

presence

^{au sein du}

plasma

^{de deux} compo- santes fortement

d6coupl6es :

a)

^Une composante

thermique,

dont les ions detec- tes

quel

que soit

1’angle

d’observation ont une vitesse

d’expansion isotrope

^et pour

laquelle 1’energie

^des

electrons les

plus 6nerg6tiques

^est inf6rieure a

1,5

^keV

FIG. 7. ^- Variation de 1’energie maximale des ions H+ en fonc- tion de l’intensit6 laser, (a) ^ions lents, (b) ^ions rapides.

[Variation of maximum _energy of H+ ions with laser intensity : (a) ^slow ions; (b) ^fast ions.]

FIG. 8. ^- Variation des temperatures electroniques de la compo- sante thermique (a) ^{et de la} composante suprathermique (b) ^en

fonction de l’intensit6 laser.

[Variation of the electronic temperature of the thermal component (a) and of the superthermal component (b) with laser intensity.]

correspondant

^{a un}

plasma

thermalis6 de

temperature 6lectronique comprise

^entre

quelques

dizaines d’eV et environ 300 eV suivant le flux laser considere.

L’energie

^{des ions et la}

temperature 6lectronique Teb

associ6es a cette

composante

^{varient comme}

qll.

ou a

= 0,35 ± 0,03.

b)

^Une

composante suprathermique comportant

des electrons

pouvant

atteindre des

energies

^de

l’ordre de 10 keV et dont les

ions, d’6nergies comprises

entre

0,5

^{et 3}

keV,

suivant le flux

laser, presentent

une

expansion

directive dans un cone de 16 a 200 de

demi-angle

^autour de la normale a la cible.

L’6nergie

de ces ions

rapides

^et

l’ énergie

moyenne des electrons

suprathermiques E >

⁼

Teh

^varient

^{comme 40}

^ou

P = 0,63

±

0,03.

La

proportion

^d’ions

rapides

^{et la fraction}

d’6nergie emportée

par ^ces ions sont estim6es

respectivement comprises

^{entre 1 a 7}

%

du nombre total

d’ions,

^et

entre 5 a 25

%

^de

1’energie

totale des ions _pour un

flux laser de

1 O12 W/CM2 .

^{A 2 x}

¹⁰¹⁰ W jcm2, ’ ’te

inferieure de detection

exp6rimentale

^{des ions}

rapides,

ces

proportions

^sont

respectivement

inf6rieures a 3

% et 6 %.

5. Discussion. ^- L’6tude

exp6rimentale

^{des varia-}

tions en fonction du flux laser de la

temperature

^elec-

tronique

^{et de}

1’energie

^{des ions} permet ^au moyen de diff6rents mod6les

theoriqucs

^de

pr6ciser

^les

m6canismes de

depot

^{et de} transport ^de

1’energie

laser absorbee dans la _gamme de flux consid6r6e ici.

a)

^{La loi 0’ est a} comparer a diff6rents mod6les

analytiques.

^{Des modeles} purement

hydrodynamiques

conduisent a des variations

en p 1/2

ou

tP 4/9 [19]

mais ne

s’appliquent plus

dans les conditions de

1’experience

pour ^un flux laser ou une

temperature 6lectronique respectivement sup6rieurs

^a

approxima-

tivement 2 x

109 W/cm2

^{et 40 eV.}

Pour des flux

sup6rieurs,

1’essentiel de

l’absorption

se fait au

voisinage

^{de la surface}

critique

^{et diff6rents}

modeles

analytiques

^{ne tenant} pas compte ^{de la} conduction

6lectronique indiquent

^{dans ce cas une}

loi de variation

en 02/1 [19, 22].

^Une

simple analyse

dimensionnelle montre par ^contre que

lorsque

^cette

derniere est

pr6dominante

^{on obtient une} loi limite

en tP 2/7.

La loi obtenue

indique

^un meilleur accord

avec un mod6le

num6rique

^tenant compte ^{a la fois} de ces deux _processus et

qui

^{conduit a une variation}

de Te

en (p2/5

ou p113 ou P est la

puissance

^laser

[22].

La detente lat6rale du

plasma,

observ6e dans des

mesures

pr6liminaires d’interférométrie,

^confirme par ailleurs _que la conduction

thermique

constitue le

principal

m6canisme de

chauffage

^du

plasma.

^En

effet,

on peut supposer

qu’elle

resulte du

chauffage

par conduction

thermique

lat6rale du

plasma

situe a la

p6riph6rie

de la tache focale. Cette detente lat6rale conduit a une

expansion isotrope,

^telle

qu’elle

^est

observ6e,

mais pour des

puissances

^laser inf6rieures

ou

6gales

^au

gigawatt,

^{elle ne contribue pas a modifier}

de

façon

^{sensible la loi en}

pl/3,

^obtenue

lorsque

^l’on

n’en tient _pas

compte [22].

b)

^La

generation

^d’ions

^rapides

^et d’electrons

6nerg6tiques

^ainsi que la loi en

T fl

ou

fl

⁼

0,63

±

0,03

obtenue pour ^cette composante ^du

plasma,

pour des flux laser

superieurs

^{a 2-3 x}

¹⁰¹⁰ W/CM2 peuvent s’in-

terpr6ter

^au moyen de differents modeles conduisant a une loi

en q, 2/3.

766

1)

^un modele dans

lequel 1’absorption

^{est ind6-}

pendante

^{de la}

temperature

^et

1’energie

^est

d6pos6e

dans une couche mince a la surface

critique [19];

2)

des modeles dans

lesquels

^la

generation

^d’61ec-

trons

suprathermiques

^r6sulte

- soit de m6canismes

d’absorption

^{non colli-}

sionnels

(instabilites

^de

chauffage, absorption

^r6son-

nante) [8, 9],

- soit d’une conduction

6lectronique

^{limit6e ne}

permettant pas de

dissiper 1’6nergie

absorb6e a la coupure

[IOJ,

^{dans le cas ou il}

n’y

^a pas de modification des

gradients

de densit6. Pour des flux

plus

^6lev6s

que

ceux de

1’exp6rience pr6sente,

^la

pression

^{de radiation}

pourrait

entrainer de telles modifications

[23] qui

contribuent a modifier la loi de

d6pendance

^{de la}

temperature

^{en fonction} du flux laser.

Ce mod6le

s’applique lorsque

le flux absorbe a la coupure

Oa(nr .)

^est

sup6rieur

^au flux de conduction

6lectronique

^maximum

f

^6tant Ie coefficient de flux

limite; soit,

pour ne ⁼

1019 CM-3

Dans ces conditions

1’energie

moyenne maximale des electrons

suprathermiques

^{est donn6e}

approximative-

ment par

[10] :

où À. est en

lim, 0

^en

W/cm2.

Les mesures de

Teb

conduisent a

ofj -0 est le flux incident sur la

cible,

^et par suite à

Par

ailleurs,

^{la mesure de la}

puissance

laser totale réfléchie _par le

plasma

^{et de}

l’énergie

^{des ions}

indique

que

1’absorption

^{croit d’environ}

10 %

^a

25-30 %

et que la fraction

d’energie emportée

par les ions

rapides

passe d’environ 6

o/

^a

approximativement

5

%-25 %

^de

1’energie

absorbée a la surface

critique lorsque

l’intensit6 laser croit de

101°

a

1012 W/cm2.

En

s’appuyant

^{sur la mesure}

d’énergie emportée

par les ions

rapides,

le coefficient de flux limite _pour

un flux de

1012 W/cm2

^est

d’apr6s [10] compris

^entre

0,2

^et

0,6

^d’ou

indiquant

^la

possibilite

^d’un

regime

de flux limit6 _pour cette intensite laser

puisque Oa (nr) - ^1,5

^x

¹⁰¹¹ W/cm2.

Pour 0 ⁼

lO i l W/cm2

la fraction

d’énergie

empor- tee _par les ions

rapides

peut etre estimée inf6rieure

ou

6gale

^{a 1}

%.

^{Dans ces}

conditions, f rr 0,6

^d’ou

et

Ces r6sultats montrent 1’etablissement

progressif

^d’un

regime

de flux limite _pour des flux laser de

quelque

1 O 11 W/cm2.

Pour des flux

inférieurs,

le flux limite

n’explique

pas

cependant

^les resultats obtenus et la loi

4Y fl peut

^etre

interpretee

par ^une

absorption pelliculaire, quel que

soit le mecanisme de

depot

^de

1’energie

^{laser. Le modele}

mentionn6

precedemment [19],

pour ^un flux incident

supérieur

^{a 2 x}

¹⁰⁹ W/CM2,

conduit alors à

ou

Pour un

plasma

^de

(CH 2),,,

^avec

M - 14 3

14 ^et

et

Ces valeurs sont a _comparer a celle obtenue

exp6ri-

mentalement :

ou les flux incident 0 et absorbe

0.

^sont

exprimés

en

W/cm2.

Cependant l’absorption importante

a la surface

critique

^ne

peut

conduire a ^une couche de

temperature plus

^6lev6e par

rapport

a 1’ensemble du

plasma

par suite de la conduction

thermique importante

^{et de la}

non-thermalisation des electrons

suprathermiques.

En

effet,

si l’ on consid6re le libre parcours moyen des electrons

suprathermiques,

^Ae

(cm) n.-- 0,14 Teh2 (kcV) (pour

^{ne =}

¹⁰¹⁹ cm-3)

^{on constate} que celui-ci devient

sup6rieur

^{a la}

plus grande

dimension caract6-

ristique

^de la couche d’interaction

qui

^est le diam6tre de la tache focale

(d--

²⁵⁰

Jlm)

pour des flux de

l’ordre ou

sup6rieurs

^{a 2-4 x}

¹⁰¹⁰ W/cm2.

La

generation

d’61ectrons

suprathermiques

^ainsi

que 1’accroissement

rapide

de la fraction

d’6nergie

emport6e

par les ions les

plus energetiques

^{avec le flux}

laser ne

permettent

pas

d’envisager

^le

Bremsstrahlung

inverse comme

unique

^m6canisme

d’absorption

pour des flux laser

sup6rieurs

^a

quelque ^10" W/cm2.

Les mécanismes

d’absorption

^non collisionnels men-

tionn6s

precedemment peuvent

^etre

invoqu6s

^et

conduisent

d’apr6s

^{la relation}

(2)

^a des electrons

d’6nergie

moyenne de l’ordre de

2,5

^keV pour ^un flux de

1012 Wjcm2,

^{en accord avec les}

energies

maximales obtenues. Si l’on consid6re _que

1’6nergie

des electrons

suprathermiques

^ainsi

produits

^est

enti6rement transferee aux ions

rapides,

la fraction

d’6nergie

absorb6e due a ces mécanismes ne

repr6sente cependant,

^{dans la} gamme de flux consideree

ici, qu’une

^{faible fraction de}

1’energie

absorbee a la coupure. Ceci est corrobore _par ailleurs _par des calculs

d’absorption

par

bremsstrahlung qui

^rendent compte de la

majeure partie

^de

l’absorption

^observ6e

exp6-

rimentalement. L’6tude

spectroscopique

^{de la lumière}

r6fl6chie et diffus6e et des

harmoniques

^{de la}

frequence

laser

[13] indique cependant

1’excitation d’instabilit6s dont les seuils sont de l’ordre de 2 a 4 x

10 10 WJcm2 (decomposition param6trique,

instabilite a deux

plas-

mons, r6trodiffusion

Brillouin)

^{mais montre} que ^ces processus ^ne

jouent qu’un

role secondaire pour des flux inf6rieurs a

1012 W/CM2.

Par

ailleurs, 1’absorption

résonnante en incidence

oblique

^{dans le}

gradient

de densit6

qui pr6sente

^un

optimum

pour ^une incidence

comprise

^{entre 8 et}

100, pourrait

etre favorisee _par la

geometric

d’irradiation r6alis6e dans cette

experience

^et

qui

^{conduit a un}

angle

d’incidence sur la cible de

7,5

±

2,50.

6. Conclusion. ^- L’6tude de 1’emission

ionique

^et

de rayonnement ^{X dans}

1’exp6rience pr6sente

^d’irra-

diation _par un laser

CO2

d’une cible

plane

^de

(CH2)n

fait

apparaitre

clairement deux composantes ^decou-

pl6es

^{au sein du}

plasma

^ainsi

qu’une

correlation 6troite entre les electrons ^et les ions de chacune d’elles.

1)

^Une composante

thermique d’expansion

^iso-

trope qui repr6sente

^la

majeure partie

^du

plasma

ainsi form6 et dont le

chauffage

^est essentiellement du a une conduction

thermique 6lectronique importante.

2)

^Une composante

suprathermique,

^ne

repr6sen-

tant

qu’une

faible fraction du

plasma

^et

qui apparait

pour des flux

sup6rieurs

^{a 2-4 x}

¹⁰¹⁰ W/cm2.

^La

production

d’électrons

6nerg6tiques

pour des flux inferieurs a

1011 W/cm2 peut

8tre associ6e à des m6canismes

d’absorption

^non collisionnelle a la surface

critique

^{et notamment} a 1’excitation d’insta- bilit6s de

chauffage

^dont les seuils

correspondent

^aux

flux _pour

lesquels

^une

production

notable d’ions

rapides

^{est observ6e.}

Pour des flux

sup6rieurs

^a

^{l p l l} W/cm2,

^un

regime

de flux limite peut ^{s’6tablir et}

expliquer

^la

population

d’61ectrons et d’ions

6nerg6tiques.

Cependant 1’energie d6pos6e

par ^ces m6canismes

ne

repr6sente,

pour des flux inferieurs a

1 O 1 Z W/cm2, qu’une

faible fraction de

1’energie

^{totale absorbee}

classiquement

par

Bremsstrahlung

^inverse.

Remerciements. - Nous remercions vivement MM.

Michard, Thuilier, Olmedo, Maignan

^{et Timsit}

pour leur

participation technique

^au

montage

^et a la mise en 0153uvre de

1’exp6rience.

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