État d'ionisation d'un plasma de haute densité chauffé au moyen d'un laser à CO2

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État d’ionisation d’un plasma de haute densité chauffé au moyen d’un laser à CO2

C. Popovics

To cite this version:

C. Popovics. État d’ionisation d’un plasma de haute densité chauffé au moyen d’un laser à CO2. Jour-

nal de Physique, 1975, 36 (11), pp.1089-1094. �10.1051/jphys:0197500360110108900�. �jpa-00208353�

ÉTAT D’IONISATION D’UN PLASMA DE HAUTE DENSITÉ CHAUFFÉ

AU MOYEN D’UN LASER A CO2

C. POPOVICS

Laboratoire P.M.I., ^Ecole Polytechnique Groupe de recherche du C.N.R.S., Route de Saclay, Palaiseau, ^France

(Reçu ^{le 3 mars} 1975, ^{révisé le 26 mai} 1975, accepté ^{le 19} juin 1975)

Résumé.

Nous étudions l’applicabilité ^d’un diagnostic spectroscopique ^{fondé sur les mesures}

de rapports d’intensité de raies spectrales ^{dans le cas d’un} plasma ^{de haute} densité, ^{soumis à un chauf-} fage rapide ^au moyen d’un laser à CO2. ^Nous déterminons les populations ioniques ^du plasma ^dans

un modèle transitoire _que nous utilisons pour calculer la température électronique ^à partir ^des

mesures expérimentales. ^{Nous mettons en évidence une} augmentation ^{de la} température électronique

du plasma ^{due à} l’absorption ^de l’énergie du laser à CO2.

Abstract.

We have investigated the method of line intensity ratios method for the spectroscopic

measurement of electronic temperature ^{in the case of fast} heating of a high density plasma by ^a CO2

laser. The populations ^{of ionic} species ^{of the} plasma ^are determined by a transient model which we use to calculate the electronic temperature ^{from the} experimental ^{data. We} give évidence of an

increase in the electronic temperature ^{of the} plasma ^{due to} absorption ^of CO2 laser energy.

Classification Physics ^Abstracts

6.550

6.570

1. Introduction.

Le chauffage ^d’un plasma ^dense

par absorption d’une onde laser a déjà suscité de nombreux travaux. Dans le cas où l’absorption

s’effectue suivant le mécanisme de Bremsstrahlung

inverse [1], plusieurs auteurs ont montré qu’une augmentation ^{de la} température électronique ^accom-

pagne l’absorption du faisceau laser j2, 3].

Dans l’expérience présente, ^{nous mettons en oeuvre}

un diagnostic spectroscopique ^{fondé sur les} rapports d’intensité de raies spectrales pour étudier la variation de température ^{liée au} dépôt ^de l’énergie ^{d’un laser}

à CO2 ^{dans un} plasma très dense. La densité de ce

plasma (ne

^{5 à 9 x 10111} CM-3 ) ^{est très} proche ^de

la densité de _coupure du laser à CO2 ^de façon ^à

favoriser l’absorption ^du faisceau, ^et l’intensité du laser est assez faible ( ^{101 °} W/cm2) pour que le mécanisme d’absorption ^{soit le} bremsstrahlung

inverse. La durée de l’absorption ^{du laser est limitée}

par le temps ^de passage d’une particule ^{dans la}

tache focale du laser à CO2, ^{soit 4 ns. La} rapidité

de ce chauffage, ^ainsi que les conditions de densité et température ^ne permettent pas de décrire l’évolution des populations ioniques ^du plasma à l’aide des modèles classiques d’équilibre thermodynamique ^local

ou coronal.

Nous avons donc étudié un modèle transitoire d’évolution des populations qui permet ^{de mesurer} la température électronique ^du plasma. ^{Les densités}

ioniques ^{sont décrites} par ^un modèle analogue ^au

modèle coronal de transition [4] ^dans lequel ^nous

tenons compte à la fois des recombinaisons triple ^et

radiative.

Nous décrirons en premier ^lieu l’expérience ^{et les}

résultats qualitatifs que nous avons obtenus. Dans la deuxième partie ^sont décrits les mesures de tempéra-

ture ainsi _{que les} modèles d’évolution des populations

utilisés _pour ces mesures.

2. Mesures expérimentales.

^2. 1 DISPOSITIF EXPÉ-

RIMENTAL (Fig. 1).

^Le plasma ^{est créé} par irradia- tion d’une feuille de polyéthylène par ^un laser à rubis

FIG. 1.

Schéma du montage expérimental.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:0197500360110108900

1090

de 250 MW de puissance crête, ^{et confiné dans un} champ magnétique ^{uniforme de 6,5 Teslas. Le} plasma

cible ainsi obtenu se présente ^{sous la forme d’un} cylindre ^{de 2 mm de diamètre, de} génératrice parallèle

aux lignes ^de champ, composé essentiellement d’ions

C", C4+ et H+. La durée de vie du plasma ^est

déterminée _par la fuite le long ^des lignes ^de champ ^à

une vitesse d’environ 1,5 ^{x 10’} cm/s. ^{Dans la zone}

d’observation (environ ^{5 mm de la} cible), ^le plasma

reste très dense pendant ^une durée de l’ordre de 50 ns. La densité électronique ^sur l’axe, ^mesurée par interférométrie [5] ^est comprise ^{entre 5 et}

9 x 1018 cm - 3. Quelques centaines de nanosecondes

plus tard, ^{on observe un} plasma beaucoup ^moins

chaud et moins dense.

Un laser à CO2 ^{à double} décharge (Lumonics 103)

d’une puissance ^{crête de 40 MW environ, est focalisé} perpendiculairement à l’axe du plasma, ^{avec une}

lentille de NaCI de 70 mm de longueur focale, ^{à une}

distance de la cible solide de 3 à 5 mm.

Le flux incident maximal atteint est compris ^entre

2 et 4 ^x 101° W/cm2. ^{Dans nos} expériences, ^{le flux}

est compris ^{entre 109 et 1011} W/cm2’

Les mesures spectroscopiques s’effectuent dans le

domaine visible et ultraviolet proche, ^au moyen d’un monochromateur à réseau du type ^Ebert- Fastie. Le signal optique ^{est détecté} par ^un photo- multiplicateur ^et analysé à l’aide d’un oscilloscope.

La résolution temporelle ^du système ^{est définie}

par le temps de montée des appareils (environ ⁵ ns).

Sa résolution spatiale ^est obtenue à l’aide d’une fente de 1 mm de large, perpendiculaire ^{à la fente}

d’entrée du monochromateur (largeur 0,2 mm).

L’observation est ainsi intégrée uniquement ^{sur la}

direction d’observation, ^{suivant un diamètre du} plasma. ^Les profils spectraux ^{sont tracés} coup par coup.

2. 2 MISE EN ÉVIDENCE QUALITATIVE ^{DU CHAUFFAGE.}

-

La résolution spatiale ^et temporelle ^{de notre} sys- tème ne nous permettant pas de suivre le plasma ^au

cours du chauffage, nous avons comparé ^le rayonne- ment émis _par un élément de volume avec et sans le

chauffage additionnel dû à l’absorption du faisceau du laser à C02.

Nos expériences ^montrent le caractère transitoire du plasma : nous avons observé _que les modifications apportées ^aux raies émises sont plus importantes ^en

aval de la zone chauffée qu’au point ^de focalisation du laser à CO2. ^{Ainsi, les} populations ^évoluent peu dans la région chauffée mais relaxent vers l’équilibre

en aval du point ^de focalisation, ^la température

restant relativement élevée du fait de la conduction

thermique.

.

La figure ^{2 montre} clairement la modification

apportée à l’émission de la raie CIV 5 801 A _par l’absorption ^du faisceau du laser à CO2. ^{Dans la} phase ^{dense du} plasma (plasma I), ^cette raie diminue

d’intensité ; plus ^tard (plasma II), l’apparition ^de

cette raie est retardée. La coïncidence temporelle

du maximum d’émission de la raie CIII 5 696 Á, ^en

l’absence de chauffage, ^et de la raie CIV 5 801 À

avec chauffage, ^montre que le plasma ^{s’est ionisé.}

Bien que le plasma ^{II ne soit chauffé} que par la _queue de l’impulsion, l’ionisation apparaît plus ^nettement

que ^sur le plasma ^{1 : d’une} part, ^la densité du plasma ¹

étant élevée, ^{les raies sont} élargies par effet Stark et leur modification, ^à longueur ^d’onde fixée, ^est peu

importante. ^D’autre part, ^le plasma ^{II est} initialement moins ionisé et l’énergie nécessaire pour le passage

C2+ -+- C3+ est beaucoup ^moins importante que pour le passage C3+ -+- C4+.

FIG. 2.

Oscillogrammes ^{de la} lumière émise _par le plasma ^à 4,5

de la cible.

L’ionisation de la phase ^{dense du} plasma ^{est mise}

en évidence _par l’étude de la raie CIV 5 801 A (Fig. ²

et 3a), ^{et aussi} par l’étude des raies CV 4 945 A,

CIII 5 696 A et CVI. La raie CIII n’apparaît pas ^et la raie CV _{n’est pas} modifiée (Fig. 3b). ^{Aucune raie de}

FIG. 3.

Profil des raies émises à 4,5

de la cible : a : Raie

CIV 5 801 Â, b : Raie CV 4 945 Â.

l’ion CVI n’a pu être mise en évidence. Comme l’exci- tation du niveau fondamental de l’ion C4+ demande

beaucoup d’énergie (environ ³⁰⁰ eV), ^{ces observa-}

tions laissent penser que les ions C3 + ^sont ionisés

jusqu’à ^{un niveau inférieur au niveau n}

^{7 de}

l’ion C4+. L’étude qualitative ^des figures ^{2 et 3 montre}

donc l’ionisation du plasma ^{au cours du} dépôt ^de l’énergie ^{du laser à} CO 2

°

Nous avons également remarqué que le continuum varie très peu dans le domaine visible et proche ^ultra-

violet. Ceci est en accord avec la dépendance théorique

du continuum dû au rayonnement ^de freinage ^{et à}

la recombinaison radiative.

3. Mesures de température. - 3.1 PRINCIPE DES MESURES.

Nous avons effectué des mesures de

température ^à partir ^des rapports d’intensité des raies

spectrales ^{CIV 5 801} À (transition 3p -+ ^{3s de l’ion}

C3+), ^{et CV 4 945} A (transition 7 --> 6 de l’ion C4+).

En supposant ^{que les niveaux} supérieurs ^{de deux}

transitions correspondant ^{à deux} ions successifs sont

en équilibre thermodynamique ^{local avec le niveau}

fondamental de l’ion supérieur, ^les équations ^de

Saha et Boltzmann permettent de relier le rapport d’intensité de ces deux raies à la température ^électro- nique ^{et aux densités} ioniques :

où fs7+, Â:¡+ ^{sont la} force d’oscillateur et la longueur

d’onde de la transition s

i de l’ion C’+

E j n +

gc + ^et lVj n+ ^sont l’énergie, ^la dégénérescence

et la population ^du niveau j ^{de l’ion} Cn+ ;

un+ est la fonction de partition ^{de l’ion} Cn+ ;

L’indice f se rapporte ^{au niveau} fondamental de l’ion.

Numériquement, pour les raies CV 4 945 Á et CIV 5 801 Á, la relation s’écrit :

En décrivant l’évolution des populations ^du plasma

par ^un modèle, ^{on relie les} rapports Nf,+/Nf + ^et

Iv/IIV ^{à la} température ^{et à} la densité électroniques ;

on peut alors déduire la température électronique

du plasma ^{des mesures de} rapports d’intensité de raies, ^à l’aide de courbes Iv/llv

f (T,,), la ^densité électronique ^étant prise pour paramètre.

3.2 VALIDITÉ DES MODÈLES.

Les résultats de

travaux antérieurs [5, 6] permettent ^de choisir le modèle qui ^{décrit le mieux} l’évolution des populations

du plasma. ^Les caractéristiques ^{de la} phase ^{dense du} plasma ^{non chauffé sont les} suivantes : la densité

électronique ^{sur l’axe du} plasma ^{est de 5 à}

9 ^x 1011 cm- 3, ^{et la} température moyenne le long

de l’axe du plasma ^{est de 9 + 2} eV, déterminée en

supposant que l’ETL est réalisé [5]. ^D’autre part, l’étude théorique ^du chauffage par bremsstrahlung

inverse [6] prévoit ^une augmentation ^{de la} tempéra-

ture électronique de 10 à 100 eV en 4 ns pour ^un flux incident du laser à CO2 ^{de 1010} W/cm2.

En fonction de ces données, le choix d’un modèle

dépend essentiellement de trois conditions : l’homo-

généité, ^la stationnarité du plasma sont-elles réalisées,

et quels processus atomiques ^sont prédominants ? Compte ^{tenu des} profils ^de densité obtenus _par interférométrie [5] l’hypothèse d’homogénéité ^est

bien vérifiée le long ^{de l’axe du} plasma, ^et l’est moins bien sur la section du plasma. Nous supposons

cependant que la densité du plasma ^est uniforme;

l’observation spectroscopique étant effectuée le long

d’un diamètre de la colonne de plasma, ^{nous avons}

pu compenser ^en partie les défauts d’homogénéité

en utilisant, pour la détermination de température,

une valeur moyenne de la densité, ^{mesurée à} partir

de l’élargissement ^{Stark des} profils ^{de raies} spectrales.

Nous avons d’autre part fait varier le paramètre

densité dans l’étude des modèles pour déterminer

l’importance ^{de son} influence. La conduction ther-

mique ^est suffisante _{pour que} la température ^du plasma soit uniforme dans le volume irradié _{par le} faisceau du laser à CO2 ; ^nous pourrons donc _supposer le plasma ^{uniforme tant en densité} qu’en température.

Le chauffage ^du plasma ^étant rapide, ^{nous devons}

comparer la durée du chauffage ^{et le} temps caractéris-

tique ^des échanges interatomiques pour établir le caractère transitoire ou stationnaire du modèle à utiliser. Le critère de stationnarité de Griem [7, ^for-

mule (6.65)] peut ^être appliqué ^{ici car la} photoionisa-

tion est négligeable [8] ^: pour kTe

^{100 eV et}

ne

1019 cm- 3, ^le temps caractéristique ^{des varia-}

tions des populations ^{est de} 3,2 ^{ns. En} conséquence,

l’évolution des populations pendant ^le chauffage

doit être décrite _par un modèle transitoire. Le modèle utilisé dépend ^des processus atomiques prépondé-

rants dans les conditions de densité et température

réalisées ici. Les données de Zeldovich-Raizer [9]

montrent que, ^{au cours} du chauffage, ^{les deux méca-}

nismes de recombinaison radiative ^et triple ^doivent

être pris ^en compte. ^La recombinaison diélectronique joue ^{un rôle très} limité dans un plasma aussi dense que celui _que nous étudions [14].

L’ionisation s’effectue _par des _processus collision- nels essentiellement, ^{car le} plasma ^est optiquement mince, ^sauf pour les raies de recombinaison [8].

Tenant compte ^{du fait} que les temps ^{de relaxation} des niveaux excités des ions sont généralement plus

courts que les temps de relaxation des niveaux fonda- mentaux, ^{nous avons} négligé ^{dans un} premier temps les populations ^{des niveaux excités des} ions. Nous supposons également que ^tous les niveaux excités

sont en ETL avec l’ion supérieur [7]. Ceci conduit à décrire un modèle homogène, transitoire analogue ^au

modèle coronal transitoire [4], ^tenant compte ^{de la}

recombinaison triple.

1092

Nous avons comparé ^{ce modèle à} l’équilibre ^tenant compte ^des mêmes processus, ainsi qu’à ^l’ETL.

Ces comparaisons permettent ^{d’évaluer l’erreur} commise en négligeant lanon-stationnarité du plasma.

3 . 3 MODÈLE TRANSITOIRE.

Les électrons sont en

équilibre ^{de Maxwell entre eux} [10] ^{et subissent une} augmentation ^de température supposée linéaire, ^de

10 à 100 eV en 4 ns. Les mesures antérieures [5] ^ont permis ^{de fixer une densité} électronique initiale de 1 O 19 ^ou 1018 cm-3. Les densités ioniques ^{et la densité} électronique ^{sont liées} par l’équation de neutralité

électrique. ^Le plasma ^étant supposé homogène, ^l’évo-

lution des populations ioniques ^du plasma ^{est décrite}

par ^un système d’équations différentielles couplées

par les mécanismes d’ionisation et de recombinaison.

La figure ⁴ indique ^les processus dont nous avons

tenu compte. Ayant peu de données sur les sections efficaces de ces mécanismes, ^{nous avons} utilisé des

approximations strictement valables _pour des ions

hydrogénoïdes, ^en introduisant éventuellement, ^un

facteur correctif : les taux d’ionisation sont calculés à partir ^du coefficient h ^de la référence [11], ^modifiés

en fonction du nombre d’électrons optiques ^{de l’ion.}

Les coefficients de recombinaison triple ^{en sont}

déduits _{par la} relation de microreversibilité, ^en utilisant la relation de Saha.

Les données de la référence [8] ^ont permis ^de

montrer que le plasma ^est optiquement ^mince pour la

photoionisation. ^Les coefficients de recombinaison radiative sont calculés à partir ^du coefficient bv

de Zeldovitch et Raizer [9]. ^{La condition} I/kTe > ¹

nécessaire _pour utiliser ce coefficient n’est _pas réalisée à haute température pour les ions C2 + et C3 + dont tient compte le modèle. Cependant, ^les populations

de ces ions diminuent suffisamment au cours du

chauffage pour que la précision ^{sur ces} coefficients ait _peu d’importance.

Le système d’équations couplées ^{s’écrit :}

FIG. 4. - Processus atomiques pris

compte ^{dans le modèle} transitoire et l’ERC.

où

Ne ^est la densité électronique Ni ^est la densité de l’ion C" +

Te ^{est la} température électronique à l’instant t

T,, 0est ^la température électronique ^{à l’instant 0} Ri ^est le coefficient de recombinaison triple ^de

Ci+ à C(i-1)+

RRi ^est le coefficient de recombinaison radiative de Ci+ à C(i-l)+

Si ^est le coefficient d’ionisation collisionnelle de Ci+ à C(i+1)+.

Ce système ^{a été résolu} numériquement ^{sur ordina-}

teur UNIVAC _{1108 par} la méthode de Runge-Kutta ;

les résultats sont tracés sur les figures ^{5 et 8.}

FIG. 5.

Densités de population des ions de carbone : - ERC ;

- -

modèle transitoire (Neo

¹⁰¹⁹ cm -3).

Nous avons mis en oeuvre ce modèle, ^{dans une} première approche, ^bien qu’il ^soit trop simple pour décrire l’évolution réelle des populations ^du plasma.

En effet, ^d’une part, ^{les ions} peuvent avoir des niveaux métastables beaucoup plus peuplés que ^ne le prévoit

le modèle d’équilibre thermodynamique ^local (ETL),

FIG. 6. - Densités de population des ions de carbone :

ERC ; - - - ETL (Ne

¹⁰¹⁹ cm-3).

FIG. 7.

Densités de population des ions de carbone : modèle transitoire tenant compte des niveaux excités des ions

(lVeo

¹⁰¹⁹ Cm-3).

et d’autre part, ^les critères d’ETL partiel [7] ^montrent

que les conditions de température ^{et densité ne} permettent pas d’établir l’ETL entre les niveaux de nombre quantique ^faible (n ;$ 4) ^{et l’ion} supérieur.

Des travaux sont en cours pour développer ^un

modèle numérique qui prend ^en considération les niveaux excités les moins élevés des ions. Des calculs

préliminaires ^{tenant compte de ces niveaux nous ont}

FIG. 8. - Rapports d’intensité des raies CV 4 945 A et CIV 5 801 A : A : ETL, B : ERC, C : modèle transitoire. Indice 1 :

-

ne =,1018 cm-3, indice 2 : ^ne =1019 cm-3.

montré _{que leur} influence est importante (Fig. 7).

Nous pouvons remarquer que la population ^du

niveau C4+ 2 ’P est très importante par rapport ^aux

autres. Cependant, ^{elle est reliée à} celle du niveau 2 3S _par la loi de Boltzmann [13], ^{et ces} deux niveaux sont très peuplés par rapport ^au niveau fondamental

car ils sont métastables.

On peut ^{vérifier sur ces} figures que le caractère transitoire du plasma ^{se traduit} effectivement _par

un retard à l’ionisation qui modifie les mesures de

température ^de façon ^notable.

3.4 MODÈLES STATIONNAIRES.

Le modèle sta- tionnaire tenant compte des mêmes processus que le modèle transitoire décrit ci-dessus s’obtient en annu-

lant le premier membre des équations différentielles

(modèle d’équilibre radiativo-collisionnel ou ERC).

Les populations ^dans l’hypothèse ^{de l’ETL sont}

obtenues à partir ^de l’équation ^{de Saha. Nous utilisons}

les valeurs d’abaissement de l’énergie d’ionisation calculées à partir ^de la théorie de Debye-Hückel [12].

Les fonctions de partition ^{ont été} remplacées par le

premier ^{terme de la} série ui gn e - E-Ik T- Cette

n=1 i

approximation ^introduit une erreur sur la tempé-

rature mesurée du même ordre ou inférieure aux

incertitudes expérimentales. ^{Nous avons} représenté

sur les figures ^{5 et 6} les résultats de ces deux équi-

libres, comparés ^{au modèle} transitoire, ^{et sur la}

1094

figure ^{8 la courbe} log IIIV ^en fonction de Te ^pour

ces deux modèles.

3.5 MESURES DE TEMPÉRATURE.

Les _mesures, bien _que rendues difficiles _par un élargissement

Stark très important ^et par les problèmes de repro- ductibilité des tirs liés à la méthode de tracé des

profils spectraux coup par coup, ^ont permis ^d’obtenir

les résultats suivants :

-

Les mesures sans chauffage ^{ont été} interprétées

à l’aide des modèles stationnaires, pour déterminer les conditions initiales de l’évolution du plasma.

Dans la phase ^{dense du} plasma, ^{37 ns} après ^{la forma-}

tion du plasma, la densité mesurée à partir ^de l’élargis-

sement Stark est de 1,5 ^x 1018 cm-3 avec une

incertitude d’un facteur 2 liée à la théorie de l’effet

Stark ; ^la température électronique ^{est de :}

-

Pour le plasma II, ^{les mesures} conduisent aux

valeurs :

330 ns après ^la formation du plasma

en supposant ^{que l’ETL est} réalisé, ^ce qui ^est justifié

dans ce cas.

Les mesures effectuées ici ne donnent _pas les mêmes valeurs _que celles qui ^sont rapportées dans la réfé-

rence [5] (ne

^{5 à 9 x} 1018 cm-3 sur l’axe mesuré par interférométrie et Te

^{9 ± 2 eV à} l’ETL), ^mais

elles ne sont pas ^en désaccord : d’une part, ^{les mesures} de densité à partir de l’effet Stark sont des _moyennes, donc sont inférieures à la densité sur l’axe. D’autre part, ^{la mesure de} température ^{de 9 ± 2 eV a été}

obtenue en intégrant ^le long de l’axe du plasma, ^ce qui inclut des régions ^de température bien inférieure à celle _que nous observons. Par ailleurs, ^{elle a été}

effectuée plus tardivement _{que les} nôtres (70 ^{ns au}

lieu de 37 ns).

Avec chauffage, ^on obtient les mesures de tempéra-

ture suivantes, ^{en utilisant les} abaques ^{de la} figure ^{8 :}

la température électronique ^{mesurée est de 90 à 100 eV}

si l’on tient compte du caractère transitoire du plasma,

ainsi _{que de la} relaxation des populations ^{à 1 mm en}

aval du point ^de focalisation du laser à C02. ^Cette

mesure est donc interpolée ^entre les courbes B et C de la figure ^{8. Si l’on} suppose que l’ETL ou l’ERC sont réalisés dans le plasma, ^la température ^mesurée

n’est que de 31 eV et 57 eV. Bien que la valeur obtenue à partir du modèle transitoire soit sans doute optimiste (niveaux ^excités négligés), l’augmentation ^de tempé-

rature est notable et bien supérieure ^{à celle} que

prévoient ^les modèles stationnaires.

4. Conclusion.

Les expériences aussi bien _que l’étude théorique ^montrent l’existence d’un régime

transitoire _pour l’état d’ionisation du plasma, ^tout

au long ^du dépôt ^de l’énergie ^{laser et il} apparaît

nécessaire de. tenir compte ^{de ce retard à} l’équilibre

dans la détermination de la température électronique

à partir ^des rapports d’intensité de raies afin de ne

pas minimiser l’effet du chauffage ^de plasma.

On peut ^noter également que l’augmentation ^de température ^{est notable et} qu’elle ^est proche ^des prévisions théoriques obtenues dans le bilan énergéti-

que ^tenant compte ^de l’absorption ^de l’énergie ^laser

par bremsstrahlung ^inverse [6].

Nous pouvons aussi conclure _que la densité électro-

nique ^varie peu dans la zone d’absorption, ^ce qui

écarte l’hypothèse d’une variation de densité _pour

expliquer l’absorption ^{anormale observée} pour ^un flux légèrement supérieur ^{à 1011} W/cm2 [1]. ^Ceci

confirmerait _{donc que} cette absorption ^anormale

est due à l’excitation d’instabilités dans le plasma.

Remerciements. - Je tiens à remercier Monsieur C. Stenz qui ^{m’a aidée tout au} long ^des expériences,

ainsi _que Monsieur E. Fabre _pour ses critiques

constructives.

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