Mise en œuvre expérimentale et ordres de grandeur

Montage expérimental Comme énoncé plus haut, la génération d’harmoniques d’ordres élevés à partir d’un plasma d’ablation requiert une impulsion laser précédente à l’impulsion principale, nous l’appellerons « préimpulsion ». La mise en œuvre expérimentale est illustrée dans la figure 1.8. Afin de produire le milieu de génération, une préimpulsion longue est focalisée au moyen d’un système de lentilles à la surface d’une cible solide. Cette impulsion est considérée comme longue, car elle est d’une durée de 210 ps dans le cas présent. Elle est issue du prélèvement d’une partie de l’énergie du faisceau en sortie du boitier laser avant compression et a donc une longueur d’onde centrale de 800 nm. La fluence nécessaire pour ablater la cible va dépendre du matériau choisi. L’ordre de grandeur sera de quelques millijoules focalisés sur une tâche focale d’environ 200 µm de diamètre, ce qui équivaut à une fluence de quelques joules par centimètre carré. Cependant, nous verrons plus tard qu’il est important d’ajuster finement ce paramètre afin d’obtenir la densité et le degré d’ionisation souhaité. Après avoir ablaté la cible, il est nécessaire d’imposer un délai suffisant entre l’ablation de la cible et la focalisation de l’impulsion principale dans le milieu. En effet, directement après avoir été créé, le plasma est extrêmement dense et ionisé, l’impulsion

principale transverse ne pourrait pas s’y propager longitudinalement. Donc, un délai de l’ordre de 50 ns doit être introduit entre les deux impulsions afin d’attendre que l’expansion du plasma nous mène aux conditions propices à la génération d’harmoniques. Cela équivaut souvent à trouver un compromis entre une densité de particules élevée et un taux d’ionisation voulu, dépendant des espèces qui génèrent.

L’impulsion principale, à la suite du délai de 50 ns, est focalisée dans le plasma en ex- pansion. Afin d’atteindre l’intensité requise, il est nécessaire de travailler avec une impulsion courte. Les propriétés de l’impulsion principale pourront varier assez fortement comme nous le verrons par la suite. Cependant, les paramètres typiques sont, une impulsion de longueur d’onde centrée à 800 nm, d’énergie 0.5-5 mJ, de durée d’impulsion de 40 fs focalisée avec une longueur focale typique de 50 cm. Ainsi, il est possible d’atteindre des intensités de l’ordre de 1014_W.cm−2 _{au sein du milieu. L’impulsion principale génère alors les harmoniques d’ordres}

élevées lors de sa propagation.

En sortie du milieu, le faisceau contient donc le rayonnement XUV. Cependant, celui-ci est toujours en présence du rayonnement infrarouge. Afin de séparer l’impulsion fondamentale du train d’impulsions harmoniques, plusieurs méthodes sont possibles. Par exemple, l’utilisation d’un filtre aluminium peut adéquatement transmettre les longueurs d’onde inférieures à 70 nm et donc bloquer l’impulsion fondamentale. Cependant, l’aluminium s’oxydant très rapidement lorsqu’il est mis en contact avec l’air, ses propriétés de transmission sont altérées, mais également non contrôlées. L’influence de l’oxyde d’aluminium sur la transmission du filtre sera d’autant plus forte pour les longueurs d’onde élevées du domaine XUV, donc pour les ordres harmoniques bas. Ce sont malheureusement ceux qui nous intéressent dans le cadre de cette thèse.

Il a été décidé d’opter pour une autre méthode beaucoup moins sensible à l’environnement extérieur. En effet, un moyen pour atténuer fortement un faisceau est qu’il soit réfléchi à l’angle de Brewster correspondant à la longueur d’onde de l’impulsion et à l’indice de réfraction du matériau dont lequel est fait le miroir. L’angle de Brewster peut être calculé

Figure 1.8 – Montage expérimental associé à la génération d’harmoniques d’ordres élevés à partir d’un plasma d’ablation

grâce à la formule :

ΘB = arctan (

nmatériau

nvide

) (1.41)

Or si cet indice de réfraction assez élevé, l’angle de Brewster pour l’impulsion fondamen- tale sera élevé. En effet, un angle d’incidence élevé impliquera généralement un fort taux de réflexion pour le rayonnement XUV. En résumé, il serait possible d’atténuer le faisceau infrarouge en travaillant à l’angle de Brewster tout en gardant un bon taux de réflexion pour le rayonnement harmonique si cet angle de Brewster est élevé.

Le silicium est un matériau idéal lorsque celui-ci est placé à un angle d’incidence de 75 degrés [24]. On observe alors un taux d’extinction du rayonnement infrarouge (800 nm) de l’ordre de 10−4-10−5 [24] combiné à un taux de réflexion supérieur à 50% dans la gamme de longueurs d’onde pertinentes dans le cadre de ce travail de thèse. Il est à noter que l’épaisseur de la couche d’oxyde SiO2 a été mesurée d’environ 13 Å après un an d’utilisation

du miroir. Cela induit une baisse du taux de réflexion de seulement quelques pourcents. Etant donné le fait que la couche d’oxyde de silicium consiste seulement en quelques couches atomiques, celle-ci n’affecte pas les propriétés d’atténuation du miroir. Il en résulte que, pour la gamme de longueur d’onde pertinente à ce travail de thèse, la suppression du faisceau de pompe par réflexion sur miroir silicium est un bien meilleur choix que l’utilisation de filtre aluminium. En effet, ceux-ci s’oxydent très rapidement et leur taux de transmission chute fortement. La figure 1.9 représente le taux de réflexion théorique du silicium, calculé grâce un code développé dans notre groupe, pour un angle d’incidence de 75 degrés (équivalent à un angle rasant de 15 degrés) pour les harmoniques 9 à 31 générées grâce à une impulsion fondamentale de 800 nm de longueur d’onde centrale.

Enfin, après réflexion sur le miroir de silicium, le faisceau se propage jusqu’au spectro- mètre XUV qui permettra d’obtenir les images des spectres en intensité correspondant aux trains d’impulsion harmoniques générés dans le milieu non linéaire.

Figure 1.9 – Taux de réflexion du silicium en fonction de la longueur d’onde pour un angle d’incidence égal à l’angle de brewster à 800 nm de longueur d’onde (75°)

Le spectromètre XUV Le spectromètre XUV étant le dispositif de mesure principal utilisé dans ce travail de thèse, il convient d’en donner le principe de fonctionnement.

Il est composé tout d’abord d’une fente d’entrée de largeur ajustable. Celle-ci permet d’ajuster au mieux le rapport signal sur bruit. Le bruit étant issu des électrons ou particules éjectées du plasma ainsi que du rayonnement non cohérent émis. Ensuite, le faisceau est réfléchi et dispersé au moyen d’un réseau de diffraction de 1200 l/mm (« Hitachi aberration corrected concave grating for flat field spectrograph ») [25–28]. La particularité d’un tel réseau de diffraction est de pouvoir, dans un même dispositif, réaliser à la fois l’image de la fente d’entrée sur le dispositif de mesure tout en dispersant les différentes longueurs d’onde du rayonnement détecté.

L’appareil de mesure convertissant le rayonnement XUV en image exploitable est le détecteur à micro canaux (MCP) avec écran de phosphore. Son principe de fonctionnement est très proche de celui d’un photomultiplicateur qui aurait la particularité de réaliser des mesures en deux dimensions. En effet, lorsque toute particule, incluant un photon, entre en contact avec l’anode en un point de coordonnées (x, y) à sa surface, il y a création d’un ou plusieurs électrons. Ensuite, ces électrons sont accélérés au moyen d’une cathode et guidés

vers l’écran de phosphore grâce à un réseau très fin de micro canaux entre l’anode et la cathode. Lors du transport dans le micro canal en position (x, y), il va y avoir création d’électrons secondaires et donc gain. En sortie du micro canal, il y a un faisceau d’électrons dont le nombre d’électrons dépend du nombre de photons initiaux. Ce faisceau est ensuite imagé sur un écran de phosphore. La superposition du signal obtenu à partir de tous les micros canaux permet d’obtenir l’image du spectre harmonique. Les composantes verticales et horizontales de l’image donnent respectivement l’information sur le profil radial du faisceau XUV et la distribution en intensité en fonction de la longueur d’onde, le spectre. Un exemple d’image de spectre harmonique obtenu avec une impulsion fondamentale à 800 nm focalisée dans un plasma de carbone est représenté figure 1.10.

Figure 1.10 – Image d’un spectre d’harmoniques d’ordres élevés enregistré grâce à l’enre- gistrement de l’émission de l’écran de phosphore de la MCP