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STAGE LASERS INTENSES Du 4 au 8 février 2008 COURS

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STAGE LASERS INTENSES Du 4 au 8 février 2008 COURS. Architecture d’une source laser Intense Des concepts à la réalisation. Sauteret. Luli –CEA Cesta [email protected] Sommaire. I - Introduction Pourquoi le laser ? Quel laser pour quelle application ?

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- - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - E N D - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - -
Presentation Transcript
slide1

STAGE LASERS INTENSES

Du 4 au 8 février 2008

COURS

Architecture

d’une source laser Intense

Des concepts à la réalisation

Sauteret

Luli –CEA Cesta

[email protected]

sommaire
Sommaire
  • I - Introduction
      • Pourquoi le laser ?
      • Quel laser pour quelle application ?
      • L’interaction Lumière - Matière
  • II - Rappels Généraux
      • Grandeurs physiques
      • Propagation et focalisation
  • III - L’architecture d’une installation laser
      • Oscillateurs, Préamplification et mise en forme, amplification, compression, conversion et focalisation
  • IV - Problématiques
      • Dommage, Transport, Thermique, Non-linéaire, Chromatisme
pourquoi le lasers de puissance
Pourquoi le lasers de puissance ?
  • Contrairement aux particules chargés qui se repoussent, les photons peuvent être concentrés de manière extrême, ce qui permet d’engendrer des impulsions optiques qui :
    • sont les plus courtes réalisés par l’homme avec des champs électromagnétiques
    • et qui du fait de leur cohérence peuvent être focalisées à des intensités relativistes.
pourquoi la lumi re laser
Pourquoi la lumière « laser » ?
  • Comparer aux autres sources de lumière (thermiques, fluorescentes, …), la lumière laser est celle qui peut s’amplifier et se propager avec un « confinement » maximum
champ optique intense et atomes
Champ optique intense et atomes

Champ intra atomique (couches externes) : 5 109 V/cm

Champ électrique d’une impulsion optique

E = 10 µJ, t = 100 fs focalisée sur d = 10µm :

produit I = 1013 W/cm2 soit un champ de 108 V/m

E = 1 kJ, t = 100 fs focalisée sur d = 10 µm produit 5 1022 W/cm2 soit un champ de 2 1014 V/m

quelle type d installation laser

Quelle type d’installation laser ?

Quelle est la grandeur pertinente : Puissance ou énergie ou …?

Que veut dire « ultra-court et ultra-intense » ?

Comment les mesurer ?

Quelle physique avec ?

Comment les produire ?

Comment dimensionner une installation ?

les lasers de puissance permettent de g n rer des plasmas chauds et denses et des champs extr mes

cible chauffée à des millions de degrés

faisceau laser

90 mm

rayon de la tache focale 1/ 100 mm à 1/ 10 mm

Les lasers de puissance permettent de générer des plasmas chauds et denses - et des champs extrêmes

La puissance de millions de centrales électriques est focalisée sur une tête d\'épingle

et la mati re devient plasma

Dans la matière chaude les électrons sont détachés du noyau

… et la matière devient plasma

Dans la matière froide les électrons sont liés au noyau

slide9

X

e-

Applications importantes des plasmas laser

Fusion Thermonucléaire Contrôlée

Production d\'énergie

Accélération laser de particules

Chocs lasers, Equations d ’Etat

Sources de particules et de rayonnement

slide10

Une application des lasers : la fusion thermonucléaire par confinement inertiel

Deuterium

Réaction de fusion

Neutron : 14,1 MeV

Helium : 3,5 MeV

Tritium

Production d ’énergie par fusion avec la réaction D-T

slide11

d’où l’intérêt des lasers de forte énergie :les installations LMJ, NIFdes lasers ultra-intenses :les projets PETAL, ILE, ELIDes installations « mixtes »: le projet Hiper

slide12

LMJ

PW

6

10

LIL

5

10

PW / LIL

Nano 2000

4

10

TW

ELI

1000

Pico 2000

Energie [J]

Alise

LULI 100 TW

(Alise)

100

10

LOA

CEA/DSM

GW

1

0,1

CELIA

0,01

4

0,01

0,1

1

10

100

1000

10

t

[ps]

Installations Lasers de Puissance dans le monde

NIF

Rochester

Osaka

Osaka

RAL, PALS, GSI

RAL,GSI

RAL

RAL

de nouveaux lasers pour une nouvelle physique
De nouveaux lasers pour une nouvelle physique
  • L’étude de l’infiniment petit requiert :
    • de fortes densités d’énergie r
    • pendant des temps très court t
    • sur des volumes très petit V
limites actuelles de l interaction laser mati re
Limites actuelles de l’interaction laser-matière

Fusion contrôlée E = 5 MJ, t = 1ns,F = 100 µm

le r gime relativiste des hautes intensit s

Quand a > 1 le régime est dit relativiste parce qu’un électron libre dans ce champ exécute un mouvement transverse vosc où il acquiert une masse :

Le régime «relativiste» des hautes intensités

Le paramètre adéquat est la vitesse relative d’oscillation de l ’électron soumis au champ E

où E est le champ électrique à la fréquence w

Pour une longueur d’onde de l = 1 µma = 1 correspond à :

un champ de E = 3.1010V/cm, soit

une intensité de I = 3.1018 W/cm²

La composante due à B, non négligeable, permet l’accélération des électrons

d o l int r t des lasers ultra brefs et ultra intenses du t rawatt l exawatt

d’où l’intérêt des lasers ultra-brefs et ultra-intenses : du térawatt à ….l’exawatt !

focalisation la grandeur clef la brillance
Focalisation : la grandeur clef, la Brillance

L’analyse des propriétés optiques de la lumière montre que la grandeur primordiale caractérisant l’aptitude d’une source lumineuse à déposer son énergie sur une petite surface est sa luminance ou sa brillance

dPn est la puissance émise dans la bande spectrale dn, captée dans un élément d’angle solide dW, traversant l’élément de surface dS.

q est l’angle entre la normale à l’élément de surface dS et la direction dans laquelle est sélectionnée l’élément d’angle solide dW.

aptitude d un laser focaliser l nergie
Aptitude d’un laser à focaliser l’énergie

Un système optique parfait conserve le produit S.W

L’élément de surface, le plus petit, pouvant être irradié par une source laser, est de l’ordre du carré de la longueur d’onde, et l’angle solide est alors proche de p.

Une des caractéristiques importante d’une source lumineuse est donc le produit S.W. La grandeur que l’on associe à cette valeur est le M2.

brillance et brillance spectrale

Brillance du Soleil au niveau du sol

Brillance d’un laser de 1W focalisable

Brillance spectrale

Brillance et brillance spectrale
slide21

quelques ordres de grandeurs

DUREE

secondes

PUISSANCE

Watts

-

9

+9

Nano

10

Giga

10

-

12

+12

Pico

10

Tera

10

-

15

+15

Femto

10

Peta

10

-

18

18

Atto

10

Exa

10

-

21

21

Zepto

10

Zetta

10

-

24

24

Yocto

10

Yotta

10

Quelques ordres de grandeurs

E = 1 J pendant t = 1 s  1 W

La consommation mondiale d ’énergie

est inférieure à 5 TW

how short is ultrashort

En 1 ps 0,1 nm

En 100fs 0,1 nm

How Short Is Ultrashort ?

Diamètre d’un atome moyen : 0,1 nm

comment se comporte la lumi re

Introduction : L’interaction Lumière - Matière

Comment se comporte la lumière ?
  • Comme des ondes
      • On entend par « lumière » l’ensemble des ondes électromagnétiques, des rayons gammas et des rayons X, jusqu’aux ondes radio en passant par l’ultraviolet (UV), le visible et l’infrarouge (IR).
  • Comme des particules !
      • Pour traiter de l’interaction avec la matière, le modèle « quantique » est le mieux adapter. Dans ce cas la lumière possède une nature corpusculaire : le photon
ondes

rayons 

rayons X

ultraviolet

infrarouge

micro-ondes

ondes radio

10-12 m

10-9 m

10-6 m

10-3 m

1 m

visible

400 – 780 nm

Ondes
champ lectrique et champ magn tique
Champ électrique et champ magnétique

L’onde électromagnétique (la lumière) se caractérise au moyen de deux « vecteurs », le champ électrique E et le champ magnétique B.

Deux perturbations (vecteurs) se propagent simultanément, perpendiculaires entre-elles et à la direction de propagation (elles sont dites transversales).

Elles sont émises par des charges en mouvement. Au niveau microscopique les atomes se comportent comme de micro antennes et émettent de la lumière.

ondes addition et soustraction

=

+

Interférences constructives

=

+

Interférences destructives

Ondes : addition et soustraction

Les champs électriques qui sont des grandeurs « vectorielles » s’additionnent comme des vecteurs

Ondes polarisées dans le même plan

la lumi re aspect particulaire

La lumière : aspect particulaire

La lumière se comporte comme une particule !

comment d tecter un photons
Comment détecter un photons ?

« clic »

Haut parleur

Photomultiplicateur

Photon

mati re atomes particules niveaux d nergie quantifi s
Matière: atomes/particules à niveaux d’énergie quantifiés

Spectre d’émission de différents atomes

ph nom ne d mission spontan e

E3

h32

h31

E2

h21

E1

h30

h10

h21

E0

Phénomène d’émission spontanée

Atome X

absorption et mission stimul e

E1

hν10

hν10

hν10

hν10

E0

EMISSION STIMULEE

ABSORPTION

h10 + E1  2h10 + E0

h10 + E0  E1

Absorption et émission stimulée
emission stimul e mission spontan e et absorption importance relative

Énergie

E3

E3

h32

h31

E3

E2

E2

h21

E2

E1

E1

h30

h10

h21

E1

E0

E0

E0

Emission stimulée, émission spontanée et absorption : importance relative

Population à l’équilibre thermodynamique

amplification effet laser interaction lumi re mati re

Absorption

Emission

spontanée

phase aléatoire

Emission

stimulée

même phase

même fréquence

L.A.S.E.R.

Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation

Amplification : effet LASERInteraction lumière - matière

slide39

Fonctionnement d’une source laser

Voir cours P.Georges du mercredi 6 février

largeur de raie
Largeur de raie

E1

hν10

hν10

A

E0

I0



I0/2

r

v

E

E . τ≥ħ

raie spectrale et train d onde

Faisons la somme de toutes les sinusoïdes constituants la raie spectrale ci-dessus.

Remarquons que comme dans la raie elles ont des amplitudes et des longueurs d’ondes différentes.

 = largeur à mi-hauteur

A

I0

I0

Raie spectrale et train d’onde
transform e de fourier analyse graphique de la raie spectrale

Faisons la somme de toutes les sinusoïdes constituants la raie spectrale ci-dessus.

Remarquons que comme dans la raie elles ont des amplitudes et des longueurs d’ondes différentes.

Superposition des sinusoïdes.

Somme = train d’onde résultant

Transformée de Fourier : Analyse graphique de la raie spectrale
slide44

I - Introduction

  • II - Rappels Généraux
      • Grandeurs physiques
      • Propagation et focalisation
  • III - L’architecture d’une installation laser
  • IV - Problèmatiques
ondes lectromagn tiques et propagation

Théorie de Maxwell

Approximation scalaire

Optique géométrique

Champ cohérent

Cohérence partielle

Optique de Gauss

Approximation paraxiale

Ondes électromagnétiques et propagation
les quations de maxwell et la loi d interaction
Les équations de Maxwell et la loi d’interaction
  • Les équations de Maxwell
    • Le champ électromagnétique est décrit à partir du couple de vecteurs :
    • Le milieu matériel est décrit par la distribution de charges et la densité de courant
  • La loi d’interaction avec une particule de charge q et de vitesse v:
    • La force de Lorentz
la loi d interaction dans un milieu optique
La loi d’interaction dans un milieu « optique » ?

?

Pour milieu comportant un grand nombre de un particules, on introduit une nouvelle grandeur, la polarisation du milieu P, qui permet de modéliser le comportement de milieu soumis à un champ électrique E

les quations constitutives
Les équations constitutives
  • Pour les diélectriques on suppose que :
    • le milieu est dépourvu de charges libres
    • le milieu est non magnétique
  • La polarisation qui caractérise la réponse du milieu se développe en puissance du champ électrique
optique lin aire

électrons

rayonnement incident

noyau

atome

mouvement des électrons

t

champ électrique

Optique linéaire

En optique linéaire, le nuage électronique suit linéairement les oscillations du champ et les dipôles rayonnent à la même fréquence w

optique lin aire et optique non lin aire

Électrons

Noyau

Faible intensité : Comportement linéaire

Rayonnement

Rayonnement

incident

diffusé

Atome

Électrons

Noyau

Forte intensité : Comportement non-linéaire

Rayonnement

Rayonnement

incident

diffusé

Atome

Optique linéaire et optique non linéaire

Voir les cours de L. Canioni, S; Montant et B. Le Garrec (mardi 5 février)

En optique non linéaire, l’excursion des électrons autour de leurs positions de « repos » peut être perturbée par les atomes voisins. Le mouvement des électrons n’est plus sinusoïdal et peut se décomposer en série de Fourier. Le rayonnement des dipôles donne lieu à une génération d’harmoniques.

l quation scalaire ondes planes et ondes sph riques

Ondes planes : solutions de la forme

Ondes sphériques : solutions de la forme

L’équation scalaire Ondes planes et ondes sphériques

Solution générale :

Solution générale :

ondes planes
Ondes planes :
  • a : amplitude a(x,y,z,t)
    • amplification, mise en forme spatiale et temporelle
  • e : polarisation du champ
    • changement de polarisation => aiguillage, atténuation, isolation
  • w : pulsation
    • superposition d\'onde => paquet d\'onde,
    • changement de fréquence,
  • k , j : vecteur d\'onde et phase
    • direction de propagation, filtrage des fréquences spatiales, correction du front d’onde ou de la phase spectrale
ondes planes sinuso dales

Pulsation : w

Fréquence : u

Période : T

Longueur d’onde : l

Nombre d’onde : s

Vecteur d’onde :

Chemin optique : d

Ondes planes sinusoïdales
propagation modes et r alit s des ondes planes et sph riques
Propagation : modes et réalités des ondes planes et sphériques?

Les ondes planes et les ondes sphériques

n’ont pas de réalité physique,

Ce ne sont que des « bases mathématiques»

d’un espace vectoriel sur lesquelles

on peut décomposer les ondes réelles

modes de propagation
Modes de propagation

Base complète dénombrable de fonctions orthogonales

D : domaine d ’application

d fonction de Dirac

http://mathworld.wolfram.com/

modes tranverses

Laguerre-Gauss D [r(0,), q(0,2p]

Hermite-Gauss D [x(- ,), y(- ,), ]

Zernike D [r(0,1), q(0,2p)]

Modes Tranverses
propagation
Propagation

Le champ défini dans un plan transverse se décompose sur une base.

Le champ propagé résulte de la superposition de chaque mode après propagation

slide58

La propagation :l’équation des ondes

Onde quasi-monochromatique

dans un milieu diélectrique linéaire, isotrope et homogène

indice de réfraction : n

la propagation l quation des ondes
La propagation :l’équation des ondes

Polarisation du milieu

La connaissance de la réponse du matériau permet alors de résoudre cette équation.

polarisation lin aire et non lin aire
Polarisation linéaire et non linéaire

Il est usuel de décomposer le terme de polarisation en une contribution linéaire et une contribution non linéaire :

Pour des champs relativement faibles, nous avons recours à un développement de la polarisation induite en séries des puissances du champ électrique de l’onde lumineuse :

où P(i) est une fonction du produit de i champs électriques.

Dans l’espace des fréquences, nous avons :

etc …

optique lin aire diffraction et dispersion
Optique linéaire : diffraction et dispersion
  • Hypothèses :
    • Approximation scalaire
    • Réponse du milieu linéaire

L’équation de propagation est linéaire. La connaissance d’une base complète de solutions permet alors d’accéder à l’ensemble des solutions

les ondes planes monochromatiques
Les ondes planes monochromatiques

L’équation de dispersion

Le champ « transporté » par une onde plane se « propage » en restant identique à un facteur de phase près

D’où l’intérêt de décomposer un champ quelconque sur la base des onde plane : transformation de Fourier

propagation dans un milieu di lectrique isotrope homog ne et lin aire
Propagation dans un milieu diélectrique isotrope, homogène et linéaire

L’équation de dispersion devient

l approximation parabolique et l quation paraxiale
L’approximation parabolique et l’équation paraxiale

L’onde se propage en moyenne dans une direction unique, z par exemple 

avec

Fonction de transfert

L’équation paraxiale

diffraction de fresnel
Diffraction de Fresnel

Réponse percusionnelle

paquet d ondes
Paquet d’ondes

Cas d’un paquet d’ondes polychromatiques se propageant selon l’axe z.

avec

Fonction de transfert

propagation sans dvg sans dispersion des vitesses de groupe
Propagation sans DVG(sans dispersion des vitesses de groupe)

phase

amplitude

porteuse oscillante

enveloppe

Au premier ordre la phase et l’amplitude se propage à des vitesses différentes

Vitesse de phase

L’enveloppe et l’oscillation se propage à des vitesses différentes

Vitesse de groupe

propagation approximation parabolique

Cas d’un paquet d’ondes polychromatiques se propageant selon l’axe z.

Fonction de transfert

L’équation de l’enveloppe 

avec

L’équation de propagation

Propagation, approximation parabolique
impulsion gaussienne
Impulsion gaussienne

Impulsion gaussienne de 10 fs à une longueur d’onde de 1000 nm

comment les mesurer en r gime monocoup

f(q) c Dt

Comment les mesurer en régime monocoup?

vg

c Dt

q

vg

Cristal doubleur de fréquence

« Crèpe » de lumière d’épaisseur c Dt

dispersion d une impulsion gaussienne
Dispersion d’une impulsion gaussienne

Dispersion linéaire (b=0)

Dispersion quadratique

Impulsion gaussienne à dérive de fréquence

phase stationnaire et fr quence instantan e

t

Impulsion à dérive de fréquence

Phase stationnaire et fréquence instantanée

Le terme de phase sous l’intégrale oscille très rapidement, l’intégration donnant l’amplitude spectrale à la fréquence w sera partout nulle sauf pour la valeur de t où la phase devient stationnaire, c’est à dire au point t tel que :

slide77

Paquet d’onde dispersé angulairement par un réseau* ou un prisme

* Réseau plan à densité de traits uniforme

Retard de groupe

Surface d’onde

Surface équi-amplitude

Dans ce modèle, on suppose que l’extension transverse du faisceau est très grande (F>>L.Dq)

le chromatisme axial des lentilles
Le chromatisme axial des lentilles

Retard de groupe sur l’axe : 2000 fs sur PETAL

500 fs sur PICO 2000

slide80

Dans un milieu diélectrique isotrope et linéaire

L’optique géométrique

L’approximation géométrique consiste à décomposer le champ en phase - amplitude et à supposer que la longueur d’onde est très petite devant les grandeurs spatiales caractéristiques du champ

La propagation revient à étudier les lignes orthogonales aux surfaces d’onde L(r) = constante ; ce sont les rayons lumineux

l optique g om trique
L’optique géométrique
  • Les champs électriques et magnétiques sont en phase, orthogonaux entre eux et tangent à la surface équiphase (surface d’onde)
  • La phase de la vibration est égale à -kL,
  • Les trajectoires de l’énergie (rayons lumineux) sont normales aux surfaces d’onde

Localement, l’onde peut se confondre avec une onde plane

l optique g om trique1
L’optique géométrique

Lorsque le milieu est homogène (n=cte), la solution de l’équation eikonale correspond à une propagation rectiligne des rayons lumineux

Lorsque les rayons sont parallèles, les surfaces d’ondes sont planes et L = n z

Dans une succession de milieux homogènes, le rayon lumineux suit une ligne brisée ; les changements de directions ont lieu aux interfaces et sont déterminés par les lois de Descartes

optique g om trique et optique de gauss

en incidence normale

en incidence quelconque

Propagation des rayons

u1

h1

h : décalage axial

u = n q : pente réduite

h2

u2

Optique géométrique et optique de Gauss

Hypothèse : les rayons lumineux font un petit angle avec l’axe moyen de propagation

slide85

Propagation libre

n

L

Lentille mince

diffraction optique g om trique et optique de gauss
Diffraction, optique géométrique et optique de Gauss

Pour un système optique parfait, la diffraction peut s’exprimer par une intégrale, de type intégrale de Fresnel, utilisant les coefficients A, B,C,D de la matrice de transfert donnée par l’optique de Gauss

surface d onde
Surface d’onde

Les surfaces orthogonales à l’ensemble des rayons lumineux formant un faisceau sont appelées les surfaces d’onde. Ce sont les « équiphases » du champ électromagnétiques E(x,y,z)

Lorsque les surfaces d’onde sont sphérique et concentriques les rayons convergent (divergent) vers un point. Un système optique qui maintient le caractère sphériques de ces surfaces donne pour image d’un point un autre point : c’est un système « stigmatique »

les aberrations g om triques
Les aberrations géométriques

La formation des images nécessite qu’une onde sphérique reste sphérique au cours de la propagation et en particulier au passage des interfaces. En général cette propriété est rarement vérifiée (sauf pour les systèmes stigmatiques).

Lorsqu’il n’y a plus stigmatisme, les rayons lumineux issus d’un point ne viennent plus se concentrer en un point. L’écart des surfaces d’onde par rapport à une sphère caractérise ce défaut de stigmatisme : c’est l’écart aberrant.

la mesure des fronts d onde
La mesure des fronts d’onde
  • Par reconstruction de la surface d’onde à partir de la direction d’un ensemble discret de rayons lumineux : ce sont les techniques dites de Hartmann
  • Par interférométrie avec une onde de référence : interféromètre trilatéral, …
cart aberrant diffraction et intensit focalis e
Écart aberrant, diffraction et intensité focalisée

L’écart de la surface d’onde à une sphère de référence, c’est-à-dire l’écart aberrant permet de calculer un masque de phase. Le champ muni de ce masque de phase est alors utilisé pour la propagation au moyen de la diffraction de Fresnel

La moyenne quadratique de l’écart aberrant permet de définir un paramètre, le coefficient de Strehl, donnant la contribution de la phase à la baisse de l’intensité focalisée sur une cible.

slide91

I

L

q

M2

Un système optique parfait conserve le produit S.W

Pour évaluer la directivité d’un faisceau on procède à une statistique sur l’ensemble des rayons.

La position et la direction du faisceau sont données respectivement par les moyennes <h> et de <u> (Moment d’ordre 1)

Les moments d’ordre 2 donnent accès à l’étendue géométrique du faisceau

C’est un invariant de propagation

slide92

I - Introduction

  • II - Rappels Généraux
  • III - L’architecture d’une installation laser
      • Oscillateurs, Préamplification et mise en forme, amplification, compression, conversion et focalisation
  • IV - Problèmatiques
laser de puissance fonctions principales
Laser de puissance : fonctions principales
  • Génération d’une impulsion laser,
  • Amplification de la lumière laser,
  • Focalisation du faisceau sur la cible
laser de puissance fonctions secondaires
Laser de puissance : fonctions secondaires
  • Propager les faisceaux lasers,
  • Aligner (centrer et pointer) les faisceaux,
  • Isoler les étages d’amplification,
  • Filtrer les fréquences spatiales élevées,
  • Convertir la fréquence
architecture d un laser de puissance

Génération

Amplification

Transfert vers l\'UV

Interaction

Chaîne

de puissance

Convertisseur

de fréquence

Source

Focalisation

Architecture d\'un laser de puissance
structures d amplification 1 structure en ligne

Structures d\'amplification(1) Structure en ligne

étage amplificateur

étage amplificateur

étage amplificateur

structures d amplification 3 structure multi passage active

miroir

milieu amplificateur

polariseur

miroir

faisceau laser

électro-optique

Structures d\'amplification(3) Structure multi-passage active

tages d amplification
Étages d’amplification

A

FS

A

FS

étage d’amplification n

étage d’amplification n+1

A : éléments d’amplification et de contrôle du faisceau laser

FS : filtrage spatial

tage d amplification

Étage d\'amplification

Un étage comprend

le système amplificateur,

un système anti-retour ou d\'isolation temporelle,

un système d\'alignement et de diagnostic,

un système de filtrage des fréquences spatiales.

amplification pompage par lampes flasches
Amplification : pompage par lampes flasches

Le pompage est obtenu en déchargeant des bancs de condensateurs

dans les lampes

sources

Oscillations entretenues par amplification

G

R

Amplificateur

Miroir

partiellement

transparent

Miroir

Cavité résonnante

AMPLITUDE :sur un aller-retour le bilan énergétique doit être positif : G2R > 1

Les ondes dans une cavité « vibrent » comme une corde de guitare

FRÉQUENCE : discrètes, modes longitudinaux

Voir cours de P. Georges du mercredi 6 février

Sources

dynamique et mode de fonctionnement d une cavit
Dynamique et mode de fonctionnement d’une cavité
  • Dynamique
      • Régime continu
      • Régime de spikes
      • Régime déclenché (impulsion laser)
  • Modes de fonctionnement
      • Fonctionnement multimode
        • Lissage optique
      • Fonctionnement monomode transverse et longitudinal
        • Impulsions monochromatiques
      • Fonctionnement à modes bloqués en phase
        • Impulsions ultrabrèves
slide108

champ statique

Polarisation incidente

n0 + dn

Polarisation

45°

émergente

n0 - dn

Mise en forme temporelle

Cellule de Pockels à champ longitudinal

le cristal, placé entre polariseurs croisés, se comporte une «porte optique» ne s’ouvrant que pendant le temps d’application du champ statique

l amplification extraction d nergie et saturation
L’amplification, extraction d’énergie et saturation

Voir cours de B. Le Garrec (jeudi 7 février)

slide110

N2

F

N1

Amplification : gain = inversion de population

N1, N2 = densités de population

F = flux de photons

s = section efficace

t = durée de vie du niveau excité

stimulée

absorption

spontanée

amplification inversion de population pompage

Amplification : inversion de population => pompage

N3 = 0

E3

N2

E2

Transition laser

Pompage

N1 = 0

E1

N0

E0

m canismes annexes pouvant limiter le gain
Mécanismes annexes pouvant limiter le gain
  • Superradiance
    • lorsqu’on réalise l’inversion de population en maintenant à l’instant initial une corrélation de phase entre les moments des dipôles atomiques de telle façon qu’il existe un dipôle macroscopique à l’instant t = 0. l’intensité rayonnée est alors proportionnelle au carré de l’inversion de population N
  • Superfluorescence
    • l’intensité de fluorescence démarre proportionnellement à N, mais une corrélation de la phase finit par s’établir et le rayonnement devient alors proportionnel à N2
  • Amplification de l’émission spontanée (ASE)
    • à l’origine d’une émission dans un angle solide autour de l’axe d’amplification

Sur les lasers de puissance à verre dopé au néodyme pompé par flashes, les conditions requises pour observer ces deux premiers phénomènes ne sont jamais requises.

m canismes annexes limitant la qualit des faisceaux amplifi s
Mécanismes annexes limitant la qualité des faisceaux amplifiés
  • Inhomogénéité du gain
  • Effets thermiques
    • L\'échauffement du milieu amplificateur soumis à un pompage optique est principalement dû aux relaxations non radiatives. Les effets combinés de la génération de chaleur due au pompage et du refroidissement conduit à une répartition non uniforme de la température dans le milieu laser, donc à une variation de l’indice de réfraction.
    • Ces effets thermiques se traduisent par la distorsion des fronts d’onde (lentille thermique) et par une biréfringence inhomogène.
optique non lin aire
Optique non linéaire

L’origine de la non-linéarité optique dans les diélectriques réside dans l’anharmonicité de la vibration représentant le mouvement de l’électron autour du noyau

où P(i) est une fonction du produit de i champs électriques.

slide117

Effets non-linéaires du deuxième ordre

  • Génération d’harmonique deux
    • w1 = w2 = w
  • Redressement optique
    • w1 = w et w2 = -w
  • Effet électro-optique linéaire (effet Pockels)
    • w1 = w et w2 = 0
  • Génération de fréquence somme (U.V.) et différence (I.R.)
    • w1w2
slide118

Phénomènes du troisième ordre

  • Génération des sources infrarouges et ultraviolettes
  • Conjugaison de phase
  • Effet Kerr
  • Bistabilité optique
  • Autofocalisation et autopiègeage de la lumière
  • Automodulation de phase et propagation soliton
  • Biréfringence auto-induite
  • Diffusions stimulées
  • Absorption à deux photons
le transfert de l nergie sur une autre fr quence
Le transfert de l’énergie sur une autre fréquence

Voir cours de S. Montant du mardi 6 février

accord de phase une approche corpusculaire

1

3

2

Accord de phase : une approche corpusculaire

Conservation de l’énergie des photons : ћ ω1 + ћ ω2 = ћ ω3

Conservation de la quantité de mouvement des photons : ћ k1 + ћ k2 = ћ k3

slide124

La demande

Après la focalisation des faisceaux, l’irradiation uniforme des cibles a toujours été une exigence des expérimentateurs en interaction laser-matière.

Par ailleurs les physiciens laseristes cherchent à propager dans les chaînes d’amplification des faisceaux aussi uniformes que possible.

Le constat

Avec la cohérence des sources lasers, ces deux exigences sont incompatibles car les champs proches (dans la chaîne d’amplification) et lointains (dans les plans de focalisation) sont reliés par une transformation de Fourier.

La solution

Implantation sur les lasers de puissance de dispositif permettant le lissage optique des faisceaux, technique consistant à briser la cohérence du laser pour découpler le champ proche et le champ lointain

slide125

Comment faire du lissage optique ?

Incohérence temporelle

(spectre large)

Créer une figure de speckle

(masque de phase, fibre optique)

Coupler l\'incohérence spatiale et

temporelle par un disperseur

additionner en intensité

des figures de speckles

indépendantes

sources ultrabr ves l amplification d rive de fr quence la compression et la focalisation
Sources ultrabrèves, l’amplification à dérive de fréquence, la compression et la focalisation
les limites de l amplification pour les verres

DURÉE OPTIMALE = qq. Fluence / Intensité

> 3 / 3. 109 = qq. nanosecondes

Les limites de l\'amplification pour les verres

Énergie

  • Fluence = Fluence de Saturation : 3 J/ cm2

Surface

Énergie

  • Intensité = < Effets non linéaires et rupture < 3 GW / cm2

Durée x Surface

slide128

Le problème

Comment amplifier des impulsions Ultra- brèves (« subpicosecondes ») pour disposer de faisceaux Ultra-puissant (« pétawatt ») ?

… et la solution

L’amplification à dérive de fréquence :Technique adaptée des « radars chirpés »

slide129

L’amplification à dérive de fréquence

Créer des impulsions

« femtoseconde »

Étirer

Comprimer

DT

60

10000  DT

1.5

1

0.5

1.5

0

Amplifier

-1

40

1

-1.5

-60

-40

-20

20

DT

milieux dispersifs
Milieux dispersifs
  • Matériaux diélectriques
  • Systèmes à dispersion angulaire (prismes et réseaux optiques)
glissement quadratique de la phase et tirement temporel

Constante de phase : détermine la position des oscillations rapides sous l’enveloppe

Provoque des distorsions temporelles

Retard de groupe : n’induit pas de déformation temporelle mais retarde l’impulsion

Dispersion des vitesses de groupe : provoque une dilatation temporelle (ou une compression)

Glissement quadratique de la phase et étirement temporel
compresseur et ou tireur

Systèmes de réseaux à dispersion positive

Le chemin optique « bleu » est plus court que le « rouge »

Systèmes de réseaux à dispersion négative

Le réseau R’1 est l’image de R1 à travers le système afocal. Le chemin optique « bleu » est plus long que le « rouge »

Compresseur et/ou étireur

Pour supprimer le chromatisme latéral ces systèmes fonctionnent en double passage

l tirement temporel 1
L’étirement temporel (1)

Miroir et principe de Fermat

l tirement temporel 2
L’étirement temporel (2)

mais ….

Etirer temporellement, c’est très simple,

l tirement temporel 3

p l

Équi-amplitudes

équiphases

L’étirement temporel (3)

Mais étirer temporellement en phase, ça se complique

D’où la nécessité d’utiliser des disperseurs

les limitations

Les limitations

Le rétrécissement par le gain

L’amplification du bruit (contraste)

L’effet Kerr

Les seuils d’endommagement

Le chromatisme axisymétrique des lentilles

____

slide137

Cristal non linéaire

Impulsion énergétique spectre étroit

Convert to

Impulsion à dérive de fréquence amplifiée

Crystal

2nd Harmonic

High Energy

Compress

Impulsion à dérive de fréquence

Optical

Stretch

Parametric

Pulse

Depleted

Amplification

Pump

Voir cours de S. Montant (mardi 5 février)

Problème : rétrécissement spectral par le gain

Solution : Amplificateur paramétrique optique à dérive de fréquence OPCPA

Ultra Short

slide138

Comment dimensionner une installation Pétawatt

____

Effet Kerr, endommagement et durée des impulsions

Compression, tenue au flux et dimension des réseaux

Focalisation

slide139
La durée minimum DT de l’impulsion étirée est imposée par les effets non linéaires dans la chaîne d’amplification
slide140

La dimension du premier réseau de compression est imposée par le seuil d’endommagement

i

F

E

D1

Fs = Fluence d’endommagement du réseau en surface

Technologie actuelle : Fs = 1 à 2 J/cm2

slide141

La dimension du second réseau de compression est imposée par la durée Dt de l’impulsion à comprimer

Dt

p l

Impulsion à dérive de fréquence amplifiée

High Energy

D2 = D1 + d

d = dimension pour comprimerDt

p l = c Dt

p = nombre de traits à « couvrir »

d = p/N = c Dt / Nl

N = densité de traits

slide142

La distance entre les réseaux est imposée par la largeur spectrale de l’impulsion à comprimer

Dt

lV

lR

DD

G

aV

D1

aR

i

High Energy

D1

DD = d en simple passage

DD = d/2 en simple passage

slide143

Problème : Réseaux de très grandes dimensions

Solution : Mosaïque de réseaux avec mise en phase

slide145

Avec le très fortes densité de puissance il faut :- propager sous vide- focaliser à la limite de diffraction avec des optiques catoptrique (miroirs)

slide146

Sans correction

4000

3000

Intensité (a.u.)

2000

1000

0

400

500

200

250

µm

µm

0

0

Avec correction

4000

D1 = 42 mm

D2 = 73 mm

D3 = 94 mm

3000

Intensité(a.u.)

2000

1000

0

Adaptive Optics for Industrial &

Medical Applications Group

IPLIT RAN

400

500

200

250

µm

µm

0

0

Et pour atteindre la limite de diffraction il faut corriger les surfaces d’onde avec des miroirs déformable

Miroir déformable bi-morphe

Diamètre = 98 mm

Tenue au flux = 6 GW.cm-2 (testé à ~2J/cm2)

Actuateurs = 31+1

Revêtement diélectrique

Dynamique de correction = 6 λ

slide147

I - Introduction

  • II - Rappels Généraux
  • III - L’architecture d’une installation laser
  • IV - Problèmatiques
      • Dommage, Transport, Thermique, Non-linéaire, Chromatisme
les principaux m canismes limitatifs et leurs effets
Les principaux mécanismes limitatifs et leurs effets
  • L’Amplification de l’émission spontanée (ASE)
      • Bruit  mauvais contraste
  • Les effets thermiques (voir cours G. Le Touzé du jeudi 7 février)
      • Distorsion des fronts d’onde  mauvaise focalisation
      • Biréfringence induite  pertes d’énergie, modulation de l’amplitude basse fréquence
  • L’autofocalisation à petite échelle, effet Kerr spatial (voir cours B. Le Garrec du mardi 5 février)
      • Amplification des modulations spatiale  endommagement
  • Les effets stimulés Raman et Brillouin (B. Le Garrec -5 février)
      • Couplage avec les modes de vibrations-rotations ou avec des ondes acoustique  baisse d’énergie, endommagement
  • L’auto modulation de phase, effet Kerr temporel (B. Le Garrec -5 février)
      • Distorsion de la phase temporelle  mauvaise compression
  • Le chromatisme axial (cas des impulsions ultra-brèves)
      • Courbure des fronts d’énergie  mauvaise compression
slide149

Comment les maîtriser ?

  • L’amplification de l’émission spontanée (ASE)
      • Limiter les angle solides (longueur des amplificateur, filtrage spatial)
      • Limiter les durée (isolateurs temporels : cellule de Pockels)
  • Les effets thermiques
      • Système de refroidissement, baisse des cadences de tirs
  • L’autofocalisation à petite échelle (effet Kerr spatial)
      • Élimination des fréquence spatiales (filtrage spatial)
      • Limiter la croissance des modulation (contrôler l’intégrale de rupture B)
  • Les effets stimulés Raman et Brillouin
      • Limiter les longueurs de propagation dans les milieux
      • Élargissement spectral (régime transitoire)
  • L’auto modulation de phase (effet Kerr temporel)
      • Limiter l’intégrale de rupture B en étirant temporellement les impulsions
  • Le chromatisme axial (cas des impulsions ultra-brèves)
      • Utiliser des systèmes catoptriques (miroirs)
      • Compenser les effets
ad