Principes et propriÈtÈs des lasers Titane :Saphir de type CPA

 Principes et propriétés des lasers Titane :Saphir de type CPA

Principes et propriétés des lasers Titane :Saphir de type CPA

Le fonctionnement des lasers ultrabrefs amplifiés repose sur le principe de líamplification à dérive de fréquence (CPA) dont líobjectif est de diminuer la puissance crÍte au niveau de líamplification pour éviter tout dommage du milieu amplificateur. Ce principe est décrit dans la figure suivante: oscillateur étireur Amplificateur(s) compresseur sortie figure 2.1: Schéma de principe d’un laser ultrabrefs de type CPA. Sont représentés en rouge, les composants optiques « actifs » c’est à dire ajoutant de l’énergie à l’impulsion, en gris, les composants « passifs ». Líoscillateur femtoseconde génËre un train díimpulsions ultrabrËves (≈20fs) de trËs faibles énergies (≈1nJ). Une impulsion du train est sélectionnée et étirée temporellement (à 300ps) par un dispositif optique introduisant une forte dérive de fréquence (´ chirp ª). Líénergie de líimpulsion étirée níest que peu modifiée (par les pertes optiques) en comparaison de la puissance crÍte de líimpulsion qui est diminuée díun facteur supérieur à 1000. Cette impulsion est alors amplifiée par líamplificateur sans risque de dommage lié à la puissance crÍte. Líimpulsion en sortie a une énergie typique de 1mJ soit un gain díun million. Líimpulsion est alors recomprimée par le compresseur qui introduit une dérive de fréquence annulant celle introduite par líétireur. Líimpulsion de sortie a une durée typique de 50fs soit une puissance crÍte de 2GW. Les impulsions amplifiées sont caractérisées par leurs puissances, leurs durées et leurs énergies. Mais pour exploiter complËtement les possibilités de ces lasers, il faut spécifier plus en détail leurs caractéristiques (champ électrique temporel, fluctuations en énergieÖ) et leurs Chapitre 2 : Principes et propriétés des lasers Titane :Saphir de type CPA 32 artefacts (pré impulsion, piédestal autour de líimpulsion principaleÖ). Pour comprendre l’origine et la nature de ces artefacts, analysons les différentes composantes. CommenÁons par étudier le fonctionnement de l’oscillateur femtoseconde. 2.A Oscillateur femtoseconde L’oscillateur femtoseconde est un laser impulsionnel dont les impulsions doivent Ítre les plus brËves possibles. Comme tout laser, l’oscillateur est un compromis entre un milieu amplificateur à gain optique et une cavité ayant des pertes. On peut schématiser le fonctionnement de l’oscillateur par: Cristal amplificateur pompé optiquement Cavité optique: pertes des miroirs, et des matériaux PERTES P(λ) GAIN G(λ) Absorbant saturable pour verrouillage de mode (SESAM, KLM) ΣDi (λ)= 0 Amplitude spectrale Dispersions (Di (λ)): miroirs, matériaux traversés, Phase effets non linéaires, dispositifs dispersifs Condition ultrabref: pour tout λ élément díun spectre large P(λ)G(λ)>1 Figure 2.2: Schéma de fonctionnement d’un oscillateur ultrabref Une impulsion ultrabrËve a un spectre large dont les composantes spectrales sont en phase. Plus le spectre est large, et plus líimpulsion sera brËve si et seulement si la phase spectrale est linéaire. Pour que líoscillateur femtoseconde génËre des impulsions ultrabrËves, il faut ainsi remplir trois conditions : – la cavité peut amplifier un spectre large, cíest-à-dire les composants (matériau amplificateur, miroirsÖ) fonctionnent sur une large bande. – A chaque tour de cavité, la relation de phase des composantes spectrales doit rester linéaire, cíest à dire que les dispersions doivent Ítre compensées sur la largeur du spectre et ce pour la puissance díimpulsion de fonctionnement (la cavité peut avoir une dispersion non nulle pour des impulsions de faible puissance). – Líimpulsion ultrabrËve doit Ítre le mode prédominant, cíest à dire que parmi líensemble des modes de fonctionnement possibles de ce laser, le fonctionnement avec une impulsion brËve doit prévaloir sur les autres. Pour obtenir un effet laser, il faut que le gain optique G(λ) par tour de cavité d˚ à l’émission stimulée dans le cristal amplificateur soit supérieur aux pertes P(λ) par tour de cavité à chaque longueur díonde λ: G(λ)/P(λ)>1. Pour obtenir une impulsion ultrabrËve, il faut nécessairement avoir G(λ)/P(λ)> 1 pour λ appartenant à un intervalle spectral large. On en déduit qu’il faut un gain G(λ) ayant un spectre large et des pertes P(λ) telle quíelles soient suffisamment faibles sur cet intervalle spectral. Pour le gain, la courbe G(λ) ne dépend que du matériau. Plusieurs nouveaux matériaux sont actuellement étudiés (Ytterbium:KGW, Ö) mais le plus utilisé et celui présentant la courbe d’amplification spectrale la plus large reste le saphir dopé au titane (Ti:Saphir) dont la courbe de gain en longueur d’onde est représentée sur la figure suivante:  G(λ) 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 600 650 700 750 800 850 900 950 1000 nm gain norm alisé Figure 2.3 : gain spectral du saphir dopé au titane (Ti:Saphir) Le choix des éléments de la cavité doit permettre díobtenir des pertes P(λ) suffisamment faibles pour avoir G(λ)P(λ)>1 sur un spectre large. La condition d’amplification du spectre large étant remplie, il faut à présent assurer la condition d’existence d’une impulsion ultrabrËve dans la cavité. La phase spectrale d’une impulsion tournant dans la cavité doit Ítre stationnaire. A chaque tour, la phase spectrale doit reprendre les mÍmes valeurs. Autrement dit la dispersion globale sur un tour de cavité doit Ítre nulle. Il faut ainsi compenser les dispersions des matériaux traversés. Pour cela, on utilise des dispositifs optiques ayant une dispersion de signe opposé. Une paire de prismes peut Ítre utilisée ou des miroirs ´ chirpés ª cíest-à-dire dont líempilement de couches minces diélectriques introduit une dispersion particuliËre et contrÙlée. L’obtention d’une impulsion ultrabrËve ne nécessite plus que l’oscillateur se verrouille dans cet état. En effet, plusieurs ´ modes ª de la cavité laser sont possibles dont líimpulsion ultrabrËve recherchée. Par ´ mode ª, nous entendons un état díimpulsion stable aprËs un grand nombre de tours de la cavité. Il peut síagir díun fonctionnement en continu considéré comme une impulsion extrÍmement longue, ou díune impulsion ultrabrËve. Pour obtenir une impulsion ultrabrËve, il faut empÍcher les autres ´ modes ª en leur introduisant des pertes plus fortes ou favoriser líimpulsion ultrabrËve par un gain plus fort. DËs que les différents ´ modes ª seront alors en lutte pour exister, le mode favorisé prendra le dessus tuant ainsi les autres. Cependant le mode impulsionnel nécessite une perturbation de la cavité perturbant líordre établi (cíest à dire le fonctionnement continu) pour initialiser la compétition avec tous les concurrents au départ. Cette perturbation est obtenue par une variation ´ rapide ª sur la cavité (mouvement díun miroir, acousto-optique). Pour les oscillateurs femtoseconde, deux techniques sont utilisées pour favoriser le mode impulsionnel: – un absorbant saturable ultra-rapide basé sur l’absorption des photons par un matériau semiconducteur dont la saturation de l’absorption est adaptée en utilisant des puits quantiques, le SESAM [Keller 1996] (Semiconductor Saturable Absorption Mirror), – ou une lentille de blocage de mode par effet Kerr (Kerr lens Mode Locking [Spence 1991] ) qui utilise l’autofocalisation de l’impulsion courte dans un des matériaux traversés (par exemple le barreau amplificateur). Líimpulsion ultrabrËve subit alors de faibles pertes  en passant par une fente (´ hard aperture ª) ou en recouvrant mieux la zone amplificatrice du barreau amplificateur (´ soft aperture ª). Les impulsions plus longues ont une autofocalisation plus faible et donc conserveront une tache plus large coupée par la fente ou ont un gain plus faible car elles recouvrent moins bien la zone amplificatrice du barreau. Par ailleurs, les derniËres évolutions des oscillateurs vers les impulsions ultracourtes ou trËs puissantes montrent un intérÍt important dans líévolution des paramËtres de la cavité. On initie le fonctionnement de la cavité en impulsionnel avec un réglage de dispersion permettant de bloquer líoscillateur. Puis on modifie les paramËtres de dispersion pour pouvoir modifier la largeur spectral par Auto Modulation de Phase (Self Phase Modulation) ou augmenter la puissance des impulsions (compensation des effets non linéaires) [Fernandez 2004].