CHAUFFAGE D'UN PLASMA DE DEUTÉRIUM PAR UN LASER MOLÉCULAIRE

HAL Id: jpa-00215249

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00215249

Submitted on 1 Jan 1973

HAL is a multi-disciplinary open access archive for the deposit and dissemination of sci- entific research documents, whether they are pub- lished or not. The documents may come from teaching and research institutions in France or abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de recherche français ou étrangers, des laboratoires publics ou privés.

CHAUFFAGE D’UN PLASMA DE DEUTÉRIUM PAR UN LASER MOLÉCULAIRE

M. Rabeau, M. Rostaing, D. Colombant

To cite this version:

M. Rabeau, M. Rostaing, D. Colombant. CHAUFFAGE D’UN PLASMA DE DEUTÉRIUM PAR UN LASER MOLÉCULAIRE. Journal de Physique Colloques, 1973, 34 (C2), pp.C2-5-C2-8.

�10.1051/jphyscol:1973202�. �jpa-00215249�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C2, supplément au no 11-12, Tome 34, Novembre-Décembre 1973, page C2-5

CHAUFFAGE D'UN PLASMA DE DEUTÉRIUM PAR UN LASER MOLÉCULAIRE

M. RABEAU, M. ROSTAING, D. COLOMBANT Commissariat à 1'Energie Atomique, Centre d'Etudes de Limeil,

BP 27, 94190 Villeneuve-Saint-Georges, France

Résumé. - L'interaction entre le faisceau d'un laser de puissance à CO2 de 300 MW et un glaçon de deutérium, produit un plasma dont la vitesse d'expansion atteint 4 x 107 cm/s et la température ionique 300 eV. Nous avons mesuré ces grandeurs au moyen de collecteurs de parti- cules polarisés et d'un analyseur à déflexion électrostatique. Les résultats obtenus sont en bon accord avec le modéle de la déflagration radiative.

Abstract. - When firing a 300 MW TEA CO2 laser on to a solid deuterium ice, a plasma is produced. The expansion velocity is up to 4 x 107 cm/s. The ion temperature reaches 300 eV.

These quantities were measured by means of a set of particle wllectors and an electrostatic analyser.

The results are in fair agreement with the radiation flame model.

1. Introduction. - Depuis l'apparition des lasers de puissance à CO, en 1970 [l] l'évolution rapide de leurs performances a permis d'étudier les phéno- mènes d'interaction dans une large gamme d'énergie incidente [2], [3], 141. L'évolution des paramètres du plasma en fonction .de la puissance et de la longueur d'onde, du faisceau incident a été décrite au moyen de modèles théoriques [5], [6] dont la validité semble maintenant bien établie.

Le laser dont. nous avons disposé dans le courant de l'année 1972, délivrait des impulsions de 18 J en 65 ns. Ces caractéristiques nous ont permis de porter la température d'un plasma, créé en focalisant le faisceau sur un glaçon de deutérium, à plus de 300 eV, soit dans un domaine oh les temps de relaxa- tion et d'établissement d'un régime hydrodynamique ne sont plus négligeables devant la durée de l'impulsion laser [7].

Ces résuItats permettent d'estimer les températures maximums qui peuvent être atteintes par ce processus de chauffage et l'ordre de grandeur du flux incident au-delà duquel, dans le modèle de la déflagration radiative la notion d'absorption en volume perdra sa validité au profit de celle de l'absorption pellicu- laire.

2. Dispositif expérimental. - Le dispositif expé- rimental est décrit sur la figure 1. Le laser dont on n'a représenté que le dernier élément amplificateur, est du type à excitation transverse et préionisation par effet de champ [8]. Il comporte un pilote et un amplificateur, composés chacun de quatre éléments semblables à celui représenté sur la figure. Le faisceau de sortie a un diamètre de 30 mm, il est pratiquement monomode transverse et délivre 18 J en 65 ns.

C O L L E C T E U R S CELLULE G e

+"$&

"'

FIG. 1. - Etude des ions Deutérium.

La cibIe est un glaçon de deutérium solide de sec- tion carrée de 1 mm de côté, obtenu par extrusion à travers une filière après refroidissement dans un cryostat à circulation d'hélium liquide.

Le faisceau est focalisé à la surface de la cible par une lentille en sel gemme de 200 mm de focale.

Trois collecteurs de charge, du type «cylindre de Faraday

sont disposés autour de la cible à une distance de 10 cm et à 0,45 et 900 de l'axe laser. Ils sont tous trois diaphragmés à 0,4 mm et polarisés à - 200 V.

Un analyseur de particules à déflexion électrostatique est disposé à 450 de l'axe laser. La fente d'entrée est à 50 cm de la cible. Le détecteur est un photomulti- plicateur sans fenêtre placé il une distance de 1,2 m.

Entre la fente d'entrée et le détecteur, deux électrodes de déflexion dévient de 900 la trajectoire des ions qui franchissent la fente d'analyse si leur énergie ciné- tique est comprise dans une bande étroite définie par la résoIution de l'appareil.

Dans la chambre d'interaction oh sont enfermés

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1973202

C2-6 M. RABEAU, M. ROSTAMG ET D. COLOMBANT ces divers éléments, règne un vide de torr. Le

faisceau y pénètre par une fenêtre d'entrée en sel gemme, inclinée de manière à éviter que la lumière réfléchie ne soit réinjectée dans le, laser.

Enfin, une diode au germanium du type «photon dragg » éclairée par la réflexion sur la fenêtre d'entrée assure le contrôle de l'émission laser et donne l'origine des temps aux chaînes de diagnostics.

3. Diagnostics. - 3.1 COLLECTEURS DE PARTICULES.

- Les collecteurs de particules, lorsqu'ils sont chargés à basse impédance, fournissent des signaux dont l'amplitude est fonction du nombre de charges reçu à chaque instant. La figure 2 représente l'un de ces signaux. Sur la trace inférieure de I'oscillogramme, l'impulsion laser donne l'origine des temps. Sur la trace supérieure, nous voyons apparaître successive- ment des pics précoces qui sont dus en partie à de l'effet photoélectrique, à des ions de forte énergie et à des parasites électriques, ce qui en rend l'inter- prétation malaisée. Suit une impulsion large et de grande amplitude correspondant à la collection des ions D+ du plasma, à laquelle succède fréquemment un signal dû à des ions ~ z f de faible énergie. Dans ce qui suit, nous avons principalement exploité les informations de vitesse maximum et moyenne des ions D+ qui se lisent aisément sur les oscillogrammes.

FIG. 2. - Ions Deutérium-Signal collecteur OO.

3.2 ANALYSEUR ÉLECTROSTATIQUE. - L'analyseur électrostatique, permet de tracer point par point la répartition en vitesse des ions dN/dv = f (v).

L'abscisse du sommet de ces répartitions fournit une seconde mesure de la vitesse moyenne des ions, et lorsqu'elles sont gaussiennes, leur largeur nous permet de calculer la température ionique du plasma.

Sur la figure 3 sont représentés deux spectres obtenus pour des énergies laser incidentes de 5,8 J et 16,5 J.

Les gaussiennes tracées en trait plein sont celles qui passent le plus près de nos points expérimentaux et sont obtenues par un calcul sur ordinateur qui nous donne également la température ionique correspon- dante.

Le caractère gaussien du spectre obtenu à 5,8 J

FIG. 3. - Répartition en vitesse des ions D+.

est évident. A 16,5 J la dispersion est plus importante.

On peut penser qu'il s'agit d'erreurs expérimentales, en particulier aux vitesses élevées ou la réponse du détecteur est mal connue, mais il se pourrait également qu'à ce niveau d'énergie incidente on entre dans le domaine où l'absorption en volume cède le pas à l'absorption pelliculaire.

4. Exploitation des mesures. - 4.1 RÉPARTITION ANGULAIRE DE L'ÉMISSION IONIQUE. - A partir des mesures de vitesse effectuées avec les collecteurs de particules, nous avons tracé le diagramme représenté sur la figure 4. Les trois angles indiqués correspondent

Fio. 4. - Ions D+ et D2+. Répartition angulaire EL

10 J ; Collecteur à 10 cm.

aux directions des trois collecteurs par rapport à

l'axe laser qui est confondu à l'axe 00. On voit que

l'anisotropie de l'émission est très marquée, il y a

par exemple un rapport 2 entre les énergies cinétiques

dans i'axe et à 900. Le grand lobe correspond au

front du plasma, le second à l'énergie moyenne, le

CHAUFFAGE D'UN PLASMA DE DEUTÉRIUM PAR .UN LASER MOLÉCULAIRE C2-7 petit à quelques ions ~ z f identifiés dans la queue de

distribution. On retrouve là des phénomènes ana- logues à ceux observés, lors de tirs sur cibles lourdes, effectués pour' l'étude de l'émission d'ions multi- chargés [9].

4.2 VITESSE MOYENNE DES IONS EN FONCTION DE L'ÉNERGIE LASER. - En faisant varier l'énergie inci- dente au moyen d'atténuateurs en fluorine, nous avons tracé la variation de la vitesse moyenne en fonc- tion de l'énergie laser (Fig. 5) jusqu'à W, = 3 J environ, la vitesse varie comme wLI9, ce qui s'accorde avec le modèle de Krokhin [5] ainsi qu'avec les mesures effectuées en 1971 par nous-mêmes avec un laser de 2 J, et par Büchl [2] à Garching à la même époque.

C ~ / S L A S E R ~ 0 ' 3 0 0 ~ ~

CIBLE D' SOLIDE ^O ANALYSEUR E S 90'

10'

1

- PENTE 3/7 -;

FIG. 5. - Vitesse moyenne des ions D+ en fonction de i'énergie laser.

Pour W , > 3 J, la pente augmente et la vitesse croît alors comme l'énergie à la puissance 317. Nous constaterons dans les paragraphes suivants que cette variation de pente correspond à une région où l'ac- croissement de la température ionique devient moins rapide.

4.3 TEMPÉRATURE IONIQUE EN FONCTION DE L'ÉNER- GIE LASER. - A partir des répartitions en vitesse des ions obtenus avec l'analyseur électrostatique, nous avons calculé les températures ioniques pour quelques valeurs de l'énergie incidente. On constate que, entre 100 et 300 eV, la température ionique varie comme

L A S E R ~ 0 ' 3 0 0 ~ ~ C I B L E D ~ S O L I D E A N A L Y S E A 45'

FIG. 6. - Température des ions D+ en fonction de l'énergie laser.

l'énergie laser à la puissance 318 (Fig. 6 ) soit avec la même pente que les courbes théoriques présentées dans le paragraphe suivant (Fig. 7).

5. Interprétation des résultats. - Les résultats obtenus pour la température ionique en fonction du flux diffèrent de ceux que l'on trouve pour le laser au néodyme. La température ionique augmente moins vite avec le flux et l'on s'est posé la question de savoir si cet effet était dû au temps de relaxation des ions ou à la réflexion de la lumière laser par la cible. En effet, en ce qui concerne le laser CO,, le temps d'équipar- tition de l'énergie entre ions et électrons est plus long que pour le laser au Nd du fait de la plus faible densité critique et la réflexion est plus importante.

Comme les résultats obtenus à partir du modèle de la déflagration radiative [7] dans le cas du laser au Nd se comparent assez bien avec les résultats expéri- mentaux, nous sommes partis de ce dernier modèle auquel nous avons ajouté une équation d'évolution pour la température des ions et un coefficient de réflexion dans le calcul de la température électro- nique.

Nous avons supposé que le coefficient de réflexion était donné par son expression classique [9] :

où « a ^B est une distance caractéristique du gradient de densité. Si l'on prend a ⁼ C, t

où 1 est la longueur d'onde du laser en microns, A la masse atomique, t est en ns et Te en eV.

En remplaçant @ par @(l - R) dans l'expression

C2-8 M. RABEAU, M. ROSTAING ET D. COLOMBANT de la température électronique du modèle de la défla-

gration radiative, il vient :

avec :

@(t) =

cos h[y(t - t,)]

En ce qui concerne les ions, leur température est donnée par :

où T,;, le temps de relaxation électron ion est donné par l'expression :

En fait, cette expression surestime légèrement le temps de relaxation des ions car l'équipartition se produit à une densité un peu supérieure à la densité critique, mais le modèle d'équipartition impliqué par l'éq. (5) sous-estime ce même temps puisque les ions ne sont pas immobiles et traversent une région située derrière la zone d'absorption et chauffée par conduction thermique.

Le système d'éq. (3), (4), (5) a été résolu pour Ti correspondant au maximum de Te pour différentes valeurs du flux-laser. On a tracé sur la figure 7 Te et Ti pour différentes valeurs de la largeur à mi-hau- teur de l'impulsion. On a aussi ajusté le paramètre

de telle façon que les résultats se rapprochent des résultats expérimentaux. Les conclusions que l'on peut tirer de ces calculs sont :

- la réflexion qui devrait avoir une influence sur l'évolution de Te semble ne pas jouer un rôle très important pour les durées d'impulsion envisagées.

C'est seulement au cours des quatre premières nano- secondes qu'elle intervient de façon notable et son effet est d'égaliser les températures électronique et ionique à bas flux ;

- la relaxation des ions joue un rôle important aux densités de plasmas obtenues par laser CO,.

On remarque que température ionique et température électronique se découplent à partir d'une certaine valeur de flux et qu'au-delà la température ionique augmente plus lentement. Ce découplage se produit à une température qui dépend de la largeur à rni-hau- teur de l'impulsion laser. Par exemple pour une impul- sion de 65 ns. Ce découplage se produit entre 100 et 200 eV environ ;

- la valeur de a qui semble le mieux traduire les résultats expérimentaux est voisine de 1 (Fig. 7).

Cette conclusion, si elle était confirmée, devrait remettre en cause la validité du modèle de la défla- gration radiative. Toutefois, nous savons que les flux incidents calculés simplement à partir des carac- téristiques du faisceau et de la lentille sont très sures- timés par rapport au flux réel sur la cible, et de ce fait la valeur a = 2 reste parfaitement vraisem- blable.

6. Conclusion. - Le chauffage d'un plasma de deutérium par le faisceau d'un laser de puissance à CO, est assez bien décrit par le modèle de la défla- gration radiative, à condition de tenir compte du temps de relaxation électron-ion.

11 reste un doute sur la valeur de l'exposant a dans l'expression Te = C(Â" 4>)2/3 mais cette valeur est certainement comprise entre 1 et 2.

Par extrapolation de nos résultats et comparaison avec ceux obtenus précédemment avec un laser au néodyme, on peut prévoir que la température ionique atteinte dans la limite de validité du modèle se situera vers 600 eV pour un flux incident compris entre 10"

et 1013 W/cm2.

Bibliographie

[l] BEAULIEU, A. J., Appl. Phys. Lett. 16 (1970), 504.

[2] BÜCHL, K. P., Plasma production by COz laser. Laser interaction and related plasma phenomena (Edited by Helmut H. Schwarz and Heindrich Horra).

[3] TONON, G., RABEAU, M., Phys. Lett. 40A (1972) 215.

[4] TONON, G., RABEAU, M., Plasma characteristics with TEA COz laser and wavelength scaling law. VI1 inter- national quantum electronics conference, Montreal, 1972.

151 AFANASYEV, KROKHIN and SKLIZKOV, IEEE J. Quant. El.

QE-2 (1966) 483.

[6] FAUQUIGNON, C., FLOUX, F., Phys. fIUids 13 (1970) 386.

[7] BOBIN, J. L., Flame propagation and overdense heating in a laser created plasma. Phys. Fluids 14 (1971).

[8] DUMANCHIN, R., MICHON, M., FARCY, J. C., BOUDINET, G., R o c c ~ SERRA, J., IEEE, J. Quant. Elect. QE-8 (1972) 163.

[9] PEREZ, A., TONON, G., RABEAU, M., Proc. of second Int.

Conf. on Ion Sources, Sept. 11-15 1972, Vienna, Aus- tria, 597.

[IO] SHEARER, J. W., Phys. Fluids 14 (1971) 183.