master academique - Bibliothèque Centrale Université de Ouargla

N° d’ordre :
N° de série :
République Algérienne Démocratique et Populaire
Minstère de l’Enseignement Supérieur et de la
Recherche Scientifique
UNIVERSITE KASDI MERBAH OUARGLA
FACULTE DES SCIENCES ET DE LA TECHNOLOGIE
ET DES SCIENCES DE LA MATIERE
Département des Sciences de la Matière
Mémoire de Master
Présenté pour l’obtention du diplôme de
MASTER ACADEMIQUE
Domaine : Sciences de la Matière
Filière : Physique
Spécialité : Rayonnement et Spectroscopie et Optoélectronique
Presenté par : CHHAM Mahmoud
Thème
Calcul de profils de raies spectrales dans des plasmas
produits par laser en utilisant le code PPP
Soutenu le 04/07/2011
Devant le jury composé de :
M.
M.
Mme
M.
Mme
MEFTAH Mohammed Tayeb
BOUKRAA Omar
CHOHRA Thouria
KHELFAOUI Fethi
CHENINI Keltoum
Pr.
MC(A)
MC (B)
Pr.
MC (B)
2010-2011
Président
Examinateur
Examinateur
Rapporteur
Co-Rapporteur
Dédicaces
Je dédie ce modeste travail à mes très chers parents, pour
leurs soutien et touts les efforts qui m’ont donné le long de mon
parcours, et je leurs souhaite bonne santé et longue vie.
A tous les membres de la famille CHHAM
A tous mes amis.
A toute personne qui m’a aidé de près ou de loin dans la
réalisation de ce mémoire.
Remerciements
Tout d’abord je tiens à remercier Dieu le tout puissant, de m’avoir permis
d’arriver à ce niveau d’études, et aussi pour m’avoir donné beaucoup de patience
et de courage.
J’adresse mes vifs remerciements à mon Encadreur Pr Fethi KHELFAOUI et
mon Co-Encadreur Dr Keltoum CHENINI, pour m’avoir constamment guidé tout
long de mon projet et pour les conseils précieux qu’ils m’ont donné, et pour leurs
serviabilités, leurs disponibilités et leurs remarques constructives.
Je tiens à remercier, Le Président de jury, Pr Mohamed Tayeb MEFTAH,
ainsi que les examinateurs, Dr Aomar BOUKRAA et Dr Thouria CHOHRA, pour
l’honneur qu’ils m’ont fait en acceptant de juger ce travail.
Je remercie également tout les membres du laboratoire de Rayonnement et
Plasmas et Physique des Surfaces (LRPPS), ou j’ai accompli ce travail, pour leurs
aides et leurs conseils.
J’adresse aussi mes sincères reconnaissances à tous les enseignants
de
l’Université Kasdi Merbah-Ouargla pour leurs aides, soutient et leurs conseils,
sans oublier tout le staff administratif du département et surtout Le Chef de
Département de Sciences de la Matière.
Grand merci à tous ceux et toutes celles qui ont contribués de prés ou de loin
dans l’accomplissement de ce travail.
‫الخالصــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــــة‬
‫ فً دراسرىا‬.‫مه اخل ذحذٌذ خصائص وسط الثالسما ٌدة دراسح وذحلٍل الطٍف المىثعث مىها‬
‫ إن الهذف مه هذي‬.X ‫هذي قمىا ترحلٍل الطٍف الردزٌثً المىرح أثىاء عملٍح إوراج األشعح السٍىٍح‬
‫ وقذ اعرمذوا فً هذي الذراسح على‬.‫الذراسح هى إٌداد درخح الحزارج والكثافح االلكرزووٍح للىسط‬
‫ ‘ وعلى‬Nist Atomic Spectra Databas ’‫معطٍاخ الفٍشٌاء الذرٌح (ذحمٍل المعطٍاخ مه‬
‫ دوتلز وسرارك‬, ً‫( مه اخل ذحذٌذ مخرلف الرعزٌضاخ(الطثٍع‬le code ppp( ‫تزوامح وظزي‬
.)ً‫االلكرزووً واألٌىو‬
‫ الكثافح االلكرزووٍح‬,ً‫الىرائح المرحصل علٍها أثثرد أن الثالسما لٍسد فً ذىاسن حزاري محل‬
‫ ) ووخىد‬T=500-750 eV , ne=1021-1023cm-3( ‫ودرخح الحزارج مزذفعح خذا فً حذود‬
.‫اوقالب سكاوً فً الىسط‬
Résumé
Ce mémoire est une étude théorique et numérique sur les profils de raies spectrales dans
un plasma produit par laser. Les résultats expérimentaux sont ceux des travaux de de thèse de
doctorat de M.Servol (Université de Paris 11, 2005). L’objectif recherché est la détermination de
la température et la densité électronique.
Nous nous avons utilisé des bases des donnés de physique atomique de différents
éléments (silicium
hydrogénoïde et silicium héliumoïde), et le code de calcul ‘PPP’ pour
calculer les profils des raies spectrales Ly, He, He et He . Les résultats trouvés montrent que
le plasma est hors équilibre thermodynamique local, la température est de l’ordre de 500 eV et la
densité électronique est de l’ordre1022cm-3. Les raies observées sont différemment élargies par
les élargissements Doppler, Stark électronique et Stark ionique. Le milieu présente une inversion
de population. Nos résultats sont en accord avec ceux de l’expérience.
SOMMAIRE
Résumé
Sommaire
Liste des figures
Liste des tableaux
Introduction générale
CHAPITRE I
Généralités sur les plasmas
Introduction
1
-Plasmas de laboratoire : plasmas froids
1
-Plasmas de laboratoire : plasmas chauds
2
-Plasmas naturels : plasmas spatiaux
2
1. Les paramètres caractéristiques des plasmas
3
1.1. La densité
3
1.2. La température
3
1.3. Le degré d’ionisation
4
1.4. Les fréquences caractéristiques
4
1.5. Les longueurs caractéristiques
5
1.5.1. Libre parcours moyen
5
1.5.2. Le rayon de la sphère ionique
5
1.5.3. Langueur de Landau
5
1.5.4. Ecrantage de Debye
6
1.6. Paramètre de couplage
6
2. Les transitions radiatives
6
3. Elargissement des profils de raies d’émission dans les plasmas
8
3.1. Elargissement naturel
8
3.2. Elargissement par effet de pression :
8
3.3 Elargissement par effet Doppler
9
3.4 Elargissement Stark
9
3.5. Elargissement et profils composés
10
3 .6. Elargissement instrumental
10
4. Equilibre thermodynamique
10
4.1. Lois de l’équilibre thermodynamique
11
4.1.1. Loi de Planck : Corps noir
11
4.1.2. Loi de distribution des vitesses de Maxwell-Boltzmann
11
4.1.3. Distribution de Boltzmann
11
4.1.4. Loi de Saha
12
5. Types d’équilibre thermodynamiques
12
5.1. Equilibre Thermodynamique Total ou Complet (ETT)
12
5.2. Equilibre Thermodynamique Local (ETL)
12
5.3. Hors ETL
12
6. Description du code de calcul des profils de raies
13
6.1. Première étape : PIM
13
6.2. Deuxième étape : PAM
13
6.3. Troisième étape : POUM
13
7. Les fichiers relatifs aux calculs sont
13
8. La base des données atomiques
14
CHAPITRE II
Parametre laser et plasma
Rayonnement
15
1. Equation de transfert radiatif
15
1.2. Lois du rayonnement d’équilibre
15
1.2 .1. Lois de Wien
15
1.3.3 Loi de Stefan-Boltzmann
16
1.4. Transfert de rayonnement
16
2. Principe de spectroscopie
16
2.1. Spectroscopie optique
17
2.1.1. Spectroscopie d'émission
17
2.1.2. Spectroscopie d'absorption
17
3. Rayonnement laser
18
3.1. Principe de production du laser
18
3.2. Caractéristiques de la lumière laser
19
3.2.1. Unidirectionnel
19
3.2.2. Intense
20
3.2.3. Monochromatique
20
3.2.4. Cohérent
20
4.3. Les paramètres technologiques du faisceau laser
20
4.3.1. La longueur d’onde
20
4.3.2. Taille du spot
20
4.3.3. Puissance
20
4.3.4. Durée de pulse
20
5. Différent types des LASER
21
6. Interaction rayonnement-matière
21
6.1. Les probabilités de transition radiative
22
6.2. Interaction laser-matière
23
6.3. Interaction laser-vapeur
23
6.4. Interaction laser-plasma
23
7. Effet Brunel
24
8. Solide froid
24
9. Solide faiblement ionisé
24
10. Diverses applications du laser
25
11. Absorption de la cible
25
12. Structure du plasma produit par LASER
26
12.1. La zone de détente du plasma
27
12.2. L’épaisseur de peau
28
12.3. La zone de conduction de l’énergie
29
CHAPITRE III
Résultats et discusion
1. Diagnostic et Simulation
30
1.1. Les bases de données atomiques de NIST
30
1.1.1. La première étape
31
1.1.2. La deuxième étape
31
1.1.3. La troisième étape
31
1.1.4. Exemple de base de données atomique
32
2. Diagnostic des spectres expérimentaux
33
2.1. Spectre expérimental
33
2.2. Calcul de la largeur expérimentale
34
3. L’élargissement Stark
35
3.1. L’élargissement Stark électronique
35
3.2. L’élargissement Stark ionique pour un ion héliumoïde
35
4. Détermination de la température (Méthode de l’intensité relative de deux raies)
36
La raie Ly
38
La raie He
39
La raie He
39
La raie He
40
5. Comparaisons entre résultats expérimentaux et théoriques
41
La raie Ly
41
La raie He
42
La raie Heβ
43
La raie He
44
Conclusion général
Annex
Liste des figures
Figure I.1 : Schéma de principe d’un réacteur à plasma
1
Figure I. 2 : Configuration Tokamak pour les plasmas de fusion magnétique. Les lignes 2
bleues représentent les lignes de champ magnétique
Figure I.3: Interaction du vent solaire avec la magnétosphère terrestre
3
Figure I .4 : plan d’exécution du code P.P.P
14
Figure II.1 Elargissement d’une raie lors de la traversée d’une section isolée de plasma
16
Figure II.2 Montage de spectroscopie d’émission
17
Figure II. 3 Montage de spectroscopie d’absorption
18
Figure II. 4 schémas de principe
19
Figure II.5: Schéma d’un atome à deux niveaux d’énergie
22
Figure II.6 : diverses applications suivant la fluence du faisceau laser
25
Figure II.7 : Angle d’incidence d’un rayon lumineux avec une sphère
26
Figure II.8 : Structure d’un plasma généré par l’interaction entre une impulsion de 60 fs
27
induisant une intensité de 1017 W.cm-2 et une cible métallique d’aluminium
Figure III.1 Spectre expérimentale de [4]
34
Figure III.2 Raie s1/2p1/2,s1/2p 3/2), de Si XIV de densité 1023 cm-3 , de température 41
750 eV
Figure III.3 Raie (s2p 1P1s2 1S0) de Si XIII de densité 1022 cm-3 , de température 500 eV
42
Figure III.4 : Raie (s3p 1P1s2 1S0) de Si XIII de densité électronique 8.1021 cm-3, de 43
température 500 eV.
Figure III.5 : Raie (s4p 1P1s2 1S0) Si XIII de densité 8.1021 cm-3, de température 500 eV
44
Liste des tableaux
Différent type des lasers
21
Table III.1 : les transitions radiatives possibles du silicium hydrogénoïde et héliuomoïde
37
Table III.2 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de T
38
Table III. 3 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne
39
Table III.4 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne
39
Table III.5 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne
40
Table III.6 : Elargissements théorique et expérimental
40
Table III.7 : Elargissements théorique et l’expérimental de He
41
Table III.8 :l’élargissement théorique et l’expérimentale de He
42
Table III.9 l’élargissement théorique et l’expérimentale de He
44
Introduction générale
La spectroscopie des plasmas est l’étude des radiations électromagnétiques émises par un
milieu ionisé [1]. En contraste avec la spectroscopie du plasma produite par interaction laser
matière, le rayonnement émis par un plasma nous donnons les propriétés des milieux.
L’interaction d’un faisceau laser avec un matériau constitue la base d’un grand nombre
d’applications. On peut notamment citer le dépôt de couches minces, le renforcement de surface
par choc laser, le soudage, la découpe et l’analyse spectroscopique connue sous le nom de
L.I.P.S (Laser Induced Plasma Spectroscopy) ou L.I.B.S. (Laser Induced Breakdown
Spectroscopy). Pour mettre en oeuvre cette technique, une impulsion laser à flux intermédiaire
(105 à 1013 W.m-2) [2] est focalisée sur la cible que l’on souhaite analyser. L’étude du spectre
émis par le plasma permet alors de remonter à la composition élémentaire de l’échantillon.
Les buts de notre travail sont d’une part l’étude du plasma produit par impact laser, ce
mémoire est divisé en trois chapitres.
Dans le premier chapitre, sont présentées les généralités des plasmas, les profils des raies,
les élargissements dans un milieu plasma et la description du code de calcul. Le code P-P-P a été
développé en 1990 par Calisti et al [3], le groupe de laboratoire de physique des interactions
moléculaires (Université de Provence) avec la collaboration de ‘’Lowrence Livermore National
Laboratory-USA’’.
Dans le deuxième chapitre, on donne quelques propriétés du plasma produit par un
faisceau laser, lors de l’interaction avec une cible. Nous présentons les paramètres
caractéristiques de l’impulsion laser, et nous expliquons la formation du plasma.
Dans Le troisième
chapitre, nous utilisons le site web ‘http://Physics.nist.gov /cgi-
bin/ASD/energie l.pl’ pour obtenir les bases de données atomiques de l’élément à étudier. Nous
calculons les profile de raies spectraux et nous comparons avec les spectres expérimentaux
élaborés par M. Servol
[4]. Les raies étudions sont
hydrogénoïdes et héliumoïdes.
Ly, He, HeetHe de silicium
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Introduction :
Un plasma est un gaz ionisé. Il est composé en général d’électrons, d’ions, d’espèces
atomiques ou moléculaires neutres et des photons, les plasmas sont souvent présentés comme un
quatrième état de la matière, faisant suite aux phases solide, liquide et gazeuse.
∆
∆
∆
Le passage d’un état à l’autre est réalisé par un certain rapport d’énergieE.
-Plasmas de laboratoire : plasmas froids
Les plasmas faiblement ionisés (plasmas froids ou plasma de décharges électriques) sont
créés au sein des réacteurs initialement remplis de gaz neutres et alimentés par une source extérieure
d’énergie électromagnétique. Les paramètres extérieure de contrôle d’une décharge comprennent
donc le choix d’un gaz à une pression déterminée, les diverses longueurs qui fixent la géométrie du
réacteur choisi, et les grandeurs physiques caractéristiques de la source d’énergie (fréquence
caractéristique d’alimentation, tension d’alimentation ou puissance absorbée par le dispositif)
(Figure I.1).
Figure I.1 : Schéma de principe d’un réacteur à plasma.
La nature des gaz utilisés dépend de l’application visée parmi les plus simples, on peut
citer, l’argon ou le xénon.
Les plasmas froids ne sont pas des milieux à l’équilibre thermodynamique, les températures
des ions et du gaz sont voisines ; elles sont de un à deux ordres de grandeurs plus faibles que la
température des électrons [5] :
≈
≪1
plasmas hor_équilibre
Les plasmas froids peuvent être étudiés en laboratoire. Les scientifiques ont alors construit un
savoir-faire expérimental, actuellement largement appliqué dans les industries (gravure, dépôts
PVD/CVD...).
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Page 1
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Dans le cas des « plasmas froids », la température (l'énergie) des électrons est très supérieure à celle
des ions Ti<<Te. Les ions sont considérés comme non réactifs.
-Plasmas de laboratoire : plasmas chauds
Dans d’autres dispositifs, comme ceux à confinement magnétique (Tokamaks), à
confinement par lasers (fusion inertielle) ou par compression magnétique, les plasmas sont créés à plus
hautes densités et beaucoup plus haute température électronique (on parle de plasmas chauds).
Dans les tokamaks, le confinement du plasma est obtenu par de forts champs magnétiques
dont les lignes de courant s’entourent sur un tore (Figure I.2). Les particules chargées du plasma
suivent ces lignes de champ et restent ainsi confinées un certain temps.
Figure I. 2 : Configuration Tokamak pour les plasmas de fusion magnétique. Les lignes bleues représentent les
lignes de champ magnétique [5].
L’objectif recherché dans ce genre de dispositifs est la création d’énergie par fusion thermonucléaire
contrôlée d’éléments légers, principalement selon la réaction.
Dans les « plasmas chauds », les ions sont « chauds », réactifs Ti ~ Te : les plasmas chauds demandent
plus d'énergie pour leur création, et donc les installations qui les produisent sont moins nombreuses
(car plus coûteuses...) et donc moins accessibles. Le savoir-faire qui s'est développé est essentiellement
théorique, donc plus fondamental.
-Plasmas naturels : plasmas spatiaux
Mis à part ces plasmas créés aux laboratoires (plasmas artificiels), il existe des plasmas naturels. Dans
le voisinage de la terre, on peut mentionner les éclairs, les aurores boréales ou l’ionosphère. Dans
l’espace, les environnements ou les intérieurs stellaires constituent d’autres exemples de plasmas
présents dans l’univers. Le soleil, par exemple, génère un plasma très conducteur, le vent solaire, qui
progresse à quelques centaines de km/s dans l’espace interplanétaire.
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Page 2
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Quand le vent solaire rencontre le champ magnétique terrestre, il subit une déviation et génère une
onde de choc. Face au soleil, le champ se trouve comprimé, alors qu’il est étiré sous forme d’une
longue queue magnétique du côté opposé (Figure I.3), pour donner une idée de la variété des
plasmas naturels [5].
Figure I.3 : Interaction du vent solaire avec la magnétosphère terrestre [5].
1. Les paramètres caractéristiques des plasmas :
Les plasmas sont constitués de population d’électron, d’ions et des neutres dont les interactions
peuvent décrites par les principales quantités de densité, de température et autres caractéristiques.
1.1. La densité :
En spécifiant la densité des ions ou d’électrons. Nous définissons la densité comme le nombre
d’électrons par unité de volume ne .Si les ions ont une charge Z, la densité ionique ni est obtenue par la
condition de neutralité de charge ne =ni Z; c’est l’hypothèse de quasi-neutralité où ni = ne /Z, si Z = 1
nous avons alors ne =ni.
1.2. La température :
Bien que les deux gaz d’électrons et d’ions soient mélangés ; il faudra distinguer entre la
température électronique Te et la température ionique Ti, à l’équilibre thermique ces deux
quantités sont égales. Cependant, lorsqu’on calcule les temps d’équitation d’énergie on constate les
échelles de temps suivantes :
- les électrons se thermalisent entre eux ;
- les ions se thermalisent entre eux ;
- finalement, ces deux gaz se thermalisent entre eux.
D’autres paramètres peuvent caractériser le plasma tels que :
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Page 3
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
1.3. Le degré d’ionisation :
Il est défini par la quantité α [6] :
≡
=
+
[I. 1]
+
Où : ne est la densité électronique (nombre de particules par unité de volume), ni est la densité
ionique et nn est la densité des neutres.
Le plasma est dit faiblement ionisé si α < 1, tels que les plasmas industriels et l’ionosphère.
Les plasmas fortement ionisés,≈tels que les plasmas thermonucléaires [6].
1.4. Les fréquences caractéristiques :
La fréquence de collisions est la fréquence moyenne entre deux collisions successives.
On distingue les collisions électrons-ions (ei), électron-neutres (en) et ions-neutre (in). La
fréquence plasma est la fréquence d’oscillation d’un plasma soumis à une perturbation locale de
la densité électronique.
Où :
=
[I. 2]
: est le champ électrique de perturbation.
: est la permittivité du vide.
: est la charge d’espèce.
La fréquence plasma est donnée par la relation suivante:
=
[I. 3]
ne: est la densité électronique.
e : est la charge d’ion.
me : est la masse de l’électron.
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Page 4
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
1.5. Les longueurs caractéristiques :
1.5.1. Libre parcours moyen :
Le libre parcours moyen
est la distance moyenne parcourue par une particule de type j
entre deux collisions avec une particule de type k. Si
=
=
Par exemple, lors d’une collision électrons-neutres
=
Avec n0 densité des neutres et
1
=
est la vitesse moyenne de la particule.
[I. 4]
et donc :
[I. 5]
la section efficace.
1.5.2. Le rayon de la sphère ionique :
Pour un plasma de densité ionique totale Ni , Le rayon de la sphère ionique Rs est défini
comme :
4
3
=1
1.5.3. Langueur de Landau :
=(
4
3
)
[I. 6]
Langueur de Landau r0 définie comme étant la distance a laquelle s’équilibre l’énergie
potentielle d’interaction entre deux électrons avec l’énergie cinétique d’agitation thermique :
=
1.5.4. Écrantage de Debye :
=
4
[I, 7]
4
[I, 8]
Considérant une charge ponctuelle q0 se trouvant à l’origine (r=0) dans le vide, produite
un champ de potentiel tel que [7] :
( )=
[I, 9]
Prenant une distribution de Boltzmann pour la densité des électrons et des ions qui entourent la
charge test :
=
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exp
2
[I, 10]
Page 5
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Où n0 est la densité électronique à l’équilibre (s = e pour l’électron ou s=i pour l’ion). Ainsi, on
trouve le potentiel électrique produit par la charge s’écrit :
=
[I, 11]
exp −
4
Où r est la distance par rapport à la charge test et ¸λD est la longueur de Debye donnée par :
[I, 12]
=
1.6. Paramètre de couplage :
Dans un plasma, il faut prendre en compte deux propriétés :
1-La tendance de désordre due à l’agitation thermique.
2-La tendance à l’organisation due à l’aspect dynamique et collectif de l’interaction
colombienne.
Un équilibre s’établit entre l’ordre et le désordre quantifié par le paramètre plasma ou paramètre
de couplage donné par :
[I, 13]
Γ=
Γ=
é
é
é
=
(
)
[I, 14]
Nous identifions deux limites pour Γ ; le cas fortement couplés Γ >> 1 ; dans laquelle l’énergie
potentielle de l’interaction des particules est plus importante que leurs mouvements cinétiques, et le
cas faiblement couplés
Γ << 1, où les mouvements thermiques des particules sont plus
importants. C’est le cas presque toujours rencontré des plasmas naturels et artificiels.
2. Les transitions radiatives :
Les règles de sélection dans l’approximation dipolaire électrique sont : Pour les
hydrogénoïdes :
: quelconque.
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Page 6
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Pour les émetteurs à plusieurs électrons (héluimoïdes, lithiumoïdes, etc … ;) :
quelconque.
Les transitions radiatives entre les niveaux d’énergie atomiques se font de deux manières :
d'une molécule ou d'un atome :
Absorption (a)
émission spontanée(b)
émission stimulée(c)
n et m sont les états stationnaires, on soumet ce système à un rayonnement de fréquence v.
Tel que : ∆ =
−
=
Trois processus peuvent se produire :
1. L’absorption induite : le système absorbe un quantum de rayonnement et excité de m vers n.
+
→
∗
2. L’émission spontanée : le système excité
∗
→
+
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∗
émet spontanément un quantum d’énergie :
Page 7
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
3. L’émission induite ou stimulée : un quantum de rayonnement hv est nécessaire pour induire,
on stimule la d’excitation de n vers m :
∗
Ce processus est celui des lasers et masers.
+
→
+2
3. Élargissements des profils de raies d’émission dans les plasmas :
La mesure de l’élargissement des raies d’émission peut donner accès à certains
paramètres du plasma. Par exemple, l’élargissement Stark donne accès à la densité électronique
alors que l’élargissement Doppler permet de déterminer la température cinétique. Les raies sont
cependant simultanément élargies pour différentes raisons, notamment l’instrumentation, il est
donc nécessaire de bien établir les différentes causes d’élargissement et de les séparer.
Les caractéristiques (densité des différentes espèces et températures) des plasmas induits
par laser varient sur plusieurs ordres de grandeur sur quelques microsecondes. L’évolution de la
forme de la raie est donc très dynamique et son étude nécessite une résolution temporelle [8].
3.1. Élargissement naturel :
Le temps de vie  d’un atome dans un état excité étant limité, de par le principe
d’incertitude d’Heisenberg
chacun un certain < étalement >
, il s’ensuit que les niveaux d’énergie impliqués subissent
. Dans le cas particulier où l’atome excité n’est pas perturbé
par une autre particule du plasma, le temps de vie de l’état excité est alors maximal et il n’est
limité que par l’émission spontanée, et par conséquent, l’élargissement est dit naturel et sera
minimal. Ce type d’élargissement donne lieu à un profil de raie de forme lorentzienne.
L’élargissement naturel à la largeur de la raie s’exprime, pour une transition entre les
niveaux d’énergie i→j, sous la forme [8] :
∆
=
2
[I, 16]
Où λ est la longueur d’onde centrale, Aij est le coefficient d’Einstein d’émission spontanée et c
est la vitesse de la lumière.
3.2 Élargissement par effet de pression :
L’élargissement par effet de pression regroupe les élargissements attribuables aux
perturbations causées par les micros champs électriques imputables aux particules environnantes, à
l’intérieur du plasma.
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Page 8
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
3.3 Élargissement par effet Doppler :
Lorsqu’un atome émetteur se déplace vers le détecteur à une vitesse relative v, l’observateur
reçoit une longueur d’onde du photon émise différente.
Ainsi, pour un grand nombre
d’atomes émetteurs en mouvement dont la distribution en vitesse est maxwellienne, la distribution
spectrale des photons est de forme gaussienne, centrée sur la longueur d’onde λ0 d’émission de
l’atome au repos.
La largeur totale à mi-hauteur (FWHM) d’une raie élargie par l’effet Doppler s’écrit [1] :
Δ
[I, 17]
= 7.16 × 10
Où ΔλD est la largeur à mi-hauteur due à l’effet Doppler, λ0 est la longueur d’onde centrale de la
raie, T est la température cinétique de l’émetteur (en Kelvin) et M est la masse, exprimée en u.m.a.
3.4 Élargissement Stark :
L’interaction entre le champ électrique crée par les particules chargées et l’atome émetteur
provoque un élargissement des niveaux d’énergie de l’atome. Le potentiel résultant de cette
interaction particules-atomes dépend de la nature de l’atome émetteur. Pour les atomes d’argon et
de cuivre, le déplacement des niveaux d’énergie est proportionnel au carré de l’intensité de la force
crée par le champ électrique. La vitesse des électrons étant plus importante que celle des ions, leur
comportement vis a vis de l’émetteur et l’élargissement des raies émises par les atomes sont plus
difficiles à analyser. L’effet des ions étant souvent faible devant celui des électrons [9].
Å =2
10
La contribution électronique est
La correction ionique est ∶ 3.5
∶2
+ 3.5
/
1−
10
/
[1 −
2
10
[I, 18]
]2
Où B = 1.2 (pour les ions) ou 3/4 (pour les neutres) [sans unité], ND étant le nombre de particules
dans la sphère de Debye.
= 1.72 × 10
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(
(
)
)
[I, 19]
Page 9
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Les paramètres w [en Å] et A [sans unité] sont indépendants de la densité électronique et varient
lentement avec la température électronique. Lorsque la contribution des ions est négligeable, le
paramètre w est la demi-largeur à mi-hauteur de la largeur Stark de la raie pour une densité
électronique de 1016 cm-3.
3.5. Élargissement et profils composés :
Si on observe plusieurs types d’élargissement à la fois, le profil de raie est un profil
composé, Soient g(x) et f(x) deux fonctions qui caractérisent la distribution de l’intensité
indépendante des deux effets d’élargissement, le produit de convolution de g(x) et f(x) délivre le
profil composé F(x) tel que.
( )=
( − ) ( )
=
( ) ( − )
[I, 20]
Si f(x) est gaussienne et g(x) est lorentzienne de paramètres β et γ successivement et l e profil final
est un profil de Voigt [1].
2 2
β = β1 + β2
2
,
γ= γ1+ γ2
3 .6. Élargissement instrumental :
Cet élargissement est produit par les appareils de mesure du profile de raie, Une méthode
simple permettant de déterminer l’élargissement instrumental consiste à observer une raie dont
on sait la largeur faible. L’observation de raies d’émission provenant de décharges à basse
pression (Wiese, 1965), ou encore d’un plasma induit par laser à un temps très tard
(par
exemple, (Aguilera et Aragón, 1999) sont des bons moyens, les constructeurs donnent les
élargissements et les profils correspondants.
4. Équilibre thermodynamique :
Les plasmas en équilibre thermodynamique complet respectent les quatre lois suivantes :
1. la loi de Planck.
2. la loi de distribution des vitesses de Maxwell- Boltzmann.
3. la loi de Boltzmann.
4. la loi de Saha.
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Page 10
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
4.1. Lois de l’équilibre thermodynamique :
4.1.1. Loi de Planck : Corps noir
La loi de Planck caractérisant la distribution de la lumière spectrale de la source en
fonction de la longueur d’onde (ou fréquence).
La loi de Planck exprime la quantité d’énergie rayonnée par unité de temps et par unité de
surface d’un corps noir à la température T d’une direction donnée, par unité d’angle solide et par
unité de longueur d’onde au voisinage d’une longueur d’onde. Cette grandeur correspond à la
luminance spectrale et elle ne dépend que de la température T et de la longueur d’onde λ (ou
fréquence). La loi décrivant la luminance spectrale d’un corps noir à la température T est donnée
par Planck (sert à identifier la grandeur relative au corps noir). [9, 10]
=
2
(exp
[I, 22]
− 1)
4.1.2. Loi de distribution des vitesses de Maxwell-Boltzmann :
La loi de Maxwell décrit la distribution en énergie cinétique des particules en collisions
élastiques, dans un milieu homogène et stationnaire.
Cette loi présente la distribution en vitesse f (v) des particules dans un milieu plasma.
( )= (
2
=
+
( )
) exp −
+
=4
exp −
2
[I. 23]
2
[I, 24]
2
=
[I, 25]
Où kB est la constante de Boltzmann, m la masse et ν la vitesse des particules.
Elle décrit la probabilité de trouver une particule dans l’intervalle de vitesse ν+dν. La
température T qui caractérise cette distribution est appelée la température cinétique Tciné . Elle
représente la vitesse la plus probable des particules.
4.1.3. Distribution de Boltzmann :
La distribution de Boltzmann donne les rapports des populations entre les différents
niveaux d’énergie i et j :
=
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−
∆
[I, 26]
Page 11
Chapitre I
Généralités sur les plasmas
Où ΔEij est la différence d’énergie entre les deux niveaux i et j, gi et gj sont leurs poids
statistiques respectivement.
4.1.4. Loi de Saha :
La loi de Saha délivre le rapport des populations d’une mole d’atome d’un milieu en équilibre
thermodynamique.
=
g g (2
g
)
exp −
[I, 27]
Où ne est la densité électronique, gi, ge, g0 sont respectivement les poids statistiques et xj est le
potentiel d’ionisation.
5. Types d’équilibre thermodynamiques :
5.1. Équilibre Thermodynamique Total ou Complet (ETT) :
L’équilibre thermodynamique complet est réalisé quand les quatre grandes lois d’équilibre
que nous allons présenter sont vérifiées simultanément. Pour caractériser complètement le système,
il suffit alors de connaitre la température T et la densité d’atomes N.
5.2. Equilibre Thermodynamique Local (ETL) :
Dans un plasma inhomogène où il existe un gradient de densité de particule (induisant la
diffusion de celles-ci) ou un gradient de température, ou dans un plasma homogène mais laissant
des photons s’échapper, il y a un flux d’énergie à travers le système : la diminution ou
l’augmentation locale de l’énergie du système implique que la micro réversibilité n’est pas
complète. Cependant si cette perte locale d’énergie est faible par rapport à l’énergie totale en ce
point ou, de façon équivalente, si le différence d’énergie entre deux points voisins du système est
faible, alors on pourra dire qu’il y a u équilibre thermodynamique local (ETL) [10].
Pour la réaction A(j) → A(0) +hυ0 il n’y a pas réversibilité.
5.3. Hors ETL :
Les quatre lois (ETl), n’est pas valable.
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Page 12
Chapitre I
6. Description du code de calcul des profils de raies :
Généralités sur les plasmas
Le calcul de profil de raies ce fait à l’aide d’un code numérique (programme de fortran)
appelé aussi le code P-P-P (Pim-Pam-Poum). Ce code
demande les données de la physique
atomique et les propriétés statistiques du plasma. Les données de la physique atomique peuvent
celles téléchargées du site web
du bureau des standards Américain (Nist Atomic Database
Spectroscopie).
Le code P-P-P a été développé en 1990 par Calisti et al [3], le groupe de laboratoire de
physique des interactions moléculaires (Université de Provence) avec la collaboration de
‘’Lowrence Livermore National Laboratory-USA’’
Le plan d’exécution de ce code est présenté comme suit :
6.1. Première étape : PIM
Elle nécessite un fichier qui contient la base de données atomique de l’élément considéré et
fichier in.txt qui contient la nature et les conditions du plasma choisies.
6.2. Deuxième étape : PAM
C’est le cœur du code, elle fait le calcul des transitions Stark en tenant compte de tous les étapes.
On commence par un calcul de la mécanique quantique des matrices.
H=H0 -dE
Les énergies propres ainsi que les transformations unitaires étant calculées.
6.3. Troisième étape : POUM
Elle permet le calcul de la somme des lorentziennes
7. Les fichiers relatifs aux calculs sont :
in.txt : fichier d’entré contenant la nature et les conditions du plasma choisies.
param.inc : fichier d’entré contenant les paramètres de code.
base.dat : c’est la base atomique de l’élément considéré.
samfld.dat : fichier de sortie contenant la distribution du micro-champ électrique. miscel.dat :
fichier contenant les conditions du plasma et la physique atomique nécessaire. outs.dat : fichier de
sortie donnant les transitions relatives aux différents calculs.
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Page 13
Chapitre I
La figure I .4 illustre la démarche du calcul.
Généralités sur les plasmas
Figure I .4 : plan d’exécution du code P.P.P
8. La base des données atomiques :
Nous utilisons le site web ‘http://Physics.nist.gov /cgi-bin/ASD/energie l.pl’ pour obtenir
les bases de données atomiques de l’élément à étudier. La base des données contient les données
pour les niveaux d'énergie et les transitions radiatives des atomes et des ions atomiques.
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Page 14
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
1. Rayonnement :
1.1. Equation de transfert radiatif :
En négligeant la diffusion du rayonnement, en supposant le plasma à l’équilibre
thermodynamique local et stationnaire, l’équation du transfert radiatif qui régie l’évolution de la
luminance spectrale s’écrit sous la forme [2]:
D’où, pour une température T et une pression P données, les coefficients représentent le
coefficient d’absorption corrigé de l’émission induite et l’émission propre du milieu
respectivement, tels que [2]:
la fonction de Planck :
Avec
1.2. Lois du rayonnement d’équilibre :
Nous pouvons compter cinq lois importantes dont quatre régissent l’émission du
rayonnement thermique d’équilibre : la loi de Planck, les deux lois de Wien et celle de StefanBoltzmann.
La dernière loi, celle de Kirchhoff, lie l’émission à l’absorption d’un corps. Les substances
naturelles rayonnent selon des lois différentes d’une espèce à l’autre. Cependant, il est possible
de déterminer le maximum d’énergie pouvant être rayonné par la matière à chaque température T
et chaque longueur d’onde. Le corps idéal pouvant émettre cette énergie est appelé ‘corps noir’
et sert d’étalon de rayonnement, dans se travaille on baser de deux loi suivant.
1.2 .1. Lois de Wien :
Lorsque nous représentons graphiquement l’évolution de la luminance spectrale du corps
noir en fonction de la longueur d’onde pour différentes températures, nous constatons que cette
luminance possède une valeur maximale à une longueur d’onde
La relation liant
.
à la température, correspond à la première loi de Wien donnée comme :
La seconde loi de Wien fournit l’ordonnée du maximum d’émittance spectrale du Corps
noir pour une température donnée:
Où : B=1.287.10-11 (W/m2/
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/K5), λm est la longueur d’onde en
et la température T en K.
Page 15
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
Ces deux lois de Wien sont donc très importantes dans le transfert de chaleur du rayonnement
puisqu’elles nous indiquent le domaine spectral ou se situe le maximum d’émission et par
conséquent nous permettent de choisir le matériel récepteur adéquat pour une gamme de
température bien connue.
1.3.3. Loi de Stefan-Boltzmann :
La loi de Stefan-Boltzmann exprime la relation entre la puissance totale rayonnée et la
température et la surface du corps noir. Elle s’obtient par intégration de la fonction de Planck sur
tout le domaine de longueur d’onde :
Avec σs est la constante de Stefan-Boltzmann telle que σs =5.6 10-8 (W/m2/K4) et σs T l’énergie
rayonnée en une seconde par unité de surface de corps noir à la température T.
1.4. Transfert de rayonnement :
Les raies émises par les différentes espèces ioniques sont détectées après avoir traversé le
plasma. Le profil d’absorption étant similaire au profil d’émission, l’absorption est plus efficace
pour les longueurs d’onde centrales. Après la traversée du plasma, la différence d’intensité entre
le centre et les ailes de la raie est donc moins importante et pour cette raison, la largeur à mihauteur de la raie est augmentée (Figure II.1) [4].
Figure II.1 Elargissement d’une raie lors de la traversée d’une section isolée de plasma.
2. Principe de spectroscopie :
On désigne habituellement sous le nom de "spectre" une courbe représentant les
variations d'une propriété atomique ou moléculaire en fonction d'un paramètre. La spectroscopie
est l'ensemble des méthodes permettant la détermination de ces spectres et leur analyse [11].
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Page 16
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
2.1. Spectroscopie optique :
2.1.1. Spectroscopie d'émission :
Dans la spectroscopie d'émission (Figure II.2), on analyse simplement la répartition
spectrale du rayonnement émis par l'échantillon spontanément émetteur. Le système de
spectrométrie le plus souvent utilisé est le spectromètre à réseau qui disperse la lumière suivant
sa longueur d'onde. Il en existe plusieurs types, qui diffèrent essentiellement par le pouvoir
séparateur. Au niveau de la détection, on emploie le plus souvent une caméra CCD. On utilise
beaucoup le photomultiplicateur, caractérisé par sa grande sensibilité, que l'on dispose en face
d'une fente isolant une partie du spectre. L'enregistrement du spectre est alors effectué en
fonction de la position angulaire du réseau.
Figure II.2 Montage de spectroscopie d’émission.
2.1.2. Spectroscopie d'absorption :
En spectroscopie d'absorption (Figure II.3) on enregistre l'atténuation de la lumière
passant à travers l'échantillon. Pour cela on a besoin d'une source de lumière pour illuminer et
sonder l'échantillon. Cette méthode se décline en deux versions:
-Soit on utilise une source émettant un spectre large (lampe à halogène, arc au Xénon...), et un
spectromètre pour enregistrer et comparer les spectres en absence et en présence de l'échantillon.
-Soit on utilise une source monochromatique (souvent un laser accordable) dont on balaie la
longueur d'onde sur l'intervalle spectral étudié, Mentionnons aussi dans cette catégorie une
variante de la spectrométrie d'absorption, qui porte le nom de "spectroscopie d'excitation",
consistant à utiliser une source monochromatique accordable et à détecter l'absorption du
rayonnement par suite des effets photo-induits (production de fluorescence, d'électrons ou d'ions,
d'ondes sonores...). Cette méthode est moins quantitative en ce qui concerne les intensités des
raies, mais peut être extrêmement sensible [11].
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Page 17
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
En spectrométrie d'absorption on observe les raies absorbées depuis les niveaux
d'excitation inférieurs de l'échantillon. Un spectre d'absorption donne donc des informations en
général différentes d'un spectre d'émission. Par ailleurs l'amplitude de l'atténuation est
simplement le produit de la concentration absolue de ces niveaux absorbants par la longueur de
l'échantillon et par leur absorbance spécifique. Cette méthode est donc une méthode de choix
pour l'analyse quantitative.
Figure II. 3 Montage de spectroscopie d’absorption.
3. Rayonnement laser:
Le premier laser été réalisé en 1960. Les physiciens l’ont immédiatement utilisé comme
moyen d’injecter une quantité d’énergie élevée dans un très faible volume et pendant un temps
très court.
Le mot laser est constitué par les initiales d'Amplification de Lumière par Emission
Stimulé de Rayonnement. L'émission stimulée a été décrite pour la première fois sur des bases
théoriques, par Einstein en 1947. Le professeur A. Kaster a mis au point avec J. Brossel "le
pompage optique" en 1950 [14].
3.1. Principe de production du laser :
Elle est constitué de deux miroirs hautement réfléchissants parallèles placés en face à face
d'ont l'un est semi transparent, ils renvoient l'onde électromagnétique, d'où de multiple passage
aller et retour dans le milieu actif comme ci-dessous.
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Page 18
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
Figure II.4 schéma de principe.
La source électronique (ou optique) excite les atomes ou les molécules (gaz, solide) à un
niveau compatible avec l'émission laser. Des photons sont émis dans toutes les directions
(émission spontanée), seuls ceux dirigés dans le sens axial au résonateur sont retenus car il
produit leurs parcours.
Les photons ainsi crées sont renvoyer en totalité par le miroir réfléchissant et viennent
amplifier le signale en produisant plus de photons. Ceci constitue la lumière laser qui est
cohérente et monochromatique. Le faisceau laser ainsi amplifier peut s'échapper en partie à
travers du miroir semi transparent [14].
Une source d'énergie qui assure le pompage (l'inversion de population) où on trouve
plusieurs méthodes de pompage mais il y en a deux qui sont très utilisé :
- le pompage électrique du milieu gazeux pour les lasers à gaz.
- le pompage optique des barreaux pour les lasers à solide.
3.2. Caractéristiques de la lumière laser :
Un faisceau laser est unidirectionnel, intense, monochromatique et cohérent.
3.2.1. Unidirectionnel :
Le faisceau se dirige dans une direction unique, La divergence d'un faisceau laser dans l'air est
approximativement:
Où est la divergence mesurée en radians,  la longueur d'onde et w0, la largeur minimale du
faisceau.
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Page 19
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
3.2.2. Intense :
Les lasers émettent une lumière très intense. Bien que certains lasers semblent peu puissants
(quelques milliwatts), leur lumière est concentrée sur une toute petite surface.
3.2.3. Monochromatique :
La lumière produite par un laser est monochromatique. Elle contient très peu de longueurs
d'onde, lesquelles si ont confinées très près de la longueur d'onde d'opération du laser.
3.2.4. Cohérent :
La lumière produite par un laser est ordonnée dans le temps et dans l'espace. La directivité de la
lumière laser est d'ailleurs une conséquence de sa cohérence.
4.3. Les paramètres technologiques du faisceau laser :
4.3.1. La longueur d’onde : la longueur d’onde se fait en fonction du traitement désiré ainsi que
des caractéristiques de la peau à traiter. La longueur d’onde choisie est celle qui permet la
meilleure absorption possible par la cible visée, permettant d’optimiser les résultats du
traitement.
4.3.2. Taille du spot : un diamètre. Affecte la vitesse et la profondeur de la pénétration du
faisceau de lumière. Une bonne sélection du diamètre du spot a un impact direct sur la qualité du
résultat. Cela permet d’atteindre la cible, le poil, là où il pousse.
4.3.3. Puissance : quantité d’énergie libérée, ajustée en fonction du type de peau.
4.3.4. Durée de pulse : Afin de détruire efficacement la cible visée, l’énergie du laser doit être
appliquée à une rapidité de distribution précise qui permettra le réchauffement nécessaire de la
cible, sans que la chaleur n’est le temps de se dissiper aux tissus avoisinants. Une pulse courte et
précise permet de traiter de petites cibles, tandis qu’une pulse longue et étendue permet de traiter
les cibles plus importantes ou profondes.
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Page 20
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
5. Différent types des LASER [15] :
6. Interaction rayonnement-matière :
L’intensité d’une transition discrète observée dans un spectre est liée, d’une part, à la
population du niveau émettant la raie, et d’autre part à une grandeur caractéristique de l’atome et
de la transition concernée, à savoir la probabilité de transition. La probabilité de transition peut
être reliée directement à d’autres paramètres, à savoir la force d’oscillateur, la force de raie et la
durée de vie radiative [16].
Ce sont ces différentes grandeurs que nous allons définir dans le cadre d’une théorie générale du
rayonnement.
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Page 21
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
6.1. Les probabilités de transition radiative :
Nous introduisent d’abord, de façon empirique, les coefficients d’Einstein. Considérons le cas
simplifié d’un atome ne comportant que deux états stationnaires (Figure II.4).
Figure II.5: Schéma d’un atome à deux niveaux d’énergie.
Soit k le niveau supérieur d’énergie Ek et de poids statique gk=2jk+1, j nombre quantique
moment cinétique total ; la dégénérescence est associée aux valeurs de Mk, le nombre quantique
magnétique. Soit le niveau inférieur i d’énergie Ei et de poids statistique gi=2ji+1 (associé aux
valeurs de Mi). On suppose aussi que les populations des niveaux i et k sont respectivement Ni et
Nk. l’atome dans le niveau k peut se désexciter spontanément vers le niveau i (Ei<Ek) avec
l’émission d’un photon d’énergie [16] :
Le nombre d’onde σik et la longueur d’onde λik de la transition émise sont donnés par :
La probabilité, par unité de temps, qu’un atome dans l’état k se désexcite vers le niveau i,
caractérisé par Mi, est notée aki. La probabilité de transition introduite par Einstein est relative à
l’émission spontanée est définie comme la probabilité totale, par unité de temps, qu’un atome
dans un état k effectue une transition vers n’importe lequel des gi états inférieurs caractérisés par
Mi :
La probabilité de transition pondérée s’écrit en tenant compte de la dégénérescence du niveau
supérieur k :
Si des transitions peuvent se produisent spontanément, elles peuvent également être induites par
le champ de radiation dans lequel baignent les atomes. Si l’on suppose se champ isotrope, de
densité (c’est-à-dire d’énergie par unité de volume) ρ(σ)dσ dans l’intervalle de nombres d’onde
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Page 22
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
dσ, on pourra définir les coefficients d’Einstien relatifs à l’absorption
ou induite
populations
.Si le champ
et
et à l’émission stimulée
est constant sur le profil de la raie, on décrit la variation des
à l’instant t [16] :
Ces trois équations traduisent les phénomènes d’absorption, d’émission stimulée ou induite et
d’émission spontanée, respectivement.
On peut définir la probabilité par atome et par unité de temps de l’émission, ωéme ou de
l’absorption, ωabs par [16] :
En état d’équilibre thermodynamique on peut écrire :
6.2. Interaction laser-matière :
Lorsque le flux est suffisant, l’impact du faisceau laser sur la cible modifie les propriétés
de cette dernière et une population d’électrons rapides est éjectée, ces derniers excitent le gaz
environnant. Derrière ces électrons, qui créent une charge d’espace, se forme un plasma
métallique sous l’action de l’énergie du faisceau laser et à partir des atomes métalliques arrachés
à la cible. L’échelle de temps de ces phénomènes est de l’ordre d’une dizaine de picosecondes.
Sous l’effet de ce champ de charge d’espace, les électrons les plus rapides sont rappelés et
viennent bombarder la cible, il commence à se former un plasma métallique électriquement
neutre en avant de la cible.
A la fin de l’impulsion laser, le plasma, étant dans une région à champ nul, se thermalité [17].
6.3. Interaction laser-vapeur : Ionisation de la vapeur→ formation du plasma.
6.4. Interaction laser-plasma : Chauffage du plasma
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→ excitation.
Page 23
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
7. Effet Brunel :
Cet effet, aussi appelé ‘Vacuum Heating’ [12],[13], se produit en un cycle laser. Il
apparait lorsque le gradient de densité est inférieur à l’épaisseur de peau; comme dans le cas de
l’absorption résonante, le laser possède une incidence oblique. Lors de la première demi-période,
les électrons sont accélérés vers l’extérieur de la cible. Les ions étant moins mobiles que les
électrons, leur déplacement est négligeable et il apparaît une charge d’espace produisant un
champ statique. En raison de la dimension réduite du gradient, les électrons peuvent être
sensibles à ce champ. A la demi-période suivante, le champ statique s’additionne au champ laser
dirigé vers l’intérieur de la cible.
L’énergie atteinte par les électrons accélérés par ce processus est de l’ordre de l’énergie
d’oscillation dans le champ de la composante normale à la surface de la cible [4] :
Ou
est égal à 1en polarisation linéaire et à 0 en polarisation circulaire.
8. Solide froid:
La perte d’énergie d’un électron traversant un matériau est caractérisé par le pouvoir d’arrêt,
c’est à dire par la perte d’énergie par unité de longueur. Comme un électron perd son énergie en
excitant ou ionisant des atomes, le pouvoir d’arrêt fait intervenir les différentes sections efficaces
d’excitation au sein d’un atome. Il s’écrit [4] :
où Z est la variable d’espace, Efi l’énergie de transition entre l’état initial i et l’état final f,
section efficace collisionnelle d’excitation et
est la
la densité d’états par unité de volume et
d’énergie.
Pour z ≥ 13, la potentiel d’ionisation moyen s’écrit [4] :
I(eV)=9.76 Z+58.8 Z-0.19
9. Solide faiblement ionisé:
Dans le cas d’un solide ionisé, le ralentissement des électrons est différent en raison de la
présence des électrons libres et du changement des potentiels d’ionisations. Le modèle de
Thomas-Fermi permet de prendre en considération ces deux phénomènes. Dans ce modèle, une
densité d’électrons incluant à la fois les électrons libres et liés et dépendant de la distance au
noyau est introduite. Le potentiel moyen d’ionisation s’écrit alors [4]:
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Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
10. Diverses applications du laser :
A l’inverse du régime « bas flux », les densités de puissance demandées pour ce régime
d’ablation « à flux intermédiaire » nécessitent l’emploi de laser à impulsions. Les applications
relatives à l’interaction laser-matière peuvent être classées suivant trois régimes de densité de
puissance fournie à la cible. Ceci est résumé sur la figure ci-dessous.
Figure II.6 : diverses applications suivant la fluence du faisceau laser [17].
11. Absorption la cible:
L’angle d’incidence du faisceau sur une cible détermine en partie l’efficacité de
l’absorption. Dans le cas de l’interaction avec une cible plane, cet angle est bien défini et
facilement contrôlable en inclinant plus ou moins la cible. Dans notre configuration (figure II.7),
chaque partie du faisceau interagit avec la cible à un angle différent. Cet angle dépend du point
d’impact sur la bille.
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Page 25
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
Figure II.7 : Angle d’incidence d’un rayon lumineux avec une sphère.
Pour les poudres sous la forme sphérique d’où l’angle d’incidence i est tel que [4]:
Où h est la hauteur du rayon incident par rapport à l’axe z et R est le rayon d’une microbille.
12. Structure du plasma produit par LASER :
La structure d’un plasma résultant de l’interaction d’une cible avec un laser est
intimement liée à la forme et la durée de l’impulsion lumineuse. Les impulsions femtosecondes
permettent de chauffer un matériau avant que celui-ci ne se détende et d’interagir ainsi avec des
densités proches de celles de la cible en régime femtosecondes. On peut distinguer trois zones
distinctes à l’intérieur du plasma, ils sont représentés sur la (Figure II.8).
1• La zone d’expansion du plasma.
2• L’épaisseur de peau où l’onde est évanescente.
3• La zone de conduction thermique.
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Page 26
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
Figure II.8 : Structure d’un plasma généré par l’interaction entre une impulsion de 60 fs induisant une
intensité de 1017 W.cm-2 et une cible métallique d’aluminium [4].
12.1. La zone de détente du plasma:
Bien que la zone de détente soit plus courte en régime femtoseconde qu’en régime
nanoseconde, le chauffage de la matière par le laser provoque la détente de celle-ci hors des
limites du solide et crée un gradient de densité et de température électronique. L’ionisation des
atomes et le départ des électrons induit en effet une séparation de charges et génère un champ
qui accélère les ions vers l’extérieur.
Dans cette zone la température électronique est très grande et le degré d’ionisation y est
donc très élevé.
Dans le cas du silicium et pour une impulsion de1016-1017 W.cm-2, la température atteint
quel que d’eV et les ions prépondérants sont les ions d’état ionique Z* supérieur à 12.
Cette zone est ainsi caractérisée par une densité électronique qui décroît pour un instant
donné de façon exponentielle lorsqu’on s’éloigne de la cible.
Dans cette expression, n0 est la densité électronique à l’instant initial, cs représente la vitesse
sonore ionique et s’écrit :
Où
l’état d’ionisation moyen du plasma, M lamasse de l’ion,
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la température électronique
Page 27
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
en eV et où A représenté le nombre de massique de l’ion.
La longueur caractéristique Ldétente à un instant t de cette détente est donnée simplement
par :
12.2. L’épaisseur de peau :
Lorsqu’on focalise un laser intense sur un diélectrique, les électrons peuvent passer de la
bande de valence à la bande de conduction par ionisation multi photonique. Dès que la densité
d’électrons devient suffisante, le matériau acquiert des propriétés conductrices et devient
réfléchissant. Comme dans un métal, le laser est réfléchi lorsque sa pulsation et la fréquence du
plasma sont égales [4]:
Où 0 est la permittivité électrique, me la masse de l’électron et e sa charge électrique.
La densité de la zone peau est appelée densité critique et notée nc elle s’écrit [9] :
Où  est la pulsation du laser. Ainsi, l’énergie du laser est déposée à des densités d’autant plus
élevées que sa longueur d’onde est courte. Cela explique que la fréquence du laser soit doublée
dans certaines expériences : la densité critique est alors quatre fois plus élevée.
Au-delà de cette densité, le laser se propage de façon évanescente sur l’épaisseur de Peau .
Cette épaisseur s’écrit lorsque
[9]:
Et lorsque
Où  est la pulsation du laser, il’angle d’incidence du laser, c la vitesse de la lumière et w,
sont respectivement la fréquence plasma et la fréquence de collisions électron-ion, elles sont
égales à :
Où
est le logarithme coulombien.
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Page 28
Chapitre II
Paramètres lasers et plasmas
12.3. La zone de conduction de l’énergie :
Dans cette zone, la densité électronique est plus élevée que celle du solide. L’ionisation
des atomes est en effet importante alors que cette zone ne s’est pourtant pas encore détendue.
Parallèlement, la température électronique et l’état d’ionisation décroissent rapidement vers
l’intérieur de la cible sur une profondeur de l’ordre de2000Å. Dans la zone de conduction, le
faisceau laser ne peut plus se propager, l’énergie est transportée vers les zones profondes par
conduction électronique ou transport radiatif. Cependant, dans le cas de matériaux de Z faible,
ce dernier est négligeable, aussi, par la suite, nous nous concentrons sur la conduction
électronique.
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Page 29
Chapitre III
Résultats et discussions
1. Diagnostic et Simulation :
Les diagnostics expérimentaux et la simulation numérique sont deux outils indispensables
aux plasmiciens.
Pour caractériser un plasma, il faut tenir compte du nombre d’espèces présentes et de
leurs différents états de charge, puis étudier l’évolution de la densité, de la température et de la
fonction de distribution dans l’espace et en vitesse, ce pour toutes les réactions susceptibles de se
produire. Ces réactions peuvent être soient chimiques ou nucléaires. Comme il faut tenir compte
des collisions qui peuvent avoir lieu.
Dans notre travail, nous avons commencé par la préparation des bases de données
atomiques de différents éléments pouvant contribuer à notre étude. Nous avons élaborés
quelques programmes numériques simples pour le calcul des profils de raies dans les plasmas.
Ces programmes tiennent compte des élargissements naturels, Stark électronique et Doppler
statistique. Pour tenir compte de l’élargissement Stark ionique et pour faire une étude plus
complète nous étions amenés à utilisé le code PPP de calcul des profils de raies dans les plasmas.
1.1. Les bases de données atomiques de NIST :
Nous utilisons le site de web ‘http://Physics.nist.gov/cgi-bin/ASD/energie l.pl’ pour
obtenir la base de données des éléments choisis. Ce site, officiel, est le bureau des standards
américain pour les données atomiques.
La base de données de ‘Spectra’ atomique contient des données pour des transitions
radiatives et de niveaux d'énergie des atomes et des ions atomiques. Les données sont incluses
pour les transitions observées de 99 éléments et les niveaux d'énergie de 56 éléments. L’ASD (ou
Atomic Spectra Database) contient des données sur environ 950 spectres, les longueurs d’onde
varient d'environ 1 Å à 200 m, les niveaux d'énergie sont d’environ 72 000 et les transitions
radiatives sont d’environ 102 000, les probabilités de transitions énumérés sont de l’ordre de
40000.
Les données des niveaux d'énergie sont incluses pour la plupart des spectres de H-Kr (Z =
1-36), Mo (Z = 42), et jusqu'aux cinq premiers spectres des terres rares lanthanides (Z = 57-71).
Quelques transitions radiatives avec des probabilités de transition sont incluses pour la plupart
des spectres de H-Ni (Z = 1-28); les données pour ceux-ci peuvent être téléchargées soit par
multiplet (pour un spectre donné) ou par longueur d'onde. En outre, beaucoup de transitions (non
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Page 30
Chapitre III
Résultats et discussions
classés) avec des longueurs d'onde et des intensités relatives sont incluses pour les cinq
premières spectres de H-Es (Z = 1-99). Certaines probabilités de transition sont répertoriées pour
les transitions sélectionnées de Cu-Es (Z = 29 à 99). Les données des longueurs d'onde
complètes de transitions observées avec des intensités relatives sont incorporées pour tous les
spectres de Mg, Al, S, Sc, plus Be I, O II et Ne I.
Pour écrire une base de données sous un fichier avec l’extension .txt ou .dat, pouvant être
lue, par le code PPP nous suivons les étapes suivantes :
1.1.1. La première étape :
Nous téléchargeons la base de données de l’élément à étudier du site web de Nist Atomic
Spectra Database. Dans ce travail, les bases de données choisies sont celles du silicium (Si) et
du carbone (C) hydrogénoïdes et héliumoïdes. Nous avons téléchargé les niveaux d’énergie
(‘levels’) et les transitions radiatives (‘lines’).
1.1.2. La deuxième étape :
Cette étape consiste à :
1- Convertir le fichier téléchargé sous le format Word.
2- Remplacer tout les espaces blancs du texte.
3- Dans le fichier ‘lines’ : remplacer les numéros des niveaux d’énergie par des nombres
pour les transitions équivalentes.
1.1.3. La troisième étape :
Dans cette étape, par un programme numérique, nous préparons un fichier pouvant être lu
par le code PPP.
1.
Conversion du fichier contenant les niveaux d’énergie ‘Levels’ et un autre
fichier contenant les transitions ‘Lines’ à des fichiers .txt ou .dat.
2.
Lecture des deux fichiers avec un programme en langage fortran. Ce
programme donne un fichier unique utilisable par PPP.
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Page 31
Chapitre III
Résultats et discussions
Exemple de base de données atomique :
Les tableaux ci-après présentent les fichiers des niveaux d’énergie et des transitions radiatives
téléchargés.
Configuration
1s2
J
1
0
S
term
3
S
term
1s2s
Ritz
Wavelength
Term
Aki
-1
(s )
fik
Sik
(a.u.)
Level
(eV)
0.0
0
[1 839.4226]
1 839.4226
1
Ei
(eV)
Ek
(eV)
Configurations
Terms
Ji
Jk g i
-
gk
-
Vac (Å)
1
2
- 1s10p
2
- 1s9p
2
- 1s8p
5.135
2.70e+11
3.20e-03
5.41e-05
0.0
[2 414.6401]
1s
5.146
3.68e+11
4.39e-03
7.44e-05
0.0
[2 409.2486]
1s
5.162
5.25e+11
6.30e-03
1.07e-04
0.0
[2 401.7118]
1s
S -
1
1 - 3
1
1 - 3
1
1 - 3
P° 0 - 1
1
S -
P° 0 - 1
1
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S -
P° 0 - 1
Page 32
Chapitre III
Résultats et discussions
Pour compléter la base de données du silicium hydrogénoïde, nous utilisons les relations
suivantes pour les transitions radiatives entre deux états i et j :
L’indice H correspond à l’atome d’hydrogène.
Z : la charge électrique de l’ion hydrogénoïde.
S : la force de raie.
f : la force d’oscillateur.
En annexe du mémoire, nous présentons les bases de données atomiques (silicium
hydrogénoïde et silicium héliumoïde) utilisées dans nos calculs.
2. Diagnostic des spectres expérimentaux :
Nous nous sommes intéresses a l’étude du spectre expérimentaux émis par un plasma
produit par laser. Les spectres expérimentaux sont ceux des travaux de M. Servol [bnnn]. Nous
avons étudié les intensités relatives des pics pour les diagnostiques de la température et de la
densité électronique. Nous avons étudié aussi les différents types d’élargissement : naturel,
Doppler, Stark et expérimental.
Nous avons caractérisé le plasma au moyen de différentes techniques :
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Page 33
Chapitre III
Résultats et discussions
2.1. Spectre expérimental :
Ce spectre est réalisé pour une impulsion de 60 fs à (1,5±0,5).1017 W.cm-2. La présence de la raie
Ly-α à 6,18 Å, d’après l’auteur [4], donne immédiatement une indication sur la température
électronique.
Figure III.1 Spectre expérimentale de [4].
On remarque dans le spectre (Figure III.1) : qu’entre les longueurs d’onde λ=5.35 Å et λ=5.8 Å,
les deux raies Heet Heβ, et dans l’intervalle λ=5.43 Å - 5.62 Å on observe aussi d’autres raies
à cause de la présence de plusieurs éléments et plusieurs degrés d’ionisation dans la cible (H,
Si+13, Si +12, Si+11, …... Si, C, ….)
Les raies Lyα de Si+13 ; et Heα de Si+12 sont dans les intervalles de longueurs d’ondes λ=6.1 6.25 Å et λ=6.6- 6.7 Å respectivement.
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Page 34
Chapitre III
Résultats et discussions
2.2. Calcul de la largeur expérimentale :
Pour calculer la largeur totale à mi-hauteur (FMHW) des spectres expérimentaux on utilise une
méthode montré ci-dessous :
Où :
1 : largeur a mi-hauteur des raies
2 : longueurs de l’intensité Imax à λ0
3 : l’écart de l’échèle.
Pour déterminer l’intensité de la raie des spectres expérimentaux on calcule la surface de
la raie considérée.
3. L’élargissement Stark :
3.1. L’élargissement Stark électronique :
L’interaction entre un électron et l’ion émetteur est, de très courte durée en raison de la
vitesse des électrons. L’élargissement Stark électronique est donné par l’équation [III, 1]
modifiée par la constante d’écran dans le cas d’un héliumoïde [4] :
Où α est la constante d’écran et n le niveau de départ de l’électron.
Pour la transition Heβ, la constante d’écran α est de 0,85 ; dans le cas d’un plasma de
densité électronique de 1022 cm-3 et de température Te égale à 500 eV, on obtient un
élargissement électronique d’environ 0,27 eV.
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Page 35
Chapitre III
Résultats et discussions
3.2. L’élargissement Stark ionique pour un ion héliumoïde :
Le champ créé par les ions est considéré comme un champ statique car leurs mouvements
sont lents par rapport à la durée d’émission du rayonnement. L’élargissement Stark ionique pour
un ion héliumoïde peut se calculer à partir de la formule suivante [4] :
Où E est le champ le plus probable subi par un ion du plasma, Z* la charge de l’ion considéré,
la charge moyenne du plasma environnant et n est le niveau supérieur de la transition.
l’élargissement Stark ionique est :
Pour la raie Heβ ou même condition tel que
E (eV)= 5,6 eV. Cette valeur est deux fois plus élevée que la valeur expérimentale.
On note aussi que l’élargissement Stark électronique est bien plus faible que l’élargissement
Stark ionique.
4. Détermination de la température (Méthode de l’intensité relative de deux raies) :
La température du plasma est déduite des intensités des raies spectrales obtenues par
spectroscopie d’émission. Parmi les méthodes qui existent dans la littérature, nous avons choisi
celle des intensités relatives [2]:
Pour déterminer la température nous avons utilisé le rapport entre les intensités de deux
raies d’un même émetteur.
Les intensités totales de raies 1 et 2 sont égales à :
Où
et
sont les probabilités d’émission spontanée correspondantes, Nm, Nn ; à l’équilibre
thermodynamique local les populations des niveaux m et n sont données directement par la loi de
Boltzmann en fonction de la température du milieu.
: est la fonction de la partition de
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.
Page 36
Chapitre III
Soit
Résultats et discussions
et le rapport ente les deux intensités de pics :
R=0.16
L’incertitude relative sur la température est donnée par la formule suivante :
Pour vérifier l’équilibre thermodynamique du milieu, on applique la loi de Boltzmann entre deux
raies He et He, à l’équilibre thermodynamique, pour T=500 eV 
Pour l’expérions :
Le pourcentage entre les deux niveaux ni et nj inférieur à 1 ; il ya une inversion de population.
Le tableau ci- dessous représente les raies de Lyα, Heα, Heβ,Heγ que nous avons étudié.
Table III.1 : les transitions radiatives possibles du silicium hydrogénoïde et héliuomoïde
//////////
Ly
Transition
s1/2p1/2
s1/2p 3/2
He
1s2p 1P11s2 1S0
Heb
1s3p 1P11s2 1S0
Heg
1s4p 1P11s2 1S0
Nous avons appliqué le code PPP sur quelques
nm)
618.661
664. 88
568.14
540.52
raies de silicium hydrogénoïde et
héliuomïode pour différentes températures et différentes densités électronique. Et nous avons
obtenu les résultats suivants :
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Page 37
Chapitre III
Résultats et discussions
La raie Ly
Nous calculons les profils de raies pour différentes valeurs de la température T et pour une
même densité ne=1022 nous avons obtenus les résultats présentés dans les tableaux ci-dessous :
Table III.2 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de T.
la température T en eV
t(eV)
éle(eV) éle,ion(eV)
500
0,64214
0,04013
0,04013
600
0,72241
0,04013
0,04013
750
0,80268
0,04013
0,04013
t : le largueur total à mi-hauteur (FWMH)
éle :l’élargissement Stark électronique.
éle,ion : l’élargissement Stark électronique et ionique.
Pour la raie Lyavec structure fine s1/2p1/2,s1/2p 3/2), la largeur à mi-hauteur (FWMH)
varie en fonction de la température T, et l’élargissement dominant est l’élargissement Doppler ;
cependant les élargissements Stark électronique et ionique sont plus petits, ils sont négligeables.
Dans le cas où T=750 eV et la densité électronique ne =1023 cm-3 , la largeur à mi-hauteur
(FWMH) est comparable à celle de l’expérience. L’élargissement de la raie Ly donne
immédiatement une indication sur la température.
La raie He:
Nous calculons les profils de raies pour différentes valeurs de la densité électronique ne et pour
une même température T= 500 eV.
Table III. 3 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne.
Densité éléctronique
wt(eV)
wéle(eV) wéle,ion(eV)
-3
ne(cm )
8.1021
0.620
0.11
0.11
1022
0,625
0,113
0,113
5.1022
0.63
0.20
0.301
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Page 38
Chapitre III
Résultats et discussions
La raie Heα , pour les densités électroniques ne=8.1021 cm-3 et ne=1022cm-3 à la température
T=500 eV, l’élargissement totale varie lentement ; il est de 1%. On remarque, aussi, que
l’élargissement Stark ionique au même est négligeable.
L’élargissement Stark électronique et l’élargissement Stark ionique augmente de 63.45 %, pour
une densité ne=5.1022cm-3.
La raie He :
Nous calculons les profils de raies pour différentes valeurs de la densité électronique ne et pour
une même température T= 500 eV.
Table III.4 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne.
t(eV)
Densité électronique
wséle(eV) wséle,ion(eV)
-3
ne(cm )
1021
0,80268
0,26756
0,26756
8.1021
2.274
0.26756
2.00669
1022
2.709
0.3612
2.16722
Nous observons d’après le tableau
3.3 qu’en augmentant la densité électronique de ne=
8.1021cm-3 à ne= 5.1022cm-3 largeur totale augmente d’environ 43.5 %, l’élargissement Stark
électronique augmente d’environ 26.09%. L’élargissement Stark ionique est très important pour
les différentes valeurs de la densité électronique.
La raie He
Nous calculons les profils de raies pour différentes valeurs de densités électroniques ne et pour
une même température T= 500 eV.
Table III.5 : Variation de l’élargissement Stark électronique et ionique en fonction de ne.
Densité éléctronique
wt (eV)
wséle(eV)
wséle,ion (eV)
-3
ne(cm )
8.1021
0.668
0.33
0.33
1022
0.76
0.33
0.33
Nous remarquons d’après le tableau 3.3 qu’en augmentant la densité électronique de ne=
8.1021cm-3 à ne= 1022cm-3, l’élargissement électronique augmente d’environ 1.33 %, et nous
observons que les deux largeurs sont égales (Δωélec= Δωion). L’élargissement Stark ionique est
négligeable.
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Page 39
Chapitre III
Résultats et discussions
5. Comparaisons entre résultats expérimentaux et théoriques :
La raie Ly
Pour une densité électronique ne=1023 cm-3 et une température T=750 eV, les résultats
sont donnés dans le tableau 3.6. On remarque qu’il y a un bon accord entre les deux
élargissements théorique et expérimental.
Table III.6 : Elargissements théorique et expérimental.
Transition Ly
Δω (eV)
Δλ (Å)
Calcul théorique
0.8026
0.00247
Résultat expérimental
0.809
0.00190
Raie de n=2--1
de SiXIV
23
T=750 eV,Ne=10
0,000020
Intensité (u.a)
0,000015
0,000010
0,000005
0,000000
6,175
6,180
6,185
6,190
6,195
Longueur d'onde Å
Figure III.2 Raie s1/2p1/2,s1/2p 3/2), de Si XIV de densité 1023 cm-3 , de température 750 eV.
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Page 40
Chapitre III
Résultats et discussions
La raie He
Pour une densité électronique ne=1022 cm-3 et une température T=500 eV les résultats
sur le tableau 3.2. On remarque un désaccord entre les deux élargissements théorique et
expérimental.
Table III.7 : Elargissements théorique et expérimental.
Transition Heα
Δω (eV)
Δλ (Å)
Calcul théorique
0.63
0.00227
Résultat expérimental
1.2622
0.0045
0,00040
0,00035
Intensité (u.a)
0,00030
Raie de n=2-1
de SiXIII
22
-3
T=500eV,Ne=10 cm
0,00025
0,00020
0,00015
0,00010
0,00005
0,00000
-0,00005
6,63
6,64
6,65
6,66
6,67
Longueur d'onde Å
Figure III.3 Raie (s2p 1P1s2 1S0) de Si XIII de densité 1022 cm-3 , de température 500 eV.
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Page 41
Chapitre III
Résultats et discussions
La raie Heβ :
Pour une densité électronique ne=1021 cm-3 et une température T=500 eV les résultats
sur le tableau ci-après. On remarque qu’il y a un bon accord entre les deux élargissements
théorique et expérimental.
Table III.8 :l’élargissement théorique et l’expérimentale.
Calcul théorique
Δω (eV)
0,802
Δλ (Å)
0.00208
Résultat expérimental
0.8014
0.00285
Transition He
On remarque dans la transition Heβ est formé de deux composante, la seconde composante est
une transition interdite (s 3s s2).
0,0000040
Raie de =3-1
de SiXIII
21
-3
T=500eV,Ne=8.10 cm
0,0000035
0,0000030
Intensité (u.a)
0,0000025
0,0000020
0,0000015
0,0000010
0,0000005
0,0000000
-0,0000005
5,62
5,64
5,66
5,68
5,70
5,72
5,74
1
Figure III.4 : Raie (s3p 1P1s2longeur
S0) de Sid'onde
XIII de(Å)
densité électronique 8.1021 cm-3, de
température 500 eV.
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Page 42
Chapitre III
Résultats et discussions
La raie He:
Pour une densité électronique ne=1022 cm-3 et une température T=500 eV les résultats sont
présentés dans le tableau 3.5. On remarque qu’il y a un bon accord entre les deux élargissements
théorique et expérimental.
Table III.9 :l’élargissement théorique et l’expérimentale.
Transition He
Δω (eV)
Δλ (Å)
0.76
0.00181
0.809
0.00190
Calcul théorique
Résultat expérimental
0,0000014
0,0000012
Raie de =4-1
de SiXIII
22
-3
T=500eV,Ne=10 cm
Intensité (u.a)
0,0000010
0,0000008
0,0000006
0,0000004
0,0000002
0,0000000
5,395
5,400
5,405
5,410
5,415
d'onde8.10
(Å)21 cm-3, de température 500 eV.
Figure III.5 : Raie (s4p 1P1s2 1S0) Silongeur
XIII de densité
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Page 43
Conclusion générale
L’interaction d’un faisceau laser avec un matériau constitue la base d’un grand nombre
d’applications. On peut notamment citer le dépôt de couches minces, le renforcement de surface par
choc laser, le soudage, la découpe et l’analyse spectroscopique connue sous le nom de L.I.P.S (Laser
Induced Plasma Spectroscopy) ou L.I.B.S. (Laser Induced Breakdown Spectroscopy).
Nous avons étudié dans ce mémoire des spectres émis lors de l’interaction laser matière. Le
spectre expérimental est celui des travaux de Marina Serval [4], pour la production de rayon X.
Dans le premier chapitre de ce mémoire, nous avons présenté les paramètres utiles dans
l’étude des plasmas et les divers types d’élargissements, le code de calcul utilisé (ppp). Dans le
chapitre deux nous avons traité les interactions du laser avec les matériaux.
Dans le troisième chapitre, nous avons présenté les résultats obtenus les rais Lya, He, He et
He, en appliquant le code (ppp) pour différentes valeurs de densité électronique et différentes
valeurs de température.
Nous avons comparé avec les résultats d’expérience de M. Servol [4]. Les densités
électroniques varient entre 1021cm-3 et 1023cm-3 et les températures varient entre 500eV et 750eV.
On remarque que le milieu est hors équilibre thermodynamique. Pour la raie Lya, On remarque qu’il
y a un bon accord entre les deux élargissements théorique et expérimental. Pour La raie He on
remarque un désaccord entre les deux élargissements théorique et expérimental. Pour la raie He. On
remarque qu’il y a un bon accord entre les deux élargissements théorique et expérimental, il apparait
un raie interdit (s3ps2).et pour la raie HeOn remarque qu’il y a un bon accord entre les deux
élargissements théorique et expérimental.
Pour avoir des résultats meilleurs, on peut tenir compte des effets suivants :
-
Les populations des niveaux d’énergie
-
La dynamique de présence des différents degrés d’ionisation (hydrogénoïde, héliumoïde,
lithiumoïde, etc …).
Exemple de base de données atomique :
Les tableaux ci-après présentent les fichiers des niveaux d’énergie et des transitions radiatives téléchargés.
Configuration
1s2
Aki
(s-1)
fik
J
1
0
S
term
3
S
term
1s2s
Ritz
Wavelen
gth
Vac (Å)
Term
Sik
(a.u.)
5.135
2.70e+11
3.20e-03
5.41e-05
5.146
3.68e+11
4.39e-03
7.44e-05
5.162
5.25e+11
6.30e-03
1.07e-04
Ei
(eV
)
0.0
0.0
0.0
Level
(eV)
0.0
0
[1 839.4226]
1 839.4226
1
Ek
(eV)
Configurations
Terms
Ji
-
Jk
gi
-
gk
[2 414.6401]
1s2
-
1s10p
1
-
1
0
-
1
1
-
3
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Bibliographique
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