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Syst` eme laser du CELIA

Dans le document The DART-Europe E-theses Portal (Page 56-60)

3.1.1 G´ en´ eration d’impulsions IR femtosecondes

La production d’impulsions laser ultracourtes n´ecessite l’utilisation d’un milieu amplifi-cateur poss´edant une bande de gain large spectralement.

Le cristal Titane:Saphir poss`ede les qualit´es n´ecessaires pour amplifier des impulsions ultra-courtes, `a savoir un spectre d’´emission large (200nm) centr´e autour de 800nm, une ´energie de saturation d’environ 1 J/cm2 et un seuil de dommage ´elev´e de 8-10 J/cm2.

Le principe : blocage de mode

Une impulsion lumineuse ultracourte est obtenue `a partir d’un spectre large si les com-posantes spectrales se superposent de fa¸con coh´erente. Pour cela, il est n´ecessaire d’obtenir une phase spectrale lin´eaire.

Dans le cas d’un milieu amplificateur `a large bande, la cavit´e laser fonctionne sur un grand nombres de modes longitudinaux sur une largeur de bande ∆νampli. Le champ laser total cr´e´e dans cette cavit´e par chaque mode Ek s’´ecrit sous la forme :

Etotal(z,t) = X

k

Ek(z,t) + c.c avec Ek(z,t) = ake(i2π×k2Lc)t×eαk+ c.c (I.31) Avec cla vitesse de la lumi`ere et L la longueur de la cavit´e. Si la distribution des phases αk de ces modes est al´eatoire, l’´emission est continue. Par contre, si tous ces modes sont bloqu´es sur la mˆeme phase, αk = cste, on obtient un train p´eriodique d’impulsions courtes dont la dur´ee est inversement proportionelle `a la largeur de la bande d’amplification ∆νampli.

Obtention du blocage de mode

Plusieurs proc´ed´es permettent de r´ealiser la mise en phase des diff´erents modes de la cavit´e. Nous d´ecrirons la technique la plus r´epandue : le blocage de mode passif par effet Kerr.

L’indice non lin´eaire n2 d’un mat´eriau induit une focalisation du faisceau lorsque l’intensit´e est ´elev´ee. En fonctionnement impulsionnel, le mode transverse du laser est modifi´e. En adaptant le mode spatial du faisceau pompe sur le mode transverse du laser, on favorise ainsi l’amplification des impulsions de forte intensit´e et donc le fonctionnement en mode impulsionel (cf. figureI.24). Dans la cavit´e, sans compensation de la dispersion de la vitesse de groupe sur aller-retour, le fonctionnement impulsionnel n’est pas stable.

Mode Continu

Mode Impulsionnel

Cristal Laser

Fig. I.24 : Effet Kerr dans le cristal de Titane:Spahir.

Amplification `a d´erive de fr´equence

La limitation principale pour l’amplification d’impulsions ultrabr`eves est due `a la va-leur atteinte par l’´eclairement crˆete de l’impulsion (1012W/cm2). La premi`ere cons´equence est un endommagement irr´eversible du milieu amplificateur et des optiques. Pour s’affran-chir de cette limitation, une technique emprunt´ee aux hyperfr´equences a ´et´e d´evelopp´ee en 1985 [Strikland et al. 85], appel´ee l’amplification d’impulsions `a d´erive de fr´equence (CPA:

Chirp Pulse Amplification). La m´ethode consiste `a ´etirer temporellement l’impulsion avant l’amplification afin de diminuer l’intensit´e crˆete du faisceau laser et ainsi de s’affranchir des probl`emes d’endommagement des optiques et des effets non lin´eaires. Apr`es amplification, l’impulsion est recomprim´ee `a la limite de Fourier. Le principe est repr´esent´e figure I.25.

L’impulsion courte initiale est g´en´er´ee dans une cavit´e laser en mode bloqu´e. L’impulsion est ´etir´ee temporellement avec une d´erive de fr´equence positive (le spectre est ´etal´e dans le temps). Apr`es l’´etireur, les basses fr´equences (”rouge”) se situent sur le front avant de l’impul-sion et les hautes fr´equences (”bleu”) sur le front arri`ere de l’impulsion. Apr`es l’amplification, le faisceau passe `a travers une ligne `a dispersion n´egative pour comprimer temporellement l’impulsion. Pour atteindre la dur´ee de l’impulsion initiale, il faudrait que toutes les com-posantes fr´equentielles soient amplifi´ees de la mˆeme mani`ere. Cependant, le r´etr´ecissement

Oscillateur

Fig. I.25 : Diagramme fonctionnel de la chaˆıne laser du CELIA.

spectral par le gain qui survient dans le premier ´etage d’amplification ne permet pas de re-comprimer l’impulsion `a sa dur´ee initiale.

La source laser du CELIA est n´ee du projet ELIA. L’ambition de ce projet ´etait le d´ evelop-pement de sources de rayonnement dans une vaste gamme de fr´equences allant du proche infrarouge au rayonnement X. Un sch´ema du laser est pr´esent´e figureI.26, il a ´et´e en grande partie r´ealis´e par Vincent Bagnoud [Bagnoud 99]. La chaˆıne laser du CELIA d´elivre `a 800 nmdes impulsions de dur´ee 35 f set une ´energie atteignant 8mJ avec un taux de r´ep´etition de 1 kHz.

3.1.2 Diagnostics temporels

Il n’existe pas de d´etecteur assez rapide pour mesurer la dur´ee d’impulsions femtose-condes. La technique usuelle est d’utiliser un autocorr´elateur du second ordre. D’autres tech-niques ont ´et´e d´evelopp´ees comme le ”SPIDER” (Spectral Phase Interferometry for Direct Electric-field Reconstruction). Aujourd’hui, le SPIDER est la m´ethode la plus compl`ete pour caract´eriser une impulsion : elle permet de mesurer l’amplitude du champ |E(t)| et la phase spectrale Φ(ω). Elle est en cours d’impl´ementation `a CELIA.

Autocorr´elateur 2ω

Le sch´ema de principe de 1’autocorrelateur est repr´esent´e sur la figureI.27. L’impulsion lumineuse est divis´ee en deux par une lame s´eparatrice. Une des deux impulsions suit un trajet fixe. La seconde impulsion est retard´ee temporellement par son passage dans un coin de cube mont´e sur un pont vibreur dont le d´eplacement est command´e par un g´en´erateur sinuso¨ıdal de basse fr´equence, typiquement 30 Hz. Si 1’on appelle I(t) le profil temporel en intensit´e de 1’impulsion parcourant le bras fixe, celui de 1’impulsion ayant parcouru le bras mobile sera not´ee I(t−τ), o`uτ est le retard introduit par le d´eplacement du coin de cube.

Les deux impulsions IR de fr´equence ω sont ensuite focalis´ees sur un cristal doubleur de

fr´equence de KDP ou de BBO. L’intensit´e du signal doubl´e 2ω d´epend alors du retard τ. L’intensit´e est mesur´ee `a l’aide d’une photodiode dont le temps de r´eponse est tr`es lent par rapport `a la dur´ee de l’impulsion. On obtient un signalI qui est proportionnel `a l’int´egrale :

Compresseur

Fig. I.26 : Configuration de la chaˆıne laser du CELIA lors de ce travail de th`ese.

Cristal de KDP

Fig. I.27 : Sch´ema de principe de l’autocorr´elateur optique

I2ω(τ)∝ Z +∞

−∞

Iω(t)×Iω(t−τ) dt (I.32) La fonction I2ω(τ) obtenue correspond `a la fonction d’autocorr´elation du profil temporel de l’impulsion en intensit´e. Dans le cas d’une impulsion Gaussienne, la fonction d’autocorr´elation est une Gaussienne de dur´ee √

2 plus grande. On d´eduit ensuite la dur´ee de l’impulsion `a partir de la largeur de la fonction d’autocorr´elation. La largeur de l’autocorr´elation donne une id´ee sur la dur´ee de l’impulsion.

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