Soutenance mémoire
Le rayonnement électromagnétique dans le domaine XUV fait l’objet depuis plusieurs années de nombreux axes de recherche et développement. Il présente plusieurs intérêts. On peut notamment citer la bonne résolution offerte en imagerie ou holographie grâce à la courte longueur d’onde de ce rayonnement, la focalisation sur de petites dimensions pour les mêmes raisons, ou encore le défrichement de branches encore inexplorées de la physique de la matière. Ces applications nécessitent en général un flux de photons élevé, ce qui constitue un des axes majeurs de recherche sur ces sources. L’autre axe principal de recherche est l’obtention de rayonnement cohérent à des longueurs d’onde de plus en plus basses offrant d’autant plus de perspectives.
Les lasers à électrons libres
Les lasers à électrons libres (LEL, ou FEL pour Free Electron Laser) se basent sur le rayonnement, appelé rayonnement synchrotron, émis par un électron notamment lorsque celui-ci suit une trajectoire circulaire. Dans un synchrotron traditionnel [1], les électrons sont accélérés à des vitesses relativistes (jusqu’à quelques GeV) dans un anneau par un champ électrique, et déviés par un champ magnétique. Par le fait du fort décalage Doppler dû à la vitesse des électrons, le rayonnement émis peut atteindre les rayons X. Il n’est néanmoins pas cohérent.
Le principe du laser à électrons libres est de rendre le rayonnement synchrotron cohérent en le faisant interagir avec le faisceau d’électrons qui en est la source dans une structure magnétique périodique appelée onduleur (Fig. 1.2). Un onduleur permet de forcer les électrons à osciller transversalement et ainsi émettre un rayonnement électromagnétique. Les premiers travaux théoriques sur l’émission spontanée d’un tel système datent des années 1950 [2], de même que la première observation d’un rayonnement incohérent à des longueurs d’onde visibles et millimétriques [3]. Ce n’est que dans les années 1970 que tout l’intérêt de l’utilisation d’un onduleur est apparu lorsqu’il a été prédit un régime de gain faible dû à l’interaction entre le faisceau d’électrons et le rayonnement qu’il émet [4]. La première observation d’un effet laser dans le domaine infrarouge a suivi quelques années plus tard [5].
Les premiers LELs étaient constitués d’un unique onduleur placé dans une cavité optique. Leurs capacités d’extension aux fréquences XUV ou X sont limitées par le fait qu’il n’existe par de matériau convenable pour les miroirs de la cavité dans ces régions spectrales. En revanche, l’utilisation de courants électroniques plus élevés et de faisceaux d’électrons de faible émittance permet d’atteindre un régime dit de gain fort dans lequel la puissance du rayonnement émis augmente exponentiellement avec la distance parcourue par le faisceau d’électrons et l’onde émise. L’amplification LEL se fait alors en simple passage à travers plusieurs onduleurs. On appelle ce régime de fonctionnement SASE [6], pour Self-Amplified Spontaneous Emission, par analogie avec les lasers traditionnels.
Le rayonnement SASE fournit un faisceau de photons intense et de bonne cohérence transverse, mais ses propriétés de cohérence temporelle sont limitées. En effet, la génération du bruit de rayonnement synchrotron induit une mise en paquets qui intervient aléatoirement, à différentes positions du paquet. Les profils temporel et spectral de la lumière rayonnée sont composés de structures couramment appelées spikes et présentent d’importantes fluctuations statistiques.
Parmi tous les LEL X et XUV en fonctionnement actuellement, le plus emblématique et novateur est le LCLS [7] (Linac Coherent Light Source) à Stanford en Californie, mis en service en 2009. C’est le seul capable de fonctionner dans le domaine des rayons X « durs ». En régime d’impulsions courtes (pour une intensité sur cible plus importante et des expériences résolues en temps), il est capable de délivrer des photons d’énergie entre 540 eV et 9 keV (soit une longueur d’onde entre 2.3 nm et 1.4 Å) dans des impulsions de 3 mJ maximum en quelques fs, le tout à une cadence de 60 Hz. D’autres projets de LEL dans le domaine X sont en cours : le European XFEL [8] en Allemagne et SCSS [9] au Japon.
Dans le domaine XUV, on peut citer FLASH [10] en Allemagne, délivrant des impulsions de plusieurs centaines de µJ en quelques dizaines de fs à une longueur d’onde pouvant aller jusqu’à 3 nm. Pour des longueurs d’onde plus grandes (50 nm), SCSS Test Accelerator, au Japon, fournit des impulsions de quelques µJ dans quelques centaines de fs. Dans le domaine VUV (160 nm), SPARC [11] en Italie fournit des impulsions comparables à celles de SCSS.
Les sources XUV cohérentes par génération d’harmoniques d’ordres élevés d’un laser visible/IR
Contrairement aux lasers à électrons libres qui sont des sources résultant de l’interaction entre un faisceau d’électrons et un rayonnement électromagnétique, la production de rayonnement harmonique est basée sur l’interaction laser-matière à haute intensité (et s’effectue donc sur des installations de taille bien plus modeste). Cette interaction hautement non-linéaire peut permettre dans certaines conditions que nous expliciterons l’émission d’un rayonnement constitué, comme son nom l’indique, de plusieurs fréquences multiples de la fréquence ω de l’onde laser génératrice. Les processus physiques mis en jeu peuvent différer selon le milieu de génération (solide ou gaz). Pour les expériences présentées dans ce manuscrit, c’est dans un gaz rare que les harmoniques ont été générées. Nous traiterons donc d’abord brièvement le cas de la génération d’harmoniques à partir d’une cible solide, puis celui des harmoniques générées dans les gaz monoatomiques.
Génération d’harmoniques dans un plasma issu d’une cible solide : miroir plasma
La première observation de la génération d’harmoniques d’un laser par interaction avec une cible solide a eu lieu en 1977 [14]. Le laser utilisé était alors un laser CO2 ns focalisé à un éclairement relativement modeste de 1014 W/cm2 . Suivirent rapidement l’observation d’harmoniques d’un laser Nd : verre [15]. Pour ces expériences et les suivantes jusque dans les années 1980, une théorie étendue [16] à partir de l’étude de la génération de seconde harmonique dans un plasma inhomogène [17] suffisait à l’interprétation des résultats. En 1996, des simulations numériques [18] et des expériences [19] liées à l’utilisation de lasers fs intenses ont montré la production d’harmoniques de fréquences supérieures à la fréquence plasma, phénomène non prévu par les précédentes théories. La génération de ces harmoniques en régime relativiste (I > 1018 W/cm2 ) a été expliquée de manière intuitive dans [20], par l’interaction du laser avec un miroir oscillant relativiste.
Pour des éclairements relativement faibles (non relativistes), le mécanisme de génération est l’émission cohérente de sillage [22]. tirée de la même référence. En focalisant un laser intense fs à 45˚sur une cible, on crée avec le début de l’impulsion un plasma sur-critique qui, s’il présente un gradient de densité suffisamment court devant la longueur d’onde du laser et une surface de bonne « qualité optique », peut réfléchir le reste de l’impulsion tel un miroir. On parle alors de miroir plasma. L’impulsion arrivant sur le miroir plasma arrache alors des électrons à ce dernier (électrons de Brunel [23]). Ces électrons gagnent de l’énergie dans le champ laser puis sont renvoyés vers le plasma dans lequel ils tendent à former des pics de densité attosecondes. Du fait de l’incidence oblique, la superposition des pics formés à différents points de la surface résulte en un front de densité oblique qui se propage dans le plasma. Ce front schématisé en jaune sur le panneau (c) excite des oscillations plasmas, visibles en (d). Un accord de phase transitoire et local peut alors se produire entre ces oscillations plasma et les modes électromagnétiques du plasma, rendant possible l’émission de rayonnement XUV [22]. Une impulsion attoseconde est ainsi émise durant chaque cycle, et on observe des harmoniques (paires et impaires) du laser dans le spectre. Le rayonnement harmonique étant généré par des oscillations plasma, il ne peut par conséquent contenir aucune fréquence supérieure à la fréquence plasma. Il a en revanche récemment été montré que ce mécanisme peut être fortement efficace dans la gamme 30-40 nm [24].
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Table des matières
Introduction
1 Introduction aux sources XUV cohérentes
1.1 Les lasers à électrons libres
1.2 Les sources XUV cohérentes par génération d’harmoniques d’ordres élevés d’un laser visible/IR
1.2.1 Génération d’harmoniques dans un plasma issu d’une cible solide : miroir plasma
1.2.2 Génération d’harmoniques dans un gaz monoatomique
1.3 Les sources laser XUV par interaction laser-plasma
1.3.1 Introduction et historique
1.3.2 Schémas de pompage de l’inversion de population
1.3.3 Évolution des lasers XUV collisionnels et état de l’art
1.3.4 Applications des lasers XUV
1.4 Conclusion
2 Physique des amplificateurs XUV collisionnels crées par laser femtoseconde
2.1 Milieu amplificateur laser et cas particulier du krypton nickelloïde
2.1.1 Émissivité et coefficient de gain
2.1.2 Le milieu amplificateur
2.1.3 Transfert radiatif
2.1.4 Largeur spectrale
2.2 Interaction laser-gaz à haute intensité
2.2.1 Les différents types d’ionisation par le champ laser
2.2.2 Taux d’ionisation tunnel et degré d’ionisation final atteint
2.2.3 Distribution électronique des électrons OFI
2.2.4 Distribution énergétique des ions
2.3 Cinétique du plasma
2.3.1 Équilibre thermodynamique du plasma
2.3.2 Évolution de la température ionique
2.3.3 Modèle de cinétique 0D
2.3.4 Cinétique des électrons
2.3.5 Évolution des populations atomiques et gain de l’amplificateur
2.4 Propagation et réfraction du champ laser dans le plasma
2.4.1 Équation de propagation paraxiale
2.4.2 Propagation de faisceaux gaussiens dans le vide
2.4.3 Propagation dans un plasma
2.5 Conclusion
3 Réalisation et caractérisation d’un amplificateur XUV OFI par injection d’harmonique
3.1 L’installation laser infrarouge
3.2 L’expérience d’injection d’harmonique dans l’amplificateur laser XUV
3.2.1 Génération de l’amplificateur
3.2.2 Génération du rayonnement harmonique et couplage
3.2.3 Diagnostics
3.3 Caractérisation de l’amplification
3.3.1 Mesure de l’amplification
3.3.2 Paramètres influant sur les qualités amplificatrices du plasma
3.4 Conclusion
Conclusion
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