ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ

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ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ

J. Robieux

To cite this version:

J. Robieux. ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ. Journal

de Physique Colloques, 1973, 34 (C2), pp.C2-81-C2-103. �10.1051/jphyscol:1973216�. �jpa-00215263�

JOURNAL DE PHYSIQUE

Colloque C2, supplément au no 11-12, Tome 34, Novembre-Décembre 1973, page C2-8

1

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ

J. ROBIEUX

Laboratoires de Marcoussis, France

Résumé.

- Cet exposé a pour but de définir l'évolution des recherches dans le domaine des lasers

à

gaz au cours des cinq dernières années et d'essayer de prévoir la progression des travaux au cours des années

à

venir. On indiquera que les principaux objectifs de cette recherche sont, d'une part, l'obtention d'une énergie importante en un temps court en vue des études de démonstration de la faisabilité de la fusion thermonucléaire par laser, d'autre part, l'étude des phénomènes per- mettant de réaliser des sources délivrant une grande puissance moyenne. On remarquera que, pour atteindre ces objectifs, il est nécessaire de convertir les énergies électrique ou chimique en énergie laser dans des milieux gazeux denses. On expliquera pourquoi l'utilisation de milieux denses comporte d'importantes difficultés et on décrira comment, en ~articulier

à

Marcoussis, on a vu les dominer.

Les

îois des phénomènes physiques qui commandent le fonctionnement dei dispoiitifs qui ont été réalisés sont maintenant suffisamment bien comprises pour permettre de prévoir l'élaboration de nouvelles générations de lasers dans la plage ultraviolette et peut-être dans celle des rayons

X.

Abstsact. -

In this article Our intention is to assess the progress of research in the field of gas lasers in the last five years and to offer a tentative prediction of what the evolution might be in the years to come. The main objectives of work in this area are, first, obtaining the high laser energies

in

short time durations needed for the feasibility studies of laser induced thermonuclear fusion, second, investigating the physical principles that can be used to make laser sources capable of delivering high average powers. We note that, in order to reach both objectives, one has to convert electrical or chemical energy into laser energy, using dense gaseous media. We next explain the very important difficulties encountered in working with dense gases for that purpose, and we shall describe how, especially at

^"

laboratoires de Marcoussis ", one has been able to master them. The physical phenomena that control the operation of presently existing laser devices are now suffi- ciently well understood, so that it is possible to predict thkt new generations of lasers could be designed in the future, operating in the

UV

or even possibly in the

X

ray region of the spectrum.

1. Introduction.

-

Au cours de la décennie 1960- 1970, un effort de recherche considérable a été conduit dans le domaine des lasers utilisant comme milieu amplificateur un solide, cristal ou verre, et dans celui des lasers

à

gaz. En 1973, il apparaît qu'un travail important reste

à

faire pour améliorer nos connais- sances sur les lasers solides et perfectionner leurs caractéristiques. Il semble cependant que progres- sivement au cours des dernières années, le centre de gravité des recherches se déplace vers l'étude des phénomènes permettant d'élaborer de nouveaux lasers

à

gaz. Depuis 1965, d'importantes innovations ont été faites dans ce domaine, correspondant

à

un profond renouvellement et

à

l'obtention de carac- téristiques du plus haut intérêt. Cet effort se poursuit actuellement et il est très probable que d'autres inno- vations essentielles apparaîtront. Le but de cet exposé est de faire le point des résultats acquis au cours des dernières années, en particulier

à

Marcoussis, dans le domaine des lasers

à

gaz et de définir l'orien- tation actuelle des recherches.

Dans la première partie, nous préciserons les prin- cipaux objectifs poursuivis. Les recherches en vue d'obtenir la fusion thermonucléaire contrôlée par

laser demandent des sources capables de délivrer une énergie importante pendant une durée de l'ordre de

^S.

La réalisation de telles sources est un de nos principaux objectifs. D'autre part, certaines appli- cations, les techniques de soudure en métallurgie par exemple, demandent des sources délivrant une grande puissance moyenne. Nous travaillons en vue d'at- teindre ce deuxième objectif.

Dans une deuxième partie, nous établirons un lien entre les caractéristiques

à

obtenir et les propriétés physiques du milieu amplificateur. Nous constaterons que l'utilisation de milieux gazeux denses joue un rôle essentiel. Nous devons donc trouver les lois de la conversion des énergies électriques ou chimiques en énergie laser de tels milieux. La conversion de l'éner- gie électrique en énergie laser dans un milieu gazeux dense sera analysée, en insistant tout particulièrement sur le cas du mélange CO2-N,. L'excitation électrique du mélange gazeux CO,-N2

à

des pressions élevées, de l'ordre de la pression atmosphérique, présente des difficultés fondamentales. L'excitation électrique doit, d'une part, produire une densité électronique suffisante et, d'autre part, communiquer aux élec- trons l'énergie nécessaire

à

une transformation

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1973216

C2-82 J . KOBIEUX

efficace de l'énergie cinétique des électrons en énergie vibrationnelle. Si on applique sans précaution parti- culière le champ électrique nécessaire pour pro- duire la densité électronique demandée, un régime d'arc s'établit. D'une manière générale, l'utilisation d'un milieu de haute densité s'accompagne de risques d'instabilité qu'il faut dominer. Nous indiquerons le principe de la méthode découverte

à

Marcoussis par MM. Dumanchin et Farcy pour résoudre ce problème essentiel.

Nous exposerons les lois des phénomènes physiques mis en jeu dans les lasers utilisant un milieu CO,-N, dense. Nous examinerons les propriétés statistiques des électrons et les lois qui déterminent I'excitation et les transferts d'énergie entre niveaux d'une même molécule ou de molécules différentes. Pour aider

à

comprendre le rôle des principaux paramètres, nous calculerons les conditions d'excitation d'un laser délivrant une impulsion d'une durée de

S.

Les caractéristiques de certains lasers

à

excitation élec- trique transversale, appelés TE, de la famille décou- verte par MM. Beaulieu au Canada et Dumanchin et Farcy en France, seront décrites. Nous indiquerons des résultats obtenus, d'une part, pour les lasers délivrant une énergie importante en un temps court, d'autre part, pour des sources délivrant une puissance moyenne importante.

Pour obtenir une grande puissance moyenne, on peut avoir intérêt

à

faire suivre l'excitation électrique par une détente adiabatique qui permet d'abaisser la température du milieu. Les lasers de ce type sont appelés LEDA. Nous mentionnerons l'avantage que l'on peut retirer d'une excitation séparée du flux d'azote qui après l'excitation est mélangé avec un flux de CO, froid. Nous indiquerons les caractéris- tiques de certains lasers que nous avons réalisés en suivant cette méthode. La réalisation de lasers LEDA utilisant le CO présente des avantages de principe importants dans le domaine du rendement. D'autre part, il émet dans la plage voisine de 5

^p

qui est différente de celle du laser CO,-N,. Nous indiquerons certains résultats obtenus.

Les principes de la conversion de l'énergie chi- mique en énergie laser seront rappelés. Nous indi- querons deux mécanismes qui nous ont permis d'ob- tenir certains résultats. D'une part, l'excitation par voie chimique de la molécule de CO,, d'autre part, l'excitation par cette même voie des molécules d'halo- gène. Nous indiquerons rapidement les importantes difficultés rencontrées lorsqu'on veut, dans l'état actuel des connaissances, convertir l'énergie chimique en énergie laser délivrée en impulsions brèves.

L'évolution des recherches est orientée vers la détermination des conditions pour réaliser, par conver- sion de l'énergie électrique en énergie laser, des quanta de plus en plus grands. Le milieu qui sert d'intermédiaire

à

cette transformation est toujours un gaz dense dans lequel il convient d'établir une statistique d'électrons appropriés et des transferts

convenables entre l'énergie cinétique de ces électrons et l'énergie potentielle des électrons liés

à

la structure atomique ou moléculaire. L'étude de ces phéno- mènes dont nous avons montré certains aspects, sera probablement particulièrement féconde. Elle a déjà conduit

à

des résultats importants dans la plage ultraviolette, que nous n'avons pas mentionnés pour ne pas allonger l'exposé. Elle conduira peut- être

à

la réalisation des lasers dans la plage des rayons X qui apporteraient un profond renouvelle- ment dans les domaines scientifiques et techniques.

Les travaux que nous exposerons, ont été conduits au Centre de Recherches de la Compagnie Générale d'Electricité

à

Marcoussis avec l'aide de la Direction des Recherches et Moyens d'Essais et du Commissariat

à

1'Energie Atomique.

2. Principaux objectifs poursuivis.

-

Un objectif essentiel des recherches dans le domaine des lasers de grande énergie est l'obtention de la fusion ther- monucléaire contrôlée. Notre travail

à

Marcoussis est en partie orienté vers ce but. Les lasers construits par nous sont utilisés par le Centre de Recherches de Limeil, qui conduit des travaux de physique per- mettant de connaître les propriétés des plasmas denses et chauds produits au cours de l'interaction des ondes laser de grands flux et de la matière. Nous n'entrerons pas dans les détails de ce vaste et passion- nant sujet et nous nous bornerons

à

résumer les caractéristiques principales demandées aux sources lasers adaptées

à

ce travail. Les lasers nécessaires aux études ayant en vue la fusion thermonucléaire contrô- lée doivent d'une part, délivrer une énergie impor- tante, d'autre part, émettre pendant une durée de l'ordre de s une impulsion d'une forme précise.

En résumant

à

l'extrême, on peut dire que la difficulté essentielle rencontrée est de délivrer une énergie importante en un temps court dans des conditions économiquement acceptables. Dans l'état actuel des connaissances, les physiciens travaillant dans le domaine de I'interaction onde-matière, souhaitent disposer de lasers délivrant une énergie de plusieurs centaines de joules d'une manière fiable, puis gagner un ou plusieurs ordres de grandeur. On peut espérer que grâce

à

de telles sources, on pourra dans un premier temps démontrer la faisabilité de la fusion thermonucléaire contrôlée, dans un deuxième temps, réaliser d'une manière pratique cette opération.

Les recherches dans le domaine de l'interaction ne sont pas encore suffisamment avancées pour qu'il soit possible de décider aujourd'hui du choix de la longueur d'onde. Des résultats importants ont déjà été obtenus en utilisant une longueur d'onde de 1

p.

Il semble important de conduire les recherches de manière

à

pouvoir disposer de lasers délivrant leur énergie dans la plage qui s'étend de 0,l p

à 10

p.

Un autre objectif important est d'obtenir des sources

laser susceptibles de délivrer une puissance moyenne

importante. En 1965, les connaissances scientifiques

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ C2-83

permettaient de délivrer une puissance moyenne de

I'ordre du kilowatt, grâce

à

un laser N2-CO, fonc- tionnant

à

basse pression. Depuis lors, les connais- sances dans le domaine de la physique des lasers moléculaires ont été considérablement accrues et l'on a pu s'assigner comme objectif de délivrer des puissances moyennes de dizaines, voire de centaines de kilowatts. De tels lasers peuvent avoir en particulier des applications civiles, par exemple dans le domaine de la métallurgie. On peut ranger dans cette catégorie d'objectifs, les lasers délivrant leur énergie pendant une durée longue par rapport au temps de relaxation mis en jeu dans le milieu amplificateur, qui dépassent rarement 10 ps. Les grandes durées d'impulsion seront le plus souvent celles supérieures

à

S. Les connais- sances requises pour délivrer une grande puissance moyenne continue pourront être obtenues en utilisant, par exemple, une durée d'impulsion de l'ordre de la seconde. L'extrapolation pour passer d'une durée d'impulsion d'une seconde

à

un régime continu posera des problèmes qui seront plus technologiques que scientifiques.

Au cours de cet exposé, nous définirons l'évolution des recherches en vue de ces deux grands objectifs, d'une part, émettre une grande énergie en IO-' s, d'autre part, émettre une grande puissance moyenne.

Pour simplifier l'exposé, nous ne chercherons pas

à

apprécier l'évolution des recherches par rapport

à

d'autres objectifs importants. Signalons cependant que parmi les enjeux que les recherches laser per- mettront peut-être d'atteindre, certains sont essen- tiels tant sur le plan scientifique qu'économique.

L'émission de rayons X cohérents permettrait d'ac- croître considérablement les moyens d'investigation scientifique. On peut espérer les obtenir par interac- tion de la matière et des grands champs électroma- gnétiques optiques produits par les lasers. Dans ce cas, la source laser devra délivrer son énergie en une durée la plus courte possible, par exemple de l'ordre de 10-l2

S.

D'autre part, les physiciens travaillant dans le domaine nucléaire souhaitent bombarder des cibles avec une grande quantité de noyaux for- tement accélérés. Ils espèrent ainsi découvrir de nouveaux noyaux dont les propriétés seront peut- être d'un intérêt considérable. Il convient de noter qu'une impulsion laser de l'ordre de 100 ns permet de produire une grande quantité d'ions multichargés qui peuvent donc être facilement accélérés ou ont une énergie suffisante pour qu'il soit inutile de les accélérer davantage. Dans certaines conditions de pression et d'excitation, le laser N,-CO, produit des impulsions très bien adaptées

à

l'objectif envisagé.

On pourrait également considérer comme un enjeu important l'action photochimique sélective qui conduira peut-être

à

un nouveau moyen de séparation des isotopes. Nous laisserons pour le moment de côté ces autres objectifs importants pour concentrer nos réflexions sur les lasers susceptibles de délivrer une énergie importante, d'une part, en impulsions de

s, d'autre part en un temps de l'ordre de la seconde ou davantage.

3. Lien entre les caractéristiques

à

obtenir et les propriétés physiques du milieu amplificateur.

-

Si on considère le premier des objectifs

:

délivrer une énergie importante pendant une durée de I'ordre de la nanoseconde, on constate que le milieu amplifi- cateur doit amplifier dans une bande passante d'une largeur au moins égale

à

IO9 Hz. Pour réaliser avec précision les formes d'impulsion demandées, qui dans certains cas peuvent comporter des temps de montée dans la plage de 100 ps, on peut admettre qu'une largeur de bande de 10" Hz est nécessaire.

Pour obtenir ce résultat, on peut utiliser un milieu amplificateur solide ou gazeux. Dans le cas du solide, les lasers les plus appropriés utilisent le verre dopé au néodyme qui présente une bande passante de l'ordre de 5 x 1012 Hz. De ce point de vue, les pro- priétés du solide le plus utilisé sont excellentes.

Par contre, la technologie de ces lasers est difficile car, en particulier, la matière se rompt lorsque l'énergie incidente par cm2 en une nanoseconde dépasse 5 J.

Pour des raisons d'économie et de fiabilité on souhaite disposer dans l'avenir de lasers différents de ceux actuellement utilisés qui comportent un milieu ampli- ficateur en verre dopé au néodyme. Dans l'état actuel des connaissances, le verre dopé au néodyme est de loin le matériau le plus intéressant. On ne voit aucun autre solide susceptible d'avoir de meilleures caractéristiques car, sous bien des rapports, les pro- priétés de ce matériau sont très favorables. La tech- nologie des lasers solides est déterminée par le seuil des ruptures lorsqu'ils sont traversés par un haut flux lumineux. Il semble que la valeur de ce seuil ne pourra pas être beaucoup reculée et qu'il soit de I'ordre de celui que nous venons d'indiquer pour une matière comportant très peu de défauts. On a donc été conduit

à

penser que pour obtenir de nouvelles générations de lasers, il convient d'orienter les recherches vers l'étude des milieux amplificateurs gazeux.

Lorsque le milieu amplificateur est un gaz

à

faible

pression, par exemple quelques torr, la bande pas-

sante est déterminée par l'effet Doppler qui résulte

du mouvement des particules dans le gaz. Comme la

température du gaz ne doit pas être trop élevée,

si l'on veut obtenir une inversion de population, la

largeur de bande due

à

l'effet Doppler est inférieure

à

108 Hz, elle est donc insuffisante. Pour des pressions

plus élevées, la largeur de bande est de l'ordre de la

fréquence des collisions. Elle croît avec la pression

de 6,5 x 106 Hz par torr. On constate, qu'au voi-

sinage de la pression atmosphérique la bande passante

est de l'ordre de 5 x IO9 Hz c'est-à-dire proche de

celle que nous souhaitons. Si on utilise le gaz sous une

pression plus élevée, de I'ordre de 10 atm par exemple,

l'élargissement des raies rotationnelles devient de

l'ordre de la distance entre chaque raie. La bande

C2-84 J. ROBIEUX

passante devient alors très large. Il apparaît donc que pour obtenir le résultat que nous cherchons

à

atteindre, il est indispensable d'utiliser des milieux amplifica- teurs dont la pression est beaucoup plus grande que quelques torr. La plage de pression qui s'étend de 200 torr

à 2

000 torr apparaît particulièrement conve- nable.

Pour réaliser de nouvelles générations de lasers adaptés

à-

l'étude de la physique des plasmas denses et chauds, il est donc apparu opportun de rechercher des méthodes appropriées pour rendre amplificateur un milieu gazeux dense. Pour des raisons que nous expliquerons plus loin, la production d'états excités en quantité convenable dans un tel milieu, présente d'importantes difficultés, qui n'ont été surmontées que vers la fin de la dernière décennie. Nous indique- rons les principes physiques sur lesquels repose l'excitation dans les milieux gazeux denses, lorsqu'on se propose de transformer les énergies électriques ou chimiques en énergie laser.

Si l'on connaît les lois qui régissent les conditions d'excitation des milieux amplificateurs

à

gaz dense, on est bien préparé

à

réaliser des lasers appropriés

à

la physique des plasmas denses et chauds. Pour réaliser ces lasers, d'autres difficultés doivent être surmontées. En simplifiant beaucoup, les difficultés, rencontrées dans l'élaboration de tels lasers, peuvent être rangées dans les trois catégories suivantes

:

3.1 EXCITATION

DU MILIEU AMPLIFICATEUR A PARTIR D'UNE SOURCE D'ÉNERGIE ÉLECTRIQUE OU CHIMIQUE DANS DES CONDITIONS CONVENABLES SUR LES PLANS TECHNOLOGIQUE ET ÉCONOMIQUE.

3 . 2 ELABORATION

D'UNE STRUCTURE D~AMPLIFICA- TION PERMETTANT D'ÉVITER LA

DESEXCITATION

DU MILIEU AMPLIFICATEUR AVANT QUE L'ONDE ISSUE DE L'OSCILLATEUR AIT PU ÊTRE AMPLIFIÉE.

- Cette désex- citation est produite par l'amplification stimulée de photons émis spontanément en un point de la chaîne amplificatrice. L'énergie potentielle accumulée dans le milieu sous l'influence de l'onde de pompe est transformée en une énergie électromagnétique inutilisable, car elle ne présente pas les propriétés de cohérences spatiales et temporelles requises.

Cette production de photons, émis spontanément et amplifiés d'une manière stimulée, s'appelle le phénomène de superradiance. Il est essentiel de l'em- pêcher d'apparaitre, sinon l'onde issue de l'oscilla- teur ne pourra être amplifiée. Vaincre les effets nuisibles de la superradiance est un des problèmes majeurs posés par la réalisation de lasers délivrant une énergie importante en un temps court.

Pour que la superradiance apparaisse, il suffit qu'un tronçon correspondant

à

une amplification importante, de l'ordre de 40 dB par exemple, reste amplificateur pendant une durée de l'ordre du temps mis par la lumière pour parcourir ce tronçon. Pour l'empêcher d'apparaitre, on peut disposer des obtu- rateurs le long de la chaîne qui pendant l'action de

l'onde de pompe bloqueront la superradiance. Ces

« portes » seront ouvertes lors de l'arrivée de l'impul- sion venant de l'oscillateur. Dans la technologie des lasers optiques à verre dopé au néodyme, ces obtura- teurs sont constitués par des dispositifs électro- optiques dont l'ouverture est déclenchée par un champ électrique au moment où l'impulsion venant de l'oscil- lateur arrive. Les lasers

à

gaz pour le moment les plus importants sont ceux qui utilisent le milieu CO2-N2.

Ils émettent

à

10,6

p.

Dans cette plage de longueur d'onde, il est plus difficile de réaliser des obturateurs électro-optiques. On peut utiliser des cellules gazeuses, présentant une absorption saturable, c'est-à-dire une absorption élevée lorsque le flux laser est faible, mais qui tend

à

s'annuler lorsque ce flux devient important. L'impulsion laser issue de I'oscillateur sature la cellule et ouvre la « porte ». La mise au point d'absorbants saturables dans une large bande peut être difficile. Si on veut éviter leur usage, on pourra chercher

à

organiser l'action de l'onde de pompe de telle sorte qu'à chaque instant, elle permette l'amplification d'un tronçon de 40 dB, les tronçons rencontrés par l'onde issue de l'oscillateur étant excités successivement par l'onde de pompe. Nous préciserons plus loin certains ordres de grandeur qui permettront de définir dans le cas des lasers CO2-N2 une telle excitation du milieu amplificateur.

3 . 3 CHANGEMENT

DES PROPRIÉTÉS DU MILIEU AMPLI- FICATEUR LORSQUE LE FLUX DÉPASSE UN CERTAIN SEUIL.

- Au-delà d'un seuil qui dépend de la nature du milieu amplificateur et de la longueur d'onde, la matière est dissociée par l'onde électromagnétique qui la traverse. Si Et est l'énergie délivrée par cm2, S la surface de la pupille de sortie, l'énergie totale ET délivrée sera

:

Comme le prix de la technologie et des systèmes optiques associés aux lasers est une fonction rapide- ment croissante de la surface S, on doit rechercher les types de lasers permettant de délivrer par cm2, l'énergie Et la plus grande possible. Nous avons indiqué que dans le cas des lasers

à

verre dopé au néodyme, une énergie Et plus grande que 5 J, délivrée en une nanoseconde, provoque la rupture du verre.

II n'est donc pas possible dans ce cas de dépasser cette valeur. On constate donc que pour obtenir un étage amplificateur délivrant 1 kJ en 1 ns, le diamètre de la pupille de sortie devra être de l'ordre de 15 cm.

Dans ce cas, la chaîne devra être conçue de telle sorte que l'onde issue de l'oscillateur puisse extraire par cm2, au cours de son trajet le long de la chaîne, une énergie de 5 J. Dans le cas des lasers

à

gaz, on peut montrer que, au-delà d'une énergie Et ,, ,, on obtient le claquage du gaz, donc une détérioration inaccep- table de l'onde émise. Nous indiquerons plus loin que Et décroît lorsque la pression croît.

Nous avons noté que pour obtenir les impulsions

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ C2-85

courtes que nous souhaitons, nous devons mettre en œuvre un milieu amplificateur dont la pression est d'autant plus élevée que l'impulsion doit être courte et nous sommes conduits

à

utiliser des pressions de l'ordre de la pression atmosphérique. Il y a un incon- vénient

à

accroître inutilement la pression, car Et ,,,

décroîtrait et la dimension de la pupille de sortie croîtrait en rendant la technologie plus coûteuse.

En résumé, pour élaborer un laser de grande énergie en un temps court, on doit surmonter de nombreuses difficultés. Les plus importantes sont celles qui résultent de l'influence néfaste de la superradiance et celles provoquées par la rupture du milieu au-delà d'un certain flux. Avant d'aborder le problème de l'excitation d'un milieu amplificateur constitué par un gaz

à

la pression atmosphérique, nous indiquerons rapidement comment on peut choisir, en s'appuyant sur des lois physiques générales, un milieu ampli- ficateur adapté

à

l'objectif que nous nous proposons d'atteindre.

En utilisant les relations qui déterminent I'inter- action d'un édifice atomique ou moléculaire avec une onde électromagnétique et en tenant compte des effets de la superradiance, on peut évaluer Et en fonction des propriétés microscopiques des parti- cules insérées dans le milieu amplificateur. Cette analyse suppose qu'on ne peut multiplier indéfiniment le nombre d'obturateurs car ceci conduirait

à

des difficultés insurmontables. Nous avons admis qu'il était difficile d'utiliser plus de quelques dizaines de tels obturateurs. On trouve que

:

E, dépend donc de trois paramètres.

3 . 3 . 1

La longueur d'onde.

-

Et est inversement proportionnel au cube de la longueur d'onde. Si le rapport des deux autres paramètres

zrad/zl

est le même pour deux longueurs d'onde différentes, on a un avantage considérable

à

utiliser la longueur d'onde la plus courte.

3 . 3 . 2

La durée de vie radiative. - Et est propor- tionnel

à

z,,, qui est le temps de relaxation corres- pondant

à

la durée de désexcitation de l'état

@

vers l'état O par un processus de rayonnement. La méca- nique quantique nous apprend que

rra,

croît avec A.

Au voisinage de

10 y,

on obtient souvent des durées de vie radiative de l'ordre de s, tandis que dans la plage optique, des valeurs de l'ordre de s sont fréquentes.

On devra rechercher des circonstances où cette jurée radiative est particulièrement grande. Dans l'état actuel des connaissances, deux cas sont parti- :ulièrement intéressants :

Laser

à

verre dopé au néodyme. - Le néodyme nséré dans un verre de composition choisie d'une

manière particulière permet d'obtenir une durée de vie radiative de l'ordre de

^S.

Cette valeur est exceptionnellement grande dans la plage optique pour un ion inséré dans une matrice solide. Elle peut être obtenue car les propriétés optiques de l'ion néodyme dépendent d'une couche électronique interne protégée de l'influence de la matrice par une couche électronique externe.

Laser moléculaire CO,-N,. - Dans ce laser, les molécules d'azote et de CO2 sont excitées par l'énergie cinétique des électrons. De plus, la molécule de N, transfère son énergie

à

la molécule de CO,. Celle-ci présente une durée de vie radiative exceptionnellement longue, de l'ordre de

10

S.

3 . 3 . 3

La largeur de bande totale de I'ampliJication : Av

= l/z.

- Laser

à

verre dopé au néodyme.

-

Dans les solides, par exemple le verre, chaque ion présente une bande d'amplification étroite. Les hétérogénéités de la matrice déplacent la fréquence centrale de cette amplification de telle sorte que la bande passante totale d'un milieu constitué par un grand nombre d'ions dispersés dans la matrice est très large. Elle est de l'ordre de 3 x

1012

c/s dans le cas du verre dopé au néodyme. Cette très grande valeur de Av est une raison essentielle de l'intérêt pour les lasers de grande énergie du verre dopé au néodyme.

Laser moléculaire CO2-N2.

-

La théorie des pro- priétés rayonnantes des particules gazeuses nous apprend que la largeur de bande Av de l'amplification est

:

r,

étant la durée qui sépare deux collisions, Av croît donc avec la pression du gaz. A la pression atmosphé- rique, Av est de l'ordre de

0,5

x

IO1'

c/s. On constate le grand intérêt, pour réaliser des lasers de grande énergie, de l'utilisation de mélanges gazeux

à

pression élevée. Nous connaissons bien les propriétés des mélanges gazeux

à

la pression atmosphérique. Des résultats importants ont été obtenus. Une pression plus élevée que la pression atmosphérique accroît AY, donc permet d'obtenir des résultats encore meilleurs.

On pourrait songer

à

utiliser des pressions très éle- vées. On sera limité dans cette direction car, au-delà d'une certaine valeur de la pression, l'interaction entre les molécules modifiera les propriétés radiatives de celles-ci et diminuera la durée de vie radiative.

Le tableau 1 résume les résultats obtenus. On

constate que le verre dopé au néodyme se présente

d'une manière très favorable puisqu'il permet d'espé-

rer une valeur de Et de

40

J/cm2. Les lasers molécu-

laires

à

la pression atmosphérique permettent d'es-

pérer une valeur quelque peu inférieure

à 1

J/cm2

qui est moins favorable mais cependant très intéres-

sante. Nous avons indiqué, seulement pour fixer les

idées, le calcul correspondant

à

un laser ultraviolet

C2-86 J. ROBIEUX

TABLEAU 1

Énergie délivrée par cm2 calculée en fonction des paramètres Av zrad et

Â

éventuel, en admettant qu'il contient des particules

à

la pression atmosphérique dont la durée de vie radiative est de l'ordre de S. On constate que Et est quelque peu 'inférieur

à

1 J/cm2. Un tel laser serait très intéressant pour la physique des plasmas denses et chauds. Les calculs précédents montrent l'intérêt de chercher des particules présentant une durée de vie radiative de l'ordre de s dans l'ultra- violet.

En résumé, le choix des processus physiques est commandé par la valeur de Et qui dépend de 1, z,, et Av. Le tableau 1 montre que grâce

à

des valeurs exceptionnellement favorables de z,,, et Av, les lasers

à

verre dopé au néodyme et les lasers moléculaires

à

pression égale ou supérieure à la pression atmo- sphérique sont particulièrement intéressants.

Nous allons maintenant analyser la conversion de l'énergie électrique en énergie laser dans un milieu gazeux dense.

4. Conversion de l'énergie électrique en énergie laser dans an mélange gazeux dense. - 4.1

PROPRIÉTÉS PHYSIQUES DES LASERS

CO,-N,

A DES PRESSIONS VOISINES DE LA PRESSION ATMOSPHÉRIQUE..

- 4.1 .1 Dtjîculté de l'excitation résultant

de

l'instabilité

de

la décharge

aux

pressions élevées. - Dans ce type de laser, l'énergie électrique est transformée en énergie électromagnétique

à

une longueur d'onde II

=

10,6

p

par l'intermédiaire des molécules N, et CO,. Un champ électrique accélère les électrons présents dans le milieu. L'énergie cinétique de ceux-ci est transformée en une énergie vibrationnelle des molécules d'azote et de CO, lors des chocs des électrons et de ces molécules. Les pro- priétés des molécules d'azote et de CO, sont parti- culiérement favorables

à

cette transformation qui s'effectqe avec un rendement de l'ordre de 80 %

pourvu que les électrons aient une énergie de l'ordre de 1

à

2 eV. La figure 1 montre les sections efficaces

E2=Z2N2hV 2Jo- A 22

quantum d' énergie tronçon d' par amplification

d e 3 d b .

0,663

1 6 ~ 5

I O - ~ J

de collision entre les électrons et les molécules d'azote

A

AIL l3 T

1

3 , 3 ~ 1 0 21

19

5JO

5 J O l9 L A S E R A

V E R R E AU NEODY ME L A S E R CO2 -N2

à

la pression atmosphérique

USER

et de CO,. Elle indique que cette section efficace

E t

Ener ie tota?e délivrée

par cm2 t-

-

2

405

0,6J

0,6J z2

Lon ueur d' amp/lfcation à 3décibels.apportée

1 5 c m

1 5 c m

1 5 c m

1

1 p

1 O p

O,lp

O 1 2 3

Energie des eloekrons

(ev)

N 2 Nombre de

particules par cm3 dans l'état

2.

2 , 2 ~ 1 0 17

3 x 1 0 16

3x10 14

d

3x10 14

3x10 13

15

3 J O Tl=-- 1

AV AV: largeur de la bande d'ampliîmtmn

-1 2 0 , 3 ~ 1 0

2x10-~Os

,-

.-

Energie des é\&ons

(eV)

T r a d .

Durée de y e radiative

l ~ - ~ ~

1 0 s

éventuel)^^,

^pdo-10

à la pression atmosphériql

FIQ. 1.

-

Sections efficaces de collisions des molécules de Nz et de CO2 avec les électrons.

IO-'^

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ C2-87

est sélective en fonction de l'énergie des électrons

et prend une valeur particulièrement grande pour des énergies de l'ordre de 1 à 2 eV. La durée de vie du premier niveau de vibration de l'azote qui est excité par le choc d'un électron est particulièrement longue. La figure 2 montre la valeur des niveaux d'énergie du premier niveau de vibration d'azote d'une part et des niveaux ®, © et © de la molécule de C 0

2

. On constate que l'énergie du niveau © du C 0

2

est proche de celle du premier niveau de vibra- tion v = 1 l'azote. Il en résulte qu'au cours des chocs entre les molécules de N

2

et celles de C 0

2

un transfert d'énergie important pourra s'établir de telle sorte que le niveau © sera fortement peuplé. Une inver- sion de population s'établira entre le niveau ® du C 0

²

et le niveau ®, de telle sorte qu'une oscillation laser pourra apparaître à une longueur d'onde X = 10 u dont le quantum correspond à la différence d'énergie entre ces niveaux.

EVieraie

_mj

FIG. 2.•

CO,

Niveaux d'énergie vibrationnelle des molécules de C 02 et de N2.

Notons que les chocs d'électrons peuvent exciter directement le niveau © de la molécule de C 0

2

et ainsi produire une inversion de population, même en l'absence de molécules de N

2

. Pour que l'oscilla- tion puisse s'établir, il importe que le niveau ® ne soit pas lui-même trop peuplé. Ceci impose une limitation de la température du gaz qui ne doit pas dépasser 500 K, environ. Si on suppose le gaz immo- bile, il ne faudra donc pas injecter dans le volume une énergie par trop supérieure à 300 J/l/atm. Le rendement quantique de ce laser est de l'ordre de 41 %, rapport entre les quanta correspondant aux niveaux © et ®. A basse pression, des rendements de l'ordre de 30 % ont été obtenus et à haute pression, de 20 %.

Pour que le rendement d'excitation vibrationnelle soit optimum, on doit communiquer aux électrons une énergie de 1 eV environ. Cette énergie est pro- portionnelle au champ électrique appliqué E et au libre parcours moyen. Celui-ci est inversement pro- portionnel au nombre N de particules par cm

³

.

Ainsi pour obtenir l'énergie optimum, il est nécessaire de conserver le rapport E/N constant, voisin, comme l'a montré Nighan, d e 2 x l 0 "

1 6

V x cm

2

. La valeur de la tension à appliquer est de 5,4 kV/cm/atm.

La mise en application de ce principe ne pose pas de problèmes sérieux aux basses pressions, par exemple au voisinage de 10"

2

atm. Le champ élec- trique correspondant à la valeur de E/N accélère les électrons dont l'énergie atteint une valeur moyenne de 1 eV. Cette valeur moyenne est très inférieure à celle nécessaire pour produire l'ionisation des molécules qui est de l'ordre de 10 eV. La plupart des électrons perdront leur énergie en la transférant sous forme vibrationnelle aux molécules de N

2

et de C 0

²

. Une faible fraction des électrons a une énergie supérieure à 10 eV. Ils peuvent ioniser les molécules et libérer par chocs d'autres électrons.

On peut montrer que lorsqu'un électron se déplace sous l'influence d'un champ électrique dans un gaz, il se déplace parallèlement au champ à une vitesse v

D

qui ne dépend que du rapport E/N et de la nature des molécules :

/ ( * ) •

Le nombre a d'électrons produits par cm par cet électron primaire le long de son trajet moyen parallè- lement au champ électrique est tel que :

^ ^{= 0} {§)'

Puisque nous nous plaçons toujours au voisinage de la valeur E/N = 5,4 kV/cm/atm optimale pour l'excitation des molécules par les électrons, nous pouvons déduire des précédentes relations que, dans nos expériences, la vitesse moyenne de déplacement des électrons sera constante :

v

D

# 5 x 10

6

cm/s.

D'autre part, a est proportionnel à la densité N.

La valeur prise par a sera suffisamment faible, à des pressions voisines de 10~

2

ou 1 0

- 3

atm, pour que la densité N

e

des électrons reste stable. Au contraire, aux pressions de l'ordre de la pression atmosphérique, ce coefficient deviendra 100 ou 1 000 fois plus grand.

La densité électronique aura tendance à être instable dans le temps et inhomogène dans l'espace. Dans certaines zones, elle prendra une valeur particuliè- rement grande et, sous l'influence de la tension appli- quée, un courant important circulera. U en résultera un échauffement qui accroîtra l'ionisation et un régime d'arc s'établira entre les électrodes. L'énergie électrique sera alors consommée dans certains fila- ments, elle ne passera pas dans le reste du volume.

A l'intérieur du filament, l'élévation de température

sera telle que l'inversion de population ne pourra

s'établir. Si une telle situation apparaît, l'énergie

électrique est transformée en énergie thermique sans

qu'aucune énergie laser puisse être produite. Il a

J. ROBIEUX

~mnsFormatwr

d'impulsion

-v-

^.Enceinte l a s e r

FIG. 3. - Laser T E à la pression atmosphérique : schéma du circuit électrique et de l'enceinte laser.

Condensotwr Résistonce d e s i - o c k ~ p

d e chor-e

c,

u

^Ec\oteur

H T

Trigser

i

fallu attendre 1969 pour que cette difficulté majeure puisse être surmontée. Elle a été dominée, d'une manière indépendante par M. Beaulieu au Canada et par MM. Michon, Dumanchin et Farcy

à

Mar- coussis. Les idées de base sont voisines bien que leur mise en forme soit différente. Nous allons décrire la méthode suivie par Marcoussis.

4 . 1

.2

Exemple de solution trouvée

:

Laser

à

exci- tation transversale de MM. Dumanchin-Farcy. - Le schéma du laser et de son excitation électrique est indiqué sur la figure 3. L'anode est une plaque de Cu. La cathode est faite d'un alliage d'aluminium.

Elle comporte des cannelures

à

l'intérieur desquelles des fils métalliques recouverts de verre viennent se loger. La distance entre l'anode et la cathode est 3,5 à 4,5 cm. Les tubes de verre en pyrex ont un diamètre de 2 mm. La largeur du laser est de 3 cm, sa longueur est de 30 cm. Des fils métalliques sont connectés

à

I'anode par une capacité C,. Les fils métalliques et la surface de la cathode en regard constituent une capacité CT. L'idée consiste, par deux décharges successives,

à

produire dans un premier temps une nappe d'électrons au voisinage du plan des tubes de verre, puis dans un deuxième temps,

à

accélérer ces électrons

à

travers le volume gazeux situé entre l'anode et la cathode. Si la nappe d'élec- trons est suffisamment homogène, on obtiendra pendant une deuxième décharge brève, une exci- tation convenable des molécules sans apparition d'un régime d'arc. Nous aurons donc atteint le résul- tat cherché.

La premiére décharge est établie entre la cathode et les fils. Un grand nombre d'électrons apparaissent au voisinage des tubes de pyrex. Ces électrons, issus de la cathode se rassemblent sur les parois de pyrex aussi longtemps que la tension appliquée croît.

Quand cette tension a décru, les électrons ne sont plus liés sur la surface du verre et la seconde décharge

. . .

7

1

FIG. 4. - Evolution en fonction du temps des courants et tension laser.

est alors effectuée entre la cathode et l'anode. La figure 4 montre l'évolution des tensions de courant en fonction du temps.

La tension appliquée sur le laser.

Le courant dans

C2

et C,.

O

Le courant dans le laser.

==

-

':. ;

c2

CT

. . .

:.

c3

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ C2-89

Lorsque le spark-gap est fermé, la tension appliquée sur la cathode croît, les électrons se rassemblent sur le verre, les capacités C2, C3 et C, se chargent.

Quand la tension diminue, la différence de potentiel appliquée aux bornes de

C,

décroît et les électrons ne sont plus maintenus sur la surface du verre et vont dans le volume. Alors un changement rapide de l'impédance du laser apparaît. A ce moment, l'énergie stockée par la capacité C, peut être délivrée dans le laser en un temps très court. Les inductances du circuit ne jouent

à

ce moment aucun rôle puisque C, est reliée directement aux bornes du laser. La tension et le courant décroissent exponentiellement avec une constante de temps déterminée par l'impé- dance du laser et la valeur de C,.

Pour un laser dont les dimensions sont

: -

largeur

⁼

3,2 cm,

-

longueur

=

30 cm,

-

distance anodeIcathode

=

3,5 cm.

On obtient

:

- durée de montée du courant

:

2 x s, - durée de décroissance

:

1,8 x s, - impédance du laser

:

12

Q,

- densité maximum du courant dans le laser

:

60 A/cm2,

- densité électroniquemaximum

:

3,7

x

1012 e/cm3, - valeur moyenne de l'énergie des électrons

:

0,8 eV.

Pour comprendre les propriétés physiques des lasers qui utilisent ces phénomènes, il faut prendre en considération les deux aspects suivants

:

1) Propriétés statistiques des électrons qui sont

à

l'origine de l'excita'tion et des propriétés de conduc- tivité du gaz.

2) Propriétés qui déterminent l'excitation des niveaux de rotation et de vibration des molécules et les trans- ferts d'énergie entre niveaux d'une même molécule ou de molécules différentes.

Le phénomène que nous étudions est trop complexe, comporte trop d'instabilités pour qu'on puisse calculer les effets d'une manière incontestable

à

partir de données physiques connues. Par contre, le rôle des principaux paramètres peut être apprécié. Certains de ceux-ci, difficiles

à

prévoir avec certitude, peuvent être mesurés et des modèles mathématiques assez Gables peuvent être construits en insérant dans le calcul le résultat de ces mesures. Nous allons consi- dérer successivement les deux principaux aspects que nous venons d'indiquer.

trons sont d'une part, la densité Ne d'électrons par cm3, d'autre part, la température Te de ces électrons.

Pour apprécier complètement les propriétés des élec- trons, il faudrait connaître non seulement les valeurs moyennes de la densité et de la température, mais également leur variation dans l'espace et dans le temps. Nous considérerons seulement, pour simpli- fier, les valeurs moyennes Ne et Te de ces quantités.

Température Te des électrons.

-

Elle dépend d'abord du rapport E/N, mais également des propriétés d'in- teraction des molécules ionisées, excitées ou neutres avec ces électrons. Les calculs conduits en tenant compte de ces propriétés d'interaction suggèrent fortement que la molécule d'azote a une influence essentielle sur la température des électrons. La figure 5 montre l'allure de la variation de Te avec E/N. On peut noter que cette variation présente un palier au voisinage des valeurs de E/N que nous utilisons. Nous pouvons donc admettre en première approximation, que la température Te sera constante dans nos expériences et voisine de 1

à

2 eV.

FIG. 5. - Variation de la température électronique en fonc- tion de E/N.

Densité Ne des électrons.

-

Cette quantité peut être atteinte expérimentalement en mesurant le courant circulant

à

travers le milieu gazeux. Celui-ci est donné par la relation

:

v,, vitesse du mouvement moyen des électrons dans le gaz, ne dépend que de EIN qui est un paramètre fixe en première approximation dans nos expériences.

La valeur de v, est donc également presque constante et de l'ordre de 5 x 106 cm/s. Nous avons vu plus haut que la difficulté majeure

à

surmonter est d'ob- tenir une densité électronique Ne homogène dans l'espace et stable dans le temps. Ce résultat, que nous avons pratiquement obtenu, est difficile

à

atteindre 4.1.3 Propriétés statistiques des électrons. - Nous car, pour les densités que nous utilisons, Ne peut avons vu que l'énergie des électrons doit être voisine varier rapidement dans l'espace et dans le temps de 1 eV pour que l'excitation vibrationnelle des si les densités dépassent une certaine valeur ou si la molécules soit optimale. Ceci conduit

à

fixer E/N température électronique est légèrement modifiée.

au voisinage de 5 kV/cm/atm. Les deux paramètres Les grandes valeurs des dérivées de Ne par rapport principaux qui déterminent les propriétés des élec-

à

Te et aux variables spatiales et temporelles, sont

à

7

C2-90 J. ROBIEUX

l'origine des difficultés que l'on rencontre pour construire des modèles expérimentaux ou théoriques.

Compte tenu de ces difficultés, nous nous bornerons

à

indiquer quelques relations phénoménologiques qui permettront, dans une certaine mesure, de guider les réflexions

:

a) Cas

où

la densité est sufisamment faible pour que la plupart des électrons produits dans le volume soient neutralisés sur les parois. - L'évolution de la densité électronique peut être schématiquement décrite par une équation de la forme -

⁼

Ne[o(Ne, E) -

rp]

dt

(Ne, E) est la vitesse d'ionisation globale, en l'absence des pertes d'électrons. Elle dépend de manière très sensible de Te, donc de E, et de l'état du milieu : densité et nature des particules neutres excitées et ionisées. Ces derniers éléments sont

à

leur tour fonction de Ne et de E.

rp

est un paramètre qui détermine les pertes d'électrons au cours de leur contact avec les parois. On peut admettre que ces pertes sont

à

peu près proportionnelles

à

Ne.

On obtient un régime stationnaire de la densité si Au voisinage de ce régime

Ne

=

Ne, + ^{Nl (1)}

avec

d'où

Ni

=

Nlo et'''.

Si par suite d'une cause aléatoire, Ne, s'écarte d'une quantité NI, de la valeur d'équilibre N,, cet écart croîtra exponentiellement avec une constante de temps

2,

si z1 est positif, décroîtra exponentielle- ment si

z1

est négatif. Dans le premier cas, le système sera instable, cette instabilité demandant une durée de l'ordre de

z1

pour se manifester. Dans le deuxième cas, le système sera stable.

Dans notre cas

:

donc

z1

>

O

la densité est donc instable. La constante de temps de cette instabilité sera d'autant plus petite que la vitesse d'ionisation sera sensible

à

Ne, donc aux divers paramètres qui déterminent la décharge.

Effet d'une source extérieure. - Si on ajoute au système une source extérieure créant S électrons par unité de volume et de temps, l'équation devient :

- -

dNe - Ne[o(Ne, E)

- rp]

+ ^{S .}

dt

La source S peut être produite par un faisceau d'électrons rapides ionisant les molécules du mélange gazeux ou par toute autre source de rayonnement ionisant (photons, particules, protons, etc...).

L'équation d'équilibre devient

:

Nous voyons que, pour que l'équilibre s'établisse il faut que

:

~(Nes, E) <

(P

ou en posant

z ,

,

mesure la constante de temps de la montée de la densité électronique sous l'influence de Ne, E,

T e .

z,

mesure la constante de temps liée aux pertes sous l'influence des parois.

La relation précédente indique que la croissance de Ne sous l'influence de Ne, E, Te doit être plus lente que la décroissance liée aux pertes par les parois.

Pour tenir cette condition, il faudra, par exemple, donner

à

E une valeur suffisamment faible.

En définissant, comme plus haut, Ne par la rela- tion (1) on obtient

:

d'où

d'où

en posant

La présence de S diminue l'instabilité puisque la constante de temps

^2,

de croissance d'une instabi- lité est plus grande que dans le cas où la perte par les parois est nulle. On peut même obtenir une sta- bilisation si

c'est-à-dire si

ÉVOLUTION DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ

Ce résultat peut être obtenu si, par exemple, on D'autre part

:

diminue suffisamment E. Dans le cas que nous consi-

dérons, il n'est pas possible de diminuer sans limite E 1 - I ~ N , - a.

os - 2 $N, + ^N,

^-

car nous avons vu que E/N doit rester voisin de 5,4 kV/

^7;

^{N l d t aNe} cm/atm. Lorsque la pression diminue, E/N restant

constant, o et ao/aNe vont diminuer. Pour des pres- d'où

sions suffisamment faibles, 10 torr par exemple, 1

-

S

et des dimensions de l'ordre de 10 cm, les pertes - N d'électrons s'effectueront par les parois. On conçoit

^7;

qu'en choisissant une pression suffisamment faible L, paramètre s diminue l'instabilité. L~ stabilité on pourra satisfaire l'inégalité (2). L'expérience peut être obtenue si

confirme qu'au voisinage de 10 torr, il est assez

facile d'obtenir une décharge stable avec un bon

^S

rendement.

^{( 5 )}

b) Cas où la densité est sufisamment grande pour En principe, elle peut donc être obtenue pour une que les électrons produits disparaissent surtout par grande de S. Dans ce cas, comme recombinaison avec les charges positives.

-

Si on dans le précédent, on déterminera les conditions augmente la pression, les et restant optimales de la décharge en utilisant les relations (4) constants, dans le premier temps les Pertes et

( 5 )

qui permettront, par exemple, de calculer o par les ~ a r o i s , proportionnelles

à

%, et ao/aNe en fonction de $, S et Ne. Nous conduirons Au-delà d'une certaine valeur de Ne les Pertes Par plus loin un raisonnement dans un cas concret pour recombinaison avec les ions positifs domineront. apprécier le rôle des divers

Nous aurons donc

à

considérer une relation du type suivant

:

A l'équilibre

a s =

$Ne, (3)

Avec les mêmes notations que précédemment

:

N

=

N, + N,

en posant

Le paramètre $ diminue l'instabilité puisqu'il accroît la constante de temps

z;

de croissance. On peut obtenir une stabilité si

:

Effet d'une source extérieure.

-

Dans ce cas

d'où, avec les mêmes notations que précédemment

:

donc $Ne, > os, ce qui peut être obtenu en prenant une valeur de E suffisamment faible.

4.1 . 4 Transferts entre les dz$iérents niveaux d'éner- gie de N, et de CO, et transformation de l'énergie vibrationnelle en énergie laser.

-

Les paramètres qui déterminent la valeur de l'énergie laser qu'il est possible d'extraire du mélange excité, sont

:

a) la durée de vie du niveau supérieur O de la molécule de CO,

;

b) le temps de transfert de l'énergie vibrationnelle stockée sur le niveau v

=

1 de N,, vers le niveau O du CO,

;

c) le temps de transfert entre les niveaux vibration- nels et rotationnels du mode v, du CO,.

Les variations, en fonction de la pression, de cette durée de vie et de ces temps de transfert, sont tracées sur la figure 6. Toutes ces durées décroissent lorsque la pression croît. On peut noter que, pour les pressions qui nous intéressent, de l'ordre de quelques atmo- sphères, par exemple 3 atmosphères

:

-

La durée de vie du niveau supérieur O du CO, est de l'ordre de plusieurs ps. Cette valeur relative- ment grande permet l'établissement d'une forte inver- sion de population entre le niveau O et le niveau O.

L'amplification stimulée devient donc possible.

-

Le temps de transfert de N, vers CO, (et vice

versa) est de l'ordre de 100 ns. Si la durée de l'exci-

tation est de 30 ns, il y aura équilibrage partiel,

durant cette excitation, des populations des niveaux

v =

1 de N, et O du CO,. Par contre, il ne pourra

pas y avoir de transfert d'énergie de N, vers CO,

pendant l'impulsion laser puisque cette dernière ne

dure que 1 ns. Pour atteindre des temps de trans-

ferts supérieurs

à

la nanoseconde, il serait nécessaire

de monter

à

des pressions de plusieurs centaines

d'atmosphères ! En dehors des difficultés technolo-

C2-92 J. ROBIEUX

RG. 6.

-

Evolution de différents temps de transfert en fonc- tion de la pression.

giques que représenterait l'obtention de décharges stables à si haute pression, nous avons montré plus haut que, le seuil de claquage dans le gaz lui-même diminuant rapidement avec la pression, il deviendrait difficile d'extraire l'énergie, alors disponible, sans éviter ce claquage.

-

Les temps de transfert entre les niveaux vibra- tionnels du mode

v3

et entre les différents niveaux rotationnels, qui constituent ces niveaux vibration- nels, sont de environ 0,1 ns. 11 sera donc possible pendant l'impulsion laser de 1 ns de bénéficier d'une partie de l'énergie stockée sur l'ensemble des niveaux vibration-rotation du mode

v3

du

CO,.

En effet, au fur et

à

mesure que le niveau O se « videra », les autres niveaux du mode le « réapprovisionneront » (Fig. 7).

MI'" Girard et M. Michon ont conduit des analyses théoriques et expérimentales détaillées de I'ampli- fication et du rendement de l'extraction d'énergie dans les milieux N2-CO, denses et fortement excités.

Ces analyses n'ont été réalisées jusqu'à présent que dans un milieu

à

la pression atmosphérique. Grâce au dispositif expérimental schématisé sur la figure 8,

transfert liiiveaux

d'énergie entre v i b r a t i o n n e l s ( 6 )

n i v e a u v i brotionnel

y' a pelé ^niveou rotakionnel J'

t r a n s f e r t d'énergie entre niveaux r o t o t i o n n e \ s ( G , )

FIG. 7. - Différents transferts d'énergie apparaissant entre et dans les molécules de CO2 pendant l'excitation du milieu et

l'émission laser.

population de plusieurs niveaux rotationnels du niveau O. Elle permet de décider si la statistique de la répartition d'énergie entre les niveaux suit une loi de Boltzman et d'évaluer la température qui inter- vient dans cette loi. Dans le dispositif expérimental, on constate que la cavité du laser utilisé comme faisceau test est fermée

à

une extrémité par un réseau de maniére

à

émettre, sur une raie unique. Par rota- tion du réseau, il sera possible d'atteindre différentes raies rotationnelles et de mesurer le gain sur chacune d'elles.

La figure 9 montre le résultat de ces expériences faites à la pression atmosphérique et la comparaison de ces résultats avec ceux donnés par l'analyse théo- rique. On constate que l'accord entre les mesures et les résultats de l'analyse théorique sont bons lorsqu'on introduit dans ces calculs :

ils ont pu mesurer l'amplification

à

bas niveau sur une température de translation T dans le milieu plusieurs raies. Cette mesure permet d'atteindre la de 435 K,

FILTRE RESEAU

BLAZE

A 10,6p LR3ER CONTINU _I ,,A AMPLI

-

^{1 'ER}

I ^I

CAGE DE F A R A D A Y

FIG. 8. - Mesure du gain à faible niveau sur différentes raies rotationnelles du niveau @.

VOLU UT ION

DES RECHERCHES DANS LE DOMAINE DES LASERS A GAZ C2-93

FIO. 9.

-

Comparaison entre les résultats théoriques et expérimentaux sur la détermination du gain à faible niveau sur différentes raies rotationnelles du niveau @.

FIG.

10.

-

Evolution du gain et de l'énergie laser maximaIe qu'il est possible d'extraire avec une impulsion longue (env. 70 ns) en fonction de l'énergie contenue sur le mode ^v3.