Plasmas créés par un laser

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Submitted on 1 Jan 1965

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Plasmas créés par un laser

P. Nelson

To cite this version:

P. Nelson. Plasmas créés par un laser. Journal de Physique, 1965, 26 (8-9), pp.476-482.

�10.1051/jphys:01965002608-9047601�. �jpa-00206007�

ou P = p /ne e (grand rh6) ^{est une} charge ^volu- mique ^{r6dulte Ai =} uf/fL = A (1 + P)/(1 + ^P + E).

Cette loi diff6re de (6), ^d’une part, par 1’expression

des coefficients eta : les H (grand Ata) ^{sont ici des}

fonctions non seulement de _{Vei7 ven, vi.,} A, ^mais

aussi de P (il ^{en est de meme} pour ^{r et} A),

d’autre part, par la substitution du courant de conduction 3 = J + pv, ^{au courant total J} (dans

un plasma), ^{pv courant de} convection, ^est nul,

et 3 ⁼ J.

BIBLIOGRAPHIE [1] ^COWLING (T. G.), Magnetohydrodynamics, Interscience

publ. ^{Inc. New} York, 1957 ; ^cf. également ^Proc.

Roy. Soc., 1945, ^A 173, ^453.

[2] DEMETRIADES (S.T.) ^et al., ^{A. R. S. Electric} Propulsion Conference, Berkeley (Californie), 1962.

[3] ^DUANE ROEHLING, ^Advanced Energy Conversion, 1963, 3, ^69.

[4] DOLIQUE (J. M.), ^Ann. Radio, 1963, 18, 167.

[5] ^DELCROIX (J. L.), Introduction à la théorie des gaz ionisés, Dunod, Paris, ^1959.

[6] DOLIQUE (J. M.), ^Ann. Radio, 1963, 18, ^204.

[7] DOLIQUE (J. M.), ^{C. R. Acad.} Sc., 1965, 260, ^4681.

[8] DOLIQUE (J. M.), ^{C. R. Acad.} Sc., 1965, 261, ^1223.

PLASMAS CRÉÉS PAR UN LASER Par P. NELSON,

C. E. A.

Résumé. - Grâce ^{à une} métrologie minutieuse, l’expérience fournit des résultats quantitatifs, permettant ^une interprétation théorique.

Le faisceau d’un laser déclenché, ^{focalisé sur une cible} métallique, ^{creuse un cratère et} provoque

une émission intense d’ions, d’électrons et de rayons X ^de quelques ^{keV. Ces} phénomènes ^sont attribués à l’absorption de la lumière par ^effet de peau.

Le faisceau d’un laser déclenché, focalisé dans un gaz, provoque la formation d’une boule de _gaz

ionisé, ^très opaque. L’ionisation et l’absorption ^sont attribuées à des phénomènes multiphoto- niques. L’hydrodynamique de la boule est étudiée.

Abstract. - ^A careful metrology ^{of the} experiment ^of production ^{of a} plasma by ^{a laser} gives good quantitative results which lead to a theoretical interpretation.

The beam of a pulsed laser, ^{focalized on a} metallic target, ^{makes a} crater and produces ^{an intense}

emission of ions, electrons and X rays of ^a f ew keV. These phenomena ^are produced by the absorp-

tion of light by skin effect.

The beam of a pulsed laser focalized _{in a gas} produces ^the formation of a ball of ionized _gas, wich is very opaque. Ionization and absorption ^{are due to} multiphoton ionizations. The hydrodynamic ^of

the ball is studied.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ^TOME 26, AOUT-SEPTEMBRE 1965,

Introduction.

Le faisceau focaIisé d’un laser d6clench6 transporte ^une densite de puissance

énorme. Avec des lasers actuellement commercia-

lisés, ^on d6passe facilement 1011 watts par centi- metre carr6. Basov et Krokhin ont propose ^en

1963 d’utiliser ^cette accumulation d’energie pour

produire ^un plasma. Cette idee conduit plus g6n6ra-

lement a 6tudier Inaction d’un faisceau laser sur

la mati6re.

Un certain nombre d’effets sont apparus : 10 Un faisceau laser, ^{tombant sur un milieu} di6lectrique, ^provoque l’apparition de raies Raman

intenses, 6galement espac6es. ^M. Mayer ^{a montre}

que ^ces raies pouvaient ^etre attribuées a la reac- tion :

photon ^{+ molecule} photon + ^{molecule +} phonons 20 Un faisceau laser, ^{tombant sur une} solution,

provoque la formation de radicaux libres, ^métas..

tables, qui peuvent ^se recombiner en formant de

nouveaux produits. ^{Ainsi Ie Dr} Paquellier, ^tra-

vaillant avec notre assistance technique, ^a pu mettre en evidence 1’hydroxylation ^{de Pacide} benzoique. ^D’autre part, ^aux laboratoires Bell,

M. Pao ^et Mr. Rentzepis ^{ont effectu6 la} polym6ri-

sation du styrene.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01965002608-9047601

30 Un faisceau laser intense tombant ^{sur un} cristal ou sur un verre provoque l’apparition ^de def auts, ^{dont la structure semble} singuli6re.

40 Un faisceau laser, ^{tombant sur une cible} métallique, provoque ^une emission intense _{de par-} ticules diverses.

5° Un faisceau laser f ocalise dans ^un _{gaz pro-} voque le ^« claquage )) c’est-h-dire la formation d’une petite boule ionis6e.

Ces deux derniers effets peuvent ^{seuls amener a la} production ^de plasma; ^notre expose ^{sera consaer6}

a leur etude.

Nous avons eu la chance, ^{au sein} du Service de

Physique ^G6n6rale dirige par M. Brin, ^de pouvoir

etablirune etroite liaison entre mon groupe th6o-

rique ^{et le groupe} experimental dirige par MM. Delobeau et Veyrie. ^{Les resultats} que ^nous

présentons proviennent pour ^une part ^{de cette} collaboration, ^d’autre part ^{de diverses} publica-

tions dont nous donnons les references.

Caractéristiques ^{d’un laser de} puissance.

Quel

est le param6tre earact6risant de la mani6re la

plus precise ^les propri6t6s sp6cifiques ^{du laser ?}

Une s6rie d’exp6rience ^montre que les effets les

plus int6ressants ^sont lies a 1’eclairement, ^mesure

au point d’utilisation, ^et exprim6 ^{en watts} par centimetre carr6. L’influence d’une lentille de foca-

lisation, ^la comparaison ^{entre un} laser relax6 (don-

nant 30 Joules en une milliseconde) ^{et un laser}

déclenché (fournissant ^{1 Joule en 30} nanosecondes) permettent ^{de s’en assurer. Toute} experience ^cor-

rectement men6e devra etre accompagn6e ^d’une

mesure de cette intensite.

Ce difficile probleme ^de m6trologie ^s’est pose

des le d6but a notre 6quipe experimentale. ^Les

travaux minutieux de Maiman aux U. S. A., prece-

dant quelque peu les notres, ^ont permis ^{dans une} premiere phase d’atteindre la mesure de la puis-

sance du laser. La duree de l’impulsion ^{est mesuree}

assez facilement en utilisant un photomultiplica-

teur. L’energie ^{du laser} est mesur6e en comparant

les indications de diff6rents appareils pr6alable-

ment etalonnes : cellule photoelectrique, photo- multiplicateur, bolom6tre. 11 reste a s’assurer _que le cristal 6met de mani6re homog6ne ^{sur toute sa}

surface. C’est le cas lorsque ^le syst6me optique

constitue par le cristal et les miroirs ne presente

pas de distorsions. Dans ^{un cas} contraire, ^{M. Ter-}

neaud a montre qu’en corrigeant ^{un laser} astig-

mate par ^une lentille cylindrique, ^{on obtenait une}

emission homog6ne.

Nous devons ensuite relier 1’6clairement sur la face de sortie du laser a 1’eclairement au point ^de

focalisation. Cette relation fait intervenir _{les pro-}

priétés ^de l’optique ^de concentration et la structure du faisceau sortant du laser. Apr6s ^une longue ^s6rie

de _;mesures, M. Terneaud a montre que ^cette struc- ture, ^assez compliqu6e, peut-6tre ^{définie de la}

manière suivante : chaque point ^de la surface de sortie émet des rayons dans ^un c6ne de demi-

angle a, appele divergence ^{du faisceau. L’axe de}

ces c6nes n’est pas perpendiculaire ^{a la face de} sortie, mais passe par ^un foyer propre du laser distant de quelques ^mètres, (II ^existe quelquefois plusieurs foyers propres),

Si l’on interpose ^un système optique, le faisceau

va 6tre focalise au conjugue ^du foyer propre. Si la lentille est bien corrig6e, de mani6re a ce que les aberrations g6om6triques ^soient n6gligeables, ^la

dimension de l’image d6pendra ^{de la} divergence.

Grossierement, le rayon de la tache, ^{derrière une}

lentille de distance focale f, sera f ^{a. Plus} pr6cis6- ment, ^M. Raflegeau ^a montre que l’intensit6 I était li6e a l’intensit6 .Io ^{sur la} face de sortie du laser (de rayon R) par la relation :

ou tg ⁰

R /f ^et ou 7) ^{est un} rendement traduisant les pertes par r6flexions secondaires.

Les lasers déclenchés utilis6s _par tous les labo- ratoires en 1964 ont a peu pres ^les caractéristíques

suivantes : Longueur ^{d’onde: 0,69} ut (rubis) ^ou 1,06 l1- (verre ^au n6odyme). l3nergie : I ^Joule.-

Dur6e ^de l’impulsion : ^{30 ns.}

Divergence :

10-3 rad,

Diamètre du barreau : 1 cm. Em-

ploy6s ^{avec des lentilles} commerciales, ils per- mettent d’atteindre quelques ¹⁰¹¹ watt/cm2.

Action d’un laser sur une eible m6tallique.

EMISSION ÉLECTRONIQUE ^DOUCE.

Un faisceau laser non focalis6, ^ou provenant d’un laser relax6

(c’est-A-dire ^{de faible} intensite) provoque deja

une emission 6lectronique importante, ^emission

assez importante ^en fait pour ^amorcer des arcs

dans un vide primaire, ^ce qui rendit les premi6res experiences ininterpretables.

En opérant ^{avec de} grandes precautions,

M. Ready ^{a pu} mesurer Ie spectre des electrons et la valeur du flux. Les résultats numériques ^sont

bien interprétés ^{de la} mani6re suivante : la frac- tion absorb6e du flux lumineux chauffe la cible

sur l’épaisseur de peau. La temperature ^{est cal-}

cul6e a partir ^de 1’6quation de diffusion de la cha- leur. Les électrons sont emis par ^effet thermo 6lee-

tronique, ^{suivant la} loi de Richardson.

Une autre interpretation propos6e par les th6o-

riciens, ^{doit etre} rejet6e. ^On peut concevoir l’exis- tence d’un effet photoélectrique ^{double de surface :}

un éIectron de conduction absorbe deux photons,

ce qui ^{lui fournit} l’énergie n6cessaire pour franchir la barri6re de potentiel. ^{Le calcul de 1’effet,} photo- électrique double de surface ^{a 6t6 effectue} par

Smith, puis Adawi. lIs predisent ^une forte emission

electronique pendant ^{la dur6e de} l’impulsion ^]umi-

neuse. L’expérience ^{contredit ces} prévísions.

EFFETS DURS.

Les ph6nom6nes, deja impor-

tants lorsqu’on ^{ne focalise} pas la lumi6re, ^de-

viennent impressionnants lorsqu’on ^{focalise sur}

la surface du metal. Une experience tres d6mons- trative consiste a faire un trou dans une piece ^de

monnaie. L’intérêt des physiciens ^se porte ^{sur les}

m6canismes permettant ^{un tel} forage.

Les ph6nom6nes ^{ont d’abord ete etudies en cin6-} matographie ultra-rapide. Pour r6soudre les pro- blèmes de synchronisation, ^M. Ready ^{a rendu}

solidaires le miroir tournant de la camera et celui

permettant ^le d6clenchement du laser. 11 a observe des phenomenes ^{lumineux en forme de} « plume )) ; c’est-à-dire que la mati6re volatilis6e part ^{vers la} lentille _presque parall6lement ^{a 1’axe du} montage.

En modifiant 16g6rernent ^le montage, ^{MM. Arch-} bold et Hughes ^ont pu enreglstrer ^des spectro-

grammes resolus dans le temps. ^{Ils ont observe}

un fond continu intense ne persistant pas apr6s ^la

fin de l’impulsion laser, ^et des raies d’atomes neutres, ^{une fois} ionises, quelquefois plusieurs ^fois

ionis6s (Al III, ^Ge IV), ^et qui persistent plusieurs

microsecondes. Aucun effet n’est observable a la

f requence double de la f requence ^laser. Appli- quant la loi de Saha, ^{on trouve une} temperature ionique interne de l’ordre de 1 a 10 electrons-volt.

Cette temperature ^{est tres} inferieure a celle d6ter- minee par d’autres methodes ; ^elle caractérise 1’6tat du crat6re lorsqu’il ^est deja refroidi, ^{car le} pouvoir

de resolution dans le temps ^du montage ^est trop

faible.

L’emission ionique ^{a ete} 6tudi6e chez _nous, par M. Tonon en mesurant l’intensit6 du courant

ionique ^{et Ie} temps ^{de vol des} particules. ^Une grande ^{attention a 6t6} port6e ^a l’élimination de 1’emission electronique secondaire. Environ 1 %

des particules arrach6es a la cible sont transfor- m6es en ions rapides. ^Le spectre ^des energies ^{a une}

allure gaussienne, ^{avec un} maximum pour ^une

energie ^{de l’ordre du} keV. L’influence de la nature de la cible, ^{celle de la} longueur ^d’onde excitatrice,

ont ete 6tudi6es.

Les electrons allant pratiquement ^{a la vitesse de}

la lumi6re, ^{une telle} m6thode n’a _pu d’abord leur etre appliqu6e. Une m6thode peu precise ^consiste

a interposer ^une anticathode en tungst6ne ^{sur le} trajet ^des electrons, qui produisent des rayons X.

Le spectre ^{de ces derniers} peut ^etre grossi6rement

étudié par ^une m6thode d’absorption. ^{Nous trou-}

vons une energie ^un peu supérieure à ^{celle des}

ions.

Tout r6cemment, ^{nous avons} pu effectuer des

mesures de temps ^de vol des electrons. Nous obser-

vons des energies moyennes de 20 keV.

Enfin, nous avons pu ^{mettre en} evidence 1’exis-

tence des rayons ^X primaires ayant ^{eux aussi une} energie ^{de 10} keV. Pour cela, ^nous interposons

entre la cible et le scintillateur un écran de Mylar qui ^{arrgte les electrons sans} absorber les _{rayons X.}

Ces deux derni6res experiences furent faites par M. Floux.

INTERPRETATION.

Une interpretation glo-

bale de ces ph6nom6nes ^{a ete} donn6e par Dawson,

a partir d’une idee de Basov. II assimile le metal a un plasma parfait. ^La frequence ^{de la lumiere}

6tant inf6rieure a la frequence ^de plasma, ll’absor-

tion est li6e aux collisions et évaluée a partir ^des

formules de Spitzer. ^{On montre} que les pertes par radiation d e freinage, le dephasage de temperature 6lectron-ion, peuvent ^etre négligés. ^La grande

conductivité conduit a considerer une temperature

uniforme. L’hydrodynamique ^est traitée suivant

une approximation ^{due a Basov.}

Ce modele presente deux d6fauts

a) ^{il utilise une} hydrodynamique sph6rique,

alors _que les résultats cinématographiques

montrent une expansion quasi ^lin6aire.

b) 11 utilise la notion de plasma parfait, ^alors

que les propri6t6s optiques ^{d’un métal different}

fort de celles d’un plasma.

Nous batissons donc le modele am6lior6 suivant : Si I est la profondeur ^de penetration ^{de la lu-}

mi6re dans le metal et R I ^e coefficient de reflexion, 1’energie absorb6e par ^une unite de surface sera

(I

intensité) :

Nous admettons d’autre part (ce qui ^est pra-

tiquement equivalent ^{au modele de} Basov) que le

plasma ^{se detend a la} vitesse moyenne

Nous admettons enfin que Ie plasma ^{chauffe tant}

que ^sa densite est sup6rieure ^{a sa densite} critique.

Nous obtenons une expression ^{de la} temperature dependant ^{de la} puissance 2/3 ^de l’intensit6, ^{de la}

nature de la cible, ^{de la} longueur d’onde du laser.

L’energie ^{des ions} correspond ^{a cette} temp6ra-

ture. La dependance ^en intensity ^en longueur d’onde, ^{en nature du metal est} bien v6rifi6e. Le coefficient num6rique n’est vérifié qu’h ^{un coeffi-}

cient deux pres, qu’il faut certainement rapporter

a la grossi6ret6 ^{du modele.}

Le succes relatif d’un tel modele montre que

I’absorption ^a lieu par effet de peau. II ^montre d’autre part que les coefficients I et R, ^{mesures à} froid, gardent ^{leur sens a} chaud, donc que la ^struc- ture electronique profonde ^{des atomes n’est} pas

trop perturbée.

Le modele de Dawson, aussi bien que le n6tre,

est global, en ce sens qu’il ^{calcule une} temperature.

M,ais les ph6nom6nes électrostatiques, permettant

la separation ^{des ions et des} electrons, ^{ne sont} pas calcul6s. L’etude toute r6cente de l’instant d’emis- sion des electrons laisse entrevoir des mécanismes

plus compliqu6s.

Action d’un laser sur une cible _{gazeuse. -} INTRODUCTION.

Nous avons consacr6 une tr6s

importante part ^{de notre activite a 1’etude de}

l’actiond’un laser sur un gaz. En effet, l’interaction

avec un gaz ^nous parait plus int6ressante que celle

avec un metal, ^et cela pour deux raisons.

Du point ^{de vue} production ^de plasma ; ^nous

obtenons un plasma ^a peu pres thermaIisé, ^assez

chaud et dense, que l’on peut esp6rer ^{utiliser sur} place ^tandis qu’une ^cible m6tallique ^{fournit une}

bouff6e (1014) ^d’ions rapides (1 keV) que l’on

peut esp6rer injecter ^{dans une} machine miroir.

Du point ^{de vue} physique ^du rayonnement : ^le claquage ^{de 1’air} fait intervenir des ph6nom6nes

fondamentalement _nouveaux, alors que l’action

sur une cible m6tallique peut ^etre expliqu6e ^clas- siquement ^avec les lasers actuels.

Nous avons done étudié le claquage ^{de l’air et}

de I’h6lium. M,. Tomlinson, travaillant a l’universit6

d’Ohio, ^{a trouve} des resultats experimentaux ^tres

semblables aux n6tres. 11 a poursuivi ^{son 6tude en}

6tudiant systématiquement l’influence de la nature du gaz ^et de sa pression. Quelques mesures en fonc- tion de la pression ^{ont ete} également ^{effectu6s a} Fontenay par M. Papoular. ^{Nous avons} pu inter-

pr6ter ^{ces resultats et les n6tres en} introduisant la notion de processus multiphotonique. La ques- tion a ete abord6e par de nombreux ^auteurs

(Brown ^et Kibble, ^Von Roos, Goldman, etc...). ^Mais

il semble _que nous soyons les seuls ^a avoir obtenu des valeurs num6riques compatibles ^avec Inexpe-

rience. La th6orie a ete r6cemment améliorée pour 61irniner les param6tres arbitraires et les diver- gences infra-rouges qui, ^{dans une} premiere version,

la rendait criticanble.

Apr6s avoir étudié l’absorption ^du rayonnement

nous avons étudié 1’evolution du plasma par ein6-

matographie ^ultra rapide ^et par spectroscopie

r6solue dans le temps. Nos resultats expliquent

les spectres int6gr6s ^{dans le} temps, publies par M. Prokhorov. Cette evolution est bien interpr6-

tée par ^un modele hydrodynamique, expll’quant ^les premi6res nanosecondes (plasma ^{tres chaud carac-}

t6ris6 par des ondes de d6tonnation).

FORMATION DE LA BOULE DE CLAQUAGE.

Cha-

cun sait que la lumi6re rouge n’est pratiquement

pas absorb6e par 1’air. Pourtant, la lumiere rouge d’un laser declenche a rubis, lorsqu’elle ^{est foca-} lisee, provoque la formation d’une boule brillante bleut6e au foyer ^{de la} lentille. Ce phenomene s’accompagne d’un bruit d’explosion. ^{Une 6tude} spectrographique simple ^montre que Fair est ionise. Par analogie ^{avec les} ph6nom6nes ^6lee- trostatiques, ^{nous disons} qu’il ^s’est produit ^un

« claquage ^» (breakdown) ^{de 1’air.}

Le claquage n’apparalt que dans certaines condi- tions. Un laser relax6 de 30 J ne le provoque pas, alors qu’un ^laser déclenché de 1 J Ie provoque : ^le

claquage depend ^{de la} puissance ^{et non de 1’ener-} gie. ^Sans changer ^la puissance, ^nous pouvons faire varier la surface de la tache de focalisation, par

exemple ^en changeant l’optique de concentration.

Le claquage n’apparait que ^{si cette} tache est assez

petite. ^Par contre, ^{si la} puissance ^et la surface de tache restent inchangees, ^{il ne} depend pas de l’ouverture du faisceau ou de sa polarisation. ^Le claquage depend donc d’une manière critique ^de

l’intensit6 au point ^de focalisation. Le seuil se

situe a 5 X 101° ’W /cm 2.

Comment 1’air peut-il etre ionise par de la lu- mi6re rouge ? L’explication ^la plus simple ^serait

l’ionisation par haute frequence. ^{Cette th6orie}

fait intervenir un petit ^nombre d’electrons libres initiaux qui donnent naissance a des avalanches.

Les electrons libres sont acc6l6r6s par le champ.

Leur energie dirig6e ^est thermalis6e _par 1’effet des collisions. Une telle explication ^{se heurte aux deux} objections suivantes :

a) ^Le processus acceleration-collision n’est effi-

cace que si la frequence de collision est de l’ordre de la frequence optique : ^{ceci ne} serait vérifié que pour des pressions de 1’ordre de 104 atmospheres.

Cette objection ^{élimine tout} processus dependant trop 6troitement des collisions.

b) ^{Le taux} d’ionisation spontan6e ^{de 1’air est}

de 20 electrons libres par centimetre cube ^et par seconde (Handbuch für Physik, ^vol. 22). ^{Or le}

volume d’espace-temps ^int6ress6 par la boule de

claquage ^{est au} plus de 10-10 ? 11 existe donc une

chance sur un milliard pour qu’un electron libre soit present ^au bon endroit. Cette remarque 611mine tous les processus d’avalanche ^{créés a} partir ^d’un

electron libre. Une contre-experience ^{a ete r6alis6e}

par M. Tomlinson : ^{une source} de 50 millicuries de polonium ^{210 cree une} population d’61ectrons libres : 1’action d’un laser n’en est pas perturbee.

Remarquons ^enfin qu’un processus photo6lee- trique, simple ^ou par 6tapes successives ne peul

etre envisage : 1’6nergie ^des photons (1,79 eV) ^est

insuffisante pour ioniser Fair (13 eV) ^ou meme,

pour la plupart ^des gaz, pour porter ^{1’atome a}

son premier ^{6tat excite.}

PROCESSUS MULTIPHOTONIQUES. - Pour expli-

quer l’ionisation de 1’air, ^{nous devons trouver un}

processus :

a) ^ne faisant pas intervenir les collisions, ^donc

n’interessant qu’un ^{atome a la fois.}

b) ^ne faisant pas intervenir d’electron libre

initial ;

c) dependant d’une mani6re critique ^{de l’in-}

tensite.

Les ph6nom6nes repr6sent6s par des diagrammes

de Feynman d’ordre élevé répondent ^{a ces condi-}

tions. Leur existence était admise depuis long- temps, ^mais la difficulté du calcul et la petitesse ^des

effets les avaient fait oublier; Les coefficients num6-

riques ^sont effectivement tres petits, ^mais 1’appa-

rition d’une puissance élevée de l’intensit6 fait que, dans le cas du laser, 1’eff et peut ^etre grand.

Une s6rie d’approximations audacieuses permet d’aboutir aux resultats suivants : il existe une

intensité critique donn6e par:

(pour ^la longueur ^{d’onde du} rubis).

L’ionisation est produite par les reactions : atome + s photons - ion. 11 existe 6videmment

un seuil inférieur S tel que Shv

.Eo ⁼ energie

d’ionisation.

Le nombre d’atomes non ionises ob6it a la loi :

Enfin, la section extrapol6e ^{6s se d6duit de la} section photoélectrique ^ordinaire 6, par la loi :

avec

Dans le cas de 1’air et du laser a rubis, S

^8.

On voit imm6diatement que le seuil de claquage

doit se trouver aux environs de I

SI o. ^Nous

retrouvons l’ordre de grandeur de la valeur exp6-

rimentale.

COEFFICIENT DE TRANSMISSION.

S’il existe de 1’effect photoélectrique multiphonique, ^{il doit} également ^{exister du} bremmstrahlung multipho- tonique. L’absorption ^{de la} lumiere par ^un gaz ionise doit etre de la forme

ou .K ^est le coefficient ordinaire de bremmstrah-

lung (corrig6 d’6mission induite) :

Dans nos experiences, ^{le terme en exp} (7//o)

devrait donner un facteur 104 qui devrait provo- quer ^une absorption ^intense.

Des mesures du coefficient de transmission ont donc ete entreprises par MM. Veyrie ^{et Durand.}

Tls ont effectivement trouve que le claquage ^de

l’air est accompagne ^d’une absorption ^intense

’SO %). Comme l’intensit6 critique ^n’est d6pass6e

sur sur un tres court parcours (5 ^{X 10-2,} cm),

nous pouvons ^en d8duire _{que 80} % ^de l’inten-sit6

est absorb6e par moins d’un millimetre d’air, Ce r6sultat east extraordinaire. Pour obtenir une

telle absorption par radiation de freinage ^{avec un} plasma ayant la densit6 de l’ait, ^it faudrait que lê

temperature soit inf6rieure a 1 000 degr6s ^absolus.

Mais alors, ^{1’air ne serait} plus ionise, ^{et n’absor-}

berait pas.

D’autre part, la courbe de 1’energie ^transmise

en fonction de 1’energie incidente n’est pas ^mono- tone. Cette anomalie prouve que le plasma change

d’6tat pendant ^{la durée de} l’impulsion ^lumineuse.

M. Floux a tent6 une verification experimentale :

un miroir semi transparent ^{renvoit une} partie

du faisceau incident sur un photomultiplicateur.

Un second P. M. mesure l’intensit6 transmise. Les deux signaux ^sont compares ^{sur un} oscillographe

double trace. On trouve effectivement que le ph6-

nom6ne se decompose ^{en trois} phases : ^{dans une} premiere phase (intensit6 ^sous critique), le coeffi- cient de transmission est 1. Au cours de la seconde

phase (photo-ionisation), la transmission d6crolt

brusquement. ^{Dans la troisième} phase, le gaz ^est totalement ionise, ^et absorbe par radiation de

freinage multiple.

Ces resultats experimentaux ^{sont en} parfaite

concordance avec ceux de M. Tomlinson.

Cette analyse ^du phénomène permet ^{sa mise}

en equation. Nous consid6rons as et K comme deux

paramètres arbitraires que ^nous ajusterons. ^La

courbe exp6rimentale T(I) ^{est tres} bien representee.

D’autre part, la valeur ^« experimentale » ^{de as}

conduit a ₆₁

10-19 cm2, ^ce qui ^{est tres} accep-

table, ^et celle de K conduit a une temperature ^de

l’ordre de 106 do, qui ^est compatible ^{avec les r6sul-}

tats fournis par d’autres methodes.

Dans le cas of Ie milieu est tres absorbant, ^les photons p6n6trent ^{sur une} profondeur de peau I.

La th6orie multiphonique s’extrap6le ^{alors en} remplagant ^la frequence par l’expression complexe

w + icll. Cette correction permet d’expliquer pourquoi les processus multiples n’interviennent pas dans le ^cas d’une cible m6tallique.

AUTRES EXPERIENCES METTANT EN EVIDENCE L’EXISTENCE D’EFFETS MULTIPHOTONIQUES. - Nous venons de montrer que les processus multi-

photoniques expliquent :

a) L’initiation de l’ionisation de I’air

b) I’absorption anormalement 6lev6e de la boule de claquage.

La poursuite de la th6orle montre que dans ^un milieu di6lectrique transparent, l’intensit6 cri-

tique ^{varie comme} n--4, ^{ofi n est} 1’indice de r6frac- tion. Cette loi, liant le seuil de claquage ^a 1’indice,

a 6t6 vérifiée pour I’air, 1’eau, ^le verre, le rubis, ^le saphir.

Enfin, 1’intervention d’excitation multiphonique

est nécessaire pour expliquer ^les syntheses ^chi- miques observ6es. La polymerisation ^du styrène

fait intervenir un processus ^a deux photons.

HYDRODYNAMIQUE. - ^{Nous avons voulu 6tu-}

dier le plasma constituant la boule de claquage,

M. Floux a proc6d6 ^{a 1’6tude} cinematographique.

11 a employe ^{une camera} electronique ^construite

au C. E. A. Pour compenser les retards ^au déclen- chement (qui ^autrement empecheraient ^l’observa-

vation des les premi6res nanosecondes), ^{il utilise}

une ligne A ^retard optique ^{de 70 ns. 11 constate} que la boule d’abord sphérique ^se d6place ^{vers l’avant} (a ^{contre courant de la} lumiere) retrouvant ainsi

un r6sultat de MM. Ramsden et Davies. Puis la boule se dilate pour ^se stabiliser pendant quelques

ys, ^sous la forme d’un ellipsoide ^de revolution.

Un modelehydrodynamiquerendant approxima-

tivement compte ^{de ces} phénomènes ^{a ete} propose

par MM. Ramsden ^et P. Savic et repris par M. Champetier qui ^{en a} simplifié ^les hypotheses ^et

6tendu l’emploi.

Prenons un modele unidimensionnel. L’idee fondamentale est celle de la propagation ^d’une

onde de detonation, c’est-a-dire la propagation

d’une onde de choc entretenue par le d6gagement d’energie calorifique ^{due ici a} I’absorption ^{de 1’ener-} gie ^lumineuse (qui remplace 1’6nergie chimique ^des explosifs). On suppose que 1’energie ^{lumineuse est}

absorb6e sur une epaisseur h ^{derri6re l’onde de}

choc (absorption lin6aire I

Io t1- xlh)) ^ce qui ^entraine que l’onde de choc ^se dirige ^{vers sa}

source d’energie c’est-a-dire vers le laser.

Les equations a utiliser sont celles de la conser-

vation de la _masse, du moment, ^de 1’energie ^et

la condition de Chapman-Jouguet.

On trouve alors les resultats suivants : l’onde de choc ee propage ^a la vitesse

ou _{y est} le coefficient adiabatique du gaz (qui ^est

ici 6gal ^a 5/3 ^le gaz 6tant dissocl6 et ionise).

io l’intensit6 en erg/CM2 s, pi la densité en g/CM3

du milieu ambiant.

Les conditions du _gaz sur la face arriere de l’onde de detonation sont les suivantes :

oii ..At est la masse mol6culaire du gaz, K ^{la cons-}

tante de Botzmann, ^N le nombre d’Avogadro ^et x2 le ^{nombre de} particules que donne une molecule de _gaz dans les conditions ambiantes.

D’autre part ^{on trouve} que le gaz ^est entraine à la vitesse V2 ⁼ Vl’/(Y + 1)

La temperature ^reste pratiquement ^constante

dans toute 1’epaisseur de l’onde de detonation

(elle passe de 5/4 T2 ^a T 2).

Si on applique ^{ces formules au} laser utilise exp6-

rimentalement par M. Floux on trouve les r6sul- tats suivants : 50 % ^de 1’energie ^d6livr6e par le laser sont absorbés en 0 ~ 20 ns ce qui donne pour

une energie d6livr6e de 0,8 ^{J :} io

4,4 ^{X 1017} ergjcm2 ^s.

Opérant ^{a la} pression atmosphérique ^{et dans de}

l’air _p3L ⁼ 1,29 ^{X 10-3} g/cm3 ^d’ou theoriquement V, ⁼ 1,25 ^{X 107} cmjs. L’exp6rience ^donne 1,5 ^{X 107} cm js ^:t: 0,4 ^{X 107. On constate Ie} par- fait accord theorie-experience.

On déduit theoriquement qu’il ^{existe une zone}

flu la temperature ^{est de l’ordre de} T2 ^{~ 106 OK} (on ^trouve T 2 = 1,1 ^{X 106 OK si on admet} que les atomes sont deux fois ionis£s ce qui l’ionisation minimale puisque ^{l’on a} observe les raies Nu, et

0111, ^et T ’ 2 == 8,7 ^{X 105 OK si on} admet que les atomes sont trois fois ionises, ^ce qui ^{est sfrement}

le cas). Quelle ^est 1’etendue de cette zone ? Si on

.admet _que son volume est 6gal ^au volume de foca- lisation on a :

v ~ 10-2 I11IT13 .

L’influence de la tridimensionalite sur les r6sul- tats precedents ^est faible, ^{on sait en effet} que ^les vitesses d’onde de detonation ne sont pas pertur-

b6es par leur géométrie. ^D’autre part ^{dans le cas}

du laser utilise la conicit6 du faisceau lumineux

(qui ^{donnerait une} evolution de la face avant de la boule en t3/5) n’est pas ^assez bien definie pour

qu’elle ^{ait de} l’influence (marche ^{lin6aire de la}

face avant).

On constate également que la face arriere de la boule se dirige ^{vers Ie laser avec une} vitesse de

0,5 ^{X 107} cmjs. ^On peut expliquer ^{cela dans un}

modele unidimensionnel. En effet si on r6soud

completement ^le probl6me hydrodynamique, ^on

constate que l’onde de detonation ^est suivie d’une onde de detente, puis ^d’une discontinuite de contact et enfin d’un choc arri6re. Si on tient

compte du fait que 1’6mission de lumiere ^est pro-

portionnelle ^a p 2 v’r ^{on constate} que l’émission

est 15 fois plus ^faible qu’au pied de l’onde de detente que dans la partie ^{avant de la boule. Or}

le pied de l’onde de detente se propage th6orique-

ment a la vitesse de 0,51 ^{X 107} cmjs ^{en direction}

du laser. Bvidemment les caractéristiques du gaz sont, dans ^ces regions, ^fortement perturb6es ^par 1’expansion lat6rale, ^{mais la} grande anisotropie

du mouvement permet de penser que la partie

de la boule ^« vue » par le polaroide ^{est bien celle} qui s’6tend du front de choc avant au pied ^de

l’onde de detente arriere.

Le seuil brutal du polaroide ^avec lequel ^on prend

les photos fait que ^ce polaroide ^ne permet ^d’obser-

ver que les parties ^{de la boule} qui 6mettent le plus.

Aussi une explication satisfaisante de la phase

suce6dant a la phase ^ou 1’energie ^{lumineuse est} absorb6e, n’est elle pas ^{encore au} point. ^{Une chose}

est sure, ^{c’est la} longue duree de vie de la boule dont

on observe 1’emission pendant ^une dizaine de microsecoudes.

INFLUENCE DE LA PRESSION.

L’influence de la pression ^{a ete 6tudi6e} essentiellement _par M. Tomlinson. L’absorption ^{est d’autant} plus

grande ^et le seuil d’autant plus ^bas que la pression

est 6lev6e.

La mesure de l’intensit6 transmise en fonction du

temps ^{et de la} pression ^montre que l’instant ou

commence I’absorption ^{est d’autant} plus ^tardif

que la pression ^est basse. Ce fait est incompatible

avec une ionisation par simple processus photo- electrique, ^fut-il multiphotonique. ^{Nous devons}

admettre la succession de trois ph6nom6nes :

10 L’effet photoélectrique multiple produit ^un

certain nombre d’electrons libres.

20 Ces electronslibres sont acc6l6r6s paraccelera-

tion de freinage ^inverse multiphotonique, ^ralentis

par collisions. II se produit ^{une avalanche.}

30 Le plasma ^{6tant devenu tres} absorbant, ^l’io-

nisation se propage par onde de detonation.

Une fois traduites en equations, ^{ces id6es con-}

duisent a des courbes th6oriques proches ^des

courbes expérimentales.

Conclusion.

Au cours de cet expose, ^nous

avons rencontre deux types ^de plasmas ^corres- pondant ^a des conditions expérimentales ^diffé-

rentes. Les m6canismes permettant la formation de ces plasmas ^sont maintenant assez bien compris, grace, ^en particulier, ^{aux travaux} experimentaux

et th6oriques qui ^ont ete men6s chez nous en

etroite liaison.

II me semble que ^ces plasmas int6resseront les

sp6cialistes du confinement et que leur utilisation donnera lieu a bien des experiences ^nouvelles.

BIBLIOGRAPHIE BASOV (N. G.) ^{et KROKHIN} (O. N.), Proceedings ^{of the}

conference on quantum electronics, Paris, 1963.

MAYER (G.), C. R. Acad. Sc., Paris, 1965, 260, 477.

READY (J. F.), Appl. Phys. Letters, 1963, 3, 11.

ARCHBOLD (E.) ^{et HUGHES} (T. P.), Nature, 1964, 204, 670

READY (J. F.), Phys. Rev., 1965, 237 A, ^620.

FOWLER, Phys. Rev., 1931, 38, ^45.

SMITH (R.), Phys. Rev., 1962, 128, ^2225.

ADAVI (A.), Phys. Rev., 1964, 134 A, ^788.

DAWSON (J. M.), Phys. of Fluids, 1964, 7, ^981.

PASHIUM (P.) ^{et PROKHOROV} (A.), ^Z. für ang. Math. and

Phys., 1965, 16, ^125.

NELSON (P.), ^{C. R. Acad.} Sc., Paris, 1964, 259, 2185.

VEYRIE (P.) ^{et NELSON} (P.), C. R. Acad. Sc., Paris, 1964, 259, ^2401.

TOMLINSON (R. G.), Characteristics of visible discharges

induced _{in gases} byfocusedruby ^laser pulses. ^Antenna Laboratory, Ohio State University, Columbus, Ohio 1964.

BROWN (L.) ^{et KIBBLE} (T.), Phys. Rev., 1964, 133 A, ^705.

VON Roos (O.), Phys. Rev., 1964, 135 A, ^43.

GOLDMAN (I.), Phys. ^Letters, 1964, 8, 103.

RAMSDEN (S. A.) ^{et SAVIC} (P.), Nature, 1964, 203,1217.

PAO (Y.) et RENTZEPIS (P.), Appl. Phys. ^{Letters, mars 1965.}