II.5 Le cas des nanoparticules magn´etiques
III.1.1 Oscillateur
Produire un train d’impulsions ultra-rapides n´ecessite de prendre en compte plusieurs facteurs : Le milieu de gain
Selon la version temps-fr´equence du principe d’incertitude, une impulsion laser d’une dur´ee ∆t doit avoir un spectre d’une largeur spectrale ∆ω telle que :
∆t.∆ω≥ 1/2 (III.1)
Il est alors possible de relier le temps `a la fr´equence ∆ν par la relation :
∆t.∆ν ≥ K (III.2)
O`u K est une constante d´ependante du profil temporel de l’impulsion (K = 0.441 pour une gaussienne). L’´egalit´e de l’expressionIII.2d´etermine la plus courte dur´ee th´eorique de l’impulsion ´etant donn´e sa largeur spectrale et son profil temporel.
Ainsi la premi`ere condition `a remplir pour produire des impulsions ultracourte est d’avoir un milieu de gain pr´esentant une grande largeur spectrale. Typiquement, on utilise un cristal de saphir dop´e titane (T i : Sa). Ce mat´eriau pr´esente de nombreux avantages : une large bande spectrale (de 600
Description du syst`eme laser femtoseconde
nm `a 1 µm), une bonne conductivit´e thermique qui permet une dissipation efficace de la chaleur et une grande stabilit´e m´ecanique.
Le blocage de modes
La grande largeur spectrale du milieu actif induit un nombre important de modes longitudi-naux participant `a l’´emission de l’impulsion. Il est donc indispensable de fixer la relation de phase entre tous ces modes afin qu’ils interf`erent entre eux de mani`ere constructive en un point de la cavit´e et de mani`ere destructive en tout autre endroit. Une impulsion est alors cr´e´ee et circule au sein du r´esonateur. Le temps s´eparant les impulsions en sortie de l’oscillateur est le temps pris par une impulsion pour faire un aller-retour dans la cavit´e.
Il existe deux types de techniques pour verrouiller la relation de phase : le blocage de modes actif et le blocage de modes passif. Le premier repose sur l’utilisation d’un modulateur acousto-optique permettant de moduler p´eriodiquement les pertes de la cavit´e. Le modulateur est constitu´e d’un mat´eriau poss´edant une grande qualit´e optique (e.g. quartz) et dont les faces sont dispos´ees parall`element `a la propagation de la lumi`ere. L’une des faces est ´equip´ee d’un transducteur piezo-´electrique permettant de g´en´erer des ondes acoustiques. Cela induit une sorte de r´eseau dont l’indice de r´efraction d´epend du temps. Plac´e dans la cavit´e, le modulateur va induire une diffrac-tion et un d´ecalage fr´equentiel sinuso¨ıdal de la lumi`ere qui le traverse. Apr`es le passage dans le modulateur, les faisceaux diffract´es et non diffract´es sont r´efl´echis, une certaine portion de chaque rayon est alors diffract´ee une nouvelle fois.
Avec une fr´equence de modulation ´egale `a ω, le pseudo-r´eseau est succesivement actif et inac-tif `a une fr´equence de 2ω. Si la modulation est synchronis´ee avec le temps d’aller-retour dans la cavit´e (2ω = c/2L), le modulateur diffracte la lumi`ere hors de la cavit´e lorsque le r´eseau est actif. Dans le domaine fr´equentiel, ces pertes ‘transmettent’ leur modulation aux autres ondes traversant le modulateur (figureIII.1). Ce dernier permet donc de communiquer une phase `a tous les modes longitudinaux de la cavit´e.
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Le blocage de mode passif se fonde sur l’utilisation d’un mat´eriau absorbant saturable. Ce dernier permet une modulation plus rapide que les modulateurs pr´ec´edemment cit´es, les impulsions g´en´er´ees sont donc en g´en´eral beaucoup plus courtes. Une des techniques les plus r´epandues de blocage de modes passif est l’utilisation de l’effet Kerr optique. Lorsqu’une impulsion gaussienne se propage dans un milieu non-lin´eaire (tel qu’un cristal de titane :saphir), le centre du faisceau, plus intense, voit un indice de r´efraction plus fort que le bord du faisceau. Ce gradient d’indice est comparable `a une lentille de focale d´ependante de l’intensit´e du faisceau induisant ainsi un ph´enom`ene d’autofocalisation. Pour provoquer le verrouillage des modes, il suffit alors d’ajouter une fente apr`es le cristal afin de couper les composantes continues (d’intensit´e faible) et ainsi ne garder que les composantes impulsionnelles.
La compensation de la dispersion de vitesse de groupe
Les propri´et´es dispersives du cristal et des ´el´ements optiques pr´esents dans la cavit´e engendre un ´elargissement temporel non n´egligeable de l’impulsion. En effet, la d´ependance de l’indice de r´efraction du milieu en fonction de la longueur d’onde induit une diff´erence de vitesse de groupe entre les fr´equences de l’impulsion. Cet effet est connu sous le nom de dispersion de vitesse de groupe vG. Dans un syst`eme laser femtoseconde, la dispersion est positive (vG(bleu) < vG(rouge)), il est possible de compenser ce ph´enom`ene en utilisant soit des prismes soit des r´eseaux de diffraction (figureIII.2).
Fig. III.2 – Compensation de la dispersion de vitesse de groupe par des prismes.
Dans la premi`ere configuration, la diffraction dans le prisme initial engendre une d´eviation plus importante des longueurs d’onde dans le bleu que des longueurs d’onde dans le rouge. En disposant astucieusement le deuxi`eme prisme, il est possible d’augmenter le chemin optique du rouge par rapport `a celui du bleu. Un miroir oblige alors le faisceau `a un second passage dans le syst`eme permettant de doubler l’effet et de recombiner le faisceau.
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