Applications des faisceaux d’électrons
générés par laser

Application à la radiographie

Les accélérateurs conventionnels de 20 MeV produisent des faisceaux d’électrons qu’il est difficile de focaliser sur des dimensions plus petites que le millimètre à cause de l’émittance du faisceau d’électrons (Lin, 1998; Haase et al., 2002). Par conséquent, la source de rayonnement γ, obtenue lors de l’émission du rayonnement de freinage des électrons dans un milieu de numéro atomique élevé, a une taille minimale de quelques millimètres. Dans nos conditions, pour l’interaction laser-plasma, le diamètre de la source d’électrons est plus petit que la dimension du laser focalisé (18 µm) et ce faisceau possède une faible divergence. Ainsi, il est possible de générer une source secondaire de rayonnement ayant elle aussi de petites dimensions. La radiographie haute résolution d’objets denses possédant des structures fines nous a permis d’estimer la taille de cette source secondaire de rayonnement à quelques centaines de microns. Les propriétés de cette source de rayons γ submillimétrique sont cohérentes avec les simulations Monte-Carlo (Glinec et al., 2004). Cette source secondaire est prometteuse pour effectuer du contrôle non destructif de la matière dense (Chen et al., 2002) ou encore pour des applications médicales (Kainz et al., 2004) ou dans des domaines de recherche où la dimension transverse de la source γ doit être réduite. Ces expériences ont été réalisées en collaboration avec le CEA DAM Île-de-France. 

Radiographie haute résolution

 Les conditions expérimentales correspondent aux paramètres optimaux de l’interaction à l’exception de la densité électronique (ne = 7.5×1018 cm−3 ) qui était légèrement plus élevée que dans les chapitres précédents afin de stabiliser les propriétés du faisceau d’électrons tir à tir. Un spectre électronique typique obtenu pendant cette expérience est représentée en Fig. 4.1. La comparaison à une distribution maxwellienne (exponentiellement décroisante) donne une température électronique de T = 40 MeV. Lorsque l’on retire les aimants, le profil de dose transverse montre que le signal est compris dans un cône étroit d’ouverture de 1◦ à mi-hauteur (représenté dans l’insertion de la Fig. 4.1).Le dispositif expérimental de la mesure est représenté en figure 4.2. Le faisceau d’électrons caractérisé est converti en rayonnement γ dans une cible de conversion de 2.5 mm de tantale, placée à 3 mm du centre de la buse. Le rayonnement de freinage produit durant la diffusion dans la cible est utilisé pour radiographier un objet sphérique creux de 20 mm de diamètre, fait en tungstène, placé à 220 mm de la buse. A l’intérieur, une structure sinusoïdale à symétrie cylindrique est gravée. Ces structures internes sont représentées sur une coupe A−A ′ de cet objet sur la figure 4.3. Pour la moitié droite (gauche respectivement), chaque oscillation des 6 (5) périodes de la sinusoïde correspondent à une rotation de 11◦ (13◦ ) et une amplitude de 1.9 mm (2.4 mm). Le rayon moyen de la sinusoïde par rapport au centre est de 7.85 mm, ce qui donne une épaisseur traversée de 0.67 cm du tungstène suivant l’axe laser (ligne de vue passant par le centre de l’objet). Pour une densité contrôlée de 18.064± 0.015 g/cm3 , cela donne une densité surfacique de 12.1 g/cm2 selon la ligne de vue. L’axe de révolution de l’objet est choisi perpendiculaire à l’axe laser. La radiation transmise est atténuée lors de son passage dans l’objet et le rayonnement transmis est ensuite détectée sur une caméra γ composée d’un scintillateur BismuthGermanium-Oxyde (BGO) dont la surface est imagée sur une caméra CCD de grande dynamique. Le système imageur est composé d’un miroir plan, d’un objectif de focale 105 mm, d’un tube intensificateur bi-galette de tension maximale 900 V et une CCD de 1300 × 1340 pixels. La taille de chaque barreau du cristal de BGO (600µm) dans cette matrice carrée de 160 mm de côté limite la résolution du détecteur. Le scintillateur est placé à une distance de 1.6 m de la source d’électrons. Ceci fait un grandissement de 7.3, ce qui correspond à une dimension de barreau de BGO de 80 µm dans le plan de l’objet. Le choix de ce grandissement est un compromis entre une résolution spatiale décente et une dose suffisante pour la détection sur la caméra γ. La distance buse-objet est choisie suffisamment grande pour limiter les problèmes de parallélisme qui peuvent rendre flou les détails fins sur la radiographie. Afin de limiter le bruit sur l’image, les électrons sont déviés par un champ magnétique. Ceci permet de limiter le rayonnement généré par les électrons dans un autre matériau que le tantale (en particulier dans l’objet lui-même). Nous avons ajouté une feuille d’aluminium pour diffuser le faisceau d’électrons et améliorer le contraste de l’image. Après plusieurs essais avec des épaisseurs différentes afin d’optimiser le contraste, nous avons finalement choisi d’utiliser 7.5 mm d’aluminium. La combinaison des aimants et de l’aluminium ont assuré une réduction efficace du bruit généré dans l’objet.

Reconstruction du profil interne de l’objet

Cette section contient les informations qui m’ont été transmises par L. Le Dain. La reconstruction du profil radial de l’objet a été effectuée par le CEA DAM Île-deFrance avec leurs outils numériques développés lors de la thèse de J.M. Dinten (Dinten, 1990). Cet objet à symétrie axiale est observé perpendiculairement à l’axe de révolution, conditions adaptées à l’utilisation de la transformée d’Abel classique (Bracewell, 1999). Cette méthode directe est trop sensible au bruit (notamment près de l’axe de symétrie). Une régularisation sur les données est donc introduite dans le processus de reconstruction pour diminuer cette sensibilité au bruit. Elle consiste à empêcher les variations non physiques (car trop brusques) entre des pixels voisins. La figure 4.4 représente le champ de densité reconstruit pour deux types de régularisations différentes. On constate que le profil reconstruit de l’objet reproduit toutes ses structures internes. Un niveau relativement élevé de bruit apparaît au centre de l’objet. Ensuite, une détection de contour est effectuée sur cette image. L’algorithme effectuant cette opération est décrit ci-dessous : – Détermination des passages par zéro du Laplacien calculé par approximations polynomiales locales sur une fenêtre de l’image (Qiu et Bhandarkar, 1996; Abraham et al., 2006). La validité de ces contours est donnée par une mesure du contraste. – Les contours sont extraits, manuellement, par un suivi de ligne de crête (valeurs où le contraste est le plus important). Afin d’estimer la qualité de la reconstruction, ce contour est comparé au contour théorique de l’objet, obtenu après le contrôle du fabricant. La figure 4.5 montre le contour déroulé, reconstruit à partir du traitement de la radiographie ainsi que le contour théorique. On remarque, grâce à la qualité des données expérimentales et particulièrement au flou réduit, l’excellent accord entre les deux contours. Le contour expérimental est aussi représenté sur l’image de droite de la figure 4.4 par une ligne verte. 

Estimation de la taille de la source γ

La bonne résolution de la radiographie de l’objet présenté précédemment n’est possible qu’avec une source secondaire de petite taille. Bien que cette expérience n’ait pas été dimensionnée pour faire une estimation fine de la taille de la source, on peut en avoir une estimation à partir des radiographies et comparer cette valeur à des simulations MonteCarlo. Dans ce but, la radiographie d’un objet ayant des bords francs a été faite pour estimer la taille de la source de rayonnement secondaire. Nous avons utilisé une plaque d’acier de 20 mm d’épaisseur dans laquelle des trous carrés ont été usinés. Une photographie de cet objet est montrée en Fig. 4.6. La radiographie des trous les plus petits est présentée à côté. On voit même les lignes horizontales du processus de fabrication apparaître. Ce type d’image est semblable aux images de lames de couteaux utilisées pour estimer la taille de source. Le signal est intégré sur 5 lignes horizontales au niveau du trou central de la radiographie. La taille de la source émettrice s’obtient à partir de la longueur de gradient de ce signal. On calcule en fait la largeur de la dérivée du signal, ce qui donne une taille de source de 450±15µm en largeur à mi-hauteur.