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Le laser ultra-court
Historiquement, la notion d’émission stimulée à la base de la physique des lasers fut introduite dès 1917 par Albert Einstein. Le premier laser fut cependant réalisé bien plus tard, en 1960, par le physicien américain Théodore Maiman [7, 8] qui observa une émission laser dans le domaine des longueurs d’onde optiques avec un cristal de rubis. Un laser se définit comme un système qui génère ou amplifie un rayonnement cohérent et directif pour des longueurs d’onde situées dans les domaines infrarouge, visible ou ultraviolet du spectre électromagnétique [9]. Un laser est dit « ultra-court » si la durée des impulsions qu’il génère est égale à quelques cycles optiques. La durée d’un cycle optique dans le domaine du visible (400−800nm) est d’environ 2 femtosecondes et la plupart des lasers actuellement classés comme ultra-courts ont une durée maximale de quelques dizaines de femtosecondes (10−15s). Pour rendre les choses moins abstraites, une femtoseconde est à une seconde ce que cinq minutes sont à l’âge de l’univers, ou encore, en se déplaçant dans le domaine spatial, ce que l’épaisseur d’un cheveu est à la distance Terre-Lune.
La technique CPA
Depuis l’invention des lasers et plus encore depuis l’apparition de systèmes produisant des impulsions ultra-courtes, de nombreuses applications scientifiques ont nécessité une augmentation de l’intensité des impulsions pour réaliser des expériences d’interaction laser-matière, telles que la production de rayons X, de faisceaux d’électrons ou encore de protons. Le système le plus simple permettant de produire des impulsions laser ultra-courtes s’appelle un « oscillateur ». Il est constitué d’un milieu à gain possédant une bande d’émission spectrale large qui va augmenter la puissance de l’onde au cours de sa propagation, d’une cavité pour créer une oscillation laser résonnante, d’un système de pompage fournissant l’énergie nécessaire à l’amplication de l’onde électromagnétique et enfin, d’un coupleur de sortie. Ce dernier est généralement un miroir semi-réfléchissant permettant l’extraction hors de la cavité des impulsions laser amplifiées. Les oscillateurs ultra-courts produisent un train d’impulsions à une cadence de l’ordre de la centaine de mégahertz. Les impulsions ont une durée femtoseconde et une faible énergie, typiquement quelques nanoJoules (10−9J) dans le cas d’un milieu amplificateur comme le saphir dopé au titane. Les caractéristiques de ce cristal sont données dans l’article de Moulton [11] publié en 1986. La première idée qui vient à l’esprit pour augmenter l’énergie des impulsions produites par un oscillateur est d’amplifier directement ces impulsions dans un milieu à fort gain. Malheureusement, en augmentant l’énergie, l’intensité crête des impulsions augmente également et des effets non linéaires néfastes apparaissent.
Étirement temporel des impulsions
Comme nous venons de le voir, les impulsions femtosecondes produites par un oscillateur doivent être étirées jusqu’à des durées de quelques centaines de picosecondes afin d’éviter les dommages optiques lorsqu’on souhaite amplifier celles-ci au niveau du Joule (pour une énergie de l’ordre du milliJoule, une durée de quelques dizaines de picosecondes suffit). Pour obtenir de tels facteurs d’étirement, seuls les réseaux de diffraction sont en mesure de fournir la quantité de dispersion d’ordre deux adéquate tout en conservant un système de taille raisonnable. L’étireur réalisé pour nos expériences utilise la géométrie du triplet de Öffner [16, 17, 18]. Celui-ci utilise un réseau de diffraction unique et un télescope constitué de deux miroirs sphériques concentriques, l’un concave et l’autre convexe, dont les rayons de courbure sont le double l’un de l’autre. Martinez [19] fut le premier à parler du principe de l’étireur en 1987 et notamment de l’utilisation d’un télescope entre les réseaux d’un compresseur pour modifier le signe de la dispersion. Le schéma de l’étireur de type Öffner que nous avons réalisé est exposé dans la figure 1.4. L’impulsion incidente (à droite de la figure) est composée d’un ensemble de longueurs d’onde, qui arrivent toutes en même temps dans l’étireur. Deux miroirs m1 et m2 permettent d’injecter cette impulsion dans l’étireur et de réfléchir le faisceau incident sur le réseau de diffraction en réflexion noté ici R. Le réseau est gravé pour avoir une réflexion maximale au premier ordre de diffraction p = 1. Celui-ci introduit une dispersion angulaire des différentes longueurs d’onde contenues dans l’impulsion et les diffracte à un angle θd qui dépend de la longueur d’onde. La distance entre les miroirs sphériques est égale à la moitié du rayon de courbure du miroir concave M2.
Le BBO, cristal non linéaire
Dans les expériences que nous avons réalisées au LOA, nous avons choisi de travailler avec des cristaux de BBO car ceux-ci possèdent de nombreux avantages pour la technique d’amplification paramétrique [40]. Ils offrent notamment l’une des plus larges bandes de gain en type I dans le cas d’une configuration dégénérée. Je vais maintenant décrire ce matériau plus en détail. Le BBO, ou plus exactement le Bêta-borate de Baryum, de formule chimique β−BaB2O4 [41] est un cristal trigonal de la classe 3m, qui est tel que les composantes du coefficient non linéaire di` vérifient l’égalité : d11 = −d12 = −d26. C’est un cristal uniaxe négatif pour lequel l’indice extraordinaire ne est inférieur à l’indice ordinaire no. Il fut découvert en 1985 par un groupe de scientifiques chinois [41]. Le BBO est très bien adapté au processus d’amplification paramétrique car il possède une non linéarité élevée, ce qui rend le processus plus efficace. Comme le montre la courbe de la figure 2.6, c’est un milieu transparent aux fréquences utilisées dans nos expériences (400 nm, 532 nm, 600-1200 nm), évitant les pertes par absorption, et sa bande de gain est plus large que celle du titane saphir [11]. De plus, il possède un seuil de dommage élevé, ce qui en fait un cristal adapté aux interactions entre des ondes de durée femtoseconde pour lesquelles la densité d’énergie est souvent très élevée. Le cristal est faiblement hygroscopique (peu sensible à l’humidité) et ne vieillit donc pas trop vite. Le défaut principaldu BBO est sa faible acceptance angulaire.
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Table des matières
Introduction
1 Technique d’amplification CPA pour les lasers femtoseconde
1.1 Le laser ultra-court
1.1.1 Représentation du champ électrique
1.1.2 Durée et largeur spectrale d’une impulsion
1.2 Phénomènes de dispersion
1.2.1 Phase spectrale
1.2.1.1 Définitions
1.2.1.2 Vitesse de groupe et dispersion de vitesse de groupe
1.2.2 Influence du terme de dispersion d’ordre deux
1.3 La technique CPA
1.4 Étirement temporel des impulsions
1.5 Compression temporelle des impulsions
1.5.1 Compresseur à réseaux
1.5.2 Compresseur à prismes
1.6 L’amplificateur régénératif
1.7 Limites de la technique CPA
1.7.1 Problème de contraste
1.7.2 Problème du rétrécissement par le gain
1.7.3 Intégrale B
1.7.4 Complexité et encombrement
2 Optique non linéaire
2.1 Equations de Maxwell et relations constitutives
2.2 Propagation non linéaire
2.2.1 Polarisation non linéaire
2.2.2 Equation de propagation non linéaire
2.2.3 Susceptibilité non linéaire et symétries
2.2.3.1 Les symétries
2.2.3.2 Valeur effective de di`
2.3 Milieu isotrope et milieu anisotrope
2.3.1 Milieu isotrope
2.3.2 Milieu anisotrope
2.3.3 Propagation des impulsions lumineuses dans un milieu anisotrope
2.3.3.1 Définitions
2.3.3.2 Ellipsoïde des indices
2.4 Le BBO, cristal non linéaire
2.4.1 Coefficient effectif
2.4.2 Equations de Sellmeier
2.4.3 Seuil de dommage du BBO
2.4.4 Longueur quasi-statique d’interaction
2.4.5 Double réfraction ou Walk-off spatial
2.5 Les principaux effets non linéaires
2.5.1 Effet non linéaire du deuxième ordre
2.5.2 Effet non linéaire du troisième ordre
2.5.3 La différence de fréquences
2.5.4 Génération du second harmonique
2.5.4.1 Accord de phase
2.6 Amplification paramétrique optique
2.6.1 Principe
2.6.2 Accord de phase
2.6.2.1 Accord de phase colinéaire
2.6.2.2 Accord de phase non-colinéaire
2.7 Amplification paramétrique optique d’impulsions à dérive de fréquence
2.7.1 Principe
2.7.2 Gain petit signal d’un amplificateur paramétrique
2.7.2.1 Courbe de gain petit signal dans le cas non dégénéré et non colinéaire
2.7.2.2 Courbe de gain petit signal dans le cas dégénéré et colinéaire
2.7.2.3 Courbe de gain petit signal dans le cas quasi dégénéré et quasi colinéaire
2.7.3 Expression de la phase spectrale
2.7.3.1 Profil de phase spectrale dans le cas non dégénéré, non colinéaire
2.7.3.2 Profil de phase spectrale dans le cas dégénéré, colinéaire
2.7.3.3 Profil de phase spectrale dans le cas quasi dégénéré, quasi colinéaire
2.7.4 Régime de fort dépeuplement de la pompe
2.7.5 Contraste
2.7.6 Conservation du spectre
2.7.7 Intégrale B
2.7.8 Un processus conservateur
2.7.9 Un injecteur pour système pétawatt (1015 W)
2.7.10 Synchronisation temporelle des faisceaux
3 OPCPA non dégénéré
3.1 Dispositif expérimental
3.2 Faisceau signal
3.3 Faisceau pompe
3.4 Synchronisation des faisceaux
3.5 Amplfication
3.6 Spectre après amplification
3.7 Conclusions sur les configurations non dégénérées
4 OPCPA quasi-dégénéré
4.1 Présentation générale du dispositif
4.1.1 Faisceau de pompe
4.1.1.1 Description des éléments constituant le faisceau de pompe
4.1.1.2 Méthode de réduction du spectre
4.1.1.3 Influence de la coupure spectrale sur le profil temporel de l’impulsion
4.1.2 Faisceau signal
4.1.3 Synchronisation temporelle
4.1.4 Présentation des dispositifs réalisés
4.2 Pré-amplificateur paramétrique
4.2.1 Schéma expérimental
4.2.2 Spectres et énergies après amplification
4.2.3 Simulations des spectres amplifiés
4.2.4 Conclusion
4.3 Deux amplificateurs paramétriques successifs
4.3.1 Présentation générale du schéma expérimental
4.3.2 Pré-amplificateur OPCPA
4.3.3 Deux amplificateurs paramétriques
4.3.4 Conclusion
4.4 OPCPA Hybride
4.4.1 Dispositif
4.4.2 Spectres et énergies obtenues
4.4.3 Compression des impulsions amplifiées
4.4.3.1 Le Dazzler
4.4.3.2 Compression
4.4.4 Conclusion
5 Conclusion et perspectives
A Effet non linéaire en cascade
A.1 Mélange de fréquences en cascade
A.2 Observations
B Programmes Matlab
B.1 Programme Matlab Calcul du gain
B.2 Programme Matlab Calcul du gain par tranches
B.3 Programme Matlab Angle d’accord de phase
Bibliographie
Liste des figures
Index
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