Créer une source X brève en laboratoire

Dans toutes nos expériences, la matière dense et tiède sera créée à l’aide d’un choc généré par une impulsion laser d’une durée proche de la nanoseconde. Et l’on utilisera une source X indé- pendante afin de sonder microscopiquement cette matière : cela revient à réaliser une expérience de type pompe-sonde. Or, si l’on souhaite sonder un état choqué ou étudier la dynamique de cette matière, il faut alors être capable de le faire dans un laps de temps très court afin d’éviter d’in- tégrer temporellement un grand nombre d’états hydrodynamiques différents. Typiquement, nous verrons que l’on est capable de comprimer un échantillon de manière stable au-delà de la centaine de picoseconde avec une géométrie de cible bien choisie. Il est donc nécessaire, pour réaliser des instantanés du plasma, d’utiliser des sources très brèves, de l’ordre de la picoseconde, afin d’éviter tout problème de gradient temporel. Ces sources seront synchronisées avec la pompe nanoseconde et déplacées temporellement afin de sonder différents états.

Plusieurs types de source X sont alors envisageables pour répondre à ce problème. On peut citer par exemple les sources XFEL, les sources issues de plasmas chauds créées par une impulsion laser ultra-courte, les sources bétatron issues de l’interaction d’un laser intense et ultra-bref avec un jet de gaz [166], ou encore les sources harmoniques basées sur l’interaction non linéaire d’un laser avec un milieu gazeux ou à la surface d’un solide [168]. Les deux dernières sources citées étant encore en cours de développement et délivrant aujourd’hui des intensités trop faibles pour nos applications, nous avons utilisé les deux premières techniques, que l’on développe ci-après.

Les sources X créées par impulsions laser brèves

Lorsque l’on souhaite réaliser des expériences de type pompe-sonde avec pour pompe un laser de puissance nanoseconde, les sources X les plus naturelles à utiliser sont sans doute celles que l’on peut créer également avec un autre laser de puissance puisque les grandes installations laser disposent généralement de plusieurs lasers, nanosecondes, picosecondes voir sub-picosecondes et qu’il est relativement facile de les synchroniser. Ceci est notamment le cas sur des installations LULI / PICO 2000 et JLF. Dans notre cas, intéressons nous à l’interaction d’une impulsion intense

et brève, de l’ordre de la picoseconde avec une cible solide afin de créer une source X de largeur temporelle similaire.                

Figure1.14: Profils de densité et de température d’un plasma obtenu par l’interaction d’une cible solide et d’un laser sub-picoseconde.

Nous avons vu, dans la section 1.1.2, que lorsqu’une impulsion laser intense frappe une cible solide, un plasma chaud et dense est créé en face avant de cette cible et que l’énergie du laser est déposée par différents processus jusqu’à la densité critique, définie par la relation 1.3. Si cette impulsion est très brève, de l’ordre de la picoseconde voire moins, et si elle n’est pas précédée par une pré-impulsion trop importante (c’est notamment le cas lorsque cette dernière est doublée en fréquence), le gradient de densité créé peut être très raide, comme présenté sur la figure 1.14. De plus, les températures atteintes peuvent être très élevées, notamment au niveau de l’épaisseur de peau, zone sur laquelle le laser est amorti. Nous avons notamment vu qu’avec un laser nanoseconde, l’absorption collisionnelle était largement prédominante par rapport aux mécanismes d’absorption induisant l’accélération d’électrons supra-thermiques, comme l’absorp- tion résonnante, l’absorption par effet de peau anormal, la force pondéromotrice J ⇥ B ou encore le chauffage d’écrantage, ou vacuum heating [125, 162]. Ce qui n’est plus le cas avec un laser picoseconde si l’on considère la relation 1.7, la fraction d’énergie laser convertie en ces électrons supra-thermiques étant proportionnelle à (I 2₎3/4 _{[207]. Deux zones se dégagent alors, comme}

présenté sur la figure 1.15, dans lesquelles des processus radiatifs différents vont avoir lieu et qui dépendent des profils de densité et de température : une zone très chaude et dense à l’avant de la cible, de faible épaisseur, et une zone solide tiède voire froide plus en profondeur dans laquelle se propagent les électrons supra-thermiques.

Figure 1.15: Les différents processus radiatifs survenant lors de l’interaction d’une impulsion laser brève avec une cible solide.

Emission induite par les électrons supra-thermiques

Commençons par décrire un processus pouvant se produire en présence d’électrons supra- thermiques et intéressant dans le cadre de ces études : l’émission de rayonnement K↵. Ces électrons, en se propageant dans la cible solide, peuvent transférer une partie de leur énergie cinétique aux atomes du milieu lors de collisions atome-électron, et ce par différents mécanismes [156]. Parmi ces mécanismes, il existe en particulier l’ionisation collisionnelle de la couche K, la plus proche du noyau. Pour que ce mécanisme puisse avoir lieu, il suffit que l’électron incident ait une énergie supérieure au seuil d’ionisation de cette couche K. Dans ce cas favorable, un électron de la couche K peut être arraché, créant ainsi une lacune à l’intérieur de l’atome, qui se retrouve dans un état instable. Pour stabiliser cet état, un électron des couches externes doit alors combler cette lacune. En contrepartie, l’énergie de liaison libérée dans ce processus est soit émise sous forme de photon X (désexcitation radiative), soit transférée à un autre électron de l’atome qui est alors expulsé (effet Auger). C’est le premier effet qui nous intéressera, la transition Ka (2p-1s) étant la plus probable et donnant lieu par conséquent à l’émission la plus intense. Ce processus d’émission Ka par le passage d’un électron énergétique est représenté sur la figure 1.16 et sa durée d’émission correspond à celle du laser, soit de l’ordre de la picoseconde [59]. Ce type de source X, monochromatique puisqu’associé à une transition atomique, sera alors bien adapté à des diagnostics nécessitant de travailler à une énergie bien définie afin d’éviter toute imprécision due à une dispersion énergétique. Comme nous le verrons, c’est notamment le cas des diagnostics de diffraction et diffusion X. Notons également que ces électrons rapides peuvent être à l’origine d’autres transitions, de type libre-libre, à savoir qu’un électron libre passant près d’un ion peut perdre de l’énergie cinétique et créer un

rayonnement de fond continu, appelé émission Bremsstrahlung et qui risque de provoquer du bruit expérimental.                 

Figure1.16: Mécanisme de génération du rayonnement K↵ : un électron supra-thermique arrache un électron en couche interne K ; la lacune créée est alors comblée par un électron de la couche L, entrainant la génération d’un photon X.

Emission thermique

D’autre part, en face avant de la cible, là où le plasma est dense et surtout très chaud, l’ensemble des processus radiatifs est possible. Certains sont cependant prépondérants : il s’agit des transitions liées-liées. Ces transitions entrainent de l’émission de raies associées aux configu- rations électroniques particulières qui sont fortement corrélées à la température électronique du plasma ainsi qu’à son état d’ionisation. D’ailleurs, les caractéristiques de ces raies sont sources d’informations précieuses sur la densité et la température moyenne du plasma thermique [72]. Mais de l’émission Bremsstralhung liée aux électrons thermiques du plasma chaud est également présente. Un spectre d’émission d’un plasma chaud créé grâce à une impulsion laser brève est donc composé à la fois d’un fond continu et de raies d’émission.

Cette émission thermique étant constituée d’un grand nombre de raies, comme présenté sur la figure 1.17, elle n’est pas forcément bien adaptée à des diagnostics nécessitant une source très fine spectralement, comme ceux évoqués précédemment. En revanche, certaines applications nécessitent à l’inverse l’utilisation de sources X possédant une intensité élevée et relativement constante sur une large plage spectrale. C’est par exemple le cas de la spectroscopie d’absorption X que nous détaillerons après et qui exige généralement l’utilisation d’une source large bande d’une centaine d’eV. Pour cela, on peut noter sur la figure 1.17 que les raies d’émission L et M sont plus nombreuses et resserrées que celles de la couche K, du fait du nombre plus important de niveaux correspondants à ces transitions et de leur proximité en énergie, et qu’elles sont également très intenses. Elles constituent donc une option très intéressante pour obtenir une source X large bande. Comme nous le verrons ci-après, le flanc K du Silicium que l’on souhaitera étudier par spectroscopie d’absorption est situé à 1,85 keV environ. La même figure 1.17 nous montre qu’un plasma chaud d’aluminium n’est pas une bonne solution, puisque les raies d’émission K sont trop fines, trop espacées et le fond n’est pas assez intense. Il faudrait alors des raies d’émission M voire

N à cette énergie. Or, la position de ces raies dépend du numéro atomique de l’élément constituant le plasma chaud en plus de son état d’ionisation, sa densité influençant leur largeur. Il suffit donc d’utiliser un matériau plus lourd pour obtenir ce type d’émission à quelques keV, comme c’est par exemple le cas de l’erbium.

Figure1.17: Comparaison des spectres d’émission de plasma d’Aluminium (Z = 13) et d’Erbium (Z = 68), obtenus avec le code Averroes - Transpec, pour Te = 400 eV et Ne = Nc = 1,7.1021

e-_/cm-3_[76].

Les sources X créées par un laser à électrons libres

D’autres sources sont actuellement construites et développées afin de produire du rayonne- ments X bref et de plus en plus intense. C’est notamment le cas des lasers à électrons libres dont l’utilisation remporte aujourd’hui un franc succès. Contrairement aux lasers « conventionnels » qui utilisent des atomes ou molécules excités pour amplifier la lumière, ces lasers de type XFEL utilisent un faisceau d’électrons de haute énergie comme milieu amplificateur. Comme schématisé sur la figure 1.18, des électrons sont accélérés par un accélérateur linéaire puis traversent un on- duleur, qui n’est autre qu’une série d’aimants dont les pôles sont inversés et où règne un champ magnétique spatialement périodique. Sous l’action de cette succession d’aimants, ces électrons oscillent et émettent alors de la lumière similaire à du rayonnement synchrotron. L’absence de cavité, comme dans un laser classique, est contournée en faisant fonctionner ces lasers en régime d’amplification de l’émission spontanée (SASE Self-Amplified Spontaneous Emission [54]). Les émissions spontanées, aléatoires, émises au début du milieu à gain sont amplifiées en un seul pas- sage, ce qui nécessite d’utiliser des milieux à gain très longs. D’autant plus longs que l’énergie des photons désirée est élevée car la longueur d’onde qui est rayonnée dépend de l’énergie des électrons, de la période de l’onduleur et du champ magnétique appliqué. Ce phénomène, dans sa globalité, nécessite donc des onduleurs de plus d’une centaine de mètres de long. Ce type de

machine est extrêmement couteuse et il n’existe à l’heure actuelle que trois laser X à électrons libres dans le monde capables de créer des X durs : LCLS aux Etats-Unis, SACLA au Japon et le futur XFEL européen à Hambourg.

Figure1.18: Principe de fonctionnement des lasers X à électrons libres : Un paquet d’électrons est accéléré de manière relativiste et émet un rayonnement synchrotron dans l’onduleur, rayonnement qui est amplifié par émission spontanée le long de ce dernier.

Elles sont capables de produire des impulsions de rayonnement X mono-énergétique (jus- qu’à 20 keV), de courte durée (10-200 fs) et de forte brillance ( > 1012-13 _{photons par impulsion),}

et ce à haute cadence (kHz) [53]. Du fait de sa monochromaticité et de son intensité très élevée, cette source X est très bien adaptée à la diffraction/diffusion X. Néanmoins, il est également pos- sible de l’utiliser de manière subtile pour réaliser de la spectroscopie d’absorption, comme nous le verrons dans le chapitre 5. Ces sources apparaissent donc extrêmement intéressantes mais elles sont souvent limitées par la synchronisation avec des faisceaux pompes, de type laser en général. D’autant que ces différentes sources possèdent le plus souvent des cadences de tir bien différentes. Cependant, c’est ce type de source que nous avons eu la chance de pouvoir utiliser afin d’étudier l’évolution du flanc K du fer dense et tiède au LCLS à Stanford. Ce laboratoire possède en effet depuis peu une salle d’expérience appelée MEC, pour Matter in Extreme Conditions, qui dispose de son propre laser nanoseconde multi-joules qu’il est possible de coupler à la source XFEL afin de réaliser des expériences de type pompe-sonde.

Etudions désormais plus en détail les deux techniques utilisant ces rayons X qui ont été utilisé lors de ces travaux, à savoir la spectroscopie d’absorption X près des seuils et la diffraction X, en commençant par cette dernière.