Corrélation croisée des deux faisceaux

2.2.3.1 Dans un cristal de BBO

Les deux faisceaux doivent être superposés spatialement et temporellement au niveau de la région d’interaction du MBES. Pour des raisons pratiques, il est cependant intéressant de le réaliser d’abord grossièrement à l’air (voir annexeB), typiquement au micron près (le hublot de sortie ainsi que l’air traversés contribuent bien sûr à un décalage temporel entre les deux impul-sions). Pour cela, un miroir métallique à 45° amovible est placé juste avant l’entrée du MBES et permet de récupérer les deux faisceaux qui se focalisent. Ceci permet également d’évaluer les profils spatial et temporel des faisceaux au foyer. Dans le cas de la sonde XUV, c’est l’infrarouge de génération qui est utilisé, en retirant la cellule de génération ainsi que le filtre métallique.

Les faisceaux IR et UV convergents ainsi récupérés sont spatialement superposés à l’aide d’un diaphragme placé au niveau du foyer puis envoyés dans un cristal de BBO pour une mesure temporelle par corrélation croisée. Quand les impulsions IR et UV sont synchronisées, elles gé-nèrent une impulsion dans le domaine visible de longueur d’onde 400 nm par différence de fré-quence 3ω0− ω0= 2ω0(ω0est la pulsation du laser), séparée spatialement des deux premières comme le montre la figure2.5, grâce à la géométrie non colinéaire et à la relation d’accord de phase k_2ω0= k3ω0− k_ω0. Cette séparation spatiale présente un intérêt pratique puisqu’il est pos-sible de mesurer le signal à 400 nm (2ω0) sans avoir à filtrer l’IR (ω0) ou l’UV (3ω0), plus intenses. En suivant l’évolution du signal à 400 nm en fonction du retard entre les impulsions IR et UV, on mesure leur corrélation croisée. Ce signal est détecté avec un spectromètre UV et intégré entre 380 et 434 nm, ce qui donne la courbe noire de la figure2.6. Un ajustement gaussien est effectué et donne une largeur à mi-hauteurτcorr= 149 ± 9 fs.

La relation entre cette valeur et celle de l’impulsion UV est la suivante :

τ2 corr= τ2 IR+ τ2 UV (2.1) donc τUV=qτ2 corr− τ2 IR (2.2)

Il est donc possible d’estimer la durée de l’impulsion UV si l’on connaît celle de l’impul-sion IR. Cette dernière a été mesurée indépendamment par technique FROG avant l’enceinte de génération. Une durée de 31 fs a été obtenue pour une compression optimale à cet endroit. Il est

2.2. Dispositif expérimental

FIGURE2.5 – Image des trois faisceaux divergents après le cristal de BBO. Les faisceaux UV (3ω0) et IR (ω0) sont synchronisés et donnent lieu à la génération d’un troisième faisceau à 2ω0. Les vecteurs d’onde des trois faisceaux sont également représentés.

200 100 0 100 200 300

Retard IR/UV (fs)

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

Signal (u. arb.)

Mesure

Ajustement

gaussien

FIGURE2.6 – Intégrale normalisée du spectre du signal à 2ω0(de 380 à 434 nm) en fonction du retard IR– UV. Un ajustement gaussien est également tracé. Sa largeur à mi-hauteur est de 149 fs. L’origine de l’axe des retards est placée au centre de la gaussienne.

important de remarquer que ce n’est pas exactement cette valeur qui nous intéresse. En effet, c’est la durée au niveau du BBO qui importe et qu’il convient d’estimer. Entre la position de la mesure et celle du BBO se trouvent deux hublots (pour entrer et sortir du vide). Par ailleurs, en optimisant la compression pour les expériences, la dispersion introduite par le hublot d’entrée est en principe pré-compensée. On ne doit donc tenir compte que de la dispersion introduite par

le hublot de sortie. Ce dernier est une lame en UVFS de 4 mm d’épaisseur. La GVD de l’UVFS à 800 nm étant de 36 fs2/mm (refractiveIndex.Info), cela ajoute une dispersion de 144 fs2et allonge ainsi l’impulsion de 31 fs (supposée alors limitée par transformée de Fourier) à 33 fs environ. On obtient donc :

τUV=^p1492− 332= 145 fs (2.3)

On remarque que comme l’impulsion IR est bien plus courte que l’impulsion UV, elle se comporte presque comme une fonction delta dans la corrélation croisée. Ainsi la durée de l’im-pulsion UV est très proche de la durée de la corrélation croisée.

La valeur ainsi extraite correspond à la durée d’impulsion UV au niveau du BBO. Cepen-dant, c’est plutôt la durée au niveau du MBES qui nous intéresse, plus courte car l’impulsion ne traverse pas le hublot de sortie introduisant une dispersion supplémentaire. Pour estimer cette durée, supposons une impulsion UV de durée limitée par transformée de Fourier en sortie de tri-pleur. Son spectre, large de 2 nm comme le montre la figure2.4, permet d’en déduire une durée de 50 fs environ. Cette impulsion traverse un hublot puis une lentille avant d’être focalisée dans le MBES, auxquels s’ajoute le hublot de sortie pour la mesure de corrélation croisée au niveau du cristal de BBO. Ces trois optiques sont en UVFS et mesurent toutes 4 mm d’épaisseur. À 267 nm, la GVD de ce matériau est plus importante qu’à 800 nm et vaut 196 fs2/mm (refractiveIndex.Info). L’impulsion en sortie de tripleur subit donc une dispersion de 1570 fs2/mm au niveau du MBES et de 2350 fs2/mm au niveau du BBO. On peut ainsi estimer sa durée à ces deux endroits : 100 fs et 140 fs respectivement. Cette dernière valeur est proche de celle mesurée par corrélation croisée (149 fs) et permet ainsi de valider le raisonnement suivi.

2.2.3.2 Au niveau du MBES

Afin de vérifier expérimentalement la valeur de 100 fs estimée au niveau du MBES, une mesure de corrélation croisée a été effectuée directement dans le MBES par ionisation multi-photonique dans le xénon. Les avantages du xénon sont les suivants :

— étant un atome, il possède moins d’états électroniques que l’iodométhane ce qui réduit le risque d’effectuer une transition résonante vers un état intermédiaire, venant potentielle-ment perturber la mesure de corrélation croisée ;

— il possède un potentiel d’ionisation proche de celui de l’iodométhane (dont les valeurs sont données plus loin), permettant d’effectuer la corrélation croisée aux mêmes intensités IR et UV que pour les expériences.

Les conditions expérimentales sont décrites dans la section2.4 traitant des expériences de type ATI. Le xénon (I_p = 12,13 eV) est ionisé par absorption d’un photon UV et d’au moins cinq photons IR ((3 + 5)ħhω0= 12,40 eV). L’intensité de chaque impulsion IR/UV étant réglée de façon à ce qu’elle ne puisse, seule, ioniser le xénon, les photoélectrons émis lorsqu’elles sont synchronisées constituent le signal de corrélation croisée. En intégrant le pic de photoélectrons correspondant à l’absorption d’un photon UV et de six photons IR (énergie cinétique de 1,75 eV), puis en étudiant l’évolution du signal en fonction du retard IR–UV, on obtient les points de la figure2.7.

2.2. Dispositif expérimental

300 200 100 0 100 200 300

Retard (fs)

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

Amplitude (u. arb.)

Exp.

Ajust. gaussien

FIGURE2.7 – Intégrale normalisée du signal du premier pic de photoélectrons en fonction du retard IR/UV. Un ajustement gaussien est également tracé. Sa largeur à mi-hauteur est de 95±2 fs. L’origine de l’axe des retards est placée au centre de la gaussienne.

Ces points expérimentaux sont ajustés par une fonction gaussienne comme précédem-ment. On note qu’ici six photons IR sont absorbés, rendant l’excitation IR effective plus courte que l’impulsion IR d’un facteurp

6. On peut alors considérer que la largeur de la corrélation croi-sée est égale à celle de l’impulsion UV, ce qui était déjà pratiquement le cas au niveau du cristal de BBO. La largeur à mi-hauteur extraite vautτMBES

UV = 95 ± 2 fs et vient à nouveau confirmer la valeur estimée à partir des mesures effectuées avec le cristal de BBO.