δλF W HM =
�ln (2)λ20
πwtan (θi) (4.5)
Cette ´equation souligne les propri´et´es du r´eseau en tant quefiltre s´electif qui permet d’affiner notablement le spectre de l’OPO, par comparaison avec le cas d’un OPO non contraint ´etudi´e aux chapitres 2et 3.
4.3 Accordabilit´ e
4.3.1 Accordabilit´ e statique
Les performances du montage en termes d’accordabilit´e on ´et´e ´etudi´ees avec le miroir M1 mont´e sur une platine pi´ezo´electrique command´ee pas `a pas. Diff´erents cristaux non lin´eaires avec des taux de chirp diff´erents ont ´et´e test´es. Dans le cas du r´eseau B le coupleur de sortie pr´esente un coefficient de r´eflexion de 90 %, et avec le r´eseau C une r´eflectivit´e de 98 %. La bande de gain permise avec le r´eseau B est moins large mais le gain crˆete est plus ´elev´e qu’avec le r´eseau C, le seuil d’oscillation du r´eseau B est donc plus bas. Avec le r´eseau B, le seuil est de 3,2 W contre 7,7 W avec le r´eseau C, malgr´e le changement de coupleur. Le syst`eme a d’abord
´et´e mis en œuvre et caract´eris´e avec le r´eseau B. Devant les r´esultats encourageants obtenus, un cristal plus large bande (contenant le r´eseau C) a ´et´e command´e et test´e, de fa¸con `a pousser les performances du montage plus loin en termes de plage d’accordabilit´e atteignable. Les r´esultats de l’accordabilit´e pour ces deux r´eseaux non lin´eaires sont montr´es sur la figure 4.3. Avec le r´eseau B, pour un taux de pompage de 3 fois la puissance seuil, l’´emission est accordable sur plus de 85 % de la bande de gain param´etrique th´eotique totale. Les puissances signal et compl´ementaire maximales extraites sont de 600 mW et 120 mW respectivement. La variation de la longueur d’onde avec l’angle du miroir M1 est lin´eaire, except´e au bord de la zone de stabilit´e de l’OPO. Au bord de la courbe d’accordabilit´e avec le r´eseau B, soit pour le point autour de 1466/3880 nm sur lafigure4.3 (a), l’´evolution invers´ee de la longueur d’onde avec la position de M1 est li´ee `a une baisse radicale de la puissance ´emise, comme le montre lafigure4.3 (b). Cette ´evolution dans le sens inverse par rapport au fonctionnement normal observ´e sur toute la bande de gain conduit `a la position contre intuitive d’un point `a plus faible puissance et plus grande longueur d’onde sur la figure 4.3 (b) autour de 1466/3880 nm. Ce point se situe tout au bord de la zone de fonctionnement de l’OPO et de la bande de gain du cristal B utilis´e. Ce comportement est li´e `a une importante adaptation g´eom´etrique du faisceau, qui compense la perte de gain pour les basses longueurs d’onde.
Le r´eseau C, avec un taux de chirp plus important, a ensuite ´et´e test´e. Le seuil obtenu
est plus ´elev´e qu’avec le r´eseau B. Malgr´e le coupleur de r´eflectivit´e 98 % la valeur ´elev´ee du seuil d’oscillation ne nous permettait pas de pomper au-del`a de 1,5 fois la puissance seuil. Ainsi, comme le montre lafigure 4.3, la plage d’accordabilit´e atteinte correspond `a seulement 58 % de la bande de gain th´eorique permise. Cette plage d’accordabilit´e reste bien plus grande qu’avec le r´eseau B. Une puissance de pompage sup´erieure, ou des pertes moins importantes dans la cavit´e de fa¸con `a abaisser le seuil d’oscillation, pourraient permettre l’´emission sur une plus large partie de la bande de gain permise grˆace `a un taux de pompage plus important. Cette affirmation est v´erifi´ee dans le chapitre suivant, o`u une autre m´ethode d’accordabilit´e est mise en œuvre avec des pertes r´eduites. Le mˆeme cristal utilis´e avec un taux de pompage plus ´elev´e permet effectivement d’augmenter la plage d’accordabilit´e. N´eanmoins, dans le cas pr´esent´e ici, la plage d’accordabilit´e permise est de 160 nm autour de 3,86 �m pour l’onde compl´ementaire soit 107 cm−1autour de 2590 cm−1. Pour obtenir une telle accordabilit´e en modifiant la temp´erature d’un cristal non lin´eaire `a retournements p´eriodiques, il faudrait appliquer une variation de 110�C. Les puissances extraites maximales sont de 150 mW et 45 mW pour les ondes signal et compl´ementaire respectivement avec le r´eseau C.
0 1 2 3 4
1455 1460 1465 1470 1475 1480 0,2
Figure 4.3: Accordabilit´e en longueur d’onde pour les ondes signal et compl´ementaire en fonction de la variation angulaire du miroir mobile M1. (a) La droite en pointill´es noirs repr´esente la courbe th´eorique obtenue avec l’´equation4.6. La puissance de sortie normalis´ee corres-pondante est repr´esent´ee sur lafigure (b). Les mesures avec le r´eseau B, repr´esent´ees en bleu sont r´ealis´ees pour un taux de pompage de 3, tandis que les mesures avec le r´eseau C sont r´ealis´ees avec un taux de pompage de 1,5.
Sur la figure 4.3, on observe une variation de la longueur d’onde avec l’angle du faisceau incident de 3,2 nm.mrad−1. Il faut noter que l’angle repr´esent´e sur la figure 4.3 correspond `a la variation angulaire du miroir mobile et donc la variation angulaire du faisceau d´efl´echi, incident sur le r´eseau de diffraction est deux fois plus grande. Cette variation de la longueur d’onde avec l’angle d’incidence sur le r´eseau de diffraction peut ˆetre exprim´ee `a partir de l’´equation 4.4 et
4.3 Accordabilit´e on trouve une variation attendue de la longueur d’onde signal avec l’angle du faisceau incident de 3 nm.mrad−1. L’´ecart de 0,2 nm.mrad−1 avec la valeur mesur´ee est li´ee `a une modification de la taille de la cavit´e OPO avec la position du faisceau incident sur le r´eseau soit lors de la rotation du miroir M1. Des effets d’adaptation g´eom´etrique du faisceau sont alors `a prendre en compte [Han01,Lap14]. L’ajout d’un terme correctif `a l’´equation4.4 est n´ecessaire pour d´ecrire l’´evolution de la longueur d’onde :
Δλ
Δθ|total =λ0
��2D λ0
�
2−1 + Δλ
Δθ|adaptation (4.6)
Le premier terme est directement li´e `a la configuration Littrow du r´eseau de diffraction intracavit´e et correspond `a la principale contribution `a l’accordabilit´e du syst`eme. λ0 est la longueur d’onde initiale et D le pas du r´eseau. Le second terme prend en compte des effets d’adaptation du chemin optique du faisceau dans la cavit´e avec la variation de la taille de la cavit´e induite par la d´eflexion du faisceau par le miroir M1. Cet effet est ´etudi´e en d´etails dans la partie 4.5.
4.3.2 Accordabilit´ e dynamique
L’accordabilit´e dynamique a pu ˆetre ´etudi´ee en utilisant un miroir galvanom´etrique en M1, command´e par un g´en´erateur de fonction. Dans cette configuration, la puissance intracavit´e permise ´etait limit´ee par des effets thermiques sur le miroir galvanom´etrique m´etallique. Ces effets apparaissaient pour des taux de pompages sup´erieurs `a 2, avec un coupleur de sortie de r´eflectivit´e 90 % et le r´eseau B. Cette limitation du taux de pompage a donc r´eduit la plage d’accordabilit´e obtenue avec le miroir galvanom´etrique. Pour pallier ce probl`eme, une solution serait de remplacer les miroirs m´etalliques par des miroirs di´electriques qui supportent desflux nettement plus ´elev´es. Dans le cadre de notre d´emarche de compr´ehension du syst`eme, cette am´elioration n’a pas ´et´e mise en œuvre, le miroir m´etallique nous permettant d’obtenir une d´emonstration de principe d’accordabilit´e rapide satisfaisante.
Les spectres des impulsions ´emises par l’OPO tir `a tir sont observ´es grˆace au montage `a base defibre `a forte dispersion d´etaill´ee dans la partie3.1et dans l’article [Des15]. Ce montage permet de mesurer des longueurs d’onde relatives et donc le profil des spectres successifs, leur forme g´en´erale et leur largeur. Une mesure `a l’analyseur de spectre, en r´egime stationnaire permet en compl´ement de mesurer la longueur d’onde absolue, et donc d’obtenir une r´ef´erence. Les mesures sont r´ealis´ees sur l’onde signal et les valeurs correspondantes pour l’onde compl´ementaire ´emise sont calcul´ees `a partir de la conservation de l’´energie. Nous avons ´etudi´e dans un premier temps le spectre tir `a tir pour un d´emarrage de l’OPO avec le miroir M1fixe et le r´eseau de diffraction dans la cavit´e.
1 2 3 4
1472 1473 1474 1475 1476 1477 1478 1473 1476
0,0 0,4 0,8
�
� �
����������
���������������������������
���������������������
��������������
3840 3830 3820 3810 3800
�������
���
�����������������������������������
Figure 4.4: Construction de l’oscillation observ´ee tir `a tir avec unefibre `a forte dispersion. Dans ce cas l’OPO met environ 200 ns `a partir de la premi`ere impulsion de pompe pour atteindre un niveau d’´emission d´etectable. Le miroir M1 reste `a une position fixe et contraint l’´emission de l’OPO. Le spectre enregistr´e pendant le r´egime stationnaire `a l’analyseur de spectre (OSA) est ins´er´e `a gauche. Les modulations rapides du spectre observ´ees sont dues `a un effet Fabry-Perot dans la lame defiltrage plac´ee avant l’injection dans lesfibres optiques.
4.3 Accordabilit´e Comme le montre la figure 4.4, l’´emission de l’OPO est contrainte, depuis la construction et pendant le r´egime stationnaire. Contrairement au cas de l’OPO non contraint ´etudi´e dans les chapitres pr´ec´edents, ici le d´emarrage ne pr´esente pas de d´ecalage de fr´equence pendant la construction des oscillations. Le r´eseau de diffraction filtre efficacement le spectre ´emis. Avec un faisceau de 1,5 mm de rayon sur le r´eseau, on obtient une s´electivit´e de l’ordre de 0,8 nm d’apr`es l’´equation4.5. Cette valeur correspond `a la largeur mesur´ee exp´erimentalement sur les spectres de l’OPO contraint. On peut noter que les structurations du spectre ou les processus d’´emission en cascade d´etaill´es dans le chapitre 2sont efficacementfiltr´es.
1468 1470 1472 1474 1476 1478
10 20 30 40 50 60
1470 1475
0,0 0,4 0,8
�
�
���������������������������
����������
3860 3850 3840 3830 3820 3810 3800�����������������������������������
���
Figure 4.5: Spectrogramme de l’´emission OPO, avec le r´eseau non lin´eaire B, enregistr´e avec lafibre dispersive large dans le cas d’une rampe de tension appliqu´ee au miroir M1. Cettefigure montre le potentiel d’accordabilit´e rapide de l’OPO, avec un balayage de 30 nm en 40�s pour l’onde compl´ementaire. Le moyennage pour des rampes successives enregistr´e avec l’analyseur de spectre optique est ins´er´e en bas `a droite.
Nous avons ensuite mesur´e les spectres tir `a tir pour un balayage du miroir M1, command´e par une rampe de tension. Le spectrogramme de l’accordabilit´e la plus rapide obtenue est pr´e-sent´e sur lafigure4.5. La r´esolution et la largeur de la fenˆetre d’acquisition des spectrogrammes d´ependent des param`etres de lafibre dispersive utilis´ee, `a savoir le coefficient de dispersion et la dispersion de retard de groupe (GDD) induite dans la fibre, comme d´etaill´e dans la partie3.1.
Le spectrogramme du d´emarrage statique, figure 4.4 a ´et´e enregistr´e avec la fibre A introdui-sant une GDD de -2000 ps.nm−1 autour de 1470 nm et pr´esentant donc une fenˆetre de 6,5 nm sans recouvrement spectral, en consid´erant le taux de r´ep´etition fixe de l’OPO (76 MHz). La r´esolution est de 0,1 nm compte tenu de la r´esolution du d´etecteur rapide associ´e `a la fibre.
Le spectrogramme de la figure 4.5 a ´et´e enregistr´e avec la fibre B, introduisant une GDD de
-500 ps.nm−1 pour l’onde signal et conduisant `a une fenˆetre plus large de 26 nm mais une r´esolution d´egrad´ee de 0,4 nm. On d´emontre une accordabilit´e du signal sur une plage de 4 nm ce qui correspond `a une accordabilit´e de l’onde compl´ementaire de 30 nm en 40 �s. La vitesse d’accordabilit´e est limit´ee par la rotation m´ecanique du miroir galvanom´etrique dans notre cas, on peut envisager au maximum des rampes successives avec des fr´equences de l’ordre du kHz pour des balayages angulaires de l’ordre de la centaine de mrad. Dans la cas pr´esent´e ici, la vitesse de rotation m´ecanique est de 9,4 mrad pour 40�s, soit 234 rad.s−1. Ce montage permet une d´emonstration de principe de l’association syst`eme de d´eflexion et r´eseau de diffraction en configuration Littrow dans une cavit´e OPO `a base de cristaux non lin´eaires ap´eriodiques large bande. En rempla¸cant le syst`eme de d´eflexion m´ecanique utilis´e ici par un syst`eme de d´eflexion
´electro-optique, la rapidit´e d’accordabilit´e pourrait gagner plusieurs ordres de grandeur pour atteindre facilement la centaine de kHz voire le MHz [Saa09, Kon13]. Le mat´eriel pour mettre en œuvre cette d´eflexion ultra-rapide a ´et´e command´e et caract´eris´e (voir annexeB). La mise en œuvre sera `a r´ealiser prochainement afin de d´emontrer une accordabilit´e ultra-rapide de l’OPO dans l’infra-rouge moyen. Le temps de construction est un point central lorsque l’on s’int´eresse
`a l’accordabilit´e rapide d’une source. Dans notre cas, comme le montre la figure 4.4 il faut environ 200 ns pour atteindre l’´etat stationnaire `a partir de la premi`ere impulsion de pompe envoy´ee dans la cavit´e. N´eanmoins, comme nous r´ealisons ensuite une accordabilit´e continue, le recouvrement spectral entre les impulsions successives est suffisant pour maintenir l’oscillation et ne pas ˆetre pr´eoccup´e par le temps de construction des impulsions. Ce param`etre pourra toutefois devenir contraignant pour des vitesses d’accordabilit´e bien plus ´elev´ees (facteur 100 et au-del`a).