Filtre Acousto-Optique Dispersif Programmable

Le filtre acousto-optique dispersif programmable (Acousto Optic Programmable Dispersive Filter) a ´et´e mis au point en 1999 par Verluise et. al [12]. Ce dispositif permet de contr ˆoler l’amplitude et la phase spectrale de l’impulsion qui le traverse. Un sch´ema de principe d’un AOPDF est repr´esent´e sur la figure 2.6.

Le mat´eriau constituant le filtre est un cristal bir´efringent de TeO2. Il est plac´e de mani`ere `a ce que

FIG. 2.6 –Principe du filtre acousto-optique dispersif programmable.

son axe optique soit dans la direction de propagation de l’impulsion lumineuse qui le traverse. Une onde acoustique est envoy´ee dans le cristal par un transducteur pilot´e par un signal temporel. L’onde

acoustique se propage avec la vitesse V le long de l’axe z et reproduit spatialement la forme temporelle du signal rf. L’impulsion incidente entre dans le syst`eme avec son axe de polarisation le long de l’axe ordinaire du cristal (mode 1). Chaque composante spectrale de fr´equence ω se propage d’une certaine distance avant de subir l’effet d’un r´eseau de diffraction de mˆeme fr´equence spatiale g´en´er´e par l’onde acoustique. A cette position z(ω), une partie de l’´energie est diffract´ee dans le mode 2. L’impulsion qui quitte le syst`eme selon le mode 2 va ˆetre constitu´ee des composantes spectrales qui ont ´et´e diffract´ees `a diff´erentes positions. Puisque la vitesse de phase des deux modes est diff´erente, chaque fr´equence va se propager avec un temps diff´erent. L’amplitude de chaque composante spectrale est contr ˆol´ee par la puissance acoustique `a la position z(ω). L’amplitude temporelle Eout(t) en sortie de l’AOPDF est une fonction du signal `a l’entr´ee Ein(t) et du signal ´electrique S(t) pilotant l’onde acoustique. Il s’exprime comme :

Eout(t) ∝ Ein(t) ⊗ S(t/α) (2.10)

o `u α = ∆n(V /c) est un facteur d’´echelle et ∆n est la diff´erence d’indice de r´efraction entre les axes ordinaire et extra ordinaire. Dans le domaine fr´equentiel, l’´equation (2.10) devient :

Eout(ω) ∝ Ein(ω)S(ωα) (2.11)

L’utilisateur peut choisir l’amplitude et la phase du signal S(ω) `a l’aide d’un logiciel et ainsi agir sur l’amplitude et la phase spectrale de l’impulsion lumineuse qui traverse le syst`eme. L’efficacit´e de ce syst`eme est comprise entre 40% et 50%, de plus il doit ˆetre plac´e en d´ebut de chaˆıne (juste apr`es l’oscil- lateur par exemple) o `u l’intensit´e du faisceau reste sous le seuil de dommage du dispositif (environ 100 MW.cm−2_{en r´egime picoseconde).}

Bibliographie

[1] Naumova N. M., Nees J. A., Sokolov I. V., Hou B., and Mourou G., ”Relativistic Generation of Isolated Attosecond Pulses in a λ3_{Focal Volume”, Phys. Rev. Lett. Vol. 92 No. 6, 063902 (2004).}

[2] Esirkepov T., Borghesi M., Bulanov S. V., Mourou G, and Tajima T., ”Highly Efficient Relativistic- Ion Generation in the Laser-Piston Regime” Phys. Rev. Lett. Vol. 92 No. 17, 175003 (2004).

[3] Strickland D. and Mourou G., ”Compression of amplified chirpedoptical pulses”,Opt. Com. Vol. 56 No. 3, p 219-221 (1985).

[4] Siegman A., ”Lasers”, Chapitre 10 (University Science Books, 1986).

[5] Szipocs R., Kohazi-Kis A., ”Theory and design of chirped dielectric mirrors”, App. Phys. B Vol. 65, p 115 (1997).

[6] Stingl A., Lenzner L., Spielmann Ch., Krausz F., Szip ¨ocs R., ”Sub-10 fs mirror-dispersion-controlled Ti :sapphire laser”, Optics Letters Vol. 20 No. 6 (1995).

[7] Gaudiosi D. M., Lytle A. L., Kohl P., Murnane M. M., Kapteyn H. C. and Backus S., ”11 W average power Ti : sapphire amplifier system using downshirped pulse amplification”, Optics Letters Vol. 29 No. 22, p 2665-2267 (2004).

[8] Brabec T., Spielmann Ch., Curley P. F. and Krausz F., ”Kerr lens mode locking”, Optics Letters Vol. 17 No. 18 (1992).

[9] Treacy E. B., ”Optical pulse compression with diffraction gratings”, IEEE J. of Quant. Elect. Vol. 5, p 454-458 (1969).

[10] Ch´eriaux G., Rousseau J. P., Salin F., Chambaret J. P., Walker B. and Dimauro L. F., ”Aberration-free stretcher design for ultra-short pulse amplification”, Optics Letters Vol. 21 No. 6 (1996).

[11] Backus S., ”Ti :sapphire amplifier producing millijoule-level, 21-fs pulses at 1kHz”, Optics Letters Vol. 20 No. 19 (1995).

[12] Verluise F., Laude V., Cheng Z., Spielmann Ch. and Tournois P., ”Amplitude and phase control of ultrashort pulses by use of an acousto-optic programmable dispersive filter : pulse compression and shapping”, Optics Letters Vol. 25 No. 8, p 575-578 (2000).

[13] Weiner A. M., ”Femtosecond pulse shaping using spatial light modulators”, Rev. Sci. Instrum. Vol. 71 No. 5, p 1929-1960 (2000).

[14] Fork R. L., Martinez O. E. and Gordon J. P., ”Negative dispersion using pairs of prisms”, Optics

LettersVol. 9, p 150-152 (1984).

[15] Duarte F. J., Piper J. A., ”Dispersion theory of multiple prism beam expanders for pulsed dye lasers”, Optics Com. Vol. 43 No. 5, p 303 (1982).

[16] Cheng Z., Krausz F., Spielmann Ch., ”Compression of 2 mJ kilohertz laser pulses to 17.5 fs by pairing double-prism compressor : analysis and performance”, Optics Com. Vol. 20, p 145 (2002).

[17] Szip ¨ocs R., ”Chirped multilayer coating for broadband dispersion control in femtosecond lasers”,

Optics LettersVol. 19, p 201-203 (1994).

[18] Hauri C. P., Kornelis W., Helbing F. W., Heinrich A., Couairon A., Mysyrowicz A., Biegert J., Keller U., ”Generation of intense, carrier-enveloppe phase-locked few-cycle laser pules through filamentation”, Appl. Phys. B Vol. 79, p 673 (2004).

[19] Sung J. H., Park J. Y., Imran T., Lee Y. S. and Nam C. H., ”Generation of 0.2-TW 5.5-fs optical pulses at 1 kHz using differentially pumped hollow-fiber chirped-mirror compressor”, Appl. Phys. B Vol. 82, p 5-8 (2006).

[20] Pervak V., Tikhonravov A. V., Trubetskov M. K., Naumov S., Krausz F. and Apolonski A., ”1.5- octave chirped mirror for pulse compression down to sub-3fs” Appl. Phys. B Vol. 87, p 5-12 (2007).

[21] Martinez O. E., Gordon J. P. and Fork R. L., ”Negative group-velocity dispersion using refraction”,

J. of Opt. Soc. Am. AVol. 1 No. 10, p 1003-1006 (1984).

[22] Uteza O., Bussi`ere B., Canova F., Chambaret J. P., Delaporte P., Itina T. and Sentis M., ”Laser- induced damage threshold of sapphire in nanosecond, picosecond and femtosecond regimes”,

Appl. Surf. Sci.Vol. 254, p 799-803 (2007).

[23] Ch´eriaux G., ”Influence des distorsions de phase sur le profil temporel d’impulsions femtosecondes dans l’amplification `a d´erive de fr´equence. Application `a la g´en´eration d’impulsions de 30 TW `a 10 Hz dans le saphir dop´e titane”, Th`ese de doctorat de l’Universit´e Paris Sud (1997).

Chapitre 3

Caract´erisation temporelle

d’impulsions femtosecondes

Sommaire

3.1 Introduction . . . 48 3.2 Autocorr´elateur du second ordre . . . 48

3.2.1 Autocorr´elation interf´erom´etrique . . . 49

3.3 La technique SPIDER . . . 51 3.4 La technique FROG . . . 54 3.5 Corr´elateur du troisi`eme ordre `a grande dynamique . . . 55 3.6 Conclusion . . . 57

3.1

Introduction

Il est important de caract´eriser le profil temporel des impulsions femtosecondes de haute intensit´e pro- duites par amplification `a d´erive de fr´equence. La mesure de la dur´ee de l’impulsion, de l’absence d’im- pulsions satellites et du contraste sont des ´el´ements cl´es pour qualifier les performances du laser. Les instruments de mesure utilisent soit des techniques de corr´elation optique, soit des dispositifs d’in- terf´erom´etrie spectrale auto-r´ef´erenc´ee. Dans ce chapitre nous allons exposer le principe de fonction- nement des diff´erents instruments de mesures que nous avons utilis´es pour caract´eriser les impulsions femtosecondes produites lors de nos travaux.