Analyse de nouveaux paramètres

Influence du plasma

Aucune considération quant aux changements des paramètres de la préimpulsion n’a été faite au paragraphe précédent. En effet, même si les cibles et les propriétés plasmas diffèrent, ces paramètres sont en réalité assez proches. Deux explications à cette similarité sont possibles :

— Premièrement, dans le cas des cibles métalliques, les espèces émettrices sont les ions, il faut donc une fluence suffisante afin de créer des espèces ionisées. Or, les conditions optimales du plasma de carbone requièrent un plasma le plus neutre possible. Il serait alors logique de nécessiter une fluence inférieure. Cependant, le carbone n’est pas un métal parfait. Le fait de devoir peupler la bande de conduction lors de l’ablation

d’un diélectrique impose généralement une augmentation de la fluence d’ablation par rapport à un métal. En fin de compte, une même fluence créera un plasma beaucoup moins ionisé pour une cible diélectrique qu’un métal.

— Une autre explication peut venir compléter le premier point. Il semblerait que les conditions plasma soient stables pour une gamme assez large de paramètres laser [13]. Ceci pourrait être dû, lors d’une augmentation de la fluence, à une plus grande quantité de matière ablatée [15] plutôt qu’une augmentation du taux d’ionisation dans le plasma.

Figure 3.18 – Intensité du signal XUV en fonction de la dimension du plasma d’ablation de l’argent. Résultats issus du travail de thèse de L. B. Elouga Bom.

Il convient de donner une dernière remarque par rapport aux conditions du plasma. La figure 3.18 représente l’influence de la dimension spatiale du milieu dans la direction de propagation de l’impulsion principale. Celle-ci a été variée grâce au changement de position du point focal de la préimpulsion. Tout d’abord, nous remarquerons une courbe assez symé- trique. Cela était attendu en raison de la symétrie du faisceau. On observe donc un maximum clair pour une dimension de plasma égale à 600 µm. Cette courbe avait été obtenue dans le

cas d’un plasma d’argent.

Au contraire, nous savons que le plasma de carbone est lui un milieu proche de la neu- tralité au moment de la génération. Il est naturel d’attendre une longueur de cohérence supérieure au cas du plasma d’argent due à la présence d’électrons libres dans le cas de l’argent. La figure 3.19représente les spectres d’harmoniques d’ordres élevés pour deux lon- gueurs de milieu différentes pour un plasma de carbone. Nous remarquerons cependant que le comportement est fonction de la longueur d’onde, donc de l’ordre harmonique. Dans les deux cas, les conditions plasma ont été optimisées afin d’obtenir le signal maximum. Il s’en suit une difficulté de comparaison des deux signaux et des causes de leur similitude.

Figure 3.19 – Spectre d’harmoniques d’ordres élevés générés à travers un plasma de carbone de deux longueurs différentes : (noir) 1mm et (rouge) 200 µm.

Nous pouvons cependant proposer une hypothèse. Les deux signaux sont assez similaires en intensité totale, cependant, un des milieux est cinq fois plus long que l’autre. Si nous négligeons la contribution des électrons libres, il est vraisemblable que dans le cas d’un milieu de longueur 1 mm, la densité d’émetteur soit plus faible pour obtenir le même signal que dans le cas du plasma de 200 µm. Une grande variété de paramètres mènent à une

intensité de signal similaires. Cela rend l’alignement et l’optimisation plus simples.

Incidence sur le signal harmonique des changements opérés sur l’impulsion prin- cipale

La première différence à remarquer est la très forte réduction de la divergence du faisceau XUV. En effet, alors qu’elle avait était évaluée à 12.5 mrad dans le cas précédent, elle est ici de 2.5 mrad. Ceci est vraisemblablement dû aux changements dans les conditions d’accord de phase favorisant dorénavant les trajectoires courtes [23]. D’ailleurs, pour chaque harmonique, un rayonnement peu intense de part et d’autre du maximum d’intensité est observé. Il est attribué à la contribution des trajectoires longues de l’électron. Il n’était pas observé avant probablement à cause d’une trop faible intensité de celles-ci.

L’optimisation des conditions d’accord de phase au sein du plasma a été complétée par l’utilisation simple d’un iris sur le trajet du faisceau principal [24]. En effet, l’a présence d’un iris aura des conséquences multiples sur les propriétés de l’impulsion laser. Il ne sera pas pertinent de redonner les détails du modèle développé par S. Kazamias et al. dans [24]. Voici les points principaux du raisonnement, il est décrit que de petites valeurs du nombre d’ouverture seront favorisées pour les considérations géométriques d’accord de phase. Le contrôle de l’ionisation par la variation d’intensité due au changement du nombre d’ouverture favorisera également les petits diamètres de l’iris afin de réduire l’ionisation. Au contraire, l’amplitude et la phase du moment dipolaire seront maximisées pour des valeurs élevées de l’ouverture de l’iris. Nous pourrons conclure que la valeur optimale sera un compromis entre les différents effets sur les conditions d’accord de phase au sein du milieu et la réponse de l’atome unique.

Le dernier point porte sur les changements d’intensité apportés à l’impulsion principale. Ce dernier point est d’une grande importance notamment technique. En effet, il est assez facile d’obtenir des intensités de l’ordre de 1013_{− 10}14 _W.cm-2 _{grâce à des systèmes laser de}

être un atout pour un grand nombre d’expériences, en particulier liées à la spectroscopie XUV. Or, dans le cas des cibles métalliques, des intensités de 1015 _{− 10}16 _W.cm-2 _étaient

nécessaires. Or cela nécessite l’accès à des installations laser térawatt qui, le plus souvent, ont un taux de répétition de 10 Hz. La réduction de l’intensité nécessaire afin de générer des impulsions XUV intenses (voir le chapitre 5) ouvre donc un potentiel d’applications précédemment impossibles.