Les sources coherentes du rayonnement XUV

Les synchrotrons

Les différentes générations de synchrotrons 

Issus des anneaux de collisions de particules, les synchrotrons sont des sources de rayonnement électromagnétique allant de l’infrarouge aux rayons X. L’émission synchrotron est produite lorsque des électrons qui se déplacent à une vitesse proche de celle de la lumière sont déviés par un champ magnétique. Elle est mise en oeuvre dans de grands accélérateurs de particules linéaires ou circulaires. Les sources synchrotrons de la première génération datent des années 1960 et 1970, et servaient à la physique des particules. La deuxième génération regroupe dans les années 1980 des installations construites spécifiquement pour la production de rayonnement synchrotron. En 1992, un synchrotron de troisième génération est construit à Grenoble, l’ESRF (“European Synchrotron Radiation Facility”), capable de produire un rayonnement cohérent. Les autres sources de ce type sont actuellement le “Spring-8” au Japon, le synchrotron APS (“Advanced Photon Source”) aux Etats Unis et SOLEIL qui est en cours de construction sur le plateau de Saclay. Ces sources peuvent couvrir un large domaine en longueur d’onde. Cependant la puissance crête est de l’ordre de 10⁴ – 10⁵ Watts et la durée de l’impulsion reste relativement longue (de 50 à 100 ps).

Laser à électrons libres X (LEL) 

Les Laser à électrons libres X (LEL X) représentent la quatrième génération de synchrotrons. Ils devraient produire des intensités supérieures de plusieurs ordres de grandeur à celle des sources actuelles. Le principe consiste à combiner le rayonnement synchrotron aux caractéristiques d’une source de laser « optique ». L’idée est de remplacer le milieu amplificateur par un faisceau d’électrons relativistes produit par un accélérateur de particules. Les paquets d’électrons, circulants dans un accélérateur linéaire ou circulaire traverse un champ magnétique fourni par un aimant «onduleur», dont les polarités sont alternées périodiquement à des intervalles de distance réguliers. A l’intérieur de cet onduleur, les électrons vont acquérir une vitesse transversale sinusoïdale permettant, par le couplage avec l’onde ´électromagnétique, d’émettre spontanément un rayonnement dit synchrotron. L’émission peut alors amplifiée de deux façons :

– le rayonnement est stocké dans une cavité optique, délimitée par deux miroirs aux extrémités de l’onduleur (comme dans les lasers optiques), les photons émis peuvent interagir avec des paquets successifs d’électrons, ce qui, dans certaines conditions, provoque une forte amplification d’intensité du faisceau lumineux.
– Le faisceau est amplifié par un simple passage dans le milieu par SASE (“ SelfAmplification of Spontaneous Emission”). Ceci permet de surmonter la difficulté de trouver des miroirs de bonne réflectivité dans la gamme de l’ XUV en incidence normale. les électrons ayant une vitesse moins élevée absorbent les photons émis et sont accélérés, avant d’émettre à leur tour des photons à plus courtes longueurs d’onde.

Contrairement aux lasers optiques où la longueur d’onde est fixée par les niveaux atomiques du milieu amplificateur, la longueur d’onde d’un LEL varie de façon continue avec le champ magnétique de l’onduleur et l´énergie des électrons.

L’éclairement du faisceau obtenu dépend fortement du courant crête du faisceau d’électrons. La durée de l’impulsion du laser LEL qui dépend de la durée de l’impulsion du paquet de particules sera alors très courte (de l’ordre de 100 fs). De plus, on s’attend à d’excellentes qualités optiques : faible divergence, polarisation, cohérence spatiale. Un certain nombre de dispositifs autour du monde sont actuellement prévus ou en cours de construction et devraient fonctionner à des longueurs d’onde de l’ordre de 5 nm et à des puissances crêtes de l’ordre du gigawatt et au-delà. Citons le “Linac Coherent Light Source” (LCLS) à Stanford qui sera opérationnel en 2009, le LEL du “Massachusetts Institute of Technology” (MIT) à Cambridge, le TESLA, LEL au “Deutsches ElektronenSynchrotron Laboratory” (DESY) à Hambourg, ou encore le projet “Berlin Electron Storage Ring for Synchrotron Radiation (BESSY). Le laser LEL a été déjà observée (en  2000) dans la gamme d’UV à 109 nm au DESY, avec une durée d’impulsion variant de 0,4 à 1 ps [1.1.1]. En 2002, l’ionisation d’atomes de xénon a été étudiée avec un champ laser créé par un LEL d’une longueur d’onde de l’ordre de la centaine de nanomètres, d’une durée de 100 fs et d’une intensité de 7. 10¹³ W/cm² [1.1.2]. Les performances exceptionnelles du laser LEL font de lui une source idéale pour les applications. Néanmoins, le coût très élevé et l’accès limité restent des limitations réelles pour son utilisation.

Génération d’harmoniques d’ordres élevées (HHG) 

Dans les gaz 

La génération d’harmoniques d’ordre élevé est réalisée en utilisant une configuration expérimentale qui est très semblable à celle utilisée dans nos expériences de laser XUV par OFI, et que nous décrirons par la suite. L’intensité laser utilisée est néanmoins moins élevée (< 10¹⁵ W.cm-2). Une impulsion laser femtoseconde, polarisé linéairement, est focalisée dans le milieu gazeux (jet, cellule ou tube). Pendant son ionisation, l’électron peut se recombiner vers son ion parent, sous l’effet du champ électrique associé au laser. Au cours de cette recombinaison des harmoniques de la fréquence du laser sont émises dans l’axe du laser infrarouge et peuvent atteindre des ordres très élevés. Pour des raisons de symétrie, seuls les ordres harmoniques impairs sont produits [1.1.3]. Le spectre est caractérisé par une décroissance rapide, un large plateau sur lequel intensité des harmoniques est presque constante et une coupure franche. Les années 1990 ont connu une forte activité sur ces sources en utilisant les lasers CPA. En utilisant un laser Ti : Sapphire à 780 nm, on a observé le 131ème harmoniques (5,99 nm) dans le néon et le 91ème dans l’argon (9,7 nm) [1.1.4]. La plus courte longueur d’onde a été observé à 6,7 nm en utilisant un laser de KrF à 248 nm [1.1.5]. Ces sources délivrent un train d’impulsions de quelques centaines d’attosecondes qui ne sont produites par aucune autre source. Ceci constitue un atout pour les applications qui nécessitent une résolution temporelle élevée pour sonder des phénomènes très brefs tel que le mouvement des électrons sur les couches internes des atomes. De plus, le faisceau d’harmoniques possède de bonnes qualités optiques : cohérent spatialement, polarisé et un bon front d’onde.

Table des matières

INTRODUCTION
1.1. LES SOURCES COHERENTES DU RAYONNEMENT XUV
1.1.1. Les synchrotrons
1.1.1.1. Les différentes générations de synchrotrons
1.1.1.2. Laser à électrons libres X (LEL)
1.1.2. Génération d’harmoniques d’ordres élevées (HHG)
1.1.2.1. Dans les gaz
1.1.2.2. Sur les solides
1.1.3. Les Lasers XUV
1.2. PRINCIPE ET ETAT DE l’ART DES LASERS XUV
1.2.1. Schémas de pompage
1.2.1.1 Pompage par recombinaison
1.2.1.3.Pompage par excitations collisionnelles
1.2.2 Amplification du rayonnement XUV
1.2.3. Etat de l’art des lasers XUV collisionnels
1.2.3.1. Lasers XUV collisionnels pompés par laser de 1 à 600 ps
1.2.2.2. Laser XUV collisionnels par décharge électrique
1.2.4 Particularités des lasers XUV pompés laser femtoseconde
1.2.4.1 Lasers XUV collisionnels par ionisation OFI
1.2.4.2. Pompage par photo-ionisation en couche interne
1.2.5 Positionnement des sources lasers X
REFERENCES DU CHAPITRE I
INTRODUCTION
2.1. POMPAGE COLLISIONNEL DANS LE XE IX ET LE KR IX
2.1.1. Cas du xénon palladiumoïde
2.1.2. Cas du krypton nickeloïde
2.2. CREATION DU PLASMA AMPLIFICATEUR PAR OFI
2.2.1. Ionisation multiphotonique
2.2. 2. Ionisation par effet tunnel
2.2. 3. Ionisation par suppression de barrière
2.2.4. Paramètre de Keldysh
2.3. ETAT DU MILEU IONISE PAR EFFET TUNNEL
2.3.1. Taux d’ionisation tunnel
2.3.2. Ionisation au-dessus du seuil ATI
2.3.3. Distribution énergétique des électrons
2.4. PROPAGATION ET REFRACTION
2.4.1. Propagation du faisceau gaussien dans le vide
2.4.2. Refraction
2.4.2.1. Indice de réfraction
2.4.2.2. Effet de la réfraction sur la propagation
2.5. AMPLIFICATION DU RAYONNEMENT XUV EN REGIME ASE
2.5.1. Coefficient de gain et émissivité
2.5.2. Taux de collisions
2.5.3. Equation de transfert dans le régime à faible signal
2.5.4. Régime de saturation
2.5.5. Dispersion de vitesse de groupe
2.5.6. Largeur spectrale
2.6. DESCRIPTION DES CODES NUMERIQUES
2.6.1. Code 1 : code de physique atomique
2.6.1.1. Distribution énergétique des électrons
2.6.1.2. Calcul du coefficient de gain, émissivité, intensité de saturation et largeur de raie
2.6.2. Code 2 : Modélisation de la propagation du laser de pompe
2.6.2.1. Répartition de l’intensité maximale dans le plasma
2.6.2.2. Profil spatial de l’impulsion de pompe
2.6.2.3. Cartes d’ionisation
2.6.2.4. Cartes de gain
2.6.3. Code 3 : Modélisation de l’amplification du laser X
2.6.3.1. Energie du laser X à 41,8 nm
2.6.3.2. Largeur de raie du laser X à 41,8 nm
2.6.3.3. Durée d’impulsion du laser X à 41,8 nm
CONCLUSION
REFERENCES DU CHAPITRE II
INTRODUCTION
3.1. DISPOSITIFS EXRERIMENTAUX
3.3.1. Laser de pompe
3.1.2. Dispositif expérimental du laser X
3.1.2.1. Contrôle et focalisation du faisceau de pompe
3.3.2.2. La cible : cellule de gaz de longueur variable
3.2.2.3. Diagnostics
3.2. CARACTERISATION ET OPTIMISATION DES LASER A 41,8 ET 32,8 NM
3.2.1. Conditions expérimentales
3.2.2. Spectres du laser X et calibration de l’énergie
3.2.3. Gain effectif du plasma amplificateur
3.2.3.1. Mesure du coefficient du gain
3.2.3.2. Calcul du coefficient de gain
3.2.4. Dépendance en pression
3.2.4.1. Résultat expérimental
3.2.4.2. Calcul du gain local
3.2.4.3. Calcul de la propagation du faisceau de pompe
3.2.4.4. Calcul complet de l’intensité du laser à 41,8 nm en fonction de la pression
3.2.5. Influence de l’intensité du laser de pompe
3.2.6. Dépendance de la polarisation
3.2.7. Dépendance du point de focalisation
3. 2.8. Empreintes du faisceau laser X à 41,8 nm
3.2.9. Mesure d e la durée d’impulsion du laser X à 41,8 nm
3.2.9.1. Méthode de corrélation croisée
3.2.9.2. Conditions expérimentales
3.2.9.3. Résultats et discussion
3.2.10. Conclusion
3.3. EFFET DE L’UTILISATION D’UNE LONGUE FOCALE SUR LE LASER X
3.3.1. Conditions expérimentales
3.3.2. Effet sur l’amplification du laser à 41,8 nm
3.3.3. Gain effectif
3.3.3.1. Mesure expérimentale
3.3.3.2. Calcul du gain
3.3.4. Dépendance en fonction de la pression
3.3.5. Etude expérimentale de la propagation du laser de pompe
3.3.6. Empreinte du faisceau
CONCLUSION

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