L’interaction laser intense – agrégats de gaz rare : états des connaissances

les expériences pionnières

L’interaction d’un laser de puissance avec des agrégats constitue un sujet de recherche relativement récent. En effet, bien que les propriétés optiques des agrégats (notamment métalliques) aient été intensivement étudiées depuis l’avènement du laser [Heer, 1993], il aura fallu attendre le début des années 90 et la mise au point de la technique CPA (« Chirp Pulse Amplification ») pour que les physiciens s’intéressent à cet état de la matière sous champ laser intense (I ≥ 10¹⁵ W/cm2 ). Nous allons présenter, dans ce paragraphe, les principaux résultats issus de trois articles, tous publiés entre 1993 et 1994, qui marquent la genèse des études concernant l’interaction d’un laser de puissance avec des agrégats et qui démontrent leur
caractère singulier :

▶ génération d’un intense rayonnement X jusqu’à quelques keV issu d’ions très multichargés présentant des lacunes en couche interne ;
▶ production d’ions fortement multichargés et ayant une énergie cinétique de l’ordre de plusieurs centaines d’eV ;
▶ présence d’effets collectifs sur les électrons lors de la dynamique d’évolution de l’agrégat pendant l’interaction (du type ionisation collisionnelle). Ces études pionnières illustrent bien la question à laquelle les physiciens n’ont, pour l’instant, apporté qu’une réponse partielle : quels sont les différents processus physiques, et leurs compétitions éventuelles, intervenant lorsqu’un agrégat est soumis à une excitation électronique intense via une impulsion laser femtoseconde.

Génération d’un rayonnement X intense 

Tout d’abord, l’équipe de C. Rhodes et collaborateurs de l’Université de Chicago [McPherson et al., 1993] [McPherson et al., 1994a] [McPherson et al., 1994b] met en évidence la production d’un important rayonnement X (d’énergie pouvant aller jusqu’à quelques keV) lors de l’irradiation d’agrégats de gaz rare de krypton et de xénon de taille nanométrique. Faute de pouvoir quantifier précisément ce rayonnement X, les auteurs le qualifient alors d’anormalement intense par rapport à ce qu’ils observent avec une cible gazeuse de forte densité atomique (~ 10¹⁸ atomes/ cm3 [McPherson et al., 1987]). Pour les agrégats de krypton, les raies X observées sont attribuées à la présence de Kr9+ et de Kr10+ (cf. Figure I-1) possédant des lacunes en couche M : il s’agit d’ XM identifiés principalement, par les auteurs, comme des transitions 4p → 3d. De plus, leurs spectres indiquent un accroissement du taux d’X ainsi qu’une augmentation de l’état de charge moyen lorsque la taille des agrégats augmente.

Mécanismes fondamentaux

Ionisation par effet de champ 

L’ionisation par effet de champ est traditionnellement séparée en deux régimes : l’ionisation multiphotonique et l’ionisation par effet tunnel. La classification entre ces deux régimes est guidée par la valeur du paramètre adiabatique de Keldysh γ [Keldysh, 1965] qui correspond au rapport entre l’énergie de l’électron lié à l’atome et son énergie dans le champ laser.

Ionisation multiphotonique 

Bien que l’existence de transitions multiphotoniques ait été, théoriquement, envisagée très tôt [Göppert-Mayer, 1931], il aura fallu attendre l’arrivée de sources électromagnétiques relativement intenses pour observer ce phénomène tout d’abord dans le domaine des radiofréquences [Brossel, Cagnac & Kastler, 1953] puis dans le domaine optique [Cagnac, Grynberg & Biraben, 1973].

Études de la production d’ions et d’électrons 

Contexte théorique : le modèle nanoplasma

Le modèle nanoplasma, développé initialement par T. Ditmire, constitue à l’heure actuelle le seul modèle théorique offrant un scénario complet de l’interaction laser – agrégats. En l’occurrence, ce modèle traite sur un même pied d’égalité l’ensemble des processus intervenant lors de l’interaction et prend en compte simultanément les ionisations par effet de champ et collisionnelle, le chauffage des électrons par le champ laser et par absorption collisionnelle de photons au sein du nanoplasma (Bremsstrahlung Inverse) et l’explosion de l’agrégat. Le scénario envisagé est alors le suivant :

▶ l’ionisation par effet tunnel va libérer, dans un premier temps, certains électrons de l’atome parent ;
▶ le chauffage de ces électrons par le champ électrique du laser et par absorption collisionnelle de photons va ensuite contribuer à augmenter l’énergie de ces électrons ;
▶ puis, une fois que les électrons ont acquis suffisamment d’énergie, ils vont alors venir collisionner sur les ions présents au sein du nanoplasma et participer à leur tour à l’ionisation. Nous allons dans un premier temps présenter le traitement de l’ionisation collisionnelle dans le cadre de ce modèle, puis nous exposerons le mécanisme de chauffage des électrons introduit en plus du chauffage par le champ laser (Bremsstrahlung Inverse). Enfin il sera présenté la dynamique de l’agrégat obtenue dans le cadre de ce modèle.

Le chauffage par Bremsstrahlung Inverse 

Bien que l’énergie pondéromotrice d’un électron dans le champ laser puisse être grande comme nous l’avons vu dans le §I-B-2, un autre mécanisme permet aux électrons d’acquérir aussi de l’énergie lors de l’interaction : le Bremsstrahlung Inverse . Dans ce processus, l’électron vient collisionner, en présence de photons, sur un ion ce qui lui permet d’augmenter son énergie cinétique par l’absorption simultanée d’un ou plusieurs photons ; cette absorption de photons par l’électron doit se faire obligatoirement en présence du potentiel coulombien d’un ion afin de conserver à la fois l’énergie et l’impulsion. Dans le cas d’une cible atomique gazeuse, la faible densité atomique induit un taux de collisions électrons – ions faible; le chauffage par BI joue ainsi un rôle négligeable. Par contre, dans le cas des cibles solides, ce processus contribue d’une manière très importante au chauffage des électrons de la cible. Pour les agrégats, ayant une densité atomique locale proche de celle d’un solide, le BI peut donc jouer un rôle important dans le chauffage des électrons lors de l’interaction.

Table des matières

INTRODUCTION
CHAPITRE I] L’INTERACTION LASER INTENSE – AGRÉGATS DE GAZ RARE : ÉTATS DES CONNAISSANCES
A] INTRODUCTION : LES EXPERIENCES PIONNIÈRES
B] MÉCANISMES FONDAMENTAUX
C] ÉTUDES DE LA PRODUCTION D’IONS ET D’ÉLECTRONS
D] ÉTUDES DE LA GÉNÉRATION DE RAYONS X DURS
CHAPITRE II] DÉMARCHE EXPÉRIMENTALE : CONTROLE ET OPTIMISATION DES PARAMÈTRES SUR L’ÉMISSION X
A] INTRODUCTION
B] LA LASER
C] LE JET D’AGRÉGATS
D] LA DÉTECTION X
E] OPTIMISATION DU RECOUVREMENT SPATIAL DE L’IMPULSION LASER ET DU JET D’AGRÉGATS
CHAPITRE III] MÉTHODE D’ANALYSE DES SPECTRES X
A] INTRODUCTION
B] DÉTECTEURS Si(Li)
C] SPECTROMÈTRE CRISTALLIN
D] TAUX ABSOLU DE PHOTONS X
CHAPITRE IV] PRÉSENTATION DES RÉSULTATS ET DISCUSSIONS
A] INTRODUCTION
B] MODÈLE DYNAMIQUE D’IONISATION EN COUCHE INTERNE
C] EFFET DE LA POLARISATION
D] EFFET DE L’ÉCLAIREMENT LASER VIA L’ÉNERGIE PAR IMPULSION
E] EFFET DE LA TAILLE DES AGRÉGATS VIA LA PRESSION
F] EFFET DE LA DURÉE D’IMPULSION
G] EFFET DE LA LONGUEUR D’ONDE
CONCLUSION

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