résultats expérimentaux

Montage expérimental Le but de cette expérience était double. Premièrement, nous voulions réaliser la génération d’harmoniques d’ordres élevés dans un plasma de carbone avec un faisceau de longueurs d’onde centrale 1.8 µm. Le but était d’étendre l’énergie maximale des photons générés et ainsi avoir un spectre beaucoup plus large. Ensuite, une première tentative de la génération d’un continuum d’harmoniques signe de la forte probabilité de génération d’une impulsion attoseconde unique en un seul tir. Cette dernière partie sera décrite plus amplement dans le dernier chapitre 5. Nous allons donc nous concentrer sur l’information que nous pouvons retirer sur le processus de génération par l’observation d’un spectre d’émission harmonique [19,20].

La figure 4.17 représente le montage dans sa totalité. Nous n’allons pas décrire la par- tie liée à la compression de l’impulsion infrarouge par élargissement spectral dans une fibre creuse. Cela sera décrit dans le chapitre 5. Cette expérience a donc consisté en la généra- tion d’harmoniques d’ordres élevés avec un faisceau de longueurs d’onde centrées à 1.8 µm. L’intérêt d’augmenter la longueur d’onde de génération est la possibilité de l’extension de l’énergie maximale des photons générés. En effet, comme nous l’avons décrit dans le chapitre 1, cette énergie maximale est proportionnelle au carré de la longueur d’onde. Il est donc évident qu’en augmentant celle-ci, l’énergie maximale augmente.

Alors que les spectres générés à partir d’un faisceau à 800 nm de longueur d’onde ne comportaient que peu d’harmoniques, dus à la faible énergie d’ionisation des particules du plasma. En effet, quel que soit le type d’espèce carbonée, elles ont toutes un potentiel d’io-

Figure 4.17 – Schéma du montage expérimental permettant la génération d’harmonique issu d’un plasma d’ablation avec un faisceau de longueurs d’onde centrées à 1.8 µm. La sortie du dispositif He-TOPAS pouvait être directement envoyée dans la chambre d’expérience ou élargie spectralement par passage dans une fibre creuse remplie d’argon.

nisation proche de 12 eV. Mais en utilisant une longueur d’onde plus élevée, la présence de structure dans le spectre pourrait nous aider à comprendre les mécanismes de génération et les espèces associées.

Pour cela, le faisceau en sortie du boitier laser est filtré spatialement et compressé à son minimum de durée d’impulsion dans un compresseur à air. Ce dernier de durée égale à 40 femtosecondes, d’énergie 6 millijoules et centrée à 800 nm est envoyé dans le dispositif He-TOPAS. Après trois étages pour la création de la superfluorescence suivie de 3 étages d’amplification, le signal (ou idler) en sortie a une énergie proche de 1 millijoule, une longueur d’onde pouvant varier de 1.2 µm à 2 µm selon que l’on sélectionne le signal ou idler. La durée de l’impulsion n’a quant à elle pas pu être mesurée, car le dispositif FROG n’était pas disponible. Il est cependant vraisemblable qu’elle soit plus longue, 60-70 femtosecondes, que l’impulsion de pompe. Ceci étant dû au fait que la superfluorescence est elle-même plus longue.

En ce qui concerne les étapes de la génération des harmoniques, celles-ci sont exactement les mêmes que précédemment. Une première impulsion non compressée est focalisée sur une cible de graphite. Après un délai d’environ 30 nanosecondes permettant au plasma en expansion d’avoir des conditions adéquates pour la génération d’harmoniques, l’impulsion principale, ici celle issu duHe-TOPAS, est focalisée dans celui-ci. Dans le cas de l’impulsion longue, nous avons tout d’abord focalisé le faisceau au moyen d’une lentille de 35 cm de distance focale.

Résultats La figure 4.18 représente les images des spectres acquis pour une impulsion centrée à 1.8 µm de longueur d’onde pour deux durées d’impulsion différentes. L’énergie de l’impulsion élargie spectralement était plus faible, car, comme dans le cas du montage que nous avions décrit pour la recherche d’une résonance, il y a environ 50% de perte dans la fibre. Cette perte d’énergie a été compensée par une durée d’impulsion inférieure, résultant en une intensité comparable au point focal.

Figure 4.18 – Images obtenues lors de l’acquisition des spectres pour (haut) une impul- sion centrée à 1.8 µm directement sortie du He-TOPAS et (bas) centrée à 1.8 µm élargie spectralement.

Il convient de faire quelques remarques quant à la difficulté d’obtention de spectres exploi- tables et le traitement réalisé sur les images présentées dans ce travail de thèse. Premièrement, il s’est avéré qu’une radiation de plus grande longueur d’onde était beaucoup plus sensible à la réfraction dans le plasma d’ablation de carbone. Dans le cas d’une impulsion centrée à 800 nm aucun changement de direction de propagation n’était observé entre l’alignement sans plasma et la génération. Or il s’est avéré que pour une impulsion centrée à 1.8 µm, en plus d’une efficacité de génération plus faible, la propagation de l’impulsion subissait une forte réfraction au sein du milieu, produisant ainsi un faisceau harmonique dans une direction totalement différente que l’alignement. Cela a évidemment rendu difficile l’observation du signal. Une cause certaine de ce problème a été un délai entre la préimpulsion et l’impulsion principale trop court, conduisant à un plasma peu homogène. Le choix de ce court délai avait été motivé par la volonté d’un milieu dense afin d’avoir une efficacité de génération la plus forte possible.

Malgré l’ensemble des difficultés énoncées plus haut, il a été possible de faire l’acquisition d’images en un seul tir. Cependant, afin de présenter des images de meilleure qualité dans ce mémoire, les spectres sont une moyenne réalisée sur 50 images. De plus, pour une meilleure interprétation de ces résultats, ils ont été convertis d’une représentation en longueur d’onde à une en énergie. Pour cela, les spectres ont été corrigés par le jacobien S(Ω) = S(λ) · ∂λ

Figure 4.19 – Spectres expérimentaux représentant l’intensité normalisée en fonction de l’énergie des photons émis.

S(x) est le signal représenté dans l’espace des x. Les spectres ainsi traités sont représentés

dans la figure4.19.