Mesure du profil temporel exact d'impulsions laser femtosecondes intenses

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Submitted on 14 Apr 2017

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Mesure du profil temporel exact d’impulsions laser

femtosecondes intenses

Jean-François Ripoche

To cite this version:

Jean-François Ripoche. Mesure du profil temporel exact d’impulsions laser femtosecondes intenses. Optique [physics.optics]. Ecole Polytechnique, 1998. Français. �tel-01508596�

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2.4 RES\ILTA"S EXPERIMEI\ITA

tlx

-200

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-200 0 retard (fs) a)

F t c . 2 . 2 3

-en utilisant

Spectrograrnrnes obtenus auec le laser 0.5 TW (salle uerte): a) mesuré, b) calculé l'impulsion retrouuée par I'algorithme de recherche de la phase

b )

0 retard (fs)

utilisé est du borate de B-Barium (BBO) et fait 500 pm doépaisseur. Le doublage a été réalisé en configuration de type I en géométrie colinéaire. Un filtre passe-bande permet de séparer le rayonnement ultraviolet de i'infrarouge. Par ailleurs, les conditions de l'expérience sont les mêmes que pour la mesure du fondamental. La figure 2.24 monf,re la courbe des variations

N

Ë 0.0

cô

Ftc.2.24 - Courbe de uariation du centre de grauité pour une impulsion à 100 nanomètres générée par doublage d,e _fréquencesdu laser 0,5 TW dans un cristal de BBO de 500 p,m d'épaisseur: mesurée (camés) et calculée en utilisant l'impulsion retrouuée par l'algorithme de recherche de la phase (trait plein)

t r l l

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74 _{2. RECHERCHE}

_{DE LA PHASE D'T]NE}

_IMPT]LSrcN

_T]LTRACOURTE

du centre de gravité du spectre de la sonde en fonction du retard entre pompe et sonde ce qui fournit déjà la dérivée de I'autocorrélation. Celle-ci n'est pas facile à obtenir à ces longueurs d'onde car le doublage de fréquences _{étant un phénomène non linéaire d'ordre deux, les} fluc-tuations tir à tir de I'intensité du rayonnement ultraviolet sont encore plus importantes que celles de la source laser elle-même. La sélection des tirs lasers est donc plus restrictive que Pour une mesure dans le proche infrarouge et le temps d'acquisition est rallongé. Cependant,

1 0 -200 0 200 retard (fs) -200 0 200 retard (fs) a)

_{b )}

Ftc. 2.25 - Second harmonique du laser 0,5 TW (satle uerte) obtenue par d,oublage d,e fré-quences dans un cristal de BBO de 500 p,m d,'épaisser.r: a) spectrograrnrne mesuré, b) spec-trograrnme calculé en utilisant l'impulsion retrouvée par l'algori,thme de recherche d,e Ia phase l'accord entre le spectrogramme mesuré (figure 2.25-a)et le spectrograrnme retrouvé (figure 2.25-b) est bon. La frgure 2.26 montre les enveloppes retrouvées après traitement des don-nées. On peut remarquer qu'il reste une phase parabolique résiduelle qu'il serait possible de précompenser en laissant volontairement une phase résiduelle de signe opposé sur I'onde fondamentale.

Salle jaune

Le Laboratoire d'Optique Appliquée possède un des lasers les plus'intenses et les plus puissants au monde. En effet, le laser de la salle jaune peut produire toutes ies dixièmes de seconde (à 10 Hz) des impulsions dont la durée est de 26 femtosecondes et l'énergie de 780 millijoules ce qui représente une puissance de 30 térawatts et permet d'atteindre un intensité

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2.4 nnSU LTATS 4XP4RIMET\ITA

UX

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cl (,) t/2 Ê o q) <ti a v 4 â) .t) c) rc ,l) Q E O o 1 -e ) t l tt) c) 0 r -400 400 405 longucur d'onde (nm) 0 tcmps (fs) a ) b )

FIc. 2.26 - Enueloppe retrouuée pour le second harmoni,que d,u laser 0,5 TW a) dans le domaine temporel (intensité en trait plein et phase en poi,ntillés), b) dans le dornai,ne spectral (intensité mesurée en trait plein, retrouuée par l'algorithme (cercles) et phase en pointillés). Ces ré,sultats corcespond,ent aur spectrogrl,rnrnes _{de la figure 2.25}

supérieure à 101e _{W f cr'rr2}_{en focalisant [51]. A ces intensités, il est nécessaire}de travailler sous vide à partir de la recompression des impulsions amplifiées. Cette chaîne laser possède trois étages d'amplification, 10 % de l'énergie est prélevée après le deuxième étage d'amplification et recomprimée à l'écart du faisceau principal. L'énergie par impulsion est alors d'environ 10 millijoules ce qui permet de travailler à pression normale.

Nous avons tout d'abord caractérisé ies impulsions obtenues grâce à cette source en utili-sant toujours le même appareillage. On peut noter la présence d'une phase spectrale résidueile de faible amplitude (figure 2.27-b) ce qui donne des impulsions de 30 femtosecondes de largeur soit un peu plus que le minimum possible qui est de 26 femtosecondes. Les spectrogrammes correspondants (mesuré et recalculé) sont montrés sur la figure 2.28.

Une manière de mesurer le contraste d'une impulsion femtoseconde avec une grande dy-namique est de produire I'harmonique trois du laser en faisant interagir dans un cristal non linéaire un faisceau à la fréquence fondamentale et un faisceau à la fréquence double obtenue dans un cristal non iinéaire tel que le BBO ou bien le KDP. Le contraste maximum que I'on peut obtenir dépend des durées reiatives des impuisions à r,r et à 2w 152]. La durée des impulsions à 400 nanomètres dépend principalement de l'épaisseur du cristal. En effet, la différence entre les vitesses de groupe pour Ie fondamental et I'harmonique fait que les deux

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76 2. RECHERCHE

_{DE LA PHASE D'UNE IMPULSrcN ULTRACOURTE}

a 6 çl q) 3â (lt Ê. 6 n 4 ct i O at, c) Ë o a 6 çt C' t^ (|t o. a) 1 4 GI j c.) câ q.r Ê ' ' - l m 0 t 0 0 temps (fs) - 1 0 0 0 1 0 0 retard (fs) - 1 0 0 0 retard (fs)

TW (salle jaune) : e) rnesuré, b) calculé recherche de la phase

800 longueur d'onde (nm)

a)

_{b )}

Ftc.2.27 - Salle jaune: eryueloppe retrouuée _{a) ilans le domaine temporel (i,ntensité}_{en trait} plein et phase en pointillés), b) dans Ie domaine spectral (intensi,té mesurée en trait plein, retrouuée par I'algorithme (cercles) et phase en pointillés).

4 0 ₄₀ 2 0 N 20 H tsl H CI (J É (u = cr o '! N H H o u c 0) = oi' $ ,fi 0 -20 - 4 0 0 -20 -40 a)

F I c . 2 . 2 8

-en utilisant

b )

Spectrogro,rnTnes obtenus auec Ie laser 25 l'impulsion retrouuée par I'algorithme de

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2.4 nÉsu LTATS

nxpnRIMEr\ITA

ux

se décalent et la durée de I'impulsion harmonique est proportionnelle à I'épaisseur du cristal L. D'autre part, le rendement de conversion est lui aussi proportionnei à L, il faut donc trou-ver un compromis entre durée et rendement. Nous avons tout d'abord mesuré la dérivée de

Ftc. 2.29 - Courbe de uariation d,u centre de grauité pour une impulsion à f00 nanomètres générée par doublage de fré,quences du laser 25 TW dans un cristal de BBO de 200 ptm

d'épai,sseur: mesurée (carcés) et calculée en uti,lisant I'impulsion retrouuée par l'algori,thme de recherche d,e Ia phase (trai,t plein)

I'autocorrélation. La figure 2.29 montre ce que I'on obtient avec un cristal de BBO épais de 200 p,rn. Afin d'éviter l'élargissement de I'impulsion à travers un fi.ltre en verre coloré, nous avons utilisé une suite de quatre réflexions sur des miroirs dichroïques (90 % de réflexion autour de 400 nm et 10 % autour de 800 nm). Les fluctuations tir à tir de la source secon-daire étaient assez importantes et les courbes de variations du centre de gravité du spectre de la sonde ainsi que le spectrogramme mesuré (figure 2.30-a) sont assez bruités. Comme le montrent les spectrogrammes (mesuré et calculé), le spectre (figure 2.31-a) et I'impulsion (figure 2.31-b) retrouvés présentent une phase quadratique et I'impulsion dont la durée est de 42 femtosecondes pourrait être comprimée par pré- ou post-compensation de cette phase.

Chaine au kiloHertz

Le taux de répétition des chaînes laser amplifiées varie grandement en fonction de l'énergie par impulsion. En effet, plus celle-ci est grande, plus les effets thermiques dans les composants

N

F o.o c)

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7B

a ) 20 -20 N H t+ E{ o H o_o = cr o .h N E E{ o H 0 o J ct o ,l

2. RECHERCHE

DE LA PHASE D'UNE IMPULSrcN ULTRACOURTE

20 -20 - 1 0 0 0 1 0 0 retard (fs)

b )

- 1 0 0

F t c . 2 . 3 0 - Second harmonique dans un cristal de b) spectrogra,mnle calculé en utilisant I'impulsion l a p h a s e

BBO de 200 p,m: e) spectrogrt,mme mesuré, retrouuée par l'algorithme de recherche de

a 6cl t tâ ftt q.) - 4€ i g ttt d) Ê . € : 6 G' 1) tâ cl (') t 4GI j c.) at, t ) É , r r , Ê r \ l 390 4m 410 42A longueur d'ondc (nm) 0 r --200 -r00 0 t00 200 tcmps (fs) a )

_{b )}

Flc' 2'31 - Enueloppe retrouuée pour le second harmonique du laser 25 TW a) dans Ie domaine temporel (intensité en trait plein et phase en pointillés), b) dani le d,omaine spectral

(intensité mesurée en trait plein, retrouuée par l'algorithme (cercles) et phase en pointillés). Ces r'ésultats correspond,ent aur spectrogrt,rnrnes _{d,e la fi,gure 2.50}

ul I I

u

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2.4 REST]

LTATS EXP ÉRIME,IfTA UX

₈₅

sonde pompe lentille cylindrique echantillon non lineaire lentille spherique (focale f) 2f spectres de modulation de phase induite

Ftc.2.37 - Acqui,sition mono-coup: uue de dessus du dispositif erpérimental

Pour un angle 0 de 2 degrés et des faisceaux de 1 centimètre de diamètre , on couvre ainsi une plage de temps de 1,16 picoseconde ce qui est largement suffi.sant pour caractériser une impulsion de durée inférieure à 200 femtosecondes. Il suffit alors de faire I'image du foyer de la lentille sur la fente d'entrée d'un spectromètre équipé d'un détecteur matriciel. Nous avons utilisé une caméra CCD de 256 lignes de 1024 pixels. Chaque ligne représente le spectre à un endroit de la fente, on a donc 256 spectres d'interaction correspondant à 256 retards entre I'onde de pompe et I'onde de sonde. Notons que pour pouvoir réaliser cette expérience, deux conditions sur les propriétés spatiales du faisceau doivent être remplies. Premièrement, _{la répartition d'intensité doit être homogène}_{d'un bout à I'autre de la zone} d'interaction. Dans le cas contraire, cela reviendrait à faire interagir la sonde avec autant

t : : : :

--If.Ftr!ÉI

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2. RECHERCHE

DE LA PHASE D'UNE IMPULSrcN ULTRACOURTE

de pompes différentes que de pixels et le problème n'est plus soluble. Enfin, l'impulsion doit être la même sur l'ensemble de la tache, sans quoi les spectres enregistrés sont dissemblables même en I'absence de la pompe. Un logiciel mis au point au laboratoire par P. Rousseau permet de visualiser les spectrogrammes avec et sans soustraction d'un spectre de référence ainsi que la courbe de variation du centre de gravité.

La figure 2.38 montre les spectrogrammes mesurés et retrouvés en acquisition mono-coup.

,g

ï

_(fi

o,o

o Ê ,.g

X

o,o

$ o Ê 500,0 -500,0 500,0 -500,0 -10,0 0,0 1 0 , 0 - 1 0 , 0 0 , 0 1 0 , 0 Frequency (THz) a) Frequency (THz)

_{b )}

Flc. 2.38 - Spectrograrnrnes en acqui,sition mono-coup: a) mesuré b) calculé en utili,sant l'impulsion retrouuée par I'algorithme de recherche de la phase

L'échantillon non linéaire utilisé est une lame épaisse d.'un centimètre de BK7. La calibration en temps n'est pas faite en mesurant l'angle entre les deux faisceaux ce qui est trop imprécis .mais en changeant la longueur d'un des bras de l'interféromètre d'une quantité 61. La courbe de centres de gravité des spectres de I'onde sonde doit alors se décaler d'un temps donné par 6t : 261lc. Il suffit donc de mesurer de combien de pixels se déplace le passage à zéro de la courbe pour obtenir la correspondance entre le numéro de la ligne et le retard entre pompe et sonde. Les courbes de centres de gravité mesurée (carrés) et calculée (trait plein) après cali-bration sont montrées figure 2.39-a. On a une fenêtre temporelle de 1,2 picoseconde. Comme on peut le voir sur la figure 2.39-b, l'impulsion qui a été mesurée comporte de nombreuses structures à I'avant. Ceci correspond à une importante phase spectrale du troisième ordre (figure 2.39-d). On obtient de plus une bonne dynamique sur le profil temporel reconstruit, d'environ trois ordres de grandeur (figure 2.39-c) comparable à celle obtenue en multi-coups. Deux tirs différents correspondants à des énergies par impulsion presque identiques donnent

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