Les lasers dans le domaine XUV

Les lasers dans le domaine XUV 

Le principe de fonctionnement des lasers dans le domaine de l’XUV repose, comme celui des lasers émettant dans le visible et dans l’infrarouge, sur une inversion de population. Ici, elle aura lieu entre deux niveaux excités d’un ion d’un plasma créé par laser. Ainsi, le plasma va émettre en amplifiant son propre rayonnement. Nous disons alors que ce type de source fonctionne en régime d’amplification (par émission stimulée) de l’émission spontanée. Ce régime plus couramment appelé ASE pour « amplification of spontaneous émission » est historiquement le mode de fonctionnement des lasers XUV pompés par laser. Dans ce manuscrit, nous considérons le plasma créé en inversion de population, non pas comme la source elle-même, mais comme un amplificateur XUV, comme nous en trouvons sur les chaînes lasers de puissance dans la gamme infrarouge. Cet amplificateur aura pour mission d’amplifier, non pas « son propre bruit » comme c’est le cas en mode ASE, mais une source cohérente externe dite « d’injection » qui sera ici une source d’harmonique d’ordre élevé.

Mécanisme de pompage 

Schéma par recombinaison 

Le schéma par recombinaison, proposé en 1964 [20], a été le premier schéma laser XUV à être étudié de façon intensive [21, 22, 23, 24]. Le schéma du principe de pompage par recombinaison est présenté sur la Figure 1.3. L’idée de base est de créer un plasma suffisamment froid et dense pour que des processus à trois corps dominent la recombinaison et peuplent fortement les niveaux supérieurs de l’ion considéré.

Une des approches consiste à créer un plasma chaud par l’interaction d’une impulsion laser et d’une cible massive. C’est pendant la phase de refroidissement adiabatique du plasma que se produit l’inversion de population. Pour refroidir le plasma il suffit de le laisser se détendre dans tout l’espace. L’expérience la plus probante a été réalisée à l’aide d’un laser femtosecondes. Il s’agit d’un laser XUV dit Optical Field Ionization (OFI) pour ionisation par champ, en recombinaison réalisée sur la raie Lyα du lithium hydrogénoïde à 13,5 nm. Un gain de 20 cm-1 a été mesuré sur une colonne de 2 mm [25]. Cependant, le chauffage des électrons par des effets non linéaires limite pour l’instant l’efficacité de ce schéma [26].

Même si le schéma de pompage par recombinaison devrait permettre d’atteindre des longueurs d’onde inférieures à 1 nm, les produits gain-longueur mesurés restent faibles. C’est pour cette raison que les recherches se sont tournées vers un autre schéma de pompage plus prometteur : le schéma par pompage collisionnel.

Schéma collisionnel 

Ce schéma a été proposé en 1975 [27] et il a fallu attendre les travaux de D. Matthews et al. en 1985 pour observer une forte amplification [28].  Certains niveaux excités de l’ion lasant sont peuplés par excitations collisionnelles, à partir du niveau fondamental qui est ici le réservoir de population. La désexcitation du niveau supérieur de la transition vers le niveau fondamental est interdite, alors que celle du niveau inférieur de la transition vers le fondamental est très probable. En conséquence, une inversion de population peut être obtenue entre ces niveaux.

L’énergie moyenne des électrons libres doit être supérieure ou égale à l’énergie du niveau supérieur pour réaliser le pompage des électrons de l’ion vers le niveau supérieur. Egalement, plus la température et la densité électronique seront élevées, plus la probabilité de collisions sera élevée et plus le processus de pompage sera efficace  .

Les ions néonoïdes et nickeloïdes mais aussi palladiumoïdes ont montré des possibilités pour le schéma collisionnel. En effet, les ions néonoïdes et nickeloïdes, possédant des couches et des sous-couches complètes, sont très stables sur une large gamme de densités et de températures. L’inversion de population se produira entre les niveaux de la transition 3p-3s pour les ions néonoïdes, 4p-4d pour les ions nickeloïdes et 5p-5d pour les ions palladiumoïdes.

Etat de l’art des lasers XUV par excitation collisionnelle

Les premières expériences sur les lasers XUV ont commencé sur des installations
lasers à longue durée d’impulsion (nanoseconde). Ces lasers XUV sont plus communément appelés lasers XUV quasi-stationnaires (QSS). Ce type de laser est produit par la focalisation d’un laser infrarouge, d’une énergie de plusieurs centaines de joules et d’une durée d’impulsion de quelques centaines de picosecondes, sur une cible solide en une ligne de quelques centimètres de long . L’émission laser XUV est émise de part et d’autre des extrémités de la colonne de plasma. Ce type de laser a été utilisé pour de nombreuses applications [30, 31, 32] et a permis d’atteindre la plus courte longueur d’onde en régime saturé [33]. Pour augmenter les performances des lasers XUV quasistationnaires, la présence d’une pré-impulsion de plus faible énergie peut être utilisée. Cette pré-impulsion crée un plasma faiblement ionisé permettant d’obtenir un gradient de densité électronique plus faible [34] et ainsi améliore l’absorption de l’impulsion principale et réduit la réfraction du rayonnement amplifié. Le seul laser XUV QSS en fonctionnement aujourd’hui est celui du PALS (Prague Asterix Laser System) en République Tchèque. C’est un laser à zinc néonoïde qui émet à 21,2 nm et fonctionne avec une demi-cavité XUV [35]. Le miroir utilisé pour cette demi-cavité est un miroir multicouche placé à une extrémité de la colonne de plasma. Cette configuration a permis d’augmenter considérablement l’énergie du laser mais aussi d’améliorer les qualités optiques du faisceau [36]. Le laser XUV ainsi obtenu délivre quelques mJ par tir pour une durée d’impulsion d’environ 100 ps.

Les lasers XUV QSS sont actuellement les sources XUV cohérentes les plus énergétiques. Cependant, ils nécessitent des installations laser de très grande taille à cause de l’énergie nécessaire pour créer le plasma. De plus, ils fonctionnent avec une cadence très faible (1 tir toutes les 30 minutes). Avec l’émergence des lasers de puissances capable de délivrer des impulsions brèves ultra-intenses, les lasers XUV à pompage transitoire sont apparus.

Le pompage dit « transitoire » a permis de réduire sensiblement l’énergie nécessaire au pompage. Il fonctionne de la manière suivante : tout d’abord un laser possédant une durée d’impulsion longue (quelques centaines de picosecondes) crée un plasma contenant des ions néonoïdes ou nickeloïdes. Ensuite, une deuxième impulsion de durée plus courte (quelques picosecondes) irradie ce plasma préformé ce qui a pour effet de chauffer les électrons et entraîne par collisions l’excitation des électrons du niveau fondamental vers le niveau supérieur de la transition laser. Le laser XUV transitoire fut proposé en 1963 par Afansiev et Shylyaptsev [37] et démontré expérimentalement pour la première fois en 1995 par P. Nickles et al. [38]. Le régime de saturation sera atteint trois ans plus tard dans du germanium néonoïde en utilisant une onde inhomogène [39]. En effet, cette configuration est nécessaire pour que les photons émis au début de la colonne soient amplifiés sur toute la longueur du milieu. Le laser XUV transitoire présente de nombreux avantages comme celui de ne pas nécessiter beaucoup d’énergie (quelques joules) en comparaison avec les lasers XUV QSS. Cela permet d’utiliser des chaînes lasers de plus petites dimensions avec des cadences de tir plus élevées (autour de 0,1 Hz). Une des propriétés remarquables de ces lasers est leur faible durée d’impulsion ; une durée d’impulsion de 2 ps a été mesurée pour un laser transitoire à 13,9 nm dans de l’argent nickeloïde [40, 41].

Plus récemment ce schéma transitoire a été transposé en incidence rasante [42]. L’impulsion de pompe est focalisée en ligne dans le pré-plasma avec un angle d’incidence très élevé (i.e. rasant à la surface de la cible). Cet arrangement géométrique permet d’utiliser la réfraction de l’impulsion courte dans des régions de densité sous critique et ainsi d’augmenter le couplage entre la pompe et le pré plasma. Cette technique, toujours basée sur le schéma transitoire collisionnel, est dénommée GRIP (Grazing Incidence Pumping) [43, 44].

Table des matières

INTRODUCTION
CHAPITRE 1 : PRESENTATION GENERALE DES SOURCES XUV
1.1 LES LASERS A ELECTRONS LIBRES
1.2 LES EFFETS NON LINEAIRES : LE RAYONNEMENT HARMONIQUE
1.3 LES LASERS DANS LE DOMAINE XUV
1.3.1 Mécanisme de pompage
1.3.1.1 Schéma par recombinaison
1.3.1.2 Schéma collisionnel
1.3.2 Etat de l’art des lasers XUV par excitation collisionnelle
1.4 LES SOURCES XUV INJECTEES PAR HARMONIQUE
1.4.1 Injection d’harmonique dans un laser XUV
1.4.2 Injection d’harmoniques dans un LEL
CHAPITRE 2 : PHYSIQUE DES LASERS XUV OFI EN MODE INJECTE
2.1 INTERACTION LASER-GAZ EN CHAMP FORT
2.1.1 Atomes en champ intense
2.1.2 Ionisation
2.1.2.1 Les différents types d’ionisation
2.1.2.2 Paramètre de Keldysh
2.1.2.3 Taux d’ionisation tunnel
2.1.3 Influence de la polarisation sur la distribution énergétique des électrons
2.1.4 Propagation et réfraction d’un laser intense dans un milieu gazeux
2.1.4.1 Propagation du faisceau gaussien dans le vide
2.1.4.2 Propagation du faisceau gaussien dans le milieu gazeux
2.1.4.3 Réfraction
2.1.4.4 Effet de la réfraction sur la propagation
2.1.4.5 Simulations numériques de la propagation du laser de pompe
2.2 LA PHYSIQUE DES HARMONIQUES D’ORDRE ELEVE
2.2.1 Le principe
2.2.1.1 Réponse de l’atome unique
2.2.1.2 Réponse macroscopique
2.2.2 Propriétés des harmoniques d’ordre élevé
2.3 L’AMPLIFICATEUR A 32,8 NM DANS LE KRYPTON NICKELOÏDE
2.3.1 Pompage collisionnel dans le krypton nickeloïde
2.3.2 Emissivité et coefficient de gain
2.3.3 Transfert radiatif
2.3.4 Régime de saturation
2.3.5 Largeur spectrale
CHAPITRE 3 : CARACTERISATION D’UN AMPLIFICATEUR XUV OFI PAR AMPLIFICATION D’HARMONIQUE
3.1 DISPOSITIF EXPERIMENTAL
3.1.1 La chaîne laser infrarouge
3.1.2 Chaîne laser XUV
3.1.2.1 Description du dispositif expérimental
3.1.2.2 Ajustement du couplage injecteur-amplificateur
3.1.2.3 Le spectrographe d’analyse
3.2 ETUDE DU LASER XUV INJECTE EN FONCTION DES PARAMETRES DE GENERATION
3.2.1 Mesure de l’amplification à 32,8 nm
3.2.2 Influence de la longueur d’amplification
3.2.3 Influence de la densité sur l’amplification de la raie 4d-4p à 32,8 nm
3.2.4 Influence de la polarisation du laser de pompe sur l’amplification à 32,8 nm
CONCLUSION
CHAPITRE 4 : CARACTERISATION SPECTRO-TEMPORELLE DU LASER XUV OFI INJECTE PAR HARMONIQUE
4.1 DISPOSITIF EXPERIMENTAL
4.2 MESURES DE LA COHERENCE TEMPORELLE
4.2.1 Le cas optimal
4.2.1.1 Modélisation
4.2.1.2 Effet de la longueur du milieu amplificateur
CONCLUSION
CONCLUSION

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