Les photons explorateurs Explorer la dynamique des ions d’un plasma avec la fluorescence induite par laser Dans un plasma chaud, faiblement collisionnel, les interactions principales se produisent par l’intermédiaire des champs électromagnétiques engendrés par la distribution spatiale des particules chargées, distribution elle-même affectée par ces interactions. Ce couplage autocohérent est la source du potentiel électrostatique qui apparaît dans la gaine entre le plasma et les parois qui le limitent. Il donne aussi naissance aux ondes et instabilités qui se propagent dans le plasma. La fluorescence induite par laser en fournit un diagnostic résolu spatialement, temporellement, énergétiquement. AUTOCOHÉRENCE DANS UN PLASMA FAIBLEMENT COLLISIONNEL ans un plasma, les intervalles de temps entre collisions de particules chargées dépendent de la densité et de la température du plasma. Si le plasma est faiblement ionisé, intervient aussi la densité de particules neutres pour ces collisions. Dans de nombreuses situations, les temps de collisions sont beaucoup plus grands que tous les temps caractéristiques du milieu (temps de transit des particules ou période d’oscillation par exemple). On trouve de tels plasmas faiblement collisionnels un peu partout dans l’univers, ainsi que dans les expériences qui visent à reproduire sur terre les conditions de la fusion thermonucléaire contrôlée. Au laboratoire, il est aisé de créer un plasma non collisionnel stationnaire par décharge dans un gaz à faible pression. Dans D – Physique des interactions ioniques et moléculaires, Equipe turbulence plasma, UMR 6633 CNRS, Université de Provence, service 321, centre universitaire de SaintJérôme, 13397 Marseille cedex 20. ces plasmas, les interactions collectives entre particules chargées se font par l’intermédiaire des champs électromagnétiques, dits autocohérents, engendrés par les distributions spatiales des particules chargées, elles-mêmes affectées par ces interactions. À la limite du plasma avec les parois qui le confinent, dans une zone que l’on appelle la gaine, où la neutralité électrique du plasma n’est plus assurée, un champ électrique est créé de façon autocohérente. Considérons un objet immergé dans un plasma. La faible masse des électrons par rapport à celle des ions introduit un déséquilibre entre les courants électronique et ionique collectés par cet objet. Le champ électrique autocohérent créé repousse les électrons et attire les ions afin que le courant total soit nul. L’objet se charge négativement et son potentiel, dit potentiel flottant, est négatif par rapport au plasma. Mais toute perturbation de potentiel dans un plasma se trouve écrantée avec une longueur typique appelée longueur de Debye dont le carré est proportionnel au rapport de la température du plasma à sa densité. Pour un plasma typique de laboratoire, cette longueur est de l’ordre du millimètre. Les gaines, dont les dimensions sont estimées à quelques longueurs de Debye, ont donc une extension très limitée. Les interactions collectives autocohérentes régissent aussi les ondes qui se propagent dans le plasma. Une perturbation de densité électronique se propage avec la fréquence plasma électronique dont le carré est proportionnel à la densité du plasma. Lorsque l’amplitude de l’onde atteint une taille critique, entrent en jeu des effets non linéaires qui impliquent une dynamique complexe des particules en résonance avec l’onde, celles dont la vitesse est voisine de la vitesse de phase de l’onde. Le comportement non linéaire de l’onde se manifeste par un raidissement du front de l’onde et la formation d’un choc. Tous ces mécanismes complexes sont l’objet d’importantes simulations numériques (voir Images de la Physique 1993) et leur investigation expérimentale requiert des diagnostics précis. Traditionnellement, les plasmas de laboratoire sont explorés à l’aide de sondes de taille et de forme variables. Si l’on s’intéresse à la distribution en énergie des ions, les analyseurs électrostatiques constitués d’un système de grilles pour opérer une sélection en énergie des ions collectés restent un outil économique d’analyse du plasma. Toutefois, leurs dimen65 sions importantes et leur faible résolution, typiquement d’un ordre de grandeur plus élevé que l’énergie thermique des ions du plasma, en proscrivent l’utilisation pour l’étude détaillée de phénomènes où la dynamique des ions intervient. C’est le cas notamment des gaines ou des ondes de chocs ioniques. La fluorescence induite par laser (FIL) résolue en temps fournit un outil d’analyse inégalé grâce aux remarquables résolutions spatiale, temporelle et énergétique qu’elle autorise. Nous illustrerons ses possibilités sur deux mesures réalisées dans une expérience de laboratoire conçue pour accueillir ce diagnostic. La première concerne la mesure de la distribution de vitesse des ions au voisinage d’une électrode conductrice plane au potentiel flottant dans un plasma. La seconde concerne l’évolution de la distribution de vitesse des ions induite par la propagation d’un choc dans le plasma. Ces mesures stimulent de nouveaux développements dans la compréhension de mécanismes non linéaires fondamentaux qui interviennent hors du contexte du laboratoire. La dynamique de la gaine est importante pour le contrôle des plasmas utilisés dans les techniques de gravure et de dépôt en génie des procédés plasma alors que des chocs non collisionnels se produisent lorsque le vent solaire rencontre la magnétosphère terrestre. LE DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL Depuis leur mise au point dans les années 1970, les machines à plasma à confinement multipolaire se sont imposées pour les études qui nécessitent un plasma stationnaire, de grande dimension, facilement accessible, non magnétisé, non collisionnel et peu bruyant. Elles consistent en une enceinte cylindrique entourée de barres d’aimants permanents à polarité alternée (figure 1a). Dans cette chambre, on réalise un vide initial poussé (10–7 mbar). Le plasma stationnaire est créé par décharge thermoionique entre une cathode chaude 66 (qui peut être constituée de un ou plusieurs filaments chauffés par le passage d’un courant) et une anode (généralement les parois reliées à la terre) dans un gaz en écoulement (généralement de l’argon) dont la pression est inférieure à 10–3 mbar. Il résulte des collisions ionisantes entre atomes neutres et électrons « primaires » émis par les filaments et accélérés par la différence de potentiel de décharge qui se forme entre anode et cathode. Le plasma est composé des particules suivantes : les ions créés par ionisation des atomes du gaz à la température de l’enceinte, les électrons « secondaires » qui résultent des collisions ionisantes et forment les électrons du corps du plasma avec une distribution de vitesses maxwellienne et une température de quelques eV, les électrons minoritaires plus chauds qui proviennent de la population des primaires « refroidis » par les collisions ionisantes avec une distribution en énergie non maxwellienne qui s’étend jusqu’à l’énergie correspondant au potentiel de décharge (typiquement quelques dizaines de volts), et enfin les atomes du gaz neutre qui n’est que partiellement ionisé (le taux d’ionisation est de l’ordre de 10–4). Le champ magnétique multipolaire confine essentiellement les électrons primaires et ne s’étend pas à plus de 10 cm du pourtour du plasma. Il augmente la probabilité d’ionisation des électrons primaires et, par conséquent, la densité du plasma qui vaut typiquement 10 15 m–3. Au cœur du plasma, la neutralité électrique est assurée et la densité des ions équilibre la densité électronique. Dans ces conditions de densité et de température, les libres parcours moyens des particules sont supérieurs aux dimensions de la machine : le plasma est non collisionnel. Comme schématisé sur la figure 1a, la machine dont nous disposons, d’une longueur de 80 cm et d’un diamètre 40 cm, est dotée de hublots axiaux et longitudinaux pour implanter le diagnostic FIL et explorer longitudinalement et transversalement le plasma le long de l’axe de la machine. Plus classiquement, des sondes de Langmuir, mobiles axialement et radialement, déterminent les paramètres caractéristiques du plasma et permettent de mesurer les fluctuations de densité. LA FLUORESCENCE INDUITE PAR LASER Ce diagnostic, fondé sur l’effet Doppler, fournit la distribution de vitesse des ions du plasma dans la direction du faisceau laser (voir encadré). On accède à la distribution en mesurant la FIL lorsqu’on balaye la fréquence du laser. On utilise un laser monomode accordable continu constitué d’un laser à colorant en anneau pompé par un laser à argon. Le faisceau laser peut être injecté le long de l’axe de la machine ou selon un rayon du dispositif, et on mesure la fonction de distribution des vitesses axiales ou radiales des ions. La résolution en vitesse du diagnostic est excellente puisque l’élargissement Doppler qui résulte de l’agitation thermique des ions est de l’ordre de 1.5 GHz (vitesse thermique ionique vith ~ 600 m/s) alors que la largeur naturelle de la transition excitée par le laser est égale à 20 MHz (correspondant à un écart en vitesse δv ~ 10 m/s). Une faible fraction du faisceau laser traverse une cellule à iode dont l’absorption donne un étalonnage absolu de la fréquence d’émission du laser. Le volume diagnostiqué correspond à l’intersection du faisceau laser avec le champ de visée de l’optique collectant la lumière de fluorescence et correspond typiquement à un cylindre de quelques mm3. Un moteur positionne simultanément la monture du miroir de renvoi du faisceau laser radial et du système de collection de la fluorescence pour obtenir une exploration complète le long de l’axe du dispositif. EXPLORATION D’UNE GAINE ÉLECTROSTATIQUE Au cours de l’ionisation des atomes neutres, on ne sélectionne pas Les photons explorateurs (a) (b) Figure 1 - a) Schéma de la machine à confinement multipolaire et du montage de FIL résolue en temps. b) Diagramme des temps caractéristiques de la FIL résolue en temps. l’état d’excitation des ions qui peuvent être créés dans le même état que celui qui est excité par le laser. Il y a donc, en permanence, une importante émission spontanée qui provient du plasma. Afin de ne recueillir que la fluorescence induite par le laser, l’émission du laser est hachée par un modulateur acousto-optique et une détection synchrone soustrait le signal qui correspond à l’émission spontanée et extrait ainsi le signal de fluorescence du bruit. Les performances actuelles permettent de sonder des plasmas peu denses, à partir d’une densité égale à 1014 cm–3. Dans cette version initiale, le diagnostic fournit une mesure locale de la distribution moyenne de vitesse des ions. Considérons une électrode conductrice plane de 20 cm de diamètre polarisée au potentiel flottant dans le plasma. Les courbes en trait plein de la figure 2 donnent, pour différentes distances à l’électrode, la distribution des vitesses ioniques perpendiculaires à l’électrode. Vu les faibles distances considérées, la zone explorée est la gaine électrostatique de l’électrode dans laquelle les ions sont accélérés, ce qui explique les écarts considérables observés par rapport à une distribution maxwellienne. Rappelons que la longueur de Debye est ici de l’ordre de 1 mm. Les mêmes mesures à une distance supérieure à 3 cm de la plaque fournissent une distribution maxwellienne de température égale à 0,05 eV. Pour les vitesses parallèles à la plaque on observe, pour toute distance, une distribution maxwellienne de même température. La géométrie du problème est donc monodimensionnelle. Les courbes pointillées de la figure 2 sont données par un modèle analytique à une dimension qui tient compte des mécanismes de création du plasma en volume et de la dynamique des ions selon leur point de création et leur vitesse initiale dans le potentiel autocohérent au voisinage de la plaque. Ce modèle fait intervenir plusieurs classes d’ions selon leur position et leur vitesse dans ce potentiel et nécessite pour sa validation un diagnostic d’exploration qui présente une bonne résolution spatiale, comme la fournit la FIL. On obtient un bon accord expérimental à condition d’intro67 Encadré Considérons un système à trois niveaux dont l’état initial 1 est métastable à longue durée de vie pour que sa population soit représentative de l’ensemble des ions du plasma (les transitions qui partent de l’état fondamental, naturellement préférables, se situent dans l’ultraviolet, hors du domaine des lasers continus accordables actuels). La probabilité de transition d’un ion de l’état 1 vers l’état 2 dépend de la zone d’intersection du profil de résonance de la transition 1-2 avec la raie laser de fréquence x1. Pour un laser monomode longitudinal, la largeur de la raie émise (~ 0,5 MHz) est très petite devant la largeur naturelle c0 de la transition de pulsation x12. C’est donc c0 qui fixe la résolution en énergie du diagnostic. Si les ions sont distribués en vitesse selon la loi f(v), seuls ceux dont la vitesse s s s s s s s s vs ∈ @ v − dv , v + dv # avec : xe = x12 + k . v et k . dv = c0 duire un chauffage anisotrope des ions lorsque la distance à l’électrode x diminue. Celui-ci est indiqué par la croissance du paramètre Ti sur les courbes de la figure 2. L’origine de ce phénomène est aujourd’hui inconnue et fait l’objet d’intenses spéculations. Cet exemple illustre l’apport de la FIL à l’étude des gaines d’un plasma, domaine largement inexploré jusqu’à présent puisque les mesures par sonde sont inopérantes. FIL RÉSOLUE EN TEMPS Pour observer des phénomènes périodiques qui affectent les ions, tels 68 (formule du changement de fréquence dû à l’effet Doppler), subiront une transition. Comme la durée de vie du niveau 2 est très courte (de l’ordre de la nanoseconde), les ions se désexcitent et retombent sur des niveaux inférieurs, en particulier sur le niveau 3, en émettant des photons de fluorescence. L’intensité de la transition 2-3 induite par ce processus est proportionnelle à la population des ions dans la classe de vitesse qui interagit avec le laser. En balayant la fréquence de ce dernier, toutes les classes de vitesse des ions sont successivement explorées et le diagnostic fournit la distribution de vitesse des ions du plasma projetée dans la direction du faisceau laser. que l’oscillation des gaines, la propagation d’ondes ou de chocs électrostatiques, le diagnostic doit avoir une résolution temporelle supérieure à celle qui correspond au temps de réponse des ions, de l’ordre de la microseconde. Dans le cas de la FIL, cette résolution peut être obtenue avec un laser en impulsions, mais le taux de répétition des impulsions est alors trop faible pour rendre le diagnostic commode et fiable. Une meilleure solution est apportée par un système multicanaux (MCS) de comptage de photons associé au laser à colorant continu. Les impulsions émises par le photomultiplicateur qui détecte la fluorescence sont comptées pendant un court intervalle de temps fixé (compris entre 50 ns et 2 µs dans notre cas). Le résultat est stocké dans un des N (typiquement 400) canaux consécutifs. Comme précédemment, il faut isoler la fluorescence spontanée du plasma. Sur un même enregistrement de l’analyseur multicanaux, on trouve, en sortie, le signal correspondant à une période complète de la modulation du laser imposée par le modulateur acousto-optique : la première moitié des N canaux Les photons explorateurs trement de la valeur correspondante de la première moitié. On reconstitue alors l’évolution temporelle de la distribution de vitesse des ions. PROPAGATION DE CHOC ACOUSTIQUE IONIQUE Ainsi améliorée, la FIL a visualisé la dynamique des ions lors du passage de « chocs électrostatiques » qui sont réalisés dans un plasma de laboratoire. Ces nouvelles données de laboratoire complètent et éclairent les observations de l’ionosphère faites par satellite. Figure 2 - Fonction de distribution des vitesses perpendiculaires des ions mesurée à différentes distances x d’une électrode au potentiel flottant (étoiles). Courbes pointillées : modèle analytique avec température ionique locale Ti. correspond à la propagation d’une période de la perturbation de densité quand le faisceau laser traverse le plasma et excite la fluorescence, l’autre moitié contient l’information correspondant à l’émission du plasma pendant une autre période de propagation de la même perturbation de densité en l’absence du laser. Pour disposer d’un signal exploitable, il faut cumuler les données qui correspondent à un nombre important d’événements sensiblement identiques. Cette technique requiert une parfaite synchronisation entre la prise de mesure, la modulation du laser et le phénomène étudié. Cela est d’autant plus critique que l’émission spontanée du plasma est aussi affectée par la propagation du phénomène étudié. Il est donc important de retrouver les mêmes conditions de plasma en présence et en absence du faisceau laser. La figure 1b représente les différents signaux utilisés. Une boîte de signaux logiques délivre, à partir des signaux Ac et Mp fournis par le MCS, le signal de contrôle du modulateur acousto-optique, l’impulsion de déclenchement du générateur du signal S qui est appliqué sur l’anode du plasma pendant chaque demi-période de la modulation du laser. Pour chaque position de mesure, l’intervalle spectral (12/14 Ghz) couvert par le laser à colorant est échantilloné en cinquante points correspondant à cinquante valeurs de vitesse ionique. Pour chaque fréquence du laser (chaque vitesse des ions), le signal de sortie du MCS correspond à l’accumulation de plusieurs milliers d’événements périodiques ou répétitifs (10 000 en général). Il est stocké dans un micro-ordinateur via une carte d’acquisition. L’évolution temporelle de l’intensité de la fluorescence induite par le laser à cette fréquence est obtenue en soustrayant chaque valeur des canaux appartenant à la seconde moitié de l’enregis- Pour les expériences de chocs électrostatiques, la machine multipolaire est configurée en machine à double plasma : une grille métallique la divise en deux compartiments séparés dans lesquels on crée deux plasmas indépendants. En appliquant à l’anode du plasma « source » un saut de potentiel d’une période de 400 µs donné par le signal S (figure 1b), on provoque un écoulement brutal d’ions qui excite une onde de densité de grande amplitude. Cette onde se propage dans le plasma cible, milieu à la fois dispersif et non linéaire, et se transforme en onde de « choc ». C’est cette réponse du plasma que la FIL visualise. La colonne de gauche de la figure 3 montre l’évolution temporelle de la distribution des vitesses longitudinales des ions du plasma, mesurée à 15 cm de la grille le long de la direction de propagation du choc. En soustrayant la distribution de vitesse mesurée en l’absence de choc, on isole la perturbation due au choc illustrée sur la colonne de droite de la figure 3 avec ses contours dans le plan (v, t). Celle-ci fait apparaître dans l’espace (v, t) une structure auto-organisée constituée d’un trou d’ions autour de la vitesse nulle et d’un pic principal autour d’une vitesse négative (qui correspond à un ion qui s’éloigne de la grille dans le plasma cible). Cette structure se propage en se simplifiant et en ne s’étalant pratiquement pas. Du fait qu’elle concerne une large classe de vitesses 69 ioniques longitudinales des ions, son existence est liée à la présence d’un potentiel électrostatique autocohérent qui accompagne la perturbation de densité. Cette structure résulte de la compétition des phénomènes dispersifs, dissipatifs et non linéaires présents dans le plasma dont la description théorique est loin d’être achevée. Une confrontation détaillée avec les simulations numériques a été entreprise pour élucider leur rôle respectif. Avec des mesures répétées tous les centimètres, on vérifie à partir de cet ensemble de données que cette structure se déplace à la vitesse de phase des modes acoustiques ioniques, modes non dispersifs qui se propagent à une vitesse indépendante de leur fréquence fixée par la seule température des électrons. Si on reconstruit l’espace de phase (x, v) pour chacun des temps t, on produit ainsi un ensemble d’instantanés que l’on anime en les groupant dans un film. Comme le montre la Figure 3 - Colonne de gauche : fonction de distribution des vitesses longitudinales des ions et ses contours ; colonne de droite : perturbation de la fonction de distribution et ses contours. Mesures effectuées à 15 cm de la source pendant la propagation d’un choc électrostatique. figure 4, on visualise le déferlement de la perturbation dans l’espace de phase. PERSPECTIVES Figure 4 - Espace de phase des ions mesuré à 42 µs, 62 µs, 82 µs et 182 µs après le déclenchement du choc. Les courbes continues (resp. pointillées) donnent les lignes de niveau des perturbations positives (resp. négatives) de la densité des ions. 70 Ces deux exemples illustrent l’apport de la fluorescence induite par laser à l’étude des effets cinétiques autocohérents dans les plasmas chauds. Ils montrent l’intérêt de cette méthode en termes d’accessibilité et de résolution (spatiale, temporelle, énergétique). Des études expérimentales détaillées des mécanismes qui interviennent dans les gaines électrostatiques et des phénomènes non linéaires et turbulents dans les plasmas deviennent réalisables. Ces travaux vont permettre une confrontation directe avec l’expérience des théories qui décrivent ces phénomènes complexes. Ils débouchent aussi sur la mise au point de diagnostics performants pour les plasmas froids du génie des procédés plasma comme pour les plasmas chauds de la fusion thermonucléaire contrôlée avec confinement Les photons explorateurs magnétique, notamment pour le plasma de bord des tokamaks. Une perpective prometteuse de la FIL résolue en temps concerne les méthodes de marquage optique pour l’obtention des coefficients de transport locaux dans le plasma. L’étude de l’évolution temporelle du signal de fluorescence recueilli en un point du plasma, depuis sa croissance, sa saturation et sa relaxation vers un état sta- tionnaire permettra de discerner l’influence des mécanismes de diffusion, convection et collisions. POUR EN SAVOIR PLUS Sur les chocs dans les plasmas sans collision : Ikezi (H.), Phys. Fluids, 16, 1668, 1973. Sur la FIL : Stern (R.A.), Phys. Fluids, 21 (8), 1287, 1978. Hill (D.H.), Fornaca (S.), Wickham (M.G.), Rev. Sci. Instr., 54 (3), 309, 1983. Bachet (G.), Chérigier (L.) and Doveil (F.), Phys. Plasmas, 2, 1782, 1995. Bachet (G.), Skiff (F.), Dindelegan (M.), Doveil (F.) and Stern (R.A.), Phys. Rev. Lett., 80, 3260, 1997. Article proposé par Gérard Bachet et Fabrice Doveil, tél. 04 91 28 82 19 – fax. 04 91 28 82 25 – courriel : [email protected]. Ce travail est le fruit d’une collaboration avec F. Skiff (Université d’Iowa) et R.A. Stern (Université du Colorado, Boulder). 71