Reflets de la Physique n°61 mar/avr/mai 2019
Reflets de la Physique n°61 mar/avr/mai 2019
  • Prix facial : gratuit

  • Parution : n°61 de mar/avr/mai 2019

  • Périodicité : bimestriel

  • Editeur : Société Française de Physique

  • Format : (210 x 297) mm

  • Nombre de pages : 56

  • Taille du fichier PDF : 3,8 Mo

  • Dans ce numéro : dossier sur l'amplification d'impulsions laser par dérive de fréquence.

  • Prix de vente (PDF) : gratuit

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Intensité (W cm -2) 10 29 10 23 10 18 10 15 10 10 situe vers 10 23 W cm -2. Même si ces intensités n’ont pas encore été atteintes, l’accélération de protons (et autres hadrons) est une thématique de recherche très active sur des lasers délivrant des intensités supérieures à 10 20 W cm -2. L’interaction du laser avec un solide ou avec un gaz à très haute pression produit, par séparation des charges, des champs électriques très élevés, de l’ordre du TV m -1, qui sont nécessaires pour accélérer les protons [10]. De plus, vers une intensité de 10 23 W cm -2, les simulations numériques prédisent l’apparition d’un nouveau régime où des feuilles ultraminces (10 nm) peuvent être accélérées directement par la pression de la lumière laser. Ces jets de protons relativistes et de très brèves durées (sub-ps) semblent intéressants, en particulier en physique nucléaire pour exciter des noyaux et les placer dans des états inconnus ou peu explorés, ou encore pour produire des sources de neutrons de très grande brillance instantanée par spallation (b) [31]. Par ailleurs, sous certaines conditions, les électrons accélérés par laser dans un gaz produisent une séparation transverse des charges positives et négatives ce qui, par 24 Reflets de la Physique n°61 Limite de Schwinger  : 2,3 10 29 W cm -2 Régime ultra-relativiste Régime relativiste CPA HERCULES KAIST II- I APOLLON ELI 1 1970 1980 1990 2000 2010 2020 2030 III.5. La route vers les très hautes intensités depuis les premiers lasers des années 1960. Intensités laser avant et après le CPA (en bleu) et projection pour des faisceaux X focalisés ultra-intenses (en vert). HERCULES (États-Unis, 0,3 PW) et KAIST (Corée, 3 PW) sont des installations opérationnelles, APOLLON (France) et ELI (Europe) visent les 10 PW, et SEL (Chine) est un projet à 100 PW. SEL contre-réaction, les pousse à osciller. Le rayonnement produit par cette oscillation relativiste est un cône de rayons X  : c’est ce que l’on appelle l’effet bétatron [32]. Ce rayonnement X a un spectre large comme celui qui est produit dans les synchrotrons, avec une durée d’émission de l’ordre de la femtoseconde. Comme précédemment, c’est la très faible longueur d’accélération (quelques millimètres ici) qui rend ce système très compact par rapport aux synchrotrons ou aux lasers à électrons libres X (X-FEL). Les applications sont encore à leurs prémices, mais la durée extrêmement courte de cette émission ouvre des perspectives importantes en physique fondamentale, en science des matériaux et en radiobiologie (voire un jour en médecine), par exemple en réalisant des films à cadence ultrarapide avec des résolutions spatiales atomiques. Il est naturel de rêver d’atteindre la prochaine frontière à encore plus haute intensité et le domaine de l’électrodynamique quantique (QED) non linéaire (fig. III.5). Pour des intensités de 10 22 W cm -2 et au-delà, le laser doit induire une polarisation du vide détectable. Des concepts très fondamentaux de QED non linéaire, comme la réaction quantique du rayonnement émis par une particule chargée, peuvent être démontrés au-delà de 10 23 W cm -2. Le test ultime en QED non linéaire consiste à perturber le vide à l’aide d’un laser ultra-intense, afin de créer des paires électron-positron. Il faudrait alors atteindre une intensité de 2,3 10 29 W cm -2, appelée intensité de Schwinger [33]. Pour un laser visible ou infrarouge ultime, c’està-dire ayant une largeur temporelle ultime d’une « période » (durée de 2,7 fs pour un laser Ti  : Sa) et focalisé en limite de diffraction (tache focale de 2 µm), son énergie devrait être d’environ 20 MJ, soit 100 000 lasers de type ELI ou APOLLON. Une solution à cette apparente impossibilité a été apportée par Gérard Mourou et ses collaborateurs, en proposant d’utiliser un faisceau de rayons X cohérent produit par la technique de miroirs relativistes décrite précédemment (voir l’article de P.Salières et F. Quéré, p.22). Ici, c’est l’association de cette technique avec des impulsions de largeur temporelle ultime qui donne l’efficacité nécessaire pour obtenir un faisceau de rayons X très énergétique [34]. Le changement de longueur d’onde a deux effets majeurs  : réduction de la durée (< 50 as) et possibilité d’obtenir des taches focales 100 fois plus petites que dans le visible. Une telle impulsion de rayons X de forte énergie, très courte et très bien focalisée, devrait permettre de réaliser un saut de géant en intensité et ainsi de dépasser l’intensité de Schwinger de 2,3 10 29 W cm -2 (trait vert de la figure III.5). Avec les avancées récentes sur la génération d’harmoniques sur solide, sur les optiquesX, en particulier pour la lithographie à 13,5 nm, et sur les mesures de front d’ondeX, cette expérience de pensée semble réalisable d’ici moins de 10 ans. Avec le CPA et avec sa volonté d’aller toujours plus loin, Gérard Mourou n’a cessé d’ouvrir la voie de l’exploration des intensités laser de plus en plus élevées et, avec elles, de nombreux champs d’expériences et de recherche pour les générations présentes et futures. (a) Au CUOS, Center for Ultrafast Optical Science, fondé par Gérard Mourou en 1990. (b) La spallation est une réaction nucléaire au cours de laquelle un noyau atomique est frappé par une particule incidente et se fragmente en noyaux plus légers et des particules.
Références 1 D. Strickland et G. Mourou, «Compression of amplified chirped optical pulses", Opt. Commun. 56 (1985) 219. 2 P.Tournois, « Analogie optique de la compression d’impulsion », Compt. Rend. Acad. Sci. (Paris) 258 (1964) 3839 ; P.Tournois, « Analogie optique de la compression d’impulsion », Ann. Radioelec. 19 (1964) 267 ; P.Tournois et al., « Sur I’analogie optique de certains montages électroniques  : Formation d’images temporelles de signaux électriques », Compt. Rend. Acad. Sci. (Paris) 267 (1968) 375. 3 E. B. Treacy, «Optical pulse compression with diffraction gratings», IEEE J. Quantum Electron. 5 (1969) 454. 4C. Sauteret et al., «Generation of 20-TW pulses of picosecond duration using chirped-pulse amplification in a Nd:glass power chain», Opt. Lett. 16 (1991) 238. 5 M. D. Perry et al., «Petawatt laser pulses», Opt. Lett. 24 (1999) 160. 6 O. E. Martinez et al., «Negative group-velocity dispersion using refraction», J. Opt. Soc. Am. A 1 (1984) 1003. 7 P.F. Moulton, «Spectroscopic and laser characteristics of Ti:Al 2 O 3 », J. Opt. Soc. Am. B 3 (1986) 125. 8C. Horvath et al., «Compact directly diode-pumped femtosecond Nd:glass chirped-pulse-amplification laser system», Opt. Lett. 22 (1997) 1790. 9 T. Juhasz et al., «Femtosecond Laser Refractive Corneal Surgery», IEEE Journal of Special Topics in Quantum Electronics 5 (1999) 902. 10 F. Amiranoff, « Apollon  : le laser de l’extrême », Reflets de la Physique 47-48 (2016) 60. 11 A. P.Joglekar et al., «A study of the deterministic character of optical damage by femtosecond laser pulses and applications to nanomachining», Appl. Phys. B 77 (2003) 25. 12 A. P.Joglekar et al., «Optics at critical intensity : Applications to nanomorphing», PNAS 101 (2004) 5856. 13 F. H. Loesel et al., «Ultraprecise medical applications with ultrafast lasers : corneal surgery with femtosecond lasers», Proc. SPIE 3564, Medical Applications of Lasers in Dermatology, Cardiology, Ophthalmology, and Dentistry II (1999). 14 J. P.Zou et al., «Design and current progress of the Apollon 10 PW project», High Power Laser Science and Engineering 3 (2015) e2. 15 M. D. Perry et al., «Petawatt Laser Pulses», Opt. Lett. 24 (1999) 160. 16 G. Chériaux et al., «Aberration-free stretcher design for ultrashort-pulse amplification», Opt. Lett. 21 (1996) 414. Avancées de la recherche 17 K. Nakamura et al., «Diagnostics, control and performance parameters for the BELLA high repetition rate petawatt class laser», IEEE Journal of Quantum Electronics 53 (2017) 1200121. 18 www.apollon-laser.fr 19 A. Zewail, «Femtochemistry : Atomic-Scale Dynamics of the Chemical Bond», J. Phys. Chem. A 104 (2000) 5660. 20 P.B. Corkum et F. Krausz, «Attosecond science», Nature Physics 3 (2007) 381. 21 T. Ruchon et al., « Sources cohérentes de laboratoire dans l’extrême ultraviolet », Reflets de la Physique 21 (2010) 30. 22 M. Ferray et al., «Multiple-harmonic conversion of 1064 nm radiation in rare gases», J. Phys. B 21 (1988) L31. 23 F. Krausz et M. Ivanov, "Attosecond physics», Rev. Mod. Phys. 81 (2009) 163. 24 F. Quéré et P.Martin, « Vers l’optique à ultra-haute intensité  : l’exemple des miroirs plasmas », Reflets de la Physique 19 (2010) 14. 25 P.M. Paul et al., «Observation of a train of attosecond pulses from high harmonic generation», Science 292 (2001) 1689. M. Hentschel et al., «Attosecond metrology», Nature 414 (2001) 509. 26 V. Gruson et al., «Attosecond dynamics through a Fano resonance : Monitoring the birth of a photoelectron», Science 354 (2016) 734. 27 S. Beaulieu et al., «Attosecond-resolved photoionization of chiral molecules», Science 358 (2017) 1288. 28 http://attolab.fr/29 T. Tajima et J. M. Dawson, «Laser electron accelerator», Phys. Rev. Lett. 43 (1979) 267. 30C.E. Clayton et al., «Ultra high-gradient acceleration of injected electrons by laser-excited relativistic electron plasma waves», Phys. Rev. Lett. 70 (1993) 37. 31 J. Fuch et al., «Laser-driven proton scaling laws and new paths towards energy increase», Nat. Phys. 2 (2006) 48. 32 A. Rousse et al., «Production of a keV x-ray beam from synchrotron radiation in relativistic laser-plasma interaction», Phys. Rev. Lett. 93 (2004) 135005. 33 J. Schwinger, «On gauge invariance and vacuum polarization», Phys. Rev. 82 (1951) 664. 34 N. M. Naumova et al., «Isolated attosecond pulses generated by relativistic effects in a wavelength-cubed focal volume», Opt. Lett. 29 (2004) 778. Reflets de la Physique n°61 25



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