CHOCS ET MATERIAUX

Michel BOUSTIE1, Michel ARRIGONI2

1- CNRS/PPRIME, ENSMA, 1 Av. Clément Ader, 86961 Futuroscope FRANCE 2- ENSTA-Bretagne/IRDL 2, rue F. Verny, 29806 BREST Cedex FRANCE

Les lasers de forte puissance permettent de générer dans la matière solide des chocs de très forte amplitude avec des durées d'application très brèves. Par rapport aux générateurs de choc conventionnels (lanceurs de projectiles, explosifs), ces caractéristiques particulières permettent d'étudier le comportement de la matière sous des sollicitations dynamiques extrêmes, tout en favorisant la récupération d'échantillons présentant les effets du passage du choc. Cette présentation abordera le principe de la génération de chocs par laser, la caractérisation de ces chocs, les principaux mécanismes et effets associés à leur propagation dans les solides. L'accent sera porté sur les applications découlant de l'utilisation des chocs laser dans les matériaux: endommagement dynamique des matériaux, lois de comportement des solides, test d'adhérence par choc laser, compaction dynamique, synthèse des matériaux et applications géologiques,... Mots clés : chocs, laser, matériaux, écaillage, pression 1. Introduction Les ondes de choc dans les solides, fortes variations brusques de la pression et des paramètres associés, font partie de notre environnement depuis l’aube des temps. L’impact de météorite, tel que l’impact majeur de Chixculub-Mexique vraisemblablement à l’origine de la disparition des dinosaures et des grands prédateurs, laissant la voie ouverte à l’avènement de l’humanité, est certainement la plus importante onde de choc jamais réalisée. De nombreux autres exemples d’ondes de choc dans la nature existent, tels que récemment le désastreux tsunami de fin 2004. L’homme a aussi cherché à utiliser les effets associés aux phénomènes de choc, que ce soit pour réaliser la synthèse de nouveaux matériaux nécessitant la combinaison de

Figure 1 : Cratère produit par impact laser puissance 70TW/cm2, avec une durée de 25ns focalisé sur 90µm

200µm

Laser

Explosifs

Nature, impacts de météorites

Pressions statiques

Canons

Durée de choc

Pre

ssio

n de

cho

c (G

Pa)

Laser

Explosifs

Nature, impacts de météorites

Pressions statiques

Canons

Durée de choc

Pre

ssio

n de

cho

c (G

Pa)

Figure 2 : Ordre de grandeur de pression et de durée de choc accessibles au moyen de différents générateurs de choc

X X

C(P)

Co

P+dPP

P1 1 E1 u1

P0 0 E0 u0

Do1

Figure 3 : principe de la génération d’une onde de choc

fortes températures et pression, ou bien à des fins militaires avec le développement de nouveaux générateurs de choc tels que l’arme nucléaire, les canons et les explosifs. C’est ce denier aspect qui aura été le vecteur essentiel du développement de la détonique, physique des ondes de choc et de détonation, au cours du siècle dernier. C’est en effet seulement dans les années 1950 qu’a été développée la théorie des ondes de choc dans les milieux solides [1] sur la base des équations de Rankine-Hugoniot établies dans la deuxième moitié du 19ème siècle , et que les études en laboratoire se sont multipliées autour des effets de choc induits par générateurs dits conventionnels (canons, explosifs). Ce n’est que dans les années 1980 que les lasers impulsionnels de puissance sont venus se rajouter dans la panoplie des générateurs de choc (cf Fig. 1), permettant d’induire des pressions bien plus élevées que les précédents, mais dans des temps extrêmement plus brefs [2] (cf Fig. 2). Ces propriétés particulières ont ouvert tout un nouveau champ d’investigation dans des échelles de temps et de pression jusqu’alors inaccessibles. Ainsi, des compléments de connaissances sur les équations d’état des matériaux, leurs diagrammes de phase, leur comportement sous sollicitation dynamique et en particulier les effets de rupture connexes à la propagation des chocs ont pu être apportés. Ces nouveaux instruments laser dont la puissance est en constante évolution suivie d’un développement parallèle de diagnostics, permettent aussi de reproduire et analyser en laboratoire le comportement de la matière sous sollicitation extrême. Ainsi, après une présentation générale de la mécanique des ondes de choc dans les solides et des effets associés, nous présentons plus particulièrement les chocs laser et quelques illustrations d’études et applications de leur propagation dans les matériaux. 2. Mécanique des ondes de choc [3]

2.1 Equations de base

De manière générale, on définit une onde de choc comme la propagation d’une discontinuité de pression intervenant sur des temps très courts ou des distances très réduites de l’ordre de quelques plans atomiques (cf Fig.

3). L’état thermodynamique d’un milieu sous choc est caractérisé par trois grandeurs : sa pression P, son énergie interne E, et sa densité (ou son volume spécifique V=1/). Lors de la propagation du choc, le milieu passe d’un état initial (P0, E0, 0) à un état final sous choc (P1, E1, 1). En première approximation, le matériau sous choc peut être considéré comme un fluide, et sa transformation par le passage de l’onde de choc peut être décrite par les trois équations hydrodynamiques de conservation (masse, énergie, quantité de mouvement) appliquées de part et d’autre du front de choc, en faisant intervenir deux paramètres cinétiques supplémentaires : la vitesse D de propagation du choc et la vitesse matérielle u qu’il induit dans le milieu. On obtient ainsi les trois équations de Rankine-Hugoniot :

)()( 10110010 uDuD (masse), (1)

100101

11

2

1

PPEE (énergie), (2)

Détente du choc

Front de choc plastique

Précurseur élastique

Pression

Profondeur

D = Cp

Ce Régime élastique

Régime plastique

Volume

PH

Pression

V0

P

V

Etat final

Etat initial

Droite deRayleigh

(a) (b)

Figure 4 : courbe de Hugoniot (a) et sa représentation équivalente sous forme d’un diagramme Pression=f(profondeur) (b).

)).(( 01001001 uuuDPP (quantité de mouvement). (3)

Ces trois équations sont complétées par une relation supplémentaire f(P, E, ) = 0 appelée équation d’état, propre à chaque matériau. Toutefois, lorsque la pression du choc n’est pas trop importante, le comportement fluide ne suffit pas pour déterminer l’état du matériau. On est alors amené à combiner le formalisme hydrodynamique ci-dessus, lié aux grandes vitesse de déformation (d/dt 106 s-1) pour lesquelles le matériau se comporte comme un fluide, à des notions d’élastoplasticité traditionnelles, le matériau sous choc étant alors considéré comme un solide. Les ondes de choc peuvent alors se propager dans le matériau selon deux régimes délimités par la limite élastique d’Hugoniot du matériau définie par :

021 YHP

, (4)

où , , et Yo sont respectivement les coefficients de Lamé et la limite élastique statique du matériau. Pour des pressions inférieures à PH, les ondes de choc se propagent sous forme d’ondes élastiques à la vitesse Ce définie par :

Ce 2

, (5)

et la pression induite s’écrit sous la forme : uCP e0 . (6)

Pour des pressions supérieures à PH, les ondes de choc se propagent sous la forme d’une combinaison d’ondes élastiques et d’ondes plastiques, ces dernières ayant une vitesse inférieure définie par :

Cp

2

3 . (7)

2.2 Courbes caractéristiques Les variables thermodynamiques et cinétiques étant reliées par quatre équations différentes, il est possible d’établir des relations deux à deux entre ces variables. Ces relations définissent des courbes caractéristiques du matériau sous choc dans lesquelles on retrouve les différents régimes de propagation des ondes de choc.

u

PH

Pression

P Etat final

Etat initial

Droite de Rayleigh

Régime plastique

Régime élastique

Arctg(0D)

Figure 5 : Polaire de choc

2.2.1 Courbe de Hugoniot La courbe de Hugoniot (ou adiabatique dynamique) est une représentation dans le plan (P, V) des états accessibles par choc à partir d’un état initial à pression ambiante. Sa forme peut s’interpréter directement en terme de propagation de l’onde de pression dans le milieu considéré. Comme cela a été mentionné ci-dessus, la courbe de Hugoniot (cf Fig. 4-a) comporte trois parties : - Une partie élastique qui décale la courbe de Hugoniot de PH vers le haut, dans laquelle la vitesse du choc ne dépend pas de la pression de choc. - Une partie plastique située entre la limite élastique-plastique et le point représentant le solide sous choc, matérialisé par l’intersection de la droite de Rayleigh (qui est le prolongement de la partie élastique) avec la courbe de Hugoniot. - Une partie hydrodynamique au dessus de la droite de Rayleigh dans laquelle on peut négliger le comportement élastoplastique du matériau. On retrouve ces trois parties dans la courbe (Figure 4-b) représentant l’évolution de la pression en fonction de la profondeur : on y distingue bien un précurseur élastique d’amplitude PH qui se propage à la vitesse Ce en avant d’un front de choc plastique raide se propageant avec une vitesse plus lente Cp, suivis par un front de détente ramenant la matière comprimée à pression normale.

2.2.2 Polaire de choc La polaire de choc représente l’ensemble des états (P, u) accessibles par choc à partir d’un état de repos à pression ambiante P0. Pour la plupart des matériaux et dans une large gamme de pressions, la vitesse de propagation du choc est donnée par :

SuCD 0 , (8)

où C0 et S représentent respectivement la vitesse du son dans le matériau et la constante de Hugoniot de ce dernier. Cette relation est plus générale que la relation (7), et elle reste valable aussi bien en régime élasto-plastique qu’en régime hydrodynamique. Cette relation P = f(u) permet de caractériser l’état sous choc du matériau à partir de son état initial. On remarque que la prise en compte du comportement élasto-plastique du matériau décale la polaire de choc de 2

3YO

dans la partie plastique.

Tout comme la courbe de Hugoniot, la polaire de choc comporte trois parties distinctes lorsque l’on tient compte du comportement élastoplastique du matériau (cf Fig. 5) :

Pression

Profondeur

Etalement dela détente

Raidissement du front de choc

Atténuation

Figure 6 : Evolution du profil de chargement au cours de sa propagation dans la cible.

Lorsque P < PH, le comportement du matériau est linéaire et la vitesse du choc ne dépend pas de la pression (partie décrite par l’équation (6)), Lorsque P > PH, la vitesse de choc D est donnée par la pente de la droite de Rayleigh qui relie le point d’intersection élastoplastique au point de l’état final. Cette pente définie par Z = 0D est appelée impédance de choc du matériau. Au delà de l’état final, caractérisé par l’intersection de la droite de Rayleigh avec la polaire de choc, on peut négliger le comportement élastoplastique du matériau et la pression est obtenue à partir des lois hydrodynamiques. Comme nous allons le voir dans la suite, la polaire de choc est utilisée pour la caractérisation expérimentale des ondes de choc. Une base de données expérimentale permettant de les établir pour une grande variété de matériaux est disponible dans la littérature [4]. A défaut, des mesures simultanées de deux variables d’état sous choc sont nécessaires pour leur détermination. Les pentes relatives des polaires permettent de classer la réponse d’un matériau à un choc donné selon son impédance de choc. Pour un choc donné, plus l’impédance de choc du matériau sera grande, moins celui-ci se déformera.

2.3 Propagation des ondes de choc

2.3.1 Evolution du profil de chargement La vitesse de propagation c des ondes de compression peut s’exprimer en fonction de la pente de la courbe de Hugoniot par la relation suivante :

V

PVc

22 . (9)

Pour la majorité des matériaux et plus particulièrement pour les métaux, la concavité de l’Hugoniot est positive, et l’onde de compression va donc se raidir au cours de sa propagation car les pressions élevées se propagent plus vite que les basses pressions . Au contraire, l’onde de détente va s’étaler au cours de sa propagation pour former un faisceau de détente. Au bout d’un certain temps, le sommet de l’onde de détente finira donc par rattraper le sommet du front de choc, ce qui se traduira par une atténuation de l’amplitude de l’onde de choc (cf figure 6). En plus de l’amortissement hydrodynamique, l’onde de choc est aussi atténuée élasto-plastiquement au cours de sa propagation dans le matériau. C’est la différence de célérité

entre les ondes élastiques et les ondes plastiques qui est à l’origine de cet amortissement. En effet, les ondes élastiques se propagent plus rapidement que les ondes plastiques, et ces dernières pourront donc être rattrapées durant leur propagation (cf. figure 7).

2.3.1 Transmission d’un choc entre deux milieux A et B

Considérons deux milieux solides A et B en contact. Lorsqu’une onde de choc incidente (P1,u1) se propageant dans le milieu A traverse l’interface, une onde de choc est transmise dans le milieu B et une onde de choc ou de détente est réfléchie dans A, selon la position relative des polaires de choc des matériaux A et B. Un nouvel état d’équilibre (P2, u2) se crée de part et d’autre de l’interface, caractérisé par l’égalité des pressions et des vitesses matérielles dans les deux milieux. Si la polaire de A est inférieure à celle de B, l’onde réfléchie est une onde de compression (Figure 8-a). Le point (P2, u2) est situé à l’intersection de la polaire de B et de la courbe A’ qui est la polaire de choc réfléchi de A passant par l’état initial (P1,u1). Si la polaire de A est supérieure à celle de B, l’onde réfléchie dans A est une détente (Figure 8-b). Le point (P2, u2) est situé à l’intersection de la polaire de B et de la courbe A’’ de détente isentropique de A issue d u point (P1,u1). Cet effet de désadaptation d’impédance est couramment utilisé pour augmenter les pressions induites en utilisant des revêtements ayant des impédances de choc réduites par rapport aux cibles sur lesquelles ils sont appliqués. Cas particulier : B est un gaz ou le vide

: onde élastique se propageant à Ce

: onde plastique se propageant à Cp

2PH

PH

Précurseur élastique

Pression

Profondeur

Figure 7 : Amortissement élasto-plastique de l’onde de choc.

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Onde de détente

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Choc

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Distance (x)

Figure 8 : Transmission d'un choc entre deux milieux en fonction de la position de leurs polaires. (a) : atténuation du choc transmis, réflexion en détente. (b) : amplification du choc transmis, réflexion en compression.

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Onde de détente

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2Milieu

AMilieu

B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Onde de détente

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2Onde de détente

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Choc

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Distance (x)

Figure 8 : Transmission d'un choc entre deux milieux en fonction de la position de leurs polaires. (a) : atténuation du choc transmis, réflexion en détente. (b) : amplification du choc transmis, réflexion en compression.

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Choc

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Distance (x)

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Milieu A

Milieu B

Pression (P)

Distance (x)

P2

P1

Choc

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2Choc

Milieu B

Temps (t)

P2

P1

Milieu A

P2

Distance (x)

Figure 8 : Transmission d'un choc entre deux milieux en fonction de la position de leurs polaires. (a) : atténuation du choc transmis, réflexion en détente. (b) : amplification du choc transmis, réflexion en compression.

Le cas où le milieu A est un solide et le milieu B est un gaz ou le vide constitue un cas limite de la transmission de type (b) décrite au paragraphe précédent. L’amplitude P2 du choc transmis dans le milieu B est alors négligeable car la polaire de B est très en dessous de celle de A et peut même être approximée par l’axe horizontal P = 0. L’onde de choc incidente est alors réfléchie intégralement dans le matériau A pour ramener l’interface à pression nulle. La vitesse de l’interface est alors l’intersection de la polaire de détente (supposée être la symétrique de la polaire de choc passant par le point (P1, u1)) avec l’axe P = 0 (cf figure 9).

Cette vitesse particulière, appelée vitesse de surface libre (us) est définie simplement par : us = 2 u1

(10) Cette relation a une importance pratique capitale. En effet, la vitesse de surface libre de la cible peut être mesurée expérimentalement alors que la vitesse matérielle u n’est pas directement accessible. En mesurant us et en tenant compte de la relation (10), on a ainsi accès à la vitesse matérielle dans la cible, et l’on peut alors remonter à la pression induite en utilisant la polaire de choc de la cible. De manière générale,

P1

us = 2u1 u1

A A’’

Pression

u

Choc

Figure 9 : Vitesse de surface libre

cible

LA

SE

R

cible

LA

SE

R

Profil de pression

t

ConfinéDirect

-a-

-b-

Milieu de confinement

cible

LA

SE

R

cible

LA

SE

R

Profil de pression

t

ConfinéDirect

-a-

-b-

cible

LA

SE

R

cible

LA

SE

R

Profil de pression

t

ConfinéDirect

cible

LA

SE

R

cible

LA

SE

R

Profil de pression

t

ConfinéDirect

cible

LA

SE

R

cible

LA

SE

R

Profil de pression

t

ConfinéDirect

-a-

-b-

Milieu de confinement

Figure 10 : principe de génération d’un choc laser en interaction directe (a) ou confinée (b) et principales caractéristiques des profils de choc associés

l’évolution temporelle de cette vitesse de surface libre est directement reliée aux différents états obtenus à l’intérieur de la cible et constitue ainsi une base de validation des modèles appropriés à la simulation des phénomènes de choc. 3. Le laser générateur de choc Lorsqu’on focalise une impulsion laser de courte durée (nanoseconde) et de forte puissance (109 à 1014 W/cm2) sur une cible solide, l'absorption de l'énergie laser à la surface de la cible génère un plasma dont la détente induit par réaction une onde de choc. On distingue deux modes d'interaction (Fig. 10) suivant que le plasma peut se détendre librement (interaction directe) ou qu'il se trouve retenu par un milieu de confinement, transparent au rayonnement laser (interaction confinée).

3.1 Ablation directe De nombreuses études théoriques [5-8] et expérimentales [9-11] donnent l’ordre de grandeur de la pression du choc induit en fonction des conditions d’irradiation (Tableau 1.1). Le profil de choc reprend approximativement les caractéristiques temporelles de l’impulsion laser. Les études théoriques établissent essentiellement des lois d'échelle reliant le flux incident à la pression de choc ; elles sont paramétrées par les caractéristiques de l'impulsion (longueur d’onde, temps de maintien, nature du matériau, dimension de la tache focale) et la géométrie de l'interaction (expansion plane ou sphérique du plasma). Elles sont complétées par des mesures expérimentales de la pression selon diverses méthodes, telles que la mesure de l'impulsion transmise à la cible, ou bien la mesure de la vitesse du choc induit [12, 13, 14]. Ces lois sont définies sur des plages de flux incident et bien souvent associées à des caractéristiques précises de l'irradiation (longueur d'onde, durée,…).

Dès les flux moyens (1010 W/cm2), il est nécessaire d'opérer sous vide pour éviter l'absorption du rayonnement laser par l'air qui intervient comme milieu de confinement. Ablation confinée Le mode d'ablation confinée consiste à recouvrir la cible par un milieu transparent au rayonnement laser (eau, verre, air), de manière à freiner l'expansion volumique du plasma [15-16]. Le milieu confinant produit deux effets essentiels sur l'impulsion de pression communiquée à la cible (Fig. 10.b) : - accroissement de la pression d'ablation par un facteur 5 à 10 par rapport à l'ablation directe, - accroissement de la durée du choc par un facteur 2 à 3 environ. Toutefois, la pression générée par ce mode d'ablation sature à partir d'un niveau de flux incident, associé au claquage observé à la surface du milieu de confinement. Ce flux limite dépend de la longueur d'onde laser, du milieu de confinement et de la durée de l'impulsion [17]. Ce phénomène de claquage réduit l’utilisation du régime 4. Quelques applications des chocs laser

4.1 Principe de l’écaillage En s’appuyant sur les mécanismes de propagation de choc non maintenu dans une cible, il est possible de produire de fortes sollicitations en traction conduisant à l’endommagement du matériau [18]. Le mécanisme de base expliquant la formation d’une écaille sous choc est décrit sur la figure 11 dans un diagramme espace-temps de propagation des ondes (Fig. 11.a) et une représentation des états en coordonnées (pression P, vitesse matérielle u) (Fig. 11.b). Lorsqu’un matériau est soumis à une impulsion de pression d'amplitude P et de durée (Fig. 11), une onde de choc se propage dans la cible et la porte de l'état de repos (P=0, u=0) à l'état 1 (P1,u1). Lorsque ce choc atteint la face arrière de la cible, il se réfléchit en un faisceau de détente ramenant le matériau à l'état 2 (P=0, u=2u1). A l'instant , le chargement de la face avant de la cible prend fin ; un faisceau de détente se propage vers la face arrière, ramenant le matériau à l'état initial 0. Lorsque ces deux faisceaux de détente se croisent, la cible est portée

dans un état de traction 3. Si l'amplitude et le temps de maintien de cette traction sont suffisants, il peut alors y avoir rupture du matériau et formation d'une écaille (Fig. 11.c). La brièveté des chocs laser et leur forte amplitude permettent d’étudier la rupture des matériaux à vitesse de déformation de l’ordre de 107s-1 , plus élevée que sous choc conventionnel. Il est alors possible

Tableau 1.1 : Ordres de grandeur de la pression d'ablation en fonction du flux incident en régime d’ablation directe ou confinée

(GW/cm2)

Pression d’ablation (Gpa) Mode confiné Mode direct

1 5 10 100

10000 100000

1.5 3.5 5.5

claquage __ __

0.1 0.4 1 10 100 1000

Tableau 1.2 : Paramètres du critère de Tuler-Butcher déterminés pour divers matériaux par comparaison de résultats expérimentaux et de simulations numériques

Matériau r (kbar)

A K (kbar2.µs)

Aluminium 10 2.02 38

Cuivre 35 2.02 60

u

P

1

2

(3 fictif)

0

0

X

1

2

Tem

ps

P

0

Zone decréation de

l’écaille

-a- -b- -c- Figure 11 : Principe de mise en traction d'un matériau par réflexion d’une onde de choc en surface libre : - (a) : diagramme (X,t) de propagation des ondes de compression (traits pleins) et de détente (pointillés) - (b) : états (P,u) successifs de la cible – (c) : écaillage de la face arrière d’une cible d’aluminium par irradiation laser de la face avant

d’acquérir des données sur la rupture dynamique des matériaux dans un domaine de sollicitation inexploré. La brièveté exceptionnelle de ces chocs autorise la récupération de cibles pour des observations post-mortem, ce qui est beaucoup plus difficile à réaliser avec les techniques de choc conventionnelles. Ainsi, les effets d’endommagement sont observables après tir et les données de rupture (faciès, position,…) couplées aux mesures de vitesse de face arrière réalisées au cours des expériences permettent une validation des modèles d’endommagement dans cette gamme de sollicitations. A titre d’exemple, des données expérimentales inédites sur des matériaux ductiles (Al, Cu,…) ont servi à l’implémentation d’un critère d’endommagement cumulatif de type Tuler-Butcher [19] dans les codes SHYLAC et Radioss [20]. Ce critère prend en compte une durée d’application d’un excédent de traction pour obtenir la rupture selon la formulation suivante :

Kt)-(Ift

0

Ar d pour r (11)

où tf est le temps d'obtention de la fracture, r la limite à la rupture quasi-statique, A et K des constantes propres à chaque matériau. Lorsque l'intégrale d'endommagement I atteint la valeur K dans un plan du matériau où a évolué la tension (t), la rupture devient effective. A partir de la localisation de la fracture effectuée par des observations sur les cibles récupérées après tir et des simulations numériques reproduisant les conditions de choc et d’écaillage, les paramètres R, K et A ont été déterminés dans un premier temps pour des matériaux de référence : cuivre et aluminium (Tableau 1.2). Des études similaires ont été conduites pour d’autres matériaux [21], et en particulier des matériaux fragiles tels que les verres en s’appuyant sur les possibilités de récupération post choc ouvertes par le choc laser, même pour ces matériaux [22]

4.2 Le test d’adhérence par choc laser Le test de l’adhérence de revêtements sur des substrats constitue un enjeu industriel majeur, en particulier dans le domaine de la métallurgie. En effet, un grand nombre de pièces mécaniques sont revêtues de dépôts ayant pour but de les protéger contre les agressions du milieu ambiant (cas des ailettes de turbines aéronautiques) ou encore contre une usure

LASERLASER Sub

strat

Revêt

emen

t

-a- -b-

1 mm

LASERLASER Sub

strat

Revêt

emen

t

-a- -b-

1 mm

-b-

1 mm

Figure 12 : (a) principe du test de décohésion de couche mince par choc laser, (b) décohésion d’une peinture par irradiation de son support sur la face non revêtue

prématurée due aux frottements de surfaces en contact (réalisation de dépôts de matériaux durs tels que des carbures). Différentes méthodes de contrôle de l’adhérence de ces couches sont utilisées dans l’industrie ou dans les laboratoires de recherche. Ces techniques sont pour la plupart basées sur des essais de traction (test du plot-collé) ou de rayage (scratch-test) mais peu d’entre elles permettent d’avoir accès à une mesure de l’adhérence. En outre, elles sont le plus souvent assez lourdes à mettre en œuvre, difficilement automatisables et surtout délicates à interpréter. L’utilisation d’ondes de choc est apparue comme une alternative à ces méthodes dites statiques pour tester l’adhérence de dépôts minces en les soumettant à une contrainte de traction dynamique et uniaxiale [23-27]. Le principe est identique à celui de l’écaillage d’une cible massive. Un choc laser appliqué au substrat permet d’induire des conditions de traction modulables à l’interface avec le revêtement (Fig. 12-a). En fonction du niveau d’adhérence de l’interface, on peut déterminer les conditions de chargement laser provoquant la décohésion (Fig. 12.b). Le choc laser peut alors être envisagé comme un moyen de test d’adhérence non destructif des couches minces grâce à sa brièveté qui conduit à des mises en traction localisées à une faible profondeur depuis la face où il se réfléchit.

4.3 Application des chocs laser en géologie Les impacts à hypervitesse (50km/s) sont des phénomènes courants dans le système solaire. Ils sont à l’origine de la formation de planètes et de leur évolution géologique. Les effets de ces collisions vont de l’échelle macroscopique par la formation de cratères [28, 29], jusqu’à la taille microscopique (formation de défauts dans les minéraux [30, 31]). Sur le terrain, il est souvent difficile pour les géologues de localiser les sites d’impacts séculaires masqués par une forte érosion. Ainsi, la découverte du plus grand impact à Chixculub (Mexique) ne date que des années 90. Un autre moyen de repérage réside dans l’observation des défauts microscopiques produits dans la matière consécutivement au passage de l’onde de choc. La reproduction en laboratoire de ces signatures devient alors une aide à l’identification des sites naturels d’impact. Les chocs en laboratoire sont généralement produits par des techniques utilisant les lanceurs ou les explosifs. L’utilisation des lasers permet d’envisager des amplitudes très élevées mais des temps de maintien très brefs. A l’inverse des impacts naturels, de telles expériences permettent de figer les transformations en les préservant des modifications hydro thermiques

post choc. Les temps brefs permettent aussi une récupération des échantillons avec des effets de choc préservés dans leur état d’origine (cf Fig. 13). Ainsi, de telles expériences apportent des informations sur la nature physique, les mécanismes de formation des défauts et les modifications post choc des effets initiaux de l’impact. Elles permettent aussi de définir les limites inférieures des cinétiques caractéristiques des transitions (durées de choc minimales pour les produire). Des essais de choc ont donc été réalisés sur divers minéraux silicatés les plus typiques de la croûte terrestre et lunaire (quartz, olivine, diopside) et des

carbonates (calcite, dolomite). Divers générateurs de choc ont été testés : irradiation laser directe, impact de feuille mince accélérée par laser et impact de feuille accélérée par canon électrique. Ces diverses conditions initiales visaient à balayer un spectre de durée de choc s’étendant de 1 ns à 30 ns tout en restant dans une gamme de pression suffisamment élevée (de 200 kbar à 2 Mbar). Des examens post mortem par analyse microscopique électronique à balayage ou à transmission ont été pratiqués sur les échantillons récupérés [32]. Quartz Les observations faites sur le quartz et la diopside n’ont pas révélé la présence de structures de déformations planaires, ni de formation de polymorphe de haute pression habituellement observées dans ces minéraux sur sites d’impact. Ces transformations sont les traces de phénomènes lents amenant la matière à des restructurations profondes. Les essais réalisés ont donc permis de conclure que la durée seuil pour obtenir ces transformations se situe au delà de 30ns, la plus grande durée de choc dans les expériences réalisées. Olivine L’olivine présentant une plus grande facilité de déformation que le quartz, des impacts par feuille accélérée par choc laser ont été réalisés sur des échantillons d’olivine préchauffée à 380°C. L’impact de feuille à grande vitesse permet d’envisager la récupération de l’échantillon au voisinage de l’impact, alors que par irradiation laser directe, les parties subissant les plus fortes pressions et températures dans le cratère se trouvent éjectées. De plus, le choc ainsi généré a une durée d’application plus longue par rapport à une irradiation directe. Les observations au voisinage du point d’impact révèlent la présence d’un grand nombre de fractures planes et irrégulières, et de nombreuses

Figure 13 : Observation de la surface d’une olivine impactée par une feuille d’aluminium18µm accélérée par irradiation laser

Figure 14 : Observation par Microscopie Electronique à Transmission du réseau de fractures planes dans l’olivine ayant subi un choc laser selon la direction SD

dislocations (cf Fig. 14). La majorité des plans de déformation ont une orientation correspondant aux plans denses dans la structure de l’olivine, mais ne coïncident pas avec la direction des contraintes de cisaillement maximales. Ceci démontre que la structure du cristal exerce un contrôle prépondérant sur l’orientation de la fracturation plane. De plus, les orientations observées correspondent majoritairement aux relevés effectués sur des échantillons naturels. De nombreuses dislocations avec un vecteur de Burgers [001] correspondant à la direction principale du choc ont été observées, avec des bandes de glissement aux orientations caractéristiques d’olivine prélevées sur sites d’impacts. Ce parallèle entre les observations d’échantillons prélevés sur site naturel d’impact et les tirs réalisés en laboratoire montre que la production de ces défauts est quasi instantanée. Dans la zone ayant subi la plus forte pression, la densité des dislocations de l’ordre de 1.4 1014 m-2 est compatible avec les ordres de grandeur observés dans la nature. Plus en profondeur dans l’échantillon, les modifications structurales s’amenuisent du fait de l’amortissement du choc dû à sa brièveté. La mesure des longueurs caractéristiques des dislocations couplées aux simulations numériques de propagation des chocs donnant entre autres la durée de maintien du choc à l’endroit observé permettent une estimation de la vitesse de déplacement de ces dislocations, de l’ordre de 2km/s. Cette donnée inédite a été rendue accessible par l’utilisation des chocs brefs. En effet, l’observation des échantillons naturels ne permet pas ce genre de conclusion, car sur les durées plus longues, les dislocations ne présentent pas de point d’arrêt dû à la durée de la sollicitation. 5. Conclusion Cet exposé de la base de la mécanique des ondes de choc dans les solides illustré de quelques applications de recherches utilisant les lasers impulsionnels de forte puissance n’est qu’un petit extrait du vaste champ d’investigation ouvert dans le domaine et qui s’élargit toujours plus avec la construction de nouvelles sources laser de grande qualité (LULI 2000, ALISE , LIL, LMJ,…) et le développement de diagnostics de mesures résolus dans le temps (VISAR, caméras à balayage de fentes, spectroscopie résolue en temps,…). Le domaine des impulsions ultra-brèves (femtosecondes) est encore un terrain quasi vierge du point de vue des effets de choc. Avec les lasers de puissance, les limites dans les domaines vers l’infiniment petit en temps et vers l’infiniment grand en pression se repoussent de jour en jour, drainant le développement d’applications industrielles suspendues au seul développement industriel des sources lasers adaptées. Les ouvertures dans le domaine sont encore timides, mais une réelle communauté scientifique autour des chocs laser existe, soutenue par l’intérêt industriel pour son potentiel spécifique. Elle se trouve majoritairement rassemblée depuis 2013 dans le GDR Chocolas (www.chocolas.cnrs.fr) Remerciements L’ensemble des résultats présentés ici a été obtenu au cours d’expériences réalisées sur des installations laser de puissance faisant désormais partie de l’ILP, celles du LULI (Laboratoire pour l’Utilisation des Lasers Intenses-Palaiseau), du LALP (Laboratoire d’Application des Lasers de Puissance-Arcueil) désormais inséré au PIMM/ENSAM Paristech, du LCD (Laboratoire de Combustion et de Détonique-Poitiers) désormais inséré dans PPRIME/ENSMA/Univ. Poitiers, du CEA (anciennement Phebus) et feu ALISE (Activité Laser Impulsionnel pour les Etudes-Le Barp). Que l’ensemble des personnels de ces laboratoires soient remerciés pour leur assistance et leur contribution essentielles au

développement des travaux autour du choc laser qui se poursuit en grande partie sous l’égide du GDR Chocolas. 6. Références [1] Y. ZELDOVICH, Y. RAIZER, Physics of shock waves and high temperature hydrodynamic phenomena. Academic press. (1967) [2] R. CAUBLE, D.W. PHILLION, T.J. HOOVER, N.C. HOLMES, J.D. KILKENNY, R.W. LEE, Phys. Rev. Letters, Vol 70, n°4, pp 2102-2105, (1993) [3] J. THOUVENIN, Détonique, Editions Eyrolles (1997) [4] LASL Shock Hugoniot Datat, editions S.P. Marsh, University of California Press, (1980) [5] R. FABBRO et al., Phys. Fluid. 28 (11), p 3414 (1985) [6] H. MOTZ, The Physics of Laser Fusion, Academic Press, Londres, (1979) [7] B. STEVERDING et P. DUDEL, J. Appl. Phys. 47 (5), (1976) [8] C.R. PHIPPS et al., J. Appl. Phys. 64 (3), p 1083 (1988) [9] J. GRÜN et al., Appl. Phys. Lett. 39 (7), p 545 (1981) [10] B. MEYER et al., Phys. Fluid. 27, p 302 (1982) [11] F. COTTET et al., Phys. Rev. A. 25, p 576 (1982) [12] A. BENUZZI, Thèse de Doctorat de l’Ecole Polytechnique, (1997) [13] M. KOENIG, B. FARAL, J.M. BOUDENNE, D. BATANI, A. BENUZZI, S. BOSSI, C. MREMOND, J.P. PERRINE, M. TEMPORAL, S. ATZENI, “Relative consistency of equations of state by laser driven shock waves”, Phys. Rev. Letters Vol. 74, n° 12, (1995) [14] D. BATANI, A. BALDUCCI, D. BERETTA, A. BARDINELLO, T. LÖWER, M. KOENIG, A. BENUZZI, B. FARAL, T. HALL, Equation of state data for gold in the pressure range < 10TPa, Phys. Review B, Vol 61, n° 14, pp 9287-9294, (2000) [15] R. FABBRO, J. FOURNIER, P. BALLARD, D. DEVAUX, J. VIRMONT, Physical study of laser-produced plasma in confined geometry, J. Appl. Phys. 68, p. 775, (1990) [16] D. DEVAUX, R. FABBRO, L. TOLLIER, E. BARTNICKI, Generation of shock waves by laser-induced plasma in confined geometry, J. Appl. Phys. 74 , p. 2268, (1993) [17] L. BERTHE, Thèse de Doctorat, n°5256, Université Paris XI, (1998). [18] ANTOUN T., SEAMAN L., CURAN D. R., KANEL G.I., RAZONEROV S.V., UTKIN A.,V. , Spall Fracture, edition Springer (2002) [19] F.R. TULER, B.M. BUTCHER, A criterion for time dependance of dynamic fracture », Internal Journal of Fracture Mechanics, 4 (4), (1968) [20] M. BOUSTIE, F. COTTET, " Experimental and numerical study on laser driven spallation into aluminum and copper targets", J. Appl. Phys., 69 (11), pp7533-7538, (1991) [21] L. TOLLIER, Thèse de l’Université de Poitiers, (1996) [22] T.de RESSEGUIER, Thèse de l’Université de Poitiers (1993) [23] J.L. VOSSEN, Measurement of Film-Substrate Bond Strength by Laser Spallation, Adhesion Measurement of Thin Films, Thick Films, and Bulk Coatings, ASTM STP 640, K.L Mittal, Ed., American Society for Testing and Materials, p 122-133, (1978) [24] V. GUPTA, A.S. ARGON, “Measurement of Interface Strength by Laser-pulse-induced Spallation”, Materials Science and Engineering, AL26, p 105-117, (1990) [25] C. BOLIS, Thèse de l’Université de Poitiers, 2004) [26] M. ARRIGONI, Thèse de l’Université de Poitiers, (2004) [27] S. BARRADAS, Thèse de l’Ecole des Mines de Paris, (2004) [28] R.A.F. GRIEVE, “Terrestrial impact structures”, Annu. Rev. Earth Planet. Sci. 15, pp. 245-270, (1987)

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