Reflets de la Physique n°61 mar/avr/mai 2019
Reflets de la Physique n°61 mar/avr/mai 2019
  • Prix facial : gratuit

  • Parution : n°61 de mar/avr/mai 2019

  • Périodicité : bimestriel

  • Editeur : Société Française de Physique

  • Format : (210 x 297) mm

  • Nombre de pages : 56

  • Taille du fichier PDF : 3,8 Mo

  • Dans ce numéro : dossier sur l'amplification d'impulsions laser par dérive de fréquence.

  • Prix de vente (PDF) : gratuit

Dans ce numéro...
< Pages précédentes
Pages : 14 - 15  |  Aller à la page   OK
Pages suivantes >
14 15
Principe et développements de la technique du CPA Frédéric Druon (frederic.druon@institutoptique.fr) Laboratoire Charles Fabry (CNRS/IOGS), 2 avenue Augustin Fresnel, 91127 Palaiseau Cedex Un des grands enjeux récurrents dans le développement des lasers depuis leur invention est, sans nul doute, l’augmentation de l’intensité lumineuse, avec pour objectif d’accéder à des régimes d’interaction lumière-matière de plus en plus extrêmes. Les lasers à impulsions ultrabrèves (picosecondes et femtosecondes) représentent un excellent moyen pour y parvenir, car ils permettent d’obtenir de très fortes puissances crêtes en concentrant dans un temps très court (Dτ) une énergie lumineuse (E) dans la gamme typiquement du millijoule à quelques centaines de joules. En focalisant le faisceau laser sur une petite surface (S), il est alors possible d’obtenir de très hautes intensités – ou éclairements du point de vue photométrique (voir la partie sur les intensités fortes,pp. 20-24)  : I = E/(S Dτ). Dans les années 1970, la montée en puissance des lasers a subi un fort ralentissement. En effet, la réduction de la durée des impulsions – qui était intrinsèquement limitée par les milieux laser dopés au néodyme (Nd) utilisés à l’époque (a) – avait atteint une limite, et le seul moyen d’augmenter la puissance crête consistait à accroitre l’énergie. La montée en énergie passe par une étape d’amplification laser qui consiste à faire traverser au faisceau une séquence de milieux à gain laser. Or, la tenue au flux lumineux des matériaux étant limitée (typiquement à quelques GW cm -2) , l’endommagement des optiques, notamment des milieux amplificateurs, a rapidement été un verrou technologique bloquant. Ainsi, avant l’invention de la technique du CPA, pour pallier cette limitation, la seule solution était d’agrandir suffisamment les faisceaux dans les milieux amplificateurs afin d’éviter tout risque d’endommagement. Pour atteindre des puissances crêtes de plusieurs TW, des lasers gigantesques ont 14 Reflets de la Physique n°61 été alors développés. Ces grands instruments avaient une exploitation difficile et étaient réservés à quelques expériences scientifiques. Dans ce cadre, l’amplification par dérive de fréquence (ou CPA pour Chirped Pulse Amplification) a été un changement de paradigme radical, et les travaux fondateurs de Donna Strickland et de Gérard Mourou [1] ont, comme nous allons le voir, ouvert une nouvelle ère dans le développement des lasers intenses. Principe de l’amplification par dérive de fréquence Le principe de base de la technique du CPA consiste à transposer dans le domaine temporel ce qui est fait dans le domaine spatial pour gérer la dimension des faisceaux afin d’éviter les dommages dans les amplificateurs. Cette idée, déjà envisagée par les spécialistes des radars, commence à apparaitre dans les années 1960 – notamment dans les travaux de Pierre Tournois [2]. Elle consiste à étaler dans le temps les différentes longueurs d’onde d’une impulsion et à créer ainsi une dérive de fréquence en fonction du temps, tel le gazouillis des oiseaux (chirp en anglais) qui glisse des sons graves aux aigus. Pour cela, il suffit de faire parcourir à chaque composante spectrale de l’impulsion une longueur optique différente. Cela allonge de facto la durée de l’impulsion et réduit son intensité (fig. I.1). La technique du CPA intègre donc des éléments spectralement dispersifs afin d’imposer un délai différent – et contrôlé – pour chacune des longueurs d’onde (b). Elle va comporter trois étapes, consistant d’abord à étirer temporellement les impulsions, puis à les amplifier dans des matériaux laser sans risquer l’endommagement et, enfin, à les comprimer pour retrouver la durée initiale (idéalement) et une forte intensité (fig. I.1). Pour y parvenir, la technique du CPA utilise astucieusement une propriété particulière des impulsions courtes  : leur spectre large. En effet, la forme temporelle et le spectre des impulsions étant liés par transformée de Fourier, il existe une relation entre la durée de l’impulsion et la largeur spectrale. Plus une impulsion est brève, plus son spectre est large et, par conséquent, plus il est possible d’étaler ses différentes composantes spectrales. Pour un spectre donné, si toutes les longueurs d’onde se propagent sans délai les unes par rapport aux autres (pas de dérive de fréquence), la durée de l’impulsion est la plus courte envisageable. Dans le cas contraire, si les temps de propagation varient d’une longueur d’onde à l’autre, l’impulsion aura une dérive de fréquence et sera de durée plus longue. Étirer et comprimer La manipulation de la dérive de fréquence des impulsions courtes est donc au cœur de la technique du CPA. L’idée forte est d’avoir trouvé un moyen réversible pour étirer puis comprimer temporellement et de manière substantielle les impulsions. En effet, autant l’étirement des impulsions à large spectre est observé couramment car tout matériau traversé présente un indice optique dépendant de la longueur d’onde, ce qui crée naturellement une variation des vitesses de propagation avec la longueur d’onde et donc une dérive de fréquence, autant la recompression est plus délicate. Ainsi, dans la première expérience de Strickland et Mourou, une fibre optique de 1,4 km a été utilisée pour permettre une forte dispersion chromatique dite normale  : les basses fréquences de l’impulsion (dites longueurs d’onde « rouges ») ont un trajet optique plus court et sont, à la sortie de la
fibre, en avance par rapport aux hautes fréquences (dites longueurs d’onde « bleues »). Cependant, aucun matériau avec une dispersion chromatique inverse (c’est-à-dire anormale) suffisante n’était disponible. Pour pallier cette difficulté, un système à réseaux (proposé par Treacy en 1969 [3]), permettant de faire parcourir des distances différentes selon les longueurs d’onde et d’imprimer une forte dérive de fréquence de type anormale, a été mis en place (fig. I.2). La première expérience d’amplification à dérive de fréquence démontrée en 1985 [1] intégrait donc un générateur d’impulsions picoseconde (appelé oscillateur), une fibre optique permettant un facteur d’étirement de deux ordres de grandeur, un amplificateur laser (c) et un compresseur à réseaux. Vers les hautes intensités La technique du CPA a offert une réelle rupture technologique avec des conséquences importantes sur le développement des lasers impulsionnels. Tout d’abord, des lasers de très forte puissance crête de type térawatt (TW) ont pu être développés sur des espaces réduits. On parle alors de Table-Top TW (T 3) lasers. Ceci a permis une dissémination des lasers de très forte intensité dans de nombreux laboratoires et a ouvert la voie à de nombreuses expériences de physique fondamentale grâce à ces nouveaux lasers multi-TW [4] puis pétawatts (PW) [5]. En effet, les lasers ultra-intenses ont, de surcroît, bénéficié de deux améliorations notables dans les années 1980  : d’une part, une amélioration des systèmes étireurs en remplaçant les fibres par des étireurs à réseaux de type Martinez [6], ce qui a permis une compression temporelle de meilleure qualité (fig. I.3) et, d’autre part, l’apparition du cristal saphir dopé au titane (Ti 3+  : Al 2 O 3 ou Ti  : Sa) [7] Fréquence (THz) Impulsion non dispersée Temps (fs) C) D -D front avant Temps (fs) Avancées de la recherche front arrière front arrière front avant D A -D Fréquence (THz) Opération réversible Dispersion d’ordre 2 I.1. Schéma de l’amplification par dérive de fréquence. La technique du CPA comporte trois étapes  : étirement, amplification et compression des impulsions. Le spectre d’une impulsion courte peut être étalé temporellement en lui imposant une dérive de fréquence en fonction du temps. Les deux spectrogrammes du haut montrent l’évolution du spectre en fonction du temps pour les cas sans (à gauche) et avec (à droite) dérive linéaire de fréquence. Sur l’axe des ordonnées sont représentés, en noir, le spectre (qui est le même dans les deux cas) et, en rouge, la phase spectrale associée. Sur l’axe des abscisses est représentée la forme temporelle de l’impulsion. Quand l’impulsion n’est pas dispersée, toutes les composantes spectrales sont synchrones et l’impulsion est la plus courte et intense possible. A contrario, les différentes longueurs d’onde peuvent être dispersées temporellement avec une dérive de fréquence typiquement linéaire (ici les longueurs d’onde rouges arrivent avant les bleues) et, pour le même spectre, la durée est plus longue et l’intensité plus basse. Cet effet permet de réduire la puissance crête d’un facteur égal à celui d’étirement. Cette dispersion chromatique est réversible en fonction du signe de la dispersion. Le CPA est donc composé de trois opérateurs (image du bas)  : un opérateur dispersion (D, avec typiquement D < 0 pour avoir les longueurs d’onde rouges en avance par rapport aux bleues) nommé « étireur », un opérateur amplificateur optique typiquement laser (A) et un opérateur dispersion opposé (–D) nommé « compresseur ». Les facteurs d’étirement (c’est-à-dire de réduction de puissance crête) sont dans les lasers PW actuels de l’ordre de 100 000. Entrée Compresseur R R R plan de symétrie R I sortie I.2. Schéma du compresseur à réseaux (opérateur -D sur la figure I.1). Le premier réseau (en bas, à gauche) permet une transformation spectre-angle. Le second réseau (en haut, à gauche), parallèle au premier et aux mêmes caractéristiques, permet une transformation spectre-position. Le système est ensuite symétrisé pour recombiner spatialement les différentes composantes spectrales. (N.B.  : le compresseur à réseaux peut être réduit à deux réseaux par utilisation d’un miroir dans le plan de symétrie, qui permet de renvoyer le faisceau dans le sens inverse.) En sortie du compresseur, les différentes longueurs d’onde sont à nouveau spatialement superposées, mais après avoir effectué des trajets différents  : plus long pour le rouge que pour le bleu. a Reflets de la Physique n°61 15



Autres parutions de ce magazine  voir tous les numéros


Liens vers cette page
Couverture seule :


Couverture avec texte parution au-dessus :


Couverture avec texte parution en dessous :


Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 1Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 2-3Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 4-5Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 6-7Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 8-9Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 10-11Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 12-13Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 14-15Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 16-17Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 18-19Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 20-21Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 22-23Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 24-25Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 26-27Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 28-29Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 30-31Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 32-33Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 34-35Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 36-37Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 38-39Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 40-41Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 42-43Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 44-45Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 46-47Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 48-49Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 50-51Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 52-53Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 54-55Reflets de la Physique numéro 61 mar/avr/mai 2019 Page 56