FR2652421A1 - Compresseur optique d'impulsions. - Google Patents

Abstract

Compresseur d'impulsions optiques comportant un élément optique dispersif déviateur unique, se présentant comme une grille de diffraction (10) ou un prisme pour la compression temporelle d'une impulsion optique, dont la fréquence augmente pendant la durée d'impulsion. Une cible (T) allongée à toucher à l'aide de l'impulsion comprimée est disposée parallèlement à une surface de sortie de la grille ou du prisme. Pour amplifier la position inclinée du front d'impulsion en vue d'obtenir une excitation synchrone efficace des ondes progressives, on peut disposer un milieu d'immersion de façon adjacente à la surface de sortie de la grille de diffraction ou du prisme ou rendre le trajet des rayons convergent dans le plan contenant la cible ou encore disposer entre la grille ou la prisme un système optique donnant une représentation réduite.

Description

La présente invention concerne un appareil optique

pour la compression des impulsions laser.

En physique et en technologie du laser, il se présente fréquemment des impulsions laser modulées en fréquence. Il y a des cas particulièrement importants o la fréquence augmente ou diminue en fonction du temps de façon monotone pendant la totalité de la durée de l'impulsion. Dans le premier cas on parle de modulation de fréquence positive ("positiv chirp") , dans le second cas on parle de modulation de fréquence négative ("negative chirp"). A partir d'une impulsion modulée en fréquence, on produit très simplement une impulsion laser modulée en fréquence de façon positive en faisant passer l'impulsion sur un trajet déterminé, traversant un matériau optique, avec une dispersion normale des groupes de vitesse. Du fait que les composantes spectrales à longueur d'onde élevée de l'impulsion présentent une vitesse de groupes plus élevée dans le matériau optique que les composantes spectrales à longueur d'onde courte, ces dernières prennent du retard par rapport à celles à longueur d'onde élevée, de sorte qu'après avoir parcouru le matériau, entre le flanc avant de l'impulsion et le flanc arrière, la fréquence augmente en fonction de la dispersion du matériau qui a été traversé. Du fait que, dans la plage de fréquences basses qui est utilisée dans presque toutes les impulsions laser que l'on peut obtenir aujourd'hui, à l'exception des plus courtes, la courbe de dispersion de pratiquement chaque matériau peut être approchée par une droite, l'impulsion présente effectivement une fréquence allant en augmentant sensiblement linéairement avec le temps, après avoir parcouru le matériau. Du fait de cette modulation de fréquence, l'impulsion est obligatoirement allongée et le produit des largeurs de valeur moyenne spectrale et temporelle de l'impulsion est supérieur à la valeur caractéristique qui peut être facilement calculée dans le cas d'une forme déterminée d'une impulsion non modulée en fréquence, et qui est par exemple de 0,44 dans le cas o l'impulsion a la forme d'une courbe de Gauss. Il n'est pas aussi facile de produire une modulation de fréquence négative, du fait qu'à cet effet il faudrait

traverser un matériau présentant une dispersion anormale.

Dans presque tous les cas connus de dispersion anormale, l'absorption simultanée est cependant si forte que l'impulsion traversante serait affaiblie dans une mesure inadmissible. E.B.Treacy a cependant montré dans IEEE J.Quant.Electron. QE-5, pages 454 à 458 (1969), qu'avec un dispositif composé de grilles de dispersions optiques on pouvait obtenir le même effet que dans le cas d'une dispersion anormale, de sorte que l'on peut ainsi contraindre une impulsion laser incidente non modulée à

effectuer une modulation de fréquence négative linéaire.

Encore plus importante est l'application qui,dans le cas d'une impulsion modulée en fréquence de façon positive et linéaire, permet à la modulation de fréquence positive d'être entièrement compensée de façon négative opposée lors de la traversée d'un tel dispositif, lorsque le réglageest correct, de sorte qu'apparaît à la sortie une impulsion

comprimée dans le temps, qui n'est plus modulée en fré-

quence. Du fait de cette application, on appelle en général

le dispositif un compresseur de Treacy.

Comme l'ont démontré il y a peu deux groupes, voir

O.E.Martinez, J.P.Gordon, R.L. Fork, "Negative Group-

Velocity Dispersion Using Refraction," J.Opt.am.Al. 1003 1984) et ZS, Bor, B. Racz, "Group Velocity Dispersion in Prism and its Application to Pulse Compression and Travelling-Wave Excitation," Opt. Commun.54, 165 (1985), on peut également construire un tel compresseur d'impulsion en utilisant deux prismes, ce qui est parfois préféré pour des raisons- pratiques, si l'utilisation de grilles, par exemple du fait des pertes associées ou de la faible possibilité de sollicitation par des impulsions, crée des difficultés. Cependant, le principe est dans les deux cas exactement le même, de sorte qu'il suffit de limiter les explications suivantes à une variante, par exemple celle qui utilise des grilles optiques, o il sera facile à l'homme de l'art, en utilisant la littérature citée, de transposer aux dispositifs correspondants les enseignements fournis sur l'exemple des dispositifs à grilles. Le principe selon l'invention, permet d'obtenir un compresseur d'impulsion qui soit plus simple et plus efficace que les compresseurs d'impulsion connus et qui n'utilise qu'un seul élément optique dispersif déviateur, donc en particulier une seule grille de diffraction ou prisme. Un autre objet de l'invention est de proposer en outre en plus de la compression d'impulsion la production d'une onde progressive le long d'une cible déterminée,

linéaire rectiligne, de position spatiale prédéterminée.

Une telle onde progressive est souvent nécessaire pour exciter une émission spontanée dans un matériau à laser, que ce soit une solution colorante, une émission spontanée amplifiée située dans la zone des rayons X et dans un plasma chaud, o la cible se situe sur la surface d'un corps solide, qui est converti en plasma chaud par l'onde progressive. Selon l'invention, le problème est résolu par le fait que le dispositif optique contient, entre le trajet de rayon d'entrée et la cible, une seule grille de diffraction ou un prisme unique qui présente une surface de sortie sur laquelle le trajet de rayon de sortie prend son origine, et que la cible est disposée parallèlement à la surface de sortie, en un emplacement, situé dans le trajet de rayon d'entrée, auquel l'impulsion qui se propage sur le trajet de rayon de sortie contient pratiquement toutes les composantes de fréquence et présente sa durée la plus courte. L'invention permet dans une telle application de remplir l'exigence la plus importante, à savoir une synchronisation exacte de la vitesse des ondes progressives du rayonnement excitateur (rayonnement de pompage) le long de la cible, à la vitesse de propagation

des photons à amplifier dans le milieu actif de la cible.

Des exemples de réalisation l'invention, donnés à

titre non limitatif, sont expliqués plus en détail ci-

dessous, en référence aux dessins.

Dans le dessin: La figure la représente une vue de côté d'une grille de diffraction avec les trajets de rayons respectifs pour expliquer le principe de base de l'invention; la figure lb est une représentation correspondant à la figure la d'un exemple de réalisation de l'invention, pour la compression d'une impulsion laser modulée en fréquence de façon positive; les figures 2 à 4 sont des représentations d'autres exemples de réalisation de l'invention, et la figure 5 est une représentation schématique d'un dispositif pour produire des impulsions de rayon laser à modulation de fréquence positive. Pour illustrer le principe qui est à la base des dispositifs selon l'invention et pour introduire les relations quantitatives, la figure la montre une grille de réfraction 10 sur laquelle tombe une impulsion P* qui vient de la droite en faisant un angle d'incidence a par rapport à la normale à la grille et qui ne doit présenter aucune modulation de fréquence. Après la diffraction sur la grille, la direction moyenne de propagation de l'impulsion (plus précisément celle qui apparaît comme se présentant la première dans l'ordre de réfraction) forme avec la normale à la grille un angle À, qui est un peu plus grand que 5 pour les composantes spectrales à longueur d'onde plus élevés de l'impulsion, qui est par contre un peu plus petit pour les composantes de longueur d'onde plus courtes. Les premières sont indiquées en pointillé, les dernières sont représentées par des traits pleins. De manière correspondante, dans la représentation de l'impulsion incidente, on indique par des traits pleins et des pointillés superposés le fait que cette impulsion n'est pas modulée en fréquence. Tandis que le front d'impulsion de l'impulsion incidente, non modulée en fréquence, est perpendiculaire à la direction de propagation, les fronts d'impulsion des différentes composantes spectrales ont après réfraction sur la grille une position inclinée par rapport à la direction de propagation. L'angle Y entre le présent front d'impulsion et un direction perpendiculaire à la direction de propagation est donné par tany = (1) d% Dans cette égalité, X est la longueur d'onde des de composantes spectrales observées et - est la dispersion angulaire de la grille, qui est donnée par de 1 d =cosj (2) dx d cosp Les différentes composantes spectrales présentent une divergence A dans la direction perpendiculaire à la direction de propagation, qui est de de dA =A, (3) d2 o AX est la différence de longueur d'onde entre deux composantes spectrales observées et -& la distance par

rapport à la grille, comme représenté sur la figure 1.

Cette divergence A des composantes spectrales aboutit à une séparation spatiale s des fronts d'impulsion dans la direction de propagation, ce qui est donné par s = A tany (4) En introduisant A tel que donné par l'égalité (3) et tany tel que donné par l'égalité (1), on obtient une expression de s [dl à partir de laquelle on peut dériver la dispersion temporelle, sous la forme dT S x [ de] 2 (6) dl sAX c dl

o c est la vitesse de la lumière dans le vide.

En partant de la figure la et des formules, il résulte que l'impulsion présente, après la grille, une modulation de fréquence négative et que la longueur d.'impulsiouncroît linéairement avec la: distance à la grille. Comme on le voit, il est déjà produit par un seule élément déviateur dispersif une modulation de fréquence négative, et le deuxième élément dispersif, qui a été utilisé dans les dispositifs antérieurs, ne sert que pour replacer le front d'impulsion perpendiculairement à la direction de propagation. C'est-à-dire également qu'il est possible de compenser à l'aide d'un seul élément dispersif une modulation de fréquence positive d'une impulsion incidente et de comprimer ainsi temporellement l'impulsion. La position encore inclinée du front d'impulsion par rapport à la direction de propagation peut justement, dans le cas d'un dimensionnement correct, être exploitée avantageusement pour produire une excitation des ondes

progressives d'une cible, comme on le montre ci-dessous.

La figure lb correspond dans sa géométrie à la figure la, cependant, on suppose ici qu'une impulsion P présentant une modulation de fréquence positive arrive en

faisant un angle a par rapport à la normale à la grille.

Grâce à la divergence croissante de l'impulsion diffractée depuis la grille, l'impulsion est de plus en plus comprimée et pour une position qui est dessinée par un point sur la figure lb et que l'on appelle la cible T, elle atteint sa durée d'impulsion la plus courte, du fait qu'il y a là coïncidence de l'ensemble des composantes spectrales. Lorsque l'impulsion continue encore à progresser, il résulte alors une modulation de fréquence négative croissante et en conséquence à nouveau une longueur d'impulsion croissante. Ceci ne prend une valeur exacte que pour la zone centrale, avec la largeur B, à travers laquelle passent encore l'ensemble des composantes spectrales, mais ce n'est pas valable pour les zones de bordure, o les composantes spectrales extérieures font défaut. Cependant, tant que A " B et B > à la longueur de cible à exciter, - cette restriction est totalement insignifiante. Comme on le voit également, la ligne de cible doit être parallèle à la grille, afin que, selon l'égalité (6), le temps de parcours entre grille et cible soit exactement identique pour toutes les composantes, c'est-à-dire que l'impulsion est complètement comprimée

lors du passage de la cible.

Il en résulte cependant la difficulté que l'angle de basculement maximal du front d'impulsion est limité, comme on le montre ci-dessous. Comme on le voit sur la figure 2b, la différence maximale D des longueurs de parcours entre les deux bords extérieurs du front d'impulsion est donné par D = L sina (7) o a est l'angle d'incidence du rayon sur la grille et L la largeur éclairée de la grille. Pour ce qui suit, il est supposé par soucis de simplicité que la différence entre la largeur éclairée L de la grille et la largeur exploitable B de l'impulsion diffractée peut être négligée et que la longueur de la cible est également égale à L. Si l'on déclenche à présente sur la cible, à l'aide de l'onde progressive, une émission spontané renforcée qui se propage du bord gauche au bord droit de la cible, le temps de transit TL des photons le long de la cible est donné par TL = nL L (8) c o nL est l'indice de vitesse de groupe du matériau de cible pour la longueur d'onde de l'émission spontanée amplifiée produite. Pour obtenir à présent une synchronisation exacte entre l'excitation d'ondes progressives arrivant sur la cible et les photons se déplacant sur la cible de l'émission spontanée, le temps de transition TL des photons et le retard D/c entre les deux bords de l'onde progressive doivent être exactement identique: D TL = c (9) c Avec les égalités (7) et (8), on tire sink = nL (10) Cette égalité n'a aucune solution réelle pour des valeurs óL > 1. Même pour 4L = 1 (par exemple pour des rayons X) on obtient a = 90 , ce qui signifie que la grille de réfraction présente un rendement de réfraction nul. Ceci signifie que pour le cas de la meilleure compression sur toute la longueur de la cible, qui est donc dans ce cas parallèle à la grille, la position inclinée du front d'impulsion ne suffit pas à donner une excitation des ondes progressives avec une synchronisation exacte. Pour cette raison, auparavant, on ne mettait pas la cibles et la grille parallèles, voir par exemple Zs.Bor.S.Szatmari, A.Mller, "Picosecond Pulse Shortenig by Travelling Wave Amplified Spontaneous Emission", Appl.Phys.B 32, 101 (1983), mais on les disposait de façon qu'elles fassent un angle qui donnait certes une synchronisation exacte, mais qui donnait cependant un grossissement de la durée d'impulsion dépendant de l'emplacement sur la cible. En supposant que l'impulsion excitante (impulsion de pompage) est comprimée de façon optimale au centre de la cible, et que pour la longueur d'onde moyenne d'impulsion la condition d'angle est satisfait pour la synchronisation, on voit que l'augmentation dans le temps At de la durée d'impulsion dans les zones extérieures de la cible peut être exprimée par At = sin tan2y L AX (11) c X cos5 2 2

o est l'angle entre grille et cible.

Deux exemples numériques pour l'état de la technique doivent établir la signification de ce fait. Pour l'excitation d'une émission spontanée amplifiée dans le domaine des rayons X, on a Ti = 1, en revanche, dans le domaine du visible, comme pour l'irradiation au laser d'un colorant, on peut poser n = 1,5. Les autres paramètres, à savoir la constante de grille d, l'angle entre grille et cible et l'angle d'incidence a sont choisis à obtenir une compression optimale au centre de la cible et une parfaite synchronisation entre l'onde progressive de l'impulsion de pompage et l'impulsion produite par l'émission spontanée, chaque fois pour la longueur d'onde moyenne des impulsions. Si l'onde progressive est produite par une impulsion laser KrF pour 248nm et une largeur de bande de lnm, et une durée d'impulsion non comprimée de 500 fs (comprimée de lOOfs), et que la largeur de la cible est L=5cm, on obtient pour l'impulsion de rayon X, avec =47 et d=lpm, ainsi que (x=30 un élargissement de bande de 17fs sur les bords extérieurs de la cible, si l'on suppose une synchronisation parfaite et des largeurs d'impulsion minimales (10Ofs) au centre de la cible. Par contre, dans le domaine du visible, pour la même impulsion de pompage et la même longueur de cible, avec 11= 1,5 au lieu de 1,0 et d=2.10-4mm, ainsi que a=80 et 4=30 comme paramètre optimal pour le calcul, on obtient un élargissement d'impulsion de 150fs, donc presque d'un ordre de grandeur de plus que pour le premier exemple. Ces deux exemples montrent l'importance sur les bords de la cibles de l'élargissement de l'impulsion qui est produite par

l'orientation non parallèle de la grille et de la cible.

Dans le cas d'utilisation de prismes, la situation est encore plus compliquée du fait que la propagation de l'impulsion dépend de l'endroit, ce qui est produit par la dispersion de la vitesse des groupes imputable au matériau des prismes, dont l'épaisseur varie effectivement en fonction de la section transversale du rayon, voir par exemple Bor et Racz, l.c.; J. Hebling, J. Klebnicczki, P. Heszler, Zs. Bor, B. Racz "Travelling-Wave Amplified Spontaneous Emission Excited in a Prismatic Geometry," Appl. Phys., B48, 401 (1989) et J. Hebling, J. Kuhl, "Generation of Femtosecond Pulses by Travelling-Wave

Amplified Spontaneous Emission," Opt.Lett. 14, 278 (1989).

Plusieurs possibilités expliquées ci-dessous existent

pour surmonter cet inconvénient de l'état de la technique.

A. Utilisation d'une immersion: Une possibilité d'augmenter l'angle entre le front d'impulsion et la perpendiculaire à la direction de propagation est d'augmenter la valeur absolue de D. Ceci peut s'effectuer en noyant l'élément dispersif dans un milieu d'indice de réfraction TIp ou d'un indice de vitesse de groupes ilp (chaque fois pour la longueur d'onde moyenne de l'impulsion de pompage), comme le montre la figure 2. Il en résulte une augmentation de D, de la valeur du facteur rp: D = Tlp L sin a (12) L'égalité (10) se modifie alors pour donner lp sin a= IL (13) Cette égalité peut facilement être satisfaire pour hp>1 et a<900 , si lp> Tp. On peut alors voir que maintenant, pour des conditions optimales, l'angle 4 entre cible et grille peut être déterminé par l'égalité sin =- dp sine cosa d= -dX tan2 Y (14) o S est l'angle d'incidence du rayon de pompage sur la cible et 7' est l'angle entre front d'impulsion 16 et

front de phase 18, à l'endroit de la cible.

A cet effet également, il faut à nouveau mentionner un exemple numérique, dans lequel les données de l'impulsion de pompage et la longueur de la cible sont à

nouveau les mêmes que dans l'exemple précédent et TL=l,5.

Si une grille 10 (figure 2) de 4000 raies/mm se trouve en contact avec un bloc 12 en verre de quartz, d'épaisseur -o=20mm, d'indice de réfraction p=1,5 et d'indice de vitesse de groupes lp=l,6, ainsi que d'une dispersion de vitesse de groupe dP=-2.10-3nm-1 pour la longueur d'onde dl de pompage, il en résulte ainsi pour la configuration parallèle grille- cible (4=0) et un angle d'incidence optimal "=70 ainsi que pour une longueur ú=34mm un élargissement de l'impulsion d'à peu près 80fs sur les bords extérieurs de la cible. Si toutefois la cible est inclinée à 4=16 , il en résulte pour a=60 et 4=40mm un élargissement d'impulsion de seulement 0,5fs. Comme on le voit, cette mesure convient bien pour de grandes longueurs de cibles, du fait que le rayon est notablement élargi par

l'incidence inclinée sur la grille.

B. Amplification de la position inclinée du front d'impulsion grâce à une représentation réductrice: Une autre possibilité pour augmenter l'angle y sur la cible consiste à laisser inchangée la valeur absolue de D, mais de diminuer la largeur L' du front d'impulsion sur la cible et ainsi la longueur de cible par rapport à la largeur L de la zone éclairée de la grille. Car, du fait que D L sina tanT' L' = L' (15) une diminution de la largeur de rayon entraîne une augmentation du quotient L/L', ceci signifiant une position plus inclinée du front d'impulsion. Une réalisation simple de cette idée est l'utilisation d'une lentille cylindrique 14 pour rendre convergent le rayon entre grille et cible, comme ceci est représenté sur la figure 3. La lentille cylindrique 14 est également orientée de telle façon que la longueur éclairée de la grille ou de la cible est raccourcie en comparaison du cas o il n'y a pas de lentille cylindrique. Lorsque l'éloignement par rapport à la grille progresse, ce n'est pas seulement la largeur du faisceau de rayon qui diminue, mais c'est également le front d'impulsion qui est de plus en plus incliné, comme représenté en F1, F2 et F3. Cette disposition est particulièrement simple et convient bien

pour exciter de courtes cibles avec une onde progressive.

Il y a cependant un certain inconvénient imputable à la courbure du front d'impulsion devant la cible, et il faut chaque fois calculer pour les conditions présentes s'il résulte de ce fait un trop fort écart par rapport à la

synchronisation exacte.

Grâce à un dispositif un peu plus coûteux, mais beaucoup plus flexible, cet inconvénient peut être entièrement évité, en limitant en effet dans une proportion exacte la largeur de rayon grâce à l'utilisation d'une représentation optique, comme ceci est

représenté sur la figure 4.

Comme il a déjà été expliqué à l'aide de la figure lb, il y a un plan, parallèle à la grille, o se trouve une compression exacte d'impulsion, qui cependant, de manière désavantageuse, n'est pas une position du front d'impulsion suffisamment inclinée pour obtenir une synchronisation exacte et ainsi une excitation optimale des ondes progressives. Appelons ce plan A sur la figure 4. Si l'on fait à présente une représentation à plus petite échelle de ce plan A grâce à un système optique idéal OS, dans un plan Z, l'angle y entre front d'impulsion et cible, dans le plan Z, peut être réglé à une valeur à peu près quelconque, du fait que la représentation optique ne modifie pas la valeur absolue de D. Si la réduction est M, on obtient maintenant un angle Y' entre front d'impulsion et cible qui est donné par tan y' = M tan y (16) o y est à nouveau l'angle entre front d'impulsion et le plan A. Par soucis de simplicité, on suppose que le rayon est situé perpendiculairement aux plan A et Z et ainsi également à la grille, donc que l'angle de diffraction f=0. Sur la figure 4, un diaphragme à ouverture AS est disposé dans un plan A et laisse passer laisse passer la partie centrale du rayon qui correspond à la zone B de la figure lb, qui contient encore toutes les composantes spectrales. Comme sur les figures la et lb, on a représenté en pointillé et en traits pleins les composantes spectrales différentes. Pour obtenir une synchronisation exacte, on peut maintenant facilement dériver des équations précédentes TlL tany = M (17) en outre, on tire des égalités (1) et (2), avec P=0 tan = d (18) Par comparaison des deux dernières égalités, on obtient

M L (19)

d Il faut en outre satisfaire l'égalité de grille d sina = X (20) La valeur nécessaire de 1 peut être calculée à partir de l'égalité (6), si l'on utilise la dispersion angulaire de la grille et 5=0, grâce à cd2 dT (21) XI dû On peut ainsi déterminer facilement tous les paramètres: à partir des égalités (19) et (20), on peut calculer pour une longueur d'onde de pompage déterminée et pour un TIL déterminé une valeur acceptable pour la constante de grille d. On a en même temps la liberté de pouvoir déterminer librement d dans de larges limites, si la réduction M et l'angle d'incidence x sont choisis en conséquence. La valeur de e pour obtenir une compression optimale de l'impulsion peut être calculée à partir de la

dernière égalité, si l'on connaît dT/dX.

Pour cela, il faut également donner un exemple numérique, dans lequel on reprend à nouveau les mêmes valeurs pour les données de l'impulsion de pompage que pour les exemples précédents. Si l'on utilise une grille existante comprenant 2442 traits/mm, avec 5=37,3 et P=o0 , on obtient une parfaite compression d'impulsion dans le plan A, qui est à une distance ou divergence -=10,lcm de la grille. Avec une réduction M=,65, on obtient une synchronisation exacte pour "1L=l et avec M=2,48 pour I1L=l,5 dans le plan Z. Comme on le voit, cette disposition est tout particulièrement flexible et permet d'obtenir dans pratiquement tous les cas pensables la compression

d'impulsion souhaitée et une synchronisation exacte.

Cette flexibilité est obtenue grâce au système optique OS qui doit être efficacement corrigé et traité contre les aberrations sphériques et chromatiques et ainsi automatiquement contre le déchirement du front d'ondes, voir par exemple S.Szatmari, G. K hnle, "Pulse Front and Pulse Duration Distorsion in Refractive Optics, and its Compensation," Opt. Commun. 69, 60 (1988), et Zs.Bor,"Distorsion of Femtosecond Laser Pulses in Lenses,"11 Opt.Lett. 14, 119 (1989). On peut soit utiliser une optique achromatique soit une optique à reflexion dans les ultra-violets. Un tel système optique peut être réalisé de façon à ne présenter à peu près aucune perte et ne pas réduire ainsi le gain en rendement par rapport aux méthodes antérieures de compression d'impulsion, o l'on utilisait deux éléments dispersifs tandis qu'un seul est nécessaire ici et que les pertes peuvent être notablement réduites. En plus de cela, pour le dispositif décrit en dernier, l'angle d'incidence peut être réglé de façon optimale sur l'élément dispersif, par exemple dans le cas d'une grille, à ce que l'on appelle l'angle de Blaze ou,

dans le cas d'un prisme, à l'angle de Brewster.

L'utilisation d'un système optique OS présente également l'avantage que l'on peut également comprimer les impulsion à modulation de fréquence négative grâce à une représentation d'un plan virtuel devant la grille. Dans ce cas, le dispositif produit ainsi une modulation de fréquence positive. Une autre propriété intéressante de ce dispositif réside dans le fait que la compression optimale de l'impulsion de pompage ne se produit que dans les plans A et Z, alors que sur les autres points du système l'impulsion est modulée en fréquence et est ainsi plus longue. Du fait que les impulsions longues doivent être amplifiées avec un meilleur rendement, il est par exemple très possible de disposer le dernier amplificateur V pour l'impulsion de pompage entre le plan A et le système

optique OS, comme représenté en pointillé sur la figure 4.

Le procédé mis en oeuvre grâce au dispositif selon la figure 4, en vue de l'amplification efficace d'impulsion dilatée dans le temps par modulation de fréquence avec compression simultanée dans le plan de la cible, en exploitant la modulation de fréquence qui varie spatialement, présente par rapport aux procédés utilisés à ce jour de gros avantages (P.Mani, D. Strickland, P.Bado, M.Pessot et G.Mourou: IEEE J.Quant.Electro.QE-24 (1988) 398; M.Pessot, J. Squier, P.Bado, G.Mourou et D.J.Harter: IEEE J. Quant. Electron. QE-25 (1989) 61). A ce jour, le courte impulsion laser a été dotée d'une modulation de fréquence linéaire imputable à un dispositif composé de

plusieurs éléments optiques et a ainsi été allongée.

Ensuite s'effectue l'amplification de ces impulsions dilatées et après la compression de ces impulsions dilatées grâce à un compresseur. Les dispositifs optiques connus sont assurément complexes (et il sont de ce fait difficiles à régler) et peu efficaces. En outre, le procédé usuel à ce jour nécessite plusieurs éléments optiques après l'amplificateur, ce qui rend inévitable des pertes et ce qui fait que l'intensité peut y être très

élevée.

Dans le procédé d'amplification décrit ici, en utilisant la modulation de fréquence à variation spatiale, l'amplificateur peut être positionné derrière le système optique OS, de sorte qu'il n'est besoin d'aucun élément

optique supplémentaire entre l'amplificateur et la cible.

Si l'on positionne l'amplificateur au voisinage du plan focal du système optique, on a alors une séparation spatiale des composantes spectralesindividuelles, grâce à quoi la durée de l'impulsion est très longue et, même dans des amplificateurs à extension homogène, chaque composante spectrale est amplifiée séparément, de sorte que l'amplificateur travaille comme si il y avait un

élargissement inhomogène.

Dans la zone située devant le système optique OS, la durée d'impulsion est décrite par l'égalité (6); cependant, derrière le système optique OS, on peut décrire la dispersion temporelle grâce à des considérations géométriques simples, par dT dT] 0 [fx] _ []2 (6a) dl dX C d o x est la distance entre le système optique OS et f sa distance focale. (dT/dX)o décrit la dispersion

temporelle à l'emplacement du système optique OS.

La figure 5 montre par exemple un dispositif pour produire une impulsion ultracourte de rayonnement laser, présentant une modulation de fréquence positive pratiquement linéaire. Le dispositif contient un laser excimer KrF 50, qui émet des impulsions de rayonnement laser 52 d'une longueur d'onde de 248 nm, d'une largeur de bande de 1 nm et d'une durée de 500 fs. ce qui signifie déjà une modulation de fréquence (entre autre positive). A la demande, le degré de modulation (balayage de fréquence) peut être encore augmenté grâce à un ou plusieurs éléments optiques dispersifs supplémentaires, par exemple grâce à une plaque de quartz 54 d'épaisseur appropriée, disposée

dans le parcours du rayon.

Grâce à la la présente invention, on a d'une part créé la possibilité de raccourcir temporellement (de comprimer) une impulsion de rayon laser ou d'obtenir une excitation des ondes progressives d'une cible allongée avec une impulsion de rayon laser à modulation de fréquence positive ou sans modulation de fréquence, tout en raccourcissant la durée d'impulsion. Le dispositif selon l'invention produit ainsi une modulation de fréquence négative, qui peut être utilisée pour la compensation d'une modulation de fréquence positive et ainsi pour la diminution de la largeur temporelle de valeur moyenne. Le présente dispositif convient en particulier pour des impulsions ultracourtes de rayon laser, c'est-à-dire des impulsions présentant une largeur temporelle de valeur moyenne de l'ordre de la picoseconde

et au-dessous.

Comme déjà mentionné, les dispositifs cités ici servent essentiellement d'exemples pour montrent comment les dispositifs de compression d'impulsion et les dispositif d'excitation simultané des ondes progressives, à synchronisation exacte, travaillent avec un élément unique. A l'aide des exemples indiqués ici, l'homme de l'art peut évidement spécifier d'autres variantes, sans sortir du cadre de l'invention. Par exemple, danas le cas de la figure 3, la lentille cylindrique située dans le trajet du rayon peut également l'être derrière la grille ou bien l'on peut également produire grâce à une grille de diffraction à courbure concave la convergence souhaitée du

trajet des rayons dans le plan contenant la cible.

Claims (7)

REVENDICATIONS

1. Dispositif pour la compression temporelle d'une impulsion optique, dont la fréquence varie pendant la durée d'impulsion, au moyen d'un dispositif optique dispersif déviateur, à qui l'impulsion à comprimer est envoyée le long d'un trajet d'entrée de rayon et qui produit une impulsion comprimée temporellement à l'emplacement d'une cible allongée qui se trouve dans le trajet de rayon d'entrée du dispositif optique, caractérisé en ce que le dispositif optique contient, entre le trajet de rayon d'entrée et la cible, une grille de diffraction on un prisme unique (10) qui présente une surface de sortie sur laquelle le trajet de rayon de sortie prend son origine, et que la cible est disposée parallèlement à la surface de sortie, en un emplacement, situé dans le trajet de rayon d'entrée, auquel l'impulsion qui se propage sur le trajet de rayon de sortie contient pratiquement toutes les composantes de fréquence et

présente sa durée la plus courte.

2. Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que pour amplifier la position inclinée du front de l'impulsion comprimée, en particulier en vue d'obtenir une excitation des ondes progressives de la cible, un milieu d'immersion (12, figure 2) à indice de vitesse de groupe de valeur élevée, est disposé de façon adjacente à la surface de sortie

3. Dispositif selon la revendication 2, caractérisé en ce que le milieu d'immersion est une plaque à faces

planes et parallèles.

4. Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que, pour amplifier la position inclinée du front de l'impulsion comprimée, en particulier en vue d'obtenir une excitation des ondes progressives de la cible, une lentille cylindrique (14) qui rend convergent le trajet du rayon de sortie dans le plan contenant la cible est

disposée sur le chemin de l'impulsion (figure 3).

5. Dispositif selon la revendication 4, caractérisé en ce que la lentille cylindrique (14) est disposée dans

le trajet de rayon d'entrée.

6. Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'un système optique (OS) donnant une représentation réductrice est disposé dans le trajet du rayon de sortie, entre la surface de sortie et l'emplacement de la cible, pour amplifier la position inclinée du front de l'impulsion comprimée, en vue d'obtenir une excitation des ondes progressives de la cible.

7. Dispositif selon la revendication 6, caractérisé en ce qu'un amplificateur laser (V) est disposé devant le

système optique, dans le trajet du rayon de sortie.