FR3042641A1 - Generation d'un faisceau d'ions ultracourt - Google Patents

Abstract

L'invention concerne un procédé de génération d'un faisceau d'ions ultracourt (22) comprenant les étapes consistant à émettre une impulsion laser (16) dont la longueur est de quatre périodes ou moins, de préférence d'une période, et dont la puissance est de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus ; et à irradier une cible solide (12) avec ladite impulsion laser (16), de manière à créer un faisceau d'ions (22). L'invention concerne également un système correspondant (10) de génération d'un faisceau d'ions ultracourt (20) comprenant la cible solide (12), et un système laser (14) destiné à générer des impulsions laser (16) et à irradier la cible solide (12) avec l'impulsion laser (16), pour créer un faisceau d'ions (22).

Description

GÉNÉRATION D'UN FAISCEAU D'IONS ULTRACOURT

La présente invention se rapporte à un procédé et à un système de génération au moyen d'un laser, de faisceaux d'ions cohérents et de faible émittance de durée ultracourte, à savoir de 10"12 jusqu'à 10'15 secondes, et ayant de préférence une énergie crête supérieure à 1 MeV.

Différents procédés destinés à générer des faisceaux d’ions ultracourts à l'aide d'un laser ont été décrits. L'un de ces procédés est connu sous le nom de procédé "d'Accélération d'Enveloppe Normale sur Cible" (ou TNSA, de l’anglais « Target Normal Sheath Accélération »).[1]

Selon ce procédé, des électrons très énergétiques et chauds sont générés et entraînés à l'intérieur d'une feuille cible par une impulsion laser intense. Lorsqu'ils atteignent la surface arrière de la feuille cible, la séparation spatiale de la charge conduit à un fort champ électrostatique qui ionise une mince couche de vapeur d'eau présente dans les conditions de vide expérimentales. Le champ électrostatique d'accélération est dirigé selon la normale à la surface arrière. Les protons qui ont un rapport masse à charge plus élevé, sont accélérés plus rapidement que les ions lourds. Ils forment alors un blindage vis-à-vis du champ d'accélération, réduisant ainsi l'accélération des ions lourds.

Cependant, la TNSA présente une forte divergence du faisceau d'ions, cela conduisant à un spectre des ions présentant une diffusion d'énergie de pratiquement 100%, et est peu efficace pour l'accélération. De plus, dans la TNSA, l'énergie des ions est liée à l'énergie des électrons diffusant qui sont chauffés par le laser injecté, de sorte que le gain d'énergie des ions présente une dépendance relativement faible vis-à-vis de l'intensité laser alors qu'il dépend également d'autres conditions et paramètres. L'intensité laser, I, est ici proportionnelle à ao2, ao = e E/me ω c étant le potentiel vecteur normalisé du laser (ou le champ laser normalisé), où E, ω, c, me, et e sont respectivement le champ électrique du laser, la fréquence, la vitesse de la lumière dans le vide, la masse et la charge de l'électron.

Un autre procédé destiné à générer un faisceau d'ions ultracourt au moyen d'un laser est connu sous le nom de procédé « d'accélération par pression de rayonnement » (ou RP A, de l’anglais « Radiation Pressure Accélération »).[2] Selon ce procédé, une impulsion laser polarisée circulairement est focalisée sur une feuille mince ayant une épaisseur de 5 à 10 nm pour ioniser la feuille entièrement. Les électrons sont alors accélérés à partir du dos de la feuille par le potentiel pondéromoteur de l'impulsion laser. La force électrostatique d'attraction entre les ions et les électrons crée une couche d'électrons dense à l'arrière du dos de la feuille. Cette couche d'électrons dense est accélérée par la pression de la lumière du laser. Les ions plus lourds sont attirés par la couche d'électrons dense et sont donc accélérés.

Le gain d'énergie des ions est plus élevé avec la RPA qu'avec la TNS A et la dépendance vis-à-vis de l'intensité est plus favorable, par exemple proportionnelle à une valeur allant de la puissance /2 (pour unao> 1 modéré) à la puissance 1 de l'intensité laser (pour a<>» 1), alors que le spectre d'énergie des ions est beaucoup plus étroit que celui de la TNSA. Le rendement d'accélération est également très supérieur à celui de la TNSA. Cependant, l'intensité laser requise est très importante, typiquement de l'ordre de 1023 W/cm2.

En revanche, le régime d’accélération cohérente d’ions par laser (ou CAIL, de l’anglais « Cohérent Accélération of Ions by Laser ») [3], requiert motns de puissance laser que celle qui est déjà actuellement disponible. Ce régime présente également une dépendance de l'énergie des ions à la puissance V2 de l'intensité pour ao » 1, bien qu'ici encore elle dépende d'autres paramètres. De plus, ce procédé conduit également à un spectre ionique quasi-monoénergétique. Par conséquent, la CAIL se situe du point de vue du mécanisme et du point de vue du rendement entre la TNSA et la RPA.

Dans de nombreux procédés d'accélération des ions, du fait des effets de perçage et d'instabilités transverses telles que l'instabilité de Rayleigh-Taylor, l'accélération s'interrompt rapidement, cela réduisant fortement le rendement d'accélération des ions.

Un objet de la présente invention est de fournir un procédé amélioré qui ne présente pas les inconvénients mentionnés ci-dessus. De préférence, le procédé requiert la plus faible énergie laser, celle-ci se situant bien en deçà des régimes mentionnés plus haut. Plus précisément, un objet de la présente invention est de fournir un procédé et un système destinés à générer un faisceau d'ions ultracourt ayant un spectre ionique pratiquement monoénergétique.

Par ailleurs, le document FR-A-3 017 495 décrit un système laser femtoseconde à haute énergie et à courte durée d'impulsion.

Selon un premier objet, la présente invention concerne un procédé destiné à générer un faisceau d'ions ultracourt comprenant les étapes consistant à : Émettre une impulsion laser dont la longueur est de quatre périodes ou moins, de préférence d'une période, et dont la puissance est de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus ; et

Irradier une cible solide avec ladite impulsion laser, de manière à créer un faisceau d'ions.

Dans l'ensemble de ce document, l'expression « du type à cycle unique » désigne une impulsion laser constituée de quatre périodes de la fréquence porteuse du laser,, ou moins, avec une préférence particulière pour une période unique. De manière inattendue, les inventeurs ont noté qu'une irradiation par laser pulsé ultracourt du type à cycle unique de la cible produisait un faisceau ' d'ions à haute énergie, de qualité élevée. En d'autres termes, l'irradiation d'une cible solide mince à l'aide d'une impulsion à cycle unique permet de générer un faisceau d'ions amélioré. En effet, le procédé suggéré est hautement efficace et permet de générer un faisceau d'ions dépourvu d'instabilité. Ce procédé conduit également à un spectre monoénergétique beaucoup plus étroit des ions que dans le cas des procédés des techniques antérieures. Enfin, les inventeurs ont noté que le procédé suggéré demandait beaucoup moins d'énergie laser que celle qui est nécessaire dans les procédés mentionnés ci-dessus de la technique.

Selon des modes de réalisation préférés, le procédé selon l'invention comprend une ou plusieurs des caractéristiques suivantes, seules ou combinées : la longueur de ladite impulsion laser est comprise entre 1 fs et 45 fs ; le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao est supérieur à 1, ledit champ laser normalisé étant donné par l'équation ao = e E/me ω c, où E, co, c, me, et e sont respectivement le champ électrique du laser, la fréquence, la vitesse de la lumière dans le vide, la masse et la charge de l'électron ; la cible solide est une feuille ayant une épaisseur de 1 nm à 1000 nm ; la cible solide est constituée de CH, de verre ou de métal ; le rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible, a, et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser, ao, σ/an = " n\* » est inférieur à 1, où ne est la densité d'électrons dans la cible, ncr est la densité critique telle qu'elle est définie par la longueur d'onde de l'impulsion laser, λ, et / est l'épaisseur de la cible ; et ledit rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible, σ, et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser, ao, est compris entre 0,05 et 0,15, ledit rapport étant de préférence sensiblement égal à 0,12.

Selon un autre aspect, l'invention concerne un système destiné à générer un faisceau d'ions ultracourt comprenant : une cible solide, et un système laser destiné à générer une impulsion laser et à irradier ladite cible solide avec ladite impulsion laser pour créer un faisceau d'ions, dans lequel la longueur de ladite impulsion laser est de quatre périodes ou moins, de préférence d'une période, et la puissance de ladite impulsion est de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus.

Conformément à des modes de réalisation préférés, le système selon l'invention comprend une ou plusieurs des caractéristiques suivantes, seules ou combinées : la longueur de ladite impulsion laser est comprise entre 1 fs et 45 fs ; le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ap est supérieur à 1, ledit champ laser normalisé étant donné par l'équation ao = e E/me a> c, où E, ω, c, me, et e sont respectivement le champ électrique du laser, la fréquence, la vitesse de la lumière dans le vide, la masse et la charge de l'électron ; la cible solide est une feuille ayant une épaisseur de 1 nm à 1000 nm ; la cible solide est constituée de CH, de verre ou de métal ; le rapport entre la densité surfacique d'électrons dans la cible, σ, et le champ laser normalisé de ladite impulsion du type à cycle unique cto,

est inférieur à 1, où ne est la densité d'électrons dans la cible, ncr est la densité critique telle qu'elle est définie par la longueur d'onde du laser, λ, et / est l'épaisseur de la cible ; et ledit rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible, σ, et le champ laser normalisé de ladite impulsion du type à cycle unique, ao, est compris entre 0,05 et 0,15, ledit rapport étant de préférence sensiblement égal à 0,12. D'autres caractéristiques et avantages de l'invention ressortiront plus clairement de la description détaillée présentée ci-après, en référence aux dessins annexés, parmi lesquels : - la figure 1 représente schématiquement un exemple de système destiné à générer un faisceau d'ions ultracourt ; - la figure 2 représente schématiquement un exemple d'un système laser qui peut être utilisé dans le système de la figure 1 ; - la figure 3 illustre l'énergie de coupure des protons pour différents rapports de la densité surfacique d'électrons σ au champ laser normalisé ao et différentes longueurs d'impulsions des impulsions laser qui peuvent être générées au moyen du système de la figure 1 ; - la figure 4 illustre le champ électrique transverse, la densité d'électrons et la densité de protons dans un plan transversal à la direction de propagation des protons à des instants différents, lesdits protons étant obtenus au moyen du système de la figure 1 ; - la figure 5 représente des courbes des données de densités de particules, de champ longitudinal, et de champ transverse en fonction de la coordonnée longitudinale à des instants différents dans le système de la figure 1 ; - la figure 6 représente une carte d'espace de phase longitudinale des protons à des instants différents, lesdits protons étant obtenus au moyen du système de la figure 1 ; - la figure 7 représente respectivement la carte de phase et le spectre des protons dans la totalité de l'espace et au centre de la cible du système de la figure 1 ; et - la figure 8 illustre l'énergie de coupure des protons en fonction de ao lorsque le système de la figure 1 est utilisé.

Un système 10 destiné à générer un -faisceau de protons ultracourt est représenté sur la figure 1.

Ce système 10 est essentiellement constitué d'une cible solide 12 et d'un système laser 14 destinés à générer une impulsion laser du type à cycle unique 16 et à irradier ladite cible solide 12 avec ladite impulsion laser du type à cycle unique 16.

Le système laser 14 peut être basé sur la compression d'une impulsion laser ultracourte (typiquement d'environ 25 fs ou 10 périodes) à l'intérieur d'une impulsion du type à cycle unique. Un tel procédé de compression est connu [4], celui-ci étant fondé sur la compression d'un faisceau en haut-de-forme spatial (de l’anglais « spatial top hat ») de 30 fs par une automodulation de phase et une dispersion de la vitesse de groupe produites dans un film mince de matière plastique. Selon ce procédé de compression, si un laser typique de Ti:saphir de 1 PW à 25 fs est utilisé ainsi qu’un modèle de compression à deux étages, la technique de compression à film mince réduit alors l'impulsion laser initiale à une impulsion du type à cycle unique ayant une puissance d'environ 10 PW et une longueur de 2,5 fs. L'impulsion laser du type à cycle unique 16 peut avoir une longueur d'une à quatre périodes. L'impulsion laser du type à cycle unique 16 est de préférence une impulsion laser à cycle unique, ayant une longueur d'une période. L'impulsion laser du type à cycle unique peut avoir une puissance de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus. L'impulsion laser du type à cycle unique peut être focalisée sur la face avant de la cible solide 12 avec une intensité d'impulsion ayant une intensité conduisant à un potentiel vecteur normalisé, ao, de 10 à 1000. La limite supérieure n'est restreinte que par les capacités réalistes de la technologie des lasers actuels.

La durée de l'impulsion laser peut être comprise entre 1 fs et 45 fs. Cette durée dépend de la fréquence du laser.

La cible solide 12 peut être une feuille ayant une épaisseur de 1 nm à 1000 nm. La cible solide 12 peut être constituée de CH, de verre ou de métal.

Comme le montre la figure 1, une impulsion Gaussienne du type à cycle unique 16 irradie la cible solide 12 de manière que l'impulsion du type à cycle unique 16 repousse vers l'avant, par l'intermédiaire de la force pondéromotrice, un faisceau d'électrons relativistes isolé 18. À leur tour, des ions, plus précisément, des protons 20, peuvent être accélérés dans le champ électrostatique longitudinal. Au moyen d'une cible solide mince 12, des ions 20 peuvent être accélérés sur une grande distance, de manière stable, sans subir d'instabilités transverses. Conformément à cette structure d'accélération très stable, un faisceau de protons ultracourt hautement monoénergétique 22 est obtenu.

Un système laser 14 qui peut être utilisé dans le système 10 de la figure 1 est décrit par exemple dans le document FR-A-3 017 495. La figure 2 illustre schématiquement un tel système laser 14.

Celui-ci comprend des moyens 3 destinés à générer un faisceau laser d'entrée fournissant un faisceau laser femtoseconde 4, ayant une amplitude spatialement uniforme et se propageant selon un axe. Le faisceau laser femtoseconde 4 présente une énergie supérieure à 1 Joule.

Le système 14 comprend en outre une lame transparente 5, formée d'un film submillimétrique transparent ayant une épaisseur se situant par exemple dans la gamme de 0,1 à 1 mm, positionnée de manière à couper Paxé'de propagation du faisceau laser 4, le faisceau laser 4 ayant une densité de puissance telle qu'il induit une automodulation de phase pendant le passage de l'impulsion laser à travers la lame transparente 5 de manière à générer une impulsion laser à large spectre.

Le système 14 comprend également des moyens de compression 7 conçus pour comprimer l'impulsion laser à large spectre de manière à générer une impulsion laser de faible durée. Les moyens générateurs 3 du faisceau laser d'entrée sont conçus de manière que l'impulsion présente une énergie supérieure à 1 Joule, et la lame transparente 5 est formée d'un film transparent.

Le film 5 peut être formé au moyen d'un processus continu afin d'obtenir une épaisseur inférieure à un millimètre. Le film 5 peut être composé d'au moins l'un des matériaux suivants : des polymères thermoplastiques amorphes, un PVDC, un additif de PVC, du triacétate de cellulose, du polyester ou du verre. L'impulsion laser 4 étant polarisée, le film 5 peut être disposé selon un angle de Brewster par rapport à l'axe de propagation du faisceau laser 4, de manière à minimiser la réflexion partielle de l'impulsion laser sur le film. Le film 5 peut avoir une épaisseur inférieure à 1 millimètre et un diamètre supérieur à 15 centimètres. En aval du film souple 5, un dispositif de correction de front d'onde 15 peut être disposé pour corriger les décalages du front d'onde générés par des irrégularités d'épaisseur du film 5. Le dispositif de correction de front d'onde 15 peut être un miroir déformable.

Le faisceau laser d'entrée 4 peut être focalisé au moyen d'un premier miroir 11 ayant un foyer, ledit premier miroir 11 étant positionné entre lesdits moyens générateurs 3 et la lame plane transparente 5, la lame transparente 5 étant positionnée entre ledit premier miroir 11 et son foyer. Le premier miroir 11 peut être un miroir parabolique. Un filtre spatial 13 peut être positionné au foyer du premier miroir 11.

Un second miroir 15 peut être positionné en aval du foyer du premier miroir 11 et présente une longueur focale appropriée pour conférer au moyen de compression une impulsion à spectre plus large ayant une image à l'infini. Le second miroir 15 peut être un miroir déformable conçu pour corriger les variations du front d'onde de l'impulsion, générées par des variations d'épaisseur du film souple.

Il est à noter qu'un second étage peut être monté en aval des moyens de compression. En d’autres termes, un autre premier miroir est monté en aval des moyens de compression, puis un autre film, le cas échéant un autre filtre spatial, un autre second miroir et enfin d'autres moyens de compression 7. Dans ce dernier cas, on peut parler d'un double étage de compression du faisceau laser 4.

La qualité du faisceau d'ions obtenu par le procédé décrit en référence à la figure 1 est analysée ci-après en référence aux figures 3 à 8.

En premier lieu, la figure 3 illustre une comparaison établie par calcul entre différentes énergies de coupure des protons pour différents rapports c/ao où : σ est la densité surfacique d'électrons normalisée de la cible, σ = ne 1/(ncrA), où ne est la densité d'électrons de la cible 12, ncr est la densité critique telle qu'elle est définie par la longueur d'onde du laser, X, et / son épaisseur, et cto est le potentiel vecteur laser normalisé (ou le champ laser normalisé).

Sur la figure 3, on a représenté différentes impulsions laser qui varient avec le champ laser ao et la durée d'impulsion r pour la même énergie totale E, où E est proportionnelle à αο2τ. La figure 3 représente donc l'énergie de coupure des protons, où : la ligne 102 correspond à une impulsion laser avec ao=50, et une durée d'impulsion τ=16T, la ligne 104 correspond à une impulsion avec <20= 100 et τ=4Τ, et la ligne 106 correspond à une impulsion avec ao=200 et τ=1Τ, où T est la période d'oscillation du laser.

Comme on peut le voir sur la figure 3, le rendement d'accélération des ions varie fortement en fonction des durées d'impulsion. Parmi les trois courbes 102, 104, 106, on peut noter qu’avec un champ laser plus élevé et une durée d'impulsion plus courte courte, notamment avec une impulsion à cycle unique (courbe 106), l'énergie de coupure des ions est accrue d’une quantité importante. Un autre point à noter sur la figure 3 est que dans le cas d'une impulsion à cycle unique (courbe 106), le rapport le plus favorable entre la densité surfacique d'électrons σ et le champ laser normalisé ao, a/ao - ne ' l/(ncrX a0) est inférieur à 1, et se situe plus précisément entre 0,05 et 0,15, et encore plus précisément, est sensiblement égal à 0,12. Cette valeur est très inférieure à la valeur optimale de ce rapport dans le cas de l'accélération RPA classique.

On se réfère à présent à la figure 4. Cette figure illustre les résultats d'une étude par simulations bidimensionnelles du type « particule dans une cellule » (2D-PIC) (KLAP). Dans cette simulation, l'impulsion laser polarisée circulairement 16 se propage le long d'un axe z dans la boîte de simulation avec des dimensions y*z de 40λ*100λ, qui contient 800*10000 cellules, et chaque cellule est remplie de 100 particules. La longueur d'onde de l'impulsion laser est 2=1 pm. L'impulsion laser à cycle unique présente une forme ou une enveloppe Gaussienne dans la direction trans verse y avec une taille du point focal r = 51 ainsi qu'une forme ou une enveloppe Gaussienne dans la direction longitudinale z avec une durée r = 1 T. La cible constituée d'une feuille de CH (le rapport de densité entre le carbone et l'hydrogène est de 9 :1) présente une épaisseur / = 0,05/. et une densité normalisée ne = 480nc, où nc = (me œ2)/(4ne2) est la densité critique. La cible est située à z = 16λ du système laser.

La figure 4 représente : l'évolution du champ électrique transverse sur les graphiques (a), (d) et (g), l'évolution des densités d'électrons sur les graphiques (b), (e) et (h), et l'évolution des protons sur les graphiques (c), (f) et (i), à t=20T, 40T, et SOT, respectivement. D'après les graphiques (d), (e), (g), (h), on peut observer que lorsque l'impulsion laser à cycle unique est incidente sur la cible, une tranche d'électrons comprimée est poussée vers l'avant par l'impulsion et progresse ensemble avec le front d'onde de l'impulsion dans la direction longitudinale. Contrairement à la RPA classique, les graphiques (e), (f), (h), (i) montrent que la structure d'accélération est très stable et ne subit pas d'instabilité transverse. Les protons sont ici accélérés à une certaine distance à l'arrière des électrons, plutôt que de se situer pratiquement à la même position longitudinale, comme c'est le cas dans la RPA. D'après le graphique (i), on peut observer la présence de trois parties à protons à t=80T, une tranche de protons mince étant formée à l'arrière d'une couche d'électrons. Ces graphiques illustrent le fait qu'avec une impulsion à cycle unique Gaussienne et une cible plane simple, le temps d'accélération est beaucoup plus long que celui annoncé dans la RPA classique, cela rendant donc l'accélération plus cohérente et exigeant moins d'énergie laser que le régime RPA connu.

La figure 5 illustre les données sur l'axe longitudinal de la densité de particules sur les graphiques (a), (c), (e) et le champ électrique longitudinal (courbes 202, 204, 206) et le champ électrique transverse (courbes 208, 210, 212) sur les graphiques (b), (d), (f), dans le plan (z, y) aux instants t = 20T (graphiques (a),(b)), t = 40T (graphiques (c),(d)) et t = 80T (graphiques (e),(f)). À proximité immédiate du front d'onde de l'impulsion laser, on peut observer que la densité du faisceau d'électrons relativistes comprimés est encore supérieure à la densité critique. Un champ électrostatique longitudinal stable (courbes 202, 204 et 206) est formé, celui-ci accélérant la tranche de protons isolée à une certaine distance derrière les électrons.

De façon correspondante, la figure 6 représente l'augmentation du moment longitudinal des protons dans l'espace aux instants t=20T (graphique (a)), t=40T (graphique (b)) et t SOT (graphique (c)). Une comparaison de la carte de phase et du spectre des protons dans la totalité de l'espace (graphiques (a) et (b)) et au centre de la tranche du graphique (i) de la figure 4 (graphiques (c) et (d) ; le centre de la cible est tel que r < 2A) est représentée sur la figure 7. D'après les graphiques (c) et (d) de cette figure 7, on peut observer le spectre monoénergétique et la forme bien isolée du faisceau de protons. Il est également possible d'observer que l'épaisseur de la tranche centrale n'est pas de plus de 1 pm, cela correspondant à un faisceau de protons ultracourt de quelques femtosecondes.

Enfin, un balayage de l'énergie de coupure de l'impulsion laser à cycle unique avec un régime d'accélération à cible ultramince de ao = 20 à ao = 400 est représenté sur la figure 8 avec une loi d'échelle ajustée approximativement donnée par E ocao1,67. Cet exposant de 1,67 (dans le domaine où ao » 1) est supérieur à ceux trouvés dans les cas de la TNSA et de la CAIL et rivalise avec celle de la RPA (pour ao» 1). Cela est une autre indication du fait que la présente accélération d'impulsion à cycle unique est hautement opérationnelle et efficace.

En conclusion, le procédé et le système décrits ci-dessus permettent de générer un régime d'accélération des ions exempt d'instabilité. Cela résulte de l'interaction d'une impulsion du type à cycle unique avec une cible solide mince. Avec cette impulsion du type à cycle unique, le rapport optimal entre densité surfacique d'électrons et le champ laser normalisé σ/αο est sensiblement égal à 0,12, cette valeur étant très inférieure à la valeur optimale de 0,42 ou plus dans le cas de la RPA classique. [5]

Selon le procédé décrit, après que le faisceau d'électrons a été poussé vers l'avant par la force pondéromotrice du laser, des ions sont accélérés de manière efficace dans le champ électrostatique longitudinal stable sur une grande distance. Par conséquent, le présent procédé est relativement simple et robuste, et conduit à des faisceaux d'ions/protons de haute qualité, ultracourts et à haute énergie, d'une façon très compacte et sans exiger une énergie laser importante. Un faisceau de protons ultracourt comprimé peut ainsi être réalisé à partir d'un laser standard de classe PW, au moyen d'un étage de compression, par exemple un étage de compression à film mince (TFC, de l’anglais « Thin Film Compression »), comme décrit en référence à la figure 2.

Pour augmenter la fréquence de répétition de l'ordre du Hz au kHz, un laser de forte puissance à haute fréquence de répétition peut être réalisé à partir d'un laser à fibre (appelé laser CAN)[6], Si l'on combine le laser CAN au procédé décrit ci-dessus, on peut obtenir un faisceau de protons ultracourt hautement répétitif. De tels faisceaux de protons trouvent de nombreuses applications, parmi lesquelles des injecteurs extrêmement compacts, en médecine (comme l'oncologie par protons), en physique des hautes énergies, et pour des neutrons à fluence élevée comme dans le cas du dispositif d'attaque de réacteurs sous-critiques pour des faisceaux ADR et de muons. Du fait de la résolution temporelle de l'ordre de la fs, des mesures et des déclencheurs sensibles au temps peuvent devenir disponibles pour la première fois. L'invention n'est pas limitée aux exemples décrits ci-dessus. A titre d'exemple, les simulations évoquées ci-dessus utilisent des espèces d'ions et des paramètres particuliers, qui ne limitent pas le cadre de l'invention tel qu'il est défini par les revendications annexées.

RÉFÉRENCES 1. Snavely, R. A., Key, M. H., Hatchett, S. P., Cowan, I. E., Roth, M., Phillips, T. W., Stoyer, M. A., Henry, E. A., Sangster, T. C., Singh, M. S., Wilks, S. C., MacKinnon, A., Offenberger, A., Pennington, D. M., Yasuike, K., Langdon, A. B., Lasinski, B. F., Johnson, J., Perry, M. D., et Campbell, E. M. “Intense High-Energy Proton Beams from Petawatt-Laser Irradiation of Solids” Physical Review Letters 85, no. 14 (2000) : 2945-2948. doi :10.1103/PhysRevLett.85.2945, 2. Esirkepov, T., Borghesi, M., Bulanov, S. V., Mourou, G., et Tajima, T. “Highly Efficient Relativistic-Ion Génération in the Laser-Piston Régime” Physical Review Letters 92, no. Avril (2004) : 175003-1. doi :10.1103/PhysRevLett.92.175003, 3. Tajima, T., Habs, D., et Yan, X. Q. “Laser Accélération of Ions for Radiation Therapy”

Reviews of Accelerator Science and Technology : Medical Applications of Accelerators no. v. 2 (2009) : 201-228. Disponible sur https ://books.google.fr/books?id=gj4cOFvFhvgC 4. Mourou, G., Mironov, S., Khazanov, E., et Sergeev, A. “Single Cycle Thin Film Compresser Opejiing the Door to Zeptosecond-Exawatt Physics” The European Physical Journal Spécial Topics 223, no. 6 (2014) : 1181-1188. doi :10.1140/epjst/e2014-02171-5, Disponible sur http ://link.springer.com/10.1140/epjst/e2014-02171-5 5. Esirkepov, T., Yamagiwa, M., et Tajima, T. “Laser Ion-Acceleration Scaling Laws Seen in Multiparametric Particle-in-Cell Simulations” Physical Review Letters 96, no. 10 (2006) : 105001. doi :10.1103/PhysRevLett.96.105001, Disponible sur http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevLett.96.105001 6. Mourou, G., Brocklesby, B., Tajima, T., et Limpert, J. “The Future Is Fibre Accelerators” Nature Photonics 7, no. Avril (2013) : 258-261. Disponible sur http ://dx.doi.org/10.1038/nphoton.2013.75

Claims (14)

1. REVENDICATIONS

   1. Procédé de génération d’un faisceau d'ions ultracourt (22) comprenant les étapes consistant à : Émettre une impulsion laser (16) dont la longueur est de quatrq.périodes ou moins de la porteuse du laser, de préférence d'une période, et dont la puissance est de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus ; et Irradier une cible solide (12) avec ladite impulsion laser (16), de manière à créer un faisceau d'ions (22).
2. 2. Procédé selon la revendication 1, dans lequel la longueur de ladite impulsion laser est comprise entre 1 fs et 45 fs.
3. 3. Procédé selon la revendication 1 ou 2, dans lequel le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao est supérieur à 1, ledit champ laser normalisé étant donné par l'équation ao - e E/me co c, où E, ω, c, me, et e sont respectivement le champ électrique du laser, la fréquence, la vitesse de la lumière dans le vide, la masse de l’électron et la charge de l'électron.
4. 4. Procédé selon l'une des revendications 1 à 3, dans lequel la cible solide (12) est une feuille ayant une épaisseur de 1 nm à 1000 nm.
5. 5. Procédé selon l'une quelconque des revendications 1 à 4, dans lequel la cible solide (12) est constituée de CH, de verre ou de métal.
6. 6. Procédé selon l'une quelconque des revendications 1 à 5, dans lequel le rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible a et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao,

   , est inférieur à 1, où ne est la densité d'électrons dans la cible (12), ricr est la densité critique telle qu'elle est définie par la longueur d'onde de l’impulsion laser, À, et / est l'épaisseur de la cible. >
7. 7. Procédé selon la revendication 6, dans lequel ledit rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible σ et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao est compris entre 0,05 et 0,15, ledit rapport étant de préférence sensiblement égal à 0,12.
8. 8. Système (10) de génération d’un faisceau d'ions ultracourt (20) comprenant : une cible solide (12), et un système laser ( 14) destiné à générer une impulsion laser (16) et à irradier ladite cible solide ( 12) avec ladite impulsion laser (16) pour créer un faisceau d'ions (22), dans lequel la longueur de ladite impulsion laser (16) est de quatre périodes ou moins de la porteuse du laser, de préférence d’une période, et la puissance de ladite impulsion est de 1 PW ou plus, de préférence de 10 PW ou plus.
9. 9. Système selon la revendication 8, dans lequel la longueur de ladite impulsion laser est comprise entre 1 fs et 45 fs.
10. 10. Système selon la revendication 8 à 9, dans lequel le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao est supérieur à 1, ledit champ laser normalisé étant donné par l'équation ao - e E/me ω c, où E, ω, c, me, et e sont respectivement le champ électrique du laser, la fréquence, la vitesse de la lumière dans le vide, la masse de l’électron et la charge de l’électron.
11. 11. Système selon l'une des revendications 8 à 10, dans lequel la cible solide (12) est une feuille ayant une épaisseur de 1 nm à 1000 nm.
12. 12. Système selon l'une quelconque des revendications 8 à 11, dans lequel la cible solide (12) est constituée de GH, de verre ou de métal.
13. 13. Système selon l’une quelconque des revendications 8 à 12, dans lequel le rapport entre la h densité surfacique d’électrons dans la cible σ et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao,

    est inférieur à 1, où ne est la densité d'électrons dans la cible, ncr est la densité critique telle qu'elle est définie par la longueur d'onde du laser, λ, et / est l'épaisseur de la cible (12). *
14. 14. Système selon la revendication 13, dans lequel ledit rapport entre la densité surfacique d'électrons normalisée dans la cible σ et le champ laser normalisé de ladite impulsion laser ao est compris entre 0,05 et 0,15, ledit rapport étant de préférence sensiblement égal à 0,12.