THÈSE Études sur la filamentation des impulsions laser ... - teramobile

Chapitre 1 : État de l’art et cadre théorique
où k = 2π
λ0
est le nombre d’onde, w
0
la largeur du faisceau à
−1 2
e de l’intensité initiale,
P
incidente
la puissance initiale de l’impulsion et P
critique
la puissance critique définie ci-dessus.
Cependant, la lentille de Kerr n’est pas une simple lentille mince en raison de l’effet
cumulatif. Lorsque le faisceau se focalise, l’intensité augmente et la lentille de Kerr devient
plus forte. Sans autre processus limitant, le faisceau finirait par s’effondrer sur lui-même [17].
Dans l’air nous verrons que la défocalisation par le plasma qui résulte de l’ionisation induite
par l’effet Kerr, ainsi que la diffraction naturelle déjà évoquée limitent l’autofocalisation par
l’effet Kerr et évitent l’effondrement du faisceau.
Ionisation de l’air et génération de plasma
A faible intensité, un électron d’un atome dans son état fondamental arrive à s’affranchir de
la barrière coulombienne en absorbant un photon d’énergie ε = hυ
≥ U
i
( Ui
étant le potentiel
d’ionisation) : c’est ce qu’on appelle la photoionisation.
A très haute intensité telles que celles atteintes par les impulsions ultrabrèves, d’autres
processus d’ionisation deviennent possibles pour des photons d’énergies ε = h υ < U .
i
(a)
(b)
Fig. 1.6- (a) Ionisation multiphotonique (b) Ionisation par effet tunnel [15]
Un des processus est l’ionisation multiphotonique (Fig. 1.6-a) où l’atome s’ionise en
absorbant n photons à la fois tel que :
E = nε ≥ U .
Par exemple à 800 nm ( ε =1,55 e. V ), l’oxygène est le premier composant de l’air à s’ioniser
( U i
≈ 12 e.
V ) en absorbant 8 photons [15].
i
16