Amplification paramétrique en régime femtoseconde

Depuis l’avènement des lasers femtosecondes il y a une dizaine d’années, on a vu une prolifération exceptionnelle de ces sources en même temps qu’un progrès rapide dans le développement de la technologie. Aujourd’hui, on trouve des systèmes fiables capables de délivrer des impulsions de durée inférieure à 100 fs et avec des puissances crêtes de plusieurs dizaines de térawatts. Ils ont même atteint un niveau de fiabilité qui leur permet d’être commercialisés.

Parallèlement à la mise au point des lasers à impulsions ultrabrèves, on étudie actuellement l’application de ces impulsions intenses à un grand nombre de domaines tels la spectroscopie et l’optique non linéaire. Les lasers femtosecondes sont en fait des outils très bien adaptés à l’étude de nombreux phénomènes ultrarapides, mais sont limités par le fait qu’ils ne fonctionnent que dans une bande spectrale limitée. Pour de nombreux utilisateurs, il est indispensable de pouvoir adapter la longueur d’onde de la source à leur application et le laser seul ne leur est que de peu d’usage.

Leur souhait est donc de disposer d’une source cohérente d’impulsions brèves qui soit également largement accordable en longueur d’onde. Pour cela, on peut envisager deux solutions principales: la production d’un continuum spectral et l’utilisation d’effets paramétriques. Même si le continuum spectral est utilisé depuis plus de 20 ans, les mécanismes de sa production ne sont toujours pas bien compris. Il présente également plusieurs inconvénients liés au contrôle du profil spatial et à la filainentation. De nos jours, les recherches sur l’accordabilité sont plutôt axées sur les effets paramétriques qui permettent la production d’impulsions plus propres à des longueurs d’onde données mais accordables.

L’extension des études sur les effets paramétriques au régime femtoseconde engendre de nouveaux problèmes et considérations liés à la faible durée des impulsions et au large spectre qui leur sont associés. En revanche, les puissances crêtes énormes mènent aisément à de fortes non linéarités qui peuvent par exemple être exploitées pour réaliser des amplificateurs optiques avec des gains supérieurs à 10⁴. L’amplification paramétrique en régime femtoseconde présente ainsi un intérêt supplémentaire à cause de son comportement en porte ultrarapide amplificatrice. Cette propriété nous a permis d’initier des études sur son application à l’imagerie en milieu diffiisant.

De nos jours, lorsqu’on fait référence à une impulsion ultrabrève, on parle d’impulsion ayant une durée de moins d’une picoseconde (moins de 10⁻¹² s) et, de plus en plus souvent, de moins de 100 fs. On rappelle ici que la femtoseconde est une unité de temps égale à 10⁻¹⁵ S. Pour mieux comprendre une durée si courte, on remarque que la lumière ne parcourt que 30 Pm, la largeur d’un cheveu, en 100 fs, tandis qu’en 1 s elle parcoùrt une distance de 300 000 km, soit la distance de la terre à la lune.

Une impulsion femtoseconde est donc un paquet de lumière cohérente.de durée extrêmement brève. En fait, la femtoseconde est la limite théorique de durée d’impulsion réalisable dans le visible puisqu’un cycle optique à 400 nm dure 1,3 fs. À 780 nm, la longueur d’onde émise par notre chaîne laser, un cycle optique dure 2,6 fs, et la plus courte durée réalisée aujourd’hui à 620 nm est de 6 fs, soit trois cycles optiques [2]. Pour franchir le seuil de la femtoseconde et réaliser des impulsions attosecondes (10⁻¹⁸ s), il faudra utiliser des impulsions à très haute fréquence, en ultraviolet lointain ou en rayons X.

Le spectre d’une impulsion peut être connu en prenant la transformée de Fourier de la fonction qui décrit le champ électrique dans le domaine du temps. Il est important de comprendre qu’une impulsion femtoseconde a nécessairement un spectre large, résultat direct de la relation de la transformée de Fourier. Cette relation impose une limite inférieure au produit de la largeur spectrale et de la durée de l’impulsion selon la forme temporelle de l’impulsion. Ainsi : Δν.Δτ ≥ K

Nous avons vu dans la section précédente qu’une impulsion ultrabrève est un paquet de lumière composé d’un spectre de fréquences large. Dans cette section, nous verrons que le spectre large n’est pas la seule condition nécessaire pour définir des impulsions brèves. Nous expliquerons également le processus de création d’impulsions, que l’on appelle le verrouillage en phase des modes du laser ou, simplement, le blocage de modes.

Le spectre large de l’impulsion ultrabrève n’est pas continu parce que seules les fréquences en résonance avec la cavité laser peuvent osciller; autrement dit, le temps mis pour parcourir la distance d’un aller et retour de la cavité laser doit correspondre à un multiple intégral d’une période d’oscillation de l’onde. Donc : νk = K c/2L .

Le rapport de stage ou le pfe est un document d’analyse, de synthèse et d’évaluation de votre apprentissage, c’est pour cela chatpfe.com propose le téléchargement des modèles complet de projet de fin d’étude, rapport de stage, mémoire, pfe, thèse, pour connaître la méthodologie à avoir et savoir comment construire les parties d’un projet de fin d’étude.

Table des matières

INTRODUCTION
CHAPITRE 1 LA CHAINE LASER FEMTOSECONDE
1.1. Introduction
1.2. Les impulsions brèves
1.2.1. L’impulsion femtoseconde
1.2.2. Le blocage de modes
1.2.2.1. Le blocage de modes actif
a) Le blocage de modes par modulateur acousto.optique
b) Le blocage de modes par incdulateur élecuo.optique
1.2.2.2. Le blocage de modes passif
a) Les absorbants saturables lents et rapides
b) L’absorbant saturable classique et le blocage de modes par impulsions contrepropageantes
c) Le blocage de modes par addition d’impulsions (APM)
d) Le blocage de modes par la lentille de Kerr (KLM)
1.2.2.3. Dynamique du blocage de modes KLM
a) Les transitions homogènes et inhomogènes
b) L’automodulation de phase
c) Système à dispersion de vitesse de groupe négative
Le démarrage du KLM
1.2.3. La mesure de la durée d’impulsions brèves
1.2.3.1. L’au tocorrélateur traditionnel
1.2.3.2. L’autocorrélateur monocoup
1.3. Présentation du cristal de saphir dopé au titane
1.4. L’oscillateur à saphir dopé au titane
1.4.1. La cavité laser de l’oscillateur
1.4.2. Caractérisation des impulsions
1.5. L’amplification d’impulsions à dérive de fréquence
1.5.1. Principe
1.5.2. Etirement et compression
1.5.2.1 . Les réseaux de diffraction
1.5.2.2. Le compresseur d’impulsions
1.5.2.3. L’étireur d’in~pulsions
1.5.2.4. L’aligneilîent de l’étireur et du compresseur
1.5.3. L’amplificateur régénératif
1.5.3.1. Introduction
1.5.3.2. Principe
1.5.3.3. Injection et éjection d’impulsions par jeu de polarisation
1.5.3.4. Le réglage de la cellule de Pockels
1.5.3 .5 . La cavité déclenchée
1.5.3.6. La cavité laser de l’amplificateur régénératif
1.5.3.7. L’isolateur optique
1.5.4. Caractérisation des inlpulsions amplifiées
1.6. Conclusion
CHAPITRE II . LA GÉNÉRATION D’UN CONTINUUM DE LUMIÈRE BLANCHE
II . 1 . Introduction
II . 2 . L’émission conique
II .2. 1. L’expérience
11.2.2. Observations expérimentales
11.2.3. Les explications proposées
11.2.3.1. Le mélange à quatre ondes
II 2.3.2. . La génération Raman
11.2.3.3. La radiation Cerenkov
11.2.4. Discussion
CONCLUSION