Brevet FR2903820A1 — publié le 20080118

PROCEDE D'AMPLIFICATION A DERIVE DE FREQUENCE SPATIO- TEMPORELLE ET DISPOSITIF DE MISE EN OEUVRE La présente invention se rapporte à un procédé d'amplification à dérive de fréquence spatio-temporelle pour un laser impulsionnel comprenant une chaîne amplificatrice à dérive de fréquence, dite CPA (Chirped Pulse Amplification). La réalisation de lasers impulsionnels, de type saphir dopé au titane, à très forte puissance crête, nécessite de contrôler des spectres très larges pour diminuer les durées des impulsions à la sortie de la chaîne amplificatrice. Afin d'extraire la plus grande partie de l'énergie stockée dans les milieux amplificateurs, ces derniers sont souvent utilisés à un régime proche de la saturation. Cette saturation provoque malheureusement dans les chaînes à dérive de fréquence un décalage spectral qui limite la bande totale. Une solution classique pour éviter le rétrécissement spectral est d'utiliser une pré-compensation, en début de chaîne (avant l'amplificateur régénératif ou multipassage). Cette solution à base de filtrage a l'inconvénient de limiter le rendement d'extraction des amplificateurs et est d'autant moins efficace que le nombre de passages dans les amplificateurs est important. Dans le détail, les chaînes CPA mettent en oeuvre la technologie à dérive de fréquence qui est basée sur l'utilisation d'impulsions à spectre large, l'étirement d'impulsions, l'amplification et la re-compression de ces impulsions étirées. Typiquement, dans les chaînes CPA à base d'oscillateurs comportant des cristaux Ti :Sa qui ont un spectre d'une largeur de 5 à 100nm, pour des durées d'impulsions comprimées de 150 à 10fs. La capacité d'une chaîne d'amplification à maintenir un spectre correct influe directement sur la capacité du laser à travailler en impulsions courtes. Le rétrécissement spectral induit par les amplificateurs est donc un facteur clé d'obtention des performances de durée courte. De même, une forte déformation du spectre, par exemple asymétrique, perturbe la forme temporelle et dégrade le fonctionnement du laser. 2903820 2 Les amplificateurs utilisés sont de type n passages du faisceau dans le milieu amplificateur. Lorsque n est faible (inférieur à 10) la configuration multi-passage géométrique est généralement utilisée. Le laser de pompe envoie une impulsion dans le cristal et le faisceau à amplifier est ensuite envoyé et effectue n passages pour 5 optimiser l'extraction en énergie. On a schématisé en figure 1 un tel amplificateur multi-passages, qui comporte essentiellement un cristal 1 (par exemple Ti :Sa) recevant depuis un miroir d'entrée ME des impulsions d'entrée sous un angle différent de la normale à sa surface d'incidence, et plusieurs miroirs de renvoi M1 à M7 disposés de part et 10 d'autre du cristal 1 de façon à faire traverser le cristal par le faisceau sous différents angles d'incidence, le dernier miroir M7 renvoyant ce faisceau vers la sortie via un miroir de sortie MS. Lorsque l'on cherche un facteur d'amplification important, il faut augmenter le nombre de passages et la configuration de la figure 1 n'est plus applicable. La 15 configuration généralement utilisée est alors l'amplificateur régénératif, dont un exemple de réalisation est schématisé en figure 2. Ce type d'amplificateur permet de réaliser aisément une trentaine de passages. Le système représenté en figure 2 comporte un cristal 2 disposé, avec une cellule de Pockels 3, dans une cavité optique fermée par deux miroirs 4, 5 et pompé 20 par une pompe 6. Un polariseur 7, disposé dans la cavité, permet de prélever une partie du faisceau intra-cavité, le faisceau prélevé passant par une lame demi-onde 8, un miroir de renvoi 9 et un rotateur de Faraday 10 à la sortie duquel un miroir semitransparent 11 le renvoie vers l'utilisation (faisceau Eoä t). D'autre part, le polariseur 7 permet d injecter dans cette cavité un faisceau extérieur E1 . 25 Dans tous les deux cas (Fig. 1 et 2), le gain de l'amplificateur s'écrit : = J, S.ln Jsr n J.4T 2903820 3 JSTO étant la fluence stockée disponible pour le gain dans le milieu (le cristal) et JSAT la fluence de saturation de ce milieu. C'est l'équation classique de la théorie de Frantz et Nodvick.. Dans le tableau ci-dessous, on a fait figurer quelques exemples de valeurs de 5 JSAT pour différents matériaux lasers : Matériaux J set en J/cml Gamme spectrale Colorants -0.001 J/cm2 Visible Excimers -0.001 J/cm2 UV Nd:YAG 0.5 J/cmz 1064 nm Ti:AI203 1.1 J/cm2 800 nm Nd:Glass 5 J/cm2 1054 nm Alexandrite 22 J/cm2 750 nm Cr:LiSAF 5 J/cm2 830 nm En régime de petit signal, avec JIN JSAT, on peut approximer la relation de 10 gain avec : (Lm) G = EOUT = e /. 4T EIN L'impulsion amplifiée étant étirée (dispersée), le plus souvent positivement, 15 un problème a été mis en évidence par le Demandeur. En effet, les chaînes à impulsions courtes utilisent un oscillateur à large spectre et ces impulsions courtes sont étirées temporellement pour être ensuite amplifiées et re-comprimées en sortie. On a schématiquement représenté une telle chaîne en figure 3, cette chaîne comportant essentiellement un oscillateur 12, un étireur 13, un ou plusieurs étages 20 d'amplification 14 et un dispositif de compression 15. On a représenté un exemple de spectre d'un signal d'oscillateur Ti :Sa en figure 4. Sur cette figure 4, on a représenté en trait continu la phase spectrale. Lorsque l'impulsion pénètre dans l'amplificateur, les composantes spectrales initiales voient un gain g l et sont amplifiées. Les composantes suivantes étant dans 25 l'amplificateur voient donc un gain g2 qui a diminué car le début de l'impulsion a consommé de l'énergie stockée. La forme temporelle du gain a une forme du type de celle représentée en figure 5. 2903820 4 On a un gain initial pour la première partie temporelle de la forme: gr = J s'o - JsA7. et un gain final, qui tient compte de l'énergie extraite, de la forme : Jsrr û JeX 5 JSAT JeX étant la fluence extraite de l'amplificateur. Le gain apparent est donc plus élevé pour le début temporel du signal que pour la fin, ce qui induit une déformation spectrale du signal amplifié, comme représenté en figure 6. La courbe de la figure 6 montre l'effet de modification du 10 gain d'un cristal laser dû à l'étirement temporel des impulsions à amplifier. Cette courbe donne la valeur du gain pondéré (gain relatif, comme pour toutes les autres courbes de gain) en fonction de la longueur d'onde du signal amplifié. La figure 7 montre deux courbes du décalage du gain dû à l'étirement temporel en fonction de la longueur d'onde, respectivement pour un passage et pour 15 quatre passages à travers le cristal. En plus du décalage du spectre, on observe également un rétrécissement dû à la largeur de la bande de gain. La combinaison de ces deux effets vient donc limiter fortement les performances des chaînes à dérive de fréquence, car elle limite la re-compression des 20 impulsions incidentes en vue d'obtenir à la sortie des impulsions de durées très courtes, par exemple d'une durée de quelques fs. Pour compenser ces effets, on peut procéder à une pré-distorsion du signal d'entrée par filtrage actif ou passif au prix d'une diminution du rendement du laser (baisse du gain). De plus, les filtres utilisés ont des rendements faibles ( REVENDICATIONS 1. Procédé d'amplification à dérive de fréquence spatio-temporelle pour un laser impulsionnel, comprenant une chaîne amplificatrice à dérive de fréquence, caractérisé en ce qu'il consiste à étaler spatialement les différentes composantes spectrales et à amplifier séparément ces différentes composantes. 2. Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que les différentes 10 composantes spectrales sont collimatées spatialement lors de leur étalement spatial. 3. Procédé selon la revendication 1 ou 2, caractérisé en ce que l'on contrôle l'étalement spatial pour mettre en forme le spectre de l'impulsion comportant lesdites composantes spectrales. 15 4. Procédé selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que l'on contrôle l'étalement spatial des différentes composantes spectrales de l'impulsion afin de répartir le gain en fonction de la forme de la zone pompée et de l'étirement temporel. 5. Dispositif d'amplification à dérive de fréquence spatio-temporelle 20 pour un laser impulsionnel, comprenant une chaîne amplificatrice à dérive de fréquence, caractérisé en ce qu'il comporte, en aval du dispositif d'étirement temporel des impulsions un dispositif d'étalement spatial des impulsions (7), et en aval des étages d'amplification (9) un dispositif (10) de compression spatiale des 25 impulsions amplifiées. 6. Dispositif selon la revendication 5, caractérisé en ce que le dispositif d'étalement spatial et le dispositif de compression spatiale des impulsions comportent chacun au moins deux prismes (12,13). 7. Dispositif selon la revendication 5 ou 6, caractérisé en ce que la loi de 30 compression du dispositif de compression spatiale est sensiblement inverse de la loi d'étalement du système optique d'étalement spatial. 2903820 8. Dispositif selon l'une des revendications 5 à 7, caractérisé en ce que la chaîne amplificatrice comporte dans au moins un étage amplificateur un cristal laser Ti :Sa. 9. Laser impulsionnel, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif 5 d'amplification à dérive de fréquence spatio-temporelle selon l'une des revendications 5 à 8.