Plan

Outre ce premier chapitre d'introduction générale, notre mémoire de thèse s'articule autour des trois principaux chapitres suivants.

Le chapitre 2 décrit les phénomènes physiques conduisant à la génération d'ondes THz par interaction laser-plasma, qui sont l'eet Kerr à basse intensité laser (< 1013 W/cm2)

et les photocourants si le champ laser est susamment intense pour ioniser les atomes de l'air. Leur implémentation numérique est ensuite traitée. Pour cela, on utilise un modèle 3D unidirectionnel permettant d'eectuer des simulations sur de grandes distances de propagation. Ce modèle UPPE (Unidirectional Pulse Propagation Equation) utilisé au cours de ce manuscrit pour les simulations 3D y est détaillé.

Le chapitre 3 est une première étude visant à caractériser l'inuence d'un chirp (dérive en fréquences) appliqué aux impulsions laser sur le rendement en énergie THz. La combinaison de plusieurs impulsions laser retardées les unes par rapport aux autres permet de moduler le courant électronique dans le plasma, et ainsi rendre les rendements et spectres THz modulables. Ceux-ci pourraient bénécier du meilleur couplage entre les deux couleurs apporté par ces combinaisons convenablement choisies, notamment en régime de lamentation sur de longues distances de propagation.

Le chapitre 4 est consacré aux performances de l'émission THz en fonction de la longueur d'onde laser fondamentale. En eet, des expériences et simulations préliminaires ayant montré une croissance des rendements THz avec la longueur d'onde laser, il est intéressant d'étudier précisément son inuence. Tout d'abord, l'évolution des énergies THz est décrite pour des longueurs d'onde laser allant du proche au moyen infrarouge, jusqu'à 2 µm. Puis, dans une seconde partie, les champs THz induits par des sources laser à CO2 opérant à la longueur d'onde de 10.6 µm sont étudiés. Une dernière partie porte sur

la comparaison avec les résultats expérimentaux obtenus au cours du projet ALTESSE au CELIA et à DTU pour des longueurs d'onde laser de 0.8 à 2.6 µm.

2

Génération de rayonnement THz par interaction

laser-plasma

Sommaire

2.1 Mécanismes physiques . . . 31 2.1.1 Champ laser initial . . . 31 2.1.2 Equations de Maxwell . . . 33 2.1.3 Eets Kerr et Raman . . . 34 2.1.3.1 Polarisation linéaire . . . 35 2.1.3.2 Eet Kerr instantanné . . . 37 2.1.3.3 Eet Kerr retardé : la diusion Raman . . . 39 2.1.4 Photo-ionisation et modèle Local Current . . . 42 2.1.4.1 Equation de Vlasov . . . 42 2.1.4.2 Moments électroniques . . . 44 2.1.4.3 Taux d'ionisation . . . 46 2.1.4.4 Courant de pertes . . . 51 2.1.4.5 Description du modèle LC, calculs analytiques . . . . 52 2.1.4.6 Dépendances théoriques avec les paramètres laser . . . 55 2.1.4.7 Puissances rayonnées en champ lointain . . . 61 2.1.5 Comparaison photocourants/eet Kerr sur les spectres et champs

THz émis . . . 62 2.2 Le modèle UPPE . . . 65 2.2.1 Des équations de Maxwell aux équations unidirectionnelles . . . 65 2.2.1.1 Comparaison LC/UPPE . . . 68 2.2.2 Validation et limitations du modèle UPPE . . . 69 2.2.2.1 Mécanismes physiques ns . . . 70

2.2.2.2 Validation de l'approximation unidirectionnelle . . . . 71 2.2.2.3 Validation expérimentale . . . 73 2.2.2.4 Avantages et limitations du modèle UPPE . . . 76 2.3 Conclusion . . . 76

Ce chapitre présente les diérents mécanismes nonlinéaires agissant sur la production de champs THz au cours de la propagation d'une impulsion laser femtoseconde à deux couleurs dans l'air. L'impulsion laser, suivant son intensité, va pouvoir être auto-focalisée par eet Kerr, puis défocalisée dû à la génération de plasma, ce qui engendre la création d'un lament pouvant se propager sur de grandes distances. Les photocourants induits par le champ laser dans le plasma vont contenir une composante basse-fréquence provenant de la conversion des deux couleurs par le plasma. C'est cette composante basse-fréquence du courant qui sera la principale source de rayonnement THz lors de l'interaction laser- plasma. L'eet Kerr, par mélange à quatre ondes des deux couleurs du champ laser, pourra aussi, dans une moindre mesure, créer un champ THz. Un premier volet de ce chapitre se concentre sur la description physique de ces deux mécanismes, tandis que la deuxième partie traite de leur implémentation numérique.

2.1 Mécanismes physiques

Cette partie décrit les mécanismes physiques mis en jeu lors de la propagation d'une impulsion laser dans l'air, modélisée à partir des équations de Maxwell. Celles-ci présentent des termes nonlinéaires dus, d'une part, à l'ionisation des molécules de l'air par le champ laser, aux instants et positions où celui-ci est susamment intense, et, d'autre part, à l'eet Kerr qui correspond à la réponse nonlinéaire des molécules de l'air (électrons liés) lors du passage de l'impulsion laser. Ces deux mécanismes se combinent pour créer des laments de lumière issus d'une succession de séquences d'auto-focalisation du faisceau par eet Kerr et de défocalisation plasma, permettant l'auto-guidage du faisceau laser sur des distances supérieures à sa distance naturelle de diraction linéaire (longueur de Rayleigh). La lamentation peut être une dynamique recherchée dans la production de rayonnement THz pour réaliser une détection à distance. Les champs THz, dans les gammes d'intensités laser considérées de 1013−15 W/cm2, sont principalement induits par des photocourants

générés lors de l'ionisation de l'air. An de modéliser simplement les champs THz résultant de la photo-ionisation, on utilise un modèle dit de courant local (local current en anglais, abrégé LC) résultant des deux premiers moments électroniques de l'équation de Vlasov qui résout l'évolution de la distribution des vitesses électroniques dans le plasma. Le modèle LC sera utilisé au cours de ce manuscrit pour prédire des tendances sur la variation du rendement THz en fonction des paramètres du champ laser initial.