Les lasers à électrons libres

Les lasers à électrons libres

Le « Laser à Electrons Libres » (LEL) [3, 4], ou synchrotron de quatrième génération se distingue du laser traditionnel par son milieu amplificateur. Celui-ci est composé d’une suite de paquets d’électrons relativistes produits par un accélérateur de particules. Les électrons arrivent ensuite dans une structure magnétique périodique permanente appelée « onduleur ». Sous l’effet du champ magnétique, ils acquièrent une vitesse transverse et émettent alors spontanément un rayonnement appelé rayonnement synchrotron. Durant l’interaction entre le faisceau d’électrons et l’onde électromagnétique ainsi obtenue, le paquet d’électrons est modulé longitudinalement de façon à mettre en phase les trains d’onde émis par chaque électron, créant ainsi la cohérence de la source. L’échange d’énergie s’accompagne finalement d’une amplification conduisant à l’effet laser. L’intérêt du LEL réside dans le fait que toute longueur d’onde peut être, en principe, amplifiée, contrairement aux lasers traditionnels dont la longueur d’onde est fixée par les niveaux atomiques du milieu amplificateur. Un tel dispositif présente donc l’avantage d’offrir une large accordabilité en longueur d’onde, typiquement de une à deux décades avec une même installation et la possibilité d’atteindre des longueurs d’onde allant de Présentation générale des sources XUV Chapitre 1 : Présentation générale des sources XUV 6 l’infrarouge aux rayons X, performances difficilement réalisables avec un laser traditionnel. Le LEL permet aussi de produire de fortes puissances crêtes, des impulsions femtosecondes avec des taux de répétition variés. Le LEL est donc un outil remarquable pour réaliser un grand nombre d’expériences dans des domaines très variés, tels que, l’étude des cinétiques rapides et des phénomènes non linéaires. La largeur spectrale relative, de l’ordre de 10-2 à 10-4, permet de réaliser des expériences de spectroscopie non linéaire. L’inconvénient majeur d’un LEL réside dans son prix et sa taille. En effet, il nécessite l’installation d’un accélérateur de particules, des blindages de protection contre les rayonnements ionisants, des salles aménagées pour les utilisateurs et fonctionne entièrement sous vide; sa mise en place en laboratoire n’en est rendue que plus difficile. De plus, le gain du processus d’amplification étant inversement proportionnel au cube de l’énergie des électrons, l’obtention de l’effet laser présente plus de difficultés dans le domaine de l’ultra violet et encore davantage dans le domaine des X que pour les grandes longueurs d’onde. Les premiers LELs furent constitués d’un unique onduleur placé dans une cavité optique, configuration dite en « oscillateur » (Figure 1.1 [5]). Les capacités d’extension de ces LELs aux domaines VUV (« ultraviolet à vide ») et X sont limitées par le fait qu’il n’existe pas de matériau convenable pour les miroirs de la cavité optique dans ces plages spectrales de rayonnement. Plusieurs voies sont actuellement explorées avec des LELs dépourvus de cavité optique où l’amplification se fait en un seul passage comme le mode « SASE » (Self Amplified Spontaneous Emission) [6] (Figure 1.2 [5]). Bien que le rayonnement SASE fournisse un faisceau de photons de luminosité très intense, ainsi qu’un haut degré de cohérence transverse, ses propriétés de cohérence temporelle sont limitées. En effet, en régime de SASE, 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 d’une série de sous structures en pics appelés « spikes » et présentent d’importantes fluctuations statistiques. En 2006, l’installation FLASH a fourni un rayonnement SASE de 70 µJ à 13,7 nm [7]. Très récemment une longueur d’onde de 6,5 nm [8] a même été atteinte ce qui constitue un pas très important vers l’obtention d’un laser à rayons X dans la « fenêtre de l’eau » (2,2 nm à 4,4 nm). De nombreux autres projets de LELs, ayant pour but de générer du rayonnement SASE sont actuellement en construction : dans le domaine VUV, SPARC [9] (Sorgente Pulsata e Amplificata di Radiazione Coerente) en Italie et dans le domaine X, le XFEL japonais à SPring-8 [10], le XFEL européen à DESY [11], et LCLS (Linac Coherent Light Source) aux Etats-Unis [12] qui devrait produire un rayonnement dès 2009.  

Les effets non linéaires : le rayonnement harmonique

Les effets non linéaires permettent de convertir un rayonnement de fréquence ω en un rayonnement de fréquence multiple de ω plus élevée : 2 ω, 3 ω, …, n ω. Pour obtenir un rayonnement dans la gamme de l’XUV, la méthode la plus généralement utilisée est de focaliser une impulsion laser infrarouge femtoseconde, intense et polarisée linéairement dans un gaz rare ou sur une cible solide. Le champ du laser est tel qu’il ionise la cible par effet tunnel. L’électron issu de cette ionisation peut se recombiner de façon radiative à son ion parent qui émet un photon très énergétique. De nombreuses études ont été réalisées ces dernières années sur la génération d’harmoniques [13, 14]. Certaines harmoniques ont même atteintes la gamme spectrale dite de la fenêtre de l’eau (2,2-4,4 nm) [15]. Mais pour ces courtes longueurs d’onde le rendement de conversion reste pour l’instant assez faible. Les harmoniques d’ordre élevé sont néanmoins optimisées pour des longueurs d’ondes comprises entre 40 nm et 15 nm. Sur cette plage de longueur d’onde, nous observons un large plateau sur lequel l’intensité des harmoniques reste quasi constante. Une des propriétés remarquables des harmoniques d’ordre élevé est qu’elles conservent les propriétés de cohérence et de polarisation de la source laser [16]. Le faisceau harmonique est donc polarisé et peut posséder une cohérence spatiale élevée et un front d’onde de qualité. De plus, la durée d’impulsion du faisceau harmonique est très brève, de l’ordre de quelques femtosecondes. La physique des harmoniques d’ordre élevé générées dans des gaz sera développée dans le chapitre 2.2. En focalisant un laser intense à la surface d’une cible solide, il est aussi possible de générer des harmoniques d’ordre élevé d’un laser infrarouge. Ces harmoniques sont produites dans la direction spéculaire du laser infrarouge par réflexion non-linéaire sur un plasma à fort gradient de densité. Une interprétation de ce processus peut être la suivante : le champ laser produit une oscillation de la densité critique du plasma formé donnant lieu à une modulation de phase du faisceau réfléchi [17]. A la différence des harmoniques produites dans les gaz, des harmoniques paires et impaires sont produites et leur génération est très sensible au gradient de densité électronique du plasma produit. Des expériences récentes montrent que ce processus peut avoir une grande efficacité et peut donner lieu à la production d’un faisceau cohérent XUV de 1 à 10 µJ dans la gamme de 30-40 nm [18]. Un excellent contraste temporel de la chaîne laser IR est absolument nécessaire ce qui impose l’utilisation de dispositifs tels que des miroirs – plasma [19].  

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. Avant de rentrer dans le détail, nous présenterons les différents schémas d’inversion de population dans les plasma-lasers qui ont permis expérimentalement d’obtenir des inversions de population dans le domaine XUV. Ensuite, nous présenterons brièvement un état de l’art des différents lasers XUV collisionnels fonctionnant en mode ASE, sans rentrer dans le détail sur la physique de ces sources qui sera présentée dans le chapitre suivant.