Les lasers à électrons libres

 Une introduction historique

Les fondements des lasers à électrons libres prennent racine dans le début du XXe siècle, avec les travaux d’Albert Einstein sur le principe d’équivalence et sur la relativité restreinte (Einstein, 1905). Son formalisme, lui-même basé sur les transformations de Lorentz datant du XIXe siècle, permet d’obtenir les équations de base des lasers à électrons libres du point de vue classique . Malheureusement, les évènements mondiaux qui surgiront quelques années plus tard vont entraîner la mobilisation de tous les esprits dans d’autres sphères. Malgré l’importante découverte par Kapitza and Dirac en 1933 du concept de diffusion Thomson stimulée, processus physique principal des lasers à électrons libres, aucune application de ce phénomène n’est envisagée. La découverte des lasers, dont la lumière cohérente est issue de l’amplification de l’émission stimulée dans un milieu atomique ayant subit une inversion de population et l’engouement pour l’électronique quantique à la fin des années 60 a mis en suspens les recherches sur l’amplification du rayonnement dans les gammes UV ou même X. Certains, comme Motz, continuent de travailler sur le concept et proposent des applications à l’émission de faisceaux relativistes traversant un onduleur.

Néanmoins, il faudra attendre les travaux de Madey en 1971 et sa réinterprétation quantique du phénomène de diffusion Thomson stimulée pour comprendre l’importance de ce processus pour la génération d’impulsion laser de très courte longueur d’onde. Le terme Free Electron Laser est alors né. Quelques années plus tard, en 1976, le premier laser à électrons libres est construit à Stanford par Elias et al. : un gain par passage de 7 % est observé pour un rayonnement laser émergeant à 10.6 µm d’une cavité oscillante dont le milieu amplificateur, constitué d’un faisceau d’électrons relativistes d’énergie E = 24 MeV, est pompé par un laser à CO2. Durant toute la période allant des années 70 jusqu’à la moitié des années 80, d’importantes recherches, tant expérimentales que théoriques (Marshall, 1985), ont permis d’atteindre des longueurs d’onde sub-micrométriques (Billardon et al., 1983). C’est le mécanisme d’auto-amplification de l’émission spontanée (Self Amplification of Spontaneous Emission, SASE en anglais), proposé par Murphy and Pellegrini en 1985, qui permet d’étendre le domaine d’applicabilité des lasers à électrons libres à celui des sources de lumière ultra brillante, nécessaires en biologie, en physique fondamentale ou encore en chimie. Il faut cependant une excellente qualité de faisceau d’électrons et un contrôle précis de son injection dans l’onduleur pour espérer tirer pleinement partie de ce processus, ce qui, à cette époque, n’est pas encore à la disposition de la communauté. Mais pendant ce temps, l’évolution technologique des accélérateurs à particules issus de la fin de la Seconde Guerre mondiale vers les sources de lumière de 3e génération permet d’obtenir des faisceaux d’électrons extrêmement énergétiques (E & 1 GeV) et d’en améliorer significativement la qualité (Bilderback et al., 2005).

La convergence entre les développements théoriques et expérimentaux sur les lasers à électrons libres et cette haute technicité atteinte sur les accélérateurs à particules a permis l’émergence des premières sources de lumière de 4e génération, avec la construction d’énormes accélérateurs linéaires (LINear ACcelerator, LINAC en anglais) de plusieurs kilomètres de long entre les années 1990 et 2000. Une grande base de données qui recense les lasers à électrons libres du monde entier a été compilée par Lambert (2008) .

Le principe 

Description physique

Il existe plusieurs configurations de lasers à électrons libres mais tous les modes de fonctionnement sont basés sur le même principe physique. La première distinction concerne le gain par unité de longueur d’un FEL, c’est-à-dire le nombre de photons diffusés et en excès par unité de longueur à cause de la propagation d’un photon stimulé dans l’onduleur (Louisell et al., 1979; Madey, 1971). On peut imaginer un onduleur de petite dimension qui amplifierait faiblement le rayonnement lors d’un seul passage (low gain), ou alors un onduleur de grande dimension permettant l’amplification en un seul passage (high gain).

Dans le premier cas, l’obtention d’un gain significatif se fait en plaçant l’onduleur entre deux miroirs pour permettre au rayonnement de parcourir un très grand nombre de fois le milieu amplificateur avant de sortir de cette cavité, exactement comme dans un laser traditionnel : on parle alors de mode oscillateur.

Dans le deuxième cas, la longueur de l’onduleur est tellement grande que le rayonnement est amplifié en un seul passage. Il n’est cependant pas évident qu’un tel processus puisse avoir lieu. C’est en fait le phénomène de micro-bunching qui le rendra possible. Ce micro-bunching peut être soit créé à partir du « bruit » lors de l’injection des électrons dans l’onduleur (ici le « bruit » est en fait le rayonnement spontané produit au tout début de l’onduleur, on parle alors d’amplification de l’émission spontanée ou Self-Amplification of Spontaneous Emission, SASE en anglais), soit à partir d’une source de rayonnement supplémentaire dans l’onduleur, comme un laser externe à l’onduleur (seeded en anglais) ou alors le propre rayonnement laser pré-amplifié dans un premier étage du laser à électrons libres (self-seeded en anglais). L’utilisation d’une source externe pour l’amplification du rayonnement a pour avantage de réduire la taille des onduleurs et aussi d’améliorer significativement la cohérence temporelle du laser en bénéficiant des très bonnes caractéristiques des fronts d’ondes des harmoniques, qui sont alors utilisées dans le premier étage de l’amplification. Ce type de laser est cependant plus complexe à produire et, pour l’instant, les grandes installations sont basées sur de grands onduleurs en mode SASE .

Table des matières

1. Introduction
1.1. État de l’art
1.1.1. La matière dense et tiède
1.1.2. Les lasers XUV/X à électrons libres
1.1.3. Convergence : les FEL pour créer de la matière dense et tiède
1.2. Contributions du présent texte
1.3. Organisation de la thèse
2. Les lasers à électrons libres
2.1. Une introduction historique
2.2. Le principe
2.2.1. Description physique
2.2.2. La théorie classique
2.2.3. Expression de λ en fonction de l0
2.2.4. L’équation du pendule
2.3. FLASH
2.3.1. Lieu et schéma de principe
2.3.2. L’accélérateur
2.3.3. L’onduleur
2.3.4. Hall expérimental
3. Dispositif expérimental (Al)
3.1. Introduction
3.2. Le dispositif expérimental
3.3. La chambre d’interaction
3.4. La micro-focalisation
3.5. Le spectromètre à réseau
3.5.1. Le diagnostic
3.5.2. Les images CCD
3.6. Conclusions du chapitre
4. Analyse préliminaire
4.1. Les données expérimentales
4.1.1. Identification spectrale
4.1.2. Rôle des électrons spectateurs
4.2. Estimation de la température et de la densité électroniques
4.2.1. Validité de l’équilibre thermodynamique local
4.2.2. Température électronique
4.2.3. Densité électronique
4.3. Mise en évidence des désaccords entre un modèle standard et l’expérience
4.3.1. Un modèle collisionnel-radiatif standard échoue
4.3.2. Traitement par algorithme génétique
4.4. Conclusions du chapitre
5. Conclusion

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