Méthodes de production et applications des sources de rayonnement X ultra-brèves

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1 Méthodes de production et applications des sources de rayonnement X ultra-brèves Kim TA PHUOC Laboratoire d Optique Appliquée ENSTA, Ecole Polytechnique, CNRS PALAISEAU, FRANCE

2 Intérêt des sources X ultra brèves: Dynamique de reactions rapides Un problème fondamental & d intérêt multidisciplinaire Temps caractéristique des processus gouvernés par les déplacements atomique: de quelques années à 10 7 à secondes Spectroscopie visible ultrarapide Position atomiques Synchrotrons (X), 50 ps Résolution temporelle Une nouvelle approche est nécessaire pour avoir accès aux propriétés dynamiques «ultimes» de la matière Battle to become the Next Generation X-ray Source SCIENCE 298 (15 November 2002) For the first time in decades, researchers are looking past synchrotrons storage rings for their x-ray future

3 Sources X basées sur les accélérateurs La déviation de charges ultra relativistes par les champs magnétiques des accélérateurs produit du rayonnement X : rayonnement Synchrotron ~ 10 cm τ ~ 30 ps Accélérateur d électrons θ ~ µrad E ~ 10 kev Méthodes pour produire de impulsions plus courtes: D ~ 100 m -Découpage du paquet d électrons -Diffusion Thomson - Laser a électrons libres

4 Sources X ultra brèves «Laser Plasma» Source Kα Plasma (cible solide) I ~ W/cm 2 Interaction non relativiste Rayonnement X: - ~ 300 fs - Monoénergétique (kev) - Isotrope photons/impulsion Nouvelles sources I ~ W/cm 2 Interaction relativiste Plasma (cible gazeuse) Rayonnement X de type synchrotron: - ~ 30 fs - Spectre large (ev - kev) - Collimaté (mrad) photons/impulsion

5 Plan de l exposé A. Source X en régime non-relativiste 1. Principes de base B. Source X en régime relativiste 1. Principes de base : interaction en régime relativiste 2. Interaction laser-électron : Diffusion Thomson non-linéaire 3. Interaction laser-plasma : Rayonnement Bétatron 4. Interaction laser-électron : Diffusion Thomson X C. Applications 1. Diffraction X ultrarapide 2. Transition de phase femtoseconde 3. Vibration de phonons cohérents E. Conclusion et perspectives

6 Source de rayonnement X- Kα CIBLE SOLIDE Rayonnement X Kα 3 2 Plasma 1 Atome Laser femtoseconde I ~ W/cm 2 Electrons supra thermiques Energie > 10 kev

7 Spectre d émission du plasma Processus radiatifs: - Bremsstrahlung - Raies de recombinaison du plasma thermique -Kα (electrons suprathermique) n photons Fond continu du au rayonnement de Bremsstrahlung K α n photons K α 10 3 H/e a O-like Li-like N-like Be-like C-like 1.74 kev Energie Longueur d onde (Å) 7.1

8 Résume des caractéristiques de la source K α - Cible solide - monochromatique: dépend de la nature de la cible. - Isotrope photons / 4π strd a 1.74 kev pour une cible de Si - Applications: Diffraction X résolue en temps Impulsion laser Angle de collection: (10-3 ) Optique X de focalisation: (10-2 ) Rayonnement X source ~ 10 4 photons sur l échantillon Pour de nombreuses applications (Laue, EXAFS, ) Il faut produire une source de rayonnement X collimaté (faisceau) et polychromatique

9 Comment produire des faisceaux de rayonnement X fs? Sources de rayonnement X basées sur l interaction laser plasma en régime relativiste

10 Interaction laser plasma en régime relativiste Seuil du régime relativiste: v a o = = = 0.85 I 18 2 λ 10 W / cm µ m c mec 0 On définit le paramètre: [ ] [ ] 2 ea qui correspond a la vitesse d oscillation classique de l électron ou au potentiel vecteur normalisé de l onde laser. Si a l interaction est relativiste (~ I > W/cm 2 o >1 a 800 nm) Si a l interaction est non relativiste (~ I < W/cm 2 o <1 a 800 nm)

11 Principales applications de l interaction en régime relativiste Sources secondaires de particule et de rayonnement: W/cm 2 Protons: Dizaines MeV Electrons: -fs MeV - mrad Rayonnement X: -fs - jusqu a 10 kev - mrad

12 Rayonnement de particules chargées en mouvement Rayonnement Synchrotron Rayonnement e - Z r(t) e - X Y Lorsque l impulsion laser est femtoseconde, les ions n ont pas le temps de se déplacer. On les considère comme étant immobiles. Dans un plasma, seuls les electrons produisent du rayonnement car leur masse est beaucoup plus faible.

13 Le rayonnement est collimaté Mouvement non relativiste: Emission dipolaire E Axe laser Mouvement relativiste longitudinal: Rayonnement directif Axe laser

14 Comment produire ce rayonnement X avec un laser? 3 Schémas Impulsion laser Electron Rayonnement X Faire osciller des electrons (initialement au repos) dans une impulsion laser tres Intense. Diffusion Thomson non lineaire Electron Accelerer des electrons a des energies relativistes (par sillage laser), puis les faire osciller dans un canal d ions. Canal d ions Rayonnement Betatron Impulsion laser Accelerer des electrons a des energies relativistes (par sillage laser), puis les faire osciller dans une seconde impulsion laser. Diffusion Thomson X

15 Diffusion Thomson non lineaire Les électrons oscillent dans une impulsion laser intense Impulsion laser Electron Rayonnement X K. Ta Phuoc, A. Rousse et al., Phys. Rev. Lett. 91, (2003)

16 Simulations numériques: Trajectoire d un électron r dp dt Equation de la trajectoire d un electron: = e( E + v B) Si on considère que l électron est initialement au repos, on arrive a: 2 p X a, p, p, Y a Y Z a z r avec r r a = r r ea m c e

17 Simulations numériques: Rayonnement A partir de la trajectoire, on calcule le rayonnement émis par l électron: Caractéristiques du spectre: - large avec un maximum: E X α a Continu lorsque l impulsion est courte - Harmoniques lorsque l impulsion est longue

18 Dispositif experimental Miroir parabolique f = 300 mm Laser 1.5 J/30 fs Jet de gaz d hélium n e ~ cm -3 Electrons déviés Aimants permanents

19 Axe du laser Résultats expérimentaux: Distribution spatiale θ = tan 1 ( p / p x ) ~ 2 / a 0

20 Dispositif experimental Miroir parabolique f = 300 mm Laser 1.5 J/30 fs Miroir torique Jet de gaz d hélium n e ~ cm -3 Aimants permanents Electrons déviés Réseau

21 Résultats expérimentaux: Spectres LOA 50 TW, 30 fs - Spectre large ev < E < kev - Continu - Pique CUOS 10 TW, 300 fs - Spectre large jusqu à 50 ev - Harmoniques paires et impaires

22 Source de rayonnement X «Betatron» Les électrons sont accélérés par sillage laser et oscillent dans un canal ionique. Electron relativiste Impulsion laser I ~ W/cm ~ 100 µm Canal d ions Trajectoire betatron de l électron A. Rousse, K. Ta Phuoc et al., Phys. Rev. Lett. Sept 2004 S. Kieselev et al., Phys. Rev. Lett. Sept 2004

23 Accélération d électrons par sillage laser Un plasma est créé sur le front avant de l impulsion laser. E s La force ponderomotrice associée au laser pousse les électrons vers l avant et un champs électrique longitudinal du a la séparation de charges est créé. E s Des électrons piègés dans ce champs peuvent être accélérer a des énergies relativistes. (jusqu à ~ 500 MeV)

24 Accélération d électrons par sillage laser: Experience Miroir parabolique f = 1000 mm Image du faisceau Laser 1.5 J/30 fs Electrons +4 0 divergence n e = cm -3 Jet de gaz d hélium n e ~ cm MeV divergence 150 MeV Energie n e = cm -3 Aimants permanents Ecran phosphore (sensible aux electrons) Camera CCD MeV 150 MeV Energie

25 Oscillations «betatron» dans le canal d ions Simulation PIC 3D (Particle In Cell) F rap λ β F rap Les oscillations betatron sont definies par: 1/ 2 λ β = (2γ ) λ p F rap = mω r p / 2 λ β 100 µm n e

26 Simulations numériques: Trajectoire d un électron r dp dt = F rap = mω r 2 p 1/ 2 λ β = (2γ ) λ p

27 Simulations numériques: Spectre du rayonnement betatron A partir de la trajectoire, on calcule le rayonnement produit: r 0 = 0.1 µm Pour un electron de 20 MeV, soit γ = 40 on obtient: r 0 = 0.5 µm r r 0 = 3 µm r 0 est l amplitude de l oscillation

28 Simulations numériques: Simulation PIC Photon number 4x10 9 3x10 9 2x10 9 VLPL Faisceau de rayonement X: Energie: spectre large maximum A 2 kev. Divergence: ~ 50 mrad FWHM Durée: ~ 30 fs (déterminée par la durée du paquet d électrons) 1x10 9 Nombre de photons: ~ 10 9 / tir Energie Energy (kev) (ev) θ -1 (mrad) θ (rad)

29 Mesure du rayonnement X Laser 1.5 J/30 fs Ecran phosphore (sensible aux X) + filtre Al 20 mrad Jet de gaz d hélium n e ~ cm -3 Energie > 2 kev Divergence ~ 20 mrad Aimants permanents Electrons déviés Spectre des électrons E

30 Corrélation entre le rayonnement X et les électrons X X X e- E e- E e- E

31 Caractérisation du rayonnement X Betatron Distribution spectrale: Camera CCD X Filtres Al, Be, Cu

32 Caractérisation du rayonnement X Betatron Dimensions transverses de la source: grille Camera CCD - X L ombre de la grille permet de determiner la dimension transverse de la source Taille de source 20 µm x 20 µm

33 Source de rayonnement «Thomson X» linéaire Les électrons sont accélères par sillage laser et oscillent dans une seconde impulsion laser contre propagative. Electrons relativiste Impulsion laser I ~ W/cm Impulsion laser I ~ W/cm 2

34 Effets Doppler Référentiel du laboratoire: Laser contre-propagatif ω 0 Référentiel de l électron: ' 0 β ) ω = γω0(1 + Rayonnement emis dans le référentiel de l électron: ' ω x = ω 0 Dans le cas de la diffusion lineaire Rayonnement emis dans le référentiel du laboratoire: ω x ' 0 = 4 ω = γ (1 β ) 2 γ hω Pour γ = 100 (~50 MeV), ω x = 4000 ω 0 ~ 6 kev 0

35 Estimations numériques du rayonnement X produit Energie: Spectre large maximum a ~ 10 kev Divergence: ~ 10 mrad Durée: ~ 30 fs dépend de la géométrie choisie Nombre de photons: ~10 9 / tir

36 Experience en cours Parabole f =1000 mm Laser 0.2 J/30 fs Laser 1.5 J/30 fs Ecran phosphore (sensible aux X) + filtre Al Jet de gaz d hélium n e ~ cm -3 Miroir sphérique troué

37 Résumé Lasers femtoseconde intenses I > W/cm 2 z r ~ 300 µm I > W/cm 2 z r ~ 1 mm Two lasers I ~ W/cm 2 Diffusion Thomson Non linéaire Rayonnement Betatron Thomson X ~ 150 ev spectre large ~ 20 degrés ~ photons / tir Femtosecond - kev spectre large - 2 degrés photons / tir -~ 30 fs ~ 10 kev spectre large ~ 2 degré ~ photons / shot A démontrer Applications en Science X ultra rapide

38 Applications: Science X ultra rapide

39 Applications: Science X ultra rapide PXF: D. Boschetto et Antoine Rousse Physique de la matière condensée Fusion non thermique Physique de la matière condensée Phonons θ θ B (deg) temps (ps)

40 Experience Pompe Sonde avec la source X- Kα Diffraction X résolue en temps Diffraction X statique.

41 Fusion non thermique de l InSb Laser InSb Sonde X Intensité intégrée normalisée Retard (ps) Durée de la transition de phase 400 fs Epaisseur de la couche liquide à la surface de l échantillon: 950 Å A. Rousse et al., Nature 410, 65 (2001)

42 Phonons optiques Bismuth Laser Sonde X K. Sokolovski-Tinten et al., Nature 422, 287 (2003)

43 Conclusion et perspectives Sources: - Mesure de la durée des sources Betatron et Thomson non linéaire - Augmenter l énergie du rayonnement Betatron: Canal de plasma préformé amplitude des oscillations Electrons de plus haute énergie - Diffusion Thomson Application des nouvelles sources: -Absorption X résolue en temps - Diffraction de Laue résolue en temps (Applications en Chimie et Biologie) - Laser X au kev en utilisant le rayonnement betatron comme pompe

44 Antoine ROUSSE Davide BOSCHETTO LOA - Groupe PXF Jean Philippe ROUSSEAU Frederic BURGY LOA - Groupe ELF Victor MALKA LOA - Groupe SPL Donald UMSTADTER Rahul SHAH CUOS - Université du Michigan Alexander PUKHOV Sergei KIESELEV Université de Düsseldorf

45 Sujets de Thèse à PXF. Application des sources secondaires Spectroscopie de phonons par diffraction X femtoseconde Cristallographie d électrons femtoseconde Bourses Européennes disponibles Début de Thèse: avant fin Novembre 2005

46 Dans tous les cas, le rayonnement collimaté La divergence du rayonnement est définie le rapport des impulsions longitudinales et transverse de l électron: θ = tan 1 ( p / p x ) Plus l impulsion longitudinale de l electron est grande, plus le rayonnement est collimaté