FR 2545995 A1 19841116 FR 8407224 A 19840510 PROCEDE ET DISPOSITIF DE PRODUCTION D'IMPULSIONS LASER COURTES ISOLEES On connadtdes procédéspour la production d'impulsions laser courtes qui, en plus du médium actif et du résonateur du laser, nécessitent d'autres dispositifs techniques comme par exemple des cellules de Kerr, des cellules de Pockel, des cuvettes avec solutions de colorant, des déflecteurs opto-acoustiques ou des prismes ou des miroirs tournants et sont donc très coûteux Dans d'autres procédés, par exemple, dans ce que l'on appelle les pompes synchrones pour la production d'impulsions ultracourtes dans la plage des picosecondes, il N ' y a certes pas de dépense à prévoir sur le laser qui produit des impulsions courtes, mais une dépense importante pour le laser de pompage qui doit de son côté produire déjà des impulsions courtes, quand ce ne serait que d'une demi-durée de quelques centaines de picosecondes. A partir de la publication de D Roess: Giant Pulse Shorte- ning by Resonator Transients/Raccourcissement des impulsions géantes par impulsions transitoires de résonateur; J Appl Phys 37, 2004 - 2006 ( 1966), on connait un procédé de production d'impulsions laser courtes, dans lequel un laser subit un pompage transitoire sous l'action d'un autre laser à impulsions et y produit des oscillations de relaxation dont l'allure en fonction du temps peut se calculer à l'aide des équations dites de fréquence des impulsions, à partir de l'allure en fonction du temps de l'impulsion de pompage, des carac- téristiques optiques et géométriques du médium actif ainsi que des caractéristiques du résonateur. Ces équations sont deux équations différentielles non-li- néaires couplées, dont la première décrit l'allure en fonction du temps de l'inversion du médium actif et dont la deuxième décrit l'allure en fonction du temps de la densité de photons dans le réso- nateur (à laquelle est proportionnelle la puissance de sortie). La Fig 1 représente une solution typique de ces équations pour un exemple pris au hasard et une amplitude d'impulsion de pompage déterminée La Figure représente du haut en bas tout d'abord l'allure en fonction du temps de l'impulsion de pompage (courbe A), puis l'al- lure de l'inversion dans le médium actif (courbe B) et enfin la densité de photons dans le résonateur (courbe C) On voit que (comme conséquence de la forte non-linéarité du procédé) la densité de photons prend la forme d'une série d'impulsions de relaxation distinctes d'amplitude décroissante Si on abaisse alors l'amplitude du faisceau de pompage, l'amplitude des impulsions de relaxation produites s'abaisse également jusqu'à ce que finalement il ne reste que la première, tandis que les suivantes n'apparaissent plus, car on n'atteint plus dans la suite de l'allure de l'impulsion de pompage la valeur de seuil d'inversion nécessaire ici. Pour obtenir une telle impulsion isolée de demi-durée la plus courte possible, la durée de vie du résonateur doit être courte par rapport à la durée de l'impulsion de pompage De plus, il ne faut pas employer une amplitude d'impulsion de pompage trop élevée, sinon se présente le risque qu'il puisse encore se former une deuxième im- pulsion d'oscillation de relaxation Le choix optimum des différents paramètres pour obtenir une impulsion isolée la plus courte possible pour une demi-largeur d'impulsion prédéterminée est connu à partir de la publication de J Q Yao: Optimum Operational Parameters Of The Ultrashort Cavity Laser/ Paramètres opérationnels optima du laser à cavité ultracourte Appl Phys Lett 41, 136 138 ( 1982) On peut en général obtenir par ce procédé des impulsions qui, vis à vis de l'impulsion de pompage, sont raccourcies dans un facteur allant jusque Il faut particulièrement prendre soin ici que l'amplitude d'impulsion de pompage ne dépasse pas la valeur de seuil d'apparition de la deu- xième impulsion de relaxation, voir également Chinlon Lin "Studies of Relaxation Oscillations in Organic Dye Lasers/ Etudes des oscillations de relaxation dans les lasers à colorant organique, IEEE Journ Elec- tronics Vol QE II, No 8 Ao t 1975, 602 609. Un autre procédé pour raccourcir la durée d'une impulsion laser consiste à faire traverser, dans une autre direction, le médium actif de ce laser pendant une impulsion de radiation laser par une autre radiation laser dont l'intensité est sensiblement plus forte et qui annule donc rapidement l'inversion du médium actif, de sorte que l'émission laser d'origine ne peut plus se maintenir davantage et que cette impulsion laser d'origine s'interrompt La production de la deuxième radiation laser, qui supprime la première, peut se faire de différentes façons; par exemple par le moyen que l'on prévoit un 2545 9 r 95 deuxième résonateur qui a un médium actif commun avec le premier ré- sonateur Si le deuxième résonateur possède un facteur de qualité plus élevé que le premier (ndt: le facteur de qualité est le rapport f R/à f avec f R = fréquence de résonance et A f = largeur de bande ou intervalle de fréquence pour lequel l'intensité de champ a diminué dans le rapport 1/ F 2), le nombre de photons dans le deuxième résonateur va en général croître à un instant déterminé au delà de celui du premier résonateur et va donc pouvoir annuler l'inversion dans le médium actif commun plus rapidement que la radiation laser produite dans le premier résonateur. Ce procédé, ainsi que d'autres procédés différents, avec lesquels on a produit des impulsions de radiation laser jusqu'à une demi-largeur d'environ moins de 1 ns, sont décrits dans les publications suivantes. A Andreoni, P Benetti et C A Sacchi: Subnanosecond Pulses From A SingleCavity Dye Laser/ Impulsions inférieures à la nanoseconde à partir d'un laser à colorant à simple cavité Appl Phys 7, 61 - 64 ( 1975); A Eranian, P Dezauzier et O De Witte: 2-nsec Pulses From Double Cavity Dye Laser/ Impulsions de 2 ns à partir d'un laser à colorant à double cavité Opt Commun 7, 150 154 ( 1973); H Inomata et A I Carswell: Simultaneous Tunable Twvo- Wavelength Ultraviolet Dye Laser/ Laser à colorant dans l'ultraviolet à deux longueurs d'onde accordables simultanément Opt Commun 22, 278 282 ( 1977); H Lotem et R T Lynch, Jr: Double-Wavelength Laser/ Laser à double longueur d'onde Appl Phys Lett 27, 344 -346 ( 1975). A partir du document DE-OS 29 00 728, on connait un procédé de production d'impulsions laser ultracourtes, dans lequel un laser à réaction répartie (en abrégé laser DFB = distributed feedback dye laser), qui contient un médium laser actif, en particulierun colorant, est stimulé par une impulsion de radiation de pompage ou d'excitation dont la demi-largeur en fonction du temps est inférieure à 20 ns et dont l'intensité ne dépasse pas plus de 20 % le seuil laser du médium laser stimulable. On désigne généralement dans la littérature sous le nom d'impulsions de radiation laser ultracourtes des impulsions d'une demi-durée inférieure à environ 100 picosecondes, cette définition sera également valable ici De telles impulsions sont, dans une mesure croissante, également nécessaires pour de nombreuses applications dans la plage spectrale de l'ultraviolet, o l'on s'efforce simulta- nément d'obtenir une demi-durée la plus courte possible. Il est connu de produire des impulsions de radiation laser UV ultracourtes par multiplication de fréquence d'impulsions ultra- courtes produites par un laser au verre Neodymaou un laser YAG (grenat yttrium argon neodym 4,dont la longueur d'onde se situe dans la plage de 1 064 à 1053 microns. Depuis quelques années on dispose également, sous forme du laser Excimer, d'un groupe de lasers de particulièrement forte puissance, qui émettent dans l'ultraviolet, comme par exemple le laser Xe F à 353 nm, le laser Xe Cl à 308 nm, le laser Kr F à 248 nm, le laser Ar F à 193 nm et le laser F 2 à 157 nm. Ces lasers sont habituellement stimulés (subissent un effet de pompage) sous l'action d'une décharge électrique ou d'une excitation par choc électronique et sont utilisés comme oscillateurs avec résonateur On peut ici produire des impulsions d'une demi-durée de quelques nanosecondes jusque environ 20 ns Mais on peut également utiliser ces lasers sans résonateur comme simples amplificateurs d'ondes progressives Si l'on envoie alors dans un tel amplificateur laser Excimer des impulsions lumineuses ultracourtes, dont la longueur d'onde se situe à l'intérieur de la plage d'amplification du laser Excimer utilisé, on obtient à la sortie, pour des conditions d'exploitation appropriées, des impulsions ultracourtes de très haute intensité. C'est l'objet de l'invention d'apporter un procédé simple permettant de produire des impulsions isolées qui présentent, indé- pendamment de la longueur de l'impulsion de pompage, une durée d'im- pulsion que l'on puisse librement choisir dans de vastes limites. Selon l'invention il existe un procédé de production d'im- pulsions laser courtes isolées dans lequel un médium laser stimulable, commun à deux résonateurs, est excité par une impulsion de pompage pour donner une inversion d'occupation se situant au-dessus d'une valeur de seuil laser, et dans lequel l'inversion d'occupation se maintient après l'émission de l'impulsion de radiation courte, en des- sous de cette valeur de seuil, caractérisé en ce que l'on prélève tout d'abord à un médium laser stimulable, au moyen d'un premier processus de relaxation, une énergie de valeur de seuil prédéterminée, de cons- tante de temps relativement courte et de facteur de qualité relati- vement faible, en provenance du premier résonateur, sous forme de l'impulsion de radiation laser courte isolée désirée; et en ce qu'en- suite, avant que l'impulsion de radiation de relaxation courte sui- vante puisse se former, on maintient l'inversion dans le médium laser, au moyen d'un deuxième processus de relaxation de constante de temps relativement longue et de facteur de qualité relativement élevé, en dessous de la valeur de seuil prédéterminétdu premier résonateur, ceci dans le deuxième résonateur couplé au premier. Dans l'invention, les deux procédés variantes mentionnés ci-dessus sont également combinés d'une façon qui n'est pas évidente à comprendre; il se produit en effet simultanément l'utilisation d'im- pulsions de relaxation produites par la mise en vibration d'un résona- teur optique court et la suppression de toutes les autres impulsions de relaxation qui viennent après la première au moyen d'un deuxième résonateur couplé au premier Grâce à cette combinaison on peut pro- duire, de façon surprenante, des impulsions de radiation laser isolées, très courtes. Le présent procédé, dans lequel on prélève à un médium laser stimulable, commun à deux résonateurs, au moyen d'un premier processus de relaxation, une énergie de valeur de seuil prédéterminée, de constante de temps relativement courte et de facteur de qualité relativement faible, en provenance du premier résonateur, sous forme de l'impulsion de radiation laser courte isolée désirée et dans lequel, ensuite, on maintient l'inversion dans le médium laser au moyen d'un deuxième processus de relaxation de constante de temps relativement longue et de facteur de qualité relativement haut, en dessous de la valeur de-seuil prédéterminée du premier résonateur, dans le deuxième résonateur couplé au premier, ainsi que les présents dispositifs sont, de façon générale, utilisables dans les lasers qui de leur côté su- bissent l'effet d'un pompage de la part de lasers à impulsions Le procédé se caractérise par une surprenante simplicité et les dispo- sitifs pour la réalisation du procédé ne demandent qu'une dépense technique particulièrement faible. L'invention permet de plus de produire des impulsions de radiation laser ultracourtes, en particulier dans la plage spectrale UV, de façon moins coûteuse et techniquement plus simple que par l'état mentionné ci-dessus de la technique Les impulsions d'entrée nécessaires dans les procédés de multiplication de fréquence connus devaient en effet jusqu'ici être produites dans un procédé très coûteux et exigeant au point de vue technique Il fallait ici en général des lasers à colorant, à pompage synchrone, marchant en continu qui, de leur côté, subissaient un effet de pompage au moyen d'un laser ionique argon ou d'un laser ionique kripton à couplage de phase actif D'un train con- tinu, émis par un laser à colorant, d'impulsions ultracourtes, émises dans l'intervalle du temps de parcours du résonateur du laser à colo- rant (c'est-à-dire environ 5 à 10 ns), on tirait une impulsion isolée au moyen d'un sélecteur éledtro-optique d'impulsions et on la renforçait au moyen d'une chaine amplificatrice à plusieurs étages d'amplifica- teurs laser à colorant, qui, de leur côté, subissaient un effet de pompage avec une radiation laser YAG (grenat yttrium argon) Néodyme. ou verre Néodymcà doublage de fréquence, à impulsions, synchronisée de façon correspondante A la sortie de la chaine amplificatrice à laser à colorant, on disposait alors d'une impulsion de radiation intensive ultracourte qu'un doubleur de fréquence transformait alors, avec un rendement typique de 10 à 50 %, en la longueur d'onde ultra- violette désirée, pour servir d'impulsion d'entrée pour l'amplifi- cateur laser Excimer. D'autres caractéristiques et avantages de l'invention seront mieux compris à la lecture de la description qui va suivre de plusieurs exemples de réalisation et en se référant aux dessins annexes sur lesquels: la Fig 1 représente des courbes auxquelles on s'est déjà référé ci-dessu; la Fig 2 est une représentation schématique pour l'expli- cation du principe de l'invention; la Fig 3 est une courbe donnant l'allure en fonction du temps d'une impulsion de radiation de stimulation ou de pompage; la Fig 4 est une courbe donnant l'allure en fonction du temps d'une impulsion de radiation de sortie d'un laser selon une forme d'exécutution de l'invention, et les Fig 5, 6 et 7 sont des représentations schématiques d'exemples préférés d'exécution de l'invention. La Fig 8 est une représentation un peu simplifiée d'une forme d'exécution préférée d'un dispositif selon l'invention pour produire des impulsions de radiation laser ultracourtes; la Fig 9 est une représentation plus précise d'une partie du dispositif de la Fig 8; la Fig 10 est une représentation sur l'oscilloscope d'impulsions de radiation laser auxquelles on se réfère pour l'expli- cation du dispositif selon les Fig 8 et 9, et la Fig 11 est une représentation schématique d'un dispo- sitif amplificateur laser Excimer préféré qui, en combinaison avec le dispositif de la Fig 8, permet de produire des impulsions de radiation laser UV ultracourtes. Le présent procédé pour la production d'impulsions de ra- diation isolées courtes cohérentes est de nature si générale qu'il peut s'utiliser en principe pour tous les types de laser, mais par souci de simplicité, on doit tout d'abord donner un exemple très par- ticulier pour la plage visible du spectre, particulièrement simple à voir dans son ensemble et d'une signification particulière pour l'uti- lisation. La Fig 2 représente schématiquement un dispositif de laser contenant une cuvette de colorant K de section carrée de longueur d'arfte de 1 mm Cette cuvette est munie, sur deux faces concourantes, de miroirs M 1 et M 2 et, sur une troisième face, d'une couche anti- réflexion AR Parallèlement à la face M 1 du miroir se trouve à une distance de quelques centimètres un miroir M 3 Les trois miroirs II 1, M 2# ri 3 doivent présenter dans la plage visible du spectre des coeffi- cients de réflexion les plus élevés possible, donc doivent par exemple être constitués de couches épaisses d'argent ou, encore mieux, du fait d'une possibilité de charge plus élevée, de couches diélectriques mul- tiples La cuvette est traversée, dans uns direction perpendiculaire au plan du papier, par une solution de colorant servant de médium laser actif stimulable, par exemple par une solution de Rhodamin-6 G de con- centration correcte, par exemple 1073 Mol/l Cette solution fait l'objet d'un pompage par la radiation d'un laser de pompage P, par exemple par focalisation du faisceau laser de pompage PS par une lentille cylindrique C sur une ligne focale située dans le plan du papier et courant à peu près le long de la diagonale tirée par les points o les arêtes, éloignées l'une de l'autre, des miroirs M 1 et M 2 tra- versent le plan du papier Comme laser de pompage on a utilisé par exemple un laser Excimer au chlorure de xénon, dont l'impulsion de radiation de sortie peut avoir l'allure donnée sur l'oscillogramme de la Fig 3. Dans ce qui suit on ne va donner qu'un point de vue quali- tatif du fonctionnement; mais il a été vérifié en détail quantitati- vement par établissement des équations correspondantes de fréquence des impulsions et par leur solution à l'aide de calculateurs numé- riques Le médium laser actif LM, dans ce cas donc la solution Rhodamine-6 G, est entouré de deux résonateurs laser en croix Le premier résonateur, long, est formé-par les surfaces de miroir M 1 et I 13, tandis que le deuxième résonateur est formé par le miroir M 2 et par la surface limite verre air non revêtue M 4, située en face, de la cuvette Cette dernière surface présente, dans la plage visible du spectre, un coefficient de réflexion de Fresnel d'environ 0,04, si on utilise pour les parois de la cuvette le verre optique normal ou le quartz. Si maintenant la cuvette reçoit une impulsion de pompage intensive, à flanc croissant raide, il apparait dans le résonateur court, en supposant une amplitude d'impulsion de pompage correspon- dante, déjà dans la partie croissante de l'impulsion de pompage, une oscillation laser qui, du fait de la faible longueur du résonateur qui n'est que de l'ordre 1 mm, oscille très rapidement en état sta- tionnaire et donne donc naissance à une première impulsion de rela- xation très courte qui sort de la cuvette sous forme d'un faisceau laser et que l'on peut mettre en évidence à l'aide d'une photodiode P ou d'un autre instrument de mesure approprié pour l'étude de l'al- lure de l'impulsion en fonction du temps, par exemple à l'aide d'une caméra Streak. Onvlobtient par contre l'oscillation laser dans le réso- nateur long que beaucoup plus tard, du fait que l'on utilise ici une longueur de résonateur de quelques centimètres, ce qui correspond donc à plusieurs dizaines de fois la longueur du résonateur court. Selon l'invention, on règle alors la longueur de ce deuxième réso- nateur de façon que la première impulsion de relaxation apparais- sant dans ce résonateur apparaisse précisément lorsque la première impulsion de relaxation provenant du résonateur court se termine et lorsque la deuxième impulsion de relaxation du résonateur court n'a pas encore amorcé son oscillation En d'autres termes, l'impulsion de relaxation dans le résonateur long commence dans l'intervalle de temps qui s'écoule entre la fin de la première impulsion de rela- xation dans le résonateur court et l'instant o l'impulsion de rela- xation suivante commencerait dans le résonateur court, c'est-à-dire, sur la Fig 1, dans l'intervalle de temps situé entre environ 5 et 6 ns La première impulsion-de relaxation du résonateur long annule alors l'inversion du médium jusqu'en dessous de l'inversion critique correspondant à la valeur de seuil laser du résonateur court Par la suite elle ne montera plus sensiblement au-dessus de cette valeur et restera donc toujours sensiblement en dessous de la valeur de seuil du résonateur court, qui, du fait des pertes de sortie élevées de 96 % à travers la surface non revêtue de la cuvette, présente une valeur de seuil très élevée, au contraire du résonateur long qui pré- sente des pertes très faibles grâce aux miroirs M 1 et M 2 à réflexion maxima Pour la durée restante de l'impulsion de pompage, il appa- raitra donc certes une oscillation laser dans le résonateur long, mais non dans le résonateur court, de sorte que l'on a atteint l'ob- jectif de ne produire, pour des impulsions de pompage de longueurs quelconques, qu'une impulsion laser courte isolée qui sort par la paroi de la cuvette ne formant pas miroir. La partie supérieure de la Fig 4 représente l'impulsion produite de cette façon, telle qu'on peut la recevoir au moyen d'une caméra Streak La demidurée d'impulsion obtenue est 120 ps La partie inférieure par contre représente un train d'impulsions de relaxation en provenance du résonateur court, tel qu'il apparait si l'on retire -le miroir M 3 ou si l'on place entre la cuvette et le miroir M 3 un morceau de papier pour supprimer l'oscillation laser dans le réso- nateur long On reconnaît très nettement la suppression, produite par l'action du résonateur long, de la deuxième impulsion de relaxation, et de toutes les impulsions suivantes, dans le résonateur court Une étude de la polarisation du faisceau laser provenant du résonateur court a indiqué, que dans le cas d'un faisceau de pompage non polarisé, la première impulsion de relaxation était polarisée entièrement linéai- rement, le vecteur électrique étant parallèle au plan du papier, tan- dis que les impulsions de relaxation suivantes n'étaient polarisées que partiellement, ou provenaient de la superposition de deux impulsions polarisées perpendiculairement l'une à l'autre, ce qui explique la suite irrégulière des impulsions de relaxation ultérieures, le miroir M 3 étant enlevé ou caché Cette polarisation de la première impulsion peut s'ex- pliquer à partir de la position, orthogonale l'un par rapport à l'autre, des moments de transition du dipole émetteur et du dipole absorbeur dans la molécule de colorant choisie Dans le cas d'autres molécules de colorant, dont les deux dipoles sont parallèles l'un à l'autre, on obtiendrait une polarisation perpendiculaire de la première impulsion. Les impulsions, d'une polarisation différente, de relaxation qui se produisent ultérieurement, le miroir I 13 étant caché, s'expliquent par la rotation des molécules de colorant excitées dans la solution. Une étude plus précise des équations de fréquence d'impulsion montre que, dans le cas d'une amplitude d'impulsion de pompage assez élevée, comme déjà indiqué dans la moitié inférieure de la Fig 4, la puissance laser ne s'abaisse plus tout à fait à une valeur nulle. Néanmoins, grâce à un ajustement de longueur correspondant du deuxième résonateur, on peut en permanence supprimer complètement la suite de l'émission provenant du résonateur court. Pour obtenir une demi-largeur la plus courte possible de l'impulsion isolée produite dans le résonateur court, on doit tenir aussi faible que possible la durée de vie du résonateur court La durée de vie ou constante de temps d'un résonateur dépend avant tout de la longueur du résonateur, c'est-à-dire du temps de parcours de la radiation laser et de plus du pouvoir de réflexion des miroirs du résonateur, voir par exemple OPTICS CO Mi IUNICATIONS 23 No 3, Décembre 1977, 440-442. Dans le cas présent, la durée de vie du résonateur peut être définie comme l'intervalle de temps au cours duquel la densité de photons dans un résonateur passif (c'est-à-dire donc un résonateur dans lequel on ne produit pas activement de photons dans un médium laser) s'abaisse à la valeur l/e Cet abaissement a son origine dans la sortie de la radiation laser, par exemple à travers un miroir partiellement trans- parent, et dans d'autres pertes, par exemple des pertes par diffraction, réabsorption dans le médium actif, absorption dans les couches ré- flectrices etc On a regroupé tout cela dans un coefficient de ré- flectance efficace R et la durée de vie du résonateur t est alors, dans le cas o R n'est pas sensiblement différent de 1 (c'est-à-dire dans le cas d'un facteur de qualité élevé du résonateur) défini comme suit: tc = L/(c(l-Rfl, o L signfie la longueur de trajet optique dans le résonateur (trajet simple), c la vitesse de la lumière et R la réflectance efficace (dans le cas de facteurs de réflexion élevés R 1, R 2 des deux miroirs, on a R v R 1 R 2 On peut atteindre une durée de vie la plus courte possible du résonateur court par le-moyen que l'on maintient petite la longueur optique du résonateur, dans le cas présent de quelques millimètres seulement (le médium actif a une longueur de 1 mm, le trajet optique dans le résonateur court est donc ici 1 mm multiplié par l'indice de réfraction dans la solution en plus de la longueur du trajet optique dans les deux parois de cuvette qui sont constituéespar exemple-de verre ou de quartz); et que de plus on maintient faible le facteur de qualité du résonateur grâce à un découplage élevé De plus une ana- lyse précise de la solution obtenue par le calcul à partir des équations de fréquence d'impulsion montre qu'il est particulièrement avantageux de maintenir le plus bas possible la proportion de l'émission spon- tanée qui apparait dans l'angle solide du faisceau laser, du fait que cette proportion de l'émission, spontanée stimule l'oscillation laser, alors qu'au contraire une stimulation tout d'abord lente de l'oscilla- tion laser la retarde jusqu'à ce que la puissance de pompage soit de- venue très élevée et qu'il puisse alors se produire une impulsion de relaxation à flanc croissant plus raide et également à flanc décrois- sant plus raide, de façon correspondante, de sorte qu'au total la demidurée soit très courte On peut obtenir ceci en choisissant les dimensions transversales du médium actif au maximum égales à sa di- mension longitudinale, comme on le fait ici, mais de façon avan- tageuse encore plus courtes Par exemple, au lieu de la réflexion sur la surface 4 p ne formant pas miroir, de la cuvette, on pour- rait utiliser un miroir extérieur de petites dimensions et placé à une certaine distance de la cuvette parallèlement à la paroi de la cuvette qui doit alors être traitée antireflet Dans ce cas on peut encore, par sélection spectrale au moyen de filtres, prismes ou grilles, abaisser encore davantage la fraction, qui vient en question pour la stimulation de l'oscillation laser, de cette émis- sion spontanée pour raccourcir encore davantage la première impul- sion de relaxation Pour la demi-largeur minima que l'on puisse obtenir, c'est toujours la vitesse de croissance de l'impulsion lu- mineuse de pompage qui est essentielle On peut accroître par exemple cette vitesse par le moyen que l'on donne à l'impulsion lumineuse de pompage un flanc croissant plus raide en la faisant passer tout d'abord à travers un absorbeur saturable, qui, de façon connue, sup- prime largement l'intensité de départ basse de l'impulsion lumineuse de pompage et ne laisse passer, pratiquement non affaiblie, que l'intensité élevée de la crête d'impulsion. Il ne devrait pas être difficile maintenant pour l'homme de l'art moyen, d'indiquer différentes autres formes d'exécution de tels résonateurs couplés, dans lesquels, de la façon décrite, une première impulsion de relaxation est produite dans un résonateur court, puis, à un instant ultérieur, est mise en oeuvre dans un résonateur plus long de facteur de qualité plus élevé une oscillation laser qui supprime toutes les autres oscillation de relaxation dans le résonateur court Les Fig 5, 6 et 7 représentent quelques exem- ples. Dans la forme d'exécution selon la Fig 5, le premier ré- sonateur, dans lequel on atteint tout d'abord la valeur de seuil laser, est formé par deux parois W et Wl d'une cuvette K qui contient comme médium un laser actif, par exemple, une solution appropriée de colo- rant L'une des parois WV est munie d'un dépôt réfléchissant diélec- trique multicouche, constitué de façon à présenter pour la radiation laser de pompage PS un pouvoir réfléchissant le plus faible possible, mais au contraire pour la longueur d'onde de la radiation laser LS, un pouvoir réfléchissant le plus élevé possible L'autre paroi W 2 a, pour la longueur d'onde de radiation laser, un pouvoir réfléchis- sant relativement faible de par exemple 10 % et un pouvoir de trans- mission élevé correspondant La paroi W 2 peut être formée de façon à réfléchir le plus largement possible dans la cuvette la radiatation de pompage Les dépôts réfléchissants se trouvent de préférence sur les surfaces internes des parois, de préférence en verre ou en quartz, de la cuvette. Le deuxième résonateur, long, est limité par deux réflec- teurs M 5, M 6 qui réfléchissent le mieux possible la radiation laser et qui sont disposés de façon que le trajet de la radiation passe entre eux à travers la paroi W 2 et se réfléchissent sur la paroi W 1, comme on le voit sur la Fig 5. La radiation de-pompage pénètre dans la cuvette par la paroi W 1, la radiation laser sort en direction opposée par la paroi W 2 2 ' Dans la forme d'exécution de la Fig 6, la cuvette a une forme semblable à celle de la forme d'exécution de la Fig 5 Le deuxième résonateur long est ici par contre conçu comme résonateur annulaire, pouvant contenir par exemple quatre réflecteurs M 7 à M 10 de pouvoir réfléchissant le plus élevé possible pour la radiation laser Dans l'exemple d'exécution représenté, les réflecteurs sont disposés de façon que le trajet du faisceau dans le résonateur annu- laire traverse axialement la cuvette, c'est-à-dire sensiblement paral- lèlement aux deux parois W et W 2. Dans les dispositifs laser selon les Fig 5 et 6, la radiation de pompage pourrait également pénétrer par une des parois de la cuvette non représentées sur les Fig, c'est-à-dire par une paroi courant parallèlement au plan du dessin Dans ce cas le pouvoir réfléchissant R de la paroi W 1 n'est soumis à aucune limitation du point de vue de la longueur d'onde de laser de pompage. Dans la forme d'exécution selon la Fig 7, le premier résonateur, court, est limité par un premier réflecteur Mil et un deuxième réflecteur M 12, qui sont disposés perpendiculairement à un premier axe optique 1, représenté en tireté ponctué et à une première distance optique prédéterminée le long de cet axe Le réflecteur Mil a un pouvoir de réflexion le plus élevé possible pour la radiation laser, le deuxième réflecteur M 12 est conçu partiellement réfléchissant de façon habituelle pour que la radiation laser puisse sortir. Le deuxième résonateur, long, est limité par deux réflec- teurs M 13 et M 514, qui doivent avoir pour la radiation laser un facteur de réfle xion le plus élevé possible Les réflecteurs M 13 et M 14 sont disposés perpendiculairement à un deuxième axe optique O 2 et à une deuxième distance optique prédéterminée, qui est sensiblement plus grande que la distance des réflecteurs I 19 l et M 12 ' Les axes optiques O 1 et O 2 se croisent, c'est-à-dire qu'ilicourent globalement sensible- ment perpendiculairement l'un par rapport à l'autre et se coupent dans une cuvette K qui contient le médium laser actif Les parois de la cuvette traversées par la radiation sont de préférence disposées sous l'angle de Brewster, au moins en ce qui concerne le trajet du faisceau 2 * (ndt: L'angle de Brewster est l'angle dont la tangente est égale à n' n' étant l'indice de réfraction du médium contenant le rayon incident n et N étant l'indice de réfraction du médium contenant le rayon ré- fracté; cet angle correspond à une polarisation linéaire de la lumière réfléchie). Cette forme d'exécution présente l'avantage particulier qu'il n'est pas nécessaire d'avoir des miroirs sélectifs au point de vue longueur d'onde, elle est donc la forme préférée, tout au moins actuellement. Les impulsions de radiation laser courtes isolées produites de la façon décrite ci-dessus peuvent être utilisées pour produire des impulsions de radiation ultracourtes isolées, de façon avantageuse, pour stimuler un oscillateur laser travaillant à réaction répartie, selon les indications du document DE-OS 29 00 728 De façon générale, l'intensité de pompage du laser DFB (à réaction répartie) ne doit pas être suffisamment élevée pour que les impulsions de la radiation laser DFB émise se regroupent pour constituer une impulsion unique relativement large, mais formereun train d'impulsions isolées A partir de l'impulsion de sortie du laser DFB on peut alors, par multiplication -de fréquence, produire une impulsion d'entrée désirée de longueur d'onde correcte et de largeur d'impulsion désirée pour un amplificateur laser Excimer. Dans ce qui suit on va expliquer la production, selon l'in- - vention, d'impulsions de radiation laser ultracourtes isolées, par exem- ple à l'aide du dispositif préféré représenté sur la Fig 8. Les paramètres qui y sont mentionnés, comme la distance focale des lentilles, les dimensions de la cuvette et autres semblables, les média laser etc ne sont que des exemples et peuvent être modifiés de façon correspondante pour d'autres formes d'exécutiorset utilisations. Pour éviter les répétitions, indiquons ici de plus que tous les éléments, comme les diviseurs de faisceau, les lentilles, les prismes et les cu- vettes, qui sont traversés par la radiation dans la plage UV, en parti- culier par la radiation laser Excimer, doivent être fabriqués en un matériau correspondant, comme le quartz. Admettons de plus, pour simplifier l'explication, que l'on utilise comme laser Excimer un appareil habituel du commerce, modifié, par exemple le laser Excimer Modèle EMG 150 de la société Lambda Physik, Gbttingen, avec un remplissage de gaz approprié, pour produire par exemple la radiation laser du chlorure de xénon de longueur d'onde 308 nm Bien entendu le présent procédé et le dispositif décrit par la suite ne sont pas limités à ce laser particulier Bien plutôt, à sa place on peut utiliser également d'autres lasers Excimer connus qui satisfont aux conditions indiquées ci-après. Le laser-Excimer habituel du commerce connu et mentionné ci-dessus, qui contient une partie oscillateur et une partie ampli- ficateur, est modifiée comme suit aux fins de la présente invention: on enlève les miroirs de déviation qui dévient le rayonnement de sortie de la partie oscillateur dans l'entrée de la partie ampli- ficateur, ainsi que le résonateur instable qui entoure la partie amplificateur dans la forme commerciale habituelle, pour obtenir une amplification de régénération, de sorte que l'on dispose direc- tement de la radiation de l'oscillateur qui a une énergie d'impulsion d'environ 100 m J pour une demi-largeur d'impulsion de 20 ns. A l'aide d'un miroir de déviation 14 on dévie dans le dispositif représenté sur la Fig 8 le faisceau 12 sortant de la partie oscillateur 10, qui n'est que schématiquement représentée, du laser Excimer et constitué d'une suite d'impulsions de radiation d'une durée d'environ 20 ns se suivant les unes les autres à des distances allant de quelques millisecondes à des secondes; puis, au moyen-d'une division du faisceau partie physique, partie géométrique, dans un diviseur de faisceau 16, on divise son énergie de façon qu'il vienne irradier d'ure énergie d'impulsion exactement dosée pour la simulation des différents média laser, différentes cuvettes I à VIII, mentionnées individuellement plus loin, qui contiennent respectivement un médium laser correspondant et en particulier une solution de car- * burant L'ensemble du diviseur de faisceau contient dans ce but un diviseur de faisceau proprement dit Sl à 53, des miroirs de déviation U 2 à U 5 et des prismes de dévi-ation Pl à P 3. Une partie de la radiation d'énergie de pompage déviée par le diviseur de faisceau Sl est déviée à travers le prisme Pl La radiation restante 17 est focalisée, au moyen d'une lentille sphérique 18 de 350 mm de distance focale ainsi que d'une lentille cylindrique de 150 mm de distance fobale, dans une cuvette 1, représentée à échelle agrandie sur la Fig 9 et désignée par 22, polie de tous les côtés, de section interne 5 x 10 mm, de façon qu'une solution de colorant contenue dans la cuvette, par exemple une solutionmolaire 3 x 10,24 de p-terpényledans le Cyclohexane soit excitée, pour donner une fluorescence intensive, dans un région de 5 mm de long, d'environ 2/10 mm de large, directement placée derrière une surface d'entrée 26, et dont l'axe longitudinal s'étende exactement perpendiculairement aux deux surfaces latérales 28, 30 de la cuvette, Les:-molécules de colorant excitées de cette façon constituent le médium actif dans un dispositif selon l'invention pour produire des impulsions laser courtes isolées comme on les a expliquées ci-dessus en se référant aux Fig 1 à 7 Dans une telle disposition, un médium stimulable commun se trouve à l'intérieur de deux résonateurs dont l'un a unelongueur courte et un facteur de qualité faible et l'autre une longueur plus grande et un facteur de qualité élevé, les distances des miroirs des résonateurs respectifs étant choisisde façon que l'oscillation laser qui apparait plus tard dans le résonateur long atteigne, immédiatement après la fin de la première impulsion de relaxation émise par le ré- sonateur court, une intensité telle qu'elle supprime la radiation dans le résonateur court par action sur l'inversion existante du médium actif. Dans le dispositif représenté sur la Fig 9, il s'agit d'une autre forme d'exécution particulière d'un tel dispositif Les parois latérales 28, 30 de la cuvette 22 forment le résonateur court. A des distances déterminées, représentées à peu près à l'échelle sur la Fig 9, des parois latérales 28 et 30 de la cuvette 22, ainsi qu'à hauteur de la ligne focale de la radiation de pompage, sont disposés, de la façon représentée, un miroir M fortement réfléchissant et un miroir M* partiellement transparent Le résonateur long se réalise par les réflexions sur le miroir M, la réflexion totale sur la sur- face d'entrée 26 de la cuvette 22 et la réflexion partielle sur la face 30 de la cuvette Pour permettre de bien les voir, on a représenté deux rayons en trait plein et en tireté Un trajet conforme du faisceau existe également pour le miroir partiellement réfléchissant M*, étant précisé qu'il faut remarquer que même si ce miroir partiellement ré- fléchissant M" est complètement absent, la disposition travaille encore de la façon désirée, car le miroir M* n'opère qu'une suppression supplémentaire, plus forte, de l'impulsion de relaxation ultérieure. Le faisceau désiré 32, qui ne contient que la première impulsion de relaxation courte, sort dans la direction A, tandis que la radiation sort du résonateur long dans les directions B et peut être arrêtée par un simple diaphragme (non représenté) concentrique au faisceau A. L'action de cette disposition est appuyée sur la Fig 10 par une prise de vue d'un appareil Schmier La courbe infé- rieure donne l'allure de l'impulsion de laser courte dans la direction A, tandis que la courbe supérieure représente l'émission sortie de la cuvette 22 lorsqu'on élève les miroirs M et M*. Précisions bien que, bien entendu, on peut utiliser également d'autres dispositifs d'action comparable selon les indications du brevet principal pour produire l'impulsion de radiation courte isolée désirée. La disposition selon la Fig 9 fournit des impulsions de laser de longueur environ 300 ps et d'une longueur d'onde moyenne de 340 nm On emploie maintenant ces impulsions laser (faisceau 32) dans un dispositif selon les indications générales du document DE-OS 29 00 728, pour produire, dans un laser à réaction répartie (laser DFB) une impulsion isolée encore plus courte d'une longueur d'onde de 616 nm, à partir de laquelle on peut alors produire, par doublage de fréquence dans un cristal 34, une impulsion d'entrée, de longueur d'onde cor- recte et de largeur d'impulsion désirée, pour la partie amplificateur du laser Excimer. De préférence pourtant, avant de l'amener au laser DFB, on concentre encore au point de vue spectral l'impulsion produite par le dispositif selon Fig 9 et on en accroit la puissance Dans ce but on concentre au point de vue spectral, par auto-collimation, le faisceau 32 au moyen d'une combinaison d'un diaphragrme à ouverture 36, d'un lentille convergente 38 et d'unzgrille optique, puis on l'amène à la puissance nécessaire dans deux étages amplificateurs 42 et 44 Bien entendu on peut également réaliser cette concentration spectrale par tout autre procédé connu de l'homme de l'art, comme par exemple par des prismes, des filtres d'interférence ou autres moyens de sélection Le premier étage amplificateur 42 contient une cuvette 46 de spectrophotomètre, également polie de tous les c 8 tés, (cuvette II), d'une section interne de 20 x 20 mm et également remplie d'une solution molaire 3 x 10 de p-terpényle dans le cyclohexane L'énergie de pompage pour l'étage amplificateur 42 est fournie par l'intermé- diaire du diviseur de faisceau Si, du prisme Pl et du miroir de dé- viation U 2 et elle est focalisée de façon dense derrière la fenêtre d'entrée de la cuvette 46 au moyen d'une lentille cylindrique 48 (f = 156 mm), étant précisé qu'il faut remarquer ici que l'axe optique du volume excité ne peut pas se trouver perpendiculairement aux faces latérales de la cuvette, et que par conséquent aucune oscillation laser indésirable n'est stimulée Pour éviter de telles oscil- lations, on peut basculer la cuvette d'environ 100 vers la droite ou vers la gauche. Le faisceau sortant du premier étage amplificateur 42 est élargi dans le facteur 3 par une lunette de Galilée servant à élargir le faisceau et constituée d'une lentille concave 50 de distance focale f = -55 mm et d'une lentille convexe 52 de distance focale f = 150 mm disposée à une distance de 100 mm de la précédente; et le faisceau pénètre alors dans la cuvette III La cuvette III a une section de 40 x 20 mm et elle est remplie d'une solution de p-terpényle -3 dans le cyclohexane d'une concentration de 1,5 x 10 M/1, pour permettre une plus grande profondeur de pénétration de la radiation d'excitation. Cette radiation d'excitation est focalisée dans la cuvette au moyen du diviseur de faisceau 52 et d'une lentille cylindrique 54 (f = 156 mm), étant précisé toutefois que ce n'est pas une focalisation stricte, mais une légère défocalisation qui est avantageuse pour obtenir un volume stimulé plus important, afin que le faisceau incident, à section élargie, ne passe qu'à travers un volume stimulé (ayant subi l'effet de pompage) et soit amplifié en correspondance Bien entendu, il faut également incliner cette cuvette pour éviter une réaction Le faisceau sortant a maintenant un diamètre d'environ 1 mm et il est focalisé au moyen d'une lentille cylindrique d'une distance focale f = 80 mm, en passant par un bloc de quartz 58 et par l'intermédiaire d'une grille optique (grillde diffraction) 60, derrière la surface d'entrée d'une cuvette K d'un dispositif laser DFB Cette forme d'exécution d'un laser DFB est une autre conception du laser DFB connu à partir de la publication mentionnée cidessus, particulièrement avantageuse si l'on n'a pas besoin d'une possibilité d'alignement de l'impulsion laser produite sur une large bande du spectre, car elle ne demande pratiquement pas de travail d'ajustement Des détails plus précis sont décrits en par- ticulier dans la publication de ZS Bor, B Racz, G Szabo et A M ller dans PICOSECOND PHENOIMENA III, Eds, K B Elisenthal, R M Hochstrasser, A Laubereau, Springer Verlag Berlin 1982 La cuvette K, de longueur environ 7 mm, est remplie d'une solution molaire 5 x 103 de rhodam Lne B dans un mélange solvant constitué de 85,1 % en volume d'alcool benzylique et de 14,9 % en volume de méthanol Ce solvant garantit, par son indice de réfraction, qu'à température ambiante on obtient une émission à 616 nm si la grille optique 60 a un nombre de lignes de 2442 lignes/mm, comme c'est ici le cas La radiation laser sortant de la cuvette K, de la longueur d'onde désirée 616 nm est alors envoyée, par l'inter- médiaire d'un miroir de déviation 62 et d'une lentille sphérique 64 de distance focale f = 50 mm, diminuant la divergence pour l'amener à une valeur désirée, et ensuite elle est amenée à travers un prisme de Fresnel 66 pour produire une lumière de polarisation circulaire, qui, dans les étages amplificateurs suivants, a'pour but de mieux utiliser l'inversion existante pour amplification que ce ne serait le cas avec une lumière à polarisation linéaire, qui ne pourrait utiliser chaque fois qu'environ la moitié de l'inversion existante, dans le cas o les molécules ex-Ktées ont une répartition directionnelle isotrope. Une particularité du mode d'emploi choisi ici du laser DFB est que l'énergie de pompage stimulante incidente est sensiblement plus élevée que nécessaire pour produire une unique impulsion isolée. Effectivement on produit tout d'abord plusieurs impulsions distinctes se suivant l'une l'autre à une distance d'environ 100 ps, que l'on supprime ensuite dans deux étages amplificateurs successifs 68 et 70, qui travaillent selon l'invention comme on l'a expliqué avec les Fig. à 7 L'avantage réside ici en ce que dans ce mode d'exploitation, du fait d'une énergie de pompage plus élevée, la demi-largeur de la première impulsion de la suite d'impulsions laser DFB est encore sen- siblement plus faible qu'avec le mode d'exploitation en impulsion isolée. Le premier étage 68 pour amplification du faisceau laser DFB contient la cuvette V d'une section de 10 x 10 mm et remplie d'une solution molaire 1,4 x 10 de sulforhodamine B dans l'éthanol. La radiation d'énergie de pompage est amenée par l'intermédiaire du diviseur de faisceau 53, du miroir de déviation U 3 et du prisme P 2, étant précisé que le prisme P 2 est positionné de façon à dévier une partie, large de 4 mm, du faisceau de pompage réfléchi par le miroir de déviation U 3 La radiation d'excitation déviée par le prisme P 2 est focalisée à nouveau avec une lentille cylindrique 72 dans la cuvette V. Derrière la cuvette V est disposée, à une distance de 7 mm du point de sortie du faisceau amplifié e-t perpendiculairement à ce faisceau, une plaquette mince de quartz 74, par exemple une lamelle couvre-objet ou un porte-objet de microscope en quartz Cette plaquette réfléchit dans la cuvette environ 10 % de l'intensité du faisceau amplifié sortant et l'amplifie encore, mais maintenant en direction arrière. Du fait-de l'énergie de pompage relativement faible et de la faible longueur du trajet d'amplification, on atteint bientôt de ce fait une saturation complète de l'amplification, c'est-à-dire en d'autres termes une annulation complète de l'inversion existante Du fait de la faible distance entre la plaquette de quartz réfléchissante 74 et la cuvette V, le faisceau réfléchi atteint l'extrémité d'entrée du trajet stimulé de la solution de colorant encore avant que ne soit entrée la deuxième impulsion provenant du laser DFB Lorsque cette deuxième impulsion parcourt la solution de colorant, elle ne trouve pratiquement plus d'inversion et donc plus de possibilité d'amplification et, de cette façon, elle est donc supprimée Pour rendre le plus grand possible le rapport des amplitudes entre la première impulsion amplifiée et la deu- xième impulsion supprimée, on répète ce procédé dans le deuxième étage amplificateur 70, construit de façon absolument analogue, qui contient la cuvette VI et une plaquette de quartz 78 Cet étage reçoit, par l'in- termédiaire du prisme de déviation P 3, situé un peu plus loin sur le faisceau réfléchi par le miroir de déviation U 3, une énergie de pompage un peu plus importanttet il a une longueur de trajet d'amplification plus longue de 7 mm ici aussi on prévoit à nouveau une lentille cy- lindrique 80 d'une distance focale f = 110 comme la lentille cylin- drique 72. Les étages d'amplification 68 et 70, avec les plaquettes de quartz disposées près des cuvettes, représentent une autre conception du principe expliqué à l'aide des Fig 1 à 7 pour supprimer les autres impulsions indésirables, suppression qui garantit une sélection sûre de la première impulsion provenant du laser DFB. Avant d'amplifier encore maintenant l'impulsion dans les deux autres derniers étages amplificateurs 82 et 84, il est avantageux de supprimer la fluorescence spontanée amplifiée produite dans les différents étages amplificateurs Cette fluorescence spontanée ampli- fiée (ASE = Amplified Spontaneous Emission) représente un problème notable lors de l'emploi d'impulsions courtes, tout au moins dans le domaine de l'optique linéaire, car, malgré sa faible intensité, du fait de sa grande durée (qui correspond par exemple ici aux impulsions de radiation d'excitation longues de 20 ns) elle peut avoir une teneur énergétique de valeur semblable à celle de l'impulsion de radiation ultracourte, seule intéressante, de sorte que, lors de la mesure avec des détecteurs d'énergie, on obtient une valeur trop élevée au lieu de l'énergie à mesurer de l'impulsion ultracourte Les problèmes liés à-cette fluorescence ASE ainsi que les méthodes pour la supprimer sont connues La méthode la plus connue, que l'on utilise également ici de préférence, est l'absorption saturable Dans ce but, dans le dispo- sitif selon la Fig 8, le faisceau amplifié sortant de la cuvette VI de l'étage amplificateur 70, est focalisé, au moyen d'une lentille convergente de faible distance focale (f = 50 mm), dans une cuvette d'épaisseur 2 mm posée un peu obliquement sur le trajet du faisceau pour éviter la réaction et qui contient une solution éthaolique molaire d'un colorant absorbeur comme l'iodure de 1,1-diéthyl-2,2 '- carbocyanine Cette solution présente, dans l'épaisseur de couche indiquée pour les intensités faibles de la fluorescence ASE, un facteur de transmission des petits signaux de moins de 10, tandis que le facteur de transmission pour une impulsion laser ultracourte intensive se monte à plus de 30 % Comme du fait que le facteur de transmission par la solution absorbante dépend de l'inensité, la partie inférieure des impulsions laser ultracourtes est plus fortement a-aiblie que la partie principale de tête de-l'impulsion, la forme de l'impulsion est encore plus raide. Le faisceau-sortant de la cuvette absorbante 88 est dévié, au moyen d'une autre lentille convergente 90 (f = 50 mm) à faible convergence, dans la cuvette VII de l'étage amplificateur 82, remplie -4 d'une solution molaire 5 x 10 de sulforhodamine B dans l'éthanol et d'une longueur de trajet d'amplification de 40 mm avec une largeur de mm L'étage amplificateur 82 reçoit comme énergie d'excitation, par l'intermédiaire du miroir de déviation U 4 et d'une lentille cylindrique 92, la plus grande partie du faisceau partiel découplé par le diviseur de faisceau 53 Ici aussi on obtient à nouveau, par une faible défo- calisation et une plus grande profondeur de pénétration dans la solution moins concentrée, un plus grand volume ayant subi l'inversion, pour recevoir le diamètre, un peu agrandi, du faisceau Comme on le sait, l'agrandissement constant du diamètre du faisceau d'étage à étage, est nécessaire, car une chaine amplificatrice correctement dimensionnée, qui n'élargit pas sensiblement la forme d'une impulsion à amplifier, doit être conçue de façon qu'à la fenêtre de sortie de chaque étage, on franchisse l'énergie de saturation Eat = hv/C, h étant le quantum d'action de Planck ou constante de Planck, v étant la fréquence du faisceau laser et 6 la section d'émission d'une molécule de colorant dans le cas de la longueur de l'onde laser Le faisceau amplifié sor- tant est conduit à travers un deuxième étage absorbeur 94 qui contient une lentille d'entrée 96 de largeur focale f = 40 mm, une cuvette ab- sorbante 98, inclinée et une lentille-de sortie 100 de distance focale f = 100 mm, de sorte que l'on obtient un télescope de Kepler, élar- gissant le faisceau du facteur 2,5 et à l'intérieur de la distance focale duquel se trouve la cuvette absorbante 98 Ensuite le faisceau parcourt un autre prisme de Fresnel 102, pour ramener la polarisation circulaire en polarisation linéaire, puis un prisme de polarisation 104 prévu pour assurer la transmission maxima de l'impulsion et pour supprimer fortement l'intensité résiduelle de la direction non désirée de la polarisation Ensuite le faisceau pénètre dans un étage ampli- ficateur final avec la cuvette 8, constituée de préférence comme cuvette prismatique selon Bethune (Applied Optics 20, 1897-1899, 1981). Elle a une longueur d'amplification de 35 mm, un diamètre de passage de 2 mm et elle est soumise, par l'intermédiaire du miroir de déviation U 5, à un effet de pompage de la part de la moitié de l'énergie de la radiation d'excitation 12 Pour diminuer verticalement le diamètre du faisceau et l'adapter au petit diamètre de passage de la cuvette VIII, on utilise une lentille cylindrique 106 de distance focale f = 220 mm. L'impulsion renforcée sortant de la cuvette VIII est envoyée par l'in- termédiaire des miroirs de déviation U 6 et U 7, dans le cristal doubleur de fréquence 34 (orthophosphate de potassium dihydrogéné K -H 2 PO 41 ong 30 mm) y est doublé en fréquence sur la longueur d'onde 308 nm La radiation non convertie de 616 nm est absorbée dans une plaque filtrante montée en aval (par exemple un filtre de verre Schott V Gll)et la radiation de 308 nm sortant du filtre est élargie par un télescope 110 pour atteindre un diamètre de 14 mm et enfin elle est conduite, par l'inter- médiaire d'un miroir de déviation U 8, pour servir de signal d'entrée 112 dans l'étage amplificateur, représenté sur la Fig 11, du laser Exciner. Comme le montre la Figure 11, le faisceau 112 est envoyé à travers un espace de décharge 116, limité par les électrodes E, du laser Excimer sous une inclinaison suffisante pour ne pas toucher les deux électrodes E Après déviation par un deuxième prisme 118 et un M Iuroir de déviation 120, lefaisceau est élargi par une lunette de Galilée constituée des lentilles LI et L 2 et il est dévié par un autre miroir de déviation 122, disposé sur le trajet du faisceau entre les lentilles, de façon que dans un deuxième passage la section de l'es- pace de décharge 116 de la partie amplificateur du laser Excimer soit entièrement éclairée Comme lors du premier passage du faisceau, une partie de l'inversion, existante dans l'espace de décharge, des molécules de chlorure de xénon a déjà été enlevée,l'impulsion de radiation doit, avant que le faisceau n'entre à nouveau lors du deuxième passage, être suffisamment retardée par la déviation que l'on vient de décrire pour que l'inversion soit pleinement rétablie à nouveau par la relaxation de vibration et de rotation des molécules de chlorure de xénon excitées et par le pompage de décharge, qui se poursuit, avec les électrodes E. Ceci signifie que la déviation doit correspondre à une durée de trajet d'environ 1 à 2,5 ns, pour donner une puissance de sortie maxima De l'espace de décharge E sort alors un faisceau de sortie 124 qui contient des impulsions d'une énergie d'au moins 10 mj et d'une durée de moins de 5 ps, c'est-à-dire des impulsions isolées d'une puissance de crête d'au moins 2 GW. Dans le cas du laser Excimer mentionné, du commerce, la partie oscillateur et la partie amplificateur sont soumises à un effet de pompage par un thyratron commun, simultanément au moyen d'impulsions de courant de décharge d'une durée d'environ 20 ns Un choix judicieux. des trajets des faisceaux de pompage de la Fig 8 permet d'obtenir la mise en oeuvre de l'émission laser DFB à un instant tel que la deuxième traversée de l'impulsion de radiation à travers la partie amplificateur du laser Excimer se produit exactement à l'instant de l'inversion maxima pendant la décharge dans l'espace de décharge 116, pour maximiser la puissance de sortie dans le faisceau 124 En particulier l'impulsion de pompage pour la chaine de lasers à colorant selon la Fig 8 est découplée pendant la portion de départ du flanc avant de l'impulsion de courant de décharge et les trajets des faisceaux de pompage de la Fig 8 sont mesurés de façon que, lors du deuxième passage de la radiation 112 à travers l'espace de décharge 116, il y règne une inversion maxima. Dans le dispositif selon la Fig 8, les solutions de colorant peuvent se trouver, de façon généralement permanente, (sans écoulement continu) dans de simples cuvettes de spectrophotomètre Toutefois, de cette façon la fréquence de la suite d'impulsions est limitée à environ 1 Hz Si par contre on utilise partout des cuvettes à écoulement continu, dans lesquelles, entre deux tirs lasers successifs, les solutions de colorant sont remplacées, dans la plage ayant subi un effet de pom- page, par de nouvelles solutions, alors on peut éviter la formation de bandes thermiques et la fréquence de la suite est alors limitée par le laser Excimer utilisé, c'est-à-dire, dans l'exemple ci-dessus, à Hz En principe toutefois avec des lasers Excimer on peut atteindre des fréquences de suite d'impulsions de l'ordre du kilohertz et les utiliser pour l'invention Ces fréquences de suite élevées et donc ces puissances moyennes élevées que l'on peut obtenir sont un avantage décisif de l'objet de l'invention par rapport à l'utilisation, telle que jusqu'ici, de lasers verre néodyme ou YAG (grenat-ytttrium-argon. neodyme à multiplication de fréquence). Si on utilise également dans le laser DFB une cuvette à écoulement continu et si on stabilise thermiquement cette cuvette et la solution qui s'écoule, on peut ajuster finement la longueur d'onde du laser DFB en fonction de la température et donc en fonction de l'indice de réfraction de la solution, de telle sorte que l'on peut ajuster la longueur d'onde du faisceau laser Excimer sur la totalité de la plage spectrale, large de plusieurs nanomètres, de la bande de fluorescence Excimer. Il est possible de produire, de-façon très simple et évi- dente pour l'homme de l'art, d'autres longueurs d'onde de laser Excimer que celles de l'exemple décrit ci-dessus jusque environ 230 nm, par utilisation des colorants appropriés dans le laser DFB et de la chaine amplificatrice et par le choix d'une grille à nombre de lignes par millimètre convenable dans le laser DFB, selon les indications de la publication mentionnée, ainsi que par le choix et le réglage précis d'un cristal doubleur de fréquence convenable Pour des longueurs d'ondes plus courtes, on ne peut généralement plus disposer de cristaux doubleurs de fréquence convenables Dans ce cas (par exemple pour l'exploitation dans le cas de la longueur d'onde du laser à fluorure d'argon 193 nm), au lieu du doublage de fréquence, il convient de travailler avec un décalage vers la longueur d'onde plus courte désirée au moyen de l'effet Raman anti- stokes stimulé dans une cellule à gaz, par exemple remplie d'hydrogène sous quelques atmosphères Ce procédé a plusieurs fois été décrit entre temps pour le décalage en fréquence d'émissions de laser à colorant vers les longueurs d'ondes plus courtes (voir par exemple N Nlorita, L H Lin et T Yajima: Appl Phys B 31, 63-67, 1983) Après sélection de la ligne anti-stokes désirée par un moyen de sélection spectrale, par exemple un prisme, on peut utiliser l'impulsion ainsi décalée dans le spectre comme impulsion d'entrée pour l'amplificateur laser Excimer. Au lieu de la forme d'exécution utilisée dans l'exemple d'un laser Excimer comme combinaison oscillateur-amplificateur, on peut également utiliser différentes autres formes d'exécution On peut par exemple utiliser un petit laser Excimer pour produire la radiation 10 pour le pompage du laser à colorant et un grand laser Excimer de forte puissance pour amplifier les impulsions ultraviolettes ultracourtes qui constituent le faisceau 112 et synchroniser soigneusement les deux lasers entre eux, ce qui peut se faire, avec les moyens électroniques du commerce, avec une précision dans le temps d'environ une nanoseconde, ce qui est pleinement suffisant De plus, pour les utilisations o on n'a pas besoin d'impulsions UV par trop puissantes, on peut également synchroniser entre eux deux petits lasers Excimer distincts, de la façon décrite, ou même un seul laser Excimer dont le résonateur n'en- toure qu'une partie du volume du laser Excimer qui doit faire l'objet d'une inversion et qui subit un pompage de décharge, tandis que le reste de ce volume est utilisé pour l'amplification Enfin on peut également, pour obtenir des impulsions de puissance particulièrement forte, monter l'un derrière l'autre plusieurs lasers Excimer pour am- plifier l'impulsion d'entrée UV dans plusieurs étages pour l'amener à l'énergie ou à la puissance nécessaire. Si, dans l'exemple décrit de façon précise en se référant aux Figures 8 à 11, on a indiqué une disposition permettant d'obtenir des demi-largeurs d'impulsion environ inférieure à 5 ps, on peut diminuer encore davantage les demi-largeurs d'impulsion grâce à un choix appro- prié du premier laser à colorant selon l'invention et du laser DFB selon les indications de la publication allemande mentionnée ci-dessus. Pour parvenir enfin dans le domaine des femtosecondes, on peut utiliser un peocédé pour raccourcir l'émission du laser à colorant à un endroit convenable dans la chaîne amplificatrice du laser à colorant ou à sa sortie, comme cela a été brièvement décrit par B Nikolaus et D; Grischkowsky (App 1 Phys Lett 42, 1-2, 1983) Avec cette technique on a raccourci d'un facteur 12 une impulsion de laser à colorant, de ,4 ps de demi-largeur pour aboutir à 450 fs Une double utilisation successive du procédé permet d'obtenir une demi largeur d'impulsion de 90 fs En utilisant ces impulsions, après soit doublage de fréquence, soit décalage par effet Raman, comme impulsion d'entrée pour l'ampli- ficateur laser Excimer, on peut alors obtenir des impulsions laser Excimer correspondantes ultracourtes, si l'on évite soigneusement des élargissements d'impulsion par des effets de dispersion et de temps de parcours non désirés ou si on les compense de façon connue. Les dimensions indiquées pour les cuvettes se rapportent à la section qui court perpendiculairement à la radiation laser. Dans la partie amplificateur du laser Excimer, l'impulsion de radiation 112 est généralement amplifiée en puissance d'au moins le facteur 10 Bien entendu diverses modifications peuvent être apportées par l'homme de l'art aux dispositifs ou procédés qui viennent d'être décrits uniquement à titre d'exemples non limitatifs sans sortir du cadre de l'invention. REVENDICATIONS 1 Procédé de production d'impulsionrlaser courtes isolées dans lequel un médium laser stimulable, commun à deux résonateurs, est excité par une impulsion de pompage pour donner une inversion d'occupation se situant audessus d'une valeur de seuil laser, et dans lequel l'inversion d'occupation se maintientaprès l'émission de l'im- pulsion de radiation courte, en dessous de cette valeur de seuil, ca- ractérisé en ce que l'on prélève tout d'abord à un médium laser sti- mulable, au moyen d'un premier processus de relaxation, une énergie de valeur de seuil prédéterminée, de constante de temps relativement courte et de facteur de qualité relativement faible, en provenance du premier résonateur, sous forme de l'impulsion de radiation laser courte isolée désirée; et en ce qu'ensuite, avant que l'impulsion de radiation de relaxation courte suivante puisse se former, on maintient l'inversion dans le médium laser, au moyen d'un deuxième processus de relaxation de constante de temps relativement longue et de facteur de qualité re- lativement élevé, en dessous de la valeur de seuil prédéterminée du premier résonateur, ceci dans le deuxième résonateur couplé au premier. 2 Dispositif pour l'exécution du procédé selon la reven- dication I, avec deux résonateurs optiques, qui présentent des lon- gueurs optiques différentes, d'un médium laser -stimulable, commun aux deux résonateurs et disposé dans les résonateurs; et radiation par excitation ou pompage couplée au laser médium stimulable et caractérisé en ce que les résonateurs optiques (Mi, M 3; M 2, M 4) et la source de radiation de pompage (P) sont dimensionnés de façon que l'on atteigne dans le résonateur plus long (Ml, M 3) la valeur de seuil de l'émission laser, après que dans le premier résonateur (M, M 4) apparaisse et se termine une première impulsion de radiation laser mais avant que l'on atteigne à nouveau la valeur de seuil pour une émission laser renouvellée dans le premier résonateur. 3 Dispositif selon la revendication 2, caractérisé en ce que le premier résonateur est formé par deux parois parallèles, situées en face l'une de l'autre, d'une cuvette contenant le médium stimu- lable (LM), étant précisé que l'une des parois présente un miroir à pouvoir réfléchissant élevé (M 2), tandis que l'autre paroi (M 4) est conçu partiellement réfléchissante; et en ce que le deuxième résonateur est formé par une paroi de la cuvette perpendiculaire aux deux pre- mières parois et présentant un miroir à pouvoir réfléchissant élevé (M 1) et par un deuxième miroir (M 3), également à pouvoir réfléchissant élevé et disposé à une certaine distance de la cuvette, du côté de cette cuvette opposé à la troisième paroi. 4 Dispositif selon la revendication 3, caractérisé en ce que la quatrième paroi de la cuvette est conçue antireflet. Dispositif selon la revendication 3, caractérisé en ce que le premier résonateur est formé par deux parois parallèles (W 1, W 2 d'une cuvette, dont l'une (W 1) a un facteur de réflexion élevé pour la longueur d'onde laser et un facteur de réflexion faible pour la longueur d'onde de radiation de pompage et dont la deuxième présente un facteur de réflexion relativement faible et un facteur de transmission relati- vement élevé pour la longueur d'onde laser; et en ce que le deuxième résonateur est limité par deux miroirs à pouvoir réfléchissant élevé (M M 6) disposés de façon que le trajet du faisceau entre ces miroirs passe à travers la deuxième paroi de la cuvette et se réfléchisse sur la première paroi (Fig 5). 6 Dispositif selon la revendication 2, caractérisé en ce que le premier résonateur est formé par deux parois parallèles (W W 2 d'une cuvette et en ce que le deuxième résonateur contient plusieurs miroirs à pouvoir réfléchissant élevé (M 7 à M 10) qui forment un réso- nateur annulaire dont le trajet du faisceau traverse la cuvette entre les deux parois de cuvette mentionnées (Wl, W 2). 7 Dispositif selon la revendication 2, caractérisé en ce que le premier résonateur est limité par deux réflecteurs (M M il'12 qui sont disposés perpendiculairement à un axe optique et à une première distance prédéterminée le long de cet axe optique,étant précisé que le premier réflecteur a un pouvoir de réflexion le plus élevé possible pour la radiation laser, tandis que le deuxième réflecteur (M) réfléchit partiellement la radiation laser, mais 1 a transmet principalement; en ce que le deuxième résonateur est limité par deux réflecteus, (M 13 M 14), qui sont disposés, perpendiculairement à un: deuxième axe optique qui croise le premier, à une certaine deuxième distance prédéterminée le long de ce deuxième axe optique, distance qui est sensiblement plus grande que la première distance; et en ce le médium laser actif est disposé au point de croisement des deux axes optiques. n Dispositif selon la revendication 6, caractérisé en ce que le médium laser actif est disposé dans une cuvette dont les parois sont disposées en faisant au moins avec le deuxième axe optique l'angle d'incidence de Brewster. 9 Dispositif selon l'une quelconque des revendications 2 à 8, caractérisé en ce que l'un des résonateurs est au moins cinq fois plus long que l'autre. 10 Dispositif selon l'une quelconque des revendications 2 à 9, caractérisé en ce que le médium actif est une solution de colorant. 11 Procédé selon la revendication 1, caractérisé en ce que pour produire une impulsion de radiation laser ultracourte, l'im- pulsion de radiation laser courte isolée est amenée à un oscillateur laser travaillant à réaction répartie (DFB) comme impulsion de pompage avec une intensité telle, par rapport au seuil laser du médium laser DFB, que ce médium émet au moins une impulsion de radiation ultracourte. 12 Procédé selon revendication 11, caractérisé en ce que l'on choisit l'intensité par rapport aut seuil laser, de telle sorte que le médium laser DFB émette une suite de plusieurs impulsions de radiation ultracourte distinctes et en ce que l'on sélectionne la première impulsion de cette suite d'impulsions au moyen d'un amplifi- cateur laser qui contient un dispositif réflecteur grâce auquel, après amplification de la première impulsion de la suite, l'inversion est maintenue en dessous de la valeur de seuil laser. 13 Procédé selon l'une quelconque des revendications 11 ou 12, caractérisé en ce que le faisceau sortant de l'oscillateur laser DFB est multiplié en fréquence après amplification suffisante et conduit comme impulsion d'entrée à un amplificateur laser Excimer pour ampli- fication. 14 Dispositif pour l'exécution du procédé selon la reven- dication 11, caractérisé par un premier dispositif laser ( 22,-M sur la Fig 9) comportant deux résonateurs optiques ( 28, 30; 26, 30, M), qui présentent différentes longueurs optiques et comportant un médium laser, en particulier une solution de colorant ( 24) ainsi qu'une source de radiation de pompage ( 10, Sl), étant précisé que les résonateurs optiques et la source de radiation de pompage sont dimensionnés de façon que l'on atteigne dans le résonateur le plus long la valeur de seuil de l'émission laser, après que dans le premier résonateur une première impulsion de radiation laser ait été émise et avant que l'on atteigne à nouveau dans le premier résonateur la valeur de seuil pour une émission laser suivante, et comportant un oscillateur laser tra- vaillant à réaction répartie ( 58, 60, K) auquel on amène comme impulsion de pompage l'impulsion de radiation émise par le résonateur de longueur optique courte. Dispositif selon la revendication 4, caractérisé en ce que sur le trajet du faisceau émis par le laser DFB soit disposé au moins un autre amplificateur laser ( 68, 70) qui contient un dispositif qui maintient l'inversion dans son médium laser en dessous de la valeur du seuil laser après amplification de la première impulsion de radiation courte qui lui est amenée. 16 Dispositif selon l'une des revendications 14 ou 15, caractérisé par un laser Excimer qui contient une partie oscillateur ( 10) et une partie amplificateur ( 116, E) ainsi qu'un élément de co- mutation commun à la partie oscillateur et à la partie amplificateur pour produire une inversion d'occupation dans la partie oscillateur et la partie amplificateur, étant précisé que la partie oscillateur ( 10) sert de source de radiation de pompage pour toutes les solutions de colorant nécessaires (cuvettes I à VIII) et que la partie amplificateur ( 116, E) sert à amplifier l'impulsion ( 112) produite par la chaine de lasers à colorant, éventuellement multipliée en fréquence. 17 Procédé selon l'une quelconque des revendications 1 ou 11 à 13, caractérisé en ce que l'impulsion de radiation laser courte isolée est amenée à un amplificateur laser d'une intensité telle que l'am- plificateur laser n'amplifie que l'une de plusieurs impulsions de radiation d'entrée qui se suivent à courte distance.