DOSSIER couches minces optiques
sera alors très faible( Fig. 2).
En 2005, notre laboratoire a démontré expérimentalement l’ intérêt d’ ajouter un troisième matériau dans les empilements multicouches EUV [ 2 ]: en ajoutant une interface supplémentaire dans chaque période de l’ empilement, on peut réfléchir plus efficacement le rayonnement EUV incident avant qu’ il ne soit absorbé. En sélectionnant bien les 3 matériaux et l’ ordre dans lequel on les dépose( pour bénéficier des interférences constructives) on peut augmenter significativement le pic de réflectivité du miroir ainsi que sa bande passante( la largeur à mi-hauteur du pic de Bragg). Ce double effet « tri-matériaux » est particulièrement intéressant pour manipuler des impulsions attosecondes.
Lorsque l’ on manipule des impulsions attosecondes, il est également nécessaire de s’ intéresser à la dimension temporelle: la forme temporelle de l’ impulsion va-t-elle changer après réflexion sur le miroir multicouche? Un simple calcul du temps que met la lumière pour se propager au travers d’ une période laisse penser que oui: pour un miroir centré à 15 nm de longueur d’ onde, il faudra environ 25 as à la lumière pour parcourir une période de l’ empilement. Il pourrait alors apparaitre des retards de certaines composantes spectrales par rapport à d’ autres au cours du processus de réflexion et donc une déformation de la forme temporelle de l’ impulsion. Il sera donc indispensable de s’ intéresser à la phase spectrale de l’ empilement multicouche( en plus de l’ intensité réfléchie) si l’ on veut manipuler des impulsions ultrabrèves.
Figure 2. Spectres de réflectivité et de phase calculés pour un miroir multicouche Mo / Si composé de 5 périodes( à gauche) et de 30 périodes( à droite).
En première approximation, pour un empilement périodique, la phase spectrale a un comportement linéaire dans le pic de Bragg( Fig. 2). Nous verrons qu’ il est cependant possible de contrôler la phase spectrale du miroir multicouche en utilisant des empilements non périodiques.
PROBLÉMATIQUE DES IMPULSIONS ULTRABRÈVES Générer une impulsion ultrabrève requiert deux conditions:( i) que le spectre en fréquence de la source soit suffisamment large et( ii) qu’ une relation de phase existe entre toutes les composantes du spectre( Fig. 3). La condition( i) est expliquée dans l’ encart ci-contre: plus la bande spectrale est large, plus la durée d’ impulsion
pourra être courte. La condition( ii) peut se vérifier en traçant la phase spectrale de l’ impulsion: si la phase spectrale est linéaire, alors le délai de groupe( c’ est-à-dire la dérivée de la phase spectrale) sera le même pour toutes les pulsations et l’ impulsion sera dite « limitée par Fourier ». C’ est la plus courte impulsion que l’ on puisse obtenir pour la largeur de spectre considérée. Si la phase spectrale est parabolique, alors une dispersion du délai de groupe apparaît et l’ impulsion sera étirée temporellement: les différentes composantes spectrales ne sont plus synchronisées. On parle alors d’ impulsion « chirpée ».
Le processus de génération des sources HHG présentées sur la Figure 1 peut être décrit par un modèle semi-classique en 3 étapes:( i) le champ laser intense crée l’ ionisation par effet tunnel d’ un atome du gaz et libère ainsi un électron,( ii) le champ laser sinusoïdal accélère l’ électron et le ramène sur l’ ion,( ii) le processus de recombinaison avec l’ ion convertit l’ énergie cinétique acquise par l’ électron en un photon de haute énergie, dans le domaine extrême ultra-violet. Le calcul de la trajectoire des électrons dans ce modèle permet de montrer que les photons d’ énergies différentes ne sont pas émis simultanément. L’ impulsion générée par une source HHG sera donc une
Figure 3. Représentation d’ une impulsion ultrabrève dans le domaine spectral et dans le domaine temporel
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