Quelle configuration choisir pour la conversion non linéaire ?

Les puissances crêtes accessibles en régime impulsionnel sont généralement élevées. Les conversions non linéaires sont ainsi beaucoup plus efficaces qu’en régime continu, ce qui permet d’envisager plusieurs configurations pour réaliser la somme de fréquence nous permettant d’atteindre le bleu à 491 nm.

IV.1.a. Somme de fréquence extracavité

Cette option, difficilement réalisable en régime continu, devient possible en régime impulsionnel grâce aux puissances crêtes plus élevées disponibles. Le principal avantage de cette configuration est l’indépendance possible entre le laser émettant autour de 1063 nm et celui émettant autour de 912 nm. Ces deux sources doivent tout de même être synchronisés dans le cristal non linéaire pour réaliser la conversion en fréquence. Le moyen le plus simple consiste à utiliser des éléments déclencheurs actifs et de les synchroniser électriquement. Une somme de fréquence extracavité permet ainsi une simplicité de conception, d’alignement des faisceaux et de synchronisation des deux lasers fondamentaux. Tout comme en régime continu, les comportements des deux lasers produisant les longueurs d’onde fondamentales sont très différents. En effet, la transition à quatre niveaux possède un gain bien plus élevé permettant d’obtenir des impulsions courtes et des temps de création courts. Ainsi, le laser à base de cristal de Nd:YVO4 pompé par diode laser émettant à 1064 nm conçu par Friel et

al. produit, à une cadence de 20 kHz, des impulsions de 1.5 ns offrant une puissance crête de 6.67 kW [Friel 98]. On peut s’attendre à obtenir des impulsions du même type à 1063 nm dans un cristal de Nd:GdVO4, les

caractéristiques spectroscopiques de ce cristal étant proches de celui de Nd:YVO4.

Les impulsions issues d’un laser à quasi-trois niveaux voient un gain beaucoup plus faible. Elles sont ainsi plus longues et moins puissantes. Le premier laser pompé par diode laser à quasi-trois niveaux déclenché activement pour atteindre le bleu a été conçu en 1992. En utilisant un cristal de Nd:YAG, Hong et al. ont obtenu, pour une puissance de pompe de 344 mW, des impulsions à 946 nm de 62 ns et de 76 W de puissance crête pour une cadence de 1.5 kHz [Hong 92]. Un

fréquence pour produire des impulsions à 473 nm. Le rendement de conversion était de 29 %. Lors du chapitre 2, nous avons réalisé un laser impulsionnel à 912 nm grâce à un cristal de Nd:GdVO4. Pour une puissance de pompe de 20 W et

à une cadence de 10 kHz, la durée des impulsions était de 20 ns correspondant à une puissance crête de 650 W.

On peut donc noter deux principaux désavantages pour cette configuration de somme de fréquence extracavité. Tout d’abord, la puissance des impulsions à 912 nm est dix fois plus faible que celle des impulsions à 1063 nm. Plus problématique, la durée des impulsions à 912 nm est 20 fois plus longue. Le recouvrement temporel est donc médiocre, comme on peut le voir sur la figure IV-1. 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1 -30 -20 -10 0 10 20 30 Temps (ns) P u is sa n c e r e la ti ve 912 nm 1063 nm

Figure IV-1. Allure typique des impulsions issues de deux lasers déclenchés à 912 nm et 1063 nm.

Ainsi, seule une partie restreinte des photons de l’impulsion à 912 nm participe à la somme de fréquence, ce qui limite fortement l’efficacité de conversion non linéaire.

IV.1.b. Somme de fréquence intracavité

Une deuxième solution se rapproche des configurations utilisées en régime continu : réaliser la somme de fréquence intracavité aux deux longueurs d’onde fondamentales.

Cette configuration a été utilisée pour produire des impulsions jaunes orangées à 593 nm. Chen et al. ont ainsi conçu un laser bi-longueur d’onde impulsionnel à 1064 nm et 1342 nm dans un cristal de Nd:YVO4 pompé par diode laser

Diode laser

Lentilles de focalisation

Figure IV-2. Laser impulsionnel bi-longueur d'onde à 1064 nm et 1342 nm [Chen 04].

Un seul élément déclencheur est inséré dans la partie commune aux deux cavités. Le recouvrement temporel des impulsions est ajusté en réglant le rapport des longueurs des cavités. Lin et al. ont en effet démontré que le rapport des longueurs des cavités devait correspondre au rapport des sections efficaces effectives d’émission aux deux longueurs d’onde [Lin 99]. En réalisant une cavité résonante à 1064 nm plus longue, Chen et al. ont ainsi obtenu des impulsions à 593 nm de 25 ns pour une cadence de 35 kHz et offrant une puissance crête de 600 W [Chen 04].

Tidemand-Lichtenberg et al. ont conçu une source bi-longueur d’onde à 1064 nm et 1342 nm dont la configuration est proche de notre source bleue à cavités imbriquées (figure IV-3) [Tidemand-Lichtenberg 04].

Figure IV-3. Sou ce bi-longueu d’ond impulsionnelle à cavités imbriquées [Tidemand-Li htenbe g 04].

r r e

Deux cavités lasers comprenant chacune un cristal de Nd:YVO4 sont imbriquées.

Un cristal de V:YAG est inséré dans la partie commune aux deux cavités pour jouer le rôle d’absorbant saturable. Les impulsions à 1064 nm et 1342 nm sont ainsi déclenchées et synchronisées passivement. L’absorbant saturable induisant toutefois deux fois plus de pertes à 1342 nm qu’à 1064 nm, il subsiste une émission continue à 1064 nm entre les impulsions déclenchées.

Dans ces deux exemples, les deux longueurs d’onde proviennent de transitions à quatre niveaux. Malheureusement, l’émission à 912 nm dont nous avons besoin provient d’une transition de type quasi-trois niveaux. Comme nous l’avons vu lors du chapitre précédent, réaliser un laser bi-longueur d’onde émettant à 1063 nm et 912 nm est très délicat, le rapport des sections efficaces effectives d’émission étant de 20. D’après les calculs de Lin et al., outre les problèmes importants de compétition de gain, afin de synchroniser les impulsions, la cavité résonante à 1063 nm devrait être 20 fois plus longue que celle résonante à 912 nm.

Afin de réaliser une source impulsionnelle à base de cavités imbriquées, il serait peut-être possible d’utiliser, par exemple, un cristal de Cr:YAG jouant le rôle d’absorbant saturable. Cependant, la différence de gain entre les émissions à 1064 nm et 1342 nm était un inconvénient pour la source conçue par Tidemand-

Lichtenberg et al.. Celle-ci étant encore plus importante dans notre cas, cette configuration ne semble pas adaptée.

Réaliser la somme de fréquence intracavité aux deux longueurs d’onde fondamentales permet donc d’utiliser des puissances crêtes plus importantes. Cependant, cette solution rend la synchronisation et le recouvrement des impulsions délicats et demande une gestion de la compétition de gain entre les deux émissions qui, comme nous l’avons vu lors du chapitre précédent est complexe.

Aucune des configurations présentées, que la conversion non linéaire se situe intra ou extra cavité n’est totalement satisfaisante. Nous avons donc décidé d’étudier un nouveau concept nous permettant de profiter des avantages de ces deux options, basé sur une somme de fréquence quasi-intracavité. Nous l’avons baptisé « extraction de puissance de la cavité par interaction non linéaire » ou « Non linear cavity dumping » en anglais.