Introduction au contraste

Dans une seconde partie, je présenterai le principal facteur limitant la qualité du profil temporel en intensité de ces impulsions. Il s’agit du contraste temporel incohérent. Cette notion de contraste est liée à l’amplification dans le système laser de l’émission spontanée. Je montrerai dans ce paragraphe la nécessité de mesurer, contrôler et améliorer le contraste des lasers femtosecondes ultra-intenses. Plusieurs voies de recherche sont actuellement envisagées pour résoudre ce problème. Les avantages et limites de quelques unes de ces solutions seront discutés. ∆t est exprimé en femtosecondes, λ (longueur d’onde centrale du spectre) et ∆λ (largeur spectrale à mi-hauteur) en nanomètres. Toute impulsion d’enveloppe gaussienne qui vérifie cette égalité est dite de durée limitée par transformée de Fourier. Si sa phaLe terme d’ordre deux (ϕ(2)) est appelé dispersion de vitesse groupe. Ce terme est majoritairement responsable de l’élargissement temporel de l’impulsion lors de sa propagation dans des éléments dispersifs (effet de l’indice de réfraction n(λ)). Dans ce cas, le retard de groupe est linéaire avec la fréquence. Les composantes spectrales arrivent les unes après les autres, l’impulsion présente un glissement de fréquence linéaire, aussi appelé chirp. Ainsi, une impulsion de forme gaussienne, de durée limitée par transformée de Fourier ∆t0, présente après traversée d’un matériau dispersif une durée ∆t [1.4]: Une chaîne laser haute intensité émettant des impulsions ultra-brèves [1.5] est basée sur la technique d’amplification à dérive de fréquences dont je vais succinctement présenter le principe. habituellement exprimée en Wcm-2. Si les impulsions créées par l’oscillateur sont amplifiées directement, l’intensité crête atteint rapidement des valeurs très importantes. Ceci a pour conséquence l’apparition d’effets non linéaires qui peuvent dégrader les qualités spatiale et temporelle du faisceau, et conduire à l’endommagement des éléments optiques employés. Il convient donc d’augmenter autant que possible la taille du faisceau, et surtout d’allonger la durée de l’impulsion pendant la phase d’amplification.

Actuellement, quasiment toutes les sources émettant des impulsions de durée inférieure à 1 ps Le Saphir dopé au Titane, Ti :Sa (Ti3+ :Al2O3), est un bon candidat, utilisé pour produire des impulsions très énergétiques et très courtes. En effet, il possède une bande spectrale d’émission stimulée très large (650-1100 nm). La section efficace d’émission stimulée de ce matériau vaut 3×10-19 cm-2 à 790 nm. Cette valeur confère au Ti :Sa une bonne capacité à extraire l’énergie D’autres chaînes utilisent comme milieu amplificateur un matériau amorphe (verre dopé au néodyme) qui peut être produit en grande dimension mais présente une bande spectrale de gain de quelques dizaines de nanomètres. Ce type de laser est donc adapté à la production d’impulsions moins brèves (quelques centaines de femtosecondes). Il présente un taux de répétition très faible (1 tir toutes les 20 minutes ou toutes les heures) en raison d’une faible dissipation de la chaleur dans le verre. Dans un oscillateur laser, si le matériau amplificateur possède une large bande spectrale de gain, ce qui est indispensable pour l’obtention d’impulsions ultra-courtes, plusieurs modes longitudinaux peuvent coexister dans la cavité. Si ces modes ne sont pas liés par une relation de phase, ils oscillent indépendamment les uns des autres. Le faisceau laser émis est donc multimode et continu. Le régime impulsionnel résulte d’une mise en phase de ces modes, c’est le blocage de modes (mode-locking). Pour réaliser ce blocage de modes, on introduit dans la cavité un élément qui module les pertes, c’est-à-dire qui devient transparent avec les hautes intensités et favorise donc le régime impulsionnel, plus intense que le régime continu. Pour les oscillateurs à cristaux de Ti :Sa, c’est l’effet Kerr optique qui joue ce rôle. En effet, si l’intensité dans la cavité augmente, une lentille de Kerr s’établit dans le cristal, qui modifie la divergence du laser dans la cavité. Traditionnellement, une fente à sélection spatiale peut favoriser le mode correspondant au régime impulsionnel. Celui-ci, subissant alors moins de pertes dans la cavité, peut s’établir durablement. Il est aussi possible de modifier la cavité oscillante pour déstabiliser le mode continu et favoriser le régime impulsionnel.

Une fois cette condition réalisée, il faut également compenser la dispersion de vitesse de groupe introduite par les éléments traversés, essentiellement le cristal. Des miroirs « chirpés » ou une ligne à prismes, usuellement en silice, peuvent remplir cette fonction. Le principe pour étirer temporellement l’impulsion est de différencier le chemin optique parcouru pour chacune des longueurs d’onde composant le spectre de l’impulsion. Si la dispersion entre ces longueurs d’onde est positive, cela signifie que les courtes longueurs d’onde parcourent dans l’étireur un chemin optique plus bref. La durée de l’impulsion est ainsi allongée, jusqu’à quelques centaines de picosecondes. A ce déphasage correspond une phase spectrale, c’est en première approximation une fonction quadratique de la fréquence. Un étireur à réseaux est à même d’introduire ce type de dispersion. Par exemple, l’étireur à triplet de Öffner, composé d’un réseau de diffraction et de miroirs, est couramment employé car il introduit un minimum d’aberrations et de distorsions [1.4]. La propagation dans la chaîne amplificatrice ajoute également de la dispersion positive, qui accroît l’écart temporel entre les longueurs d’onde.