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LASERS

Les lasers (le mot «laser» est formé des initiales des mots anglais light amplification by stimulated emission of radiations , signifiant: amplification de lumière par émission stimulée de rayonnement) sont des sources nouvelles de rayonnement, mettant en œuvre une technique spéciale d’émission, dite «stimulée», par opposition à celle des sources usuelles de lumière, qui est «spontanée». L’intérêt des lasers tient à leur grande cohérence, c’est-à-dire à ce que leurs éléments engendrent des vibrations synchrones, pendant un temps très long par rapport à leur période, alors que, dans l’émission spontanée, de fréquents changements de phase interviennent, qui rendent incohérentes les lumières émises en des instants ou par des points même très voisins.

Les faisceaux émis par un laser permettent, par suite, de réaliser des interférences à grande différence de marche. Leurs rayons ayant tous sensiblement même direction, ils peuvent transmettre à grande distance cette énergie qui se disperse peu. Cette énergie peut au besoin être localisée en un très petit volume et y apporter, pendant un temps très court, une puissance très supérieure à celle qui est obtenue par d’autres moyens.

De nombreuses expériences antérieurement impossibles sont ainsi devenues réalisables. Aussi les lasers ont-ils fait l’objet de très nombreuses recherches, depuis que leur principe a été indiqué, en 1958, par C. H. Townes et A. L. Schawlow.

On s’est appliqué, en expérimentant des dispositifs très variés, d’une part, à diversifier les fréquences émises (d’abord peu nombreuses et situées dans le rouge et le proche infrarouge), d’autre part, à augmenter les énergies disponibles et leur concentration dans l’espace et dans le temps, à développer des applications telles que métrologie dimensionnelle de précision très accrue, portant parfois sur des distances énormes (entre Terre et satellites, par exemple), appréciation de très petits intervalles du temps, mesures spectroscopiques nouvelles, effets thermiques et biologiques des grandes énergies localisées (moyennant, bien entendu, des précautions contre leurs dangers), etc.

Les champs électromagnétiques très intenses réalisables à l’aide de lasers peuvent avoir sur la matière une action qui n’obéit pas à une loi de proportionnalité. L’optique non linéaire, qui met en œuvre de tels effets, offre des possibilités dont l’exploration commence à peine.

1. Principes et réalisations diverses

Émission spontanée et émission stimulée

On sait depuis Max Planck (cf. optique QUANTIQUE) que les atomes et les molécules peuvent posséder des énergies diverses W formant une suite discontinue, selon la position de leurs électrons par rapport aux noyaux. L’état fondamental est celui où W a la plus petite valeur possible, soit W¹; les énergies plus grandes W², W³ correspondent à des états excités, résultant du choc d’un autre atome ou de l’absorption d’un rayonnement (fig. 1 a). L’émission de lumière par la matière a lieu, comme l’a montré Albert Einstein, lors du passage brusque des atomes d’un état excité à un autre moins excité, ou à l’état fondamental. La fréquence du photon émis est:

W et W étant les valeurs initiale et finale de l’énergie, et h la constante universelle de Planck:

Ce passage et l’émission du photon correspondant de fréquence 益 peuvent résulter de deux processus différents: l’émission spontanée et l’émission induite.

Dans le premier cas (fig. 1 b) le photon est émis dans une direction quelconque. L’instant d’émission est aléatoire. Sur un grand nombre N d’atomes dans l’état W , le nombre d N de ceux qui retombent à l’état W pendant le temps dt est:

A^{W W} étant la probabilité d’émission spontanée par unité de temps.

Le second processus, l’émission induite, n’a lieu que si l’atome est soumis à un champ électromagnétique de même fréquence 益 que celle correspondant à la transition WW ou W W. La présence d’un tel champ provoque (induit) la désexcitation de l’atome de W , vers W, et donc l’émission d’un photon qui présente une propriété très remarquable: non seulement il a – par définition – la même fréquence que celle du champ inducteur, mais surtout il est émis en phase avec celui-ci, et dans la même direction. Après l’émission induite, par conséquent, rien ne permet de discerner le photon induit du photon inducteur, et ce phénomène est donc une véritable amplification du rayonnement inducteur (fig. 1 c).

Cependant, en pratique, la possibilité d’amplifier effectivement un rayonnement va dépendre de l’importance de l’émission induite. Einstein, qui en avait prévu l’existence en 1917, a montré que le nombre d N des transitions induites, pour un nombre N d’atomes dans l’état W , vaut:

où n est l’indice du milieu, c la vitesse de la lumière et I( 益) l’intensité du champ électromagnétique de fréquence 益 baignant l’atome, les B^{W W} étant appelés les «coefficients d’Einstein» relatifs aux niveaux W ,W. L’émission induite apparaît ainsi comme le symétrique de l’absorption de la lumière par l’atome (fig. 1 a). Si, en effet, celui-ci se trouve au départ dans l’état W, un flux lumineux de fréquence 益 correspondant à l’écart W 漣 W provoquera des transitions WW , dont chacune prélève un photon du faisceau. Le nombre de ces transitions pendant un temps dt est proportionnel à l’intensité I( 益) du flux lumineux de fréquence 益 et au nombre N des atomes qui y sont soumis. Donc: d N = (n /c )B^W,^W I( 益)Ndt .

Or, d’après Einstein, B^W,W = B^{W W [cf. ATOME]}; nous pouvons donc décrire l’évolution d’un ensemble d’atomes dont N sont dans l’état W et N dans l’état W : si cet ensemble est éclairé par un faisceau lumineux d’intensité I( 益) à la fréquence 益, celui-ci va entraîner des transitions WW et W W. Chacune des premières absorbe un photon du faisceau, tandis que chacune des secondes le renforce d’un photon induit. Le faisceau ne sera donc amplifié que si: B^{W W}N 礪 B^W,W N et, puisque B^{W W} = B^W,W , alors N 礪 N. (On ne tient pas compte, en première approximation, de l’émission spontanée qui, se dispersant dans toutes les directions, ne contribue pas de façon significative à l’intensité d’un faisceau parallèle.)

Un milieu amplificateur doit donc contenir, pour que l’opération soit possible, un nombre suffisant d’atomes dans l’état W . Or la théorie indique que, à une température absolue T, dans un milieu où est établi un équilibre thermique entre matière et rayonnement, les nombres N et N d’atomes, d’énergie respective W et W , sont entre eux dans le rapport:

k étant la constante de Boltzmann:

On peut montrer que, aux températures usuelles, N est, pour les fréquences optiques, toujours très inférieur à N et que, par suite, l’émission stimulée est négligeable en comparaison de l’émission spontanée.

Pour permettre le fonctionnement d’un laser, il faut rendre, au moins temporairement, N supérieur à N (on dit alors qu’on a réalisé une inversion de population). Cette opération a été comparée à un pompage, qui augmente l’énergie d’une masse d’eau en l’élevant au-dessus de son niveau primitif.

Le principe du pompage optique a été indiqué en 1949 par Alfred Kastler ^{[cf. POMPAGE OPTIQUE]}. Dans le premier modèle de laser, dit à trois niveaux, le milieu utile est un cristal de rubis rose (alumine contenant des traces d’ions chrome). Sa couleur, lorsqu’il est éclairé en lumière blanche, résulte d’une absorption de radiations vertes qui fait passer les ions de l’état fondamental W¹ (fig. 2 a) à l’un des états W² d’un ensemble de niveaux excités très voisins; la présence de cet ensemble, remplaçant un niveau unique, permet d’augmenter l’énergie emmagasinée. Au lieu de retourner très vite au niveau W¹ par émission spontanée, cette énergie se trouve en grande partie cédée, du fait de chocs non radiatifs, à un niveau intermédiaire W³, dont les possibilités d’absorption directe, mais aussi d’émision spontanée W³ 漣 W¹, sont beaucoup plus faibles que pour W² 漣 W¹. Le stockage ainsi réalisé en W³ permet une émission stimulée W³ 漣 W¹.

Dans d’autres cas (laser à quatre niveaux, fig. 2 b), l’émission se produit de W³ vers un niveau W⁴ intermédiaire entre W³ et W¹, qui se vide rapidement vers W¹ et dont la population reste ainsi relativement faible, ce qui permet une émission plus intense.

Cohérence et puissance

Les photons induits ont même direction et même sens de propagation que ceux qui stimulent leur émission. Pour obtenir un nombre suffisant de rencontres avec des atomes excités, il faut que le parcours des photons dans le milieu utile soit assez long, ce qu’on peut obtenir par des réflexions successives. On utilise à cet effet deux miroirs plans parallèles (ou un dispositif équivalent), comme dans l’interféromètre de Pérot et Fabry ^{[cf. INTERFÉRENCES LUMINEUSES]}. L’un de ces miroirs est aussi parfaitement réfléchissant que possible, l’autre légèrement transparent, pour laisser sortir le faisceau qu’on veut utiliser.

Ce dispositif rappelle celui des tuyaux sonores et celui des cavités résonantes utilisées dans la technique des ondes radioélectriques courtes. Des ondes stationnaires s’établissent entre les deux miroirs, dont la distance doit être un multiple entier k de la demi-longueur d’onde. Celle-ci étant ici de l’ordre du micron, k atteint 10⁵ ou 10⁶, et les ondes qui se stabilisent suivant la normale au miroir peuvent correspondre à un certain nombre de modes (valeurs diverses de k ) à l’intérieur de la largeur spectrale de la lumière de longueur d’onde. Cette largeur qui caractérise l’émission spontanée correspond, pour un gaz, à la largeur Doppler due à l’agitation thermique des atomes, pour les liquides ou solides, à une largeur déterminée par les actions intermoléculaires. Lorsque l’émission stimulée a lieu, la largeur des raies laser que l’on désignera par 嗀凞 est beaucoup plus petite que celle d’une source de lumière naturelle. La monochromaticité d’une raie laser – surtout d’un laser à gaz – est d’un degré de finesse que n’atteignait aucune des sources de lumière monochromatique précédemment connues. Un laser donné peut être multimodes. Il émet alors simultanément sur plusieurs modes voisins, correspondant chacun à un ordre d’interférence entier k , ces différents ordres étant situés à l’intérieur de la largeur d’émission spontanée. Il peut, dans certaines conditions, être monomode et ne donner lieu qu’à une raie laser unique située alors au voisinage du centre de la raie d’émission spontanée.

La largeur spectrale 嗀凞 n’est jamais nulle, car les niveaux d’énergie W et W subissent des fluctuations, mais elle est très petite: alors qu’il n’y a aucune relation de phase permanente entre les ondes émises spontanément par des atomes excités, l’émission induite se trouve en accord de phase avec celle qui la stimule (autrement dit, l’émission stimulée est très monochromatique). Elle se fait donc par trains d’ondes beaucoup plus longs que ceux des autres sources de lumière (ce qui la rapproche du fonctionnement des oscillateurs radioélectriques). On dit qu’elle présente une grande cohérence longitudinale (ou encore temporelle, cet adjectif traduisant la durée des trains d’ondes).

Deux faisceaux de longueur d’onde et de largeur spectrale, issus d’un même point et ayant parcouru des chemins optiques différents de d , ne peuvent produire des franges d’interférences d’ordre p = d / que si leur «coefficient de finesse»/ 嗀凞 est supérieur à p . Ce rapport, de l’ordre de 10⁷ pour les radiations «naturelles» les plus fines, peut être des millions de fois plus grand pour les lasers.

La lumière de ceux-ci a, en outre, une très grande cohérence transversale (ou spatiale), ce qui signifie que des points situés normalement à la direction de propagation, à une certaine distance l’un de l’autre (plusieurs millimètres ou même davantage), sont encore en accord de phase et peuvent donner lieu à des interférences, contrairement à ce qui se passe pour les autres sources. Il sort ainsi d’un laser à miroirs plans dans la direction normale à ceux-ci une onde plane cohérente, l’ouverture du faisceau étant parfois réduite au minimum qu’imposent les phénomènes de diffraction. Cette directivité favorise une transmission de la lumière à grande distance.

Les lasers à rayonnement continu n’émettent, en général, qu’une puissance relativement faible: ce n’est qu’une petite fraction de la puissance fournie au dispositif de pompage. La plus grande part de l’énergie perdue est tranformée en chaleur dans la matière active. Pour limiter l’échauffement de celle-ci, et surtout pour obtenir (pendant des temps courts) une puissance libérée plus grande, on opère par impulsions en produisant le pompage optique par éclairs successifs; mieux encore, on supprime temporairement l’une des réflexions, puis on la rétablit brusquement quand le pompage a accumulé, au niveau voulu, une population très accrue d’atomes excités (lasers déclenchés). Un moyen d’y parvenir consiste à utiliser une cellule de Pocket pour interdire ou permettre la transmission en lumière polarisée. On a pu ainsi, avec des lasers au néodyme (cf. infra ), produire des émissions dépassant 10¹⁰ watts pendant quelques nanosecondes (10 size=1^漣9 s).

L’émission comporte en général un certain nombre N d’oscillations sur des modes voisins; certains dispositifs assurent entre ceux-ci un couplage qui transforme ces N vibrations indépendantes d’amplitude A, donc de puissance A², en une seule vibration de durée N fois moindre, mais d’amplitude NA, donc de puissance ²A². On a atteint ainsi 10¹³ watts pendant 10 size=1^漣13 s (lasers à modes synchronisés).

Les cavités et les modes lasers

Nous avons vu comment, pour assurer à l’onde lumineuse un nombre suffisant de rencontres avec les atomes excités, on lui faisait décrire des aller et retour successifs dans le milieu amplificateur en plaçant celui-ci entre deux miroirs. Cet ensemble constitue ce que l’on nomme, par analogie avec les cavités résonnantes utilisées en hyperfréquence, la «cavité» du laser, et la présence de cette cavité confère à la lumière émise par les lasers plusieurs de ses caractéristiques les plus essentielles, et en particulier la double «cohérence» caractéristique de ces sources: cohérence «temporelle» et cohérence «spatiale».

Les cavités à miroirs plans

Le cas des cavités formées de deux miroirs plans parallèles est particulièrement simple à étudier, puisque cette cavité est identique à l’interféromètre de Pérot et Fabry évoqué plus haut. Cependant, en pratique, l’obtention d’une inversion de population importante est toujours difficile, et l’amplification subie par l’onde lumineuse par unité de longueur est faible. Cela conduit à construire des cavités longues, en séparant beaucoup les miroirs. Or, en même temps, le pompage (optique ou autre) exige généralement que l’une au moins des dimensions du milieu amplificateur soit faible. Ce double impératif conduit à des cavités à la fois longues et étroites, mettant en œuvre des miroirs largement séparés et de faibles dimensions. Mais alors, un phénomène bien connu en optique: la diffraction (cf. LUMIÈRE – Diffraction) provoque, à chaque réflexion de l’onde sur les miroirs, son élargissement. Toute l’onde ainsi renvoyée n’atteint donc pas l’autre miroir, ce qui se traduit par des pertes importantes.

Il est ainsi très difficile de faire fonctionner un laser avec des miroirs plans, et la quasi-totalité des lasers utilisent au moins un miroir sphérique concave qui, à chaque passage de l’onde, la «reconcentre» et réduit ainsi très fortement les pertes par diffraction.

Les cavités à miroirs sphériques

On montre que les cavités à miroir(s) sphérique(s) favorisent, tout comme les cavités à miroirs plans, certaines ondes, qui en sont les modes.

Mais ces modes ne sont plus les ondes planes se propageant en faisceaux parallèles, caractéristiques des miroirs plans (ou de l’interféromètre de Pérot et Fabry). Ce sont des faisceaux dits «gaussiens», caractérisés par le fait que, à l’intérieur de leurs sections, l’amplitude du champ lumineux E obéit à une loi qui, dans le cas le plus simple (mode «fondamental» ou «axial»), est une loi de Gauss (d’où leur nom):

r étant la distance à l’axe, où le champ passe par un maximum E⁰, w mesure le rayon de la section transversale, puisque E tombe à 1/e ² de sa valeur au centre lorsque r = w . En fonction de la propagation, w varie comme le montre la figure 3. On note que, de part et d’autre d’une section de diamètre minimal 2 w ⁰, appelée le «col» ou la «taille» du faisceau, celui-ci se dilate selon la loi:

z étant la distance à la taille.

Loin de celle-ci, le faisceau gaussien présente la divergence totale: 2/ 神w ⁰. À cet étalement progressif du faisceau gaussien de part et d’autre de la taille correspondent des surfaces d’ondes sphériques, dont le rayon de courbure R, dans la section d’abscisse z , vaut On notera que, pour z = 福⁰ = 神w ²⁰/, R passe par un minimum égal à 2 福⁰.

Modes des cavités à miroirs sphériques et faisceaux gaussiens

C’est l’existence de ces surfaces d’onde sphérique qui fait que les faisceaux gaussiens sont des modes des cavités à miroirs sphériques. En effet, si l’on imagine, dans un faisceau gaussien, deux surfaces d’ondes quelconques remplacées par des surfaces réflectrices, il est aisé de voir que, chacune renvoyant l’onde exactement sur elle-même, celle-ci va osciller indéfiniment entre ces miroirs, en se retrouvant – à une atténuation près – identique à elle-même après chaque aller et retour: or telle est bien la définition d’un mode.

À l’inverse, si l’on se donne deux miroirs de courbure R¹ et R², séparés de d , tout faisceau gaussien possédant, avec ce même écart, deux surfaces d’onde ayant ces courbures R¹ et R² sera un mode de la cavité formée par ces miroirs. On montre que l’on peut toujours trouver un tel faisceau à condition que R¹, R² et d respectent la double condition:

et cela signifie que ces miroirs peuvent alors constituer la cavité d’un laser. L’intérêt des cavités sphériques est leur commodité de réglage et elles sont très utilisées.

Cependant, si le gain de l’amplificateur est élevé, on peut s’affranchir de la condition ci-dessus, en constituant ce que l’on appelle une «cavité instable». Dans celles où l’élimination des modes transverses est facile, le même résultat peut être obtenu en conférant à l’un des miroirs un coefficient de réflexion décroissant du centre au bord, selon une loi, par exemple, gaussienne (cavité à miroir gaussien).

Mode fondamental et modes d’ordre supérieur

La condition définie ci-dessus étant respectée, on montre qu’il existe non pas un seul faisceau gaussien s’inscrivant entre les deux miroirs, mais une triple famille. La première correspond aux faisceaux décrits ci-dessus avec des longueurs d’onde telles que (k + 1/2) = 2d , k étant un entier quelconque. Chacun de ces faisceaux est un mode fondamental de la cavité (du reste, une condition analogue définissait – en ondes planes – les modes du laser à miroirs plans).

Les deux autres familles de modes, tout en conservant des surfaces d’ondes sphériques comme les premiers, ont une répartition du champ lumineux qui n’est plus gaussienne, mais présente une variation beaucoup plus complexe, avec une ou plusieurs annulations du champ selon chaque coordonnée. Ces modes, plus divergents que les modes fondamentaux, sont dits «modes d’ordre supérieur» ou «modes transverses». Dans tous les cas, les vecteurs champs électrique et magnétique des modes sont transverses à la direction de propagation. C’est pourquoi, par analogie avec les hyperfréquences, on les note TEM^ij (TEM pour transverse électrique magnétique). Les indices i et j , nombres d’annulations du champ d’action selon x et y dans une section du faisceau, sont les «ordres» de chaque mode. On a ainsi les modes TEM 00, 01, 10, 11, 20, 21... (photo 1), le mode fondamental étant le mode TEM 00.

Généralement, les modes d’ordre supérieur présentent plus de pertes que les modes axiaux et n’entrent en oscillation que lorsque le pompage est très intense. Néanmoins, c’est souvent ainsi que les lasers sont utilisés, et ces modes peuvent alors être gênants car ils contribuent, du fait de leur divergence supérieure à celle des TEM 00 (on le constate sur la photo 1), à élargir le faisceau émis. On peut généralement les supprimer en mettant à profit, précisément, cette divergence: un diaphragme disposé dans la cavité les affaiblit fortement, tout en n’atténuant que peu les modes axiaux, et l’on peut, par ce moyen, ne conserver que ceux-ci.

Des méthodes plus élégantes font appel, comme exposé ci-dessus, aux cavités instables, ou à «miroir gaussien». Dans tous les cas, on réalise un laser dit «monomode transverse».

Principaux types de lasers

Les lasers à cristaux

Les recherches qui se poursuivent activement font apparaître fréquemment des modèles nouveaux, de performances améliorées.

On a donné ci-dessus le principe du laser à trois niveaux, à cristal de rubis rose, qui fut réalisé en premier lieu par T. H. Maiman (1960). L’excitation résulte d’une décharge dans un tube à néon enroulé en hélice autour du cristal (fig. 4). Celui-ci, d’une longueur de quelques centimètres, a ses faces terminales (dont le diamètre est de quelques millimètres) planes, parallèles, et recouvertes de couches très réfléchissantes (l’une d’elles ayant cependant un facteur de transmission de quelques centièmes). La longueur d’onde émise est de 694,3 nm (rouge extrême) à la température ordinaire.

Un autre cristal particulièrement intéressant est le grenat d’yttrium et d’aluminium (Y³Al⁵¹²), en abrégé Y.A.G., contenant en faible quantité du néodyme, qui est l’atome «actif». Alors que le rubis est un corps à trois niveaux, le néodyme met en jeu le pompage à quatre niveaux de la figure 2 b. De ce fait, la puissance requise pour le pompage est plus faible, et le rendement peut atteindre 3 p. 100, soit plus de dix fois celui du laser à rubis. L’émission du néodyme a lieu dans le proche infrarouge, à 1,06 猪m.

Pour le reste, la constitution des lasers à néodyme dans le Y.A.G. est comparable à celle des lasers à rubis, au point que certains systèmes laser peuvent recevoir indifféremment (avec éventuellement un changement de miroirs) un barreau de rubis ou de néodyme.

En ce qui concerne les énergies maximales émises, elles sont sensiblement proportionnelles au volume des barreaux, pouvant atteindre une centaine de joules à chaque éclair de pompage pour les plus gros rubis (face=F0019 歷 = 2 cm, L = 20 cm), et une cinquantaine de joules pour les plus gros cristaux de Y.A.G. (face=F0019 歷 = 2 cm, L = 10 cm). Il faut, bien entendu, que l’énergie fournie à la lampe éclair de pompage soit suffisante. La durée de l’émission laser dépend de celle du pompage. Elle est typiquement du même ordre (quelques millisecondes). Pendant ce temps, l’intensité émise n’est généralement pas uniforme, mais se présente plutôt comme une suite d’impulsions irrégulières (photo 2).

Le néodyme dans le Y.A.G. présente cependant un autre mode de fonctionnement: en effet, grâce au rendement de pompage relativement élevé, une émission continue est possible, à condition de pomper en continu, et de refroidir très énergiquement le cristal (et la lampe de pompage). On a pu ainsi engendrer, avec les plus gros cristaux, près de 1 kW en continu. Par ailleurs, on a évoqué plus haut le fonctionnement «déclenché» des lasers, obtenu, par exemple, lorsqu’une cellule de Pocket est intercalée entre l’amplificateur et l’un des miroirs. Les lasers à rubis et à néodyme se prêtent particulièrement bien au fonctionnement déclenché. Si les énergies émises ne sont qu’environ le dixième de ce que le même cristal fournirait en fonctionnement normal, la durée de l’émission est ramenée à quelques dizaines de nanosecondes seulement (fig. 5), ce qui conduit à des puissances considérables.

Les lasers à solides non cristallins

Bien que les milieux cristallins soient généralement les plus favorables à la réalisation de matériaux amplificateurs, ils présentent l’inconvénient d’être difficiles à fabriquer en grandes dimensions. Cela a conduit à rechercher des solides non cristallins, dont plusieurs se sont révélés capables de constituer des milieux amplificateurs. L’un des plus utilisés est le verre contenant une faible quantité de néodyme. Si les seuils de fonctionnement laser sont, à taille donnée, bien plus élevés que dans le Y.A.G., on sait, par contre, fabriquer avec le verre des lasers de gros volume (utilisant, par exemple, des barreaux de verre de 1 m de long et de 10 cm de diamètre), et c’est avec de tels lasers que l’on obtient les puissances les plus fortes que l’homme sache engendrer (cf. infra ).

Les lasers à gaz

Les lasers à gaz, bien que ne différant pas dans leur principe des autres types de lasers, présentent un certain nombre de caractéristiques qui leur donnent un intérêt particulier. Grâce à la nature même de l’état gazeux, l’amplification peut être obtenue par toute une variété de procédés d’excitation, qui sont employés seuls ou conjointement: décharges électriques, détente, pompage optique, réactions chimiques, etc.

La possibilité d’une inversion de population entre deux niveaux quantiques dépend de façon cruciale des vitesses de transfert des populations moléculaires ou atomiques dans l’ensemble des niveaux du système. Ces vitesses sont liées en partie aux interactions interatomiques ou intermoléculaires qui, dans le cas des gaz, dépendent essentiellement de la fréquence des collisions et de la nature des espèces moléculaires ou atomiques. L’expérimentateur est maître de ces paramètres puisqu’il peut choisir la température, la pression et la composition du gaz dans de larges limites.

L’excitation porte le gaz hors de l’état d’équilibre thermodynamique et, si les paramètres sont convenablement choisis, l’inversion de population apparaît parmi quelques-uns des nombreux niveaux quantiques des espèces constituant le gaz. En fait, un nombre considérable (plusieurs milliers) de raies d’émission laser ont été obtenues pour une soixantaine de gaz ou vapeurs, dans un domaine spectral s’étendant de l’ultraviolet à l’infrarouge lointain.

Dans les gaz à basse pression, les raies d’émission ont une largeur spectrale très réduite, et il est possible de stabiliser la fréquence de l’émission laser à l’intérieur de ces raies avec une précision inégalée, d’où l’importance que ces lasers viennent d’acquérir en métrologie.

Le renouvellement rapide du gaz et son homogénéité permettent d’obtenir, dans certains cas, des puissances continues bien plus considérables que dans tous les autres types de lasers, et déjà de nombreuses applications industrielles commencent à apparaître, telles que découpage de tôle, fusion de matières réfractaires, microsoudure, etc.

En bref, les lasers à gaz se distinguent par leur nombre élevé de raies disponibles, leur puissance continue et leur stabilité en fréquence.

L’effet laser est obtenu entre les niveaux quantiques de molécules, d’atomes ou d’ions constituant le gaz, ou la vapeur, placé entre les deux miroirs du résonateur optique. Les transitions entre niveaux électroniques, dans ces trois types d’espèces, donneront lieu à des émissions laser situées généralement dans l’ultraviolet et le visible, quelquefois dans le proche infrarouge. Les transitions entre niveaux de vibration-rotation des molécules donneront lieu à des émissions dans l’infrarouge moyen et lointain entre 3 猪m et 300 猪m (cf. tabl. 1). Décrivons les différents types de lasers à gaz.

Lasers fonctionnant sur des transitions électroniques

L’excitation du milieu gazeux dans les lasers fonctionnant entre des niveaux électroniques est obtenue par trois principaux moyens: décharge électrique dans le gaz, illumination par un rayonnement ultraviolet donné par une lampe éclair, faisceau d’électrons en impulsions brèves. Les mécanismes de fonctionnement de ces lasers sont très variés et pas toujours bien connus.

Le laser à hélium-néon, premier laser à gaz, découvert par A. Javan, est l’un des plus employés dans les applications pratiques. Ce laser émet de nombreuses raies, situées dans le visible et le proche infrarouge, sur des transitions électroniques du néon excité par un transfert d’énergie à partir de l’hélium.

Les deux transitions laser les plus intenses se situent l’une dans le rouge à 0,6328 猪m, l’autre dans l’infrarouge à 3,39 猪m (fig. 6 a). Les électrons libérés par la décharge électrique portent les atomes d’hélium sur l’état électronique noté par les spectroscopistes 2¹S^o. C’est un état métastable, c’est-à-dire que les atomes ne peuvent redescendre directement à l’état de base. Par contre, lors d’une collision d’un atome d’hélium excité avec un atome de néon, il peut s’effectuer un échange d’énergie : l’atome d’hélium descend à l’état fondamental et l’atome de néon est porté au niveau ³S² dont l’énergie est voisine du niveau de l’hélium (transfert résonant). Les niveaux les plus bas ³p ⁴ et ²p ⁴ se dépeuplent plus rapidement que le niveau le plus haut ³S², principalement par collision sur les parois du tube, de sorte qu’il s’établit une inversion de population donnant lieu à l’effet laser.

Une catégorie importante de lasers est représentée par les lasers à excimère . Un excimère est une molécule qui n’est stable que dans un état électronique excité. Un exemple en est donné par les halogénures de gaz rares comme les fluorures de krypton KrF ou de xénon XeF. L’excitation est réalisée par une décharge électrique ou un faisceau d’électrons dans un mélange de gaz rare et d’halogène, du fluor par exemple. Le fluor est décomposé en atomes qui réagissent sur les atomes de gaz rare excité pour former la molécule d’excimère. L’effet laser a lieu sur les transitions entre l’état excité stable et l’état de base dissociatif. L’inversion de population est donc très facilement réalisée, puisque l’état d’arrivée de la transition est très rapidement dépeuplé par dissociation de la molécule. Cette circonstance permet à ce type de laser d’atteindre des rendements énergétiques relativement élevés (jusqu’à 10 p. 100).

Un autre type de laser s’est révélé capable de fournir en impulsion des énergies considérables: le laser à iode atomique. Le principe en est le suivant: les iodures organiques du type R-I, où R est un radical aliphatique complètement fluoré, sont décomposés par le rayonnement ultraviolet d’une lampe éclair au xénon en donnant des atomes d’iode dans l’état électronique excité ²P^1/2. Ces atomes retournent à l’état de base ²P^3/2 par la transition optique ²P^1/22P^3/2 très lente lorsqu’elle est spontanée mais qui donne lieu à une émission laser très intense dans l’infrarouge proche de 1,315 猪m. Des impulsions laser transportant une énergie de 60 joules en 1 nanoseconde ont pu être obtenues avec ce type de laser.

Lasers fonctionnant sur des transitions de vibration-rotation

Un exemple important de laser fonctionnant sur des transitions de vibration-rotation est donné par le cas des lasers à C²-².

Le gaz carbonique (CO²) possède trois modes de vibration, désignés par 益¹, 益², 益³, ^{[cf. SPECTROSCOPIE]}. L’énergie vibrationnelle dans chacun de ces modes est quantifiée suivant des niveaux de vibration, eux-mêmes subdivisés en niveaux de rotation. La molécule d’azote ² ne possède évidemment qu’un mode de vibration, et son premier niveau de vibration ( 益 = 1) est très voisin du premier niveau, noté 0 0 ⁰ 1, du mode 益³ de C² (fig. 6 b).

Une décharge électrique dans le mélange gazeux libère des électrons qui, par arrachement aux molécules C² et ² et retour à l’état neutre, excitent leurs niveaux de vibration. Or les modes 益¹ et 益² de C² se désexcitent par collision beaucoup plus rapidement que le mode 益³ et que celui de ². Il s’ensuit une inversion de population entre le niveau 0 0 ⁰ 1 du mode 益³ et les niveaux 0 2 ⁰ 0 ou 1 0 ⁰ 0 des modes 益¹ et 益², d’où l’émission de nombreuses raies laser sur les transitions de vibration-rotation correspondantes, vers 10 猪m. La puissance de ce type de laser est considérablement augmentée si l’on ajoute de l’hélium au mélange. L’hélium a un double rôle : il désexcite par collision moléculaire les niveaux d’arrivée 1 0 ⁰ 0 et 0 2 ⁰ 0 des transitions laser et favorise l’évacuation de la chaleur vers les parois du tube grâce à sa grande conductibilité thermique. Ce type de laser a un excellent rendement (de l’ordre de 20 p. 100), et la puissance d’émission peut atteindre couramment 500 watts. Des puissances de l’ordre de 500 kilowatts ont été atteintes par détente du gaz préalablement porté à haute température. La détente dans une tuyère «gèle» l’excitation vibrationnelle tandis que la température de translation s’abaisse fortement. On obtient ainsi un déséquilibre thermodynamique considérable.

À l’intérieur de chaque raie du laser à C², la plage d’accord de l’émission laser est faible, de l’ordre de quelque 10⁷ hertz, car la pression du gaz n’est pas assez forte pour élargir les raies par les collisions moléculaires. Pour certaines applications, notamment en spectroscopie, il est utile d’étendre cette plage d’accord en augmentant la pression du gaz. Cependant, en régime continu, une décharge électrique dans un gaz à pression élevée dégage beaucoup de chaleur qui détruit les conditions nécessaires à l’établissement d’une inversion de population. L’évacuation de cette chaleur peut néanmoins être réalisée par les parois de tubes laser à section très étroite, de l’ordre du millimètre carré. Ces lasers sont appelés lasers capillaires ou lasers guides d’ondes . Des lasers guides d’ondes ont pu permettre une plage d’accord allant jusqu’à 10⁹ hertz sur chaque raie.

L’excitation peut être obtenue par des décharges électriques très brèves et très intenses dans le gaz à pression atmosphérique, entre des électrodes rapprochées de quelques centimètres et placées longitudinalement dans le tube. Ce type de laser, le T.E.A. laser (transversely excited atmospheric laser ), est capable de fournir des impulsions de quelques nanosecondes avec une puissance de plusieurs watts, la puissance crête atteignant 10¹⁰ watts. Ces performances rivalisent avec celles des lasers solides au néodyme, et les études sur ce laser sont poursuivies activement, notamment afin d’obtenir la fusion nucléaire contrôlée.

Par suite de la pression élevée utilisée dans le T.E.A. laser, la plage d’accord de fréquence peut atteindre 10¹⁰ hertz sur chaque raie. Il a même été possible d’utiliser des pressions allant jusqu’à 2.10⁶ pascals. Dans ces conditions, les différentes transitions de vibration-rotation sont suffisamment élargies pour se recouvrir entièrement, et les émissions laser peuvent être accordées sur n’importe quelle longueur d’onde entre 9 et 13 猪m.

Certains lasers moléculaires à H²O (molécules d’eau) ou à HCN (acide cyanhydrique) émettent dans l’infrarouge lointain. Ils sont également excités par des décharges électriques. Leur technologie et leur principe de fonctionnement sont semblables à ceux des lasers à C². Cependant, leur puissance est très inférieure.

Les lasers chimiques

Les lasers chimiques constituent une catégorie de lasers dont l’étude a fait l’objet d’un grand nombre de travaux. L’énergie nécessaire au fonctionnement du laser est fournie par une réaction chimique effectuée au sein du mélange gazeux dans le tube laser. Les produits de réaction sont excités sur des niveaux de vibration et peuvent donner lieu à l’effet laser, soit directement, soit par l’intermédiaire d’un transfert à une autre molécule, comme celle de C². On a souvent besoin d’un apport d’énergie électrique non négligeable pour préparer la réaction, par exemple pour former des atomes d’oxygène à partir de l’oxygène moléculaire. Un exemple de laser chimique est donné par le laser à acide fluorhydrique HF dont le principe est le suivant: la réaction dans un mélange d’hydrogène et de fluor à basse pression est déclenchée par une décharge électrique, ou par un éclair lumineux qui libère par dissociation des atomes de fluor et d’hydrogène. Ceux-ci sont constamment régénérés par les réactions:

Les molécules d’acide fluorhydrique sont formées dans des états vibrationnels excités et donnent lieu à l’effet laser entre deux niveaux de vibration.

Signalons que des lasers ont pu fonctionner sur les molécules d’acide chlorhydrique HCl et de fluorure de deutérium DF par une excitation purement chimique, sans apport d’énergie électrique. Des puissances de 2 MW ont ainsi été atteintes.

Les lasers à liquides et les lasers à colorants

Pour différentes raisons, les liquides ne se sont pas révélés être de très bons amplificateurs laser, à l’exception notable de certains qui sont tous des colorants organiques. C’est donc surtout de ceux-ci que nous parlerons, et cela d’autant plus qu’ils présentent le gros intérêt d’être accordables, c’est-à-dire que l’on peut, contrairement à la plupart des autres lasers, en régler la longueur d’onde d’émission dans une plage étendue. Découverts en 1966, ces lasers ont bouleversé les méthodes de la spectroscopie tant par leurs performances que par les nouvelles techniques qu’ils ont permis de mettre en œuvre.

Dans les montages usuels, les colorants sont dilués dans des solvants liquides où ils sont excités par absorption de la lumière. Comme dans de nombreux systèmes lasers, le gain et, du même coup, la possibilité d’oscillation sont liés à la réalisation d’une inversion de population. Les molécules de colorants comportent le plus souvent un nombre important d’atomes, ce qui rend leur spectre d’émission ou d’absorption extrêmement complexe à analyser dans le détail. Elles sont le siège de nombreux mouvements de vibration et de rotation, qui se traduisent par l’apparition de niveaux d’énergie caractéristiques, en quantité d’autant plus grande que la molécule est plus complexe. Pour toutes les molécules de colorants, ces niveaux forment un continuum pour chaque niveau électronique (fig. 7). Pour simplifier, on peut considérer pratiquement qu’elles se trouvent toutes dans l’état (noté 1 sur la figure) de plus basse énergie. En présence d’un rayonnement lumineux de fréquence 益 appropriée, les molécules peuvent absorber un quantum d’énergie h 益 et être excitées dans un état (noté 2) de S¹, tel que h 益 = E² 漣 E¹ = E. Or ces niveaux (du type 2) ont une durée de vie extrêmement brève, de l’ordre de quelques picosecondes (10 size=1^漣12 s), et les molécules relaxent très rapidement vers le niveau vibrationnel (noté 3) le plus bas de S¹, par une transition non radiative. La durée de vie du niveau 3 est d’une dizaine de nanosecondes (10 size=1^漣9 s) environ, de sorte que, si le pompage lumineux à la fréquence v est suffisamment intense, de nombreuses molécules pourront être accumulées dans l’état 3 et présenter une inversion de population avec l’un quelconque des états (noté 4) de S⁰, à l’exclusion de l’état 1. Cette possibilité de gain permet d’envisager une oscillation laser entre les niveaux 3 et 4, par un processus typique du laser à quatre niveaux. De la même façon qu’entre les états 2 et 3, les molécules relaxent très rapidement du niveau 4 vers 1, et le cycle peut recommencer. L’absorption ayant lieu entre l’état 1 de S⁰ et les états de S¹, le spectre correspondant s’étend sur un domaine caractérisé par la largeur de S¹; l’émission (la fluorescence) ayant lieu à partir du niveau 3 vers les états de S⁰, le spectre qui lui correspond s’étend sur un domaine caractérisé par la largeur de S⁰. L’émission correspond, en moyenne, à des différences d’énergie plus petites que pour l’absorption, et le spectre d’émission se trouve, par conséquent, décalé par rapport au spectre d’absorption vers les grandes longueurs d’onde: ainsi, l’oscillation laser n’est obtenue que pour les longueurs d’onde de fluorescence qui ne sont pas réabsorbées par les molécules. Comme dans les autres lasers, elle s’obtient en enfermant le milieu amplificateur dans une cavité optique résonnante. Comme elle peut avoir lieu sur un assez grand intervalle spectral, elle s’accroche en fait à la fréquence optique pour laquelle la courbe de gain présente un maximum. La largeur en fréquence de la courbe de fluorescence est de nature essentiellement homogène, ce qui se traduit par une tendance des molécules émettrices à coopérer et, par suite, conduit à ce que la plus grande partie de l’énergie d’excitation stockée soit restituée dans une raie d’émission unique. Pour déplacer cette fréquence, il suffit de modifier la courbe de gain en utilisant, par exemple, des éléments disperseurs à l’intérieur de la cavité, comme des prismes ou des réseaux, ou encore des filtres biréfringents. Si l’on veut n’obtenir l’oscillation que sur un mode unique de la cavité, il faut utiliser des filtres encore plus efficaces constitués par des interféromètres. Ces oscillateurs lasers fonctionnent les uns par impulsions, les autres en régime continu. Les premiers sont excités (pompés) soit par des lampes à éclairs, soit par des lasers pulsés à rubis, à néodyme, à azote, à excimères; les seconds sont pompés par des lasers continus à gaz ionisé, argon ou krypton (photo 3). L’amélioration continuelle des performances de ces lasers a conduit à un développement technologique récent de laser à colorant continu en anneau, dans lequel on n’a plus affaire à des ondes stationnaires mais à une onde progressive que l’on oblige à choisir un sens de propagation. Les développements les plus prometteurs concernent la recherche de colorants nouveaux permettant d’élargir la gamme de longueurs d’onde déjà disponible et qui s’étend continûment depuis le proche ultraviolet (340 nm) jusqu’au proche infrarouge (1 000 nm). Les familles de colorants les plus connues sont les coumarines, les xanthènes, les cyanines, etc. Les puissances lumineuses disponibles sont très variables selon les types de lasers, les colorants, les solvants, les dilutions, les intensités de pompage, etc. On a pu obtenir avec les colorants les plus efficaces (par exemple la rhodamine 6G) jusqu’à 30 p. 100 de conversion de l’énergie de pompage. Une variété particulièrement intéressante de lasers à colorants fonctionnant par impulsions est constituée par les lasers à modes couplés (ou bloqués) qui délivrent des trains d’impulsions séparés par le temps d’un aller et retour dans la cavité ( 福 = 2L/c ), chaque impulsion ayant une durée de 1/ v de l’ordre de la picoseconde où v représente la largeur de la courbe de gain. De tels lasers picosecondes à colorants, fonctionnant en régime continu comme en excitation périodique, sont particulièrement adaptés aux expériences de spectroscopie résolue en temps et, de façon générale, aux études de phénomènes à relaxation très rapide. Récemment un tel laser, mettant en œuvre une cavité en anneau, a émis des impulsions de 70 . 10 size=1^漣15 seconde.

Nous allons maintenant décrire d’autres lasers qui, comme les lasers à colorants déjà décrits, présentent l’intérêt d’être accordables: lasers à centres colorés, lasers paramétriques et, enfin, diodes lasers à semi-conducteurs et lasers Raman.

Notons d’ailleurs que, hormis les lasers accordables à proprement parler, les lasers offrent de nombreuses possibilités d’émettre de la lumière cohérente à des longueurs d’ondes diverses, en utilisant, notamment, les phénomènes non linéaires de conversion de fréquence décrits plus loin. Mais ces procédés requièrent de grandes puissances lumineuses; en outre, ils ne permettent pas de couvrir le même spectre qu’avec les lasers accordables (fig. 8).

Les lasers à centres colorés

Bien que les principes qui président à l’obtention d’une inversion de population soient très spécifiques dans le cas de cristaux qui présentent des centres colorés, on peut trouver de nombreuses analogies avec les molécules de colorants organiques. Il s’agit en particulier de systèmes à quatre niveaux; en outre, la nature de l’élargissement de la bande d’émission (luminescence) est essentiellement homogène. Les puissances lumineuses nécessaires au pompage de ces lasers sont relativement modestes, environ trente fois moindres que celles requises pour les colorants les plus efficaces: en tenant compte des pertes de cavité, on est conduit pratiquement à des taux de conversion de l’ordre de 2 à 3 p. 100.

Les centres colorés (ou centre F , de l’allemand Farbzentrum ), qui donnent lieu à une oscillation laser continue et accordable sur une large bande spectrale, sont créés dans des cristaux d’halogénures d’alcalins, dopés d’ions étrangers constitués par un autre métal alcalin. Les exemples les plus typiques sont donnés par des cristaux de chlorure de potassium dopés avec du lithium ou avec du sodium, ou encore par les cristaux de chlorure de rubidium dopés au lithium ou au sodium. Les centres F , dont il est question, proviennent tous de la vacance d’un anion dans le cristal, vacance dans laquelle un électron vient se piéger. L’électron ainsi fixé peut être excité optiquement par absorption d’un photon à partir de l’état fondamental de type s jusqu’au premier état excité de type p . Cependant, le système dans cet état excité est fortement instable et relaxe très rapidement (en quelques picosecondes) vers un état d’énergie inférieure, qui correspond à un réarrangement géométrique des ions autour de la vacance, donc sans émission lumineuse; en configuration relaxée, il émet un photon qui le désexcite et provoque de nouveau un réarrangement des ions entourant la vacance qui le ramène de façon non radiative vers l’état fondamental (fig. 9). Suivant la nature du centre F , il est possible ou non d’observer une inversion de population efficace entre les niveaux de la configuration relaxée, et d’obtenir un gain sur cette transition. On distingue généralement les centres F ^A et les centres F ^B, et, parmi eux, ceux du type I (à une vacance) et ceux du type II (à deux vacances en position relaxée). Seuls les centres F du type II donnent un effet laser. Dans les centres F ^A, l’un des six ions métalliques qui entourent la vacance est un ion étranger. Les centres F ^A de type II relaxent après une excitation optique, en une configuration de vacance à double puits de potentiel (schématisée figure 9). Dans les centres F ^B, deux des six ions entourant la vacance sont des ions étrangers. On obtient de tels centres en dopant le cristal en ions étrangers à de plus fortes concentrations.

D’une façon générale, la technologie de ces lasers est très semblable à celle qui est utilisée pour les lasers à colorants. Ils couvrent, pour le moment, la région du proche infrarouge située entre 2 et 3 猪m, mais l’espoir est grand de voir de nouveaux types de centres colorés (centres F ², par exemple) qui permettraient d’étendre le domaine jusque vers 0,9 猪m pour les petites longueurs d’onde et 4 猪m pour les grandes.

Les lasers paramétriques

Contrairement à de nombreux oscillateurs lasers, le gain dans un oscillateur paramétrique n’a pas son origine dans une inversion de population entre des niveaux atomiques ou moléculaires. Il provient de l’interaction entre des champs électromagnétiques et un milieu optique non linéaire. D’une façon très générale, lorsqu’un système physique (mécanique ou électronique) est soumis à une excitation périodique de fréquence v , il suscite la génération d’harmoniques de cette fréquence dès lors que le signal de réponse du système est une fonction non linéaire du signal d’entrée. Ainsi, dans un milieu optique, si un champ fort (champ de pompage) de fréquence v^p interagit avec un champ plus faible (champ signal) de fréquence v^s , un nouveau champ est induit à la fréquence vⁱ , telle que vⁱ = v^p 漣 v^s . On peut dire encore que l’onde de fréquence v^p module le paramètre caractéristique du milieu qu’est la susceptibilité linéaire, et induit un couplage avec l’onde de fréquence v^s . Mais ce champ vⁱ interagit à son tour avec le champ de pompage, ce qui accroît le champ signal: c’est le processus de l’amplification paramétrique qui accroît les champs aux fréquences v^s et vⁱ au détriment du champ de pompage. La relation v^p = v^s + vⁱ exprime simplement la conservation de l’énergie.

Il est possible de calculer le gain pour chacun des champs de fréquence v^s et vⁱ . On trouve que ce gain est maximal lorsque 轢k^p = 轢k^s + 轢kⁱ ; cette relation (condition d’accord de phase) exprime la conservation de l’impulsion (k = 2 神nv /c ; n : indice du milieu; c : vitesse de la lumière dans le vide). Lorsque cette condition est satisfaite, les trois ondes se propagent dans le milieu sans changement de leur phase relative initiale. La condition d’accord de phase peut être remplie en tirant parti des propriétés de biréfringence du milieu, soit que la propagation des ondes se fasse de manière colinéaire, soit non colinéaire (fig. 10).

Pour obtenir un oscillateur paramétrique, il suffit de placer le cristal non linéaire dans un résonateur optique exactement semblable à ceux utilisés pour les lasers usuels. Ces résonateurs peuvent être résonnants soit pour l’onde signal seule, soit pour les deux ondes v^s et vⁱ à la fois. Le balayage en fréquence d’un tel oscillateur s’effectue en agissant simultanément sur un paramètre physique du cristal non linéaire (température, orientation), de manière à modifier la condition d’accord de phase, et sur la longueur du résonateur.

Les matériaux utilisés dans des oscillateurs paramétriques sont principalement: le phosphate de potassium di-hydrogène (KDP), le phosphate d’ammonium di-hydrogène (ADP), l’arséniate d’ammonium di-hydrogène (ADA), l’iodate de lithium (LiIO³), le niobate de lithium (LiNbO³), le niobate de baryum-sodium (Ba²NaNb⁵¹⁵); les trois premiers couvrent le domaine du proche ultraviolet et du visible, les trois autres celui du visible et de l’infrarouge proche et moyen. Au total, il est possible de couvrir pratiquement tout le spectre entre 0,25 猪m et environ 20 猪m. Les lasers de pompage les plus couramment employés sont les lasers à néodyme, à rubis et à colorants. Le mode de fonctionnement le plus répandu est celui par impulsions, mais on a pu montrer la possibilité de fonctionner en régime continu.

Les diodes lasers à semi-conducteurs

Les semi-conducteurs se distinguent des autres milieux actifs en ce qu’ils présentent des transitions radiatives entre des états liés (bande de valence) et des états libres (bande de conduction).

De nombreuses méthodes d’excitation (pompage) ont été utilisées pour obtenir une émission stimulée à partir de semi-conducteurs, qu’il s’agisse d’une excitation optique ou d’un bombardement électronique, ou encore d’une excitation par injection d’un courant dans une jonction p-n polarisée électriquement, etc. Sans entrer dans le détail de ces méthodes, on peut comprendre le mécanisme de cette émission stimulée en décrivant simplement les propriétés spectroscopiques des semi-conducteurs au moyen de deux bandes continues d’énergie: la bande de valence et la bande de conduction, séparées par une bande interdite de largeur E^G. À l’équilibre, seule la bande de valence est peuplée d’électrons, la bande de conduction est vide. Sous l’effet d’une excitation quelconque, un certain nombre d’électrons passent dans la bande de conduction. À une température non nulle, la répartition des porteurs de charges (trous et électrons) a tendance à se diluer dans le matériau, mais il est possible, en supposant que les porteurs de charges d’une bande déterminée sont en équilibre thermique les uns avec les autres, de trouver des conditions pour lesquelles on obtient encore de l’émission stimulée.

Considérons, par exemple, une jonction p-n . Si on applique au système une tension de polarisation convenable V⁰, la barrière de potentiel étant réduite, des électrons de la zone n peuvent passer dans la zone p , où ils effectuent une transition vers un niveau vide de la bande de valence en émettant un photon d’énergie voisine de E^G (ou inférieure à cause des impuretés). On peut aussi avoir une migration des trous vers la région n et une recombinaison avec des électrons, le processus prédominant étant essentiellement déterminé par les densités relatives d’impuretés, les durées de vie des porteurs et leurs mobilités. Mais, dans l’un ou l’autre cas, on peut trouver, pour un potentiel de polarisation V⁰ assez grand, une région active dans le voisinage de la jonction qui présente une inversion de population. Comme cette région est généralement très mince, on obtiendra un gain lumineux maximal sur un parcours raisonnable, dans le plan de la jonction proprement dite. D’où la structure géométrique de la cavité laser correspondant à une diode laser: les faces du cristal sont polies et forment les miroirs de la cavité (fig. 11). En général, les dimensions de la cavité sont si petites (quelques centaines de 猪m) que seul un mode peut osciller. Le domaine d’oscillation est fixé grossièrement par la composition du cristal; le balayage continu et fin de la fréquence est ensuite assuré usuellement, soit par variation du courant de polarisation, soit par variation de la température. De tels systèmes fonctionnent en régime pulsé aussi bien qu’en régime continu. Ils permettent aujourd’hui de couvrir la région du rouge (vers 0,7 猪m) jusqu’à l’infrarouge moyen (vers 35 猪m), mais ne délivrent que des puissances lumineuses moyennes relativement basses, de l’ordre de quelques dizaines à quelques centaines de mW seulement.

Les diodes lasers à semi-conducteurs qui ont été les plus employées sont : arséniure de gallium ou d’indium, antimoniure d’indium, etc., d’une façon plus générale les composés III-V et II-VI, en référence aux colonnes de la classification périodique des éléments (cf. classification PÉRIODIQUE).

Les lasers Raman à retournement de spin

Le principe sur lequel repose le fonctionnement de cette classe de lasers accordables est la diffusion stimulée par des électrons dans un semi-conducteur. Suivant ce principe de base, une lumière incidente de fréquence v^p est diffusée à une fréquence v ^R telle que v ^R = v^p 梁 E/h , selon qu’il s’agit de raies Stokes ou anti-Stokes (cf. effet RAMAN). L’effet Raman à retournement de spin (en anglais: spin flip Raman process ) implique un processus au cours duquel le spin d’un électron de la bande de conduction du cristal semi-conducteur est renversé par rapport à la direction d’un champ magnétique externe B. Dans ce cas, E = g . 猪^B . B, où g est le rapport gyromagnétique effectif de l’électron (qui peut prendre des valeurs élevées dans un environnement cristallin), et 猪 size=1^隣 le magnéton de Bohr. Le balayage en fréquence est alors aisément réalisé par variation continue de l’intensité du champ magnétique B. Ainsi, la grande valeur de g dans les semi-conducteurs (de l’ordre de 50 dans l’antimoniure d’indium) conduit à des domaines de balayage de près de 5 000 gigahertz pour des champs magnétiques allant jusqu’à 100 kilogauss.

Comme on peut l’imaginer, cet effet Raman s’apparente à l’émission lumineuse qu’on obtient dans les cristaux paramétriques et, dans ce cas aussi, il n’est pas nécessaire d’établir une inversion de population pour obtenir un gain lumineux. La condition de conservation de la quantité de mouvement est aisément remplie ici car une partie de la quantité de mouvement incidente est partagée entre un photon et un électron, au lieu d’être partagée entre deux photons; en particulier, on peut choisir d’observer la diffusion Raman stimulée à un angle quelconque avec le faisceau laser de pompage (fig. 12).

On peut montrer théoriquement que la section efficace de diffusion Raman à retournement de spin augmente de façon résonnante lorsque l’énergie des photons de pompage s’approche de la valeur E^G de l’intervalle d’énergie de la bande interdite qui sépare la bande de valence de celle de conduction. Pour cette raison, ces lasers ne fonctionnent actuellement que dans l’infrarouge proche, avec des longueurs d’onde de pompage délivrées par les lasers à monoxyde de carbone (CO) [entre 5,2 et 6,5 猪m] et par les lasers à gaz carbonique (CO²) [entre 9 et 14,6 猪m]. Dans le cas du pompage à 5,3 猪m d’un cristal d’antimoniure d’indium par un laser à CO, le gain lié à la proximité de la longueur d’onde avec l’intervalle de la bande interdite est tel qu’il autorise un fonctionnement en régime continu, tandis qu’à 10,6 猪m le fonctionnement est en régime pulsé.

D’actives recherches sont en cours pour essayer d’étendre ce type de lasers à de nouvelles régions du spectre. Dans cet ordre d’idée, des résultats prometteurs ont déjà été obtenus avec des cristaux de sulfure de cadmium (CdS) dans le visible, en pompant avec une raie bleue intense d’un laser à argon ionisé.

Les lasers stabilisés en fréquence

Caractères de l’émission et de l’absorption

À l’exception des lasers guides d’ondes et T.E.A., la plupart des lasers à gaz fonctionnent avec des gaz sous faible pression, de l’ordre de quelques torrs. Dans ces conditions, les raies d’absorption ou d’émission du gaz présentent un élargissement dû principalement à l’effet Doppler (élargissement dit inhomogène): les molécules sont soumises à l’agitation thermique, elles ont des vitesses réparties suivant une distribution statistique de Maxwell et absorbent ou émettent à des fréquences différentes suivant leur vitesse. Il en résulte que, pour les transitions donnant lieu à une émission laser, la courbe donnant le coefficient d’amplification g du rayonnement en fonction de la fréquence 益 présente un profil Doppler donné par l’équation: