Dispositif de tir LASER

Source laser : des photons au plasma

La source utilisée dans cette étude est un laser Néodyme-Yttrium Aluminium Grenat (NdYAG), émettant à une longueur d’onde de 1064 nm. L’énergie maximum de ce laser est de 3.7J pour une impulsion quasi gaussienne de largeur à mi-hauteur égale à 9ns (ces aspects seront détaillés dans la suite de ce chapitre). Cet appareil fonctionne en technologie Q-Switch qui permet d’obtenir des impulsions courtes, de l’ordre de la dizaine de nanosecondes. Il est constitué d’un étage d’oscillation suivi d’un étage d’amplification. Cette source laser a été con¸cue pour fonctionner à une cadence de 10 Hz, mais il peut aussi ˆetre utilisé en mono tir. Une durée de préchauffage est requise pour des performances optimales. Tous ces paramètres sont importants, car ils déterminent un fonctionnement optimal : valeurs maximales de l’énergie de sortie et répétabilité des caractéristiques du tir. Nous avons donc choisi d’utiliser le laser sur un point de fonctionnement donné et de ne pas moduler la puissance de tir en jouant sur les réglages de l’oscillateur ou de l’amplificateur. Ceci assure un tir répétable en énergie et en profil temporel. Un dispositif, détaillé plus tard dans cette partie, permet de moduler la puissance envoyée sur la cible sans changer l’énergie de la source tout en permettant la mesure de l’énergie de chaque tir. Le faisceau est ensuite focalisé sur la cible. Pour l’ensemble des tirs réalisés, le matériau ablaté par laser sera un alliage d’aluminium. Ce choix repose sur la meilleure connaissance de cette interaction laser-matière et la large disponibilité de ce matériau, sous diverses formes, notamment en plaques ou bandes adhésives. Les grandeurs mesurées sont enregistrées par une chaˆıne d’acquisition dont le déclenchement est synchronisé avec l’ordre de tir du laser, via une sortie logique en fa¸cade de l’appareil. Le régime d’ablation de ce laser est de l’ordre de la nanoseconde : il y a donc absorption de la puissance laser dans l’aluminium, puis la sublimation d’une couche mince puis la création du plasma. Le plasma absorbe alors le laser puis par effet bremsstrahlung inverse, la réflectivité du plasma chute et l’absorption de l’énergie du laser augmente. Pendant ce processus, le plasma créé exerce une rapide montée en pression sur la surface irradiée, ce qui provoque l’apparition d’un front d’onde de choc. Lorsque la pression diminue, un faisceau de détente se propage dans le milieu sous choc au fur et à mesure que la pression en surface diminue [1]. Afin d’atteindre des pressions plus élevées et des temps d’impulsion plus longs, il est possible d’utiliser un confinement à l’eau. Le principe est de déposer de l’eau sur la surface cible. Le plasma se crée alors entre l’eau et la cible et peut ainsi d’atteindre des pics de pression bien plus élevés. La pression est aussi maintenue plus longtemps. La technique utilisée dans notre cas est un jet d’eau en circuit fermé. Le jet est projeté un peu plus haut que la zone d’ablation et assure ainsi un film d’eau fin de l’ordre du millimètre. Les avantages sont multiples : plusieurs tirs successifs sont possibles sur la mˆeme cible, la possibilité de mouvoir la cible sans perturber le confinement à l’eau et surtout un rideau d’eau plat change très peu la convergence du faisceau. L’effet lentille est moindre qu’avec une goutte d’eau bombée déposée sur la surface. Cette technique de confinement a été utilisée lors de précédentes études par Courapied [2]. 

Contrôle de la puissance

Pour moduler l’énergie déposée sur la cible, la mise en place d’un atténuateur variable a été nécessaire. Celui-ci est présenté figure 2.1. Celui-ci consiste en une lame quart d’onde et un polariseur incliné sur un angle optimal, l’angle de Brewster. Le faisceau laser est ainsi séparé en un faisceau direct d’intensité Idir et un faisceau dévié d’intensité Idev tels que, Isource = Idev + Idir dans l’hypothèse o`u les pertes sont négligeables, le rapport d’intensité τ = Isource/Idir est fonction de l’angle d’orientation de la lame quart d’onde, comme l’indique l’équation (2.1)   Isource = Idev + Idir Idev = τ (θ)Isource Idir = (1 − τ (θ))Isource τ (θ) = cos(θ) 2 (2.1) Les données expérimentales présentées dans ce mémoire feront souvent allusion à ce rapport d’intensité (en pourcentage) pour quantifier l’intensité du tir laser à partir d’une énergie de référence : l’énergie maximale disponible Emax. Ces équations sont considérées dans le cas d’un montage parfait. Le comportement du montage réel est légèrement différent, car il présente des pertes d’énergie, il a donc été étalonné afin de prendre en compte ces pertes. On note aussi l’intérˆet de ce montage pour un échantillonnage systématique de l’intensité à partir de l’angle donné et de l’intensité mesurée en utilisant la relation (2.2) : Idir = Isource τ (θ) =  1 τ (θ) − 1  Idev (2.2) Dans le montage présenté, on échantillonne l’énergie plutôt que l’intensité pour des raisons pratiques. Mais comme avec la source laser à durée d’impulsion est constante, on peut raisonner de fa¸con similaire sur ces deux variables. Une méthode de calibration a été mise au point pour déterminer la fonction réelle en faisant varier l’angle au fur et à mesure et en comparant l’énergie du faisceau source avec celle du faisceau direct et celle du faisceau dévié. Les résultats sont présentés figure 2.2. Les données mesurées sont interpolées par des fonctions présentées équation (2.3), avec les paramètresa,bf et φ qui permettent de prendre en compte les défauts du montage .

 Estimation des paramètres du laser

Energie laser 

L’échantillonnage d’énergie est réalisé par un joule-mètre pyroélectrique GENTEC Maestro R . Ce système fonctionne sur plusieurs calibres pour une gamme de mesure allant de 300 µJ `a 10 J. La précision est affectée par le changement de calibre. Cette mesure est effectuée en aval du variateur, lui-mˆeme étalonné, ce qui permet d’estimer l’énergie en sortie de système. Il faut cependant prendre en compte quelques pertes, notamment celles au niveau de la lentille. Pour pallier cela, les lentilles utilisées ont subi un traitement antireflet `a la longueur d’onde du laser et sont changées régulièrement pour limiter les pertes liées `a leur endommagement progressif. La mesure d’énergie est effectuée `a chaque tir afin de pouvoir revenir `a une pression d’impulsion par simulation. Ce joule-mètre a aussi été utilisé pour la calibration du modulateur d’intensité sur une moyenne de 1000 tirs par configuration et montre une reproductibilité des tirs avec une stabilité RMS (valeur efficace) inférieure `a 0.7% et pour la cadence de tir de 1 Hz. 

Profil temporel

 Une mesure du profil temporel du laser a été effectuée afin d’obtenir des données d’entrée de simulation fiables. Cette mesure a été effectuée avec une photodiode rapide Alphalas UPD-300- SP, protégée par des densités optiques afin de pouvoir utiliser le laser en régime nominal. Cette diode propose des temps de montée et de descente inférieurs `a 300 ps (`a 1064 nm). Les mesures ont été effectuées en sortie de variateur pour une modulation de 10% `a 90%. Les résultats sont présentés figure 2.3. Les résultats présentés sont une moyenne de 20 tirs (single shot) pour chaque intensité. La surface utile de la photodiode est largement inférieure au diamètre du faisceau et la répartition du faisceau n’est pas uniforme. Les mesures ont donc été faites en alignant la photodiode au centre du faisceau pour obtenir une intensité maximale. Ces mesures sont donc une mesure d’intensité maximum, et non pas une mesure de l’intensité moyenne. Cependant, le profil au cours du temps est le mˆeme dans toute la tache laser, c’est pourquoi la mesure `a la photodiode permet d’évaluer uniquement le profil temporel du laser. Pour déterminer toutes les caractéristiques de l’impulsion, il faut coupler cette mesure `a une mesure d’énergie ainsi qu’`a la détermination du profil spatial. On peut alors déterminer en tout point de la tache focale l’intensité et le profil temporel et ainsi, avoir de meilleures données d’entrée pour le calcul de la pression d’ablation.