Soutenance mémoire
Optimisation expérimentale des flux de photons harmoniques en géométrie longue focale
Le dispositif laser de pompe
Caractéristiques techniques générales
L’installation laser de la « salle rouge » du LOA, couramment utilisée pour la génération d’harmoniques, est un système entièrement basé sur des cristaux de saphir dopé au titane (Ti:Sa) et utilisant la technique d’amplification à dérive de fréquences (CPA pour Chirped Pulse Amplification) [1]. Il délivre des impulsions de 30 fs environ à une longueur d’onde de 800 nm et une cadence de 1kHz [2]. Cette cadence est particulièrement bien adaptée à la génération d’harmoniques. À 30 fs, des impulsions de quelques millijoules suffisent pour générer efficacement des harmoniques, ce qui permet ces cadences relativement élevées. Le flux de photons harmoniques moyen par seconde est alors augmenté de façon simple par rapport aux lasers de cadence plus faibles. Dans le cadre de nos expériences, l’énergie par impulsion varie de 4 à 7 mJ et le diamètre du faisceau, parallèle en sortie de laser, mesuré au sens des faisceaux gaussiens (1/ e2 de l’intensité maximale) est de 22 mm, soit un éclairement d’environ 2mJ/cm2 . Dans cette configuration, les intensités laser atteintes restent suffisamment modestes pour permettre de travailler dans l’air, ce qui facilite considérablement les réglages.
Les choix technologiques faits sur cette chaîne laser ont des conséquences sur l’efficacité de la génération d’harmoniques. D’abord, celle-ci, en tant qu’effet hautement non linéaire, est très sensible à l’intensité crête atteinte par l’impulsion, intensité elle-même inversement proportionnelle à la durée d’impulsion à énergie fixée. Nous avons également remarqué l’importance de la qualité du contraste de l’impulsion laser, mesuré entre le pic principal et le pied de l’impulsion. En effet, des impulsions parasites d’intensité suffisante pour provoquer une ionisation partielle du milieu gazeux, sans pour autant générer efficacement des harmoniques, peuvent induire des effets complexes de propagation et perturber l’accord de phase au passage de l’impulsion principale . Enfin l’éclairement attendu au foyer du laser dépend fortement de la régularité du front de phase spatiale du faisceau.
Principe de fonctionnement de l’amplificateur régénératif
L’étage le plus important quant à son influence sur les caractéristiques temporelles de l’impulsion en sortie est le premier étage d’amplification, dit préamplificateur qui présente le gain le plus important. Pour cette chaîne kHz, il est basé sur le principe de l’amplificateur régénératif dont l’inversion de population est obtenue par pompage au kHz avec un laser à base de YLF doublé émettant dans le vert (laser commercial Thalès). Contrairement aux systèmes multipassages utilisés pour les amplificateurs de puissance, dans lesquels le faisceau à amplifier ne traverse qu’un nombre de fois limité le milieu, l’amplificateur régénératif est construit comme une cavité laser autonome : en l’absence d’un faisceau à amplifier, il se comporte comme un oscillateur et peut émettre un rayonnement laser. L’amplificateur régénératif permet donc de réaliser un nombre important de passages dans le milieu amplificateur (généralement plusieurs dizaines).
Les avantages de ce dispositif sont une facilité de réglages accrue par rapport aux systèmes multipassages, et un meilleur mode spatial dû à la présence d’une cavité. Il est important d’insister sur le fonctionnement de ce système régénératif car il permet d’expliquer l’origine de nombreuses impulsions avant et après l’impulsion principale et qui sont responsables d’une moins bonne qualité du contraste du laser.
L’amplificateur régénératif de la salle rouge est une cavité laser constituée de trois miroirs de réflectivité maximum contenant un cristal de Ti:Sa (dont les faces sont taillées à l’angle de Brewster), une cellule de Pockels et un polariseur. L’ensemble polariseur-cellule de Pockels constitue la porte optique permettant aux impulsions à amplifier d’entrer et de sortir de l’amplificateur. Les impulsions à l’entrée de l’amplificateur ont une polarisation verticale. Or, à cause du polariseur à l’intérieur de la cavité et des faces à Brewster du cristal de saphir dopé au titane, seules des impulsions de polarisation horizontale peuvent osciller dans la cavité. Chaque milliseconde, la cellule de Pockels sélectionne une impulsion en tournant sa polarisation de 90 degrés, ce qui permet à l’impulsion de rester piégée dans la cavité (le polariseur ne réfléchit plus l’impulsion, mais la transmet). Après plusieurs passages dans le milieu amplificateur (36 dans notre cas), lorsque le gain est optimisé, le processus inverse permet de sortir l’impulsion amplifiée grâce à une seconde rotation de la polarisation.
Problèmes de contraste liés à l’amplificateur régénératif
Dans une chaîne laser, on définit le contraste comme le rapport entre l’intensité crête de l’impulsion principale et celle de tout rayonnement parasite qui s’y superpose (émission spontanée amplifiée, pré ou post-impulsions, défauts de recompression, etc.) La majorité des problèmes de contraste, et en particulier l’émission spontanée amplifiée (ASE) vient du préamplificateur à gain élevé, ceci quelle que soit la cadence de fonctionnement du laser. Dans le cas particulier de l’amplificateur régénératif de la chaîne kHz de la salle rouge, une étude de contraste a montré une valeur de quelques 10⁷ vis à vis de l’ASE en sortie de chaîne. En revanche, cette même étude a montré qu’il existe deux types de pics parasites, qui nuisent à la qualité du contraste, pouvant être induits par l’amplificateur régénératif : des impulsions distantes de 10 nanosecondes de l’impulsion principale et des impulsions situées à quelques picosecondes. Pour des raisons évidentes, les deuxièmes sont plus difficiles à détecter et à éliminer.
Les impulsions à 10 nanosecondes correspondent à une fraction de l’impulsion en voie d’amplification par la cavité qui est partiellement réfléchie par le polariseur, celui-ci n’étant pas une optique parfaite (10 ns correspondent au temps de parcours de l’impulsion dans la cavité, cette valeur sera bien sûr différente si on change la longueur de la cavité). On pallie ce problème par l’adjonction d’un filtrage temporel supplémentaire à l’échelle nanoseconde placé à la sortie de la cavité du régénératif, constitué d’une autre cellule de Pockels suivie d’un polariseur.
Un appareil plus sophistiqué permet de détecter par une corrélation du faisceau à 3w, les impulsions séparées de quelques picosecondes de l’impulsion principale, indécelables sur un oscilloscope ou même une auto corrélation à 2w. Ces dernières peuvent être dûes à des réflexions multiples sur les faces de la cellule de Pockels (ou sur toute autre optique du régénératif) ou à une coïncidence malencontreuse entre une impulsion de l’oscillateur et l’impulsion contenue dans la cavité du régénératif au moment où elle est injectée/réjectée.
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Table des matières
1. INTRODUCTION
1.1. REFERENCES DU CHAPITRE 1
2. OPTIMISATION EXPERIMENTALE DES FLUX DE PHOTONS HARMONIQUES EN GEOMETRIE LONGUE FOCALE
2.1. LE DISPOSITIF LASER DE POMPE
2.1.1. CARACTERISTIQUES TECHNIQUES GENERALES
2.1.2. PRINCIPE DE FONCTIONNEMENT DE L’AMPLIFICATEUR REGENERATIF
2.1.3. PROBLEMES DE CONTRASTE LIES A L’AMPLIFICATEUR REGENERATIF
2.2. MOYENS DE CONTROLE ET DE MESURE DES PARAMETRES IMPORTANTS POUR LA GENERATION D’HARMONIQUES
2.2.1. MESURE DE LA DUREE D’IMPULSION ET DE LA PHASE SPECTRALE PAR SPIDER
2.2.2. CONTROLE DE L’ENERGIE LASER PAR LAME DEMI-ONDE SUIVIE D’UN POLARISEUR
2.2.3. MESURE DU RAPPORT DE STREHL ET LA PHASE SPATIALE PAR SHACK-HARTMANN
2.3. LE DISPOSITIF DE GENERATION D’HARMONIQUES
2.3.1. SCHEMA DE PRINCIPE
2.3.2. L’UTILISATION D’UNE CELLULE COMME CIBLE GAZEUSE
2.3.3. L’UTILISATION DE FILTRES METALLIQUES
2.4. LES SPECTROGRAPHES D’ANALYSE
2.4.1. LE SPECTROGRAPHE EN TRANSMISSION
2.4.2. LE SPECTROGRAPHE A REFLEXION
2.4.3. LE DISPOSITIF DE DETECTION DU RAYONNEMENT XUV
2.5. LA CALIBRATION DES FLUX DE PHOTONS ET DES EFFICACITES DE CONVERSION
2.5.1. LES FLUX DE PHOTONS
2.5.2. LES EFFICACITES DE CONVERSION
2.5.3. RESULTATS DE L’OPTIMISATION
2.5.4. LE FLUX A 13 NM
2.6. LES EFFICACITES DE CONVERSION DANS LES DIFFERENTES EQUIPES MONDIALES
2.6.1. LA CONFIGURATION CAPILLAIRES CREUX (EQUIPE DE H. KAPTEYN ET M. MURNANE-USA)
2.6.2. LA CONFIGURATION HAUTE PRESSION, HAUTE INTENSITE (VIENNE)
2.6.3. LA CONFIGURATION FOCALISATION DOUCE DE LASERS DE QUELQUES MJ-20 A 30 FS (FRANCE : LOA-CELIA)
2.6.4. L’UTILISATION DE LASERS TRES ENERGETIQUES (PLUSIEURS DIZAINES DE MJ) (CEA SACLAY ET EQUIPE JAPONAISE)
2.6.5. CONCLUSION DU CHAPITRE : SCHEMA RECAPITULATIF
2.7. REFERENCES DU CHAPITRE 2
2.7.1. POUR L’INSTALLATION LASER
2.7.2. POUR LA PARTIE GENERATION D’HARMONIQUES
3. MODELISATION 1D DE LA GENERATION D’HARMONIQUES EN GEOMETRIE LONGUE FOCALE
3.1. À L’ECHELLE MICROSCOPIQUE : L’INTERACTION LASER INTENSE – ATOME
3.1.1. LES DIFFERENTS PROCESSUS D’IONISATION
3.1.2. LE MODELE A TROIS ETAPES POUR LA GENERATION D’HARMONIQUES : MODELE SEMI-CLASSIQUE
3.1.3. ÉQUATION DE PROPAGATION DE L’ELECTRON IONISE
3.1.4. LA LOI DE COUPURE PAR LE MODELE DE LA MECANIQUE CLASSIQUE
3.2. LE MODELE QUANTIQUE DE LEWENSTEIN
3.2.1. BASES DU MODELE
3.2.2. CALCUL DE L’AMPLITUDE ET DE LA PHASE DU DIPOLE
3.2.3. LA DESINTRICATION DES CHEMINS QUANTIQUES
3.3. À L’ECHELLE MACROSCOPIQUE : L’ACCORD DE PHASE
3.3.1. CADRE GENERAL D’ETUDE DE L’ACCORD DE PHASE
3.3.2. L’ACCORD DE PHASE EN MILIEU NON ABSORBANT
3.3.3. L’ACCORD DE PHASE EN MILIEU ABSORBANT : NOTION DE LIMITE D’ABSORPTION
3.3.4. LA CONDITION DE LIMITE D’ABSORPTION
3.4. APPLICATION AUX HARMONIQUES : CALCUL DE LA LONGUEUR DE DEPHASAGE
3.4.1. LE VECTEUR D’ONDE DU LASER : K1
3.4.2. LE VECTEUR D’ONDE HARMONIQUE KQ
3.4.3. LE GRADIENT DE PHASE PROPRE K
3.4.4. BILAN FINAL
3.5. LA LONGUEUR D’ABSORPTION POUR LES HARMONIQUES
3.6. CODE DE CALCUL DE L’ACCORD DE PHASE DEPENDANT DU TEMPS
3.6.1. LES TAUX D’IONISATION ADK ET LE CALCUL DU DEPHASAGE
3.6.2. LE CALCUL DU DEPHASAGE
3.6.3. LES AVANTAGES DU CODE 1D
3.7. ILLUSTRATION DES DIFFERENTES METHODES D’ACCORD DE PHASE
3.7.1. LA CONFIGURATION CAPILLAIRE A PARTIR DE L’ARTICLE DE DURFEE ET AL.
3.7.2. LA CONFIGURATION DE FOCALISATION DOUCE
3.7.3. LA CONFIGURATION FORTE PRESSION – FORTE FOCALISATION
3.7.4. LE CAS SPECIFIQUE DE L’AUTOGUIDAGE DU FAISCEAU ET SES CONSEQUENCES SUR L’ACCORD DE PHASE
3.8. CONCLUSION DU CHAPITRE
3.9. REFERENCES DU CHAPITRE 3
4. ÉTUDE DIRECTE DE L’ACCORD DE PHASE PAR LA MISE EN EVIDENCE DE FRANGES DE MAKER : LE ROLE DES CHEMINS QUANTIQUES
4.1. INTRODUCTION
4.2. MISE EN EVIDENCE EXPERIMENTALE D’EFFETS DE COHERENCE DANS LA GENERATION D’HARMONIQUES
4.3. CONDITION NECESSAIRE D’EXISTENCE DES FRANGES D’ACCORD DE PHASE
4.3.1. ASPECT SPATIAL : LA VARIATION DE LA PHASE DE PROPAGATION, CADRE THEORIQUE
4.3.2. PROCESSUS PHYSIQUES INDUISANT UNE PHASE NON LINEAIRE
4.3.3. VERIFICATION DE NOS HYPOTHESES PAR LE CALCUL DES PHASES CORRESPONDANT A L’INSTANT DU MAXIMUM DE FLUX HARMONIQUE DANS LES CONDITIONS EXPERIMENTALES
4.4. LE BROUILLAGE DES FRANGES ET LES LIMITES DU CODE UNIDIMENSIONNEL
4.4.1. BROUILLAGE TEMPOREL
4.4.2. SELECTION SPECTRALE
4.4.3. INFLUENCE DE LA LONGUEUR DU MILIEU SUR LE FLUX HARMONIQUE
4.5. INFLUENCE DE LA LONGUEUR D’ABSORPTION SUR LE CONTRASTE
4.6. CONCLUSION DU CHAPITRE
4.7. REFERENCES DU CHAPITRE 4
5. CONCLUSION
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