ÉTUDE CHRONOLOGIQUE DU PLASMA DE BÉRYLLIUM CRÉÉ PAR UN LASER

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Submitted on 1 Jan 1968

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ÉTUDE CHRONOLOGIQUE DU PLASMA DE BÉRYLLIUM CRÉÉ PAR UN LASER

P. Langer, G. Tonon, Y. Durand, J. Buges

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P. Langer, G. Tonon, Y. Durand, J. Buges. ÉTUDE CHRONOLOGIQUE DU PLASMA DE BÉRYL- LIUM CRÉÉ PAR UN LASER. Journal de Physique Colloques, 1968, 29 (C3), pp.C3-132-C3-136.

�10.1051/jphyscol:1968333�. �jpa-00213571�

ÉTUDE CHRONOLOGIQUE DU PLASMA DE BERYLLIUM CRÉÉ PAR UN LASER

P. LANGER, G . TONON, Y. DURAND, J. C . BUGES Commissariat k 1'Energie Atomique, Paris.

Résumé. - Nous avons créé un plasma en focalisant, sur une cible en béryllium, le faisceau de lumiCre cohérente émise par un laser déclenché. Plusieurs diagnostics (cinématographie ultra- rapide, spectroscopie résolue dans le temps, interférométrie, dktection des particules chargées émises par le plasma) nous ont permis de suivre l'évolution dans le vide de ce plasma, pendant toute la durée de l'impulsion lumineuse délivrée par le laser. Nous avons mis en évidence trois phases au cours de cettc expansion :

1. Création du plasma par vaporisation de la cible et ionisation de la vapeur métalliquc.

2. Chauffage du plasma une température de l'ordre de 300 000 "K.

3. Refroidissement de ce plasma, à partir du sommet de l'impulsion laser.

Abstract. - A dense plasma has been gcnerated by focusing, ont0 a beryllium target, the beam of coherent light emitted by a Q-switch laser. Diagnostics such as high-speed photography, time resolved spectrography, interferometry and charged particle collection have been used to follow the expanding plasma in vacuum during the laser pulse duration.

We can distinguish three stages during the plasma expansion :

1. Plasma generation by vaporization of the target followed by the ionization of the metallic vapor.

2. Heating of the plasma to a temperature reaching about 300 000 OK.

3. Cooling of thc plasma, beginning at the top of the laser pulse.

I. Introduction. - C'est en 1963 que N. G. Basov lateur à rubis déclenché p a r prisme tournant. Cet oscil- et O. N. Krokhin [ I l o n t les premiers suggéré la pos- lateur délivre une impulsion lumineuse d o n t nous sibilité d'engendrer des plasmas très denses e t ayant avons représenté, figure 1, l'évolution d e la puissance une température élevée en focalisant le faisceau d e

lumière cohérente émise par un laser sur une cible.

Les études entreprises depuis lors dans divers laboratoires [2] à [ I l ] nous permettent d e caracté- riser ce type d e plasma p a r les grandeurs suivantes : 3,s

1. Très haute densité initiale

1019 < Pi, < IO2' e/cm3,

2. Température d e l'ordre d u million d e degrés, 3. Dimensions réduites puisque le volume de ces

(( mini-plasmas )) est d e l'ordre d u millimètre cube.

D e tels plasmas sont intéressants dans le domaine 1,s

d e la fusion thermonucléaire en vue de leur injection dans des géométries magnétiques. C'est pourquoi nous avons entrepris l'étude d e l'évolution spatio- temporelle d'un plasma d e béryllium créé par u n laser, dans le but d e déterminer les mécanismes régis- sant l'interaction d'un faisceau lumineux avec la matière.

Frc. 1. - Evolution de la puissance P délivrée par le laser, 11. Caractéristiques du dispositif expérimental. - des dimensions longitudinales X et transversales Y, de la vitesse NOUS avons utilisé un laser constitué par u n oscii- longitudinale dX/dt et du volume V du plasma de béryllium.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1968333

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instantanée P. Les principales caractéristiques sont :

1. Longueur d'onde 6 943 A.

2. Energie maximum 0,8 joule.

3. Largeur de l'impulsion à mi-hauteur 4 x ^S.

4. Puissance crête 2 x 107 watts.

Ce faisceau laser est focalisé par l'intermédiaire d'un objectif de 6,7 cm de distance focale, sur une cible en béryllium placée dans une pression résiduelle de mm Hg. La tache de moindre diffusion de l'objectif ayant un diamètre de 170 microns, nous obtenons un éclairement maximum de 8,5 x 10'' watts/cm2 au foyer.

A chaque tir laser nous relevons l'énergie, à I'aide d'un calorimètre à cônes de graphite, et la forme de l'impulsion lumineuse par l'intermédiaire d'une cel- lule photoélectrique. D'autre part, la cible est tournée d'une fraction de tour après chaque tir, de telle manière que le faisceau ne soit pas focalisé sur le cratère résul- tant du tir précédent.

III. Dynamique de l'expansion. - 1. MISE EN EVIDENCE DE TROIS PHASES AU COURS DE L'EXPANSION. - A l'aide d'une caméra S. T. L. nous avons enregistré, pour une énergie laser de 0,8 joule, l'évolution de la dimension longitudinale X(t) du plasma représentée sur la figure 1. Compte tenu de la reproductivité du laser et de la précision des relevés cinématographiques nous obtenons, sur plusieurs tirs, une dispersion de

$. 4 x IO-' s par rapport à la valeur moyenne.

De la connaissance de X(t) nous déduisons la vitesse dX/dt du front du plasma représentée sur la figure 1. 11 existe trois périodes distinctes au cours de cette expansion :

a) de - 5,5 x s, instant d'apparition du plasma, à - 3 x 10-8 s l'expansion s'effectue à vitesse constante et égale à IO6 cm/s environ,

b) de - 3 x s au sommet de l'impulsion laser la loi d'expansion est déduite des résultats expérimen- taux :

avec X en cm et t en s, l'origine des temps étant prise au sommet de l'impulsion laser.

La vitesse d'expansion en cm/s est donnée en fonc- tion de t en secondes par :

et l'accélération

La vitesse au cours de cette période croît donc pro- portionnellement au temps, pour atteindre une valeur maximum de IO7 cm/s au sommet de l'impulsion laser.

Au cours de cette deuxième phase le plasma est uni- formément accéléré.

c) A partir du sommet de l'impulsion laser la vitesse demeure constante.

2. EVOLUTION DU VOLUME DU PLASMA. - Toujours à l'aide de la caméra à fente S. T. L., noiis avons relevé l'évolution de la dimension transversale Y(t) du plasma à diverses distances X de la surface de la cible (fig. 1). Au voisinage de la cible la vitesse transversale dY ^-- , qui varie au cours du temps est

d t

inférieure à la vitesse longitudinale dX - , mais ces dt

vitesses deviennent constantes et sensiblement égales dès que X est supérieur A 2 x IO-' cm.

D'après ces relevés et ceux effectués avec une caméra à images intégrales Beckman ayant un temps de pose de 5 x IO-' s, nous avons tracé, figure 1, la variation du volume V du plasma en admettant que ce dernier possède une symétrie de révolution par rapport à la normale au point d'impact. On remarquera la rapidité de l'évolution du plasma puisque le volume est mul- tiplié par mille en 5 x S.

3. INFLUENCE DE L'ÉNERGIE DÉLIVRÉB PAR LE LASER.

- Nous avons fait varier l'énergie délivrée par le laser en interposant sur le trajet du faisceau lumineux des atténuateurs passifs. Sur la figure 2 est représentée l'expansion longitudinale X ( t ) pour diverses énergies.

FIG. 2. - Influence de I'énergie laser

sur la dimension longitudinale X du plasma de béryllium.

La loi d'expansion est la même quelle que soit l'éner- gie laser et ceci est mis en évidence sur la figure 3 où nous avons retracé, en coordonnés logarithmiques, les courbes de la figure 2 en prenant l'instant d'apparition du plasma comme origine des temps. Toutefois, on notera que pour une énergie de 8 x joules la phase d'accélération du plasma a disparu. Sur cette figure on remarque que :

a) Le changement de pente qui marque la séparation entre la première et la deuxième phase s'effectue tou- jours après 3 x IO-' s, quelle que soit l'énergie laser.

6 ) La pente de la courbe est Cgale à 2 à partir de 3 x IO-' S. Ceci montre que l'expansion suit toujours la loi donnée en (1) ; nous avons notamment :

quelle que soit l'énergie laser.

Fig. 4. - Evolution des profils de diverses raies émises par le plasma de béryllium.

+

FIG. 3. - Constance de la loi d'évolution lorsque l'énergie délivrée par le laser varie.

IV. Etude spectroscopique du plasma. - Nous avons reconstitué point par point, figure 4, l'évolution au cours du temps des profils de diverses raies émiscs par le plasma en utilisant un spectromètre Jarrell-Ash dont le domaine spectral s'étend de 500 A à 2 500 A.

La raie de béryllium une fois ionisée Bel1 apparaît la première à l'instant + 7 x IO-' s, l'origine des temps est le maximum de l'impulsion laser, alors que la raie correspondant à l'atome de béryllium excité, n'est visible qu'à partir de + 1,2 x IO-' S. Ces deux raies subsistent encore respectivement après

Etant donné que nous n'avons pas effectué de réso- lution spatiale, et que pour des largeurs de raie de cet ordre les processus d'élargissement s'ajoutent, l'interprétation demeure difficile et la valeur trouvée pour la densité électronique n'a qu'une valeur indi- cative.

V. Détection des particules chargées émises par le plasma. - La mesure de l'énergie des ions émis par le plasma de béryllium, a fait l'objet de communica- tions postérieures [2], [7].

Nous rappellerons simplement que le tracé des spectres en énergie des ions Be+ et Be2 ⁺ nous a montré que la vitesse moyenne de ces ions est respectivement de IO7 cmls et de 1,5 x IO7 cm/s alors que leur vitesse maximum est de 1,8 x 107 cm/s. De telles vitesses sont

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très proches de la vitesse du front lumineux du plasma au sommet de l'impulsion laser.

VI. Interférométrie. - Le plasma a été étudié à l'aide d'un interféromktre à dédoublement dont le faisceau d'analyse est une fraction du faisceau laser lui-même et dont le détecteur est constitué par une plaque photographique. Nous obtenons ainsi une réso- lution temporelle de 4 x 1 0 - ~ s environ (largeur à mi-hauteur de l'impulsion laser) ; d'autre part un tel interféromètre, compte tenu de la dimension du plasma étudié, n'est sensible que pout des densités comprises entre 1017 e/cm3 environ et quelque 10" e/cm3.

La figure 5 représente l'évolution, selon X de la

Fig. 5. - Variation spatio-temporelle de la densité électronique de plasma dc bérylliuin.

densité électronique aux instants f 2 x s et

+ 4 x I O p 8 ^S. On remarquera quecette densité décroît très vite au fur et à mesure que l'on s'éloigne de la cible. Les barres d'erreur résultant : verticalement, de la précision instrumentale et horizontalement, de la résolution temporelle assez faible de l'appareil. Cette résolution temporelle conduit à l'imprécision spatiale que nous avons représentée, si on admet [13] que dans le plasma, la vitesse croît linéairement du centre au bord.

VII. Conclusion. - Nous avons mis en évidence trois périodes au cours de l'expansion du plasma :

Ire phase - création du plasma. - Tout d'abord la cible est vaporisée par effet de peau. La vapeur est

ensuite ionisée de - 5,5 x IO-' à - 3 x IO-' s et son expansion s'effectue à vitesse constante.

2' phase - chauflage du plasma. - Lorsque du fait de l'expansion la densité électronique est telle que la fréquence du plasma f, devient égale puis inférieure à la fréquence de l'onde laser f,, le plasma absorbe le rayonnement par un processus de bremsstrahlung inverse et son énergie interne croît : c'est alors qu'il est uniformément accéléré et que sa vitesse atteint 107 cmls.

Au cours de cette période, nous pouvons appliquer le modèle de Dawson 1121 repris par Haught 1131.

La température du plasma calculée à l'aide de ce modèle est 26 eV environ au sommet de l'impulsion laser, en bon accord avec les résultats de Ehler 1141.

3' phase - refroidissement du plasma. - !Par suite de son expansion, le plasma devient transparent au rayonnement laser et n'absorbe plus aucune énergie.

L'expansion s'effectuant au détriment de l'énergie interne du plasma, ce dernier se refroidit rapidement : on observe alors l'apparition de raies de recombinai- son de particules chargées.

Nous remercions MM. J. L. Bobin et P. Veyrie pour les suggestions dont ils ont bien voulu nous faire part au cours des discussions sur ce sujet.

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