Génération de rayonnement

Une application très importante de nos faisceaux d’électrons ultra brefs est la génération de rayonnement X bref, permettant de sonder la matière avec des résolutions temporelles inégalées.

Il existe plusieurs méthodes pour générer ces sources de rayonnement à partir des électrons produits dans l’interaction laser plasma. C’est une thématique étudiée au Laboratoire d’Optique Appliquée par une partie du groupe PHARE, anciennement PXF (Physique X Femtosecondes).

Bétâtron

Le rayonnement bétâtronique est basée sur l’oscillation des électrons dans le champ transverse de l’onde de sillage [Kiselev 04]. Ce mécanisme permet d’obtenir du rayonnement X jusqu’à des énergies de 10 keV [Rousse 04] avec une durée inférieure à 100 fs [Phuoc 07].

On peut forcer le rayonnement bétâtronique de plusieurs manières. En utilisant des taches focales asymétriques [Glinec 08], en tiltant le front d’onde du laser [Popp 08,Osterhoff 09] ou en injectant les électrons hors axe ce qui pourrait être réalisé de façon optique, en utilisant un laser d’injection plus petit que la taille de l’onde plasma5_{. On peut également accroître l’intensité de ce rayonnement si}

on augmente l’excursion transverse des électrons [Phuoc 08]. Pour ce faire, on peut utiliser des modulations de densité dans lesquelles les électrons peuvent être momentanément défocalisés. Une méthode originale permettant de réaliser le même objectif pourrait être basée sur l’inhibition d’onde de sillage, en faisant rencontrer le laser pompe avec un laser de faible intensité, de durée variable.

Thomson X et miroirs volants

La géométrie utilisée à deux faisceaux contre-propagatifs peut également servir à d’autres schémas de sources de rayonnement dans le domaine X.

Quand un paquet d’électrons est soumis au champ d’un laser, il émet du rayonnement dipolaire. Dans une géométrie contre-propagative ce rayonnement voit sa fréquence multipliée par un facteur 4γ2 _{(γ étant le facteur relativiste des} électrons), par effet Doppler. Ainsi, on peut obtenir une source mono énergé- tique, de haute énergie (≃ 500 keV pour des électrons de 150 MeV), brève et collimatée (angle en γ−1_{) [Krafft 05]. Dans un accélérateur classique le problème}

de la synchronisation entre le faisceau d’électrons et le laser est critique. Cette synchronisation est évidemment beaucoup plus facile dans un accélérateur laser plasma, les deux faisceaux étant générés avec la même source primaire. De plus, pour ce schéma, l’injection optique peut servir de diagnostic d’alignement et de synchronisation des deux faisceaux. Pour l’instant, dans nos conditions, aucun résultat concluant n’a été observé : l’intensité du laser d’injection utilisée est trop

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Si le principe reste à confirmer, les résultats obtenus à basse densité semblent montrer que cela est réalisable.

faible pour que le signal produit par diffusion Thomson puisse être distingué du rayonnement bétâtron. Le principe a cependant déjà validé, des photons de 2 keV ont récemment été produits par diffusion Thomson avec des électrons produits dans l’interaction laser plasma [Schwoerer 06].

Un autre concept expérimentalement proche est d’utiliser l’onde plasma pour ré- fléchir le rayonnement incident contre-propagatif [Bulanov 03]. Le « miroir »plasma se déplaçant à des vitesses relativistes, la fréquence incidente est cette fois mul- tipliée par un facteur γ2

p par effet Doppler. De plus, la surdensité électronique

du fond de la bulle ayant une forme quasi parabolique on peut espérer ainsi refocaliser l’impulsion réfléchie et atteindre des intensités importantes. Si des résultats prometteurs ont également été publiés en utilisant cette interprétation [Kando 07], il manque néanmoins encore une expérience avec des ondes plasmas très relativistes.

Onduleur

Aujourd’hui des électrons de 1 GeV peuvent être produits par interaction laser plasma. Ces énergies sont proches de celles utilisées dans les synchrotrons. Il est donc assez légitime de vouloir générer du rayonnement en utilisant des onduleurs conventionnels. Des expériences ont montré qu’on pouvait obtenir du rayonnement visible [Schlenvoigt 08] à l’aide d’un accélérateur laser plasma couplé à un onduleur. Des résultats très récents rapportent une production de rayonnement X à des longueurs d’onde inférieures à 10 nm en utilisant la même méthode [Fuchs 09]. Dans un onduleur de période λu les électrons oscillent périodiquement et émettent

du rayonnement à la fréquence λ = λu 2γ2 1 + K2 2 ! (5.1) et à ses harmoniques où K = eλuB/(2πmec) est le paramètre de l’onduleur. Pour

K <1, les électrons peuvent interagir avec leur propre rayonnement. Cependant

dans le cas classique, les électrons sont distribuées de façon uniforme dans la période de l’onduleur et émettent du rayonnement incohérent. Le nombre de photons émis est alors proportionnel au nombre d’électrons.

Laser à électrons libres

Au contraire, dans le régime du laser à électron libre, le nombre de photons émis est proportionnel au carré du nombre d’électrons. Dans ce régime le faisceau d’électrons, sous l’effet de son rayonnement se structure en micro paquets qui émettent de façon cohérente et amplifient le rayonnement. Les brillances atteintes dans ce régime sont bien supérieures à celles produites par les synchrotrons et permettent par exemple de faire de la diffraction X d’un molécule unique. Les machines permettant de réaliser ces lasers à électrons libres dans le domaine X ont des coûts de plusieurs centaines de millions d’euros. Les accélérateurs laser plasma pourraient réduire la taille et le coût de ces machines. Cependant les

caractéristiques de faisceaux d’électrons produits ne sont toujours pas suffisantes pour produire un XFEL [Schroeder 06,Grüner 07]. En effet, pour obtenir cet effet d’émission cohérente il faut avoir un faisceau d’électrons de haute énergie, de très bonne qualité et de très fort courant. Ces caractéristiques peuvent être résumées dans le paramètre de Pierce qui définit la dispersion en énergie maximale d’un faisceau d’électrons [Bonifacio 84] :

ρ= 1 2γ   I IA λuAu 2πσx !2  1/3 (5.2)

où γ est l’énergie des électrons, IA est le courant d’Alfvén, Au ≃ K/

√

2 est le paramètre de l’onduleur et σx la dimension transverse du faisceau d’électrons. Le

courant élevé des accélérateurs laser plasma permet d’avoir des contraintes plus lâches sur la dispersion en énergie. Cependant pour des énergies élevées, elle ne peut pas être supérieure au pourcent, voire au dixième de pourcent. L’obtention de dispersions en énergie aussi faibles dans l’accélération laser-plasma n’a pas encore été démontrée. L’étude sur le beam loading prend toute son importance pour la conception de faisceaux d’électrons permettant cette application car elle pose une contrainte supplémentaire entre le courant et la qualité de faisceau.

Il faut également conserver la caractéristique de courant élevé dans le transport de faisceau [Grüner 09], ce qui n’est technologiquement pas facile. Ainsi une diver- gence de 2 mrad du faisceau d’électrons entraînera après un mètre de propagation une élongation longitudinale du faisceau de 2 µm. Si cet effet est généralement négligé dans les accélérateurs conventionnels, il divise ici le courant par un facteur 3 pour un paquet d’électrons de durée initiale 2 fs.