Caract´erisations des voies du premier cristal

Afin de v´erifier les dimensionnements du premier cristal non lin´eaire, contenant les voies G1 `a G5, un montage d’amplification param´etrique optique (OPA) a ´et´e mis en œuvre pour mesurer les bandes de gains param´etriques exp´erimentales de ce cristal `a quasi-accord de phase ap´eriodique. Ces exp´eriences ont ´et´e men´ees avant mon arriv´ee mais permettent de v´erifier les caract´eristiques des cristaux utilis´es dans la suite de ma th`ese. Le montage est repr´esent´e sur la figure 1.8. Le laser de pompe est un laser Nd:YVO4 `a verrouillage de modes, ´emettant des impulsions de 8 ps avec un taux de r´ep´etition de 76 MHz `a la longueur d’onde de 1064 nm et avec une puissance moyenne de 17 W. Ce faisceau de pompe est envoy´e sur une lame demi-onde associ´ee `a un cube s´eparateur de polarisation pour obtenir une s´eparation du faisceau en deux voies et une r´epartition des puissances ajustable. La premi`ere voie, qui contient typiquement 60 % de l’´energie du faisceau incident est envoy´ee sur une ligne `a retard avant d’ˆetre utilis´ee comme source de pompe pour l’OPA et donc focalis´ee dans le cristal ap´eriodique. La seconde voie quant `a elle sert de source de pompe au montage OPO bas´e sur un cristal de PPLN uniforme de 20 mm. L’OPO contient un r´eseau de diffraction intracavit´e en configuration Littrow de fa¸con `a permettre une accordabilit´e contrˆol´ee. Le principe de fonctionnement d’un r´eseau de Littrow dans une cavit´e OPO est d´etaill´e dans la partie 4.2.1. L’OPO utilis´e ici est le mˆeme que celui d´ecrit dans [Lap14]. Pour chaque longueur d’onde, le retard entre l’impulsion signal et l’impulsion de pompe est adapt´e de fa¸con `a maximiser le gain OPA mesur´e.

1.2 ´Elargissement de la bande de gain

Figure 1.7: Profil du r´eseau de quasi-accord de phase ap´eriodique des voies du second cristal non lin´eaire, pour les voies B et B* (a) et pour les voies C et C* (b). Les tailles des domaines d’inversion du signe de la susceptibilit´e non lin´eaire sont trac´ees. La longueur totale du cristal est de 60 mm. Les bandes de gain param´etrique th´eoriques associ´ees sont repr´esent´ees pour les voies B et B* (c) et pour les voies C et C* (d). Elles sont calcul´ees en onde plane, en r´egime continu, apr`es amplification pour un simple passage dans le cristal.

Figure 1.8: Sch´ema du montage OPA de caract´erisation du cristal ap´eriodique APPLN.

Les r´esultats sont repr´esent´es sur les figures 1.9 et 1.10. Les bandes de gains th´eoriques, calcul´ees en r´egime picoseconde sont ´egalement repr´esent´ees. On peut noter que les courbes de bandes de gain th´eoriques calcul´ees en r´egime picoseconde sont liss´ees par rapport aux courbes obtenues par un calcul en r´egime continu. Cela provient de la largeur spectralefinie des impulsions pompe et signal, limit´ee par transform´ee de Fourier dans le cas des mod´elisations r´ealis´ees en r´egime picoseconde.

1460 1470 1480

1 2 3 4

Gain en puissance

Longueur d’onde signal (nm) �’ < 0

G1 G2 G3

Figure 1.9: Gain param´etrique pour les voies G1, G2 et G3 du premier cristal non lin´eaire. Les courbes de gain th´eoriques, trac´ees en traits pleins, sont calcul´ees avec les param`etres d´ecrits dans l’annexeAen r´egime picoseconde.

On constate que les valeurs exp´erimentales sont tr`es proches des valeurs th´eoriques atten-dues. Notamment le produit du logarithme du gain et de la bande passante est constant comme pr´evu par l’´equation 1.22 ce qui confirme la pertinence du choix du dimensionnement d´eriv´e des travaux de Charbonneau-Lefort et al. [CL08b]. On remarque sur la figure 1.10, que pour les voies G4 et G5 la forme du gain mesur´e d´epend du signe du coefficient de chirp du cristal et cet effet n’est pas pr´edit par les mod´elisations mises en œuvre. Cet effet n’est observ´e que dans le cas des taux de chirp ´elev´es sur les voies G4 et G5. On peut noter, comme le montre la figure 1.10 (c) que la moyenne des bandes de gains exp´erimentales mesur´ees pour les deux sens du cristal ap´eriodique permet de retrouver la valeur th´eorique attendue. Les courbes de gain th´eoriques sont calcul´ees dans l’hypoth`ese d’ondes planes, ainsi les asym´etries observ´ees exp´erimentalement sont tr`es probablement dues `a des effets transverses qui ne sont pas pris en compte dans les mod´elisations. La mesure des bandes de gain du second cristal non lin´eaire, contenant les voies B et C est pr´evue prochainement.

1.2 ´Elargissement de la bande de gain

1460 1470 1480

1 1,5 2

1460 1470 1480

1 1,5 2

1460 1470 1480

1 1,5 2

(a)

Gain en puissance

Longueur d’onde signal (nm)

�’ < 0 G4 G5

(b)

Gain en puissance

Longueur d’onde signal (nm)

�’ > 0 G4 G5

Gain en puissance

Longueur d’onde signal (nm) G4

G5

Moyenne (c)

Figure 1.10: Gain param´etrique pour les voies G4 et G5 pour un chirp n´egatif (a) et positif (b). La moyenne est repr´esent´ee en (c). Les gains th´eoriques associ´es sont calcul´es en r´egime picoseconde.

Synth` ese

Ce premier chapitre est un rappel des bases de l’optique non lin´eaire. Il a permis de pr´esenter les principaux concepts d’optique non lin´eaire utiles pour la suite. Il nous a donn´e l’occasion de red´emontrer les ´equations impl´ement´ees dans les codes de mod´elisations de notre source param´etrique. Le principe du quasi-accord de phase a ´et´e rappel´e ainsi que la d´efinition d’un OPO ou oscillateur param´etrique optique. En particulier le concept de pompage synchrone, largement utilis´e pour la suite a pu ˆetre d´etaill´e. Apr`es cette partie relevant de l’optique non lin´eaire en g´en´eral, une seconde partie a permis de pr´esenter les cristaux non lin´eaires `a quasi-accord de phase ap´eriodiques, dont l’utilisation constitue une particularit´e majeure de ce travail de th`ese. Les cristaux `a quasi-accord de phase lin´eairement chirp´es ont ´et´e pr´esent´es, avec leur propri´et´es spectrales large bande. Le dimensionnement r´ealis´e dans notre cas est explicit´e ainsi que les caract´erisations des cristaux utilis´es. Ce chapitre a donc permis de pr´esenter en d´etails le contexte et les diff´erents ´el´ements fondamentaux en vue de l’´etude d’un OPO picoseconde `a base de cristaux ap´eriodiques large bande. Les r´esultats relatifs au fonctionnement de cet OPO large bande seront pr´esent´es aux chapitres2et3. Ensuite les chapitres4et5pr´esentent des m´ethodes pour associer des filtres spectraux dans la cavit´e OPO et obtenir un dispositif largement et rapidement accordable.

Chapitre 2

OPO picoseconde ` a pompage synchrone

` a base de cristaux ap´ eriodiques

Objectifs

Les OPO picoseconde `a pompage synchrone sont connus pour pr´esenter des effets spec-traux et temporels non triviaux. En particulier, la modification de la longueur de la cavit´e peut induire une compression ou un allongement des impulsions et des modifications diffici-lement pr´evisibles des spectres ´emis. Cependant, avant ce travail, aucun OPO picoseconde

`a base de cristal ap´eriodique n’a encore ´et´e rapport´e dans la litt´erature. Afin d’aller plus loin dans l’analyse, nous ´etudions dans ce chapitre le comportement de l’OPO `a base de cristal ap´eriodique sans filtrage spectral dans la cavit´e. Cette ´etude vise `a mettre en ´evi-dence les effets sp´ecifiques `a l’utilisation d’un cristal ap´eriodique chirp´e et ceux analogues aux cas des OPO picoseconde `a base de cristaux p´eriodiques ou de cristaux avec accord de phase par bir´efringence.

Le montage exp´erimental sera pr´esent´e et d´etaill´e. Le comportement spectro-temporel de l’OPO sera ´etudi´e en vue de d´egager l’influence du taux de chirp et du signe du chirp du cristal ap´eriodique utilis´e. Le fonctionnement hors de la condition de synchronisme exact de la cavit´e sera ´etudi´e ensuite. Enfin le cas particulier d’un taux de pompage important sera consid´er´e. L’apparition de profils spectraux complexes est observ´ee. Des hypoth`eses seront propos´ees pour expliquer ce r´egime particulier.