Correction des phases spectrale et temporelle pour les lasers ultra-intenses

Extraction de l’énergie

   Le principe de l’amplification est le suivant : de l’énergie est déposée (stockée) dans un milieu amplificateur et elle est extraite par l’impulsion lumineuse lors de l’interaction avec ce milieu. L’énergie stockée, dans les verres dopés au néodyme, est de l’ordre de trois cents joules par litre. L’obtention d’énergies très élevées se fera donc en utilisant de grands volumes amplificateurs. Par ailleurs, la plus grande partie de l’énergie stockée devra être extraite pour obtenir un bon rendement entre l’énergie déposée et extraite. Le régime d’amplification est alors le régime de saturation décrit dans le modèle de Frantz et Nodvik [1-1]. Il est atteint pour des fluences supérieures à la fluence de saturation du matériau.  Pour extraire le maximum d’énergie, la fluence de l’impulsion devra être proche de la fluence de saturation du matériau ; et la fluence de saturation du matériau devra être la plus grande possible. Les matériaux possédant une grande fluence de saturation sont les milieux solides tels que les verres dopés au néodyme ou les matériaux cristallins comme le saphir dopé au titane. Cependant, les chaînes de puissance, utiles pour la mise en œuvre des schémas du type de l’ignition rapide nécessitent des matériaux possédant non seulement une grande fluence de saturation mais aussi réalisables en grandes dimensions. Les matériaux répondant à ces deux critères sont les verres dopés au néodyme, possédant une fluence de saturation de Sat F ≈ 4 − 5 J/ cm et dont la dimension n’est pas limitée (au moins sur le plan de la production). Nous étudions l’amplification des impulsions dans ce type de matériaux.

Solution : la technique CPA

   La technique CPA permet l’amplification d’impulsions courtes jusqu’à des énergies élevées (figure 1-2). En agissant sur la phase spectrale, il est possible de modifier le profil temporel et en particulier d’étirer l’impulsion. Elle consiste à allonger temporellement l’impulsion avant amplification. L’allongement temporel est réalisé en répartissant dans le temps les différentes fréquences du spectre de l’impulsion. Nous pouvons alors amplifier l’impulsion jusqu’à saturation tout en maintenant l’éclairement bien en dessous du seuil de dommage des optiques. Le fait d’augmenter la durée des impulsions diminue d’autant l’éclairement lumineux. Puis nous comprimons l’impulsion lumineuse. Cette technique permet de s’affranchir du problème du dommage des optiques. Elle requiert la réalisation de deux lignes dispersives de signe opposé.

Dimensionnement du laser pétawatt sur la LIL

   Le concept d’allumage rapide pouvant une alternative pour réaliser l’ignition sur l’installation LMJ, il est intéressant d’envisager l’amplification d’impulsions ultra- courtes sur la LIL pour atteindre des régimes d’éclairement et de puissance très importants : 1023 – 1024 W/cm2 et l’exawatt. Les limites technologiques actuelles restreignent aujourd’hui notre ambition au régime pétawatt. Les applications potentielles d’une telle chaîne laser nécessitent des configurations de mise en forme temporelle et de focalisation très différentes de celles envisagées pour la LIL dans sa configuration de base. Ces configurations ont des conséquences directes sur le choix de l’amplification et de la compression. L’implantation d’un système à impulsions courtes sur la LIL repose sur des transformations limitées de l’installation afin de faciliter l’exploitation de la LIL et d’en réduire le coup. Comme nous l’avons vu au premier chapitre, la technique CPA est nécessaire pour atteindre ces niveaux d’énergie.

Contraintes liées à l’utilisation de la LIL

   Les contraintes liées à l’utilisation de la LIL sont de deux types : les milieux amplificateurs utilisés et la place limitée pour le caisson de compression. Les milieux à gains utilisés sur l’installation laser ne sont pas optimisés pour l’amplification d’impulsions à spectre large d’autant plus qu’un seul type de verre est utilisé : le verre phosphate dopé. Le rétrécissement spectral par le gain sera donc d’autant plus important par rapport aux autres chaînes de puissance utilisant une préamplification dans des cristaux de titane saphir et un mélange de verre dans le reste de la chaîne. L’insertion d’un filtre dans l’amplificateur régénératif permettra de conserver la largeur spectrale des impulsions en sortie de l’étage de préamplification. Une simulation avec le code Miró [2-2] montre que le rétrécissement spectral par le gain entre la sortie de l’allongeur et la sortie de la section amplificatrice est d’un facteur trois. Concernant le caisson de compression, la distance entre les réseaux de compression est limitée à 6 m pour satisfaire des contraintes d’encombrement dans le hall d’expériences de la LIL. Les autres paramètres des réseaux (densité de traits et angle d’incidence) étant fixés par les contraintes technologiques, nous sommes limités à 0,5 ns pour la durée de l’impulsion que nous pourrons comprimer. Compte tenu du rétrécissement spectral lors de l’amplification, cette durée correspond à une durée étirée de 1,5 ns. La distance entre les réseaux de l’étireur est alors de 10 m environ, pour une géométrie à quatre passages (comprenant deux réseaux et un afocal). Les systèmes allongeur et compresseur doivent être conjugués pour permettre de comprimer au mieux l’impulsion. Cependant leur réalisation pratique est loin d’être simple et nécessite des précisions d’alignement extrêmes [2-1]. C’est pourquoi il sera nécessaire d’insérer un système de correction de phase spectrale pour permettre un contrôle plus précis des impulsions comprimées.

Table des matières

INTRODUCTION
I. LES MECANISMES PHYSIQUES GOUVERNANT LES IMPULSIONS ULTRA-INTENSES
I.1 FORMALISME UTILISE POUR DECRIRE UNE IMPULSION LASER COURTE
I.2 AMPLIFICATION D’UNE IMPULSION COURTE
I.3 PROPAGATION D’UNE IMPULSION COURTE ET INTENSE
II. CONTEXTE DE L’ETUDE : UN LASER KILOJOULE PETAWATT SUR LA LIL
II.1 PRESENTATION DE LA LIL
II.2 DIMENSIONNEMENT DU LASER PETAWATT SUR LA LIL
II.3 CORRECTIONS DES PHASES SPECTRALE ET TEMPORELLE
II.4 METHODES DE CORRECTION ACTIVE DE PHASE
III. SYSTEME DE MESURE ABSOLUE DE LA PHASE SPECTRALE : DIMENSIONNEMENT DE L’APPAREIL ET MISE EN ŒUVRE EXPERIMENTALE
III.1 METHODES
III.2 INTERFEROMETRIE A DECALAGE
III.3 MISE EN ŒUVRE EXPERIMENTALE DE LA MESURE
IV. ANALOGIE ENTRE L’OPTIQUE TRADITIONNELLE ET L’OPTIQUE « TEMPORELLE »
IV.1 PRESENTATION DE L’ANALOGIE
IV.2 ANALOGIE ENTRE LA DIFFRACTION DE FRESNEL ET LA DISPERSION QUADRATIQUE
IV.3 MODULATION DES PHASES SPATIALE ET TEMPORELLE
IV.4 CRITERES DE TOLERANCE SUR LES ABERRATIONS DU FRONT D’ONDE ET LES DISTORSIONS DE LA PHASE SPECTRALE
V. MODULATION DE LA PHASE SPECTRALE : JUSTIFICATION THEORIQUE ET DESCRIPTION DES SCHEMAS EXPERIMENTAUX POUR LA VALIDATION EXPERIMENTALE DU CONCEPT
V.1 LE MODULATEUR DE PHASE
V.2 SCHEMAS EXPERIMENTAUX POUR LA DEMONSTRATION EXPERIMENTALE DU CONCEPT
VI. MESURES EXPERIMENTALES DE LA PHASE ET DE LA MODULATION, ET CORRECTION
VI.1 MESURE ABSOLUE DE LA PHASE SPECTRALE
VI.2 VALIDATION EXPERIMENTALE DU MODULATEUR
VI.3 CORRECTION DE LA PHASE SPECTRALE
VII. CORRECTION DE LA PHASE NON LINEAIRE PAR MODULATION DE LA PHASE TEMPORELLE DANS LA TECHNIQUE CPA
VII.1 INFLUENCE DES EFFETS NON LINEAIRES DANS LES DOMAINES SPATIAL ET TEMPOREL
VII.2 CORRECTION DE LA PHASE NON LINEAIRE TEMPORELLE
CONCLUSION
ANNEXES
A1. NOTATIONS
A2. SIGNAL MESURE PAR LE SPECTROMETRE EN SORTIE DE LA MESURE ABSOLUE DE LA PHASE SPECTRALE
A3. APPROXIMATION D’UNE DIFFERENCE EN DERIVEE DE PHASE SPECTRALE
A4. INFLUENCE DE LA RESOLUTION DU SPECTROMETRE SUR L’ANALYSE DU SYSTEME DE FRANGES OBTENUS
A5. ANALOGIE ENTRE LA DIFFRACTION DE FRESNEL ET LA DISPERSION QUADRATIQUE
A6. ERREUR PHASE STATIONNAIRE
A7. PHASES SPECTRALE ET TEMPORELLE D’UN ETIREUR PARFAIT
BIBLIOGRAPHIE.

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