FR 3067457 A1 20181214 FR 1755297 A 20170613 PROCEDE ET SYSTEME DE CONTROLE DE LA VITESSE D'UNE IMPULSION LASER L'invention porte sur un procédé de contrôle de la vitesse d'une impulsion laser et sur un système pour la mise en oeuvre d'un tel procédé. Elle relève du domaine technique de l'optique ultrarapide (« ultrafast optics » en anglais), qui s'occupe de la génération, la manipulation et l'utilisation d'impulsions laser dont la durée est inférieure ou égale à quelques picosecondes (1 ps = 10-12 s) ou dizaines de picosecondes au plus. Dans des conditions ordinaires on considère que, dans le vide, une impulsion laser se propage sans déformation et à la vitesse de la lumière (c). Dans des milieux dispersifs, l'impulsion se propage le plus souvent à une vitesse inférieure à c, et son profil temporel évolue au cours de la propagation. Cependant, en exploitant des milieux présentant une dispersion anormale, un comportement non-linéaire ou un gain il est possible de réduire très fortement la vitesse de propagation d'une impulsion, voir même de l'arrêter, ou au contraire de la rendre très supérieure à c (sans pour autant violer les contraintes de la théorie de la relativité : une analyse détaillée montre que ni de l'énergie ni de l'information ne se propagent à une vitesse superluminique). Voir par exemple [1]. Ces vitesses de propagation superluminiques ou très sous- luminiques ne sont obtenues qu'au sein de milieux optiques très particuliers, tels que des vapeurs atomiques, ce qui limite les applications possibles de ces techniques et rend leur mise en oeuvre complexe. L'invention vise à surmonter ces inconvénients de l'art antérieur. Plus particulièrement, elle vise à procurer une méthode pour contrôler la vitesse de propagation d'une impulsion laser ultrabrève, sur une longueur finie, dans le vide ou, plus généralement, dans un milieu optique transparent sans que les propriétés de ce dernier ne doivent satisfaire des conditions particulières. Comme cela sera discuté plus loin, cela permet d'envisager des applications entièrement nouvelles des impulsions se propageant à des vitesses sensiblement différentes de c. 2 Conformément à l'invention, ce résultat est atteint en exploitant des couplages spatio-temporels d'impulsions laser ultrabrèves. On entend par « ultrabrèves » des impulsions de durée à mi-hauteur inférieure ou égale à 10 ps et de manière préférentielle à 1 ps, voire à 100 fs 5 (femtosecondes ; ifs = 10-15s). Le procédé de l'invention est particulièrement simple à mettre en oeuvre car il n'utilise que des éléments optiques conventionnels et se base uniquement sur des effets classiques et linéaires. Il est bien connu que, en général, les propriétés temporelles d'une impulsion ultrabrève, tel son profil temporel d'intensité, dépendent de la 10 position à laquelle elles sont mesurées, et en particulier de la distance à l'axe optique. De manière réciproque ses propriétés spatiales, par exemple son profil radial d'intensité, varient dans le temps. Ces couplages spatio-temporels sont généralement considérés une nuisance, mais peuvent parfois être exploités pour la génération d'impulsions attosecondes (1 as = 10-18) [2, 3] ou 15 de faisceaux non diffractants [4], voire en microscopie non-linéaire [5]. A la connaissance de l'inventeur, cependant, les couplages spatio-temporels n'avaient jamais été utilisés auparavant pour contrôler la vitesse d'impulsions ultrabrèves. Il convient de préciser que, dans le contexte de l'invention, la 20 « vitesse » ou « vitesse de propagation » d'une impulsion est définie comme la vitesse à laquelle son pic d'intensité - c'est-à-dire le point de l'espace où, à un instant donné, l'intensité de l'impulsion est maximale - se déplace le long d'un axe optique. Dans le cas usuel de la propagation dans un milieu dispersif on s'intéresse généralement à la vitesse de groupe de l'impulsion. Cependant, 25 la définition de cette notion en présence de couplages spatio-temporels significatifs est délicate ; elle ne sera donc pas utilisée dans la suite. Un objet de l'invention est donc un procédé de contrôle de la vitesse d'une impulsion laser comprenant : - une étape d'application d'un chirp à l'impulsion ; et 30 - une étape de focalisation de l'impulsion au moyen d'un système optique présentant une aberration chromatique longitudinale ; 3 moyennant quoi un pic d'intensité de l'impulsion se déplace le long d'un axe de propagation suivant, sur une longueur de propagation finie, un profil de vitesse fonction dudit chirp et de ladite aberration chromatique longitudinale. 5 Selon des modes de réalisation particuliers : - Le procédé peut comprendre également une étape préalable de détermination d'au moins un paramètre, choisi parmi un paramètre quantifiant ledit chirp et un paramètre quantifiant ladite aberration chromatique longitudinale, en fonction d'un profil de vitesse cible dudit pic 10 d'intensité de ladite impulsion laser. - Plus précisément, ladite étape préalable peut comprendre la détermination d'au moins un paramètre quantifiant ledit chirp, ladite aberration chromatique étant considérée constante. - La dérivée seconde de la phase spectrale y de l'impulsion 15 laser par rapport à la fréquence angulaire co, , quantifiant le chirp, et la aw2 courbure du front d'impulsion a, quantifiant l'aberration chromatique longitudinale, peuvent notamment être choisies de manière à respecter la relation : a2m r _ 2 ( 1 i_ - al/Vo Zr aw2 19(Z) C) OÙ Wo est le rayon de gorge avant focalisation du faisceau laser correspondant 20 à une composante spectrale à une fréquence centrale de l'impulsion, considéré gaussien, et Zr sa longueur de Rayleigh, c la vitesse de la lumière dans le vide et v(z) le profil de vitesse cible, exprimant la vitesse de déplacement du pic d'intensité de l'impulsion en fonction de sa position z le long de l'axe de propagation. 25 - Ladite impulsion peut présenter une durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier, TF, inférieure ou égale à 10 ps et de préférence inférieure ou égale à 1 ps. - L'aberration chromatique longitudinale dudit système optique peut être suffisamment importante pour que tetF, où : 4 - TF est la durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier de l'impulsion laser ; - tp=aw02 où a est la courbure du front d'impulsion, quantifiant l'aberration chromatique longitudinale, et wo est le rayon de 5 gorge avant focalisation du faisceau laser correspondant à une composante spectrale à une fréquence centrale de l'impulsion, considéré gaussien. - Ledit chirp peut présenter une composante du troisième ordre, moyennant quoi ledit pic d'intensité de l'impulsion se déplace le long 10 dudit axe de propagation avec une accélération constante et non nulle sur ladite longueur de propagation finie. Un autre objet de l'invention est l'utilisation d'un tel procédé selon pour l'accélération de particules par laser. Encore un autre objet de l'invention est un système pour la 15 mise en oeuvre d'un tel procédé comprenant : - une source d'impulsions laser présentant une durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier, TF, inférieure ou égale à 10 ps et de préférence inférieure ou égale à 1 ps ; - un modulateur de phase optique, configure pour 20 appliquer un chirp auxdites impulsions laser ; et - un système optique de focalisation desdites impulsions lasers présentant une aberration chromatique longitudinale suffisamment importante pour que tetF, où tp=awo2 où a est la courbure du front d'impulsion, quantifiant l'aberration chromatique 25 longitudinale, et wo est le rayon de gorge du faisceau laser portant les impulsions focalisées, considéré gaussien. Ledit modulateur optique de phase peut être adapté pour appliquer auxdites impulsions un chirp réglable. Il peut notamment être me ligne à retard dispersive. 5 D'autres caractéristiques, détails et avantages de l'invention ressortiront à la lecture de la description faite en référence aux dessins annexés donnés à titre d'exemple et qui représentent, respectivement : - La figure 1, de manière schématique, la mise en oeuvre 5 d'un procédé selon un mode de réalisation de l'invention ; - Les figures 2A à 2D, des graphiques illustrant de manière intuitive comment la combinaison d'un chirp et d'une courbure du front d'impulsion, résultant d'une aberration chromatique longitudinale, peut déterminer la vitesse de propagation d'une impulsion ultrabrève ; 10 - La figure 3, un graphique exprimant la vitesse de propagation d'une impulsion laser selon l'invention en fonction de son chirp, supposé linéaire, et pour une courbure du front d'impulsion donnée ; - Les figures 4 et 5, des graphiques illustrant les propriétés d'une impulsion ultrabrève présentant à la fois un chirp et une courbure du 15 front d'impulsion ; - Les figures 6 et 7, des graphiques illustrant la perte d'intensité des impulsions provoquée par la mise en oeuvre du procédé de l'invention ; - Les figures 8A - 8E, des graphiques illustrant des 20 impulsions, obtenues conformément à l'invention, présentant diverses vitesses de propagation, constantes (8A - 8C) ou non constantes (8D, 8E) ; et - La figure 9, le schéma d'un système optique selon un mode de réalisation de l'invention. Une impulsion laser ultrabrève présente nécessairement un 25 spectre large ; elle peut donc être considérée constituée d'une pluralité de composantes spectrales. Lorsque l'impulsion est aussi brève que sa largeur spectrale le permet (elle est « limitée par transformée de Fourier », ou «Fourier transform-limited » en anglais), ces différentes composantes spectrales sont en phase, et leur phase spectrale est constante ou linéaire. 30 Sur la figure 1, la référence IL° désigne une impulsion laser ultrabrève limitée par transformée de Fourier et collimatée (front d'onde plan), générée par exemple par un oscillateur laser fonctionnant en verrouillage de 6 phase et, le cas échéant, amplifiée. Cette impulsion IL° traverse une ligne à retard dispersive LRD qui introduit un retard dépendant de la fréquence. Dans le domaine spectral, ce retard se traduit par une phase spectrale non constante ; dans le domaine temporel, il induit une variation dans le temps de 5 la fréquence instantanée de l'impulsion (un « chirp », « gazouillis » en anglais). Le cas le plus simple est celui du chirp linéaire, qui correspond à une fréquence qui varie linéairement dans le temps et donc à une phase spectrale quadratique : (P(W) = - il8W2 2 10 où 8w = w - wo, wo étant la fréquence centrale de l'impulsion laser, et p un paramètre quantifiant le chirp. Il est cependant possible de considérer des cas plus complexes comme par exemple le chirp quadratique, où la phase spectrale est une fonction cubique de la fréquence. Sur la figure 1 cela est illustré de manière schématique en 15 représentant trois composantes spectrales CS1, de fréquence angulaire col et subissant un retard Ati, CSO, de fréquence angulaire coo et subissant un retard Ato, et C52, de fréquence angulaire co2 et subissant un retard At2, espacées le long de l'axe optique z. Bien que trois composantes spectrales discrètes soient représentées, en réalité une impulsion laser a généralement un spectre 20 continu, et donc une infinité de composantes spectrales. Un système optique SCL (typiquement, un assemblage de lentilles) présentant une aberration chromatique longitudinale induit une courbure différente du front d'onde de chaque composante spectrale. Par exemple, la composante spectrale CS1, qui a subi le retard le plus important, 25 acquiert une courbure positive (est défocalisée), caractérisée par un rayon de courbure R(coi)>0 ; la composante spectrale CSO garde une courbure nulle, caractérisée par un rayon de courbure R(coo) infini, et la composante spectrale C52, qui a subi le plus petit retard, acquiert une courbure négative (est focalisée), caractérisée par un rayon de courbure R(w2) w2 correspondant au chirp. On remarque que, à la position radiale Irl=wo (wo étant la largeur de gorge du faisceau laser portant l'impulsion, 20 supposé gaussien) l'impulsion est retardée de Ti) = awcî. En calculant la transformée de Fourier de (3) on obtient : É(r,w) = exp(-i a 8co Ir12)AV8w) (4) La phase spatiale en fonction de la fréquence co peut s'écrire wiri2 cf) (r , w) = 2c (5) Kw) 25 OÙ sw R(w) = 2ca- wo est la courbure du front d'onde en fonction de la fréquence (comme dans le cas de l'équation (2), on suppose Sco«co0). Après focalisation par la lentille L de longueur focale f, la 30 courbure du front d'onde devient R'(c.o) avec 1 /R'(c.o)=1 /R(c.o)-1 /f. Si le faisceau (6) 10 incident sur la lentille est quasi-collimaté, R(w)»f (par exemple, R(c.o)1 O. f) et donc R' (w) (7) Rf(2 Une composante spectrale de fréquence angulaire co est 5 focalisée à un point zo(c.o) à une distance -R'(c.o) de la lentille. En prenant par convention zo(c.o0)=0 et en supposant que Sco«coo (par exemple, Sc.o.c.o0/1 0) on peut écrire : z0(w) = 2f 2 ca ±8 = TpZr8G0 top OÙ Zr = 2L0f2/7rwc1 est la longueur de Rayleigh, X0 étant la longueur d'onde 10 correspondant à la fréquence angulaire (.00. Il est intéressant de noter que lorsque plutôt -CF »TF , ou bien a >> -cFlw,:l (par exemple, TF.5'T F), 4/Zr = tp Aco oc TF étant la durée de l'impulsion limitée par transformée de Fourier et Aco la largeur spectrale (par exemple, largeur à mi-hauteur) de l'impulsion. 15 On considère maintenant la présence du chirp linéaire, qui jusqu'à présent était « caché » dans la phase de l'enveloppe complexe Ao de l'impulsion. Ce chirp correspond à une phase spectrale spatialement homogène _>w2. Des valeurs élevées du paramètre p Ge » TF2, par exemple, p 5.-cF2) imposent une relation linéaire entre la fréquence et l'instant 20 d'arrivée d'une composante spectrale à son point de focalisation. Ainsi, la composante spectrale de fréquence co arrive à la position zo(c.o) à l'instant : t0(w) = a(p(z0,60) = zo(co) + p8w (9) aw C F En combinant les équations (8) et (9) on peut trouver la vitesse de propagation du pic de l'impulsion, v, telle que zo=vto pour toutes les 25 fréquences co : c V = wo fi' (10) i-E.2.7, La figure 3 est un graphique de la vitesse v en fonction du paramètre de chirp 3 (ou, de manière équivalente, de -cc= 13.Aco, durée de (8) 11 l'impulsion en présence d'un chirp important) pour a=3 fs/cm2, X0 = 2ff = (00 800 nm, f=1 m. La courbe M correspond à la valeur calculée par application de l'équation (10), tandis que la courbe SN a été obtenue par simulation numérique. L'insert montre une vue de détail de ces courbes pour des faibles 5 valeurs de 13. On peut constater que, malgré sa simplicité, le modèle théorique exposé ci-dessus constitue une bonne approximation de la réalité. Les équations (9) et (10) peuvent être généralisées au cas d'un chirp non linéaire, c'est-à-dire d'une phase spectrale arbitraire : a2 = - (1 1 ) aw2 v(z) c 10 où v(z) est relié à co par l'équation (8) : v(z) = pZr&O) = v(2f 2 ca'")8 ). wo L'équation (10) peut être utilisée pour déterminer le chirp (exprimé par ,,a292) et l'aberration chromatique longitudinale (quantifiée par a) qui permettent d'obtenir un profil de vitesse voulu en fonction de la coordonnée z. En pratique, le plus souvent, le paramètre de courbure du front 15 d'impulsion a sera considéré fixe et l'équation (10) sera utilisée pour déterminer ,,a2('92 à partir d'un profil de vitesse cible v(z). Le principe de l'invention a été validé grâce à des simulations numériques. La partie supérieure gauche de la figure 4 représente le 20 champ électrique spatio-temporel d'une impulsion sans chirp mais présentant une courbure du front d'impulsion a=3 fs/cm2 (la fréquence optique a été réduite pour des raisons de visibilité) et une largeur de gorge avant focalisation w0=5 cm. On observe que l'impulsion prend une forme courbée dans le plan (z,r), ce qui justifie l'appellation de « courbure du front 25 d'impulsion ». La durée « locale » de l'impulsion, mesurée en son centre (r=0), vaut TF=25 fs ; à cause de la courbure du front d'impulsion, cependant, la durée intégrée spatialement vaut approximativement tp=75 fs. Cela est illustré par la partie inférieure gauche de la figure. 12 La partie supérieure droite de la figure représente le champ électrique spatio-temporel de cette même impulsion après l'introduction d'un chirp linéaire de paramètre 13=-6380 fs. On parle dans ces conditions de « impulsions CPLC », c'est-à-dire avec chirp et chromatisme longitudinal (de 5 l'anglais « Chirped Pulses with Longitudinal Chromatism ». La partie inférieure droite de la figure montre le profil temporel d'intensité de l'impulsion sur l'axe (courbe noire) et intégré temporellement (courbe grise) ; dans les deux cas, la durée de l'impulsion est sensiblement égale à -cc= IPI.Ac.o. L'intensité est exprimée en unités arbitraires 10 (a.u.). La figure 5 représente le spectre de l'impulsion focalisée en fonction de la coordonnée longitudinale z. Le « chirp longitudinal », c'est-à-dire le fait que des composantes spectrales différentes sont focalisées à des positions différentes le long de l'axe z, est clairement visible. Les courbes sur 15 la droite de la figure représentent le spectre en z=0 (courbe noire, largeur spectrale de l'ordre de 1/Itpl) et intégré spatialement (courbe grise, largeur spectrale de l'ordre de 1/TF). Les simulations (mais ce résultat peut aussi être trouvé grâce à une analyse théorique plus approfondie que le simple modèle exposé plus 20 haut) ont permis de mettre en évidence le fait que l'intensité de pic lm de l'impulsion CPLC focalisée est d'autant plus réduite que le paramètre de chirp 13 est important. Cela est illustré par la figure 6. Une comparaison avec la figure 3 montre qu'une vitesse de propagation très supérieure ou inférieure à c, voire négative, est obtenue au prix d'une réduction de l'intensité de pic im 25 (quantifiée par le paramètre e = -, lo étant l'intensité de pic de l'impulsion /0 focalisée en l'absence de chirp et d'aberration chromatique) d'un voire deux ordres de grandeur. Cet inconvénient de l'invention doit néanmoins être relativisé, car aujourd'hui il est possible de générer des impulsions femtosecondes ayant une puissance de pic de l'ordre des centaines de 30 Terawatts (1 TW= 1012w), voire plusieurs Petawatts (1 PW=1015W), qui 13 permettent une fois focalisés d'atteindre des intensités considérables (>1021 VV/cm2). L'aberration chromatique longitudinale affecte aussi l'intensité de pic maximale de l'impulsion CPLC. Cela est mis en évidence par la figure 7 5 qui montre la dépendance de a (échelle inférieure) ou, de manière équivalente, de 'CID (échelle supérieure) du paramètre de réduction de l'intensité de pic e pour trois valeurs différentes de valeur absolue de (131a) (et donc cinq vitesses de propagation différentes : v=c (13/(1=0), v=0,91 -c ou 1,1.c (/u=±7,71 .102 fs.cm2), v=0,81 -c ou 1,3.c (/u=±1 ,95-1 fs.cm2)). Les courbes 10 e(a) sont en trait pointillé pour u Zr pour sa0 (l'équation 8, selon laquelle 4 est proportionnel à a, 15 ne s'applique pas pour a petit). On peut ainsi constater qu'une variation de +30%/-20% de la vitesse de propagation de l'impulsion par rapport au cas v=c peut être obtenue, sur une longueur de Rayleigh étendue de plusieurs centaines de nanomètres, au prix d'une perte d'intensité de pic d'un facteur 100 environ. 20 En se limitant, dans un souci de simplicité, au cas d'un chirp linéaire, la vitesse de l'impulsion est déterminée par la valeur du rapport Pl a (équation 10). Un nombre infini de couples de valeurs des paramètres a et p permet donc d'obtenir une vitesse cible donnée. Le choix d'un couple de valeurs particulier résulte typiquement d'un compromis entre l'intensité du pic 25 de l'impulsion focalisée et la longueur de Rayleigh étendue - deux critères que l'on souhaite le plus souvent maximiser. Le plus souvent a sera choisi de telle façon que tetF. Le respect de cette condition assure que 4, est sensiblement supérieur à Zr. Les figures 8B à 8E montrent des simulations d'impulsions 30 CPLC selon différents modes de réalisation de l'invention. La figure 8A, donnée à titre de comparaison, correspond à une impulsion sans chirp mais 14 avec une courbure du front d'impression de paramètre a=3 fs/cm2, qui se propage donc à une vitesse c; cette situation peut être rapprochée de celle de la figure 2A. Les panneaux supérieurs des différentes figures montrent les 5 profils spatio-temporels d'intensité sur l'axe optique des impulsions, les panneaux inférieurs leur profils temporels sur l'axe, multipliés par le coefficient e-1, dont la valeur est indiquée sur chaque figure, pour des raisons de visibilité. Dans tous les cas, X0=800 nm, w0=5 cm, f=1 m, TF=25 fs. Le paramètre a=3 fs/cm2 (tp=75 fs) sauf dans le cas de la figure 8E, où a=30 10 fs/cm2 (tp=750 fs). La figure 8B représente le cas où 13 = 1 2 . 2 3 0 fs2, ce qui correspond à une vitesse sous-luminique v=0,7c. Cette situation peut être rapprochée de celle de la figure 2B. La figure 8C représente le cas où 13 = - 5 3 . 4 2 0 fs2, ce qui 15 correspond à une vitesse négative v=-c. Cette situation peut être rapprochée de celle de la figure 2C. La figure 8D représente le cas où l'impulsion présente une phase spectrale d'ordre trois, c'est-à-dire un chirp quadratique : l'impulsion se propage avec une accélération uniforme, comme dans le cas de la figure 2D. 20 Dans le cas de la figure 8E l'impulsion présente une phase spectrale oscillante, dont il résulte une vitesse de propagation présentant une oscillation entre 0,3.c et c. La figure 9 illustre schématiquement un système selon un mode de réalisation de l'invention. 25 Une source laser SL génère des impulsions laser ultrabrèves, dont la durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier, TF est typiquement inférieure ou égale à 10 ps, voire à 1 ps. La source SL comprend généralement un oscillateur laser femtosecondes, le plus souvent à Ti : Saphir opérant en mode de verrouillage de phase, et une chaîne d'amplification. 30 Les impulsions IL0 générées par la source SL sont dirigées, par l'intermédiaire d'un miroir Ml, vers la ligne à retard dispersive LRD. Dans 15 le mode de réalisation de la figure 9, il s'agit d'une ligne programmable, comprenant un premier réseau de diffraction (ou prisme) RD1 qui sépare les différentes composantes spectrales de la lumière incidente, une première lentille L1 pour collimater le faisceau dispersé par le réseau, un modulateur 5 spatial de phase à cristaux liquides MSP, une deuxième lentille L2 pour focaliser le faisceaux sur un deuxième réseau de diffraction (ou prisme) RD2 qui recombine les différentes composantes spectrales. Un ordinateur ORD pilote le modulateur spatial de phase à cristaux liquides MSP, de manière à déphaser de manière contrôlée chaque composante spectrale du faisceau 10 laser. Cela permet d'obtenir un chirp arbitraire, linéaire ou non linéaire. Un deuxième miroir M2 dirige les impulsions avec chirp ILc issues de la ligne à retard dispersive vers le système optique chromatique SOC. Ce dernier est formé par un télescope afocal SCL, constitué de deux lentilles LC1, LC2 présentant une aberration chromatique longitudinale 15 significative, et une lentille de focalisation L, sensiblement achromatique. La référence Il_cpLc désigne l'impulsion avec chirp et courbure du front d'impulsion focalisée par la lentille L. De nombreuses variantes sont possibles. Par exemple, un chirp linéaire peut être introduit par une 20 simple ligne à retard dispersive à prismes ou réseaux de diffraction, sans besoin d'avoir recours à un modulateur spatial de phase. Par ailleurs, de telles lignes de retard sont généralement présentes dans la chaîne d'amplification faisant partie de la source laser, et peuvent être utilisées pour obtenir le chirp nécessaire à la mise en oeuvre de l'invention (avant d'amplifier des impulsions 25 laser ultrabrèves il est courant de les étirer par introduction d'un chirp linéaire, puis de les recomprimer après amplification). Un chirp sensiblement linéaire peut également être obtenu en propageant l'impulsion à travers un milieu dispersif. Une ligne à retard dispersive n'est pas le seul élément 30 pouvant introduire un chirp, linéaire ou pas. Une alternative consiste à moduler la phase temporelle de l'impulsion au moyen d'un modulateur acousto-optique utilisé en tant que filtre dispersif programmable acousto- 16 optique (AOPDF, de l'anglais « Acousto-Optic Programmable Dispersive Filter). En fait, tout dispositif permettant de moduler la phase optique d'une impulsion peut convenir à la mise en oeuvre de l'invention. Le système optique chromatique SOC peut aussi présenter 5 une structure différente de celle représentée sur la figure 9. Par exemple, il peut s'agir d'une simple lentille chromatique, assurant à la fois la focalisation et l'introduction de la courbure du front d'impulsion. Le plus souvent, l'aberration chromatique longitudinale du système SOC est fixe, étant déterminée par la structure et les matériaux 10 constitutifs des lentilles qui le composent. Le paramètre a ne peut donc être modifié, de manière discontinue, qu'en changeant ces lentilles. Il est cependant possible d'utiliser un modulateur spatial de lumière et un miroir déformable pour obtenir un système chromatique SOC dont l'aberration chromatique longitudinale peut être contrôlée finement ; voir à ce propos [6]. 15 L'invention peut être appliquée, en particulier, à l'accélération de particules (électrons ou ions) par laser ([7]). Par exemple, la génération d'impulsions laser « lentes » (vitesse v sensiblement inférieure à c, par exemple inférieure d'au moins 10% voire 20% ou plus) peut faciliter l'accélération d'ions, tandis qu'un réglage fin de la vitesse de propagation des 20 impulsions autour de c peut être avantageuse pour l'accélération d'électrons relativistes par champ de sillage (« wakefield acceleration » en anglais). Aussi bien dans le cas des ions que dans celui des électrons, l'injection des particules est facilitée par l'utilisation d'impulsions de vitesse non constante, augmentant au cours du temps. 25 Références [1] W. Milonni « Controlling the speed of light pulses », J. Phys. B : At. Mom/ Opt. Phys 35 (2002), R31-R56 [2] H. Vincenti et F. Quéré, « Attosecond lighthouses: how to use spatiotemporally coupled light fields to generate isola ted attosecond 30 pulses », Phys. Rev. Lett. 108, 113904 (2012). [3] WO 2012/164483 « Procédé et dispositif de génération d'impulsions attosecondes isolées ». 17 [4] H. E. Kondakci, A. F. Abouraddy, « Diffraction-free pulsed optical beams via space-time correlations », Opt. Express 24, 28659 (2016). [5] D. Oron, E. Tal, Y. Silberberg « Scanningless depthresolved microscopy », Opt. Express 13, 1468 (2005). 5 [6] B. Sun, P. S. Salter, M. J. Booth « Pulse front adaptative optics : a new method for control of ultrashort laser pulses », Optics Express Vol. 23, No. 15 (2015). [7] E. Esarey, C. B. Schroeder, W. P. Leemans « Physics of laser-driven plasma-based electron accelerators », Reviews Of Modern 10 Physics, Vol. 81 (2009). REVENDICATIONS1. Procédé de contrôle de la vitesse d'une impulsion laser comprenant : - une étape d'application d'un chirp à l'impulsion (ILo) ; et - une étape de focalisation de l'impulsion au moyen d'un système optique (SOC) présentant une aberration chromatique longitudinale ; moyennant quoi un pic d'intensité de l'impulsion (11_cpLc) se déplace le long d'un axe de propagation (z) suivant, sur une longueur de 10 propagation (4) finie, un profil de vitesse fonction dudit chirp et de ladite aberration chromatique longitudinale. 2. Procédé selon la revendication 1 comprenant également une étape préalable de détermination d'au moins un paramètre, choisi parmi 15 un paramètre (13) quantifiant ledit chirp et un paramètre (a) quantifiant ladite aberration chromatique longitudinale, en fonction d'un profil de vitesse cible dudit pic d'intensité de ladite impulsion laser. 3. Procédé selon la revendication 2 dans lequel ladite étape 20 préalable comprend la détermination d'au moins un paramètre quantifiant ledit chirp, ladite aberration chromatique étant considérée constante. 4. Procédé selon l'une des revendications 2 ou 3 dans laquelle la dérivée seconde de la phase spectrale y de l'impulsion laser par 25 rapport à la fréquence angulaire co, quantifiant le chirp, et la courbure du front d'impulsion a, quantifiant l'aberration chromatique longitudinale, sont choisies de manière à respecter la relation : ) 2 - aW0 Zr ( 1 19(Z) 1C _ où wo est le rayon de gorge avant focalisation du faisceau laser correspondant à une composante spectrale à une fréquence centrale de l'impulsion, 30 considéré gaussien, et zr sa longueur de Rayleigh, c la vitesse de la lumière a 2 9 a(02 19 dans le vide et v(z) le profil de vitesse cible, exprimant la vitesse de déplacement du pic d'intensité de l'impulsion en fonction de sa position z le long de l'axe de propagation. 5 5. Procédé selon l'une des revendications précédentes dans lequel ladite impulsion (ILo) présente une durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier, TF, inférieure ou égale à 10 ps et de préférence inférieure ou égale à 1 ps. 6. Procédé selon l'une des revendications précédentes dans lequel l'aberration chromatique longitudinale dudit système optique (SOC) est suffisamment importante pour que tetF, où : - TF est la durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier de l'impulsion laser ; - tp=ccW02 où a est la courbure du front d'impulsion, quantifiant l'aberration chromatique longitudinale, et wo est le rayon de gorge avant focalisation du faisceau laser correspondant à une composante spectrale à une fréquence centrale de l'impulsion, considéré gaussien. 7. Procédé selon l'une des revendications précédentes dans lequel ledit chirp présente une composante du troisième ordre, moyennant quoi ledit pic d'intensité de l'impulsion se déplace le long dudit axe de propagation avec une accélération constante et non nulle sur ladite longueur de propagation finie. 8. Utilisation d'un procédé selon la revendication 7 pour l'accélération de particules par laser. 9. Système pour la mise en oeuvre d'un procédé selon l'une des revendications précédentes comprenant : 20 - une source (SL) d'impulsions laser présentant une durée à mi-hauteur limitée par transformée de Fourier, TF, inférieure ou égale à 10 ps et de préférence inférieure ou égale à 1 ps ; - un modulateur de phase optique (LRD), configure 5 pour appliquer un chirp auxdites impulsions laser ; et - un système optique de focalisation (SOC) desdites impulsions lasers présentant une aberration chromatique longitudinale suffisamment importante pour que tetF, où tp=aw02 où a est la courbure du front d'impulsion, quantifiant l'aberration chromatique 10 longitudinale, et wo est le rayon de gorge du faisceau laser portant les impulsions focalisées, considéré gaussien. 10. Système selon la revendication 9 dans lequel ledit modulateur optique de phase est adapté pour appliquer auxdites impulsions 15 un chirp réglable. 11. Système selon l'une des revendications 9 et 10 dans lequel ledit modulateur de phase optique est une ligne à retard dispersive.