Lasers à cristaux massifs possédant une grande plage d’accordabilité en lon-

L’avantage certain des semiconducteurs apparait dans leur accordabilité spectrale et ainsi la possibilité d’ajuster la longueur d’onde d’émission à l’application à laquelle ils sont dédiés. Néanmoins des cristaux massifs possédant des spectres larges en émission peuvent remplir le même office, souvent sur des plages d’accordabilité bien plus importantes. Dans ce qui suit, nous présentons des lasers basés sur des cristaux possédant un spectre d’émission admettant une accordabilité sur plus de 250 nm dans le domaine du proche infrarouge (700-1000 nm). Le principe général des expériences dont nous donnerons les résultats est présenté en figure 1.4.

FIGURE1.4 – Schéma d’un laser bleu à base d’un cristal possédant un spectre large d’émission Une source de pompe excite un cristal possédant un large spectre d’émission. A l’intérieur de la cavité, un élément spectralement sélectif (tel un filtre de Lyot) est inséré afin d’obtenir une oscillation laser à la longueur d’onde désirée. Enfin un cristal non linéaire (tel le LBO ou le KNbO3) permet

d’effectuer la conversion de fréquence et d’atteindre le domaine visible.

1.2.1.1 Lasers à base d’un cristal de saphir dopé aux ions titane

La première synthèse d’un cristal de saphir dopé aux ions titane fut réalisée en 1986 par Peter Moul- ton, au ”Lawrence Livermore National Laboratory” (LLNL) [Moulton 86]. La formule chimique de ce matériau laser est la suivante : Ti :Al2O3mais sera abrégée par la suite en Ti :Sa. Les ions respon-

sables de l’émission laser sont les ions titane qui se substituent aux ions aluminium dans une structure cristallographique dite hexagonale rhomboédrique. La figure 1.5 présente les spectres d’absorption et d’émission d’un cristal de Ti :Sa.

Le spectre d’émission très large du cristal de Ti :Sa le rend très intéressant pour la réalisation d’un laser accordable entre 660 nm et 1050 nm environ. Un laser à 884 nm est alors envisageable permet- tant, après doublement de fréquence en intracavité, d’obtenir l’oscillation à 442 nm recherchée. Des travaux proches de cette solution ont déjà été réalisés, et nous pouvons citer pour exemple [Zhou 95] qui après doublement de fréquence a démontré une puissance de 460 mW autour de 400 nm ou encore [Cruz 07] qui a réalisé une puissance de 700 mW à 423 nm pour une puissance de pompe de 7 W à 532 nm.

FIGURE1.5 – Spectre d’émission et d’absorption d’un cristal de Ti :Sa [Moulton 86]

Ces travaux certes impressionnants de par les puissances obtenues, sont à modérer dans le cadre d’un produit industriel. En effet, le spectre d’absorption présenté en figure 1.5 montre un pic autour de 500 nm, région où les diodes laser de puissance ne sont pas encore développées. De ce fait, la source de pompe actuelle pour les cristaux de Ti :Sa sont, soient les lasers à argon ionisé, soient les lasers à base de cristaux dopés néodyme, émettant dans l’infrarouge (1064 nm) et doublés en fréquence. La source de pompe apparaît alors peu compacte et très onéreuse. Néanmoins, il est à noter que le récent développement des diodes à base de nitrure de gallium a permis de démontrer en 2008 le premier pompage par diode à 445 nm d’un cristal de Ti :Sa [Maclean 09]. Bien que les performances en terme d’efficacité ne soient pas impresionnantes ( 8 mW pour 535 mW incidents) cette expérience ouvre de nouvelles perspectives relativement intéressantes quand au cristal de Ti :Sa et annonce peut être un renouveau prometteur pour ce matériau.

1.2.1.2 Lasers à base de colquiriite dopé aux ions chrome, le Cr :LiSAF

En 1989, un nouveau cristal développé là encore au LLNL fait son apparition, le Cr :LiSAF de formule chimique Cr3+_:LiSrAlF

6[Payne 89a]. Ce cristal possède des propriétés spectroscopiques telles, qu’il

se porte tout de suite en concurrent direct du Ti :Sa. En effet, au vu de la spectroscopie présentée en figure 1.6, on constate que celui-ci possède une bande d’émission équivalente à celle d’un cristal de Ti :Sa.

De plus, son principal atout réside en sa bande d’absorption autour de 670 nm, rendant alors possible le pompage par diode. De nombreux travaux ont été réalisés à l’aide de ce matériau afin d’atteindre le domaine visible après conversion non linéaire. Ainsi en 1995, une puissance de 12 mW à 440 nm est démontrée [Falcoz 95], pour une puissance incidente de 680 mW à 670 nm. En 2000, c’est une puissance de 67 mW à 430 nm qui est publiée [Makio 00], pour une puissance de pompe incidente d’environ 900 mW. Cependant le cristal de Cr :LiSAF laisse apparaître trois principaux problèmes. Premièrement, il possède une conductivité thermique quatre fois inférieure à celle du Nd :YAG, à savoir de l’ordre de 3.3 W.m-1_.K-1_{. Ainsi la montée en puissance des sources à base de Cr :LiSAF ne}

peut se faire aussi aisément que par la simple augmentation de la puissance de pompe [Makio 01]. Deuxièmement, il est le siège d’effets non radiatifs importants [Balembois 97] diminuant l’efficacité laser. Finalement, le dernier problème est relatif à la source de pompe elle-même. Les diodes lasers autour de 670 nm ont des performances qui à l’heure actuelle restent limitées et loin des puissances obtenues dans le proche infrarouge. La société Sony propose des diodes lasers (mono-émetteur) déli- vrant une puissance maximale de 500 mW à 670 nm [Sony ]. Il est possible de trouver des systèmes fibrés démontrant une puissance de 5 W à 690 nm [Brightpower ] pour un diamètre de coeur de 100 µm (Ouverture Numérique de 0.22). Cette puissance est à l’heure actuelle la plus grande dispo- nible commercialement.

Ainsi, les problèmes spectroscopiques, thermomécaniques et le manque de sources de pompe de puissance freinent l’augmentation des performances des systèmes à bases de cristaux de colquiriites dopés aux ions chrome.

FIGURE1.6 – Spectre d’émission et d’absorption d’un cristal de Cr :LiSAF (Polarisation parallèle à l’axe c)[Payne 89b]