Le laser femtoseconde

Lorsque nous avons décidé de nous équiper d'un peigne de fréquences optiques, une rme allemande (Menlo Systems GmbH) avait déjà commencé à commercialiser des ensembles com-plets de peignes optiques destinés à la métrologie. Le meilleur compromis temps/crédits sem-blait être de leur acheter le laser femtoseconde, et de construire le reste du système par nous-mêmes.

Description

Le laser GigaJet 20 est composée de six miroirs formant une cavité en anneau de longueur initialement réglée à 30 cm, ainsi que d'un cristal de Ti:Sa très dopé taillé à l'incidence de Brewster long de 2.4 mm (voir g. 2.9). Les miroirs M1 et M2 sont des miroirs sphériques concaves (Rc=-30mm), les miroirs M3, M4 et M5 des miroirs plans. Le coupleur de sortie a une transmission de 2% à 800 nm. Le cristal de Ti:Sa est pompé via un faisceau gaussien à 532 nm focalisé par une lentille L de distance focale 30 mm. L'échauement du cristal lié à son absorption (5 cm−1 à 532 nm) est dissipé par un bloc de cuivre refroidi par une circulation d'eau.

Deux lasers de pompe ont été testés successivement : un Millenia Xs (Spectra-Physics), multimode longitudinal, et un Verdi V5 (Coherent), monomode longitudinal. Ces deux la-sers utilisent un cristal de Nd:YVO4 pompé par diode puis sont doublés en fréquence pour fournir un faisceau quasi-gaussien à 532 nm. Les puissances utilisées pour pomper le laser femtoseconde varient entre 4 W et 4,5 W. Nous comparerons les résultats obtenus par la

100 200 300 400 500 600 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5 Puissance pompe (W) P u is s a n c e fs (m W )

Figure 2.10: Puissance délivrée par le laser femtoseconde sur les deux voies en fonction de la puissance de pompe (régime continu)

suite.

Fonctionnement en régime continu

Le faisceau laser sort de la cavité par le coupleur de sortie CS dans les directions (1) et (2) tant que le laser fonctionne en régime continu.

Les réfractions en entrée et sortie du cristal engendrent un astigmatisme qui est compensé par l'angle de réexion sur les miroirs sphériques M1 et M2. Une modélisation de la cavité fonctionnant en régime continu dans le formalisme des matrices ABCD a permis de retrouver la valeur de cet angle (' 11), pré-réglé par le constructeur , que nous avons conservé lors des modications apportées à la cavité.

On optimise la puissance du mode continu en utilisant le miroir de renvoi M6 an de maxi-miser la puissance sur la somme des deux directions d'oscillation. On aboutit naturellement à un mode spatial TEM00, délivrant typiquement 650 mW pour 4 W de pompe (voir g. 2.10). La polarisation du mode est horizontale, l'incidence à Brewster sur le cristal créant des pertes sur le mode de polarisation vertical.

Un miroir M2 monté sur une translation permet d'explorer la zone de stabilité. La focali-sation optimale dans le cristal est obtenue en éloignant M2 d'environ 0,3 mm à partir du bord

0 0,5 1 700 750 800 850 900 950 longueur d'onde (nm) in te n s it é (u .a .)

Modes continus résiduels

58 nm

Figure 2.11: Exemple de spectre du laser femtoseconde en régime de verrouillage de phase interne de la zone de stabilité. Au-delà, des modes transverses d'ordre croissant apparaissent et la puissance décroît.

Fonctionnement en régime de verrouillage de phase

Le verrouillage de phase par eet Kerr se met plus facilement en place quand le réglage en régime continu est légèrement asymétrique. La puissance dans la direction (1), celle souhaitée dans le régime femtoseconde, doit donc être favorisée, ce qui est réalisé en désalignant un peu le laser dans le plan horizontal. On cherche ensuite un endroit de la zone de stabilité où la cavité lase sur plusieurs modes TEM00 longitudinaux, à des longueurs d'onde espacées de l'ordre d'une dizaine de nanomètres. Cette zone a une extension limitée (environ 10 µm). Enn, sous l'action d'un choc sur l'un des miroirs, le laser passe en mode femtoseconde, comblant ainsi les intervalles entre les diérents modes longitudinaux pour former un quasi-continuum s'étalant de 750 nm à 900 nm. Un tel spectre est représenté sur la gure 2.11.

Les miroirs M1 à M5 de la cavité, en grisé sur la gure 1, engendrent une GDD négative (-45 fs2 par réexion), tandis que le cristal introduit une GDD égale à environ 150 fs2 [4], l'air traversé (' 30 cm) environ 6 fs2, et la réexion sur le coupleur de sortie environ 30 fs2. Le bilan de dispersion de la vitesse de groupe est globalement légèrement négatif, ce qui autorise

la propagation d'une onde soliton.

Si l'on suppose que le paquet d'ondes de l'impulsion est limité par transformée de Fourier et que l'on admet en première approximation que le spectre est gaussien, alors on peut calculer la durée de l'impulsion associée à la largeur à mi-hauteur ∆λ1/2 du spectre observée, d'après l'équation (2.21) :

∆t_1/2= ^2ln(2)

π∆ν_1/2 ^{= 0.441 ×} λ2

c∆λ_1/2 (2.26)

La durée à mi-hauteur d'une impulsion limitée par transformée de Fourier serait donc de 17,3 fs. Ceci ne donne qu'une borne inférieure à la durée de l'impulsion : nous n'avons pas jugé nécessaire d'eectuer des mesures d'autocorrélation, ces valeurs étant susantes pour obtenir une octave après la bre à cristal photonique. Notons qu'il peut demeurer des traces de modes continus, comme dans l'exemple de la gure 2.11. En retouchant nement la cavité, il sut de maximiser à nouveau la puissance de sortie pour les éliminer.

On obtient typiquement une puissance de 500 mW en régime femtoseconde pour une puissance de pompe de 4 W, ce qui correspond à une énergie par impulsion d'environ 500 pJ.

Modications apportées

An d'éviter un salissement trop rapide des miroirs du laser femtoseconde, nous avons fermé l'enceinte du laser en ajoutant une fenêtre d'entrée à Brewster pour la pompe à 532 nm, et une fenêtre de sortie pour l'impulsion femtoseconde. La cavité est ainsi en vase clos. Par ailleurs, l'ensemble du peigne de fréquences, monté sur une table optique 1m × 1m, est posé sur un marbre et entouré par une boîte en plexiglass dans laquelle règne une légère surpression. Ces modications contribuent également à améliorer la stabilité de la phase entre porteuse et enveloppe, les uctuations de la densité de l'air dans la cavité ou dans le trajet du faisceau pompe pouvant engendrer des oscillations basse fréquence (' 1 Hz) de la fréquence porteuse/enveloppe de l'ordre de quelques dizaines de MHz.

Le débit d'eau initialement prévu dans le cristal a également été réduit, des vibrations acoustiques autour de 900 Hz présentes dans le tuyau de refroidissement du cristal se com-muniquant à la longueur de la cavité et perturbant l'asservissement du taux de répétition.

Enn nous avons diminué le taux de répétition de 1 GHz à 890 MHz, en écartant de quelques centimètres le miroirs M4 et M5, comme indiqué sur la gure 2.9. En eet, le recou-vrement de la partie infrarouge doublée et de la partie verte du spectre en sortie de la bre à cristal photonique est dès lors plus facile à obtenir, car l'énergie contenue dans une impul-sion augmente, facilitant les interactions non-linéaires au sein de la bre à cristal photonique. Cependant, pour des taux de répétition inférieurs à 700 MHz, la puissance délivrée en régime continu décroît (a priori à cause de l'absorption du cristal qui devient trop élevée).