partir de 3 W de pompe, on observe aussi des raies anti-Stokes, plus faibles en intensité. Nous avons aussi véri é que le gain Raman stimulé donne naissance à une oscillation laser. Expérimentalement, le seuil est évalué à 700 mW de pompe. Dans ces conditions et d'après la mesure de la transmission du miroir de couplage de la cavité de 5 × 10−5, ce seuil Raman laser est franchi pour 30 W de puissance intracavité de complémentaire. L'intensité dans le cristal s'élève à 0,7 MW/cm2. Sachant que le gain Raman du LiTaO3 est de 4,4 cm/GW [Bo03], la lumière infrarouge dans le cristal engendre un gain par tour de 0,9%, compatible avec les pertes de la cavité entre 1,2 et 1,4 µm. Nous avons aussi interprété la position des raies produites dans le visible.
Figure 14 Spectre de sortie de l'OPO réalisé pour 5 W de pompe, soit une puissance dépassant de 10 fois le seuil. a) Partie infrarouge du spectre enregistré avec une résolution de 1 nm. b) Partie visible du spectre enregistré avec une résolution de 0,3 nm.
Ensuite, nous nous sommes attachés à rendre l'émission monomode en supprimant l'eet laser Raman. Nous avons changé le miroir de couplage et doublé les pertes par tour entre 1,2 et 1,4 µm. En conséquence, le seuil de l'OPO est doublé tout comme le seuil d'oscillation Raman. La transmission du miroir est aussi un peu plus forte, de 8× 10−4, l'onde stockée dans la cavité est moins intense. Au nal, nous avons éliminé les émissions parasites dues à l'eet Raman dans le cristal de ppSLT, même pour une puissance de pompe de 7,5 W.
1.7 Quelques eets indésirables dans les SROPO continus
Même si nous n'avons pas encore toutes les réponses aux problèmes rencontrés, je décris ici rapidement quelques di cultés qu'il nous reste à résoudre dans le domaine des OPO continus. Comme nous l'avons vu, ces sources sont de plus en plus ables et délivrent plusieurs centaines de mW d'un rayonnement dont les variations relatives de fréquence peuvent être stabilisées avec un bruit résiduel très faible. Cependant, il est encore di cile de contrôler parfaitement le mode émis. Dans les conditions normales de fonctionnement, c'est celui où le gain paramétrique est maximum. L'ajout d'un étalon
permet de moduler le gain et de changer la fréquence d'émission (cf. Fig. 15.a). Mal-heureusement, comme nous l'observons aussi bien sur notre expérience que sur d'autres montages publiés, la réalité est plus compliquée.
Tout d'abord, comme je l'ai déjà expliqué, les eets thermiques dans les OPO rendent la conversion paramétrique moins e cace. Le gradient de température présent dans le cristal en raison de l'absorption modi e son indice et change la propagation des faisceaux. Malgré tout, il s'établit un régime stationnaire et l'intensité est relativement stable (de l'ordre du % sur quelques minutes). Par contre, les eets thermiques modi ent aussi les propriétés spectrales de l'OPO. La bande de gain paramétrique est élargie et la position de son maximum est décalée en longueur d'onde [MRM09, HS06a, HS07]. D'autre part, lorsque la puissance de pompe augmente, comme prévu, l'émission du SROPO devient multimode pour une valeur excédant 4 à 5 fois le seuil. De façon plus surprenante, le nombre de modes émis peut être assez important (entre 5 et 10) et la distance les sépa-rant bien supérieure à l'ISL de la cavité (environ 100 fois) [VPP09,HS06a,ZLB10]. Des simulations numériques permettent de montrer que les eets thermiques contribuent for-tement à ce caractère multimode des SROPO à forte puissance de pompe [MBK02]. Une autre conséquence des eets thermiques est le phénomène de Thermal self-locking , observé aussi bien dans les SROPO [VPP09] que les DROPO [HB97]. Sur nos montages, nous avons constaté cet eet lorsqu'un étalon était inséré dans la cavité. Lorsque la fré-quence du mode dérive, il y a une diminution de la puissance lumineuse circulant dans la cavité. La température du cristal baisse de telle sorte que le maximum de gain se rap-proche du mode émis. Dans ces conditions, même en fonctionnement libre de la cavité, l'oscillation est monomode sur plusieurs heures. Bien sûr, il s'agit d'un phénomène de stabilisation passif, la longueur d'onde change continûment dans le temps.
Par ailleurs, d'autres eets compliquent l'interprétation du comportement spectral des OPO. On se rend compte expérimentalement [VPP09,St07], que le pro l apparent de la bande de gain paramétrique est irrégulièrement modulé (cf. Fig. 15.b). L'origine de ces modulations est mal connue. Elles peuvent être attribuées à des inhomogénéités dans le cristal, à des eets d'étalons parasites, à nouveau à des eets thermiques ou à des eets photoréfractifs lorsque les puissances mises en jeu sont importantes. L'existence de ces modulations rend parfois di cile l'accord précis de la fréquence de l'OPO, voir impossible par endroit.
Ainsi, ces eets parasites rendent encore délicate l'utilisation des OPO continus pour certaines applications. Par exemple, dans la référence [ZLB10], les auteurs présentent un OPO pompé dans le vert avec une des fréquences émises asservie sur la raie D2 du césium. De façon assez surprenante, la longueur d'onde ne peut pas être stabilisée durant plus de 9 minutes. Sur d'autres montages, c'est la plage de balayage qui est assez réduite, limitée par exemple à 2 GHz pour une source émettant à 1163 nm et consacrée au refroidissement de l'osmium négatif [GLL10]. Dans nos expériences, la
1.7 - Quelques eets indésirables dans les SROPO continus 43
Figure 15 Principe de la sélection de mode dans un SROPO en présence d'un étalon. a) Situation idéale. b) Représentation plus proche des observations expérimentales où la bande de gain paramétrique est modulée de façon aléatoire.
di culté principale que nous rencontrons est la présence de zones où il est impossible de faire fonctionner l'OPO et de choisir a priori la longueur d'onde à laquelle on veut se placer. Il nous est aussi di cile de changer la fréquence d'émission par sauts de modes consécutifs en tournant l'étalon.
Malgré tout, ces di cultés semblent avoir été résolues sur certaines expériences. Par exemple, Henderson et Staord [HS06b] ont développé un OPO pompé par un laser à bre infrarouge. Les eets photoréfractifs sont faibles à ces longueurs d'onde. Ils ont aussi élaboré des cristaux de ppLN de 80 mm de long dans lesquels la conversion paramétrique est très e cace. Les eets thermiques sont alors évités car il n'y a pas de stockage excessif de lumière dans la cavité. Ces auteurs présentent des balayages enregistrés sur 1 cm−1 sans saut de mode. La stabilité à court terme de la source est aussi très bonne.
Pour notre part, nous envisageons de réaliser deux nouveaux montages où nous es-pérons mieux contrôler l'émission de l'OPO. Il s'agit d'un OPO pompé dans le vert en régime Q-CW, où les puissances moyennes sont faibles. Nous utiliserons un cristal de ppKTP réputé plus robuste aux eets photoréfractifs survenant dans le visible. Nous développerons aussi en collaboration avec l'ONERA un OPO continu doublement réso-nant à cavité duales (cf. partie 3.2). Le fonctionnement doublement résoréso-nant permettra de limiter les puissances nécessaires et le laser de pompe fonctionnera dans l'IR.
2 Verrouillage en phase des modes d'un oscillateur
pa-ramétrique optique
J'aborde maintenant un autre volet de mon travail de recherche sur les OPO. Contrai-rement aux traveaux décrits précédemment, la motivation n'était pas le développement de sources spéci ques pour d'autres expériences, mais plutôt d'explorer un régime nou-veau de fonctionnement des OPO. C'est ainsi qu'en collaboration avec l'ONERA, nous avons étudié la faisabilité du verrouillage de phase dans les oscillateurs paramétriques. En eet, les pionniers de la physique des lasers ont montré dans les années 1960 qu'un laser oscillant sur N modes longitudinaux était capable d'émettre des impulsions de du-rée égale au temps que met la lumière pour faire un tour dans la cavité divisé par N, à condition que tous ces modes oscillent en phase. Ce fonctionnement en modes ver-rouillés est à l'origine du développement des lasers picosecondes puis femtosecondes. Un tel régime de fonctionnement n'avait jamais été exploré expérimentalement dans un OPO. Ce travail est décrit de manière exhaustive dans les thèses de N. Forget [Fo05] et J.-M. Melkonian [Me07] qui ont réalisé les expériences au LAC.
2.1 Problématique
Les sources picosecondes et femtosecondes ont de nombreuses applications. Les la-sers solides bloqués en mode les plus courants, réalisés dans des matériaux disposant d'une bande de gain su samment large, sont le Ti :Sa pour la gamme 700-850 nm, les Yb :verres pour le domaine 980-1050 nm et le Cr :ZnSe pour la région 2,1 à 2,3 µm. Pour étendre ces gammes spectrales, on pompe des OPO de manière synchrone. La longueur de cavité de l'OPO est ajustée de telle sorte que le signal fait un aller-retour pendant le temps qui sépare deux impulsions de pompe, permettant ainsi la mise en place de l'oscillation. Le premier OPO pompé de manière synchrone a fonctionné en régime picoseconde [PSU88], suivi peu après par un OPO pompé dans le régime femto-seconde [WET90]. Pour étendre l'accordabilité dans le visible des OPO femtofemto-secondes, on peut employer un laser Ti :Sa femtoseconde doublé comme pompe bleue [GCD95].
Comme suggéré par nos collaborateurs de l'ONERA et en particuler N. Forget, nous avons exploré la possibilité de générer directement des impulsions courtes dans les OPOs. En eet, au voisinage de la dégénérescence, la bande passante du gain du cristal non-linéaire devient très large, permettant en principe de faire osciller un grand nombre de modes longitudinaux. Malgré tout, des travaux théoriques ont montré [BKP74] que cette méthode n'était pas envisageable pour produire des impulsions très courtes, car il n'y a pas de stockage d'énergie dans l'OPO. Comme aucun travail expérimental n'avait été réalisé, ni sur le blocage de modes, ni sur la génération d'impulsions courtes, nous avons décidé d'entreprendre quelques études sur ce sujet.