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Principe d’excitation des électrons dans un matériau.
Lors de la description des matériaux diélectriques, nous avons parlé des aspects macroscopiques de ces derniers et de leur comportement face à un champ électromagnétique. Il est intéressant de les définir à l’échelle microscopique par leur structure électronique. Elle repose sur la résolution de l’équation de Schrödinger dont les solutions sont des fonctions de Bloch. Ce formalisme permet de décrire les états électroniques d’un matériau sous forme d’alternance de bandes d’énergie et de bandes interdites [10, 11]. Une bande interdite correspond à une absence d’orbitale ondulatoire d’électrons : il s’agit d’états énergétiques interdits aux électrons. Les électrons sont répartis dans ces bandes d’énergie. On appelle niveau de Fermi le niveau d’énergie le plus haut peuplé en électrons à une température de 0K.
On distingue alors trois principaux types de matériaux :
– les matériaux diélectriques, pour lesquels le niveau de Fermi est dans une bande interdite : la bande d’énergie peuplée inférieure à la bande interdite est alors appelée bande de valence (BV). La bande d’énergie vide supérieure à la bande interdite est la bande de conduction (BC). Une énergie supérieure à la largeur de la bande interdite doit être fournie aux électrons pour passer de la BV à la BC. L’énergie apportée par un photon à une fréquence est = ℎ , ℎ étant la constante de Planck. A titre d’exemple, l’énergie d’un photon à 1053nm est de 1,18eV. Elle est très faible par rapport à la largeur de la bande interdite d’une couche de silice (matériau très largement utilisé en optique dont la largeur de la bande interdite est typiquement de 7,5eV).
– les métaux pour lesquels le niveau de Fermi est dans une bande d’énergie : les électrons peuvent facilement passer d’un état énergétique à un autre par simple agitation thermique par exemple.
– les semi-conducteurs : c’est un cas intermédiaire qui possède une fine bande interdite (<3eV).
Nous allons nous intéresser plus particulièrement aux matériaux diélectriques et à l’excitation de leurs électrons. La représentation choisie [12] est une représentation schématique pour laquelle on a fixé le vecteur d’onde des électrons. Elle est donnée dans la Figure 1-10.
Principe de relaxation des électrons.
Parmi les phénomènes de relaxation, on trouve les phénomènes de relaxation intrabandes et interbandes.
Concernant les processus intrabandes, on répertorie :
– les relaxations électron-électron : l’énergie d’un électron excité est transférée à un autre électron sans perte de population électronique dans la BC et sans perte d’énergie (processus de conduction de l’électricité dans les métaux, où la densité d’électrons dans la bande de conduction est très élevée)
– les relaxations électron-phonon : un phonon est un quanta de vibration (il correspond aux oscillations harmoniques dans le réseau d’ions qui constitue le matériau). Les phonons transportent une énergie faible qui est transférée au réseau et conduit à l’échauffement du matériau. Les autres électrons dans la BC sont susceptibles d’écranter ce phénomène d’interaction électron-ion. Toutefois, la faible densité d’électrons dans la BC dans un diélectrique rend ce phénomène de relaxation électron-phonon très présent.
Ces processus intrabandes sont très rapides (quelques centaines de femtosecondes) et peuvent donc avoir lieu pendant une impulsion laser sub-picoseconde.
Concernant les relaxations interbandes, on peut citer :
– des relaxations radiatives par recombinaisons directes : l’électron excité redescend en énergie en se recombinant avec un trou et en émettant un photon. C’est sur ce processus long (~1ns) que repose typiquement le fonctionnement d’un laser solide.
– Les relaxations par recombinaison indirecte : les électrons se désexcitent dans des niveaux électroniques situés à l’intérieur de la bande interdite : on parle alors de piégeage de charges. Ces niveaux intermédiaires peuvent être d’origine naturelle, introduits par des défauts cristallins (défaut lacunaire par exemple), ou être le résultat d’une excitation du matériau. En effet, lors de l’excitation d’un électron, celui-ci laisse dans la BV une charge positive appelée trou. La localisation d’un trou et d’un électron sur des sites voisins peut entraîner une déformation de la maille cristalline qui rend stable un état électronique intermédiaire et donc propice au piégeage d’un électron. Ce phénomène d’auto-piégeage des électrons est appelé STE (Self Trapped Exciton, Exicton auto-piégé) [17]. Les états intermédiaires permettant le piégeage de charges peuvent se trouver proches en énergie de la BC ou de la BV : on parle respectivement de Shallow Traps (ST) ou de Deep Traps (DT). Les temps caractéristiques de ces processus varient de la femtoseconde à la centaine de picosecondes et dépendent des matériaux [18].
La formation de STE est favorable à l’ionisation de matériaux. Les niveaux intermédiaires créés facilitent l’accès des électrons à la bande de conduction en diminuant l’énergie nécessaire à leur excitation et donc en facilitant l’absorption de photons. Ce phénomène, qui apparaît après plusieurs irradiations correspond au phénomène de fatigue ou d’incubation.
Le phénomène d’endommagement laser.
Les mécanismes d’endommagement.
La norme ISO 21254 définit un dommage laser comme étant une modification irréversible en surface ou en volume d’un composant observable en microscopie DIC (Differential Interference Contrast, micrsocope à constraste). Dans les régimes nanoseconde et picoseconde, l’endommagement laser résulte de l’absorption
Le laser PETAL et la problématique de l’endommagement laser en régime sub-picoseconde. de l’énergie par les rares défauts des optiques, même en faible concentration. L’absorption conduit à une élévation de la température pendant toute la durée de l’impulsion laser. Dans le cas des impulsions courtes, la probabilité d’absorption des photons via des transitions multiphotoniques prévaut sur l’absorption par les défauts rares et localisés dans la matière [19]. Les différents mécanismes d’excitation présentés dans le paragraphe 1.B.2.i mènent à une augmentation de la densité d’électrons dans la BC et à la formation d’un gaz d’électrons et d’ions appelé plasma. On peut alors définir une valeur critique telle que la fréquence du plasma est égale à la fréquence du laser. Cette valeur critique est de l’ordre de 1020-1023 cm-3. Lorsqu’elle est atteinte, il se produit un fort couplage de l’énergie transportée par le faisceau vers le plasma d’électrons, pouvant conduire à un endommagement de la matière. Pendant une impulsion subpicoseconde, la durée de l’impulsion étant bien plus courte que la durée caractéristique de thermalisation de la matière, le phénomène d’absorption est dissocié du phénomène de transfert de l’énergie au réseau cristallin. Une fois l’énergie de l’impulsion absorbée par le matériau, il s’ensuit un endommagement résultant de :
– Un mécanisme d’explosion Coulombienne : la neutralité des charges dans le matériau n’est pas maintenue. La charge d’espace près de la surface du matériau est très importante et ce volume chargé positivement va exploser [20].
– Un phénomène thermique : Lors du dépôt d’énergie, on a un chauffage quasi instantané du gaz d’électrons alors que le réseau est peu perturbé. L’énergie ensuite transmise au réseau va l’échauffer et provoquer une fusion explosive du matériau [21].
– La détente du plasma qui s’est formé dans la zone absorbante du matériau et qui va générer une onde de choc [21].
– Les contraintes thermomécaniques : la formation d’un gradient élevé de température au sein du matériau après le passage de l’impulsion peut contraindre le matériau et l’endommager [22].
En régime d’impulsion longue (supérieur à la dizaine de picoseconde), la thermalisation du système d’électron a lieu en même temps que le dépôt d’énergie par l’impulsion laser. Si l’énergie apportée est suffisamment importante, le transfert d’énergie des électrons au réseau permet de produire un changement de phase dans toute la zone où l’énergie thermique a été transférée. Le dommage résultant est lié à la fusion et à la vaporisation de la matière dans une zone relativement large autour du point focal. En régime d’impulsions courtes, les électrons sont donc très rapidement excités et la densité critique d’électrons est atteinte même pour de faibles énergies (comparé aux impulsions longues) : l’endommagement est beaucoup plus localisé puisque la zone impactée thermiquement sera plus restreinte [16]. Dans la Figure 1-13, on illustre cet endommagement typique obtenu en régime d’impulsions courtes avec un faisceau spatialement gaussien de diamètre environ 150µm. Il s’agit de différents composants optiques : des matériaux déposés en couche mince sur des substrats et des miroirs diélectriques. Ils sont observés avec un microscope DIC (modèle Axio Imager.A2, Zeiss, objectif ×100 0.90NA).
Comment évaluer la résistance au flux d’une optique ?
Tester la tenue au flux laser des surfaces optiques permet de qualifier leurs procédés de fabrication en vue de les améliorer. L’objectif est d’atteindre une résistance laser optimale des surfaces optiques. Ces mesures sont réalisées en laboratoire, sur des bancs optiques destinés aux expériences d’endommagement laser. Le CEA-CESTA s’est pour cela doté d’un parc de bancs d’endommagement laser :
– Quatre bancs permettent de tester les optiques en régime nanoseconde. Les sources laser utilisées sont des lasers Nd:YAG cadencées à 10Hz. Les longueurs d’onde disponibles sont 1064nm, 532nm et 355nm (les deux dernières sont obtenues par conversion de fréquence). Ils sont destinés à la qualification des optiques du LMJ et à l’étude de l’endommagement laser en régime nanoseconde.
– Un banc femtoseconde, développé pour répondre aux problématiques de PETAL. En 2013, le CEA a remplacé une source laser de laboratoire par une nouvelle source développée par Amplitudes Système. Il s’agit d’un laser Yb:CaF2 cadencé à 10Hz ou 100Hz, qui délivre des impulsions de durée minimale 720fs à 1053nm. Nous décrirons en détail cette source et son implémentation dans le Chapitre 3.
L’ensemble des bancs d’endommagement laser sont conçus sur le même schéma :
– L’énergie du faisceau en sortie de la source laser est contrôlée grâce à un système d’atténuation d’énergie.
– Le faisceau millimétrique délivré par la source laser est focalisé et atteint une dimension submillimétrique : cela permet d’obtenir les densités d’énergie souhaitées sur l’échantillon.
– Ces deux paramètres (dimension du faisceau focalisé et énergie incidente sur l’échantillon) sont enregistrés tir à tir afin de connaître les caractéristiques de l’irradiation.
Classiquement, ces bancs d’endommagement sont utilisés afin de tester des échantillons représentatifs de grands composants et permettent ainsi de valider ou de rejeter un procédé de fabrication. Des systèmes d’observations sont installés afin de détecter le phénomène d’endommagement. Pour les tests d’endommagement, un grand nombre d’illuminations peut être requis, démontrant l’utilité des grandes cadences (relativement à la cadence de tir de PETAL ou du LMJ de 1tir/jour). Les différentes procédures de tests permettant de qualifier la tenue au flux des optiques sont décrites dans le Chapitre 4.
Une fois un procédé qualifié et validé, il peut ensuite être adapté à des composants échelle 1:1.
Comment se manifeste l’endommagement sur PETAL ?
A l’instar des bancs d’endommagement, l’observation de dommages laser sub-picoseconde sur PETAL n’est aujourd’hui pas une chose aisée. En effet, cette section est sous vide et l’observation n’est possible qu’à distance, à partir des hublots du caisson de compression. Seule une évaluation grossière du phénomène d’endommagement est possible. Dans la Figure 1-20, on illustre un exemple d’observation d’un miroir endommagé, faite au travers des hublots de la section sous vide de PETAL. Des traces blanches se forment à la surface du composant mais il est très difficile de caractériser de cette façon la nature et la morphologie de l’endommagement.
Le laser PETAL et la problématique de l’endommagement laser en régime sub-picoseconde. Une observation fine des composants est réalisable à condition de casser le vide et de retirer le composant pour l’observer sur des bancs dédiés. Cette manutention est coûteuse en temps et en ressources humaines et financières. Durant cette thèse, nous avons eu l’opportunité de réaliser cette expérience : des observations seront rapportées dans le Chapitre 5.
Quelles solutions pour limiter l’endommagement des optiques ?
L’exemple du régime nanoseconde.
La problématique de l’endommagement laser est également rencontrée dans le domaine nanoseconde. Le développement de grandes installations travaillant dans ce régime temporel (telles que le LMJ [2] ou le NIF [1]) ont fortement dynamisé la recherche sur cette thématique [41]. L’endommagement laser en régime nanoseconde dans l’UV est à ce jour le facteur principal limitant la montée en énergie de ce type d’installations. Il augmente le coût d’exploitation de l’installation et limite ses performances. Il est donc primordial d’étudier la problématique de l’endommagement laser afin d’en identifier les causes (par exemple les modulations spatiales ou temporelles des faisceaux et les défauts des optiques) [42, 43] et si possible d’apporter des solutions (amélioration du faisceau et optimisation des procédés de fabrication des composants [42, 44, 45]). Il est également intéressant pour une installation de pouvoir prévoir la durée de vie des composants optiques des chaînes laser et pouvoir estimer et limiter les coûts d’exploitation.
La silice est un matériau dont le comportement sous flux laser est largement étudié en régime nanoseconde [46]. En effet, on la retrouve comme substrat de nombreux composants optiques en transmission tels que des hublots, des lames de phase… Il a été montré que la formation des dommages en régime nanoseconde est majoritairement due à la présence de défauts dans la silice [47, 48]. Il peut s’agir de défauts structuraux dans la silice qui introduisent des niveaux d’énergie supplémentaires à l’intérieur de la bande interdite de cette dernière. Ces défauts structuraux sont par exemple situés près de la surface dans des micro-fractures issues des actions mécaniques lors des procédés de polissage [43]. D’autres défauts ont également été observés dans la silice, tels que des résidus d’abrasifs utilisés lors des étapes de polissage, des rayures ou des bulles de dimension macroscopique. L’énergie nécessaire à l’ionisation de ces défauts est bien plus faible que celle de la silice pure et parfaite [49] et ils favorisent l’endommagement laser en étant des centres privilégiés pour initier un processus de dépôt d’énergie très efficace. Pour prendre en compte le fait que l’endommagement démarre sur des défauts rares localisés en régime nanoseconde, il est préférable d’adopter une approche statistique plutôt qu’une approche déterministe en appliquant une technique dite Rasterscan. La technique Rasterscan [50] consiste à réaliser un balayage d’une zone centimétrique d’un composant à l’aide d’un faisceau sub-millimétrique à de faibles fluences où la probabilité d’endommagement est de l’ordre de 0,01%. Le but est d’illuminer le maximum de surface afin de révéler les rares défauts qui abaissent la tenue au flux laser d’une optique. Le balayage est généralement réalisé à une fréquence de 10Hz avec un recouvrement entre les sites irradiés. Ces tests réalisés en laboratoire permettent de donner une tendance concernant l’endommagement laser des composants optiques en régime nanoseconde et de qualifier les optiques. Les résultats, exprimés en densités de dommages, sont extrapolés pour quantifier la densité de défauts d’une optique, puisqu’il a été fait l’hypothèse qu’un dommage résulte de la présence d’un défaut.
Au cours de ces dernières années, une attention particulière a été portée à l’amélioration des procédés de fabrication des optiques en se basant sur ces méthodes de test. Les travaux menés ont permis d’obtenir des composants de silice de très bonne qualité avec de rares défauts, comme montré sur la Figure 1-21 [45] reportant l’évolution des densités de dommages pour différents procédés de finition.
La technique e-beam ou EBD (Electron Beam Deposition, évaporation par canon à électrons) :
Cette technique est aujourd’hui la principale utilisée par les industriels pour la réalisation de couches minces optiques, notamment pour la production de grandes optiques, telles que celles de PETAL. Cette méthode consiste à évaporer le matériau en le chauffant. Le matériau ainsi évaporé se recondense sous forme d’une couche mince sur un substrat disposé sur une platine en rotation au-dessus de l’évaporateur. Un exemple de platine maintenant les substrats est donné dans la Figure 2-3.
Deux solutions permettent de chauffer le matériau. Historiquement, il s’agissait de placer le matériau dans un creuset et de chauffer ce creuset en faisant passer un courant au travers. Cette méthode peut entraîner une forte corrosion du creuset et perturber le dépôt. Egalement la température accessible avec cette technique est limitée par la température de fusion du matériau constituant le creuset. Elle a donc été remplacée par un chauffage direct du matériau réalisé grâce à un faisceau d’électrons accélérés avec une tension de 6 à 10kV et un courant de 0,1-1,5A. Le canon à électrons agit uniquement sur le matériau et laisse intact le creuset. Cette alternative a permis de considérablement améliorer la qualité des traitements, en limitant la contamination par le creuset et grâce à la meilleure maîtrise de la température de chauffe. La mise en place de plusieurs creusets dans l’enceinte de dépôt permet de déposer plusieurs matériaux, sans casser le vide de l’enceinte. Dans la Figure 2-4(a), la méthode de chauffage par canon à électrons est illustrée. Les couches déposées par cette technique ont une faible densité et induit peu de contrainte au substrat. La planéité du composant est peu impactée par cette technique. Cet aspect est particulièrement recherché pour la fabrication des grands composants optiques réflectifs (typiquement 40*40cm²), puisqu’il garantit la conservation de la planéité des miroirs. Les couches déposées ont une structure colonnaire et fortement lacunaire [60], comme cela est montré dans la Figure 2-5. Cette structure est due à la faible énergie cinétique des entités déposées. La faible densité est cependant propice à l’emprisonnement des molécules d’eau contenues dans l’air environnant. La présence d’eau a deux principales conséquences :
– l’augmentation de l’absorption des couches déposées dans le domaine infrarouge.
– la modification de la fonction optique des traitements finaux en fonction de l’hygrométrie relative de l’air. Un changement d’hygrométrie peut modifier des indices optiques des matériaux.
Afin de densifier les couches déposées, une source ionique peut être introduite dans la chambre d’évaporation : elle est dirigée sur les substrats en cours de traitement et colinéaire à la plume d’évaporation, comme illustré sur la Figure 2-4(b). Elle fournit l’énergie nécessaire à la densification des couches durant la croissance du traitement. C’est technique est appelée assistance ionique ou IAD (Ion Assisted Deposition) [61]. La densification permet non seulement d’éviter l’absorption d’eau par le traitement mais également de remplacer les contraintes de tension dans le dépôt par des contraintes en compression : les risques de clivage du traitement sont réduits. En revanche, ces contraintes en compression doivent être maîtrisées (chauffage du substrat, pression dans le bâti de dépôt…) afin de conserver la planéité du composant optique. Les ions utilisés peuvent être des ions inertes ou alors des ions oxygènes qui ont l’avantage, dans le cas de dépôt d’oxydes, de maintenir une bonne stœchiométrie du matériau déposé.
La technique IBS (Ion-Beam Sputtering, dépôt par pulvérisation ionique) :
Un faisceau d’ions argon accéléré avec une tension de 1kV est dirigé sur un bloc de matériau à déposer, comme schématisé sur la Figure 2-8 : ce bloc est appelé cible. Une plume d’éjection est ainsi générée et se dépose sur les substrats placés sur une platine en rotation. Dans le cas de dépôts d’oxydes, les cibles utilisées peuvent être métalliques et un flux d’oxygène est ajouté dans l’enceinte à vide afin de réaliser un dépôt réactif. En complément, tout comme pour les dépôts par évaporation, il est possible d’ajouter une assistance ionique afin de densifier davantage les couches. Avant le début du dépôt, cette source ionique est généralement utilisée afin de nettoyer le substrat. La technique permet à ce jour de réaliser des traitements couches minces d’excellente qualité grâce à la grande stabilité des équipements utilisés. Toutefois, la vitesse de dépôt par IBS est faible par rapport à la technique e-beam et MS et les surfaces traitables sont limitées : elle est donc réservée à ce jour aux applications où des hautes précisions de dépôts sont recherchées. Egalement, il est a noté que les techniques énergétiques (IBS, MS et RLVIP) permettent certes d’obtenir des couches très denses. Toutefois, les contraintes générées sont difficilement maîtrisables et déforment fortement la surface des composants [66, 67]. Ceci est problématique notamment pour les traitements de grandes surfaces (de dimensions supérieures à 100cm²) puisqu’elles perturbent fortement la planéité des surfaces. Aujourd’hui, on utilisera donc préférentiellement les techniques e-beam et IAD pour le traitement des grandes surfaces, générant des contraintes moins importantes et davantage maîtrisables.
Lien entre le champ électrique et l’endommagement laser.
Dans le paragraphe 2.B, nous avons introduit plusieurs outils permettant de calculer les coefficients de réflexion (cas des miroirs) et de diffraction (cas des réseaux). Ces outils sont très utiles pour comprendre les performances d’un système optique. Egalement ils permettent de calculer des facteurs de renforcement du champ électrique. Bien que ces facteurs ne donnent pas d’informations complémentaires sur la réponse des systèmes optiques, il a toutefois été montré qu’ils sont fortement corrélés à leur fluence seuil d’endommagement. Jasapara et al. ont été les premiers en 2001 à montrer ce lien entre fluence seuil d’endommagement et intensité du champ électrique [77]. On retrouve ensuite ce lien dans de nombreuses études dans lesquelles il est notamment utilisé pour introduire la notion de fluence seuil d’endommagement intrinsèque des matériaux [78, 23, 79, 80]. Elle est particulièrement utile pour qualifier à une longueur d’onde donnée un matériau déposé en couche mince indépendamment de l’épaisseur déposée, et des conditions expérimentales de test (angles d’incidence et polarisation). Dans le paragraphe 2.A.1, il a été montré que la répartition du champ électrique dans une structure en couches minces est dépendante de ces trois derniers paramètres. Un exemple d’EFI déterminé dans une monocouche d’oxyde de scandium Sc2O3 (d’indice 1,9) est donné dans la Figure 2-19. Sur cette figure, on aperçoit un renforcement du champ électrique à l’interface entre le substrat de silice et la monocouche : il est dû à la différence d’indices entre ces deux matériaux.
Conception et test d’un nouveau miroir pour les applications Petawatts.
En utilisant le principe de minimisation du champ électrique afin d’améliorer la tenue au flux des composants optiques, un premier travail a été fait pour définir un nouveau miroir pour PETAL. Cette étude a été réalisée en collaboration avec Eric L., du Laboratoire de Procédés Optiques (CEA CESTA/DLP). Il s’agit d’un miroir de transport, fonctionnant à une incidence de 45° et en polarisation S. Sur la Figure 1-8, il s’agit du premier miroir situé après les réseaux de compression sous vide. Ce miroir peut pivoter. Il a la spécificité d’être hautement réfléchissant (>99,9%) lors de son utilisation à 45° et de transmettre à plus de 90% le faisceau lors de son utilisation à 0°. A cette incidence normale, il laisse passer le faisceau pour analyse sur un banc dédié aux diagnostics. Les matériaux haut indice et bas indice utilisés pour ce miroir sont respectivement HfO2 et SiO2. Un empilement spécifique avait été réalisé en 2013 pour ce miroir afin de garantir une transmission supérieure à 90% à 0°. Nous l’appellerons dans la suite MT5-V1. Lors de la montée en puissance de PETAL, cet empilement a été endommagé. Une observation du traitement a été réalisée après un tir PETAL à 570 J, reportée dans la Figure 2-21.
Une analyse de la distribution du champ électrique dans ce traitement est donnée la Figure 2-22 pour la polarisation S et un angle d’incidence de 45°. Il montre un fort renforcement du champ électrique dans les 2 premières couches B et H avec un EFI maximal dans la première couche B de 1,37 et un EFI dans la deuxième couche H de 1,14. Des mesures de tenue au flux laser ont été réalisées sur des monocouches représentatives des matériaux utilisés dans ce miroir. Elles donnent une fluence seuil d’endommagement intrinsèque de 2,25 J/cm² pour le HfO2 et 2,96 J/cm² pour le SiO2. En utilisant l’Équation 2-17, cela conduirait à un seuil théorique en conditions opérationnelles de 2 J/cm², la couche limitante étant la seconde couche H.
Le banc d’endommagement laser DERIC
Le banc DERIC utilise une source laser développée par la société Amplitude Systèmes (Pessac, 33) qui délivre des impulsions sub-picosecondes à 1053nm. Elle a été développée spécifiquement pour répondre aux attentes de PETAL concernant la mesure de la résistance au flux laser de ses optiques. Une étape de cette thèse a été de développer le banc DERIC et de mettre en place toute l’instrumentation permettant des mesures de tenues au flux laser de composants optiques. Sans aucune mise en forme spatiale, les densités d’énergie maximales accessibles seraient de l’ordre de 0,04J/cm². Or le but de ce banc est de réaliser des tests d’endommagement laser sur des composants optiques destinés aux applications Petawatts. Dans le Chapitre 1, nous avons rapporté des spécifications pour la tenue au flux laser des optiques de PETAL de l’ordre de 4J/cm² pour des impulsions de 500fs. Afin de garantir la faisabilité de ces expériences, nous avons choisi de développer le banc DERIC pour qu’il puisse tester les composants sur une gamme plus étendue de fluences, allant de 0 jusqu’à 8 J/cm². Pour atteindre ces densités d’énergie lors des tests d’endommagement, le faisceau est focalisé au moyen d’une lentille. Un schéma de l’installation DERIC est donné Figure 3-1. Il représente le banc d’endommagement laser avec la source laser Amplitude Systèmes qui est utilisée à une fréquence de 10Hz et délivre un faisceau au profil spatial gaussien. En sortie de ce laser, une lame séparatrice escamotable permet d’envoyer une portion du faisceau vers une voie d’analyse où sont réalisées ponctuellement les mesures spectrales et temporelles qui seront présentées dans le paragraphe suivant. D’autres dispositifs sont mis en place afin de qualifier tir à tir les irradiations laser qui illuminent les échantillons.
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Table des matières
Introduction générale
1.A Présentation du laser PETAL.
1.A.1 Qu’est-ce que PETAL ?
1.A.2 Génération des impulsions laser sub-picoseconde avec PETAL
1.A.3 Le dimensionnement des composants.
1.B Limitation des performances d’un système : l’endommagement induit par laser en régime sub-picoseconde.
1.B.1 Propagation d’un faisceau intense.
1.B.2 De l’excitation des matériaux à l’endommagement
1.B.3 Quelles solutions pour limiter l’endommagement des optiques ?
Conclusion du Chapitre 1
2.A Présentation des couches minces optiques.
2.A.1 Principe de fonctionnement d’un empilement multicouche interférentiel.
2.A.2 Les techniques de fabrication des couches minces optiques.
2.B Principes de fonctionnement des optiques réflectives.
2.B.1 Les miroirs diélectriques à haute réflectivité.
2.B.2 Description des réseaux diélectriques en réflexion
2.C Application à la conception d’optiques réflectives.
2.C.1 Lien entre le champ électrique et l’endommagement laser
2.C.2 Conception et test d’un nouveau miroir pour les applications Petawatts
2.C.3 Vers la conception de réseaux de compression
Conclusion du Chapitre 2
3.A Le banc d’endommagement laser DERIC
3.A.1 Généralités de l’optique gaussienne
3.A.2 Caractéristiques énergétiques
3.A.3 Caractéristiques spatiales
3.A.4 Incertitude sur la détermination de la fluence
3.A.5 Propagation d’impulsions intenses : estimation de l’intégrale B
3.A.6 Méthode de détection de dommages
3.B Caractérisation des impulsions laser de l’installation DERIC
3.B.1 Description de la source laser
3.B.2 Mesure du spectre des impulsions
3.B.3 Mesure des caractéristiques temporelles des impulsions.
3.C Synthèse des caractéristiques du banc DERIC.
Conclusion du Chapitre 3
4.A Présentation des procédures de test existantes
4.A.1 Définition de la méthode 1-on-1
4.A.2 Définition de la méthode S-on-1
4.B Méthode de détermination du seuil d’endommagement par tir unique
4.C Méthode de détermination de la qualité d’une optique
Conclusion du Chapitre 4
5.A Etude expérimentale de la croissance des dommages
5.A.1 Dispositif expérimental utilisé pour l’étude de la croissance des dommages
5.A.2 Résultats expérimentaux de la croissance des dommages en régime sub-picoseconde
5.B Modélisation numérique de la croissance des dommages
5.B.1 Présentation du miroir considéré pour la simulation
5.B.2 Modélisation numérique de la croissance des dommages
5.B.3 De la modélisation à l’expérience
5.B.4 Comparaison avec des observations réalisées sur PETAL
Conclusion du Chapitre 5
Conclusion générale et perspectives
Annexe 1 : Mesure des profils temporels
Annexe 2 : Mise en forme spatiale Top-Hat
I. Première partie : Premier montage et effets non-linéaires
a. Obtention du profil top-hat
1. La lame de phase
2. Montage de la voie top-hat
3. Le profil top-hat
b. Impact des effets non-linéaires
1. Observation de la défocalisation
2. Quantification de la défocalisation sur la caméra
c. Correspondance échantillon-caméra
1. Intérêt du silicium
2. Comparaison avec la caméra et conclusion
II. Deuxième partie : Nouveau montage et premiers tests
a. Le nouveau montage
1. Quelques tentatives de résolution
2. La nouvelle configuration
b. Programmation en amont des premiers tests
c. Premiers tests sur miroir
1. Tirs monoshots
Annexe 3 : Microscopie résolue en temps
Bibliographie
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