Étude des émissions de rayons X et de neutrons d'une décharge non cylindrique focalisante

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Étude des émissions de rayons X et de neutrons d’une décharge non cylindrique focalisante

Claude Patou

To cite this version:

Claude Patou. Étude des émissions de rayons X et de neutrons d’une décharge non cylindrique

focalisante. Journal de Physique, 1970, 31 (4), pp.339-350. �10.1051/jphys:01970003104033900�. �jpa-

00206912�

ÉTUDE DES ÉMISSIONS DE RAYONS X ET DE NEUTRONS

D’UNE DÉCHARGE NON CYLINDRIQUE FOCALISANTE

Claude PATOU

C. E.

A.,

Centre d’étude de

Limeil,

B. P.

27, 94, Villeneuve-Saint-Georges (Reçu

^{le 6 octobre}

1969)

Résumé. 2014 Nous étudions les émissions de _{rayons X} et de neutrons du plasma ^créé par ^une

décharge électrique ^entre deux électrodes coaxiales. Les rayons X ^nous permettent de mesurer

la température

électronique

^du

plasma

^{de deux} façons différentes : d’une part par la méthode des absorbants

qui

^{consiste à détecter} l’énergie transmise au travers de matériaux donnés sous

diverses épaisseurs ^et d’autre part ^en comparant à l’aide de deux spectromètres ^à cristal les énergies rayonnées par le continu à deux longueurs d’onde différentes. La mesure de la température ^élec-

tronique,

résolue dans le temps, ^nous permet, moyennant quelques

hypothèses

simples ^d’établir

une corrélation entre les émissions X et

neutronique

^{de la} décharge.

L’étude de l’émission neutronique ^{consiste à mesurer}

l’anisotropie

^de l’énergie ^{des neutrons} à l’aide de

plaques

nucléaires et

l’anisotropie

du nombre de ^neutrons émis _par unité

d’angle

^solide.

Il paraît ^désormais certain que l’instabilité en saucisse (m ⁼ 0)

n’explique

pas l’origine ^{des neu-}

trons. Le modèle du plasma

thermique

^{en mouvement rend} compte, ^au contraire, d’un certain nombre de résultats.

Abstract. ²⁰¹⁴ X _rays and neutrons emissions from a plasma generated by ^an electrical discharge between two coaxial electrodes are studied. The electron temperature ^is measured from X _rays in two ways : first by ^the absorbing ^foils technique ^{in which the} energy transmitted

through

^various

material foils of different thickness is measured ; ^{and also} by ^the

comparison

^{of the} energy emitted at two different wave-lenghts ^{with two} cristal monochromators. The time resolved electron tem-

perature ^{and some} simple

hypotheses

^{lead to a} correlation between X rays and neutrons emissions.

We study ^{both the} neutron energy spectrum

anisotropy

^{and the neutron flux}

anisotropy.

^{It seems}

now certain that a m ⁼ 0

instability

^cannot

explain

^the origin ^{of the neutrons. On the} contrary the thermal moving plasma gives ^{account of most}

experimental

^results.

1. Introduction. ^- La

décharge

d’un banc de condensateurs dans ^{un canon} coaxial rassemble ^sur l’axe des électrodes un

plasma qui

^{émet de}

¹⁰⁹

^à

1010

neutrons. Pour tenter

d’expliquer l’origine

^de

ces neutrons, ^{nous étudions les}

caractéristiques

^du

plasma

^{et les}

propriétés

^de l’émission

neutronique.

Nous

rapportons

^{dans la}

première partie

^{de ce texte}

les mesures résolues dans le temps ^{de la}

température électronique

^du

plasma Te.

^Pour rendre éventuellement compte ^{du taux} de réaction nucléaire il serait

plus

intéressant de connaître la valeur des

énergies

^relatives

des ions _ou, si elle

existe,

^{de la}

température ionique Ti.

La mesure directe de

T,

^{est en cours dans notre labo-}

ratoire en étudiant la diffusion _par le

plasma

^{de la}

lumière d’un faisceau laser

[1]. Néanmoins,

^à

partir

des estimations de

Te,

^nous tentons, ^en utilisant

quelques hypothèses simples,

de relier l’émission X provenant ^du rayonnement ^{des électrons et l’émission}

neutronique,

résultat des collisions des ions. L’étude directe des neutrons nous permet

d’apporter quel-

ques conclusions ^sur le mécanisme

responsable

^de l’émission

neutronique.

La résolution

temporelle

^de

la

température électronique

^{et la} corrélation des émissions de neutrons et de _rayons X mous constituent

un apport ^{nouveau à} l’étude de cette

décharge.

II.

Description

^de

l’expérience.

^{- II.1 FONCTION-}

NEMENT. ^- Un article antérieur

[2]

^{donne une des-}

cription

détaillée de la

dynamique

^{de la}

décharge

^et

des

principaux phénomènes

dont elle est le

siège.

Rappelons

que la chambre à

décharge

^{est constituée}

de deux électrodes

cylindriques

^{coaxiales en cuivre}

séparées

^{à une} extrémité par ^un isolant en pyrex

(Fig. 1).

^Les électrodes ont 5 et 10 centimètres de diamètre et une

longueur

^de

18,5

centimètres. Elles sont situées à l’intérieur d’une enceinte en verre. La

pression

résiduelle est de l’ordre de

10-3

torr avant l’intro- duction du _gaz,

hydrogène

^ou

deutérium,

^{sous une}

pression

variant de

1,5

^{à 3 torr. La source}

d’énergie

est un banc de 6 condensateurs de 15

~F chargés

^à

18 kV

(14,5 kJ).

L’électrode intérieure est

polarisée positivement. Après

^le

claquage

^le

long

de l’isolant

(Fig. 1)

^{et la}

propagation

^{de la}

décharge

^{dans la}

partie

coaxiale

pendant 2,2

gs

environ,

^{on assiste à la}

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01970003104033900

FIG. 1. ^- Description schématique ^des électrodes et des phases de fonctionnement de la décharge.

compression

radiale de la nappe de ^courant devant l’électrode intérieure durant 150 ns,

jusqu’au

^rassem-

blement sur l’axe d’un

plasma ;

^{à cet instant se}

produit

une émission de _rayons X et de neutrons

qui

^sont

l’objet

^{de notre étude.}

II.2 CHRONOMÉTRIE DES PHÉNOMÈNES. ^- II.2.1

Dynamique

^{de la}

décharge.

^- L’ensemble des

phéno-

mènes que ^nous étudions se

produit

au cours ou en fin du mouvement de

compression

radiale de la nappe de ^courant. Les

signaux

des détecteurs sont

schématisés ^sur la

figure

^{2 et}

repérés

par

rapport

FIG. 2. ^- Chronométrie des variations de la dérivée du cou- rant de la décharge dildt, des émissions de rayons X ^et de

neutrons dildt ^à partir ^{du début du mouvement radial.}

à la dérivée du courant

dildt (courbe a).

L’autostric- tion de la

décharge qui

^débute

approximativement

au temps t;,

s’accompagne

^d’une

augmentation

^de

l’inductance du circuit

électrique

^et par

conséquent

d’une décroissance du courant

qui explique

les valeurs

négatives

^de

dI/dt

^{à ces instants. Le} front lumineux de la

décharge

^atteint l’axe environ au moment

t. ^où

dildt

passe par ^son minimum

[2].

II.2.2 Emission

neutronique.

^- L’émission de neu- trons débute entre 60 et 120 ns avant t m

(Fig. 2b).

Durant le temps

qui précède tm

^{le nombre total de}

neutrons émis reste inférieur à

10’

et constitue l’émis- sion

primaire.

L’émission

principale

commence au

le temps ^{de montée de}

l’impulsion tf - tm,

varie d’une

décharge

à l’autre mais vaut en

général

50 ns. Dans ce rapport ^nous étudierons l’émission

principale qui

comporte ^un nombre total de neutrons N

compris,

^le

plus

souvent, ^entre

109

et

101°.

Les émis- sions

neutroniques

^{sont visibles sur}

l’oscillogramme

de la

figure

^3d.

II.2.3 Emission de rayons X. ^-

Chaque décharge

est le

siège

d’une émission de _{rayons X} mous dont

l’énergie

moyenne ^est de

quelques

^{keV et}

qui

^est

synchrone

de l’émission

neutronique.

^{Nous l’avons}

schématisée ^sur la

figure

^{2c. Elle se} compose aussi d’une

impulsion primaire

^et d’une émission

principale

On note

parfois

^la

présence

^de

post-impulsions (Fig. 2c) signalées

par Beckner

[3].

^{Sur la}

figure

^3b

FIG. 3. ^- Oscillogrammes synchronisés ^{de la} dérivée du cou- rant dI/dt ^{et de} l’émission neutronique dNIdt, ^{les traces} (a) ^et (b)

montrent le signal ^de l’émission principale de rayons X ayant traversé respectivement 45,4 Mg/CM2 ^et 11,4 mg/cm2 ^d’alu-

minium.

est

reproduit

^le

signal

provenant de l’émission

prin- cipale

^de rayons X ^mous ayant ^traversé

11,4

d’aluminium. Une autre émission de _rayons

X, d’énergie plus importante,

pouvant atteindre 300 à 500 keV

[4]

^{et dont}

l’origine

semble être due à l’interaction avec l’électrode intérieure et les

parois

de l’enceinte d’électrons fortement accélérés est détec- tée au cours de certaines

décharges

^{entre les}

temps t m

et

tf.

Cette composante

dure,

^très

brève,

^{moins de} 50 ns

(Fig. 2d)

^{est la cause,}

lorsqu’elle

^{se manifeste}

d’une

façon intense,

^de

signaux parasites

dont il faut

nous

prémunir.

^{La mesure de la}

température

^électro-

nique

^du

plasma

^{se fait à}

partir

^de l’émission

prin- cipale

^de rayons X ^mous.

11.2.4 Localisation de la source de rayons X. - Une chambre à

sténopé

munie d’un orifice de

0,5

^mil-

limètre de

diamètre,

^recouvert d’une feuille de

8 ~

d’aluminium pour arrêter le rayonnement ^{visible a été} utilisée _pour localiser la source de rayons X : elle

apparaît

^{sur la}

figure

^{4 comme un}

filament,

^{de forme}

variable, qui

^se

développe

^{sur l’axe} de la chambre et dont la

longueur

^est inférieure à

2,5

centimètres.

FIG. 4. ^- Photographie intégrée dans le temps de la source de rayons X.

III. Mesures de la

température électronique

^du

plasma.

^{- Ce}

qui

^nous

importe

essentiellement dans cette étude c’est d’obtenir la meilleure résolution tem-

porelle possible :

^{c’est la raison} pour

laquelle

^nous

avons choisi ^comme détecteur des _{rayons X} l’asso- ciation d’un scintillateur

plastique (SPF)

^{et d’un}

photomultiplicateur rapide ⁽⁵⁶ AVP) fabriqués

par la

Radiotechnique.

^Le temps ^{de montée du détecteur}

est inférieur à 5 ns.

III. 1 MÉTHODE DES ABSORBANTS. ^- III .1.1 Prin-

cipe

^{de la méthode. - Cette} méthode désormais fort connue a été souvent utilisée

[5]

^en

particulier

par Jahoda

[6].

On suppose que le spectre ^continu

rayonné

par le

plasma

^{est dû}

uniquement

^au rayonnement de

freinage qui

résulte de l’interaction des électrons libres avec les ions du

plasma.

^Dans

l’hypothèse

^où

la fonction de distribution des électrons est max-

wellienne la

puissance

^émise par unité de volume de

plasma

^{et unité de}

longueur

d’onde s’écrit

[7] :

c est la vitesse de la

lumière, k

^{et h les} constantes

de Boltzmann et de

Planck,

ne, ni ^sont les densités

électronique

^et

ionique, Te

^la

température électronique,

Z le numéro

atomique

du composant ^du

plasma,

gff

le facteur de Gaunt

[8]

que ^nous supposerons varier lentement dans les _gammes de

longueur

^d’onde

et de

température qui

^nous intéressent.

Si V

désigne

le volume du

plasma,

^la

puissance

totale

rayonnée

^dans

l’espace

^{varie comme}

D’autre part, ^si

n(Â) désigne

le nombre de

photons atteignant

^{un matériau}

donné,

^dont

l’épaisseur est d,

le nombre de

photons

^{transmis vaut :}

/l(Â)

^{est le} coefficient

d’absorption

du matériau

[9].

La

puissance

transmise s’obtient _par

intégration

^du

produit

de la relation 1 par ^le facteur

exponentiel

de

l’équation

3 : c’est une fonction de d et de

Te.

Ainsi le

rapport R

^des

énergies

transmises au travers des deux échantillons absorbants ne

dépend

que de

Te.

^A

partir

des relations

(1)

^et

(3),

^on

peut,

pour

un matériau donné et des

épaisseurs dl

^et

d2

^calculer

théoriquement

^{R. La mesure de ce}

rapport

permet d’évaluer

Te.

Pour utiliser cette méthode nous devons nous assurer

qu’il n’y

^a pas de raie d’émission

superposée

^au

continuum;

ceci fera

l’objet

^du

paragraphe

^{III. 2.2.}

Si des raies sont

présentes, négliger

leur contribution revient à sous-estimer la valeur de la

température électronique [4].

L’énergie rayonnée (1)

passe par ^un maximum pour

~,M

^telle que

~,M exprimé

^en

Angstrôm

^et

Te

^{en keV}

[10].

^Pour

des

longueurs

^{d’onde très}

supérieures

^à

~,M

^{le terme}

en

À - 2

est

prépondérant

^{et la}

puissance rayonnée dépend

peu de

Te.

^Au

contraire, pour ÀM,

^c’est

l’exponentielle qui

^{domine et}

dP/d dépend

^fortement

de

Te.

Il convient donc de détecter

l’énergie rayonnée

aux basses

longueurs

d’onde. Ceci conduit au choix du matériau et de son

épaisseur. Lorsque

^c’est

possible,

on utilise ^un matériau dont le coefficient

d’absorption M(Â)

^ne

présente

pas de discontinuité dans la

plage

des

longueurs

^{d’onde à détecter. Le matériau absor-}

bant,

éliminant de la détection les

photons

^de

grande longueur d’onde,

^{et le} spectre

(1)

^{moins riche pour}

~,

~,M

définissent ainsi une véritable fenêtre d’obser- vation ^en

longueur

^d’onde.

III.1.2 Détection de

l’énergie

transmise. ^- En pra-

tique, lorsque l’expérience

le permet, ^on

emploie

un scintillateur dont

l’épaisseur

^est

supérieure

^au

libre parcours moyen

d’absorption

^des

photons qui

sont alors arrêtés par le scintillateur

quel

que soit ~..

Dans notre cas, pour réduire

l’importance

^des

signaux

des neutrons et de la composante ^{X dure nous} utilisons des scintillateurs minces pour

lesquels

il faut tenir

compte de la

réponse

^{en fonction de d.}

[11 ].

^{Nous avons}

porté

^{sur la}

figure

⁵ l’efficacité d’arrêt

théorique

des

photons

^en fonction de _{A pour} différentes

épaisseurs

du

scintillateur,

^en

sachant,

que c’est le carbone

qu’il

^contient

qui

^est

responsable

^de

l’absorption

des _rayons X. Pour deux

épaisseurs

^utilisées

fréquem-

FIG. 5. ^- Efficacité d’arrêt de scintillateurs (S. ^P. F.) ^{de diffé-}

rentes épaisseurs ^en fonction de la longueur d’onde du rayon- nement incident.

ment, nous avons

porté

les valeurs

expérimentales

obtenues à l’aide d’un diffractomètre utilisé comme

monochromateur. Hormis cette correction la linéarité du détecteur est admise

[12] [13].

^Une fraction de

FIG. 6. ^- Rapport ^des énergies transmises et détectées après traversée des échantillons absorbants d’aluminium (Al, A2, A3 § 111.1.2). ^{a -} b pour ^un scintillateur dont l’épaisseur ^est grande ^{devant le} libre parcours moyen d’absorption ^des photons.

c ^- d pour ^un scintillateur de 0,5 ^mm d’épaisseur.

l’énergie rayonnée

^P

(3)

^{est émise dans}

l’angle

^solide

intercepté

par le détecteur

qui

^{délivre un}

signal

^co

G(Te) représente

le facteur de transmission de la chaîne de détection constitué par le matériau absorbant et le détecteur proprement ^dit.

Nous utilisons des échantillons de

béryllium,

^de

nickel et d’aluminium. Pour ce dernier nous portons

sur la

figure

^{6 le} rapport

théorique

^{R des}

énergies

transmises ^au travers des échantillons suivants :

Ai (45,4 mg/cm’), A2 (11,4 mg/cm’), A3 (92, 4mg/cm2).

Si

P(Ai) désigne l’énergie

^{transmise au travers de l’ab-}

sorbant

Ai

les courbes ^a et b donnent

respectivement

les rapports

[P(A2)jP(A3)]

^et

pour ^un scintillateur de

0,5

millimètre

d’épaisseur

et les courbes c et d ces mêmes

rapports lorsque l’énergie

^{transmise est détectée} par ^un scintillateur très

épais.

III.1. 3

Dispositif expérimental.

^{-- Nous}

disposons

de

quatre

détecteurs situés dans un

plan perpendi-

culaire à l’axe des électrodes

qui

^{mesurent, à}

chaque décharge, l’énergie

^transmise

[P(Ai)]

^{au travers}

des échantillons choisis. Un soin

particulier

^{a été}

pris

pour définir leur

champ

^{de visée et en} exclure les élec- trodes _pour

n’accepter

que le

rayonnement

^du

plasma.

Les

signaux

^sont

enregistrés

par des

oscilloscopes

Tektronix 556 dont le temps ^{de montée est de 7 ns.}

En

positionnant

devant les

quatre

détecteurs le même absorbant ^on peut

régler

^le

gain

^des

photomultipli-

cateurs pour obtenir des

signaux

^{de même}

amplitude

et les

synchroniser

^{à mieux de 5 ns.}

Nous nous sommes assurés de l’absence de raies d’émission

pour  2,5 A (Chap. 111.2.2),

^ce

qui,

compte ^tenu des valeurs de la

température électronique

du

plasma

^couvre la totalité de notre fenêtre d’obser- vation

(Chap. III.I.1).

III.1.4 Résultats

expérimentaux.

^{- La}

figure

⁷

montre les

oscillogrammes

^fournis par les

quatre

^détec-

teurs au cours d’une

décharge.

^Les absorbants utilisés sont les échantillons

Ai, A2, A3,

d’aluminium.

La mesure de la

température électronique

^déduite

des rapports

P(A2)/P(A,)

^et

P(A,)/P(A,) (Fig. 6)

est

portée

^{sur la}

figure

^{7e. La}

précision

^{de la mesure}

de

T~

^{varie de + 10}

%

^{à + 20}

%.

^{On note en}

général

un bon accord entre les deux déterminations. La

tempé-

rature

électronique

^est inférieure à 2 keV à l’instant tm où débute l’émission

principale

^{de neutrons.}

Te

^croît

ensuite _pour atteindre en 30 ns environ une valeur variable

comprise

^{entre 4 et 8 keV. La valeur la}

plus

^{souvent observée est de 6 keV.}

Te

^{reste ensuite} relativement constante

pendant

^{les 100 ns durant}

lesquelles

^les

signaux

^de rayons X ^sont mesurables.

Bien _que les mesures antérieures ^ne

précisent

pas les variations de

Te

^{au cours du} temps, ^{nos résultats}

FIG. 7. ^- Mesure de la température électronique ^du plasma à l’aide des échantillons Ai, A2, A3 d’aluminium (§ 111.1.2).

sont en bon accord ^{avec ceux} de Mather

[3].

^D’autres

auteurs font état de

2,5

^keV

[14]

^sans

qu’il

soit certain que la

décharge

^se

produise

^de

façon

semblable à la nôtre. La

composante

^{dure ne}

permet

pas à Beckner

d’analyser

l’émission

principale

^de rayons X

[15].

Nous n’avons pas mesuré la densité

électronique

du

plasma ;

^{on s’accorde}

cependant

^{pour estimer}

qu’elle

^{vaut de}

¹⁰¹⁹

^à

quelques ^102°

électrons par centimètre cube

[16].

^{Dans ces}

conditions,

^le

temps d’équipartition

^de

l’énergie

^entre les électrons s’ex-

prime

par

[7]

’tee ^{est en} seconde si

Te

^{est en keV et} ne ^en

cm-3 ;

pour

Te

^{= 6 keV et} ne ⁼ 4 x

10- 10

s.

Le libre parcours moyen des électrons est alors de

quelques

millimètres et donc de l’ordre de

grandeur

des dimensions du

plasma.

Le rayon de

giration

des électrons

pénétrant

^{dans le}

champ magnétique

de la

décharge

calculé pour ^{un courant de 500} kA et un rayon du

plasma

^de

0,5

mm, est de l’ordre de

10-2

millimètre et leur permet ^d’être

rappelés

vers l’axe : les collisions se

multiplient

^favorisant

l’établissement d’un véritable

équilibre thermodyna-

mique.

^_

III.2 ETUDE

SPECTROMÉTRIQUE

DU RAYONNEMENT DU PLASMA. ^- Nous avons mesuré la

température électronique

^du

plasma

^{en détectant}

l’énergie rayonnée

selon le spectre ^{continu à deux}

longueurs

^d’onde

en utilisant la relation

(1) ;

^{nous avons}

comparé

le résultat à celui obtenu par la méthode des absor- bants. Les

spectromètres

^{nous ont}

permis

^{de vérifier}

qu’il n’y

^a pas de raie d’émission dans le rayonnement de la

décharge

^{dont la}

longueur

^{d’onde soit inférieure}

à

2,5 Á

à l’instant où on effectue la ^mesure de

Te.

III.2.1

Description

de la chaîne de mesure. -

Nous

disposons

^{de deux}

spectromètres

^Siemens

équi- pés

^{de cristaux}

plats.

^Le montage de l’un d’eux est schématisé sur la

figure

^{8. A}

partir

^du

plasma,

^nous

trouvons, ^sur le bras d’entrée de

l’appareil :

^{un aimant}

qui

permet ^de défléchir les

particules chargées

^en

FIG. 8. ^- Schéma du montage d’un des deux spectromètres.

~ provenance de la

décharge

^{- une} feuille de ^«

mylar

^»

de

0,01

millimètre

d’épaisseur

pour éviter que des pro-

jections

^{de cuivre ne viennent se}

déposer

^{sur le cris-}

tal ^- des fentes de Soller _pour définir la direction incidente ^- le cristal ^- des fentes de Soller de sortie dont l’ouverture est de

0,15 degré.

L’étanchéité du diffractomètre où

règne

^une

pression égale

^{à celle}

de la chambre à

décharge

^{est assurée} par ^une feuille de

béryllium

^de

0,1

^mm

d’épaisseur.

^{Le détecteur} proprement ^{dit se} compose d’un

scintillateur, épais

de 3 mm et d’un

photomultiplicateur rapide (56 AVP).

Au cours de la mise en oeuvre de la méthode des absorbants le

signal

^{recueilli est} suffisant pour utiliser le

photomultiplicateur

^{avec un}

gain

^réduit

(sortie

^sur

la huitième

dynode).

^Le

spectromètre

sélectionnant

l’énergie

^{émise à une}

longueur

^{d’onde sur une bande}

réduite

0,01 Á)

^on compense ^la perte ^{de niveau}

en augmentant

l’épaisseur

^du scintillateur et le

gain

du tube. Ce faisant la

probabilité

^{d’obtenir un}

signal

provenant ^{de la} composante ^X dure s’accroît. On s’en

protège

^en

interposant

^{sur le}

trajet

^{direct du}

plasma

au détecteur des

épaisseurs

successives de 5 cm de

plomb (Fig. 8).

^{Ces obstacles sont} insuffisants cepen- dant pour arrêter les neutrons émis et la distance du détecteur à la source ne permet pas ^de discriminer par

temps

^{de vol les}

signaux

^{dus aux X de ceux}

des neutrons. C’est la raison _pour

laquelle,

^pour

cette

étude,

^nous

emplissons

la chambre à

décharge

avec de

l’hydrogène.

Nous avons choisi un cristal de fluorure de lithium

(LiF-200) qui

permet, ^{avec un} coefficient de réflexion élevé

[17]

^{des mesures à des}

longueurs

^d’onde

supé-

rieure

0,4 Á.

^La réflexion cristalline est

régie

par la loi de

Bragg [18].

riz est un nombre entier caractérisant l’ordre de la réflexion et D

l’espacement

^des

plans

réticulaires du cristal

exprimé

^{dans la même} unité que ~.

L’angle 0

est défini ^sur la

figure

^{8. Nous avons mesuré la trans-}

mission de la chaîne de mesure ainsi que ^les variations relatives du coefficient de réflexion du cristal en fonc- tion de ~,

[19]

pour ^connaître la

réponse

des diffracto- mètres et des détecteurs associés en fonction de ~,.

III . 2 .2 Recherche de raies d’émission. ^- La déchar- ge n’étant pas

reproductible,

^{la recherche s’effectue}

en deux

étapes.

^{Les deux}

spectromètres

^{sont tout}

d’abord

réglés

pour détecter

l’énergie rayonnée

^à

la même

longueur

^d’onde

~,l

^sur le fond continu du spectre, ^au

voisinage

^{de la}

longueur

^d’onde

Ào

^de

la raie

qu’on

veut mettre en évidence. On s’assure de l’identité des

signaux

recueillis. On voit sur la

figure

⁹

les

oscillogrammes

^à peu

près

semblables provenant des

spectromètres S,

^et

S2

pour

~,1

⁼

1,4 À.

Dans

un deuxième temps ^{un des} diffractomètres est

réglé

FIG. 9. ^- Signaux des spectromètres S 1 et S 2 observant l’énergie ^{émise à À =} 1, 4

A.

sur

~,o

^{l’autre demeurant sur}

~,1.

^La

figure

^{10c met}

en évidence la transition

Ka

^du cuivre pour

~.o= ~~~ ~

sur le

spectromètre S,

tandis que

Si (Fig. lOb)

^mesure

l’énergie

^à

~,1

⁼

1,4 À

^{avec une} sensibilité 10 fois

supérieure

^au

signal S,.

^{Pour cette}

décharge,

^{on cons-}

tate donc que

l’énergie rayonnée

^{au cours de}

l’impul-

sion

postérieure

^est constituée _{pour 90}

%

par la transition

Ka

^du

cuivre ;

^au

contraire,

^{on ne détecte}

pas de cuivre au cours de l’émission

principale.

Dans la

plage 0,4 A

Â

2,5 Á

^nous n’avons pas décelé la

présence

^{de raies}

superposées

^au

spectre

continu autre que

Ka

du cuivre

présentes

^souvent

au cours des

post-impulsions.

^{Nous avons}

remarqué

que ^cette vérification est

importante

dans l’utilisation de la méthode des atsorbants

(paragraphe III. 1 .3).

FIG. 10. ^- Mise en évidence sur le spectromètre ^{S2 dela raie}

Ka

du cuivre (Ào ⁼ 1,55

Â).

Si observe l’énergie émise à ~, = 1,4

~.

III.2.3 Mesure de la

température électronique. -

Dans

l’hypothèse

^où les électrons du

plasma

^{sont en}

équilibre thermodynamique

^et

rayonnent

suivant la loi

exprimée

par la relation

(1)

^on remarque que le

rapport

des

énergies

émises à ~, ^et ~,’ permet ^{de mesurer}

Te.

^La

précision

^{de la mesure}

exige que

^et ~,’ soient inférieurs à

~.M

défini par la relation

(4)

^et que la différence

1 Â - Â’ soit

^la

plus importante possible. Compte

^tenu

des valeurs attendues de

Te

^{et des limites}

imposées

par les difFractomètres nous avons effectué les ^mesures à à ⁼ 1

A

sur le

spectromètre S2

^{et Â’ =}

0,5 Á

sur

Sl.

Cette mesure de

Te

^et celle obtenue _par la méthode des absorbants concordent ^en

général.

^{Nous avons}

porté

sur les

figures

^{lla et llb les}

signaux

^{des deux diffrac-}

tomètres. Les

énergies

transmises au travers des absor- bants

A2

^et

Ai

^{au cours} de la même

décharge

^ont

donné les

oscillogrammes

^{11 c et 1 Id. La mesure de}

Te

par les deux méthodes est

reportée

^sur la courbe ^e de la

figure

^11. Nous notons, pour

l’exemple

^illustré

sur la

figure 11,

^une différence sur l’évaluation de la

température électronique

^{et tout}

particulièrement

^aux

environs du temps ^Les

photomultiplicateurs

^des

spectromètres

^{ont un}

gain

^élevé

qui

favorise les fluctua- tions

d’amplitude

^du

signal

^{délivré. De ce}

fait,

^l’accord des deux méthodes ^sur la ^mesure de

Te

^est

statistique.

FIG. 1l. ^- Comparaison ^{de la mesure de la} température ^élec- tronique par la méthode des absorbants (A) ^et par spectro-

métrie (S).

L’émission de _rayons X

dépend

^des

caractéristiques

des électrons du

plasma

^et l’émission de neutrons de celles des ions. Le

synchronisme

^des

signaux (Fig. 3) produits

par les rayons X et les neutrons, ainsi _que les conclusions

apportées

par l’étude directe des neutrons émis nous conduira à formuler une

hypothèse

^{sur le}

couplage

^{entre les ions et les} électrons du

plasma (Chap. V).

IV. Etude des

caractéristiques

de l’émission neutro-

nique.

^{- L’étude des}

anisotropies

de l’émission des neutrons

permet

de différencier les deux modèles extrêmes

suivants, auxquels

nous nous limiterons.

Dans le

premier

^{modèle on} suppose

qu’une

instabilité

magnétohydrodynamique m

^{= 0 du} type ^saucisse

accélère,

suivant l’axe de la

décharge,

^{des ions}

qui

entrent en collision avec le

plasma

^immobile

[20] :

la fonction de distribution des

ions f (v)

^est alors forte- ment

anisotrope.

^{Dans le second modèle on fait}

l’hypothèse

que les réactions de fusion prennent ^nais-

sance dans un

plasma

thermalisé

qui

peut ^{être animé}

d’un mouvement d’ensemble _que nous supposerons, pour ^conserver la

symétrie

^de

révolution,

suivant l’axe de la

décharge.

Dans le référentiel lié au

plasma, f (v)

est alors

isotrope.

^Nous

appellerons

^ce

modèle,

^intro-

duit _par

Filippov, [21] ] plasma thermique

^{en mouve-}

ment

(P.

^T.

M.).

IV. 1 ANISOTROPIE DE L’ÉNERGIE DES NEUTRONS. ^-

La réaction nucléaire entre deux _noyaux de deutérium conduisant à l’émission d’un neutron est la suivante

[7] :

Dans le

système

^{du centre de masse}

^(C. M.) l’énergie

^du

neutron

En

^ne

dépend

pas de sa direction d’émission

[22].

^De

plus,

^{si dans ce}

système l’énergie

relative des deutons

Er

^{est très} inférieure à

Q

^et peut ^être

négligée

dans le bilan des

énergies, En s’exprime

par :

Dans le cas de l’instabilité m ⁼

0,

la vitesse V du centre de masse des réactions dans le

système

du laboratoire

(L)

^est

portée

par l’axe des électrodes. De

même,

^dans

le modèle P. T.

M., statistiquement,

la vitesse d’ensem- ble du

plasma représente

la vitesse _moyenne V des centres de masse des réactions nucléaires dans

(L).

Soit v-,

la vitesse du neutron dans le

système (C. M.)

telle

qu’on

^peut la calculer à

partir

^{de la relation}

(9) - vn N 2,1

^x

¹⁰⁹ cm/s.

^Posons

Appelons

9

l’angle

d’émission du neutron

repéré

par

rapport

^{à V et}

d’après

^nos

hypothèses

par

rapport

^à l’axe de la

décharge

que

nous

orienterons dans le sens

de V. Dans

l’hypothèse Q

^{et K}

0,1,

^ce

qui

^se

trouvera être vérifié a

posteriori,

^{on montre}

[23]

que

l’énergie .En

^{du neutron dans}

(L) s’exprime

par :

la différence des

énergies

^{du neutron émis à 00 et 1800}

par

rapport

à V s’écrit :

l’anisotropie

^de

l’énergie

^{du neutron ne}

dépend

^donc

que de V

qui

peut donc être mesurée de cette

façon,

soit _par temps ^{de vol}

[24]

^{soit à} l’aide de

plaques

nucléaires

[25].

IV. 2 ANISOTROPIE DU NOMBRE DE NEUTRONS ÉMIS. ^- Soit

dN/dQ

⁼

0(g)

le nombre de neutrons émis _par unité

d’angle solide

dans la direction _lp. Nous suppose-

rons

toujours Q

^{et K}

0,1.

^{Dans ces condi-} tions

[23].

g

représente

^la vitesse relative des deutons ^avant le choc et la section efficaces

u(g, ç) s’exprime

^par

[22]

les fonctions A et B ne

dépendant

que

de ~ 1 g 1 -

Dans le cas de l’instabilité m ⁼ 0 on a g ⁼ 2 V. La courbe b de la

figure

^{12 donne}

7(~) =

calculé

pour V

⁼

1,2

^x

108 cm/s.

^On remarque que est minimum dans la direction 90°. Dans le modèle P. T.

M.,

du fait de

l’agitation thermique

^les

vitesses relatives _g sont

statistiquement isotropes

^dans

un référentiel lié ^au

plasma

^et par

conséquent

^{6 ne}

dépend

pas de _cp. La courbe 12a montre alors les variations de

J«p)

pour la même valeur de V. Le com-

portement ^est très différent de celui

correspondant

^à l’instabilité m ⁼ 0

puisque

^{J décroît}

depuis

^0°

jusqu’à 180~ ;

^{ceci est}

caractéristique

^de

l’isotropie

^de

f (v)

dans le référentiel du

plasma.

^L’étude

expérimentale

de

J(cp)

^{doit permettre} de choisir entre ces deux modèles.

FIG. 12. ^- Nombre de neutrons émis par unité d’angle ^solide

en fonction de l’angle d’émission repéré par rapport à l’axe de la décharge (§ V.2).

Nous remarquons

d’après (13)

^et

(14)

que pour ^ces deux modèles

la mesure du nombre de neutrons émis à 00 et 180~ est une deuxième

façon

^d’évaluer h par l’intermédiaire de

K(10).

IV. 3 ETUDE EXPÉRIMENTALE. ^- IV. 3. 1 Mesure de

l’anisotropie

^de

l’énergie

^{des neutrons. - Nous avons}

évalué

l’énergie

^{des neutrons de la}

décharge

^{à l’aide}

de

plaques

nucléaires

[26] ;

pour

cela,

^{on mesure la}

longueur

^{de la trace} laissée dans l’émulsion _par le proton ^{de recul et}

l’angle qu’elle

^{fait avec la}

trajectoire

incidente du neutron

qu’il

^est nécessaire de connaître.

Si on admet _que la source est un filament

allongé (Fig. 4)

^{les seuls neutrons dont on connaît la}

trajectoire

sont ceux

qui

^{sont émis sur} l’axe de la

décharge,

^nous

y ^avons donc

positionné

^deux

plaques

^de part ^{et d’autre} du

plasma.

^{L’une d’elles est} située dans l’électrode intérieure dont la face avant est

démontable ;

⁷⁰

plaques

ont été irradiées de cette

façon,

^la

plupart n’ayant

^subi

qu’une

^seule

décharge.

^Le résultat du

dépouillement qui

^{s’est effectué}

après

de nombreuses

vérifications,

montre

(Fig. 13)

que

l’énergie En

^des neutrons est

FIG. 13. - Résultat du dépouillement ^{des traces de deux} plaques

nucléaires irradiées au cours d’une décharge ayant produit

un nombre de neutrons N ⁼ 1,2 ^{X 109. _}

toujours supérieure

^vers l’avant des

électrodes,

^ce

qui

définit le sens de V et

l’angle 9

^{= 00. Ceci}

indique

que le mouvement des centres de masse se fait en

s’éloignant

des électrodes. La différence des

énergies

^{à 00 et 1800}

varie d’une

décharge

^{à l’autre. Pour un} nombre total de neutrons inférieur à N ⁼ 2 x

109,

^{évalué à}

partir

de la mesure de

dN/dQ (900)

^{et en supposant} que la

source a un rayonnement

isotrope égal

^à

dN/dS2 (900),

la différence des

énergies

^{est de 500 keV à 700 keV}

ce

qui correspond

^{à une} vitesse des centres de masse V

comprise

^entre

1,1

^x

108 cm/s

^et

1,7

^x

IO’cm [27].

Ceci

justifie l’approximation

^{faite .K}

0,1.

^Des

mesures récentes effectuées _par temps ^{de vol}

[24]

font état de valeurs voisines. Dans le cas de l’instabilité

ces vitesses

correspondent

^{à des}

énergies cinétiques

^des

deutons de 50 à 100 keV. Dans le modèle P. T. M. les deutons entraînés à la vitesse V

possèdent

^une

énergie cinétique

moyenne

qui

^{varie de 12 à 25 keV.}

IV. 3.2 Mesure de

l’anisotropie

du nombre de neu-

trons émis. ^- La mesure de a été faite ^avec des compteurs ^à activation

d’argent

^et des détecteurs associant un scintillateur et un

photomultiplicateur.

L’énergie

^{des neutrons variant avec} cp nous avons

examiné avec soin la

réponse

des détecteurs en fonc- tion de

En [13] [28].

^Nous nous sommes assurés de l’identité des résultats fournis _par les deux méthodes de mesure. Pour cp > 900 nous avons évalué

l’absorp-

tion due aux électrodes et à la tête du canon. De

plus,

nous avons

percé

^de part ^en part l’électrode inférieure par ^un trou, ^ce

qui

^{nous a}

permis

de faire la mesure

~(180~)

^{sans avoir à tenir compte}

d’absorption

^{due à}

l’électrode ^en cuivre. Cette ^{mesure a} été

comparée

aux valeurs de

~(180~)

^{obtenues sur un}

montage

^ne comportant pas ^{ce trou.} La mesure directe et celle

qui

est

corrigée

^sont

comparables.

^Nous portons ^{sur la}

FIG. 14. ^- Rapport ~(0°)/~(90°) ^du nombre de neutrons émis à 0° et 90° par rapport à l’axe de la décharge ^en fonction du nombre N de neutrons émis, pour deux pressions de rem-

plissage ^{de la chambre à} décharge.

pressions

de deutérium de

1,5

^{torr et 3 torr en fonction}

de N. Les variations de mesurées à l’aide de

plaques

nucléaires à 0° et 180° n’introduisent _{pas des} corrections

supérieures

^{à 15}

%

^{de la}

réponse

^des détecteurs et de ce fait les

points expérimentaux ^portés

sur la

figure

^{14 n’ont} pas été

corrigés.

Pour la

pression

^de

1,5

^torr

J(00)

^ne

dépend prati- quement

pas de N tandis _{que pour} 3 torr

J(00)

^et

J(ep)

en

général dépendent

fortement de N. Cette remarque semble confirmer un comportement

particulier

^{de la}

décharge

^{à faible}

pression déjà

^{mis en évidence} par ailleurs

[27].

^Les variations de

l’anisotropie

^{avec N}

n’ont _{pas été}

signalées,

^{à notre}

connaissance,

par d’autres auteurs.

La

figure

^12e

correspondant

^au

régime

^{à basse}

pression

^{est donc tracée sans tenir} compte ^{de N. Nous}

avons limité au maximum le nombre de

décharges

^car

lorsque

^la

pression

^{est de}

1,5

^{torr il se}

développe,

^au

moment de la

compression radiale,

des surtensions très

importantes (supérieures

^{à 100}

kV)

que le matériel supporte difficilement.

Lorsque

^la

décharge

fonctionne à haute

pression (3 torr) J(9) dépend

^de

N ;

nous avons

porté

^{sur la}

figure

^{12c et} 12d les valeurs _moyennes de

J( ep)

^respec-

tivement pour N N

109

et N >

2,5

^x

109

neutrons.

Lorsque

le nombre de neutrons N est voisin de

10’

les variations de

J(ep) (Fig. 12c)

s’accordent avec le modèle P. T. M. animé d’une vitesse d’entraînement voisine de

1,5

^x

108 cm/s.

^{La valeur de}

J(180°) paraît cependant

s’écarter de la courbe. Une mauvaise éva- luation du nombre de neutrons émis à 1800

qui

^inter-

agissent

^avec l’électrode intérieure

peut

^entacher

cependant

^{la mesure d’une erreur}

importante.

Pour N voisin de

2,5

^x

109, J(~p)

décroît de 0° à 180°.

Lorsque

ep ^est

compris

^{entre 20° et} 1 b0° les varia- tions de suivent encore celles du modèle P. T. M.

mais ^on constate sur la courbe 12d _que les valeurs de

J(00)

^et

J(1800)

s’écartent notablement de la courbe

théorique.

Nous avons

remarqué (relation 15)

que

permet

^{d’évaluer V. Si nous calculons C à}

partir

des valeurs de

J(00)

^et

J(180°) mesurées,

^{on est} conduit _{pour N =}

2,5

^x

¹⁰⁹

^{à 3 torr à} des vitesses

comprises

^{entre 5 x}

¹⁰⁸ cm/s

^et

¹⁰⁹ cm/s.

^{Ces mêmes}

valeurs, qui paraissent exagérées

seraient déduites de la ^mesure de

J(00)

^{dans le}

régime

^basse

pression.

^Nous

n’avons _pas

d’explication

satisfaisante à _proposer pour rendre compte ^{de ces écarts à la courbe}

théorique.

Nous nous proposons de

reprendre

^{ces mesures sur}

l’axe en éliminant au maximum les matériaux environ- nants

susceptibles d’engendrer

^des diffusions dont

l’importance

^est

parfois

^{difficile à}

apprécier.

IV. 4 CONCLUSION. ^- En

ignorant

^{les mesures du}

nombre de neutrons émis sur l’axe dans les directions 0° et 180°, les

anisotropies

de l’émission

neutronique

semblent

indiquer

que la fonction de distribution des ions du

plasma

^est relativement

isotrope.

^Le

modèle du

plasma thermique

^{en mouvement}

(P.

^T.

M.)

peut rendre compte ^des

anisotropies

constatées.

La mesure de la

température ionique,

si elle existe

vraiment, n’ayant

pas été

faite,

^{nous allons tenter}

d’établir un lien entre les émissions de

rayons X

^{et de}

neutrons en formulant

quelques hypothèses simples.