Génération et transport d’électrons rapides

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Fusion inertielle et allumage rapide

Fusion par confinement inertiel

L’utilisation, à des fins civiles, des processus de fusion nucléaire qui constitue la source energétique des étoiles, représente depuis leur découverte dans les années qua-rante un défi à la fois scientifique et technologique pour la communauté internationale. Cet eﬀort vise à la réalisation, de manière contrˆolée, de la réaction de fusion deutérium-tritium : D + T → α(3.5M eV ) + n(14.1M eV ) (1.1)
L’énergie cinétique des neutrons est ensuite convertie en chaleur dans un milieu modérateur. Pour vaincre la répulsion coulombienne entre les noyaux et garantir un nombre suﬃsamment elev´ de réactions pour qu’il y ait un gain energétique, le mélange D-T doit ˆetre chauﬀé à de hautes températures et ”confiné” à une densit´ (n) pendant un laps de temps (τc) approprié. Le confinement nécessaire pour auto-entretenir la combustion (breakeven) s’exprime par le critère de Lawson : nτc ≥ 1014scm−3 (1.2)
Après l’invention du laser, la méthode de confinement ”inertiel” a et´ proposée [Nuckolls72] : un microballon de quelques millimètres de diamètre, contenant plusieurs milligrammes de D-T cryogénique, est irradié de manière symétrique par un grand nombre de faisceaux laser. L’implosion de la coquille comprime le combustible jusqu’`a environ 1000 fois la densit´ du solide. Une onde de choc convergente, générée lors de l’interaction laser-coquille, chauﬀe par rebonds successifs, le combustible jusqu’`a la température nécessaire pour l’allumage (∼ 10keV ). Le temps de confinement est imposé par l’inertie du milieu comprimé (∼ 10−10s). L’énergie laser requise pour ame-ner tout le combustible aux conditions d’allumage (”volume ignition”) étant au del`a des possibilités technologiques actuelles, il a et´ proposé de ne chauﬀer que la partie centrale (hot spot) sur un diamètre de quelques microns. Le critère de Lawson pour le confinement de ce point chaud se réécrit sous la forme suivante : ρr ≥ 0.2gcm−2 (1.3)
Une fois la réaction nucléaire amorcée pendant la phase d’équilibre temporaire qui suit l’implosion (stagnation), les particules α ayant un libre parcours moyen de l’ordre de la taille du point chaud chauﬀent et allument les régions voisines du combustible, plus froid et plus dense (ρr ≈ 2gcm−2 et T < 1keV ). Il s’en suit une onde de combus-tion qui se propage dans le DT froid et brˆule une partie importante du combustible (30%). L’allumage est décrit par un modèle dit isobare, puisque l’on suppose le point chaud et le reste du combustible en équilibre de pression pendant la phase d’équilibre transitoire qui suit la fin de l’implosion. L’énergie investie pour l’ablation (environ 107J/g) est concentrée dans le point chaud (∼ 109J/g) [Meyer-ter-Vehn01]. En termes absolus, ce modèle requiert (pour un gain de 100) une énergie à fournir au DT de l’ordre de quelques 10kJ, qui correspond à une énergie laser de quelques M J [Kilkenny94], compte tenu des rendements des diﬀérentes phases de l’implosion.

Limites de l’approche classique

Dans la pratique, plusieurs facteurs s’opposent à la réussite de ce projet. En particu-lier, il s’avère très diﬃcile d’obtenir en mˆeme temps une compression adéquate du com-bustible et un chauﬀage suﬃsant du point chaud. Jusqu’`a présent, dans des expériences d’implosion il a et´ possible d’atteindre les niveaux requis de densit´ [Azechi91] et de température[Soures96], mais de fa¸con séparée. Cela est principalement dˆu à une implo-sion présentant des degrés d’asymétrie importants : les défauts de surface de la capsule ainsi que la non-uniformité de l’éclairement laser (typiquement 5−10%) entraˆınent des variations de la vitesse d’implosion conséquentes. Des phénomènes d’instabilités hydro-dynamiques (Rayleigh-Taylor et Richtmeyr-Meshkov), survenant pendant l’implosion, amplifient les perturbations initiales de symétrie. Ces instabilités se manifestent au front d’ablation et surtout à l’interface coquille-fuel, ce qui provoque une pollution du combustible chaud avec le matériau plus froid qui l’entoure. L’eﬃcacit´ de la com-pression, qui en résulte, est dégradée et la température du point chaud réduite. Deux paramètres permettent d’estimer les contraintes sur la symétrie .
– Le rapport de convergence (CR) correspond au rapport des rayons de la coquille avant (Ri) et après l’implosion (Rf ). Celui-ci amplifie les non-uniformités de vitesse, dégradant ainsi la symétrie de l’implosion, (δR/Rf = (Ri/Rf )(δv/v)), o`u v est la vitesse d’implosion. Pour une valeur typique du rapport de convergence (∼ 30), une tolérance maximum de 30% sur le rayon final impose une distribution uniforme de la vitesse d’implosion à 1% près.
– Le rapport d’aspect (IFAR) correspond au rapport du rayon initial sur l’épaisseur de la coquille. Ce paramètre conditionne les taux de croissance de l’instabilité de Rayleigh-Taylor.
Pour une étude plus détaillée du problème, nous renvoyons à l’article de revue de Lindl [Lindl95].

Allumage rapide d’un point chaud latéral

Pour s’aﬀranchir du problème délicat qui consiste à obtenir, en mˆeme temps, une compression et un chauﬀage adéquats, un nouveau schéma de principe a et´ pro-posé par Max Tabak [Tabak94]. Ce schéma a et´ envisag´ grˆace aux progrès réalisés dans la génération d’impulsion laser ultra-intenses. Il porte sur la séparation de la phase de compression de celle du chauﬀage-allumage. Cette dernière est alors obtenue grˆace à l’injection dans le mélange DT, préalablement comprimé de fa¸con classique, d’une quantité d’énergie supplémentaire fournie par un faisceau collimaté de particules (électrons ou protons).
Dans sa formulation originelle, l’idée de l’allumage rapide prévoit trois étapes :
– La capsule est irradiée par des faisceaux ”longs” (plusieurs nanosecondes), tout comme dans le schéma classique. Dans ce cas, on cherche uniquement à compri-mer le combustible de fa¸con quasi-adiabatique jusqu’`a une densit´ de 300gcm−3. Le point chaud, qui s’avère très coˆuteux energétiquement, n’est pas cré´.
– Une impulsion courte (∼ 100ps et 1019W cm−2) est focalisée sur un cˆoté de la capsule comprimée. Grˆace à des phénomènes non-linéaires typiques de l’inter-action à haut flux (eﬀet radial de la force pondéromotrice), un canal à basse densit´ (n < nc) est creus´ sur une distance ∼ 1mm dans la partie surcritique du plasma, la surface critique étant poussée vers l’intérieur.
– Une deuxième impulsion courte, encore plus intense (∼ 1ps et ≥ 1020W cm−2) est envoyée dans le canal, o`u elle se propage, grˆace à un eﬀet de guidage non-linéaire. A la fin du canal, elle est absorbée et une fraction de son énergie sert à accélérer une population d’électrons relativistes, d’énergie moyenne de l’ordre du M eV . Ces électrons se propagent ensuite sur ∼ 100µm, atteignent la région à très haute densit´ (≈ 300gcm −3) o`u il cèdent leur énergie, dans un laps de temps de l’ordre d’une picoseconde. Un point chaud latéral de l’ordre de la dizaine de microns est ainsi créé, et les réactions de fusion peuvent s’amorcer.
Dans les prochains paragraphes, nous discutons les caractéristiques que ce point chaud et le faisceau d’allumage doivent présenter pour atteindre l’allumage.

Modèle isochore

L’allumage est considér´ comme ”rapide” dans le sens o`u le temps nécessaire à la création du point chaud est suﬃsamment court pour qu’il n’y ait pas d’expansion hydrodynamique de la cible. Dans ce cas, on peut décrire l’amor¸cage des réactions de fusion et la propagation de l’onde de combustion par un modèle isochore avec un point chaud latéral [Meyer-ter-Vehn82, Meyer-ter-Vehn01]. Ce schéma présente des avantages par rapport au cas du modèle isobare :
– un gain energétique légèrement plus important (facteur 2−5) dˆu à une réduction de l’énergie nécessaire pour imploser la coquille ;
– une relaxation importante des contraintes d’uniformité sur l’implosion ;
– la possibilité mˆeme de s’aﬀranchir de la géométrie sphérique du combustible
Des simulations hydrodynamiques de l’évolution du combustible précomprim´ ont et´ réalisées, afin d’obtenir les conditions nécessaires pour l’allumage du point chaud latéral [Atzeni95, Atzeni96]. Les valeurs obtenues pour la température et le produit ρr sont les suivantes :
Thot = 12keV (1.4)
ρrhot = 0.5gcm−2
Si l’on considère le combustible comprimé `a ρ = 300gcm−3, le diamètre correspon-dant est ≈ 30µm

Faisceau d’allumage

Quelles sont les caractéristiques – d’un point de vue energétique et géométrique
– qu’un faisceau de particules rapides (électrons ou ions) doit avoir pour chauﬀer le point chaud, en supposant qu’un tel faisceau puisse atteindre la région comprimée du combustible ? Deux études paramétriques ont et´ récemment conduites [Atzeni99]. L’idée de base est d’injecter un faisceau idéal de particules (supposé cylindrique uni-forme en temps et en espace) dans une capsule de DT précomprim´. Il s’agissait alors de déterminer les paramètres du faisceau inject´ – énergie, puissance, intensit´ et dis-tance de pénétration -, nécessaires pour d’atteindre les conditions d’allumage, pour une densit´ du combustible donnée. Pour des raisons de généralité, les détails de l’in-teraction des particules ont et´ négligés et leur pouvoir d’arrˆet est supposé uniforme. Les résultats montrent que pour allumer la capsule, l’énergie, la puissance et l’intensit´ du faisceau inject´ (E, W , I) doivent dépasser des valeurs seuils. Ces seuils dépendent à priori de la distance de pénétration choisie (R, exprim´ ici en unité gcm−2). Ce-pendant, cette dépendance est faible dans l’intervalle optimum 0.15 − 1.2gcm−2. Si on suppose R = 0.6 (20µm à une densit´ de 300gcm−3), qui correspond au rayon du point chaud, on obtient les conditions suivantes sur le faisceau d’allumage :
E > Eign = 140 ρ ! −1.85 kJ (1.5) 100gcm−3 !
W > Wign = 2.6 × 1015 ρ −1 W 100gcm−3
I > Iign = 2.4 × 1019 100gcm−3 ! 0.95 W cm−2
La présence d’un seuil en puissance et en intensit´ traduisent des conditions sur la durée temporelle et sur la taille du faisceau, afin d’optimiser le couplage de l’énergie du faisceau avec le combustible :
– l’énergie doit ˆetre cédée pendant un temps plus court que le temps de confinement du point chaud (τc ≈ rhot/cs ≈ 13ps dans notre cas o`u cs ≈ 3.5×107Thot1/2cm/s est la vitesse du son pour le plasma de DT), autrement celui-ci perd de la puissance en raison du travail mécanique et de la conduction thermique. Si la durée est trop courte, une fraction importante de la puissance est dissipée sous forme de rayonnement avant qu’un couplage suﬃsant du faisceau avec les ions de DT n’ait eu lieu ; la borne inférieure est donc donnée par le temps de relaxation électron-ion (τei ≥ 1ps).
– La condition optimum pour le rayon du faisceau se situe entre 1 et 2 fois le rayon du point chaud : des valeurs inférieures ne garantissent pas l’auto-entretien de la combustion, alors que des valeurs supérieures imposent d’augmenter le seuil en énergie. Ce mˆeme argument s’applique à la distance de pénétration des particules dans la matière dense.
Pour atteindre l’allumage dans ce schéma, il est donc nécessaire de générer et d’injecter dans le mélange DT, précomprim´ à 300gcm−3, un faisceau de particules de 17kJ, 0.85P W et 0.65 × 1020W cm−2, qui puisse ˆetre absorbé dans un point chaud de l’ordre de 20µm. L’eﬃcacit´ de conversion de l’énergie laser en particules rapides détermine l’énergie de l’impulsion laser nécessaire. Concernant le type de particules à utiliser, le premier choix s’est porté sur les électrons, qui est le cas que nous traitons dans cette thèse. Récemment il a et´ proposé [Roth01, Atzeni02] d’utiliser un faisceau de protons accélérés par laser.
En conclusion, le scénario de l’allumage rapide fait appel à plusieurs aspects de la physique de l’interaction laser-plasma en régime ultra-intense, qui font l’objet de nombreux eﬀorts tant sur le plan expérimental que théorique et que nous pouvons résumer en trois points :
– Etude de la création du canal dans un plasma souscritique.
– Caractérisation de la source d’électrons (spectre energétique, divergence angu-laire, rendement de conversion) et des mécanismes d’accélération.
– Etude du transport des électrons rapides dans la matière dense (profondeur de pénétration, collimation) et des mécanismes de transfert energétique au milieu.

Objectifs de la thèse

Dans ce travail de thèse, nous avons focalisé notre attention sur le troisième aspect mentionn´ ci-dessus, dans le but de caractériser du point de vue expérimental le dépˆot d’énergie des électrons rapides dans la matière.
L’interaction d’un faisceau intense de particules chargées met en jeu dans nos condi-tions, à la fois, des processus collisionnels et le couplage electromagnétique du faisceau avec les électrons du milieu[Pisani00b, Davies97].
Les processus collisionnels sont essentiellement les collisions coulombiennes avec les atomes et les électrons du milieu. Ils induisent d’une part une divergence angu-laire du faisceau d’électrons, par la déflexion des trajectoires, et de l’autre, un trans-fert d’énergie au milieu travers´ par collisions inélastiques (chauﬀage collisionnel). Le ralentissement collisionnel a et´ traité par la théorie de Bethe [Bethe34]. D’autres phénomènes comme le bremsstrahlung et, dans le cas d’un plasma, les collisions avec des modes collectifs contribuent au dépˆot d’énergie des électrons rapides dans le milieu.
Dans le scénario de l’allumage rapide, en raison de l’intensit´ très elevée du cou-rant d’électrons requis, la neutralit´ du milieu est fortement perturbée : un couplage électrique avec les électrons ”froids” de la cible s’établit. Un grand nombre d’électrons sont séparés des ions et accélérés par le laser dans une couche mince (< 1µm) située à la surface d’interaction. La séparation de charge et la variation du champ magnétique associé au faisceau, produit un champ électrique de rappel de l’ordre de la dizaine de M V /m. Ce champ, à son tour, tend à freiner les électrons rapides et met en mou-vement les électrons libres du milieu. Un courant en sens inverse par rapport aux électrons rapides (courant de retour) se forme, qui tend à neutraliser la séparation de charge. Cependant, cette neutralisation ne pouvant pas ˆetre parfaite, en raison de la conductivité finie du milieu, un courant net se propage et induit un champ magnétique azimutal, qui entoure le faisceau d’électrons et tend à le collimater. De plus, des in-stabilités du faisceau d’électrons rapides peuvent, dans certaines conditions, briser sa collimation et conduire à une filamentation.
Grˆace au couplage que l’on vient de décrire, les électrons rapides transfèrent une partie importante de leur énergie au courant de retour, qui la cède au milieu par ef-fet Joule, ce qui constitue donc une contribution supplémentaire au dépˆot d’énergie (chauﬀage électrique). Les eﬀets collisionnels, électriques et magnétiques sont des pro-cessus autocohérents, car le dépˆot d’énergie conditionne à son tour la conductivité du milieu.
Les conditions de température et densit´ nécessaires pour l’allumage ne peuvent pas ˆetre atteintes avec les installations laser actuelles. Une première expérience d’allumage rapide avec implosion de la coquille a et´ réalisée récemment au laboratoire ILE (Osaka, Japon)[Kodama02]. Toutefois cette expérience n’a pas permis une étudier détaillée de l’interaction du faisceau d’électrons rapides avec la cible.
Dans cette thèse, nous nous proposons d’éclaircir les aspects de physique fonda-mentale mis en jeu par le transport des électrons rapides. Dans ce but, nous avons utilisé des chaˆınes laser à échelle réduite par rapport au niveau d’énergie requis pour l’allumage rapide et avec une géométrie d’interaction plus simple : un seul faisceau incident sur une cible solide plane. Cela permet néanmoins de mettre en évidence de manière plus précise les aspects géométriques de la propagation des électrons et de mesurer le dépˆot d’énergie.
Nous avons eﬀectu´ diverses campagnes expérimentales entre 1999 et 2002, qui ont bénéfici´ d’une large collaboration internationale avec des équipes européennes et américaines (Laboratoire LULI, CEA-DAM, Universit´ d’Essex, Universit´ de Milan, Laboratoire Rutherford Appleton (RAL), Laboratoire Lawrence Livermore (LLNL), General Atomics, Universit´ de Californie-Davis). Les expériences ont et´ eﬀectuées sur les installations laser100TW du LULI en France et Vulcan-TAW du RAL en Angleterre, cette dernière permettant d’atteindre un niveau d’énergie supérieur.
Le caractère novateur de ces expériences à consisté a utiliser pour la première fois sur des cibles solides, et à ce niveau d’éclairement un grand nombre de diagnos-tics. Ceux-ci, basés sur les rayonnements visible et X, ont et´ spécifiquement con¸cus pour l’étude quantitative du chauﬀage de la cible et du nombre total d’électrons ra-pides accélérés, ainsi que pour mettre en évidence la géométrie du faisceau. Dans une première campagne expérimentale au LULI (qui n’est pas décrite dans cette thèse), nous avons etudié la profondeur de pénétration du faisceau d’électrons en fonction du type de cibles (isolantes ou conductrices) et du flux laser, ce qui a permis de mettre en évidence l’importance des eﬀets électriques[Pisani00b]. Puis nous nous sommes intéressés aux eﬀets induits par le chauﬀage de la cible par les électrons sur la sur-face arrière et aux eﬀets géométriques liés au débouch´ des électrons (diagnostics optiques). Ensuite, dans les deux dernières expériences (RAL et LULI), nous avons caractéris´ le chauﬀage et la géométrie du faisceau d’électrons à l’intérieur mˆeme de la cible (diagnostics basés sur le rayonnement X).
Dans des expériences annexes, nous avons également utilisé deux milieux de pro-pagation particuliers : des mousses préionisées et un jet de gaz interpos´ entre deux couches solides. Le but était, dans le premier cas, de se rapprocher des conditions de l’allumeur rapide (milieu uniformément ionisé et chaud) et, dans le second, de comprendre l’eﬀet de la densit´ électronique (variable, pour un jet de gaz) sur la pro-pagation du faisceau d’électrons rapides. Nous n’allons pas décrire en détail ces deux expériences, pour ne pas trop alourdir le texte.

Plan de la thèse

Cette thèse se compose d’un chapitre de rappels théoriques, de deux chapitres expérimentaux concernant les résultats obtenus à l’aide des diagnostics optiques et X, d’un chapitre de modélisation, suivi par les conclusions.
Dans ce chapitre nous rappelons tout d’abord les mécanismes d’interaction laser-matière pour des impulsions courtes et ultra-intenses et, notamment, ceux qui sont responsables de l’accélération des électrons jusqu’au régime relativiste, dans nos condi-tions expérimentales. Nous pourrons prévoir les caractéristiques de la source d’électrons attendues, en termes de distribution energétique et angulaire. Puis, concernant la pro-pagation des électrons, nous décrirons les processus de ralentissement collisionnel et les eﬀets electromagnétiques evoqués auparavant, en essayant de comprendre quels sont les paramètres clefs qui déterminent le ”poids” relatif des diﬀérents mécanismes.
Dans la première partie du chapitre, nous présentons une brève revue des expériences passées les plus significatives sur le transport électronique dans le cadre de l’allumage rapide. Ensuite, le reste du chapitre est consacré aux expériences eﬀectuées au LULI, o`u nous avons mis en place les diagnostics optiques de la surface arrière de la cible, afin d’estimer le chauﬀage dˆu aux électrons rapides. Nous présentons, notamment, un diagnostic de réflectométrie résolue temporellement. Ici nous avons utilisé un faisceau sonde dans deux configurations diﬀérentes : comprimé et à dérive de fréquence. Enfin, un diagnostic d’imagerie de l’émission propre de la surface arrière résolue temporel-lement, calibré de fa¸con absolue et qui fait donc oﬃce de pyromètre. Nous décrivons d’abord en détail le dispositif expérimental, puis nous présentons les résultats obtenus et les modèles utilisés pour leur interprétation et la détermination de la température associée au dépˆot d’énergie des électrons. En ce qui concerne la réflectométrie, nous avons associé le changement de la réflectivit´ du faisceau sonde en face arrière à une modification de la conductivité électrique de la surface due au chauﬀage. Dans le cas de l’émission propre, nous avons pu estimer avec une bonne précision la température de la surface arrière, grˆace à un modèle de rayonnement de corps gris.
Nous présentons ici les expériences eﬀectuées au LULI et au RAL, o`u nous avons mis en place des diagnostics basés sur la détection du rayonnement X et XUV . Nous décrivons notamment deux diagnostics d’imagerie X et XUV, mis en place par nos collaborateurs américains, et un diagnostic de spectroscopie X. Pour ce dernier diag-nostic, j’expose en détail un nouveau spectromètre que j’ai spécifiquement développ´ pour ces campagnes expérimentales, dans une géométrie de cristal courbe tronconique. La détection du rayonnement Kα issu d’une couche de fluorescence incluse dans nos cibles nous a permis d’estimer à la fois la taille du faisceau d’électrons (imagerie bi-dimensionnelle avec cristal sphérique) et le niveau d’ionisation (spectroscopie de raies Kα décalées de l’aluminium). Un diagnostic d’imagerie d’émission propre issue de la surface arrière dans le domaine XUV est également présent´. La dernière partie du chapitre sera consacré à la présentation des résultats et des spectres obtenus, ainsi qu’`a une discussion qualitative.
Dans ce chapitre, nous développons de manière détaillée une analyse des résultats obtenus, présentés dans le chapitre 4. Pour modéliser la propagation des électrons et le chauﬀage, nous nous appuyons sur un code Monte Carlo et sur un code PIC hy-bride collisionnel-electromagnétique. Nous déduisons d’abord, des informations sur le faisceau d’électrons (profondeur de pénétration, température caractéristique et énergie totale) et discutons du problème de la ”recirculation” des électrons. Ensuite, nous esti-mons l’ionisation du milieu, sur la base des spectres expérimentaux (raies Kα décalées de l’aluminium). Cela nous permet d’estimer la température des couches fluorescentes, grˆace à un modèle d’ionisation adapté à la matière dense et chaude. Des comparai-sons détaillées des spectres avec le code hybride, nous permettent ensuite d’associer le chauﬀage déduit aux paramètres qui caractérisent le faisceau d’électrons rapides : cette comparaison montre que, pour une source d’électrons réaliste, le code surestime le chauﬀage par rapport aux données expérimentales. Des hypothèses sont discutées pour expliquer ce résultat.

Table des matières

1 Introduction
1.1 Impulsions courtes
1.2 Fusion inertielle et allumage rapide
1.3 Objectifs de la thèse
1.4 Plan de la thèse
2 Génération et transport d’électrons rapides. Rappels théoriques
2.1 Interaction laser-matière en régime ultra-intense
2.1.1 Paramètres liés au champ laser ultra-intense
2.1.2 Caractéristiques de la région d’interaction avec une cible solide
2.2 Accélération d’électrons suprathermiques
2.2.1 Mécanismes collisionnels
2.2.2 Mécanismes collectifs
2.2.3 Conclusion sur les mécanismes d’accélération
2.2.4 Conditions expérimentales
2.3 Transport dans un solide. Effets collisionnels
2.3.1 Généralités sur le transport
2.3.2 Diffusion angulaire
2.3.3 Pouvoir d’arrˆet collisionnel et radiatif
2.4 Effets collectifs
2.4.1 Introduction
2.4.2 Neutralisation du faisceau et courant de retour
2.4.3 Importance des champs
2.4.4 Chauffage résistif
2.4.5 Instabilités
3 Mesures de réflectivité et émissivité
3.1 Introduction
3.2 Dispositif expérimental
3.2.1 Le laser 100TW du LULI
3.2.2 Enceinte d’interaction et diagnostics
3.2.3 Mesure d’énergie et de durée
3.2.4 Cibles
3.3 Diagnostic de réflectométrie
3.3.1 Système de reprise d’image
3.3.2 Méthode ”classique” : images instantanées 2D
3.3.3 Méthode ”chirpée” : images 1D résolues dans le temps
3.3.4 De la réflectivité expérimentale `a la réflectivité absolue
3.4 Diagnostic d’émission propre
3.4.1 Système de reprise d’image
3.4.2 Calibration absolue du diagnostic d’émission propre
3.5 Réflectométrie
3.5.1 Présentation des résultats : méthode classique
3.5.2 Présentation des résultats : méthode chirpée
3.5.3 Discussion et analyse des résultats de réflectométrie
3.6 Emission propre
3.6.1 Présentation des résultats
3.6.2 Discussion des résultats d’émission propre
3.7 Conclusion
4 Spectroscopie et imagerie de l’émission K. Imagerie X-UV
4.1 Introduction
4.2 Dispositif expérimental
4.2.1 Dispositif expérimental au LULI
4.2.2 Dispositif expérimental au RAL
4.2.3 Cibles
4.2.4 Mécanismes de génération du rayonnement K
4.2.5 Décalage spectral de la raie K
4.3 Spectromètre de Bragg `a cristal conique
4.3.1 But et contraintes de la mesure
4.3.2 Principe de fonctionnement du cristal conique
4.3.3 Paramètres du spectromètre
4.3.4 Essai de focalisation
4.3.5 Dépouillement des spectres
4.4 Système d’imagerie monochromatique X-K
4.5 Système d’imagerie XUV de l’émission en face arrière
4.6 Résultats expérimentaux
4.6.1 Images X K et XUV. Aspects géométriques
4.6.2 Estimation de la température `a partir des images XUV
4.6.3 Spectres X K
4.7 Cas particulier : cibles mousses préionisées
4.8 Conclusion
5 Caractérisation du faisceau d’électrons et estimation du chauffage
5.1 Introduction
5.2 Intensité K en fonction de l’épaisseur
5.2.1 Cibles multicouches
5.2.2 Détermination des caractéristiques de la source d’électrons
5.2.3 Recirculation
5.2.4 Cibles avec couche de propagation en plastique
5.2.5 Cibles d’aluminium massif
5.3 Estimation du chauffage
5.3.1 Analyse des raies K chaudes
5.3.2 Double ionisation KL
5.3.3 Modèle d’ionisation
5.3.4 Effets géométriques
5.3.5 Aspects dynamiques
5.3.6 Simulation numérique du chauffage
5.4 Conclusions
6 Conclusions et perspectives
6.1 Conclusions
6.2 Perspectives
Annexes
A Annexe : codes de simulation
A.1 Code hydrodynamique MULTI-1D
A.2 Code de transport Monte-Carlo PropEl
A.3 Code de transport hybride PˆaRIS
Remerciements
Bibliographie