Montage expérimental, résultats et observations

La source de pompe et le cristal de Nd :GdVO4 utilisés sont les mêmes que précédemment ; seule

la cavité a été modifiée. En effet, nous utilisons désormais une cavité à quatre miroirs, possédant un deuxième rayon de col où nous positionnons le cristal non linaire monté sur un support dont la température est contrôlée par un élément Peltier. Afin d’obtenir une cavité de grande finesse à 879 nm tout en réalisant la sélectivité spectrale et en évitant l’oscillation laser à 912 nm, nous utilisons deux miroirs filtres M3 et M4 dont la courbe de transmission théorique est donnée en insert de la figure

4.13.

FIGURE4.13 – Montage expérimental et transmission des miroirs filtres (insert)

A l’aide de ce montage expérimental nous avons réussi à produire une puissance de 300 mW (cumulée sur trois voies de sorties présentées sur la figure 4.13) autour de 440 nm (les miroirs n’étant pas optimisés dans le bleu pour ne générer qu’une seule voie de sortie), avec une qualité spatiale de

faisceau équivalente à celle mesurée dans l’infrarouge (M2_{<1.5), et polarisée linairement (en accord}

avec un accord de phase de type I).

Malheureusement il nous a été impossible de relever une courbe d’efficacité de la puissance doublée en fonction de la puissance de pompe. En effet, nous avons observé lorsque nous diminuions la puis- sance de pompe incidente, un décalage de la longueur d’onde d’émission reporté dans le tableau 4.3. Sachant que l’acceptance spectrale d’un cristal de KNbO3de longueur 10 mm, pour le doublement

de fréquence à 880 nm est de 220 pm (tab. 4.2), nous voyons qu’il est important de réajuster la température du cristal pour retrouver l’accord de phase. Ceci explique donc pourquoi il était difficile de relever une courbe d’efficacité montrant l’évolution de la puissance à 440 nm en fonction de la puissance de pompe incidente à 808 nm.

Puissance de pompe (W) Longueur d’onde d’émission (nm)

23 879.3

16 879.7

15 880.2

11.7 880.4

TABLE4.3 – Décalage de la longueur d’onde d’émission avec la puissance de pompe incidente

Remarque : l’explication du décalage de la longueur d’onde d’émission avec la puissance de pompe pourrait être liée au fait que le pic d’émission de la transition à trois niveaux soit légèrement décalé vers les hautes longueurs d’onde comparativement au pic d’absorption. Bien que les spectres à notre disposition laissent présager ce phénomène [Czeranowsky 02], la précision de ceux-ci ne permet tout de même pas d’être formel sur cette explication. Ce phénomène peut paraître étonnant car généra- lement les pics d’émission et d’absorption sont situés à la même longueur d’onde. Cependant, dans le cas du Nd :GdVO4, le niveau4F3

2 (niveau haut de la transition) n’est pas dégénéré (comparative-

ment aux cristaux de Nd :YAG ou de Nd :YVO4). Une levée partielle de la dégénérescence pourrait

Nous avons donc démontré dans l’ensemble de cette partie, qu’il était possible de faire osciller une transition à trois niveaux dans un cristal dopé aux ions néodyme en pompage direct par diode ; l’effica- cité du système étant suffisante pour réaliser un doublement de fréquence intracavité et ainsi générer un laser bleu à 440 nm.

Grace à une étude théorique poussée effectuée à l’aide de simulations numériques, nous avons pu identifier les points clés de l’optimisation d’une telle architecture. Nous avons quantifié l’importance de la luminance de la source de pompe et ainsi choisi le système de pompage adapté. De même, nous avons optimisé les dimensions du cristal (longueur/concentration) afin d’obtenir une grande puissance intracavité, tout en limitant les répercursions d’éventuels effets parasites (upconversion / problèmes thermiques) ou d’une erreur de conception liée aux incertitudes de la spectroscopie.

D’un point de vu expérimental, nous avons extrait à 879 nm une puissance 2.4 fois plus importante que celle obtenue par Herault et al., à savoir 1.9 W, limité par la diffraction. De par le dimensionnement effectué nous avons réduit le gain à 912 nm au seuil de l’oscillation laser à 879 nm, et donc facilité la sélectivité spectrale ; nous avons ainsi pu faire fonctionner la transition à trois niveaux en continu dans une cavité de haute finesse dédiée au doublement de fréquence intracavité. A l’aide de ce montage expérimental nous avons obtenu 300 mW à 440 nm, cumulés sur trois voies de sortie.

Certaines limitations ont été observées qui peuvent néanmoins être contournées :

Prémièrement, étant donné la nécessité d’atteindre l’intensité de pompe de transparence à la sor- tie du cristal laser pour éviter les effets de la réabsorption, la puissance absorbée dans le cristal de Nd :GdVO4 est intrinsèquement limitée. La mise en place d’un système de recyclage de la pompe

pourrait singulièrement augmenter l’efficacité du laser en regard de la puissance de pompe incidente. En effet, à l’heure actuelle, nous avons mesuré une absorption saturée de 35 %, et une absorption non saturée (absorption en fonctionnement laser) de 52 %. Ce coefficient d’absorption est faible, et n’est pas uniquement lié à la nature à trois niveau du système. Rappelons le, l’absorption dans un cristal de Nd :GdVO4est polarisée (absorption plus importante suivant l’axe π que suivant l’axe σ). Or la diode

laser de pompe que nous utilisons ne l’est pas. Si bien que la moitié de la puissance utile n’est pas efficacement absorbée dans le cristal. C’est pourquoi il serait interessant de retourner la polarisation de la pompe recyclée, afin que la puissance de pompe non absorbée (au premier passage) suivant l’axe σ soit absorbée efficacement lors du deuxième passage (car étant alors orientée suivant l’axe π). Cependant, un recyclage de pompe implique une puissance absorbée plus grande. Nous avons pu

constater expérimentalement la présence d’une lentille thermique aux effets non négligeables. Aug- menter la puissance absorbée pourrait conduire à un système aux performances dégradées (puissance plus faible, mauvaise qualité spatiale de faisceau) du fait des effets thermiques. L’utilisation de cris- taux composites possédant une partie non dopée jouant le rôle de dissipateur pourrait être une méthode simple pour minimiser ces effets indésirables.

La dernière limitation observée concerne le spectre d’émission. Celui-ci est plus large que l’accep- tance spectrale du cristal non linéaire (310 pm à mi-hauteur pour une acceptance de 220 pm) et se décale avec la puissance de pompe dans une cavité de haute finesse. Ces deux éléments pourraient être résolus par l’utilisation d’un réseau de Bragg volumique (VBG en anglais). Il est désormais pos- sible de se procurer commercialement ce type de réseaux aux performances remarquables (efficacité de diffraction de 99.2 % pour une largeur à mi-hauteur de 170 pm) [Optigrate ], sachant que leur utilisation en cavité laser a déja été largement démontrée [Vorobiev 08].

Le montage expérimental résultant de ces améliorations serait le suivant :

Montage expérimental optimal

La dernière étape serait l’intégration en un micro-laser pompé par une diode laser mono-ruban po- larisée. Cette configuration permettrait une réduction significative des pertes passives et améliorerait l’efficacité du système.

Pompage en intracavité de cristaux dopés

ytterbium pour une émission laser autour

Le premier effet laser dans un gaz d’argon ionisé fut démontré en 1964 par William Bridges [Bridges 64]. Depuis lors, ce laser a su conquérir une place importante tant dans les laboratoires de recherche que dans l’industrie de par les nombreuses applications qu’il peut couvrir. En effet, on peut constater à l’aide de la figure ?? que les lasers à argon présentent une large gamme de longueurs d’onde, permet- tant leur utilisation dans les domaines de la stéréolitographie et de l’inspection de wafer (raies UV), de l’holographie (raies visibles bleu-vert), mais aussi toutes les applications liées aux biosciences, et plus particulièrement la spectroscopie de fluorescence.

Raies d’émission d’un laser à argon

La raie à 488 nm est largement utilisée car elle correspond au pic d’absorption du marqueur de fluo- rescence GFP (Green Fluorescent Protein). Le remplacement de ces lasers à gaz, en particulier à cette longueur d’onde, représente un enjeu industriel considérable. C’est pourquoi depuis quelques années la recherche de solutions alternatives, dans une gamme de puissance entre 20 et 500 mW, est au coeur de nombreux travaux.

Dans un premier chapitre nous détaillerons l’ensemble de ces solutions, pour finalement proposer l’utilisation de la transition à trois niveaux des cristaux dopés ytterbium émettant autour de 980 nm. Ainsi par doublement de fréquence, il est possible d’obtenir une oscillation laser visible proche de

488 nm. Bien que le pompage direct par diode de cette transition à trois niveaux soit possible (selon le guide de conception de la première partie), le deuxième chapitre propose un nouveau concept de pom- page : le pompage en intracavité. Nous présenterons les avantages liés à ce procédé et effectuerons un état de l’art historique de celui-ci. Dans un troisième chapitre plus théorique nous expliciterons les clés de fonctionnement de cette architecture en développant un modèle de simulation que nous ap- pliquerons au cristal d’Yb :S-FAP et dégagerons l’intérêt du pompage en intracavité face aux autres type de pompage. Nous procéderons dans un quatrième chapitre à la mise en oeuvre de cette solu- tion, en essayant de corroborer observations expérimentales et tendances dictées par la théorie. Nous appliquerons enfin le pompage en intracavité au cristal d’Yb :KYW ; celui-ci est plus facilement ”ap- provisionnable”. Il émet à une longueur d’onde moins décalée, permettant une oscillation laser plus proche de 488 nm. Cette solution ouvrira la perspective d’un produit industriel. En guise de conclu- sion, nous reviendrons sur les principaux résultats théoriques et expérimentaux relatifs au pompage en intracavité de transitions à trois niveaux, et nous envisagerons de nouveaux développements destinés à améliorer les performance de cette architecture.

Etat de l’art des sources lasers solides

émettant autour de 488 nm

Dans l’état de l’art que nous proposons, trois types de technologies seont successivement abordées. Nous débutons par les lasers à semiconducteurs pour continuer avec les sources lasers fibrées et finalement terminer par les lasers à cristaux massifs.

1.1

Sources lasers à base de matériaux semiconducteurs

Dans cette section, nous présentons les solutions solides à base de matériaux semiconducteurs. Nous commençons notre comparaison avec les diodes laser à base de GaN émettant directement à 488 nm, pour ensuite envisager la solution consistant à doubler en fréquence en extracavité une diode la- ser émettant à 976 nm ; enfin nous terminons par la technologie maitresse à ce jour, à savoir les OPSL (Optically Pumped Semiconductor Laser) doublés en intracavité. En bilan de cette section, nous constaterons que les tendances sont totalement inversées par rapport à l’émission à 442 nm abordée en première partie de ce manuscrit.

1.1.1 Les diodes lasers à base de nitrure de gallium émettant directement à 488 nm Comme nous l’avons évoqué dans la première partie, la difficulté de réalisation d’une diode laser à base de puits quantiques en InGaN, tient en la grande pureté cristalline nécessaire à son bon fonc- tionnement. Or cette pureté cristalline est d’autant plus difficile à obtenir que le désaccord de maille entre le substrat en GaN et les puits quantiques est important. Le décalage de la longueur d’onde vers le vert se faisant par l’augmentation de la concentration d’indium, celui-ci s’accompagne obli- gatoirement d’une augmentation du désaccord de maille. C’est pourquoi les premières diodes laser émettaient autour de 400 nm et ce n’est qu’avec l’amélioration des techniques d’épitaxie qu’elles purent être décalées autour de 442 nm. Il est désormais possible de se procurer des diodes laser pro- posant un rayonnement à 488 nm [Nichia ] ; néanmoins les puissances disponibles (en échantillon de test) restent à ce jour faibles, de l’ordre de 20 mW et la durée de vie n’est pas spécifiée.