Physique de la filamentation laser

Physique de la filamentation laser 

L’origine physique de la filamentation laser est maintenant connue. Même si un grand nombre d’effets physiques viennent jouer un rôle, le processus de formation d’un filament peut être décrit par l’action de deux effets physiques non-linéaire : d’une part l’effet Kerr optique, qui contrebalance la diffraction du faisceau et tend à le focaliser sur lui-même, d’autre part l’ionisation multiphotonique limitant l’intensité du faisceau. Le plasma créé par l’ionisation du milieu lors de filamentation va agir comme une lentille divergente et défocaliser le faisceau. Il s’établit alors une compétition dynamique entre la focalisation par effet Kerr, la diffraction et la défocalisation par le plasma.

Effet Kerr 

L’optique non-linéaire concerne les processus apparaissant lorsqu’un milieu matériel est soumis à un faisceau lumineux suffisamment intense pour révéler la réponse non-linéaire du milieu sous l’effet du champ électro-magnétique. La propagation d’un faisceau suffisamment intense pour exciter des effets non-linéaires ne va donc pas être régie par les lois de l’optique classique. Lorsque l’intensité du faisceau est suffisante le premier effet non-linéaire à apparaître dans l’air est l’effet Kerr. L’effet Kerr est un effet non-linéaire du troisième ordre.

Défocalisation par le plasma

Pour que la filamentation apparaisse il est nécessaire que l’énergie des photons laser corresponde à une petite fraction du potentiel d’ionisation du milieu. Il apparait ainsi une ionisation dite multiphotonique. Dans le cas d’un faible potentiel d’ionisation Ui , l’atténuation de l’impulsion due à l’ionisation est trop importante pour permettre la formation d’un filament.

Equation simplifiée phénoménologique

Ainsi, si la puissance du faisceau laser dépasse une valeur critique telle que l’auto-focalisation apparaisse, le faisceau tend à s’effondrer sur lui-même. Il s’ensuit une compétition entre l’effet Kerr, la diffraction, l’absorption multiphotonique et la défocalisation causée par la formation du plasma. Cela mène à une propagation du faisceau laser sous la forme d’un filament créant dans son sillage un canal plasma. Cette propagation du faisceau laser est dite autoguidée bien que ces termes ne réfèrent pas à un guide ou un antiguide non-linéaire dans le plan de diffraction transverse. Les effets non-linéaires tels que l’effet Kerr et l’ionisation multiphotonique ont été décrits précédemment mais de façon indépendante. Deux équations couplées peuvent décrire la filamentation : l’équation d’évolution de l’enveloppe du champ électrique de l’impulsion laser et de l’équation d’évolution de la densité d’électrons.

Milieux de la filamentation

Le phénomène de filamentation laser est un phénomène universel qui apparait spontanément lors de la propagation d’une impulsion laser intense dans un milieu transparent. Ainsi, elle a été observée dans les gaz, les solides et les liquides.

La puissance critique nécessaire à la filamentation laser est environ mille fois moins importante dans les solides que dans les gaz. Ceci est dû au fait que l’indice non-linéaire n2 est mille fois supérieur dans les solides que dans les gaz. Un faisceau de plus faible puissance peut donc être utilisé pour générer un filament dans un milieu solide. L’indice non-linéaire plus important dans les solides est à l’origine des effets non-linéaires plus importants survenant lors de la filamentation (pour le détail des effets voir II). Du fait de la plus grande densité de molécules, la densité électronique du filament est plus importante dans les solides que dans les gaz. En revanche, pour la même raison, la durée de vie du plasma sera plus courte. Enfin, la dispersion est beaucoup plus importante dans les solides que dans les gaz. On étudiera dans le cadre de cette thèse, l’influence du régime de dispersion sur la filamentation laser.

Effets non-linéaires survenant durant la filamentation

Auto-modulation de phase 

L’auto-modulation de phase est une manifestation de l’effet Kerr dans le domaine temporel. Lorsqu’une impulsion suffisamment intense se propage dans un milieu, elle va induire une modulation temporelle de l’indice de réfraction. Cette variation induit à son tour un décalage de phase dans l’impulsion, ce qui conduit à une modification du spectre en fréquence de l’impulsion.

Multifilamentation
Lorsque la puissance initiale de l’impulsion laser dépasse largement la puissance critique Pcr plusieurs filaments se forment. Leurs caractéristiques (diamètre du cœur, intensité) sont assez similaires au cas du filament unique. Les multifilaments formés interagissent de façon complexe : fusion, apparition, disparition au cours de la propagation du faisceau laser [Couairon 07].

Emission conique
Lors de la filamentation est générée une émission de lumière colorée (dans le spectre visible). Celle-ci se présente sous la forme de plusieurs disques concentriques de différentes longueurs d’onde . La distribution des longueurs d’onde est inversée par rapport à la diffraction, avec les fréquences les plus hautes se situant sur le cercle le plus extérieur.

Ce phénomène est caractéristique de la filamentation laser. De nombreux modèles ont été proposés pour tenter d’expliquer ce phénomène. Trois explications ont été proposées : émission de type Cerenkov [Golub 90], propagation non-linéaire de type ondes X [Conti 03] dans laquelle l’émission conique survient spontanément et mélange à quatre ondes pour la partie IR lointaine du spectre [Théberge 08].

Un processus d’émission de type Cerenkov a été proposé pour la première fois par Golub et al., en 1990. La polarisation, l’excitation induite par le filament dans le milieu se propage à la vitesse de groupe Vg de l’impulsion.

Autres rayonnements secondaires

L’un des atouts de la filamentation laser femtoseconde est son caractère grandement non-linéaire qui donne lieu à un grand nombre de phénomènes dans l’air, en particulier la génération de rayonnements secondaires.

Lors de la propagation dans l’air de l’impulsion femtoseconde, celle-ci s’autofocalise par effet Kerr. Un autre phénomène résultant de l’action du X de l’air se manifeste aussi lors de la propagation de l’impulsion laser : la génération de troisième harmonique [Aközbek 02]. De par le fait que la filamentation laser peut être réalisée à de très grandes distances cela permet d’envisager la création d’une source UV efficace, directionnelle et de courte durée.

De plus, le plasma créé par filamentation laser dans l’air émet des impulsions électromagnétiques dans un domaine de fréquence à la limite entre l’optique et les fréquences radios (entre 100 GHz et 20 THz) appelé Térahertz (THz) [D’Amico 07, Proulx 00]. Pendant longtemps ce domaine de fréquence a été inaccessible dû au challenge technologique qu’il représentait ; les sources et méthodes de mesure issues du domaine photonique ou électronique ont du être poussées jusqu’à leur limite. Les propriétés remarquables du rayonnement THz sont qu’il est non ionisant, transparent aux matériaux non polaires et non métalliques et qu’il est sensible aux fréquences de vibration des petites molécules. Cette propriété des filaments de générer une impulsion THz est intéressante car ils représentent une source THz cohérente et pouvant être réalisée à distance dans un domaine de fréquence en pleine explosion. La notion de source à distance est primordiale vis-à-vis du fait que le rayonnement THz est fortement absorbé par l’humidité de l’air.

Génération d’impulsions courtes à haute puissance crête 

La technologie des lasers avait peu évolué pendant plus de 10 ans mais après la découverture du blocage de modes passifs sur un laser à colorant en 1972, les lasers femtoseconde amplifiés sont apparus en 1985. Ce palier était dû aux problèmes de non linéarité qui causaient des dommages irréversibles dans les solides d’amplification. La méthode d’amplification par dérive de fréquence (CPA) [Strickland 85], développée à l’origine pour les radars, va introduire une véritable rupture en résolvant ces problèmes.

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Table des matières

Introduction
Principe de la filamentation laser
I. Physique de la filamentation laser
I.1 Effet Kerr
I.2 Défocalisation par le plasma
I.3 Equation simplifiée phénoménologique
I.4 Milieux de la filamentation
II. Effets non-linéaires survenant durant la filamentation
II.1 Auto-modulation de phase
II.2 Auto-raidissement du front
II.3 Multifilamentation
II.4 Emission conique
II.5 Autres rayonnements secondaires
III. Génération d’impulsions courtes à haute puissance crête
III.1 L’oscillateur
III.2 L’étireur
III.3 Echantilloneur
III.4 Amplification
III.5 Le compresseur
Références
Interaction de deux filaments
Introduction
I. Réseau de plasma dû à l’interférence de deux filaments
I.1 Génération du réseau de plasma
I.2 Mise en évidence du réseau de plasma
I.3 Modélisation numérique
I.3.1 Superposition de deux ondes planes : dimensionnement
I.3.2 Réseau d’indice
I.3.3 Evolution temporelle du réseau d’indice
I.3.4 Réflexion sur le réseau d’indice
II. Réseau de plasma pour deux faisceaux de fréquence différente
II.1 Différence de fréquence
II.2 Déplacement des franges du réseau
II.3 Mesure de la vitesse par effet Doppler
II.4 Durée du déplacement du réseau
III. Durée de vie du réseau de plasma
III.1 Durée de vie du plasma
III.1.1 Procédure expérimentale
III.1.2 Analyse numérique
III.2 Durée de vie du réseau de plasma
III.3 Conclusion
IV. Echange d’énergie
IV.1 Couplage de deux filaments
IV.2 Mise en évidence de deux régimes d’échange d’énergie
IV.3 Propriétés de l’échange d’énergie entre deux filaments
Conclusion
Références
Interaction de deux filaments : Applications au contrôle de rayonnement secondaire
Introduction
I. Augmentation de la génération de troisième harmonique par interaction de deux filaments
I.1 Etudes antérieures
I.2 Résultats expérimentaux
I.2.1 Principe de l’expérience
I.2.2 Caractérisation systématique du phénomène
I.2.3 Interception du filament par un diaphragme en aluminium
I.3 Simulations numériques
I.3.1 Mise en équation du phenomena
I.3.2 Evolution de l’impulsion selon l’axe de propagation
I.3.3 Evolution dynamique spatio-temporelle de l’impulsion
I.4 Conclusion
II. Contrôle de la génération de rayonnement Térahertz par interaction entre deux filaments colinéaires
II.1 Méthodes de génération de rayonnement THz par filamentation laser
II.1.1 Filament simple
II.1.2 Application d’un champ électrique sur la colonne de plasma
II.1.3 Bi-filamentation laser
II.2 Contrôle de la distance entre deux filaments par alignement moléculaire
II.3 Contrôle de la génération de rayonnement THz par alignement moléculaire
Conclusion
Références
Conclusion

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