2.3.1 Le laser continu Titane : Saphir
Ce laser Ti :Sa commercial (MBR-110, Coherentr) pompé par un laser Verdi-V10 (Coherentr, Nd3+YVO4 doublé, 532 nm) de 10 W, accordable sur une large bande spec-trale (700 à 1000 nm) émet un faisceau, de ∼ 1 W, polarisé rectilignement (horizontal) dans le mode fondamental gaussien (TEM00). Sa largeur spectrale ne dépasse pas 75 kHz. Le schéma général de la cavité est donné sur la figure 2.4.
Figure 2.4 – Schéma optique du laser Ti:Sa MBR-110 fourni par le constructeurhttp://www. coherent.com/products/?846/MBR-Ring-Series.
Le laser vert de pompe (Verdi) est focalisé, à l’aide d’un système de deux lentilles, sur le milieu amplificateur (barreau de Ti:Sa) situé intracavité. Outre le milieu amplificateur, d’autres éléments optiques ont été placés à l’intérieur de la cavité. On y trouve :
– quatre miroirs, dont un coupleur de sortie (M4, plan) et un miroir relié à une cale piézoélectrique (M3, plan) qui sert à modifier la longueur de la cavité. Les deux autres miroirs M1 et M2 ont un rayon de courbure de 10 cm et sont très réfléchissants sur une large gamme de longueurs d’onde.
– Des éléments de filtrage spectral dont un filtre biréfringent de Lyot (filtrage grossier) et un étalon Fabry-Perot (filtrage fin). Ce dernier est relié à un galvanomètre qui permet, par rotation de l’étalon sur l’axe vertical, de rester sur un mode de la cavité. Les modes peuvent, en effet, se déplacer en raison des dérives thermiques par exemple. – Des lames à incidence de Brewster qui, par leur rotation autour de l’axe vertical, permettent de modifier la longueur optique de la cavité. Si la longueur optique aug-mente (diminue), l’intervalle spectral libre diminue (augaug-mente), il y a décalage des fréquences de résonance de cavité vers les basses (hautes) fréquences. Le décalage relatif de fréquence est toujours égal (au signe près) au décalage relatif de longueur de la cavité. Pour rester à résonance, l’étalon tourne simultanément pour verrouiller le mode sur lequel on se trouvait avant rotation des lames. De cette manière, il est possible de balayer la fréquence du laser.
– Une diode optique (rotateur de Faraday plus une lame à retard) qui, en brisant la symétrie aller/retour, permet au laser de ne résonner que dans un seul sens, en l’occurrence, dans le sens M1,M2,M3,M4. . .
L’ensemble des éléments intracavité est disposé à incidence brewsterienne pour rendre la polarisation rectiligne, de cette manière les photons sont tous identiques.
Le système possède aussi une cavité de référence (interféromètre confocal) thermostatée en invar (dilatation thermique très faible). Il est possible, en utilisant la cale piézoélectrique placée à l’arrière du miroir M3, de verrouiller l’onde en sortie du Ti:Sa sur une résonance de la cavité de référence. De cette manière, on fixe la longueur d’onde émise par le Ti:Sa. La cale piézoélectrique située dans la cavité de référence, permet de régler la position des résonances (de la cavité de référence) de manière à choisir finement la longueur d’onde émise par le Ti:Sa.
Durant nos expériences, nous ne nous sommes pas servis de ce système car nous mesu-rions en continu la longueur d’onde qui était somme toute très stable sans asservissement.
2.3.2 Le laser pulsé Nd :YAG
Ce laser pulsé, dont la particularité est de pouvoir émettre des impulsions monomodes de durée modulable, a été conçu et construit au laboratoire Aimé-Cotton par Louis Cabaret et Cyril Drag [CD07].
Il s’agit d’un laser Nd:YAG émettant une onde polarisée rectilignement dans l’infra-rouge (à 1064 nm). Il fonctionne dans un régime dit Q-switché. Ce régime est obtenu en
introduisant, dans la cavité, un atténuateur variable appelé commutateur-Q ou Q-switch, constitué dans notre cas d’une lame λ/4 (et pas λ/2 car l’onde réalise des aller-retours dans la cavité) et d’une cellule de Pockels (juxtaposition de deux cristaux biaxes de Rubidium Titanyl Phosphate RTP), de façon à pouvoir contrôler le facteur de qualité Q en rendant la cellule plus ou moins opaque. L’atténuateur est d’abord placé dans un état empêchant à la lumière de réaliser des aller-retours (petit facteur de qualité) et donc empêchant le laser d’émettre. Pendant ce temps, le milieu amplificateur est pompé jusqu’à atteindre la satura-tion. L’atténuateur est ensuite très rapidement rendu transparent, permettant à la lumière de circuler et de s’amplifier par émission stimulée produisant en sortie une impulsion très énergétique et relativement brève. Le processus est ensuite répété. Dans notre cas, le laser produit des impulsions d’une trentaine de millijoules (5 mJ plus amplification dans un barreau de Nd:YAG extracavité pompé par une lampe flash), longues d’une quarantaine de nanosecondes et avec un taux de répétition de 20-22 Hz. Cela correspond à des puissances crêtes de 0,75 mégawatt.
Sélectionner un mode d’un laser impulsionnel est plus ardu que dans le cas continu en raison du peu de temps dont on dispose pour réguler la compétition entre les modes (cf. [Sie86], chapitre 26, pp. 1034-1038). Une fois l’atténuateur rendu transparent, les ondes émises par le milieu amplificateur et satisfaisant un bon couplage avec la cavité laser se mettent à osciller. La grande quantité d’énergie disponible permet l’amplification quasi-équivalente de plusieurs modes, ce qui rend l’onde laser multimode. On peut penser qu’en raison de la différence de pertes perçues par chacun des modes (pertes plus grandes à certaines fréquences qu’à d’autres), l’un d’entre-eux, après des aller-retours successifs, finit par dominer les autres. Or, l’impulsion n’est générée que durant quelques dizaines d’aller-retours dans la cavité ce qui ne laisse pas beaucoup de temps pour discriminer le mode dominant. Il faut donc fortement privilégier l’un des modes par rapport aux autres.
Dans le cas d’un laser continu, on utilise généralement des filtres fréquentiels de type Lyot et des étalons Fabry-Perot de manière à accroître les pertes pour l’ensemble des modes à l’exception d’un seul. En régime pulsé, cette opération est plus délicate à réaliser en raison de la difficulté à garder un bon couplage durant la génération de l’impulsion (à cause par exemple des variations d’indices dues aux effets thermiques). Une manière plus sûre pour rendre le laser monomode est de donner à un des modes un avantage permanent en réalisant l’injection d’une onde laser déjà monomode (souvent issue d’un autre système laser) et d’asservir le laser injecté sur l’un des modes de la cavité pulsée, situé dans la bande de gain du milieu amplificateur (du laser pulsé). Dans notre cas, le laser injecté est
un laser continu monomode Nd:YVO4. Un système d’asservissement permet de verrouiller un mode de la cavité pulsée sur le laser injecté. De cette manière, lorsque la cavité est Q-switchée (atténuateur rendu transparent), c’est l’onde issue du laser Nd:YVO4 qui est amplifiée donnant ainsi naissance à une impulsion monomode. Le spectre de l’impulsion n’est limité que par sa transformée de Fourier.
2.3.3 Mesure de la longueur d’onde
2.3.3.1 Le lambdamètre
Pour mesurer la longueur d’onde du laser continu Ti:Sa, on utilise un lambdamètre (HighFinesseTM WS-U) qui compare les systèmes d’interférences produits par cinq inter-féromètres de Fizeau identiques avec celui d’un interféromètre de Fizeau plus large. Cette méthode permet d’atteindre une très haute précision absolue de 30 MHz (à 3σ). Le lamb-damètre couvre un large domaine spectral, de 350 à 1100 nm.
2.3.3.2 Calibration du lambdamètre
Pour calibrer le lambdamètre, nous utilisons comme source de référence une diode calée en fréquence grâce à un montage d’absorption saturée (cf. figure 2.5).
Isolateur optique Diode miroir lame 5% lentille photodiode vers oscilloscope coupleur vers lambdamètre diaphragme lame 5% cellule de Cs cube polarisant lame λ/4 à 45° pompe sonde
Figure 2.5 – Schéma optique du montage d’absorption saturée pour la calibration du lambda-mètre. Les faisceaux pompes et sondes ont été volontairement décalés l’un de l’autre pour plus de visibilité.
vapeur de césium. En traversant la vapeur, s’il y a résonance, l’interaction du faisceau laser
pompeavec les atomes de césium va les faire transiter vers un niveau excité. Le milieu étant gazeux, la longueur d’onde perçue varie d’un atome à l’autre (effet Doppler). Les atomes qui entrent en résonance sont ceux dont la composante de vitesse parallèle au faisceau laser, compense, par effet Doppler, le décalage en fréquence.
Le faisceau pompe (5 % de la puissance), réfléchi par une lame de verre, est renvoyé sur lui-même et passe, une fraction de nanoseconde plus tard, à nouveau dans la cellule de vapeur de césium (faisceau sonde). Les atomes excités par ce faisceau de retour sont ceux dont la vitesse longitudinale compense un éventuel désaccord Doppler. Mais le changement de sens du laser modifie le signe de la composante de vitesse pertinente de sorte que ce ne sera qu’à vitesse nulle que les atomes excités à l’aller et au retour seront les mêmes. Si le faisceau aller est saturant, la vapeur devient transparente au faisceau retour à la fréquence de résonance non affectée d’effet Doppler et à cette fréquence seulement (à la largeur naturelle près)1.
L’intensité en transmission de la cellule de vapeur de césium du faisceau sonde est mesurée par une photodiode pour visualisation sur un oscilloscope. Si la fréquence de la diode est modulée, on observe une succession de résonances dont chacune correspond à un maximum local de transmission.
Nous nous sommes placés sur une résonance hyperfine D2 du césium (62S1/2 →62P3/2) à 852,34727582(27) nm de 30,32(5) ns de durée de vie [AG03]. Elle sert de référence pour notre lambdamètre.