Minimum de Cooper dans le spectre harmonique de l’argon

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E et de la dispersion du milieu

Dans la partie precedente, nous avons neglig la dispersion du milieu, considerant que l’indice du milieu vu par le champ fondamental etait sensiblement egal a celui vu par le champ harmonique. Cette hypothese est justi ee dans le cas d’un milieu tres peu dense. Dans les conditions experimentales classiques de generation d’harmoniques, il est souvent necessaire d’avoir une densit d’atomes su samment importante pour avoir un signal detectable, et il faut alors prendre en compte cette dispersion du milieu qui intervient dans les conditions d’accord de phase. Deux termes sont a prendre en compte :

Dispersion atomique L’indice du milieu generateur vu par l’harmonique q et par le fondamental n’est pas le m^eme, ce qui introduit un desaccord de phase : kat = kat qkat = q!0N at ( at at)uz (1.28) avec at la polarisabilite statique du milieu et N at sa densit (en atomes/cm3). La valeur de at1 est positive, et celle de atq negative (l’energie du photon de l’harmonique q etant superieure au potentiel d’ionisation). Le vecteur katq sera donc orient dans le sens inverse de la propagation du champ fondamental et des harmoniques.

Dispersion electronique Lors de la generation d’harmoniques, le milieu est ionise par le champ fondamental. La dispersion introduite par les electrons libres 5 est alors tres importante, et devient souvent preponderante par rapport aux autres termes. Le desaccord introduit par les electrons libres est donne par : !2kqelec = kqelec qk1elec = p (q2 1)uz (1.29) ou la frequence plasma !p est de nie par : ! = e2N e (1.30) avec N e la densit d’electron libre, me et e la masse et charge de l’electron et « 0 la permittivit du vide. Le vecteur kelecq est orient dans le sens de propagation du laser.

Il est a noter que ces termes de desaccord de phase evoluent au cours du temps : au fur et a mesure de la propagation de l’impulsion de generation, la densit d’electrons libres va augmenter, et celle d’atomes neutres diminuer. En particulier, la dispersion du milieu peut compenser le desaccord de phase de facon transitoire au cours de la propagation de l’impulsion de generation ([Mevel 00, Kazamias 03, Strelkov 08]). Un exemple de si-mulation illustrant cet accord de phase transitoire est represent sur la gure 1.10 : au cours de la propagation de l’impulsion, le milieu s’ionise progessivement. Le desaccord de phase induit par la dispersion du milieu va tout d’abord compenser le desaccord de phase geometrique, la longueur de coherence devient alors in nie (accord de phase parfait). La contribution de la dispersion du milieu va ensuite devenir trop importante et va deteriorer l’accord de phase. Par rapport a la reponse de l’atome unique, la reponse macroscopique du milieu est ainsi con nee au front montant de l’impulsion, ou le milieu de generation n’est pas encore trop ionise.

Experimentalement, il convient de se limiter a des eclairements de generation inferieurs a l’eclairement de saturation Isat, a n de se placer dans des conditions d’accord de phase ou nous ne sommes pas limites par l’ionisation du milieu. L’eclairement de saturation etant di cile a estimer a partir des parametres experimentaux, un critere generalement utilise est de limiter l’eclairement de generation a l’eclairement de suppression de barriere.

Pour generer des harmoniques d’ordre eleve de facon e cace, il est donc necessaire de trouver un compromis sur les valeurs de densit du milieu et d’eclairement, qui doivent ^etre su santes pour avoir un signal macroscopique detectable mais assez faibles pour se placer dans des conditions d’accord de phase satisfaisantes.

Spectroscopie par generation d’harmoniques d’ordre elev

Le processus de generation d’harmoniques d’ordre elev permet de produire des pho-tons dans l’extr^eme ultraviolet, region du spectre electromagnetique ou il existe relative-ment peu de sources. La decouverte de cette nouvelle source de rayonnement a motive de nombreuses etudes de spectroscopie a base d’harmoniques d’ordre elev . Dans ces etudes, les harmoniques peuvent ^etre utilisees comme source de rayonnement secondaire dans des experiences de type pompe-sonde. L’etude du rayonnement harmonique en elle-m^eme permet egalement de remonter a des informations sur le milieu de generation.
Dans cette partie, nous presenterons ces deux aspects de l’utilisation des harmoniques d’ordre elev pour des experiences de spectroscopie.

Source secondaire de rayonnement

La region de l’extr^eme ultraviolet n’est pas accessible a l’optique non-lineaire conven-tionnelle (basee sur l’utilisation de cristaux non lineaires et de cellules Raman). Le besoin de sources lumineuses emettant dans cette region est neanmoins important : les photons dans l’XUV possedent generalement des energies superieures aux potentiels d’ionisations des atomes ou molecules « classique », et permettent leur etude en detectant par exemple les photoelectrons emis lors de l’ionisation d’un systeme par un photon XUV. En utilisant des sources dans le visible-infrarouge, l’ionisation multiphotonique est possible, mais elle demande un eclairement plus important qui peut fortement perturber le systeme etudi .
Dans cette region du spectre, la generation d’harmonique est une source de photons complementaire aux sources deja existantes, typiquement les sources synchrotron. Un avantage evident par rapport a ces sources est que les experiences de generation d’harmo-niques peuvent ^etre realisees dans des installations de taille « raisonnable » (au CELIA, la cha^ne laser, les optiques du faisceau infrarouges, la chambre de generation et les diag-nostics de detection tiennent sur quelques tables optiques, sur une surface inferieure a 100 m2). On evite ainsi les inconvenients des grandes infrastructures type synchrotron ou desormais lasers a electrons libres (co^ut d’exploitation et de fonctionnement, temps de faisceau disponible restreint, …). En plus de ce critere economique/logistique, les carac-teristiques du faisceau harmoniques sont egalement interessantes.
Tout d’abord, il a et demontr que le rayonnement harmonique etait coherent spatia-lement. Cette coherence depend fortement des conditions d’accord de phase ([Salieres 95]), et dans des conditions optimales, [Dero 00] a montre, en mesurant le contraste des franges d’interferences produites par un bi-miroir de Fresnel, un degr de coherence mutuelle su-perieur a 0.8. Cette qualite de la coherence spatiale du rayonnement a permis le deve-loppement de techniques d’imagerie di ractive a base d’harmoniques d’ordre elev (voir par exemple [Ravasio 09], ou la faible longueur d’onde des harmoniques est utilisee pour remonter a des details de dimensions inferieures a 100 nm).
Une caracteristique importante des sources secondaires harmoniques est l’extr^eme brie-vet des impulsions XUV produites. A n de parvenir a determiner la forme temporelle du rayonnement, des techniques ont du ^etre adaptees du domaine visible-infrarouge au

Spectroscopie par generation d’harmoniques d’ordre elev domaine de l’extr^eme ultraviolet.

Caracterisation temporelle des harmoniques

Caracterisation d’une harmonique isolee D’apres le modele semi-classique de la generation d’harmoniques, la generation intervient a l’interieur de l’enveloppe de l’im-pulsion generatrice, lorsque le champ est assez intense pour ioniser par e et tunnel de facon e cace le milieu generateur, ce qui exclut du processus de generation les ailes de l’impulsion. A priori, une harmonique aura donc une enveloppe plus courte que celle du laser generateur.
Des techniques de caracterisation de phase spectrale existent dans le visible et l’IR, notamment les techniques FROG (Frequency Resolved Optical Gating, [Trebino 00]) et SPIDER ([Iaconis 98]), et ont pu ^etre transposees dans le domaine XUV. Ces etudes ont montre que la duree d’une impulsion correspondant a une seule harmonique etait de plus de 50 % inferieure a la duree des impulsions lasers generatrices ([Mairesse 05a]). La generation d’harmoniques permet donc d’obtenir des sources de rayonnement dans l’XUV tres breves, typiquement 10-15 de fs pour une impulsion generatrice de 40 fs, ce qui est bien plus faible que la duree des impulsions synchrotrons (de l’ordre de la dizaine de picosecondes). Cette source est accordable en longueur d’onde (en choisissant un ordre harmonique et/ou en modi ant la longueur d’onde de generation) et la duree des impulsions harmoniques peut ^etre variee en modi ant la duree des impulsions de generation. Impulsions attosecondes Plus une impulsion possede un spectre large, plus elle peut ^etre courte, moyennant une phase spectrale convenable (lineaire pour une impulsion limi-tee par transformee de Fourier). Le rayonnement d’harmoniques d’ordre eleve, pouvant s’etendre sur plusieurs dizaines voire centaines d’eV, permet d’obtenir des impulsions ultra-breves jusque la inaccessibles.
En transposant le spectre harmonique dans le domaine temporel (voir gure 1.11), on obtient un train d’impulsions separees d’une demi-periode optique (generation d’une bou ee de photons XUV a chaque maximum du champ). Si la phase spectrale des har-moniques est une fonction lineaire de la frequence, on obtient des impulsions dont la largeur est inversement proportionnelle a la largeur du spectre harmonique. Un spectre s’etalant sur 30 eV (ce qui est facilement accessible dans l’argon) correspond par exemple a une duree d’impulsion d’environ 170 as (1 as = 10 18s). A n de caracteriser tem-porellement le rayonnement emis, il est necessaire de caracteriser la phase spectrale ente les di erentes harmoniques. Des etudes ont permis de mesurer la desynchronisation entre les harmoniques (a l’echelle attoseconde) et ainsi de demontrer experimentalement l’existence d’impulsions attosecondes creees par generation d’harmoniques d’ordre elev ([Hentschel 01, Paul 01, Kienberger 02, Mairesse 03, Tzallas 03]).
Plut^ot qu’un train d’impulsions attosecondes, il peut ^etre interessant d’avoir a dispo-sition une source d’impulsions attosecondes uniques. Pour obtenir des telles impulsions, l’idee generale est de con ner la generation sur un seul demi-cycle optique, pour avoir une seule emission de photons XUV par impulsion de generation.

Premiers spectres d’harmoniques generees par l’idler du TOPAS

La gure 1.18 (a) montre un spectre d’harmoniques generees par l’idler du TOPAS dans le xenon pour =1800 nm 8. Le spectre s’etend jusqu’a l’harmonique 69 du fondamental, soit une longueur d’onde d’environ 25 nm correspondant a une energie d’environ 49 eV (cette energie maximale est limitee ici par la gamme d’observation du spectrometre). On observe bien une extension tres signi cative de la coupure par rapport a la generation d’harmoniques a 800 nm. En e et, le potentiel d’ionisation du xenon est de 12,13 eV et son eclairement de suppression de barriere de 8.7 1013 W/cm2. En utilisant l’equation de la coupure 1.13, on voit que la position de la coupure correspondant a cet eclairement est seulement d’environ 29 eV a 800 nm : l’extension du spectre sera clairement limitee par l’ionisation du milieu. En utilisant une longueur d’onde generatrice de 1800 nm, la position de la coupure correspondant a l’eclairement de suppression de barriere passe a 95 eV, ce qui nous permet d’observer un spectre bien plus etendu.

La longueur d’onde en sortie de TOPAS peut ^etre reglee de facon continue. La gure 1.18 (b) montre l’accordabilite complete du spectre harmonique : en faisant varier idler, on peut decaler continuement le spectre jusqu’a faire coincider un ordre harmonique avec l’ordre precedent. Cette propriet est particulierement interessante dans la perspective de realiser des experiences pompes sondes VUV-fs, notamment si l’on veut realiser des excitations resonantes dans le milieu etudie. Comme nous l’avons evoqu precedemment, l’utilisation de grandes longueurs d’onde est particulierement pertinente pour l’etude de molecules plus complexes, qui presentent un potentiel d’ionisation generalement plus faible. C’est notamment le cas de la Fenchone (C10H16O, formule semi-developpee donnee en insert de la gure 1.19), molecule chirale dont le potentiel d’ionisation vaut 8.7 eV. Comme le montre la gure 1.19, l’utilisation d’une longueur d’onde de generation a 1800 nm permet d’etendre considerablement la coupure (qui passe d’environ 26 eV a 800 nm a environ 36 eV a 1800 nm) et d’augmenter le nombre d’harmoniques dans le spectre.

Mesure du minimum de Cooper dans le spectre harmonique

Etat de l’art

La presence d’un minimum de Cooper dans le spectre harmonique de l’argon, a des energies proches de celles du minimum en photoionisation, a et observee des le debut des experiences de generation d’harmoniques (voir Fig.3 de [L’Huillier 93]), mais ce n’est que recemment que des etudes sur la nature de ce minimum et sa dependance aux conditions experimentales de generation ont et menees.

En 2009 notamment, [Worner 09] a etudi la position de ce minimum en fonction de l’eclairement de generation. Dans cette etude, le minimum dans le spectre harmonique de l’argon est trouve a 53 eV 3 eV, independamment de l’eclairement.

La di culte pour observer ce minimum dans le spectre de l’argon en utilisant des sources classiques de generation d’harmoniques (source d’impulsions a 800 nm), est qu’il est necessaire d’avoir un eclairement proche, voire superieur, a l’eclairement de suppression de barriere. En e et, l’eclairement de suppression de barriere pour l’argon est de 2.5 1014 W/cm2, et la coupure correspondante pour une longueur d’onde de 800 nm est a 62 eV. Dans ces conditions, il est di cile de distinguer le minimum de la decroissance normale du signal harmonique a la coupure. Dans [Worner 09], nous avonsfait varier l’eclairement entre 2.5 et 3.5 1014 W/cm2. Dans ces mesures, des impulsions recomprimees ( 8 fs) ont et utilisees a n de limiter l’ionisation du milieu.

Generalement, avec des impulsions plus longues comme celles dont nous disposons au CELIA ( 35 fs), on evite de se placer a de tels eclairements, en raison du mauvais accord de phase cre par l’ionisation du milieu. En plus de ces raisons d’accord de phase, il serait interessant d’observer ce minimum a des eclairement plus faibles, ce qui permettrait de limiter certains e ets du champ fort. En e et, la recombinaison se fait, en generation d’harmoniques, en presence d’un champ laser qui peut deformer les orbitales atomiques par e et Stark quadratique (ce qui n’est pas pris en compte dans les calculs de la section precedente), ce qui pourrait avoir un e et dans l’observation du minimum.

A n de pouvoir observer ce minimum dans le spectre harmonique tout en diminuant sensiblement l’eclairement de generation, nous avons utilise les impulsions idler en sortie du TOPAS. En travaillant a 1850 nm, et avec un eclairement de seulement 8 1013 W/cm2, on deplace la coupure vers 100 eV et le minimum est repouss dans le plateau. Ainsi, on genere des harmoniques dans un milieu plus faiblement ionise, et le minimum est observ dans le plateau, ou l’e cacit de generation est relativement constante.

Montage experimental

Le montage experimental est present sur la gure 2.5. Les impulsions en sortie du TOPAS sont focalisees gr^ace a un miroir spherique de rayon R=75 cm. Un plateau trans-latable, sur lequel sont xes le miroir de focalisation et di erents miroirs d’alignement, permet de deplacer longitudinalement la position du foyer sans modi er la direction du faisceau. La generation se fait dans une cellule de 2 mm de long dans laquelle on peut.

Mesure du minimum de Cooper dans le spectre harmonique contr^oler la pression d’argon

Les conditions de stabilite du TOPAS etant fortement dependantes du faisceau de pompe a 800 nm, on ne peut modi er l’energie en entree du TOPAS sans en a ecter sa stabilite. Pour modi er l’energie par impulsion en sortie du TOPAS, on utilise une pellicule en nitrocellulose (d’epaisseur 30 microns) dont la transmissivite varie avec l’angle d’incidence sans modi er le pro l du faisceau au foyer ni decaller signi cativement le faisceau latteralement.

Filtrage du deuxieme ordre du reseau

Il est necessaire de prendre des precautions si on veut mesurer de facon correcte des structures eventuelles dans le spectre harmonique, et en particulier il faut s’a ranchir du second ordre de di raction du reseau XUV. Le reseau que nous utilisons est blaze pour l’ordre 1, et son e cacit de di raction pour l’ordre 2 est inferieure d’environ un ordre de grandeur par rapport a celle de l’ordre 1 ([Edelstein 84]). La contribution de l’ordre 2 du reseau peut pourtant ne pas ^etre negligeable, en particulier lorsque l’ordre 1 passe par un minimum.

La formule des reseaux : sin + sin i = p: (2.30)

montre que pour un angle de deviation donne, correspondant a une position donnee sur les galettes de microcanaux, on observe des photons de longueur d’onde di ractes a l’ordre 1 et des photons de longueur d’onde =2 di ractes a l’ordre 2.

En fait, une harmonique n = 2k + 1 a l’ordre 1 et une harmonique n0 = 2k0 + 1 a l’ordre 2 ne peuvent pas correspondre a la m^eme position sur le detecteur. En e et, en reinjectant dans l’equation 2.30, on aurait : 2k + 12k0 + 11 = 2 (2.31) ce qui est impossible pour k et k0 entiers. Une harmonique dispersee a l’ordre deux va donc se retrouver entre des harmoniques dispersees a l’ordre 1.

Le probleme ne se pose pas quand on travaille a 800 nm. Pour cette longueur d’onde de generation, les harmoniques sont su samment separees pour que l’on puisse distinguer les harmoniques di ractees a l’ordre 1 de celles di ractees a l’ordre 2 si elles apparaissaient dans le spectre. De plus, lorsqu’on travaille a 800 nm, le spectre n’est generalement pas assez etendu pour avoir des problemes de recouvrement des di erents ordres du reseau (sauf en generant dans des especes a fort Ip comme l’helium).

Par contre, en generant a 1800 nm, il est necessaire de ltrer le deuxieme ordre de di raction du reseau. En e et, le spectre observ autour de 50 eV par le spectrometre contient :

{ le « vrai » spectre a 50 eV, di racte par le reseau a l’ordre 1

{ la partie du spectre autour de 100 eV di racte a l’ordre 2 (avec une intensit mul-tipliee par l’e cacit de di raction pour l’ordre 2)

Or, au dessus de 80 eV, le spectrometre n’a pas une resolution su sante pour resoudre les di erentes harmoniques. Au lieu d’un spectre de raies, la partie di ractee a l’ordre 2 correspond donc a un spectre quasi-continu. Contrairement a la generation a 800 nm, on ne peut identi er les di erentes harmoniques a l’ordre 2 et on ne peut donc pas les soustraire facilement du spectre brut pour obtenir le spectre « reel ». La superposition des ordres est alors g^enante si on veut caracteriser des modulations d’amplitudes eventuelles apparaissant dans le spectre harmonique, car ces modulations peuvent provenir de l’un ou l’autre des ordres de di raction.

Pour supprimer la contribution de l’ordre 2 du reseau, nous avons utilise un ltre en aluminium de 100 nm d’epaisseur entre la fente d’entree du spectrometre XUV et le reseau. Les valeurs de transmission du ltre ont et obtenues gr^ace au Centre for X-Ray Optics ([CXRO ]) et sont representees sur la gure 2.7(b) (trait pointille noir).

Ces valeurs prennent en compte la presence de deux couches d’alumine Al2O3 de 50 A, dues a l’oxydation en surface du ltre par l’oxygene de l’air ([Mott 40]). On voit que la transmission du ltre est legerement croissante pour les basses energies de photons puis presente ensuite une nette coupure vers 73 eV, permettant de limiter de plus d’un ordre de grandeur la contribution du second ordre de di raction dans la region du minimum.

A n de veri er cette courbe de transmission, nous avons enregistr des spectres dans l’argon avec et sans ltre ( gure 2.7(a)) pour mesurer la transmission reelle de notre ltre (voir gure 2.7(b)). L’accord entre les valeurs tabulees et experimentales est globalement bon. La transmission est un peu plus faible que prevue sur les basses energies, mais on retrouve bien la coupure a 73 eV. Au dessus de 100 eV, le signal enregistr avec le ltre est trop faible et les mesures de transmission deviennent bruitees. La bonne superposition des coupures experimentales et tabulees du ltre en aluminium nous permet egalement de veri er la calibration de notre spectrometre.

D’autres methodes de ltrage du deuxieme ordre sont envisageables, notamment des methodes de ltrages numeriques des spectres. Le spectre harmonique enregistr est le produit du spectre harmonique reel par une matrice de transformation. Cette matrice est di erente de la matrice identit en raison de la contribution du deuxieme ordre de di rac-tion du reseau mais egalement de la transmission non constante des di erents elements du spectrometre. A n d’obtenir le spectre reel, on peut multiplier le spectre mesur par l’inverse de la matrice de transformation. Cette technique necessite l’enregistrement des spectres dans des conditions particulieres [Shiner 09b], que nous n’avions pas necessaire-ment respectees. Pour l’instant, elles se sont donc revelees ine caces sur les spectres que nous avons enregistres au CELIA.

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Table des matières

Introduction
Chapitre 1 G´en´eration d’harmoniques d’ordre ´elev´e : mod´elisation et exp´eriences
1.1 El´ements de th´eorie sur la g´en´eration d’harmoniques d’ordre ´eleve
1.1.1 Mod´elisation semi-classique : le mod`ele `a trois ´etapes
1.1.2 Mod´elisation quantique de la g´en´eration d’harmoniques d’ordre ´elev´e
1.1.3 R´eponse macroscopique du milieu
1.2 Spectroscopie par g´en´eration d’harmoniques d’ordre ´elev´e
1.2.1 Source secondaire de rayonnement
1.2.2 Extreme Non-Linear Optical Spectroscopy (ENLOS)
1.2.3 Projet Harmodyn
1.3 Dispositif exp´erimental de g´en´eration d’harmoniques d’ordre ´elev´e
1.3.1 Montage exp´erimental conventionnel
1.3.2 S´eparation des trajectoires sur le d´etecteur
1.3.3 Source d’impulsions `a grande longueur d’onde
Chapitre 2 Minimum de Cooper dans le spectre harmonique de l’argon
2.1 Minimum de Cooper en photoionisation
2.1.1 Mod´elisation quantique
2.1.2 Section efficace de photoionisation
2.2 Mesure du minimum de Cooper dans le spectre harmonique
2.2.1 Etat de l’art ´
2.2.2 Montage exp´erimental
2.2.3 Minimum de l’efficacit´e de g´en´eration
2.2.4 D´ependance de la position du minimum en fonction des param`etres exp´erimentaux
2.2.5 Photoionisation et g´en´eration d’harmoniques
2.3 Influence de l’elliptict´e sur le minimum de Cooper harmonique
2.3.1 Trajectoires ´electroniques classiques dans un champ elliptique
2.3.2 Calcul du dip^ole de recombinaison en fonction de l’ellipticit´e
2.3.3 Minimum de Cooper en champ elliptique
2.4 Conclusion
Chapitre 3 Etude en polarisation des harmoniques g´en´er´ees dans l’argon
3.1 Mesure de la polarisation des harmoniques d’ordre ´elev´e
3.1.1 Loi de Malus
3.1.2 Polariseur XUV
3.1.3 Traitement des donn´ees
3.2 Etat de polarisation des harmoniques g´en´er´ees dans l’argon par un champ elliptique
3.2.1 Montage exp´erimental
3.2.2 Mesures
3.3 Simulations num´eriques
3.3.1 Calcul de l’angle de polarisation
3.3.2 Calcul de l’ellipticit´e
3.4 Conclusion
Chapitre 4 Etude du champ harmonique g´en´er´e dans des mol´ecules alignees
4.1 El´ements de th´eorie sur l’alignement mol´eculaire en champ fort
4.1.1 Interaction champ laser/mol´ecule
4.1.2 Formalisation quantique
4.1.3 Observation de l’alignement, r´ecurrence rotationnelle
4.2 Observation de l’alignement dans le spectre harmonique
4.2.1 Alignement dans N2
4.2.2 Alignement dans CO2
4.2.3 Influence des orbitales mol´eculaires sur la g´en´eration d’harmoniques
4.2.4 Diff´erentes configurations exp´erimentales
4.3 Mesure de l’´etat de polarisation d’harmoniques g´en´er´ees dans des mol´ecules align´ees
4.3.1 Montage exp´erimental
4.3.2 Etat de polarisation des harmoniques g´en´er´ees dans les mol´ecules align´ees
4.3.3 Excursion th´eorique
4.3.4 Discussion
4.4 Application : spectroscopie pompe-sonde r´esolue en polarisation
4.4.1 Principe
4.4.2 Mesure de la dynamique rotationnelle dans N2
4.4.3 Extraction de la dynamique rotationnelle d’un m´elange Ar-N2
Chapitre 5 Photoexcitation du NO2 sond´e par spectroscopie d’harmoniques d’ordre ´elev´e
5.1 R´eseau transitoire d’excitation
5.1.1 Principe
5.1.2 Mise en oeuvre exp´erimentale
5.1.3 Profil du champ harmonique en champ lointain
5.2 Photoexcitation sond´ee par g´en´eration d’harmoniques
5.2.1 Dynamique `a l’´echelle picoseconde
5.2.2 Dynamique `a l’´echelle femtoseconde
5.3 Conclusions et perspectives
Chapitre 6 Photoionisation de N2 par un train d’impulsions attosecondes
6.1 Reconstruction du profil temporel des impulsions attosecondes
6.1.1 Profil temporel des impulsions attosecondes
6.1.2 Reconstruction of Attosecond Beating By Interference of Two-photon Transitions
6.2 Mesure de la phase mol´eculaire de photoionisation `a deux couleurs dans N2
6.2.1 Montage exp´erimental
6.2.2 Mesure de la diff´erence de phase mol´eculaire ∆θmol:
6.2.3 Effet d’une r´esonance sur une mesure RABBITT
6.2.4 Interpr´etation des mesures dans N2
6.2.5 Perspectives
Conclusions et perspectives
Bibliographie