III. Sources continues à 491 nm
III.3. Source à base de deux lasers à cavités imbriquées
III.3.a. Principe de la source
L’idée est de relâcher les contraintes pesant sur le deuxième cristal laser émettant vers 1060 nm en le plaçant dans une autre cavité. Cette configuration permet d’éviter la compétition de gain entre les deux transitions laser et d’utiliser des miroirs aux traitements plus simples. Il est ainsi possible d’utiliser un cristal très efficace de Nd:YVO4 émettant à 1064 nm. Rappelons toutefois le cahier des
charges que nous nous sommes fixés : réaliser la somme de fréquence intracavité aux deux longueurs d’onde fondamentales. La première contrainte nous impose de placer le cristal non linéaire dans les deux cavités ; elles sont donc imbriquées. Un tel type de source a déjà été utilisé par Kretschmann et al. pour produire une émission rouge à 594 nm, 598 nm, 602 nm et 618 nm [Kretschmann 99b]. Ils avaient alors réalisé la somme de fréquence entre une émission à 1080 nm dans un cristal de Nd:YAP et une émission à 1320 nm, 1339 nm, 1358 nm ou 1444 nm produite dans un cristal de Nd:YAG. Les deux cristaux étaient pompés par des
diodes laser de 10 W émettant à 808 nm ou 797 nm. Les puissances de rouge ainsi obtenues étaient de l’ordre de la centaine de milliwatts.
Le deuxième défi que nous nous sommes fixés est de n’utiliser qu’une diode laser de pompe. Afin d’avoir un pompage plus efficace que dans la précédente configuration, ceci nous oblige à prévoir un système de ré-imagerie du faisceau de pompe après le premier cristal laser pour pomper le deuxième. Le schéma de principe de notre source est présenté ci-dessous.
Cristal émettant à λ1 Cavité résonante à λ1 Cavité résonante à λ2 Cristal non linéaire ω1+ω2 Cristal émettant à λ2 Diode laser de pompe Emission à ω1+ω2
Figure III-14. Schéma de principe de la source à cavités imbriquées.
III.3.b. Réalisation expérimentale
Le premier élément de cette configuration est la ligne de pompage (figure III-15).
Figure III-15. Ligne de pompage de la source bleue à base de cavités imbriquées.
Nous avons utilisé la même diode laser de pompe délivrant une puissance de 10 W à 808 nm, couplée dans une fibre optique de 100 µm de diamètre. Une première série de doublets permet de focaliser le faisceau de pompe dans le cristal de Nd:GdVO4. Afin de disposer de suffisamment de puissance à 808 nm
pour pomper efficacement le cristal de Nd:YVO4, de la même manière que pour le
laser bi-longueur d’onde du paragraphe précédent, nous avons choisi un cristal dopé à 0.1 %, long de 4 mm et absorbant ainsi 37 % de la puissance de pompe incidente. En sortie du cristal de Nd:GdVO4, une deuxième série de doublets
permet de focaliser le faisceau de pompe dans le deuxième cristal laser. La taille du rayon de col de faisceau de pompe est de 83 µm dans les deux cristaux.
Figure III-16. Schéma de cavité du laser émettant à 912 nm.
La cavité est basée sur celle utilisée pour le laser bi-longueur d’onde (figure III-9). Tous les miroirs possèdent ainsi un traitement hautement réfléchissant à 912 nm. Deux miroirs (M2 et M4) sont ajoutés afin de créer deux bras de repli. Le premier, M2, permet d’extraire efficacement le faisceau de pompe. En effet, pour ne pas gaspiller de puissance de pompe, la dimension de celui-ci sur le miroir concave de la cavité doit être inférieure au diamètre de ce miroir (25.4 mm). Le faisceau de pompe étant très divergent, la distance entre le miroir M2 et la sortie du cristal de Nd:GdVO4 doit être faible, ce qui n’est pas compatible avec les
distances habituelles entre les miroirs d’une cavité à trois miroirs. L’insertion du miroir plan M2, transparent à 808 nm et pouvant se placer en proximité de la sortie du cristal, permet de régler ce problème. De la même façon le miroir M4 permet de combiner la cavité avec le laser émettant à 1064 nm. Il est, par conséquent, transparent à 1064 nm.
L’ensemble de la source est décrit sur la figure III-17.
La cavité résonante à 1064 nm est construite autour d’un cristal de Nd:YVO4.
Celui-ci est dopé à 0.5 % et long de 6 mm. Un traitement transparent à 808 nm et hautement réfléchissant à 1064 nm est déposé sur une de ses faces ; l’autre face possède un traitement anti-reflet à ces deux longueurs d’onde. Les miroirs M7 et M8 permettent d’aligner le faisceau à 1064 nm sur celui à 912 nm. On peut remarquer que le miroir M5 est commun aux deux cavités. Le cristal non linéaire de BiBO est placé dans la partie commune aux deux cavités, située entre les miroirs M5 et M4.
Les résultats obtenus sont présentés sur les figures III-18 et III-19.
0 20 40 60 80 100 120 0 2 4 6 8 1
Puissance de pom pe incidente sur le cristal de Nd:GdVO4 (W) P u issa n ce i n tr ac avi té ( W ) 0 912 nm 1064 nm
Figure III-18. Puissances intracavité obtenues à 912 nm et 1064 nm en fonction de la puissance de pompe incidente sur le cristal de Nd:GdVO4.
0 50 100 150 200 250 300 350 0 2 4 6 8 10
Puissance de pom pe incidente sur le cristal de Nd:GdVO4 (W) P u issan ce d e b leu à 4 91 n m ( m W )
Figure III-19. Puissance de sortie à 491 nm de la source à cavités imbriqu es. é
Pour une puissance de pompe incidente à 808 nm de 10 W nous avons obtenu des puissances intracavité de 106 W à 912 nm et 27 W à 1064 nm, correspondant à une puissance de 303 mW à 491 nm. Le rendement optique/optique est ainsi de 3.03 %.
La puissance intracavité à 1064 nm reste en deçà de la puissance habituellement mesurée dans un laser à quatre niveaux. L’efficacité est cette fois limitée par les pertes introduites par le miroir M4. Le traitement déposé sur ce miroir réfléchi en effet 4 % par passage de la puissance à 1064 nm, ce qui correspond à des pertes de 8 % par aller et retour. Nous estimons qu’un miroir plus performant, n’introduisant par exemple que 1 % de pertes aller et retour, pourrait nous permettre d’obtenir une puissance intracavité à 1064 nm de l’ordre de la centaine de watts, ce qui triplerait la puissance de bleu.
S’il faut reconnaître que la complexité du schéma de cavité est supérieure à celle des deux précédentes configurations, la puissance finale de bleu obtenue à 491 nm est nettement supérieure. Elle pourrait même être encore améliorée en utilisant un cristal non linéaire plus efficace et un miroir M4 plus performant. La nécessité de maintenir une inversion de population suffisante tout le long du cristal émettant à 912 nm implique une puissance de pompe transmise non négligeable. Lors des deux dernières configurations, nous avons tiré profit de ce phénomène pour pomper le deuxième cristal laser. Malheureusement, l’efficacité de ce pompage va de paire avec la complexité de l’optique de pompe réalisant deux points de focalisation. Dans la suite, nous avons cherché un dispositif de pompage plus simple pour le deuxième cristal laser : nous avons décidé de le pomper à la longueur d’onde de pompe inhabituelle de 912 nm.