2.2 Etudes en fonction de la longueur d’onde de pompe
2.2.2 Cas où la pompe est polarisée circulairement
Pour ce faire, un compensateur de Berek est placé sur le trajet du faisceau pompe avant que
celui-ci n’atteigne la cellule. Par ailleurs, les conditions expérimentales (pression du gaz,
éner-gie de la pompe, optimisation du signal, ..) sont strictement les mêmes que celles qui étaient
utilisées pour l’étude présentée ci-avant. La figure4.13présente les résultats alors obtenus.
Plu-sieurs changements notables peuvent alors être soulignés, à commencer par la disparition (par
rapport au cas où la pompe était polarisée horizontalement) de toutes les raies de la zone
spec-trale centrée à 300 nm. En effet, les trois états qui étaient atteignables à trois photons par la
pompe polarisée horizontalement possèdent un moment cinétique totalJ<3 ; par conséquent,
aucun d’entre eux ne peut plus être peuplé dorénavant, et aucune transition ne peut donc en
découler. Au contraire, toutes les autres raies d’émission, qui correspondent aux deux autres
zones spectrales identifiées précédemment (centrées à 302.5 nm et 305.3 nm respectivement),
sont retrouvées, ce qui est en accord avec le schéma que nous avions construit précédemment
pour pointer les différentes raies, et qui reposait sur un état deJ=3 pour chacune des zones.
Parmi toutes les raies qui subsistent, la plupart ont vu leur profil évoluer en même temps que
la polarisation de la pompe devenait circulaire. Ainsi, à part les raies à 810.66 nm et 1476.27 nm
qui sont quasiment identiques à leurs équivalentes en polarisation horizontale, toutes les autres
raies sont plus larges lorsque la pompe est polarisée circulairement. En particulier, les raies à
1678.97 nm et 1689.51 nm s’étendent au-delà de la limite supérieure de l’OSA, à savoir 1.7µm.
On constate également, à propos de ces deux raies, qu’elles possèdent désormais trois ailettes
(contre deux en polarisation linéaire). Enfin, la raie à 811.51 nm est également nettement plus
intense avec une pompe circulaire. Rappelons qu’elle est en concurrence avec la transition à
810.66 nm qui, elle, n’a pas évoluée lorsque la polarisation de la pompe a changé. L’explication
n’est pas certaine, mais il se pourrait que la raie à 810.66 nm ait subi comme un effet de
satura-tion et que la populasatura-tion alors disponible ait renforcé la transisatura-tion à 811.51 nm.
L
o
n
g
u
e
u
rs
d
’o
n
d
e
é
mi
se
s
(n
m)
Longueur d’onde de pompe (nm)
Longueur d’onde de pompe (nm)
Spec
tr
e (dBm)
-40
-50
-60
-70
-80
298 299 300 301 302 303 304 305 306 307
298 299 300 301 302 303 304 305 306 307
750
760
770
Spec
tr
e (dBm)
-55
-65
-75
-85
5p [5/2]2 - 5s [3/2]1
810
811
812
Spec
tr
e (dBm)
-55
-65
-75
875
878
881
5p [3/2]2 - 5s [3/2]2
5p [5/2]2 - 5s [3/2]2
5p [5/2]3 - 5s [3/2]2
-85
1475
1476
Spec
tr
e (dBm)
-83
-86
-89
1477 -92
4d [5/2]3 - 5p [5/2]2
4d[7/2]3 - 5p [5/2]2
4d [5/2]3 - 5p [3/2]2
-55
-65
-75 Spec
tr
e (dBm)
1680
1670
1690
-85
1700
F
IGURE
4.13: Longueurs d’onde d’émission observées dans le krypton, en fonction de la
lon-gueur d’onde de la pompe, celle-ci étant polarisée circulairement.
En somme, au niveau des raies d’émission, tout se passe en circulaire comme si l’effet laser
observé en polarisation linéaire de pompe avait été renforcé. Une hypothèse possible pour
ex-pliquer ceci consiste à remarquer que l’état 4d[5/2]
o2(situé en énergie entre les deux états à
l’ori-gine de l’effet laser dans les régions spectrales centrées à 302.5 nm et 305.3 nm respectivement)
est peuplé−sans pour autant engendrer de transitions par la suite (ou alors très faibles),
confor-mément à nos observations−lorsqu’on utilise une pompe autour deλ
0=303.30 nm polarisée
horizontalement, mais ne l’est pas avec une pompe polarisée circulairement. La quantité de
po-pulation qui est promue dans cet état (quand la pompe est polarisée linéairement) pourrait ainsi
être répartie entre les états à l’origine de l’effet laser prenant place autour deλ
0=302.5 nm et
λ
0=305.3 nm lorsque la pompe est polarisée circulairement, renforçant par la même les effets
du phénomène qui découlent de ces derniers.
2.3 Conclusion
Au cours de cette partie, l’observation dans le krypton de raies d’émission, vers l’avant et vers
l’arrière de la direction de propagation, a été reportée. Il a été démontré que celles-ci
n’apparais-saient que si la longueur d’onde de pompe permettait une transition résonante à trois photons,
comme l’étude menée lors de la précédente partie le suggérait. De plus, la forme spectrale et
la nature polarisée de ces raies d’émission sont autant de preuves de l’origine stimulée de ces
radiations émises. Toutefois, certaines observations demeurent inexpliquées, et la plupart des
résultats a par conséquent été reportée enAnnexeL. Des mesures additionnelles seront
néces-saires pour obtenir une meilleure compréhension de la physique mise en jeu lors de cet effet
laser. On peut par exemple penser à l’analyse de la lumière par le côté de la cellule, à l’étude de
la dépendance des raies d’émission vis-à-vis de l’énergie de la pompe et de la sonde, à la
vérifi-cation (ou non) qu’aucune autre raie d’émission n’apparaît à mesure que le délai entre pompe
et sonde augmente, à la possibilité d’utiliser une sonde dont la longueur d’onde centrale serait
différente de 800 nm, ou encore à la réalisation des mesures manquantes concernant les raies à
1476.27 nm et surtout à 1800.72 nm.
3 Filamentation résonante à deux couleurs
Dans cette dernière étude, entièrement théorique et dont les résultats ont été publiés dans
[20], nous mettons en lumière un mécanisme amenant aux HOKE dans le cas où une transition
à deux photons, impliquant un champ fondamental et sa troisième harmonique, est proche
d’une résonance atomique. Ce cas de figure est rencontré, par exemple, dans le cas d’un champ
fondamental centré à λ
0=400 nm accompagné de sa troisième harmonique et interagissant
avec du krypton. Dans cette situation, nous verrons que la modulation de phase croisée
in-duite par l’harmonique sur le fondamental est fortement renforcée, quasi instantanément −
du moins pour une durée d’impulsion plus grande que 10 fs−, et cause l’inversion de l’indice
de réfraction ressenti par le champ fondamental. Dans ce contexte, nous avons été amenés à
résoudre l’E.S.D.T. pour évaluer la réponse optique du système en présence du champ
bichro-matique. Bien que les calculsab initiodonnent accès à une bonne description de l’interaction
entre le laser et l’atome, les inclure au sein d’une simulation numérique d’une propagation sur
une distance macroscopique requiert des ressources numériques trop importantes. Pour
pa-lier à cet obstacle, notre stratégie a été de comparer la polarisation non-linéaire découlant de
nos simulations numériques de résolution de l’E.S.D.T. avec un développement de Taylor du
champ électrique basé sur l’approximation du champ faible, nous permettant ainsi de
détermi-ner les différentes indices de réfraction non-linéaires mis en jeu et par suite de les intégrer dans
une simulation de propagation. Pour une reproduction fidèle des résultats de calculsab initio,
nous verrons que le développement de Taylor des polarisations non-linéaires devra être poussé
jusqu’à des ordres assez élevés. Par ailleurs, du fait que le processus prend place au voisinage
d’une résonance, nous aurons également à prendre en compte la non-instantanéité de la
ré-ponse optique, i.e. la dispersion fréquentielle des susceptibilités non-linéaires. En effet, dans la
plupart des cas (dans les situations non-résonantes), les indices de réfraction non-linéaires
res-ponsables de l’auto-modulation de phase (SPM), de la modulation de phase croisée (XPM), de
la génération de troisième harmonique (THG) et de la recombinaison d’un photon de troisième
harmonique en trois photons de fondamental (R) sont habituellement considérés comme
par-faitement égaux. Nous verrons que dans le cas résonant, ceux-ci peuvent voir leurs amplitudes
varier sur presque deux ordres de grandeurs et avoir des signes différents. Enfin, au moyen de
simulations de propagations de ce champ électrique bichromatique, nous étudierons l’impact
que les HOKE peuvent avoir sur la dynamique de la filamentation.
3.1 Présentation de l’étude
A proximité d’une résonance à deux photons, il est bien connu que la susceptibilité
non-linéaire du troisième ordre varie fortement en fréquence et peut même devenir négative. Il a
ainsi été démontré que la susceptibilité non-linéaire du troisième ordre responsable de
l’auto-modulation de phase dans le xénon devient négative dans l’ultraviolet [15].
