3.6.1
Paramètres du pompe et du plasma
Contrairement à l’auto-injection dans la bulle, pour laquelle les paramètres et notamment la densité doivent être réglés de façon très précise, l’injection optique permet d’injecter des électrons dans une gamme de paramètres étendus. Je vais essayer ici de donner une idée des paramètres du laser pompe et du plasma permettant l’injection.
Dans la première expérience, on pouvait en effet régler l’énergie du laser avant compression en changeant l’extraction de l’amplificateur du troisième étage (ceci n’était possible que grâce au système de refroidissement cryogénique qui évite tout changement de lentille thermique). On fait alors varier l’intensité du laser pompe et du laser d’injection. Même si le manque de statistiques ne permet pas d’obtenir des données très exploitables, nous avons pu injecter des électrons avec une énergie laser sur cible totale de 470 mJ, soit la moitié de l’énergie maximale (toujours répartie pour 75% dans le laser pompe et pour 25% dans le laser d’injection), soit pour a0 = 0.9 et a1 = 0.3. Pour une énergie totale sur cible de 315 mJ (a0 = 0.8,
a1 = 0.25), aucune injection n’est constatée. Il faut noter que ce test n’a pas été effectué dans des conditions optimales (en fin d’expérience et donc avec un laser certainement légèrement désaligné) mais il montre cependant, en accord avec les simulations 1D, que cette injection peut avoir lieu pour des intensités de l’ordre de a0 = 1.
On peut également regarder la plage de densité permettant de réaliser cette injection optique. Le régime de la bulle, pour des lasers de classe 30-50 TW, est typiquement obtenu pour des densités variant entre 1019 cm−3 à quelques
1019 cm−3. Ces valeurs dépendent bien entendu du laser mais aussi du profil du jet
de gaz (ainsi des valeurs différentes de densité optimale ont été obtenues au LOA pour des expériences différentes). La largeur de cette fenêtre de densité plasma est réduite, typiquement 20 %. Cette étroitesse est clairement un désavantage pour l’accélération aux hautes énergies. La figure 3.14 représente un spectre obtenu avec une densité dix fois moins importante (7.5 × 1017 cm−3) ce qui permet
théoriquement, si on peut guider le laser sur des distances longues (la longueur de déphasage est alors ≃ 15cm), d’atteindre des hautes énergies avec des intensités lasers plus modestes. Les charges injectées sont faibles car le laser n’est ici ni guidé ni auto-focalisé. ∞ 200 100 50 25 E (MeV) -20 0 20 Angle (mrad) Axe laser
Fig. 3.14 – Spectre obtenu pour ne = 7.5 × 1017 cm−3, a0 = 1.3, a1 = 0.4,
τ0 = 30 fs, τ1 = 30 fs.
Les spectres obtenus à ces basses densités exhibent de manière récurrente des oscillations, signature d’une oscillation bêtatronique [Glinec 08] liée à une injection hors axe. Pour ces basses densités, la longueur de l’onde plasma est bien plus grande (λp = 38 µm) que la zone d’injection ce qui permet probablement
une injection massive hors axe. Ici, la charge accélérée (1 pC) n’est cependant pas assez importante pour être une source de rayonnement intéressante.
3.6.2
Paramètres du laser d’injection
L’évolution des paramètres du faisceau d’électrons avec les paramètres du laser d’injection sera le sujet principal du chapitre suivant. Nous montrerons notamment comment des variations d’intensité de laser d’injection et de polarisation peuvent se traduire en un réglage fin du volume des électrons injectés et discuterons des possibilités données par ce chargement variable de la structure accélératrice. Je vais ici seulement résumer les paramètres extrêmes permettant l’injection.
• Si on s’en tient aux valeurs extrêmes d’intensité du laser d’injection, nous
avons obtenu de l’injection pour des valeurs aussi faibles que a1 = 0.05 (pour a0 = 1.5 et une densité de ne = 5.7 ×1018 cm−3), l’énergie du faisceau
d’injection sur cible n’est plus alors que de quelques mJ.
• La polarisation n’est pas non plus une contrainte très forte : dans certaines
conditions nous avons même été capables d’injecter des électrons pour des polarisations croisées. Le mécanisme d’injection dans ce cas, qui n’est dans ce cas plus lié au battement, sera plus amplement discuté dans la partie
4.3.
• La compression du laser d’injection n’est pas non plus critique : la figure 3.15 montre la faible influence de ce paramètre. A énergie égale mais avec une durée τ1 ≃ 500 fs, le spectre est toujours quasi-monoénergétique et
la charge n’est réduite que par un facteur trois. La figure 2.11 donne une piste pour comprendre cette évolution. L’énergie maximale atteinte dans le battement stochastique croît sur des temps assez longs et il est parfois plus
50 75 100 E (MeV) −20 0 20 Angle (mrad) τ1≈ 500 fs −20 0 20 τ1=30 fs 0 10 20 30 40 50 60 70 80 100 200 300 400 500 600 Charge du pic (pC) Durée injection(fs)
Fig.3.15 – Gauche : deux spectres bruts pour τ1 = 30 fs et τ1 ≃ 500 fs. Droite : évolution de la charge en fonction de la durée du laser d’injection.
efficace, à énergie constante, de chauffer longtemps plutôt que de chauffer avec des intensités élevées.
Cependant, il est intéressant de constater que, même en prenant en compte ces effets, la charge décroît moins vite que ce qui est prédit par les simu- lations 1D (réduction de la charge d’un facteur trois pour des durées de 60 − 80 fs). Cette différence est assez singulière car les autres variations de paramètres du faisceau d’injection simulées en 1D donnent des résul- tats assez proches des mesures expérimentales. Une interprétation possible pourrait être liée à des effets de chauffage pondéromoteur et/ou injection froide particuliers à des géométries tridimensionnelles mais cela demande à être plus sérieusement investigué à l’aide des simulations.
Cette observation expérimentale a néanmoins une conséquence directe sur la conception d’expériences futures. Si le faisceau d’injection n’a pas besoin d’être ultra-court, il peut alors traverser un séparateur de faisceaux sans que l’allongement de sa durée soit rédhibitoire pour l’injection. Ce dispositif expérimental est beaucoup plus simple et peut être mis en place sur n’importe quelle chaîne laser (ne disposant pas pour la plupart de deux compresseurs distincts).
• Nous avons déjà vu précédemment que la synchronisation n’est pas une
condition difficile à réaliser. Elle ne nécessite que des synchronisations précises à quelques centaines de femtosecondes, ce qui correspond au réglage de ligne à retard avec une précision de la centaine de microns.
• L’alignement spatial des deux faisceaux est un peu plus critique mais est
facilité : 1) par les grandes tailles des taches focales (et il est possible que le faisceau d’injection soit encore plus grand au niveau de l’interaction car il n’est pas auto-focalisé) 2) des seuils d’injection en intensité assez bas. La figure 3.16 représente la charge piégée dans le pic mono énergétique en fonction du désalignement vertical entre les deux impulsions lasers. La distance caractéristique entre les deux lasers au delà de laquelle il n’y a plus d’injection est de l’ordre de 100 µm. De plus, pour ce désalignement on opère plus près du seuil d’injection et l’injection d’électrons devient instable
0 10 20 30 40 50 -150 -100 -50 0 50 100 150 Charge (pC) Distance verticale (µm)
Fig.3.16 – Charge contenue dans le pic mono énergétique en fonction du désa- lignement vertical entre les deux lasers. Chaque point correspond à la moyenne de 3-4 tirs et la barre d’erreur a une longueur totale correspondant à deux fois l’écart type mesuré.
(la fluctuation de charge est de 100 %). Cependant les diagnostics optiques décrit dans la section3.4.1 permettent d’aligner directement les deux lasers avec une précision d’environ 10 µm et les fluctuations de position dues à la variation pointé (≃ 10 µm) sont également bien inférieures à cette distance. Les contraintes expérimentales d’alignement ne posent donc pas vraiment de problème avec les paramètres lasers choisis.