Génèse des lasers ultrabrefs de type CPA

Genèse des lasers ultrabrefs de type CPA 

Le premier laser fut réalisé en 1960 [Mainman 1960_1] avec un cristal de rubis pompé par lampe flash. Les impulsions générées en régime relaxé avaient des puissances de l’ordre du kilowatt et des durées de l’ordre de la milliseconde. Deux ans plus tard, le procédé de déclenchement « Q-switch » est démontré [Collins 1962]. Les impulsions ne durent plus qu’une nanoseconde et leur puissance crête est de l’ordre du mégawatt. Seulement quatre ans plus tard en 1964, le développement du blocage de modes permet d’atteindre des durées de l’ordre de la picoseconde et des puissances crêtes de l’ordre du gigawatt [Mocker 1965].

Les puissances crêtes alors générées commencent à produire des effets non linéaires importants dans les matériaux. L’un des effets le plus remarquable et potentiellement néfaste est l’effet Kerr qui modifie l’indice du matériau en fonction de la puissance. Cette modification appliquée à un profil spatial de type gaussien produit un gradient d’indice suffisant pour provoquer une focalisation (comme pour les lentilles à gradient d’indice). Dans ce cas où la focalisation est causée par la puissance de l’impulsion elle-même on parle d’autofocalisation.

Lors de l’amplification des impulsions dans le barreau amplificateur, le processus d’autofocalisation fait croître la fluence au delà du seuil de dommage du matériau. Le barreau amplificateur est alors endommagé ! Comment obtenir des impulsions plus puissantes sans détruire l’amplificateur ? Il faut attendre 1985 pour qu’une réponse soit apportée: l’amplification à dérive de fréquence [Strickland 1985] (« Chirped Pulse Amplification » ou CPA). Cette réponse est la transposition optique de techniques radars développées pendant et juste après la seconde guerre mondiale [Cook 1987]. Le principe est d’étaler temporellement et de manière réversible l’énergie de l’impulsion pour diminuer la puissance crête. La dérive de fréquence permet d’allonger l’impulsion temporellement sans diminuer son spectre. Cette technique sera exposée plus en détail dans la suite de ce manuscrit. On peut déjà préciser qu’elle utilise une impulsion laser de grande largeur spectrale dont on fait varier la durée par la relation de phase entre les composantes spectrales. L’impulsion est allongée avant l’amplification pour diminuer la puissance crète. Après l’amplification, l’impulsion est comprimée pour augmenter sa puissance crête. La fluence est ainsi diminuée dans le matériau amplificateur.

Dès lors les puissances crêtes de ces lasers peuvent atteindre le térawatt (10¹²W) et bientôt le pétawatt (le laser de la salle Jaune 10Hz au LOA fournit des impulsions de 100TW). Parallèlement, l’élargissement spectral des sources permet d’avoir des impulsions de l’ordre de 6fs en sortie d’oscillateur (100kW) [Steinmeyer 2001] et de 10fs en sortie d’amplificateur (0.3TW) [Seres 2003].

Utilisation des lasers ultrabrefs de type CPA 

L’invention du laser à amplification à dérive de fréquences (« laser Chirped Pulse Amplification ») a ouvert l’exploration de phénomènes physiques, chimiques et biologiques totalement inaccessibles auparavant. Les deux principales propriétés de ces impulsions laser sont comme nous l’avons déjà évoqué : l’extrême brièveté des impulsions et la gigantesque puissance crête atteinte. Les propriétés de puissance instantanée (bientôt le pétawatt 10¹⁵W !) ont permis d’explorer les non linéarités des matériaux. Certaines sources sont à présent basées sur ces effets non linéaires : amplifications paramétriques (« Optical Parametric Amplifier » ou « Non colinear Optical Parametric Amplifier »), générations d’harmoniques 2, 3 … ou très élevées (20,…). La physique des plasmas bénéficie également de l’apport de cette énorme puissance crête permettant la génération de plasmas chauds où la montée très rapide de l’impulsion préserve de la création de pré-plasmas. A nouveau, la maîtrise des plasmas ainsi générés entraîne l’élaboration de nouvelles sources, ici d’électrons et de protons accélérés ou de laser X. Ces dernières applications sont parmi celles nécessitant l’augmentation de la puissance au pétawatt. En physique des solides, en chimie ou en biologie, l’extrême brièveté permet d’étudier les transferts d’électrons ou d’énergie au moment même des réactions. L’impulsion est alors utilisée comme un stroboscope pour résoudre temporellement l’évolution d’un paramètre (fluorescence, absorption, transmission, vibrations moléculaires…). La résolution optimale recherchée est bien sûr la plus courte possible ( impulsions attosecondes [Baltuska 2003] !). Une application non intuitive de métrologie de fréquence optique ultra-précise ( [Udem 1999], [Diddams 2000]) permet d’atteindre une précision de l’ordre de la dizaine de Hz sur des centaines de THz soit une précision d’environ 1.8×10-¹⁴. Ce type d’application montre l’intérêt des lasers femtosecondes sur des propriétés autres que la brièveté et la puissance crête. Les caractéristiques utilisées ici sont la largeur spectrale combinée avec le taux de répétition du laser.

Le parallèle entre le développement des radars et ce type de laser est sur ce point intéressant. Rappelons à nouveau que l’amplification à dérive de fréquence a été découverte par les radaristes. Lors du développement des radars, il se posa le problème d’obtenir des radars longues portées (de forte énergie) et précis. La première idée d’amélioration de la précision de détection fut de diminuer la durée des impulsions radars. Cette amélioration nécessitait d’augmenter le spectre des impulsions radars. Mais la puissance crête alors obtenue limitait l’énergie possible. Il y avait donc des radars très énergétiques longues portées et des radars à impulsions brèves très précis mais de courtes portées. Cependant, après avoir obtenu des spectres larges, les radaristes se sont aperçus que la brièveté de l’impulsion lors de son émission n’était pas nécessaire à la précision. L’impulsion ne doit nécessairement être brève qu’au niveau de la détection. Il suffit par conséquent de recomprimer l’impulsion juste avant de la détecter. Donc pour augmenter l’énergie, c’est à dire la portée des radars et leur précision, il faut envoyer une impulsion longue temporellement mais comprimable avant détection. Les impulsions à dérive de fréquence ont cette caractéristique. La dérive de fréquence correspond à retarder différemment et de façon linéaire les fréquences entre elles. La relation de phase de l’impulsion radar est optimisée pour correspondre à l’application recherchée. L’impulsion la plus brève correspondant à une relation de phase spectrale linéaire n’est alors plus l’unique objet d’intérêt.

De même pour les lasers ultrabrefs, les nouvelles utilisations seront certainement tournées vers l’aspect spectre ultra large et la relation de phase liant ces fréquences. Plus particulièrement, le façonnage d’impulsion possible par des filtres linéaires programmables permet d’imaginer l’adéquation de l’impulsion au phénomène physique, chimique ou biologique recherché. Des résultats dans ce sens ont déjà été obtenus avec la génération d’harmoniques élevées [Kazamias 2003] ou dans le domaine du contrôle cohérent.

Table des matières

Introduction
Génèse des lasers ultrabrefs de type CPA
Utilisation des lasers ultrabrefs de type CPA
Contexte de la thèse
Objectifs et plan de la thèse
Référence introduction
Chapitre 1
Table des matières
1. Rappels et formalisme
1.A Définitions liées au champ optique
1.B Propagations linéaire et non linéaire, indice des matériaux
1.C Notations et définitions relatives à l’acousto-optique et à
l’électro-optique
1.C.1 Effet électro-optique
1.C.1.a Effet électro-optique dans le KDP
1.C.1.b Effet électro-optique dans le RTP
1.C.2 Effet acousto-optique
Références chapitre 1
Chapitre 2
Table des matières
2. Principe et propriétés des lasers de type CPA
2.A Oscillateur femtoseconde
2.B Etireur
2.C Amplificateur(s)
2.C.1 Estimations des non-linéarités sans saturation du gain
2.C.2 Estimations des non-linéarités avec saturation du gain
2.C.3 Emission spontanée amplifiée (« ASE »)
2.C.4 Origines et conséquences des fluctuations d’énergie
2.C.5 Rétrécissement spectral par le gain, stratégie et conséquences de la modulation
d’amplitude contre le rétrécissement
2.D Compresseur
2.E Difficultés persistantes
2.E.1 Synchronisation, gigue temporelle
2.E.2 Stabilisation
2.E.3 Contraste
2.E.4Mise en forme de la sortie
2.E.5 Contrôle et mesure
Références chapitre 2
Chapitre 3
3. Méthode de mesures ultrarapides directes
3.A Caméra à balayage de fente
3.A.1 Présentation et description
3.A.2 Performances et limitations
3.A.2.a Résolution spatiale
3.A.2.b Linéarités
3.A.2.c Résolution temporelle
3.A.2.d Sensibilité
3.A.2.e Dynamique
3.A.3 Nécessité de synchroniser et d’accumuler
3.B Système de balayage sans gigue temporelle
3.B.1 Problèmes de synchronisation électronique et concept du balayage par
photoconducteur
3.B.2 Choix du photoconducteur et du matériau
3.B.3 Etude du photoconducteur GaAs semi-isolant
3.B.3.a Rappels et étude théorique
3.B.3.b Mesures expérimentales sur le photoconducteur
3.B.3.b.i Sensibilité
3.B.3.c Etude de la recombinaison de surface
3.B.3.c.i Etude expérimentale
3.b.3.c.ii Interprétation théorique
3.B.3.d Claquage haute-tension et dommages du photoconducteur
3.B.3.e Conclusion de l’étude et conception finale du photoconducteur
3.B.4 Système de balayage basé sur une commutation par photoconducteur
3.B.4.a Conception générale des circuits de balayage
3.B.4.b Principes et limitations liées aux caractéristiques du laser
3.B.4.c Présentation et étude théorique du système avec compensation
3.B.4.d Résultats expérimentaux
3.B.4.d.i Présentation des expériences
3.B.4.d.ii Résultats sur la rampe de haute-tension
3.B.4.d.iii Résultats expérimentaux sur la résolution temporelle
et la gigue temporelle
3.B.4.d.iii.1 Résultats pour un laser 1kHz et une caméra à balayage
de fente visible
3.B.4.d.iii.2 Résultats pour un laser 10Hz et un caméra à Balayage
de fente X-UV
3.B.5 Conclusion
Références chapitre 3
Synthèse chapitre 3
Chapitre 4
4. Dispositifs de contrôle du contraste et des fluctuations des
impulsions ultrabrèves utilisant des photoconducteurs
4.A Nettoyeur de pré-impulsion et de piédestal d’émission spontanée
amplifiée (ASE) par une cellule de Pockels ultrarapide
4.A.1 Principe de nettoyage des impulsions
4.A.2Cellule de Pockels ultrarapide : systèmes commerciaux existant
4.A.3 Cellule de Pockels déclenchée par photoconducteur
4.A.3.a Nouveau Cristal Electro-optique : le RTP (RbTiOPO4)
4.A.3.b Circuits de décharge par photoconducteurs
4.A.3.b.i Système basé sur la décharge rapide de la capacité
4.A.3.b.ii Système basé sur une ligne d’impédance continue
4.A.3.c Résultats expérimentaux
4.A.3.c.i Description du montage expérimental
4.A.3.c.ii Vitesse de commutation, contraste, ouverture complète,
« jitters » expérimentaux
4.A.3.c.iii Modification du comportement avec le diamètre de faisceau
4.A.3.c.iv Modification du comportement avec l’énergie d’éclairement
des photoconducteurs
4.A.4 Conclusion
4.B Stabilisation des impulsions en énergie
4.B.1 Principe de fonctionnement du stabilisateur
4.B.2 Performances optimales théoriques
4.B.3 Résultats expérimentaux
4.B.4 Conclusion sur le stabilisateur
4.C Conclusion et perspectives
Références chapitre 4
Synthèse chapitre 4
Conclusion

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