FR 3160278 A1 20250919 FR 2402633 A 20240315 La présente invention concerne un système laser (100) comprenant un système amplificateur optique (4) double passage. Selon l’invention, le système laser (100) comporte une source laser (1) et un dispositif (2) de mise en forme temporelle apte à générer une impulsion source modulée temporellement (12), une cellule de Brillouin (6) et un système optique (5) de focalisation apte à focaliser une impulsion amplifiée (14) dans la cellule de Brillouin (6) avec une distance d’interaction inférieure à 500 millimètres, le piédestal (141) de l’impulsion focalisée dans la cellule de Brillouin (6) présentant une puissance surfacique au foyer supérieure au seuil Brillouin de façon à initier un miroir de Brillouin (9), le miroir de Brillouin (9) étant apte à réfléchir la partie principale (142) de l’impulsion pour former une impulsion amplifiée réfléchie (16) en direction du système amplificateur optique (4) et former une impulsion amplifiée au moins deux fois (26) d’énergie supérieure au joule. Figure pour l’abrégé : Fig. 1 Système et procédé de correction de front d’onde d’impulsion laser de forte énergie par miroir Brillouin Domaine technique de l'invention La présente invention concerne le domaine technique des lasers de forte énergie, c’est-à-dire des lasers fournissant une énergie par impulsion supérieure au joule et de préférence de plus de 20 joules. Elle concerne en particulier un système laser impulsionnel, délivrant des impulsions laser de forte énergie ayant une durée temporelle de l’ordre de la nanoseconde ou supérieure à la nanoseconde. De tels systèmes laser de forte énergie trouvent des diverses applications industrielles, scientifiques ou médicales. Etat de la technique Dans le présent document, on entend par système laser de forte énergie un système laser apte à fournir un faisceau laser, de préférence impulsionnel, ayant une énergie par impulsion supérieure ou égale à un joule et de préférence supérieure ou égale à 20 joules. Dans le domaine ci-dessus, il est connu de fabriquer et d’utiliser des systèmes laser délivrant des impulsions laser de forte énergie à une cadence de tir très limitée de l’ordre de 0.1 hertz (Hz) à 100 Hz. Il est souhaitable d’augmenter la cadence de tir d’un système laser de forte énergie dans les applications industrielles pour augmenter la quantité de matière traitée par laser, dans les applications scientifiques fondamentales pour générer plus de données, ou dans les applications médicales pour traiter par laser plus de patients ou les traiter en un temps plus réduit. Cependant, la génération d’impulsions laser de forte énergie rencontre à ce jour une limite physique liée aux aberrations thermiques induites dans le matériau du ou des amplificateurs optiques sur le trajet optique de telles impulsions laser de forte énergie. Lors de chaque tir laser, les amplificateurs optiques absorbent, stockent, puis libèrent de l’énergie. Cette énergie est en principe récupérée par le signal laser lors de son amplification mais le rendement n’étant jamais parfait, le résidu est dissipé et transformé en chaleur qui s’accumule dans les amplificateurs. La chaleur résiduelle est évacuée par des systèmes de refroidissement. Toutefois, ces systèmes ne permettent qu’une évacuation partielle et inhomogène de la chaleur résiduelle. Ainsi, pour un amplificateur à barreau plongé dans de l’eau, l’évacuation thermique est plus efficace sur la partie en contact avec l’eau qu’à l’intérieur du barreau. On assiste donc à la création d’inhomogénéités de thermique ou d’un gradient thermique dans le matériau. La température d’un matériau influençant son indice optique de réfraction, des inhomogénéités d’indice optique apparaissent également. Lorsqu’un faisceau laser se propage à travers un milieu matériel présentant des inhomogénéités d’indice, il se déforme spatialement. C’est le même principe que le phénomène des mirages. Un amplificateur optique déforme donc le faisceau d’autant plus que la chaleur résiduelle s’y accumule et donc d’autant plus que la cadence de tir du laser est importante. Le terme technique caractérisant la déformation d’un faisceau est le terme d’aberration optique. Puisque dans notre cas, l’origine des aberrations est l’énergie thermique des amplificateurs, les aberrations sont nommées aberrations thermiques. La présence de ces aberrations cause trois problèmes techniques de gravité croissante en fonction de l’amplitude des aberrations. Pour des aberrations thermiques d’amplitude relativement faible, la qualité spatiale du faisceau se dégrade. Un faisceau ayant une distribution spatiale d’énergie ou profil spatial gaussien peut devenir elliptique ou même présenter des surintensités locales. En particulier, un faisceau présentant de telles aberrations est difficile à focaliser ce qui limite les applications. Pour des aberrations thermiques d’amplitude modérée, les surintensités locales deviennent tellement intenses qu’elles peuvent provoquer un endommagement des systèmes ou composants optiques du système laser ou l’amplificateur optique lui-même. Pour des aberrations thermiques d’amplitude importante, les gradients de température au sein du milieu amplificateur optique deviennent très importants, le matériau de l’amplificateur optique se déforme jusqu’à se briser. On cherche donc à limiter au maximum les aberrations dans les systèmes lasers de forte énergie. Il existe différentes techniques pour éviter ou limiter ces aberrations optiques. Une première solution consiste à réduire la dissipation thermique dans le système laser. A cet effet, des techniques de pompage optique (stockage d’énergie dans le matériau laser) plus efficaces ont été développées. Les lampes flash utilisées à basse cadence sont remplacées par des diodes lasers plus coûteuses mais générant moins d’effets thermiques. De même, la réduction de la cadence de tir permet de réduire les aberrations optiques. Des méthodes d’évacuation de la chaleur résiduelle accumulée ont également été développées. Les barreaux lasers peuvent être refroidis par air ou par eau avec écoulement des fluides le long du milieu amplificateur. Dans ce cas, la chaleur résiduelle accumulée au centre est alors difficilement évacuable. Pour des lasers de forte énergie dont les faisceaux présentent de large diamètre, des architectures d’amplificateur optiques sous forme de disques sont utilisées, dans lesquelles le fluide de refroidissement s’écoule entre les disques. Enfin, des systèmes de correction des aberrations résiduelles sont mis en place pour atteindre une qualité de faisceau maximale. Il s’agit dans le cas général de miroirs déformables liés via une boucle de rétroaction à un senseur de front d’onde placé en sortie de laser. L’asservissement permet en principe d’atteindre une qualité de faisceau très importante avec un temps de réponse relativement faible, de l’ordre de la dizaine de tirs, si la correction à réaliser présente une amplitude modérée, de l’ordre de quelques longueurs d’onde. Les miroirs déformables de grand diamètre ont néanmoins un coût important. Les deux premières solutions techniques indiquées ci-dessus adressent tous les problèmes présentés précédemment tandis que la dernière solution technique n’adresse que les problèmes d’aberrations thermiques d’amplitude faible ou modérée. D’une part, le système laser le plus énergétique est le laser mégajoule du NIF (National Ignition Facility) avec une cadence de quelques tirs/jour. D’autre part, à ce jour, l’énergie maximale réfléchie par un miroir à conjugaison de phase pour une impulsion laser nanoseconde est de 73 joules sans claquage optique selon la publication Kmetik et al., « Very high energy SBS phase conjugation and pulse compression in fluorocarbon liquids », Advanced High power laser, Proc. SPIE, vol. 3889 (2000), pp. 818-826. Un des buts de l’invention est de proposer un système laser de forte ou très forte énergie, corrigé des aberrations optiques, qui permette de fonctionner à une cadence de tir élevée. Présentation de l'invention Dans ce contexte, la présente invention propose un système laser nanoseconde de forte énergie supérieure au joule comprenant une source laser et un système amplificateur optique, la source laser étant apte à émettre une impulsion source monochromatique ayant une durée supérieure ou égale à 1 nanoseconde, la source laser ayant une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz. Plus particulièrement, on propose selon l’invention un système laser comportant : - un dispositif de mise en forme temporelle apte à moduler un profil temporel de l’impulsion source pour générer une impulsion source modulée temporellement, - le système amplificateur optique étant apte à recevoir l’impulsion source modulée temporellement et à former une impulsion amplifiée ayant une énergie supérieure ou égale à 1 joule, l’impulsion amplifiée ayant un piédestal d’impulsion de faible énergie supérieure ou égale à 2 mJ et allant jusqu’à 100 mJ et de durée allant de 1 nanoseconde à 5 ns et une partie principale de forte énergie ayant une énergie supérieure au piédestal d’impulsion, la partie principale étant temporellement consécutive au piédestal, - un système optique de focalisation et une cellule de Brillouin, le système optique de focalisation étant disposé sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée, le système optique de focalisation étant apte à focaliser l’impulsion amplifiée dans la cellule de Brillouin avec une distance d’interaction dans la cellule inférieure à environ 500 millimètres, - la cellule de Brillouin contenant un fluide présentant un seuil Brillouin en énergie, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique, la largeur de raie Brillouin étant supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser, - le piédestal d’impulsion de l’impulsion amplifiée et focalisée dans la cellule de Brillouin présentant une puissance surfacique au foyer inférieure au seuil de claquage optique et supérieure au seuil Brillouin de façon à initier par effet optique non-linéaire un miroir de Brillouin dans ladite cellule, le miroir de Brillouin étant apte à réfléchir la partie principale de l’impulsion amplifiée pour former une impulsion amplifiée réfléchie en direction du système amplificateur optique, le système amplificateur optique étant apte à recevoir l’impulsion amplifiée réfléchie pour former une impulsion amplifiée au moins deux fois d’énergie supérieure au joule. Ainsi, la combinaison de la mise en forme temporelle de l’impulsion amplifiée une première fois incidente sur la cellule de Brillouin et de la faible distance d’interaction dans la cellule de Brillouin permet à la fois d’obtenir un miroir Brillouin ayant un très fort coefficient de réflexion, c’est-à-dire sans perte notable pour la partie principale de l’impulsion, d’inverser le front d’onde de l’impulsion de façon à annuler les aberrations optiques lors du passage suivant dans le système amplificateur optique et de conserver la forme temporelle de la partie principale de l’impulsion, c’est-à-dire sans compression d’impulsion contrairement à l’art antérieur. Dans un premier mode de réalisation, le système optique de focalisation et la cellule de Brillouin sont disposés sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée en sortie du système amplificateur optique. Dans un deuxième mode de réalisation, le système laser comprend un miroir disposé sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée en sortie du système amplificateur optique, et une lame quart d’onde disposée entre le système amplificateur optique et le miroir. D’autres caractéristiques non limitatives et avantageuses du système conforme à l’invention, prises individuellement ou selon toutes les combinaisons techniquement possibles, sont les suivantes : - le dispositif de mise en forme temporelle comporte un modulateur électro-optique, une diode laser pulsée à rétroaction distribuée, un amplificateur optique à semiconducteur, un modulateur acousto-optique et/ou une cellule de Pockels ; - le dispositif de mise en forme temporelle est disposé entre la source laser et le système amplificateur optique, le dispositif de mise en forme temporelle étant apte à recevoir l’impulsion source ; - le système laser comprend un séparateur optique de faisceau disposé sur un trajet optique entre la source laser et le système amplificateur optique, le séparateur optique de faisceau étant apte à transmettre l’impulsion source en direction du système amplificateur optique, le séparateur optique de faisceau étant apte à recevoir et diriger l’impulsion amplifiée au moins deux fois vers une sortie optique ; - la cellule de Brillouin comporte un hublot d’entrée ; - le hublot d’entrée a au moins une face convexe et/ou une face concave ; - le système optique de focalisation a une ouverture numérique supérieure à F/5 où F représente une longueur focale du système optique de focalisation ; - la cellule de Brillouin (6) comporte un liquide à base de fluorocarbone, perfluorocarbone, tétrachlorure de carbone, tétrachlorure de titane ou un gaz choisi parmi du diazote, de l’hexafluorure de soufre, de l’argon ou du xénon ; - le système amplificateur optique comporte plusieurs amplificateurs optiques disposés en série entre le dispositif de mise en forme temporelle et la cellule de Brillouin. L’invention concerne aussi un procédé de génération d’une impulsion laser d’énergie supérieure au joule comprenant les étapes suivantes : - émission d’une impulsion source monochromatique de durée supérieure à 1 nanoseconde et ayant une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz ; - mise en forme du profil temporel de l’impulsion source pour générer une impulsion source modulée temporellement, - amplification optique de l’impulsion source modulée temporellement pour former une impulsion amplifiée ayant une énergie supérieure ou égale à 1 joule, l’impulsion amplifiée présentant un piédestal d’impulsion de faible énergie supérieure ou égale à 2 mJ et allant jusqu’à 100 mJ et de durée allant de 1 nanoseconde à 5 ns et une partie principale de forte énergie ayant une énergie supérieure au piédestal d’impulsion, la partie principale étant temporellement consécutive au piédestal d’impulsion, - focalisation de l’impulsion amplifiée dans une cellule de Brillouin avec une distance d’interaction dans la cellule inférieure à 500 millimètres, la cellule de Brillouin présentant un seuil Brillouin en énergie, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique, la largeur de raie Brillouin étant supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser, le piédestal de l’impulsion amplifiée et focalisée dans la cellule de Brillouin présentant une puissance surfacique au foyer inférieure au seuil de claquage optique et supérieure au seuil Brillouin de façon à initier par effet optique non-linéaire un miroir de Brillouin dans ladite cellule, - réflexion sur le miroir de Brillouin de la partie principale de l’impulsion amplifiée pour former une impulsion amplifiée réfléchie en direction du système amplificateur optique, - amplification optique de l’impulsion amplifiée réfléchie par le système amplificateur optique pour former une impulsion amplifiée au moins deux fois d’énergie supérieure au joule. Bien entendu, les différentes caractéristiques, variantes et formes de réalisation de l'invention peuvent être associées les unes avec les autres selon diverses combinaisons dans la mesure où elles ne sont pas incompatibles ou exclusives les unes des autres. De plus, diverses autres caractéristiques de l'invention ressortent de la description annexée effectuée en référence aux dessins qui illustrent des formes, non limitatives, de réalisation de l'invention et où : FIG. 1 est une vue schématique d’un système laser de forte énergie selon un premier mode de réalisation de l’invention ; FIG. 2 est un exemple de profil temporel de la puissance optique d’une impulsion modulée temporellement et amplifiée une fois qui est incidente sur une cellule de Brillouin du système laser de l’invention (courbe en tirets), avec en superposition le profil temporel de la puissance optique d’une impulsion réfléchie par la cellule de Brillouin (courbe en trait plein) ; FIG. 3 montre un exemple de conservation du profil temporel d’une impulsion à la réflexion sur une cellule de Brillouin d’un système laser de l’invention : la courbe en tirets représente le profil temporel de puissance optique d’une impulsion incidente et la courbe en trait plein représente le profil temporel de puissance optique d’une impulsion réfléchie par la cellule de Brillouin ; FIG. 4 montre, dans le même exemple que sur la FIG. 3 , la courbe en tirets représentant le profil temporel de puissance optique d’une impulsion incidente sur une cellule de Brillouin d’un système laser de l’invention et une courbe en trait plein représentant l’efficacité en réflexion de la cellule de Brillouin en fonction du temps ; FIG. 5 est un graphe montrant le ratio entre la puissance maximale d’une impulsion réfléchie et la puissance maximale de pompe d’une impulsion incidente sur une cellule de Brillouin d’un système laser de l’invention, en fonction de la longueur focale du système optique de focalisation, et en inserts montre les profils temporels des impulsions incidente et réfléchie pour différentes longueurs focales ; FIG. 6 est une vue schématique d’un système laser de forte énergie selon un deuxième mode de réalisation de l’invention ; FIG. 7 est un organigramme illustrant les étapes du procédé de la présente divulgation. Il est à noter que sur ces figures les éléments structurels et/ou fonctionnels communs aux différentes variantes peuvent présenter les mêmes références. Description détaillée La FIG. 1 représente schématiquement un système laser 100 de forte énergie selon un premier mode de réalisation de l’invention. Le système laser 100 comprend ici une source laser 1, un dispositif 2 de mise en forme temporelle, un séparateur optique de faisceau 3 basé sur un polariseur permettant d’éviter un retour de l’impulsion amplifiée au moins deux fois dans le système laser, un système amplificateur optique 4 et un dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. La source laser 1 est une source apte à émettre un faisceau d’impulsions source, chaque impulsion source 11 ayant une durée supérieure ou égale à une nanoseconde. La source laser 1 est une source monochromatique, c’est-à-dire que le faisceau d’impulsions source a une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz (GHz) et de préférence à 200 mégahertz (MHz). La source laser 1 émet par exemple le faisceau d’impulsions source à une longueur d’onde dans le domaine ultraviolet (UV), visible ou proche infrarouge (NIR) par exemple d’environ 1 micromètre (µm). La source laser 1 est par exemple basée sur une diode laser à rétroaction distribuée ou DFB (pour Distributed Feedback Laser) émettant une impulsion de longueur d’onde 1064 nm, de largeur spectrale 100 kHz, mise en forme temporellement par un modulateur électro-optique et subséquemment amplifiée jusqu’à des niveaux millijoules par un amplificateur régénératif néodyme-YAG (Nd :YAG). De façon avantageuse, le faisceau d’impulsions source est polarisé, par exemple linéairement. La source laser 1 émet les impulsions source à une cadence de tir ou cadence de répétition donnée, en général comprise entre 1 Hz et plusieurs centaines de hertz. En variante, la source laser 1 émet une impulsion source à la demande. La forme temporelle de chaque impulsion source 11 en sortie de la source laser 1 peut être quelconque. En absence du dispositif de mise en forme temporelle 2, le profil temporel de l’impulsion source 11 est un profil temporel par exemple rectangulaire, gaussien, trapézoïdal, exponentiel croissant, ou toute combinaison de profils temporels précédemment indiqués. Le dispositif 2 de mise en forme temporelle est par exemple basé sur un modulateur optique externe à la source ou un système de modulation intégré à la source laser. Toutefois, le dispositif de mise en forme temporelle est usuellement intégré à la source laser. La source laser 1 est généralement une source laser qui émet un signal laser continu traversant un dispositif de modulation temporelle permettant à la demande d’absorber ou d’atténuer le signal laser continu pour ne rien émettre ou d’agir comme un milieu transparent pour transmettre le signal laser continu ou encore d’amplifier le signal laser continu pour transmettre un signal laser amplifié. Le comportement du dispositif de modulation temporelle est contrôlable en temps réel électroniquement via une consigne en tension ou en courant avec des vitesses de modulation dépendant du composant et un temps de réponse usuellement compris dans la gamme de temps 100 ps – 30 ns. L’amplitude de l’absorption ou de l’amplification dépend également de la consigne électronique. Un tel dispositif de modulation temporelle peut être basé sur un modulateur électro-optique (avec un temps de réponse de l’ordre de 100 ps, contrôlé via une consigne en voltage contrôlant l’état d’interférence constructive ou destructive en sortie du modulateur EO, sur une diode laser pulsée (avec un temps de réponse de l’ordre de 500 ps, contrôlé via une consigne en courant), un amplificateur optique à semiconducteur (avec un temps de réponse de l’ordre de 1 ns et une consigne en courant contrôlant l’absorption sous le seuil et l’amplification au-dessus du seuil laser), un modulateur acousto-optique (avec un temps de réponse de l’ordre de 10 ns et une consigne en voltage contrôlant la transmission sur l’axe optique) ou toute combinaison de ces solutions individuelles. Usuellement l’énergie sortante de ces systèmes est très faible (nJ) et les impulsions doivent donc être subséquemment amplifiées à l’aide de préamplificateurs comme par exemple, une série d’amplificateur, un unique amplificateur multi-passage, un amplificateur régénératif ou toute combinaison de ces techniques. Une autre alternative envisageable est de réaliser une source laser de niveau d’énergie relativement important (via une cavité Q-switch par exemple) puis de réaliser la modulation à niveau d’énergie intermédiaire via une cellule de Pockels (avec un temps de réponse de l’ordre de 2 ns, via une consigne en voltage contrôlant l’état de polarisation) par exemple. Cette dernière solution est usuellement plus coûteuse, plus complexe et bien moins performante que la modulation directe d’un laser continu. Qu’il soit intégré ou non à la source laser, le dispositif 2 de mise en forme temporelle est configuré pour moduler le profil temporel de chaque impulsion source de façon à générer une impulsion source modulée temporellement 12. En particulier, le dispositif 2 de mise en forme temporelle forme un piédestal (« pedestal » en anglais) à l’avant de chaque impulsion, c’est-à-dire située temporellement avant la partie principale de chaque impulsion. Dans le cas où le dispositif 2 de mise en forme temporelle est basé sur un amplificateur optique à semiconducteur, cette mise en forme temporelle est obtenue en faisant varier l’absorption de l’amplificateur optique à semiconducteur. Par exemple, l’amplificateur optique à semiconducteur est paramétré pour faire varier sa transmission d’un facteur 1/100 000 à 1 ou toute valeur intermédiaire avec une vitesse de transition correspondant à un temps de transition de l’ordre de la nanoseconde. Plus précisément, le dispositif 2 de mise en forme temporelle est configuré de façon à ce que chaque impulsion source modulée temporellement 12 présente un piédestal ayant une faible énergie et une durée supérieure ou égale à 1 nanoseconde (ns), par exemple d’au moins 3 ns, pouvant aller jusque 5 ns, et de façon à ce que la suite du profil temporel de l’impulsion source modulée, c’est-à-dire la partie principale de l’impulsion source modulée présente une forte énergie sur une durée d’au moins 3 ns puis une énergie décroissante dans la partie postérieure ou front descendant de l’impulsion. On s’intéresse ici surtout au piédestal de l’impulsion, c’est-à-dire la partie antérieure temporellement à la partie principale de l’impulsion. Le piédestal commence à un niveau de puissance nul, puisqu’il s’agit du début de l’impulsion et reste à un niveau de puissance stable durant la durée de la préparation. La partie principale de l’impulsion est à un niveau de puissance supérieure au niveau de puissance du piédestal. Toutefois, la forme temporelle de la partie principale de l’impulsion peut être quelconque. Le fonctionnement du système laser selon la présente divulgation a été testé avec succès avec une partie principale présentant un profil temporel en puissance ou en énergie présentant un front de montée linéaire, ou un profil temporel de forme carrée, ou un profil temporel gaussien, exponentiel, ou encore un profil temporel composé d’une combinaison en série d’au moins deux de ces formes. En particulier, la forme temporelle de la partie principale de l’impulsion peut présenter une énergie décroissante dans le temps, tant que la puissance surfacique au foyer ne redescend pas sous le seuil d’initiation de l’effet Brillouin dans la cellule Brillouin, comme décrit de manière détaillée ci-dessous. De cette manière, chaque impulsion modulée temporellement 12 a un piédestal de faible énergie et une partie principale de forte énergie. Par exemple, la faible énergie du piédestal est de l’ordre de 1% et la forte énergie de la partie principale de l’ordre de 99% de l’énergie totale de l’impulsion. Toutefois, le ratio en énergie entre le piédestal et la partie principale de l’impulsion dépend de l’énergie totale de l’impulsion. En effet, le seuil Brillouin correspond à une puissance surfacique déterminée (de l’ordre de 100 MW/cm²), pour une surface au foyer donnée (c’est-à-dire une focalisation et un diamètre du faisceau incident donnés), et une durée du piédestal déterminée, cela correspond à une énergie déterminée (de l’ordre de 2 mJ à 100 mJ). Le ratio en énergie entre le piédestal et la partie principale de chaque impulsion dépend de l’énergie de la partie principale à réfléchir. En supposant une énergie du piédestal de 100 mJ, pour une partie principale de l’impulsion ayant une énergie de 1 J, le ratio en énergie est de 10%. Pour une impulsion ayant une énergie totale de 100 J, le ratio en énergie entre le piédestal et la partie principale de l’impulsion est de 0.1%. De plus le ratio en énergie n’est pas nécessairement égal au ratio de puissance, pour une même durée et une même puissance du piédestal de l’impulsion, l’énergie, la durée et la forme temporelle de la partie principale de l’impulsion peuvent varier. Un même piédestal de préparation de l’effet non linéaire peut conduire à une réflexion efficace de différentes formes temporelles de la partie principale de l’impulsion. Sur la FIG. 1 , on a aussi représenté schématiquement en vue de coupe le front d’onde d’une impulsion modulée temporellement 12, qui est ici plan, c’est-à-dire dépourvu d’aberrations optiques. Dans l’exemple de la FIG. 1 , le séparateur optique de faisceau 3 reçoit l’impulsion source modulée temporellement 12. Le séparateur optique de faisceau 3 est par exemple basé sur un composant polarisant pour obtenir une séparation en polarisation. Par exemple, la polarisation de l’impulsion incidente 12 est linéaire horizontale à l’aller et traverse le composant polarisant puis est tournée de 90 degrés lors de l’aller-retour dans le système amplificateur optique 4 (par exemple via une lame quart-d’onde en double passage ou un rotateur de Faraday) et l’impulsion doublement amplifiée 26, aussi appelée par la suite impulsion amplifiée deux fois 26, est ensuite réfléchie par le séparateur optique de faisceau 3 dans le sens retour. Le séparateur optique de faisceau 3 reçoit l’impulsion source modulée temporellement 12 et transmet chaque impulsion, sans modifier sa durée ni son profil temporel, en direction du système amplificateur optique 4. Comme illustré schématiquement sur la FIG. 1 , en sortie du séparateur optique de faisceau 3, le front d’onde d’une impulsion modulée temporellement 12 reste plan. Le système amplificateur optique 4 comporte un seul amplificateur optique ou une pluralité d’amplificateurs optiques disposés en série ou en cascade. A titre d’exemple non limitatif, le système amplificateur optique 4 comporte un ou plusieurs amplificateur(s) à barreau, à disques, pompés par lampe flash, par un assemblage de diodes laser ou lasers et toute combinaison des amplificateurs précédemment évoquées. Les matériaux amplificateurs sont notamment refroidis par liquide ou gaz ou solide. Les matériaux amplificateurs sont notamment constitués de matériaux à gain type verre dopé au néodyme (Nd :Glass) ou de type cristallin tels que Nd :YAG, Nd : YLF, titane-saphir (Ti :SA) ou céramiques de ces derniers. Le(s) milieu(x) à gain peuvent-être de longueur variable (allant de 1 mm à 1000 mm) et de diamètre variable (allant de 1 mm à 1000 mm). Le système amplificateur optique 4 est apte à fonctionner en double passage, c’est-à-dire qu’il est apte à amplifier des impulsions se propageant suivant l’axe X dans un sens et aussi des impulsions se propageant suivant l’axe X en sens opposé. Ici, dans le sens aller, le système amplificateur optique 4 reçoit l’impulsion source modulée temporellement 12 et l’amplifie tout en conservant globalement la forme de l’impulsion. Néanmoins, le profil temporel de l’impulsion peut-être déformé lors de l’amplification. Usuellement la modulation initiale de l’impulsion tient compte de cette déformation et pré-compense les effets de l’amplification sur le profil temporel. Le système amplificateur optique 4 forme ainsi une impulsion amplifiée 14 ayant une énergie totale supérieure ou égale à 1 joule, par exemple de 1 joule, 10 joules, 50 joules ou de 100 joules. L’impulsion amplifiée 14, qui a été amplifiée une fois dans le système amplificateur optique 4, se propage suivant l’axe optique X dans le sens aller vers le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. Sur la FIG. 1 , on a représenté schématiquement en vue de coupe le front d’onde d’une impulsion amplifiée 14 se propageant en sortie du système amplificateur optique et incidente sur le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. Le front d’onde de l’impulsion amplifiée 14 présente des aberrations optiques induites par le système amplificateur optique 4 par des inhomogénéités thermiques. La FIG. 2 montre un exemple de profil temporel en puissance optique d’une impulsion amplifiée 14. Chaque impulsion amplifiée 14 a une durée totale d’au moins une nanoseconde, par exemple allant de 1 nanoseconde à 2 ns, 3 ns, 5 ns, 10 ns, 17 ns ou de 100 ns voire plus. La durée de l’impulsion est en général prise « au pied » et dépend du niveau relatif du plateau du piédestal par rapport au pic. Dans le cas de la réflexion d’une impulsion 100 J et d’un piédestal de préparation à 100mJ, le niveau du plateau est à minima à 1/1000 du niveau de la partie principale de l’impulsion et le critère est alors 0.1% du pic. Pour une impulsion 1J, ce même critère correspondra à 10% du pic. La durée de l’impulsion amplifiée correspond à la durée sur laquelle la puissance surfacique au foyer est supérieure à la puissance surfacique du seuil Brillouin. Par exemple, l’impulsion amplifiée de la FIG. 2 démarre à l’instant t 0 et se termine à l’instant t 4 . Chaque impulsion amplifiée 14 présente un piédestal 141 de faible énergie entre l’instant t 0 et l’instant t 2 , une partie principale 142 de forte énergie entre l’instant t 2 et l’instant t 4 . Le piédestal 141 d’impulsion a une durée allant de 1 nanoseconde à 2 ns, 3 ns, 5 ns, 10 ns. La puissance optique, notée P, du piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 est croissante à partir de l’instant t 0 jusqu’à l’instant t 1 où la puissance optique P atteint un plateau de puissance P 1 . Autrement dit, le piédestal 141 comprend un premier front montant entre l’instant t 0 et l’instant t 1, pendant lequel la puissance croit d’une puissance P 0 nulle jusqu’à atteindre atteint la puissance P 1. Entre l’instant t 1 et l’instant t 2 , le piédestal 141 a une puissance supérieure à un seuil d’initiation de l’effet Brillouin dans la cellule de Brillouin. Dans l’exemple de la FIG. 2 , le piédestal 141 d’impulsion a une durée de 2 ns et une énergie de 10 mJ. Dans cet exemple, l’énergie incidente totale de l’impulsion amplifiée 14, entre les instants t 0 et t 4 est de 100 J. La partie principale 142 a une énergie supérieure à l’énergie maximale du piédestal d’impulsion 141. La partie principale 142 suit continument le piédestal d’impulsion 141. Dans cet exemple, la puissance optique P de la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée 14 augmente continument de l’instant t 2 jusqu’à l’instant t 3 où la puissance optique P atteint un maximum P 3 . Puis, la puissance optique P de l’impulsion amplifiée 14 diminue continument à partir de l’instant t 3 jusqu’à l’instant t 4 où la puissance optique P 4 est atteinte. Dans un autre exemple, la partie principale de l’impulsion est constituée d’une rampe descendante tout en restant au-dessus du seuil d’initiation de l’effet Brillouin dans la cellule Brillouin. La partie principale de l’impulsion est suivie d’un front descendant qui est indiscernable dans l’exemple de la FIG. 2 . L’instant définissant la fin de la partie principale correspond au début du front descendant, qui est défini par un critère selon lequel le début du front descendant est le dernier instant de l’impulsion tel que la puissance surfacique au foyer est supérieure ou égale à la puissance surfacique du seuil Brillouin et le premier instant à partir duquel l’effet non linéaire et donc le miroir Brillouin se dissipe. Chaque impulsion amplifiée 14 issue du système amplificateur optique 4 et qui a été amplifiée une fois dans le sens aller se propage suivant l’axe optique X en direction du dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. Le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8 comporte une cellule de Brillouin 6 et un système optique de focalisation 25. La cellule de Brillouin 6 est en général de forme cylindrique ou parallélépipédique et de section circulaire ou rectangulaire. La cellule de Brillouin 6 s’étend longitudinalement suivant l’axe X. La cellule de Brillouin 6 comprend un hublot d’entrée 7 à une extrémité du cylindre et, en option, un hublot de sortie 17 à l’extrémité opposée. Le hublot 7 est transparent à la longueur d’onde des impulsions amplifiées 14. Dans l’exemple représenté schématiquement sur la FIG. 1 , le hublot d’entrée 7 comprend une lame à faces planes et parallèles. La cellule de Brillouin 6 a une longueur totale, entre le hublot d’entrée 7 et le hublot de sortie 17, comprise entre 200 mm et 1000 mm, par exemple d’environ 500 mm. Le hublot 17 permet la transmission du résidu du piédestal d’impulsion servant à initier l’effet non linéaire. Bien que la quasi-totalité de l’énergie soit réfléchie, l’impulsion totale incidente est tellement énergétique que la transmission résiduelle 27 par le miroir Brillouin suffirait à dégrader le métal de la surface de sortie et contaminer le fluide dans lequel se déroule l’effet. De plus, le hublot est une sécurité supplémentaire au cas où l’effet non linéaire ne se déclencherait pas correctement et une partie plus significative de l’énergie serait transmise. Bien que ce dernier cas n’ait jamais été observé en pratique, l’introduction d’un hublot 17 côté sortie offre une marge de sécurité que l’on juge raisonnable la plupart du temps. L’énergie résiduelle potentiellement transmise par le hublot de sortie 17 peut aussi servir de diagnostic de bon fonctionnement du miroir Brillouin. Par exemple, une énergie détectée en transmission de puissance anormalement élevée peut être un indicateur d’un dysfonctionnement. La cellule de Brillouin 6 et en particulier le hublot d’entrée 7 ont des dimensions transverses à l’axe X adaptées aux dimensions transverses du faisceau d’impulsions amplifiées 14. La cellule de Brillouin 6 présente une ouverture, par exemple circulaire, de diamètre transverse compris entre 10 mm et 500 mm, par exemple d’environ 100 mm. En particulier, plus le faisceau incident est de forte énergie, plus le hublot est large. Le hublot d’entrée 7 est par exemple en silice, de diamètre environ égal à 127 mm et d’épaisseur environ égale à 10 mm. La cellule de Brillouin 6 comprend une enveloppe solide remplie d’un fluide apte à générer un effet optique non-linéaire de diffusion Brillouin stimulée ou SBS (« Stimulated Brillouin Scattering » en anglais). A titre d’exemple, le fluide comprend un liquide à base de fluorocarbone (par exemple C 6 F 14 , C 8 F 18 ) ou perfluorocarbone (HT70, C 12 F 24 O 3 ), et/ou tétrachlorure de carbone, tétrachlorure de titane. Le liquide est généralement utilisé pur. Le liquide peut aussi être un mélange tant qu’il reste homogène . En variante, le fluide comprend un gaz choisi, à titre d’exemples non limitatifs, parmi : du diazote (N 2 ), de l’hexafluorure de soufre (SF 6 ) , de l’argon (Ar) et du xénon (Xe). La cellule de Brillouin a des propriétés optiques non-linéaires définies en particulier par les paramètres suivants : un seuil Brillouin densité de puissance optique, généralement réduite à une énergie dans une configuration optique donnée, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique en densité d’énergie/de puissance optique. Le seuil Brillouin détermine l’énergie minimale apte à initier un miroir de Brillouin 9 dans la cellule 6 par effet optique non-linéaire de diffusion Brillouin stimulée. Le seuil de claquage optique détermine la densité d’énergie/puissance surfacique maximale des impulsions lumineuses au-delà de laquelle le fluide de la cellule de Brillouin s’ionise, ce qui entraine en général la détérioration ou même la destruction de la cellule de Brillouin. La largeur de raie Brillouin (« Brillouin linewidth » en anglais) correspond à la largeur de raie maximale de l’impulsion pouvant être réfléchie efficacement sur le miroir de Brillouin. La largeur de raie Brillouin est proportionnelle à l’inverse du temps de réaction du fluide, aussi appelé temps de vie, qui est en général de l’ordre de 0.2 ns à 2 ns pour les liquides et de 0.1 ns à 20 ns typiquement pour les gaz (cette valeur dépend majoritairement de la pression). La largeur de raie Brillouin est ici supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser ou de l’impulsion amplifiée. La largeur de raie Brillouin est imposée par les fluides disponibles. On choisit de préférence un fluide ayant une largeur de raie Brillouin aussi élevée que possible pour réduire le temps d’initiation et augmenter les performances de la cellule, par exemple une largeur de raie Brillouin de l’ordre de 200 MHz, pour être inférieure à la largeur de raie de la source de l’ordre de 1 GHz. Les valeurs des paramètres de seuil Brillouin et de seuil de claquage optique dépendent du fluide choisi. Le seuil de claquage optique est de l’ordre de 100 GW/cm². Les valeurs seuil de claquage et seuil Brillouin sont données en puissance surfacique crête car l’activation de l’effet miroir empêche a priori l’énergie de l’impulsion d’atteindre intégralement le foyer. Dans notre exemple d’une impulsion amplifiée 14 une fois ayant une énergie de 100 J, les valeurs seuil sont les suivantes : seuil Brillouin de 100MW/cm² (qui correspond à un piédestal ayant une énergie de 2 mJ pendant 10 ns dans les conditions de focalisations décrites ci-dessous) et seuil de claquage optique de 100 GW/cm², avec une largeur de raie Brillouin de 600 MHz. Le système optique de focalisation 25 comprend le hublot d’entrée 7 et/ou une lentille 5 convergente disposée entre le système amplificateur optique 4 et la cellule de Brillouin. De façon alternative ou complémentaire, le hublot d’entrée 7 a au moins une face concave. Dans certains modes de réalisation, le système optique de focalisation 25 comporte uniquement le hublot d’entrée 7 en forme de lentille convergente. Le système optique de focalisation 25 est disposé de façon à focaliser l’impulsion amplifiée 14 provenant du système amplificateur optique 4 à l’intérieur du fluide 61 de la cellule de Brillouin 6, à une distance d’interaction, notée d, du hublot d’entrée 7. Selon la présente divulgation, la distance d’interaction d est inférieure ou égale à 500 mm, et de préférence, inférieure à 400 mm, 300mm, 200 mm, 150 mm ou même 100 mm. La distance d’interaction d dépend de la position et de la longueur focale du système optique de focalisation 25, de l’indice optique de réfraction du fluide 61 à l’intérieur de la cellule de Brillouin et de la longueur d’onde de l’impulsion amplifiée 14. Par exemple, on utilise un système de focalisation 25 comprenant une lentille 5 convergente ayant une longueur focale de 340 mm placée à une distance de 135 mm du hublot d’entrée 7, qui est à faces planes et parallèles. Compte tenu de la taille transverse du faisceau d’impulsions amplifiées 14, qui est en général supérieure à 60 mm, l’ouverture numérique du système de focalisation 25 est par exemple supérieure à F/5 pour un système optique ayant une longueur focale F de 300 mm. Cette grande ouverture numérique permet de conserver le profil temporel de l’impulsion amplifiée pour un faisceau de haute énergie, c’est-à-dire ayant une énergie par impulsion supérieure à 20 joules. De façon avantageuse, la lentille 5 est placée le plus près possible du hublot d’entrée 7. La distance lentille-hublot est minimale pour éviter un faisceau trop petit sur le hublot d’entrée qui risquerait de subir des dégâts si le faisceau en cours de focalisation est trop petit et que la fluence perçue par le hublot est supérieure à la fluence de rupture (LIDT) du hublot. En variante, le hublot d’entrée forme l’optique de focalisation. Cette configuration permet d’éviter l’apparition de foyers parasites entre la lentille et le hublot d’entrée, en particulier sur le faisceau réfléchi. Le fluide 61 est adapté pour recevoir l’impulsion amplifiée 14 de haute énergie focalisée à la distance d’interaction d. Avant l’arrivée de l’impulsion amplifiée 14, la cellule de Brillouin est transparente. La cellule de Brillouin 6 reçoit premièrement le piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 de l’instant t 0 jusqu’à l’instant t 2 . Entre l’instant t 1 et l’instant t 2 , le piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 qui est focalisée dans la cellule de Brillouin présente une énergie E1 supérieure au seuil Brillouin. Le piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 génère par diffusion Brillouin stimulée un réseau d’ondes acoustiques représentées schématiquement sur la FIG. 1 par un ensemble de traits transverses à l’axe X. Ce réseau acoustique dans le fluide forme un miroir de Brillouin aussi appelé miroir à conjugaison de phase. La puissance maximum P1 du piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 est limitée de façon à ce que la densité d’énergie au foyer soit inférieure au seuil de claquage optique du fluide de la cellule de Brillouin. La durée du piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 est comprise entre une nanoseconde et quelques nanosecondes, par exemple de 1 ns à 10 ns, par exemple de 5 ns, ce qui permet l’établissement du miroir de Brillouin dans la cellule 6. Le miroir de Brillouin s’étend longitudinalement entre le foyer et le hublot d’entrée 7. Ainsi la partie principale 142 de l’impulsion est majoritairement réfléchie en amont du foyer ce qui permet de limiter la densité d’énergie au foyer. Entre l’instant t 2 et l’instant t 4 , la cellule de Brillouin 6 reçoit ensuite la partie principale 142 de forte énergie de l’impulsion amplifiée 14 qui est focalisée sur le miroir de Brillouin 9. Entre l’instant t 2 et l’instant t 4 , la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée 14 qui est focalisée dans la cellule de Brillouin présente une énergie supérieure au seuil Brillouin, ce qui permet de maintenir le miroir de Brillouin 9 dans la cellule. L’effet ‘’miroir Brillouin’’ étant initié par le piédestal 141 de l’impulsion, le faisceau incident, pendant la partie principale de l’impulsion, est majoritairement réfléchi dans une zone proche du hublot d’entrée 7 où le diamètre du faisceau est plus important et où la densité d’énergie reste inférieure au seuil de claquage du fluide quelle que soit la puissance crête P3 de l’impulsion. En effet, le système optique de focalisation et le hublot d’entrée présentent des seuils de dommage inférieurs au seuil de claquage du fluide à proximité du hublot. Ainsi, la puissance maximum P3 de la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée 14 incidente n’est pas limitée par le seuil de claquage. Le miroir de Brillouin 9 fonctionne comme un miroir à conjugaison de phase. La partie principale 142 de forte énergie de l’impulsion amplifiée 14 est réfléchie sur le miroir de Brillouin 9 pour former une impulsion amplifiée réfléchie 16. De plus, on mesure un taux de réflectivité R de 99 % sur des impulsions amplifiées 14 de forte énergie, par exemple de 100 J ou même de 122 J. La modulation de l’impulsion source pour former un front d’impulsion ayant un plateau de faible énergie permet d’initier l’effet optique non-linéaire générant le miroir de Brillouin, avant l’arrivée de la partie principale, de forte énergie, de l’impulsion incidente. La cellule de Brillouin est transparente durant les quelques premières nanosecondes, avant l’arrivée de la partie principale, de forte énergie, de l’impulsion, puis devient totalement réfléchissante sur toute la durée de la partie principale de forte énergie de l’impulsion. La cellule de Brillouin redevient transparente après la partie principale de l’impulsion, pendant ou après le front descendant. Cette modulation du profil temporel de l’impulsion incidente permet de maximiser l’efficacité en réflexion, notée R, du miroir de Brillouin et d’obtenir un faisceau amplifié réfléchi stable et de très bonne qualité spatiale. La modulation de la forme temporelle de l’impulsion incidente combinée à la faible distance d’interaction permet d’éviter la transparence de la cellule de Brillouin pendant la partie principale de l’impulsion, qui serait susceptible d’ioniser le fluide au-delà du point de focalisation à l’intérieur de la cellule de Brillouin. De plus, l’activation de l’effet miroir par le piédestal 141 permet une conservation efficace de la forme temporelle de la partie principale 142 qui peut alors être de forme arbitraire, tant que le miroir Brillouin est maintenu. L’impulsion amplifiée réfléchie 16 se propage suivant l’axe X en sens inverse de l’impulsion amplifiée 14 incidente sur la cellule de Brillouin. De plus, comme représenté de manière schématique sur la FIG. 1 , l’impulsion amplifiée réfléchie 16 présente un front d’onde qui est exactement l’inverse du front d’onde de l’impulsion amplifiée 14 incidente. L’impulsion amplifiée réfléchie sort de la cellule de Brillouin et est collimatée via le système optique de focalisation 25. Chaque impulsion amplifiée réfléchie 16 est reçue par le système amplificateur optique 4 qui l’amplifie pour la deuxième fois. Le front d’onde de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 est inversé par rapport au front d’onde induit par les aberrations optiques du système amplificateur optique 4. On obtient ainsi une impulsion doublement amplifiée 26 se propageant du système amplificateur optique 4 vers le séparateur optique de faisceau 3. De plus, l’impulsion doublement amplifiée 26 présente un front d’onde qui est corrigé des aberrations induites par le système amplificateur optique 4. En effet, les aberrations optiques d’origine thermique du système amplificateur optique 4 n’ont pas le temps d’évoluer entre le passage de l’impulsion amplifiée incidente 14 et le passage de l’impulsion amplifiée réfléchie 16, qui ne sont séparés que de quelques nanosecondes. Le séparateur optique de faisceau 3 dirige l’impulsion amplifiée deux fois 26 suivant l’axe Y, transverse à l’axe X, vers une sortie du système laser 100. Le système laser de l’invention utilise un dispositif de miroir à conjugaison de phase, qui est un dispositif passif. Ce dispositif s’adapte à la forme du front d’onde de chaque impulsion pour l’inverser parfaitement. De plus, le miroir de Brillouin permet de corriger des aberrations optiques sur une grande dynamique d’amplitude pouvant aller jusque 100 longueurs d’onde sur le front d’onde du faisceau amplifié. De manière plus générale, la présente divulgation s’applique à un système amplificateur optique adapté pour permettre un nombre pair 2N de passages aller-retour et un nombre unique de réflexion sur un dispositif de miroir à conjugaison de phase entre un passage aller et un passage retour. L’impulsion après chaque passage aller-retour étant parfaitement corrigée des aberrations optiques est aisément réfléchie sur un miroir conventionnel. La FIG. 6 représente schématiquement un système laser 200 de forte énergie selon un deuxième mode de réalisation de l’invention. Le système laser 100 comprend ici une source laser 1 incluant un dispositif 2 de mise en forme temporelle, un séparateur optique de faisceau 3 basé sur un polariseur, un rotateur de Faraday 31, une lame demi-onde 32, un second séparateur optique de faisceau 33 basé sur un polariseur, un système amplificateur optique 4, une lame quart d’onde 34, un miroir réfléchissant 35 et un dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. A la différence du premier mode de réalisation, l’impulsion est ici amplifiée quatre fois par le système amplificateur optique 4. Le miroir réfléchissant 35 est un miroir plan classique, par exemple en or ou en aluminium. Dans ce deuxième mode de réalisation, l’impulsion est d’abord amplifiée en double passage lors d’un premier aller-retour par le système amplificateur optique 4 avec réflexion sur le miroir réfléchissant 35. Puis, l’impulsion doublement amplifiée est dirigée vers le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8 qui la réfléchit tout en inversant le front d’onde de l’impulsion amplifiée deux fois. Enfin, l’impulsion réfléchie par le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8 est renvoyée vers le système amplificateur optique 4 pour un second aller-retour avec une nouvelle réflexion sur le miroir réfléchissant 35. On obtient ainsi une impulsion amplifiée quatre fois et corrigée des aberrations optiques induites lors du premier aller-retour dans le système amplificateur optique 4. Plus précisément, la source 1 et le dispositif 2 de mise en forme temporelle sont configurés pour générer une impulsion source modulée temporellement 12, de façon analogue au premier mode de réalisation. Dans l’exemple de la FIG. 2 , impulsion source modulée temporellement 12 est polarisée linéairement. Le séparateur optique de faisceau 3 reçoit l’impulsion source modulée temporellement 12 et la transmet vers le rotateur de Faraday 31 suivi de la lame demi-onde 32. Le rotateur de Faraday associé à la lame demi-onde 32, induit une rotation de l’état de polarisation du faisceau lumineux incident par effet magnéto-optique. Cette propriété, connue sous le nom d’effet Faraday permet d’obtenir une non-réciprocité dans la polarisation obtenue en sortie d’un tel rotateur de polarisation, selon le sens de passage de la lumière. En sortie de la lame d’onde 31, l’impulsion source modulée temporellement 12 est par exemple de polarisation, notée p, ici parallèle au plan de la FIG. 6 . Le second séparateur optique de faisceau 33 transmet l’impulsion source modulée temporellement 12 vers le système amplificateur optique 4 qui l’amplifie une première fois dans le sens aller. L’impulsion amplifiée une première fois est de polarisation p en sortie du système amplificateur optique 4. La lame quart d’onde fait tourner la polarisation de la lumière. Le miroir 35 réfléchit l’impulsion amplifiée une première fois et la renvoie vers le système amplificateur optique 4 qui l’amplifie une deuxième fois dans le sens retour et forme une impulsion doublement amplifiée 24. En sortie du premier aller-retour à travers le système amplificateur optique 4, l’impulsion doublement amplifiée 24 a un front d’onde qui présente des aberrations optiques induites par le système amplificateur optique 4. De plus, la lame quart d’onde 34, qui est traversée à l’aller et au retour fait tourner la polarisation de la lumière. L’impulsion doublement amplifiée 24 est de polarisation s. Le second séparateur optique de faisceau 33 réfléchit l’impulsion doublement amplifiée 24 vers le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. L’impulsion doublement amplifiée 24 est incidente sur le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. Le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8 fonctionne de manière analogue à celui décrit en lien avec la FIG. 1 . L’impulsion doublement amplifiée 24 a des caractéristiques temporelles, d’énergie et de puissance analogues à l’impulsion amplifiée 14 du premier mode de réalisation. L’impulsion doublement amplifiée 24 est incidente sur le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8. Le dispositif de miroir à conjugaison de phase 8 réfléchit la partie principale de l’impulsion doublement amplifiée 24 en inversant le front d’onde de façon à former une impulsion doublement amplifiée réfléchie 36 de polarisation s. Le second séparateur optique de faisceau 33 réfléchit l’impulsion doublement réfléchie 36 vers le système amplificateur optique 4 qui l’amplifie une troisième fois dans le sens aller. L’impulsion amplifiée une trois fois est de polarisation s en sortie du système amplificateur optique 4. La lame quart d’onde fait tourner la polarisation de la lumière. Le miroir 35 réfléchit l’impulsion amplifiée trois fois et la renvoie vers le système amplificateur optique 4 qui l’amplifie une quatrième fois dans le sens retour et forme une impulsion amplifiée quatre fois 46. En sortie du second aller-retour à travers le système amplificateur optique 4, l’impulsion amplifiée quatre fois 46 a un front d’onde corrigé des aberrations optiques. De plus, la lame quart d’onde 34, qui est traversée à l’aller et au retour fait tourner la polarisation de la lumière. L’impulsion amplifiée quatre fois 46 est de polarisation p. Le second séparateur optique de faisceau 33 transmet l’impulsion amplifiée quatre fois 46 vers la lame quart d’onde 32, le rotateur de Faraday 31 puis le séparateur optique de faisceau 3. Le séparateur optique de faisceau 3 dirige l’impulsion amplifiée quatre fois 46 suivant l’axe Y, transverse à l’axe X, vers une sortie du système laser 200. La FIG. 2 montre une courbe en trait plein représentant le profil temporel en puissance optique de l’impulsion amplifiée réfléchie 16. La courbe en trait plein est en superposition avec la courbe en tirets de l’impulsion amplifiée 14 incidente. D’une part, on note que le piédestal de l’impulsion amplifiée incidente sur la cellule de Brillouin ne se retrouve pas dans l’impulsion amplifiée réfléchie 16. L’énergie correspondant au piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 incidente a été consommée pour former le miroir de Brillouin. D’une part, on observe que le profil temporel de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 reproduit exactement le temporel en puissance optique de la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée 14 incidente. En résumé, le système laser de la présente divulgation permet de conserver le profil temporel de la partie principale 142 de forte énergie de l’impulsion amplifiée 14 incidente. Le contraste en énergie entre le piédestal 141 de faible énergie et la partie principale 142 de forte énergie de l’impulsion amplifiée 14 incidente est ici supérieur à 10 3 . Dans l’exemple de la FIG. 2 , l’énergie totale de l’impulsion amplifiée 14 incidente sur la cellule de Brillouin est de 100 J, l’énergie totale de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 est pratiquement de 100 J et l’énergie totale de l’impulsion doublement amplifiée 26 est d’environ 1200 J. Bien entendu, ces valeurs dépendent du type d’amplificateur et de son régime de fonctionnement. Le système de la présente divulgation trouve des applications pour la génération d’impulsions de haute énergie. L’auto-compensation de toutes les aberrations optiques générées par le système amplificateur optique 4 à chaque impulsion amplifiée, c’est-à-dire en temps réel, permet de générer une impulsion doublement amplifiée de forte énergie, sans risque de détérioration du système amplificateur optique. On obtient par exemple des impulsions doublement amplifiées 26 ayant une énergie supérieure ou égale à 20 joules, notamment de 100 J ou même de 1kJ tout en conservant le profil temporel de l’impulsion incidente. De plus, chaque impulsion doublement amplifiée a un profil corrigé des aberrations optiques. Enfin, l’impulsion doublement amplifiée 26 présente une excellente qualité spatiale. On obtient dans un exemple une correction intégrale d’aberration sphérique sur une dynamique d’amplitude de 26 longueurs d’onde PV. Dans un autre exemple, on obtient une correction parfaite du front d’onde pour des aberrations d’amplitude de l’ordre de quatre longueurs d’onde PV, sans surintensité locale. Le système de la présente divulgation permet d’initier le miroir de Brillouin avec le piédestal de l’impulsion amplifiée sans risque de détérioration de la cellule de Brillouin. De plus, la combinaison de la faible distance d’interaction et de la forme temporelle de l’impulsion modulée temporellement permet de conserver la forme temporelle de la partie principale de l’impulsion amplifiée. Contrairement aux systèmes basés sur une cellule de Brillouin de l’art antérieur, l’impulsion amplifiée réfléchie n’est pas comprimée temporellement dans la cellule de Brillouin. Les figures 3-4 montrent un autre exemple de profil temporel d’une impulsion amplifiée incidente sur la cellule de Brillouin de la présente divulgation. Sur la FIG. 3 , la courbe en tirets représente le profil temporel de puissance optique d’une impulsion amplifiée 14 incidente et la courbe en trait plein représente le profil temporel de puissance optique d’une impulsion amplifiée réfléchie 16 par la cellule de Brillouin. Sur la FIG. 4 , la courbe en tirets représente le même profil temporel de puissance optique d’une impulsion amplifiée 14 incidente que sur la FIG. 3 et la courbe en trait plein représente, ou coefficient de réflexion, de la cellule de Brillouin en fonction du temps. Sur ces figures 3-4, le piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 incidente se situe entre l’instant t≈ 5 ns et l’instant t ≈ 9 ns, la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée 14 incidente se situe entre l’instant t ≈ 9 ns et l’instant t ≈ 22 ns et le front descendant 143 de l’impulsion amplifiée 14 incidente se situe entre l’instant t ≈ 22 ns et l’instant t ≈ 30 ns. De même, le piédestal 161 de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 se situe entre l’instant t≈ 5 ns et l’instant t ≈ 9 ns, la partie principale 162 de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 se situe entre l’instant t ≈ 9 ns et l’instant t ≈ 22 ns et le front descendant 163 de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 se situe entre l’instant t ≈ 22 ns et l’instant t ≈ 30 ns. On observe sur la FIG. 3 la conservation quasi-parfaite du profil temporel de l’impulsion amplifiée, dans la partie principale et sur le front descendant, à la réflexion sur la cellule de Brillouin de la présente divulgation. Dans la présente courbe, l’énergie totale de la partie principale de l’impulsion incidente est de 122 J. Le piédestal est ici quasi-intégralement masqué par le bruit électronique de la photodiode utilisée. On observe aussi que l’énergie du piédestal 161 de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 est inférieure à celle du piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 incidente. Ceci s’explique par le fait que l’énergie du piédestal 141 de l’impulsion amplifiée 14 incidente est consommée pour générer le miroir de Brillouin du miroir à conjugaison de phase. Sur la FIG. 4 , on note que le pourcentage d’efficacité en réflexion, noté R, de la cellule de Brillouin passe d’environ 0% sur la durée du piédestal à pratiquement 100% sur la durée de la partie principale de l’impulsion amplifiée, puis redescend brutalement à environ 0% pendant le front descendant de l’impulsion. Ici, un filtre a été appliqué pour supprimer le biais introduit par le photodétecteur et placer à 0% la réflectivité pour de valeurs de puissance inférieures à 10% de la puissance maximale. La FIG. 4 montre aussi la réversibilité du miroir du Brillouin, qui apparaît et disparait avec un temps de réponse très court, de l’ordre de la nanoseconde ou moins. D’autres exemples de mesures ont été effectuées pour une impulsion amplifiée incidente dans une gamme d’énergie totale plus basse, de l’ordre de 2 J. On observe également dans ce cas une très bonne conservation du profil temporel des impulsions amplifiées réfléchies, pour un profil temporel quelconque, par exemple trapézoïdal, linéairement croissant (rampe), exponentiel, carré ou combinaison de ces dernière formes mesures récemment étendues jusqu’à des énergies de l’ordre de 50 J. La FIG. 5 montre des courbes de simulations numériques. La courbe en tirets de la FIG. 5 représente une surintensité maximale obtenue lors de la réflexion d’une impulsion amplifiée de profil temporel gaussien et ayant une énergie de 100 joules sur une cellule de Brillouin 6, en fonction de la longueur focale F du système optique de focalisation 25, dont dépend linéairement la distance d’interaction d, selon la formule suivante : d = [f - (distance lentille/entrée cellule)] *n, où f représente la longueur focale de la lentille 5 et n l’indice optique de réfraction du fluide 61. Dans l’exemple d’impulsion amplifiée incidente ayant une énergie de 122 J , la formule appliquée devient : d = [f – 138 mm] * 1.27. Dans les simulations suivantes illustrées en FIG. 5 : d = f * 1.27 La courbe en trait plein est l’intégrale de l’énergie de l’impulsion incidente comprise entre t 0 et t 1 =t 0 + 2dn/c divisée par le temps de vie du fluide de la cellule de Brillouin. t1-t0 représente ici le temps nécessaire à l’impulsion pour réaliser un aller-retour entre le hublot d’entrée de la cellule et le foyer de la lentille et la courbe en trait plein représente l’énergie comprise dans ce temps recomprimée par la cellule sur un temps égal au temps de vie Brillouin. La courbe en tirets de la FIG. 5 représente le rapport des puissances crêtes de l’impulsion amplifiée réfléchie et incidente, c’est-à-dire l’efficacité de compression de la cellule, en fonction de la longueur focale F du système optique de focalisation. Selon la présente divulgation, la durée du piédestal d’impulsion est supérieure à 1ns, et de préférence de l’ordre de 2 ns ou 3ns, est très supérieure à 2.n.d/c, si bien que le réseau de Brillouin induit présente une très forte efficacité sur la partie principale de l’impulsion. Sur la FIG. 5 la forme temporelle de l’impulsion incidente est gaussienne, ce qui permet de décorréler le choix de la distance focale du choix du niveau du piédestal. Dans la FIG. 5 de simulation présentée, le piédestal n’est pas présent et le début de la forme gaussienne sert donc de piédestal. C’est le début de la gaussienne qui est plus ou moins compressé par la cellule de Brillouin. Cela illustre également l’intérêt de la préparation de l’effet non linéaire par le piédestal : sans préparation par un piédestal bien défini, le début (les 2nd/c premières nanosecondes) de l’impulsion est compressé temporellement sur un temps égal au temps de vie du liquide alors que si l’on introduit un piédestal, c’est ce piédestal qui subit la compression et la partie principale de l’impulsion reste inchangée. Le piédestal doit également donc être au minimum de durée 2nd/c (condition généralement moins stricte que l’autre condition de 3 temps de vie du liquide). Sur la FIG. 5 on a aussi représenté des traits tiretés verticaux qui délimitent différents régimes de fonctionnement. Enfin, on a représenté en inserts les simulations de profil temporel de l’impulsion amplifiée incidente 14 et de l’impulsion amplifiée réfléchie 16 pour différentes valeurs de la longueur focale F. Pour la longueur focale F d’environ 50 mm, on observe la conservation quasi-parfaite du profil temporel de l’impulsion, sauf pour le piédestal d’impulsion, qui est consommé pour la génération du miroir de Brillouin. Pour la longueur focale F d’environ 350 mm, on observe une légère déformation du profil temporel de l’impulsion, avec un rétrécissement important du piédestal de l’impulsion réfléchie par rapport au piédestal de l’impulsion incidente. Pour la longueur focale F de 1000 mm, on observe une forte compression de l’impulsion réfléchie par rapport à l’impulsion incidente, avec une surintensité du maximum dans la partie principale de l’impulsion et un pic secondaire. Pour la longueur focale F d’environ 1500 mm, on observe à la fois une forte compression de l’impulsion réfléchie par rapport à l’impulsion incidente, avec une forte surintensité du maximum dans la partie principale de l’impulsion. Pour une longueur focale inférieure à environ 60 mm (premier trait tireté vertical), qui correspond ici à une distance d’interaction d de 72 mm, on n’observe aucune compression de l’impulsion réfléchie par rapport à l’impulsion incidente : dans ce cas, la conservation du profil temporel est limitée par le temps d’initiation du miroir Brillouin. Entre la longueur focale de 60 mm et 400 mm, on se situe dans une zone d’affinage ou d’amincissement (« sharpening » en anglais) du piédestal de l’impulsion : dans ce cas, la conservation du profil temporel est limitée par le temps d’initiation du miroir suivi de la compression de l’impulsion sur un temps 2nd/c. A partir de la longueur focale de 400 mm (second trait tireté vertical), qui correspond ici à une distance d’interaction d de 330 mm, on se situe dans une zone de compression d’impulsion : la compression sur un temps 2nd/c = 4.3 ns devient comparable au temps de l’impulsion, ici de 10 ns, ce qui n’est pas souhaitable car l’impulsion réfléchie présente alors une surintensité dans la partie principale de l’impulsion susceptible d’endommager le système amplificateur optique lors du second passage. Jusqu’à une longueur focale F d’environ 500 mm, qui correspond ici à une distance d’interaction d de 635 mm, on observe que la courbe de surintensité reste égale à 1, ce qui traduit l’absence de compression de l’impulsion lors de la réflexion. Cet effet d’absence de compression souhaité est a priori atteignable peu-importe la distance de propagation par l’ajout d’un piédestal de durée suffisante d’une durée d’au moins 2nd/c. Cependant, en pratique, plus courte est la distance d’interaction, plus facile est la conservation du profil temporel. La distance d’interaction dépend faiblement du liquide car son indice peut légèrement faire varier d pour une distance focale fixe. En revanche, la compression de l’impulsion est comprimée sur une durée proportionnelle au temps de vie du liquide. Une mauvaise initiation de l’effet non linéaire cause une compression inversement proportionnelle au temps de vie du liquide. Le système laser de la présente divulgation permet de réfléchir une impulsion laser de forte énergie, de plus de 20 joules ou même de très forte énergie, 100 J, 122 J sur la cellule Brillouin, ce qui permet d’obtenir en sortie du double passage dans l’amplificateur 4 une impulsion laser ayant une énergie quasiment égale au double de l’impulsion incidente, qui n’était pas atteinte précédemment. La mise en forme temporelle de l’impulsion source et l’utilisation d’un système optique de focalisation opérant à une distance d’interaction courte, inférieure à 400 mm et de préférence inférieure à 300 mm, dans la cellule de Brillouin, permet à la fois de générer un miroir de Brillouin de très forte efficacité en réflexion, sans compression et sans surintensité de l’impulsion réfléchie par rapport à l’impulsion incidente. De plus, le système laser présente l’avantage d’être très compact. La cadence de tir de la source laser peut-être ajustée par exemple entre 0.1 Hz et 1000 Hz. La FIG. 7 montre un organigramme illustrant les étapes du procédé de la présente divulgation. La première étape est l’étape d’émission 10 d’une impulsion source 11 monochromatique de durée supérieure ou égale à 1 nanosecondes et ayant une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz. L’étape suivante ou simultanée avec l’étape 10 est l’étape de mise en forme 20 du profil temporel de l’impulsion source pour générer une impulsion source modulée temporellement 12. L’étape suivante est la première étape d’amplification optique 30 qui s’applique à l’impulsion source modulée temporellement 12 pour former une impulsion amplifiée 14 ayant une énergie supérieure ou égale à 1 joule, par exemple de 2 joules, 10 joules, 50 joules, ou 100 joules. L’impulsion amplifiée 14 présente un piédestal 141 de faible énergie et de durée allant de 1 nanoseconde à 5 ns et une partie principale 142 de forte énergie ayant une énergie supérieure au piédestal 141, la partie principale 142 étant temporellement consécutive au piédestal 141 de l’impulsion. L’étape suivante est l’étape de focalisation 40 de l’impulsion amplifiée 14 dans une cellule de Brillouin 6 avec une distance d’interaction dans la cellule inférieure à 500 millimètres, ou 400 mm, ou même 300 mm. La cellule de Brillouin 6 est configurée pour présenter un seuil Brillouin en énergie, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique en densité d’énergie/de puissance, la largeur de raie Brillouin étant supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser. Le piédestal 141 de chaque impulsion amplifiée et focalisée dans la cellule de Brillouin 6 présente une densité d’énergie inférieure au seuil de claquage optique et une énergie supérieure au seuil Brillouin de façon à initier par effet optique non-linéaire un miroir de Brillouin 9 dans ladite cellule. L’étape suivante est l’étape de réflexion 50 sur le miroir de Brillouin 9 de la partie principale 142 de l’impulsion amplifiée pour former une impulsion amplifiée réfléchie 16 en direction du système amplificateur optique 4. L’étape suivante est la seconde étape d’amplification optique 60 par le système amplificateur optique 4 qui s’applique à l’impulsion amplifiée réfléchie 16 pour former une impulsion doublement amplifiée 26 de forte énergie, sans compression temporelle de ladite impulsion doublement amplifiée. Le miroir de Brillouin qui permet une conjugaison de phase lors de la réflexion de l’impulsion permet l’auto-compensation de toutes les aberrations optiques générées lors du premier passage de l’impulsion par le système amplificateur optique. On obtient ainsi une correction en temps réel, à chaque impulsion, qui est instantanée et corrige parfaitement les aberrations optiques induites par le système amplificateur optique au deuxième passage. L’invention permet de fabriquer un système laser de forte énergie avec une énergie par impulsion allant de 1 joule à plusieurs centaines de joules ou même de l’ordre du kilojoule. Un tel système laser de forte énergie trouve notamment des applications industrielles dans divers traitements de matériaux, par exemple de métaux par procédé de martelage par choc laser (« laser shock peening » en terminologie anglo-saxonne), des applications scientifiques comme la génération de chocs, l’étude de la matière sous haute pression en astrophysique ou encore la fusion nucléaire. De tels systèmes laser trouvent aussi des applications en tant que laser de pompe pour les lasers femtoseconde de forte énergie (classe pétawatt ou PW) ou même pour comme laser de pompe pour les lasers de fusion nucléaire. Ces derniers ont également des applications scientifiques ou médicales diverses et sont plus récemment utilisés pour l’accélération de particules par laser. Cette dernière application permet en particulier de rendre plus accessible la protonthérapie en remplaçant un accélérateur de particules conventionnel par un système laser de forte énergie, plus compact et moins coûteux. Système laser (100) d’énergie supérieure au joule comprenant une source laser (1) et un système amplificateur optique (4), la source laser (1) étant apte à émettre une impulsion source monochromatique (11) ayant une durée supérieure à 1 nanoseconde, la source laser (1) ayant une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz, caractérisé en ce que le système laser (100) comporte : - un dispositif (2) de mise en forme temporelle apte à moduler un profil temporel de l’impulsion source pour générer une impulsion source modulée temporellement (12), - le système amplificateur optique (4) étant apte à recevoir l’impulsion source modulée temporellement (12) et à former une impulsion amplifiée (14, 24) ayant une énergie supérieure ou égale à 1 joule, l’impulsion amplifiée (14, 24) ayant un piédestal d’impulsion (141) de faible énergie supérieure ou égale à 2 mJ et allant jusqu’à 100 mJ et de durée allant de 1 nanoseconde à 5 ns et une partie principale (142) de forte énergie ayant une énergie supérieure au piédestal d’impulsion (141), la partie principale (142) étant temporellement consécutive au piédestal d’impulsion (141), - un système optique (5) de focalisation et une cellule de Brillouin (6), le système optique (5) de focalisation étant disposé sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée (14, 24), le système optique (5) de focalisation étant apte à focaliser l’impulsion amplifiée (14, 24) dans la cellule de Brillouin (6) avec une distance d’interaction dans la cellule inférieure à 500 millimètres, - la cellule de Brillouin (6) présentant un seuil Brillouin en énergie, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique, la largeur de raie Brillouin étant supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser, - le piédestal d’impulsion (141) de l’impulsion amplifiée et focalisée dans la cellule de Brillouin (6) présentant une puissance surfacique au foyer inférieure au seuil de claquage optique et supérieure au seuil Brillouin de façon à initier par effet optique non-linéaire un miroir de Brillouin (9) dans ladite cellule, le miroir de Brillouin (9) étant apte à réfléchir la partie principale (142) de l’impulsion amplifiée pour former une impulsion amplifiée réfléchie (16, 36) en direction du système amplificateur optique (4), le système amplificateur optique (4) étant apte à recevoir l’impulsion amplifiée réfléchie (16, 36) pour former une impulsion amplifiée au moins deux fois (26, 46) d’énergie supérieure au joule. Système laser (100) selon la revendication 1 dans lequel le système optique (5) de focalisation et la cellule de Brillouin (6) sont disposés sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée (16) en sortie du système amplificateur optique (4). Système laser (100) selon la revendication 1 comprenant un miroir (35) disposé sur un trajet optique de l’impulsion amplifiée (16) en sortie du système amplificateur optique (4), et une lame quart d’onde (34) disposée entre le système amplificateur optique (4) et le miroir (35). Système laser (100) selon l’une des revendications 1 à 3 dans lequel le dispositif de mise en forme temporelle comporte un modulateur électro-optique, une diode laser pulsée à rétroaction distribuée, un amplificateur optique à semiconducteur, un modulateur acousto-optique et/ou une cellule de Pockels. Système laser (100) selon l’une des revendications 1 à 4 dans lequel la cellule de Brillouin (6) comporte un hublot d’entrée (7). Système laser (100) selon la revendication 5 dans lequel le hublot d’entrée (7) a au moins une face convexe et/ou une face concave. Système laser (100) selon l’une des revendications 1 à 6 dans lequel le système optique de focalisation a une ouverture numérique supérieure à F/5 où F représente une longueur focale du système optique de focalisation. Système laser (100) selon l’une des revendications 1 à 7 dans lequel la cellule de Brillouin (6) comporte un liquide à base de fluorocarbone, perfluorocarbone, tétrachlorure de carbone, tétrachlorure de titane ou un gaz choisi parmi du diazote, de l’hexafluorure de soufre, de l’argon ou du xénon. Système laser (100) selon l’une des revendications 1 à 8 dans lequel le système amplificateur optique (4) comporte plusieurs amplificateurs optiques disposés en série entre le dispositif de mise en forme temporelle (2) et la cellule de Brillouin (6). Procédé de génération d’une impulsion laser d’énergie supérieure au joule comprenant les étapes suivantes : - émission (10) d’une impulsion source (11) monochromatique de durée supérieure à 1 nanoseconde et ayant une largeur de raie en fréquence optique inférieure à 1 gigahertz ; - mise en forme (20) du profil temporel de l’impulsion source pour générer une impulsion source modulée temporellement (12), - amplification optique (30) de l’impulsion source modulée temporellement pour former une impulsion amplifiée (14, 24) ayant une énergie supérieure ou égale à 1 joule, l’impulsion amplifiée présentant un piédestal d’impulsion (141) de faible énergie supérieure ou égale à 2 mJ et allant jusqu’à 100 mJ et de durée allant de 1 nanoseconde à 5 ns et une partie principale (142) de forte énergie ayant une énergie supérieure au piédestal d’impulsion (141), la partie principale (142) étant temporellement consécutive au piédestal d’impulsion (141), - focalisation (40) de l’impulsion amplifiée (14, 24) dans une cellule de Brillouin (6) avec une distance d’interaction dans la cellule inférieure à 500 millimètres, la cellule de Brillouin (6) présentant un seuil Brillouin en énergie, une largeur de raie Brillouin et un seuil de claquage optique, la largeur de raie Brillouin étant supérieure à la largeur de raie en fréquence optique de la source laser, le piédestal (141) de l’impulsion amplifiée et focalisée dans la cellule de Brillouin (6) présentant une puissance surfacique au foyer inférieure au seuil de claquage optique et supérieure au seuil Brillouin de façon à initier par effet optique non-linéaire un miroir de Brillouin (9) dans ladite cellule, - réflexion (50) sur le miroir de Brillouin (9) de la partie principale (142) de l’impulsion amplifiée pour former une impulsion amplifiée réfléchie (16, 36) en direction du système amplificateur optique (4), - amplification optique (60) de l’impulsion amplifiée réfléchie (16, 36) par le système amplificateur optique (4) pour former une impulsion amplifiée au moins deux fois (26, 46) d’énergie supérieure au joule.