FR2773227A1 - Oscillateur parametrique optique a effet cascade - Google Patents
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Abstract
L'invention concerne un oscillateur paramétrique optique fonctionnant en continu, comprenant un milieu non linéaire dans lequel ont lieu n interactions paramétriques de manière à convertir une onde de pompe incidente en onde signal en sortie, en ayant généré à l'intérieur du milieu non linéaire n-1 longueurs d'onde de pompe intermédiaires. L'oscillateur paramétrique optique selon l'invention utilise avantageusement la résonnance de l'onde signal et des longueurs d'interactions paramétriques optimisées.Application : Source optique de puissance, accordable en longueur d'onde.
Description
OSCILLATEUR PARAMETRIQUE OPTIQUE A EFFET CASCADE
Le domaine de l'invention est celui des sources optiques de puissance, capables de générer une onde optique de longueur d'onde As à partir d'une onde optique de longueur d'onde Xp et ce en exploitant la non
linéarité d'ordre 2 de certains matériaux optiquement non linéaires.
En effet, les opérations de conversion de fréquence permises par l'optique non linéaire, élargissent de manière très significative l'éventail des gammes spectrales accessibles aux sources laser. Ainsi, à partir de sources laser parfaitement maîtrisées mais dont la gamme spectrale d'émission reste réduite, il est possible par effet non linéaire de convertir le rayonnement émis vers des bandes de longueur d'onde inaccessibles par des moyens conventionnels. Néanmoins, pour être réellement utilisables, ces opérations doivent présenter un rendement énergétique de conversion significatif. Or dans de nombreux cas, ce rendement est limité de manière fondamentale
par l'interaction non linéaire elle-même.
Ainsi, à l'aide de la fluorescence paramétrique, il est possible d'engendrer un faisceau de grande longueur Xs appelé signal, à partir d'une pompe à beaucoup plus courte longueur d'onde X.p La génération du signal s'accompagne de la génération d'une onde complémentaire appelée idler et de longueur d'onde Xi. La conservation de l'énergie impose la relation suivante entre les trois longueurs d'onde: h h h 27r p 27 + 27c i soit:
+
Xp xs Xi Pour que la conversion d'énergie de la pompe vers le signal et l'idler soit efficace, il est impératif qu'il y ait accord de phase entre la polarisation non linéaire engendrée par la pompe et les ondes signal et idler, ceci afin d'éviter les interférences destructrices. Cette condition est résumée par la formule suivante: np = ns ni Xp xs xi o np,ns etni sont les indices de réfraction du matériau non
linéaire respectivement pour la pompe, le signal et l'idler.
Si l'on exclue le cas particulier de la dégénérescence (Xs = 2Xp) et si l'on considère que seul le signal présente un intérêt, I'efficacité énergétique de conversion ne peut dépasser la limite imposée par le rapport Xp/Xs inférieur à 1. Par conséquent, si l'on cherche, par exemple, à émettre une onde vers 10 pm à partir d'un faisceau situé dans le proche infrarouge (2 pm par exemple), le rendement énergétique sera typiquement limité à 20%, sachant que cette limite supérieure est rarement atteinte expérimentalement. Mieux tirer pari de l'énergie photonique incidente, reste
donc un problème à résoudre dans ce type de conversion.
Pour pallier ce problème, la demanderesse a proposé la méthode
décrite ci-après et qui a fait l'objet d'une demande publiée.
Selon cette méthode, on peut multiplier par deux le rendement quantique de la conversion Xp vers Xks s'il est possible de faire coexister les deux processus P1 et P2 suivants: Pl: Xp donne s et ki1 (1/s + 1/Xi1,= 1/ kp) P2 Xil' donne Xks et Xi2 (1 / ks + 1/ Xi2 =1 / k) Dans la deuxième interaction, on utilise donc les photons idler créés pendant la première interaction pour générer de nouveaux photons signal. Cette deuxième interaction, mettant en jeu des longueurs d'onde différentes, suppose des conditions d'accord de phase différentes de la première. Toujours selon le même schéma, si l'écart entre la longueur d'onde de pompe Xp et la longueur d'onde visée ks le justifie, on peut avoir recours à un plus grand nombre de processus. D'une manière générale, et en utilisant les fréquences angulaires, on peut employer n processus pour convertir des photons Op en photons O s tels que: P1:oep- es +Oei (Oep = Cs +iC) P2:c'i --+Os +ei2 (Oi,1 =COs + i, 2) Pn:ein-1 --> s +0 in ()in-_ l=s +(en)
avec n = E(0 p /( s), E désignant la partie entière.
Cela revient à " découper " les photons pompe en n photons signal. Le rendement photonique ultime vaut alors n fois celui donné pour une seule interaction. La figure 1 montre le schéma énergétique correspondant à cette méthode, la n"' interaction se trouvant à la dégénérescence (xs = Xin = 2 in-1) L'onde à co p sera appelée la pompe primaire et les O i1 à c in-1 les
pompes secondaires.
Quelle que soit la configuration envisagée, chaque processus paramétrique suppose une interaction avec des conditions d'accord de
phase distinctes.
Pour des matériaux non linéaires biréfringents à accord de phase parfait, cela revient donc à associer plusieurs cristaux en série dont lI'orientation et/ou la température sont ajustées de manière à satisfaire les
conditions d'accord de phase spécifiques à chaque interaction (figure 2).
L'application de ces méthodes aux matériaux à quasi accord de phase (QAP) peut par contre conduire à l'utilisation d'un seul cristal et simplifier le système. En effet, I'accord de phase est dans ce cas réalisé par une inversion périodique du signe du coefficient non linéaire, le pas dépendant de la dispersion du matériau et de l'interaction non linéaire envisagée. Ainsi, réaliser plusieurs conversions de fréquences distinctes dans un seul matériau à QAP revient simplement à utiliser une structure
multi-périodique (figure 3).
De telles structures périodiques peuvent être obtenues par retournement des domaines ferroélectriques sous l'influence d'un champ électrique pour les matériaux ferroélectriques tels que le niobate de lithium (LiNbO3) ou le tantalate de lithium (LiTaO3). Ces matériaux étant absorbants
pour des longueurs d'onde supérieures à 5 pm, si l'on souhaite émettre au-
delà, il est possible d'utiliser des matériaux semiconducteurs. Dans le cas du GaAs, par exemple, la structure périodique massive, peut être obtenue par soudure de lames, d'une épaisseur égale à une ou trois longueurs de
cohérence, et d'orientations alternées (cf. brevet français n 2 704 953).
Considérons par exemple un ensemble pompé à 2,13 pm et émettant une onde signal à 9,6 pm. La séquence d'interactions, les limites quantiques (n) et les périodes nécessaires (A) à chaque étape dans le cas du GaAs à QAP sont: P1:2,131rm donne 9,6grm et 2,74pm (? < 22%) (A1 = 82km) P2: 2,74pm donne 9,61zm et 3,82pm (q < 44%) (A2 = 127p.m) P3: 3,82t.m donne 9,6pm et 6,70pm (R < 66%) (A3 = 197tm) P4: 6,70im donne 9,6.m et 14,4pm (ir < 88%) (A4 = 146pm) Néanmoins, les configurations présentées dans la demande de brevet précitée, ne sont applicables telles quelles que dans le cas o le gain en simple passage est suffisamment élevé pour induire une conversion importante des pompes primaire et secondaires dans chacune des interactions. Bien souvent, les intensités mises en jeu ne permettent pas d'atteindre un tel gain en simple passage. Il est donc nécessaire d'insérer le milieu amplificateur dans une cavité résonante pour constituer un oscillateur paramétrique. Selon la nature des sources optiques de pompage du milieu non linéaire dans lequel ont lieu les interactions paramétriques, il peut exister
des configurations optimisées d'oscillateur paramétrique.
L'invention a pour objet une configuration d'oscillateur paramétrique optique, particulièrement adaptée à une source optique de pompage continu ou quasi continu grâce à laquelle l'oscillateur
paramétrique optique peut fonctionner en régime stationnaire ou quasi-
stationnaire. Plus précisément, I'invention a pour objet un oscillateur paramétrique optique comprenant une source de pompe délivrant une onde
de pompe à la longueur XPl,n fonctionnant en régime continu ou quasi-
continu, une première cavité définie par au moins un miroir d'entrée et un miroir de sortie, et un milieu non linéaire dans la cavité, capable de convertir I'onde de pompe à la longueur d'onde Pln en une onde signal à la longueur d'onde ks, caractérisé en ce que: - le milieu non linéaire comprend une succession de n domaines avec dans le premier domaine des moyens pour convertir l'onde de pompe à XP1,n en des ondes à Xi1,n et;s,..., dans le ièm domaine des moyens pour convertir l'onde à ip i 1n en des ondes à Xiin et Xs,.... dans te n"e domaine des moyens pour convertir l'onde à.Pn,n en des ondes à;inn et,s; - le miroir d'entrée ayant un coefficient de réflexion maximal à la longueur d'onde;s; - le miroir de sortie ayant un coefficient de réflexion adapté à la longueur d'onde ks de manière à optimiser l'énergie de sortie à s. Avantageusement, la souroe de pompe peut être un laser ou un
oscillateur paramétrique primaire délivrant l'onde de pompe à XP1 n.
Dans les structures classiques d'oscillateur paramétrique o une seule interaction a lieu au sein de l'oscillateur, sur les deux ondes générées, on fait généralement résonner le rayonnement à plus courte longueur d'onde, c'est-à-dire celui appelé ici idler. La faible différence entre les longueurs d'onde pompe et idler confère à ces deux rayonnements, des propriétés de divergence proches, d'o un meilleur recouvrement des deux faisceaux à l'intérieur de la cavité. De plus, la réalisation de miroirs diélectriques large bande est mieux maîtrisée aux plus courtes longueurs d'onde. Dans le cadre de l'invention, avec n interactions successives mises en jeu, si l'on fait résonner les faibles longueurs d'onde, c'est-à-dire l'ensemble des pompes secondaires (COi1 a o in-1) au début de la deuxième interaction (P2) et pour celles qui suivent, les trois ondes sur lesquelles vont porter l'amplification paramétrique sont présentes initialement. Or, le sens de conversion de l'interaction non linéaire, c'est-à-dire de la pompe vers le
signal et l'idler ou l'inverse, dépend de la phase relative des trois ondes.
Dans ce cas, il est impératif de parfaitement contrôler la phase de chacune des ondes présentes dans l'oscillateur, ce qui parait difficilement réalisable en pratique, ne serait-ce que pour des raisons de déphasage aléatoire introduits au niveau des miroirs. De plus, faire résonner l'ensemble des pompes secondaires XPin avec 2 < i < n impose d'utiliser des miroirs à très large bande ou à bandes multiples difficilement réalisables en pratique, notamment dans l'infrarouge. Enfin, une telle configuration augmente le nombre d'ondes présentes à l'intérieur de la cavité avec une intensité importante, et donc le risque d'interactions parasites pouvant diminuer le
rendement (doublage de fréquence, sommation etc...).
Dans le cadre de l'invention, au début de chaque interaction, n'existent que le signal et la pompe primaire ou la pompe secondaire générée dans l'interaction précédente. Dans ces conditions, la phase de l'idler généré s'adapte automatiquement pour maximiser la conversion. Ainsi puisque seule une onde est réfléchie dans la cavité, la réalisation des miroirs est identique à celle rencontrée pour des oscillateurs paramétriques optiques. Selon une première variante de l'invention le milieu non linéaire comprend une succession de n cristaux dont l'orientation et/ou la température pour chacun des i cristaux, sont ajustées de manière à satisfaire des conditions d'accord de phase entre les ondes aux longueurs
d'onde Xpi,n, iin et As.
Selon une seconde variante de l'invention, le milieu non linéaire comprend n modulations périodiques de période Ai d'un paramètre physique du milieu non linéaire par exemple de signe du coefficient non linéaire correspondant au i'm" domaine, de manière à satisfaire les conditions de quasi-accord de phase entre les ondes aux longueurs d'onde
XPi,,s et Xiin.
Pour assurer l'accordabilité de l'onde signal le milieu non linéaire peut comprendre k successions mises en parallèle de n modulations périodiques de période Aij d'un paramètre physique du milieu non linéaire,
avec 1<i n et l j<k.
Avantageusement, la longueur Li de chacun des domaines peut être définie comme suit: Li = Zoin = [soXp.in'Xs-.Mi'n.nPin.ns.niin]1 2z iOn 47deff in (tWn)1/2 avec z n_ = K(yin) [ 1-r 11/2 upl,n (O) i + (n- 1)r UPln(O) = nr wP + - rc s 1-r 1-r -1/2 Yin = i+(n-1)rJ r: le produit des coefficients de réflexion des miroirs x paramètre incluant les
pertes discrètes de la cavité.
Wn = IP1,n (0) 1 + 1 - s) I -nr e p' l0 et. K(y) une intégrale elliptique complète So la permittivité diélectrique du vide nPin,ns nin les indices de réfraction du milieu non linéaire aux longueurs d'onde XPin, %s. iin IPln (0) I'intensité de l'onde de pompe à XPn deffin le coefficient non linéaire effectif de la i*m interaction non linéaire c p: la pulsation de l'onde signal oe p = 27r 2 C ( os: la pulsation de l'onde signal co s = C L'invention sera mieux comprise et d'autres avantages
apparaîtront à la lecture de la description qui va suivre, donnée à titre non
limitatif et grâce aux figures annexées parmi lesquelles: - la figure 1 illustre le diagramme énergétique relatif au découpage de photons dans un processus à n interactions paramétrique pour convertisseur de fréquence; la figure 2 illustre un premier exemple de dispositif mettant en oeuvre le processus à n interactions paramétriques; - la figure 3 illustre un second exemple de dispositif mettant en oeuvre le processus à n interactions paramétriques; - la figure 4 illustre un oscillateur paramétrique optiqu& selon l'invention comprenant une cavité résonnante linéaire; - la figure 5 illustre un oscillateur paramétrique optique selon l'invention comprenant une cavité résonnante en anneau; - la figure 6 illustre un exemple d'oscillateur paramétrique
optique comprenant une succession de k structures à quasi-
accord de phase de manière à pouvoir faire varier l'onde signal à xs. De manière générale, l'oscillateur paramétrique optique selon l'invention, comprend un milieu non linéaire MNL pompé par une source de
pompe, le milieu étant inséré dans une cavité résonnante.
Selon une variante de l'invention illustrée en figure 4, la cavité résonnante est définie par un miroir d'entrée Me, ayant un coefficient de réflexion maximale à la longueur d'onde Xset par un miroir de sortie Ms ayant un coefficient de réflexion optimisé à Xs de manière à laisser sortir de
la cavité, des photons à la longueur d'onde Xs.
Le milieu non linéaire MNL comprend i domaines, Di étant le siège de i interactions paramétriques optiques, à partir des photons de
pompe u p, issus de la source de pompe LP.
Selon une autre variante de l'invention, illustrée en figure 5, la cavité résonnante est une cavité en anneau définie par quatre miroirs Me2,Me3,Me4 etMs2, les miroirs Me2,Me3,Me4ayant des coefficients de réflexion maximum à X. et le miroir Ms2 ayant un coefficient de réflexion optimisé à As. L'avantage d'une telle configuration réside dans le fait que les ondes ne traversent le milieu non linéaire que dans le sens de l'amplification, ce qui permet de limiter l'influence des pertes dues au milieu
non linéaire.
De manière générale, le milieu non linéaire peut comporter une succession de n cristaux non linéaires ou bien avantageusement un seul matériau non linéaire avec une structure multi-périodique de n périodes A1..., An, dans laquelle sont réalisées toutes les conditions de quasi
accord de phase (QAP) qui conviennent.
Dans ce cas, il est possible de placer côte à côte des k ensembles d'interactions parfaitement adaptées les unes aux autres, chacun des ensembles pouvant générer une plage de longueurs condes particulières de manière à assurer l'accordabilité de l'oscillateur
paramétrique, comme illustré en figure 6.
Nous allons décrire plus en détails le fonctionnement de I'oscillateur paramétrique optique encore dénommé OPO de l'invention et ce
dans le cadre d'un matériau non linéaire à structure multi-périodique.
Du point de vue de la dynamique de l'oscillateur, on peut
décomposer son fonctionnement en trois phases temporelles distinctes.
Tout d'abord la phase correspondant au temps de montée de I'OPO o le signal et l'idler sont amplifiés depuis la valeur du bruit quantique avec un dépeuplement quasi nul de la pompe primaire. Cette phase
correspond à une perte d'énergie puisque très peu de conversion a lieu.
Plus la longueur de la cavité est réduite, plus le temps d'aller et retour de l'onde qui résonne est faible et plus il y a d'amplifications sur un temps donné. La longueur de la cavité influe donc sur le temps de montée de l'OPO. Ainsi, pour une même longueur de cristal amplificateur, plus la cavité
est courte, plus de temps de montée est réduit.
La deuxième phase débute lorsque l'amplification a été suffisamment importante dans la première interaction pour que l'idler généré puisse servir de pompe dans la deuxième. Cette fois-ci, la pompe et le signal sont tous les deux présents à l'entrée de la zone de périodicité A2, la conversion est donc extrêmement rapide: le signal va être amplifié tandis
que la pompe de la troisième interaction va être générée.
Il en résulte un processus d'amplifications en cascade jusqu'à ce que toutes les pompes secondaires aient été créées et que l'OPO ait atteint un état stationnaire, ce qui constitue la troisième phase de son fonctionnement. D'un point de vue système, la structure de l'OPO peut être décomposée en deux entités. La première est constituée par la zone de cristal correspondant à la première interaction qui permet d'initier l'oscillation. La deuxième regroupe les domaines de périodicité A2 à An sièges des processus P2 à Pn alimentés par les pompes secondaires dans le but d'amplifier le signal généré par le processus P1. Cette deuxième entité n'a d'intérêt que lorsqu'un régime stationnaire ou quasi stationnaire peut s'établir, c'est-à-dire lorsque la durée d'action de la pompe est grande
devant le temps de montée de l'oscillateur.
C'est évidemment le cas en pompage continu, mais un certain nombre de configurations avec une pompe à impulsions permettant d'utiliser le système décrit précédemment, comme cela est explicité ci-après: a Pompage quasi-continu Lorsque la durée de l'impulsion de pompe est supérieure typiquement à la microseconde, c'est-à-dire très supérieure au temps de montée de l'OPO qui est de l'ordre de quelques nanosecondes à quelques dizaines de nanosecondes, il s'installe un régime quasi- stationnaire pendant la durée de l'impulsion permettant d'obtenir un accroissement significatif du rendement. a Pompage synchrone
Il s'agit là d'un pompage o les impulsions sont très courtes c'est-
à-dire de l'ordre de la picoseconde ou de la femtoseconde, mais avec un taux de répétition très élevé autour de quelques dizaines de megahertz à quelques gigahertz. La longueur de la cavité est ajustée de manière à ce que l'intervalle temporel séparant deux impulsions de pompe soit égal au temps d'aller et retour de l'onde qui résonne dans la cavité. Ainsi, à chaque passage, I'impulsion de l'onde signal est régénérée par une nouvelle
impulsion de pompe, d'o établissement d'un régime quasi-stationnaire.
o Oscillateur intra-cavité Le matériau laser qui va permettre de générer la pompe à oe pde I'oscillateur paramétrique et le matériau non linéaire sont placés dans une même cavité. Les miroirs de la cavité laser sont à réflexion maximale pour la pompe primaire de pulsation oap, transparents pour les pompes secondaires et à réflexion optimale pour le signal. Dans un premier temps, on pompe le matériau laser et l'énergie de pompe qui est générée à o p dans la cavité décroît très lentement en raison des forts coefficients de réflexion des miroirs. Une fois que la pompe est créée, l'oscillation paramétriqub peut avoir lieu dans la mesure o le temps de vie caractéristique de la pompe dans la cavité, qui est lié au fort coefficient de surtension à Cop, est
supérieur au temps de montée de l'OPO.
La cavité laser constitue ainsi un réservoir d'énergie jusqu'à ce que le signal et l'idler de la première interaction non linéaire aient atteint une intensité suffisante pour amorcer le dépeuplement de la pompe primaire et
les conversions en cascade.
Dans le cadre de l'invention, les longueurs des différents domaines Di ici constitués de structure périodique, de période Ai, peuvent être optimisées comme cela est explicité ci-après: Le signal étant toujours l'onde que l'on cherche à amplifier par effet cascade, si l'on appelle rendement quantique, le rapport du nombre de photons à so. sur le nombre de photons à o p, ce rendement croît lorsque le
nombre d'interactions augmente, comme décrit en introduction.
Pour évaluer le gain de rendement lorsque le nombre d'interactions augmente et que le milieu amplificateur est placé dans une cavité, il est important de noter que l'amplification paramétrique est un processus cyclique: il y a d'abord conversion de la pompe vers le signal et l'idler puis, une fois que le dépeuplement de la pompe est total, il y a reconversion du signal et de l'idler vers la pompe. Plus l'intensité des ondes mises en jeu est importante, plus la longueur d'interaction nécessaire au cycle dépeuplement-reconversion est courte. Donc à chaque intensité correspond une longueur optimale pour chacun des domaines Di qui induit un dépeuplement total de la pompe correspondante en évitant sa reconversion. Il s'ensuit que plus le nombre de domaines augmente, plus l'intensité intra-cavité du signal augmente en raison des amplifications successives et donc, plus les longueurs de chacune des interactions doivent
être réduites pour éviter les reconversions.
De plus, au démarrage de l'oscillateur, seule la pompe incidente est présente, le signal et l'idler de la première interaction ont une intensité égale à celle du bruit quantique, c'est-à-dire extrêmement faible. La pompe de la deuxième interaction n'ayant pas encore été générée dans la première, la conversion est nulle pour les processus d'indices supérieurs ou égaux à 2. C'est donc uniquement la première interaction qui permettre d'inrfitier le processus de conversion et c'est elle qui va conditionner le seuil de l'oscillateur paramétrique optique. Si la longueur de la première interaction est trop faible, le gain en simple passage sera inférieur aux pertes et I'oscillateur ne pourra jamais se mettre en route. Ainsi, lorsque le nombre total d'interactions augmente, on peut être amené à réduire la longueur du premier ensemble de période A1, de manière telle que le seuil ne soit plus atteint. Il faut alors augmenter la longueur de cette interaction pour dépasser le seuil, ceci au prix d'une légère reconversion de la pompe lorsque I'oscillateur paramétrique optique aura atteint son régime stationnaire. Cette reconversion partielle de la pompe incidente est donc responsable d'une
légère réduction du rendement espéré.
Dans la configuration étudiée ici, un modèle analytique du fonctionnement de l'OPO a été développé afin de prévoir les longueurs requises pour chaque interaction. Ce modèle est basé sur la résolution des équations de couplage non linéaire reprise dans l'article de Baumgartner et Byer intitulé " Optical Parametric Amplification " (IEEE Journal of Quantum Electronics, Vol. QE-15, n 6, June 1979). Dans les formules qui vont suivre, la valeur d'une grandeur physique quelconque A correspondant à la ime interaction sur un nombre total de n interactions est notée Ain. Les 0in représentent les longueurs normalisées permettant d'obtenir un eme
dépeuplement complet de la i interaction.
O K(Yin) | 1-r (1) uPi% (0) i + (n - 1)r o K(y) est une intégrale elliptique complète référencée dans le " Handbook of elliptic integrals for engineers and physicists " by P.F. Byrd and M.D. Friedman, Ed. Springer, Verlag/Berlin - Gottinger - Heidelberg et o uPin (0) et Yin ont la forme suivante: up2n (0) = n(2) p+lO r Osnr 1Ip - r 2 _ 1-r in i+ (ni)r 3) n est le nombre total d'interactions non linéaires, et r est égal au produit des coefficients de réflexion des miroirs de la cavité pour le signal et peut éventuellement tenir compte des pertes par absorption et par réflexion sur les faces du matériau non linéaire. up2n(O) représente l'intensité de la pompe primaire au début de la première interaction, intensité qui est proportionnelle à un nombre de photons par unité de temps et de surface. Le coefficient y, quant à lui, rend compte de la proportion de photons de pompe par rapport au nombre de photons signal au début de la ime
lo interaction.
Enfin, les longueurs réelles Zoin des domaines Di qui maximisent la conversion, sont liées aux longueurs normalisées 01,n par la relation suivante 4 ZOi n = Eso Pn l Xii,n npin ns nii,n (4) 47:deMn lcWn Eo est la permittivité diélectrique du vide, Xp, Xs, Xi, les longueurs d'onde de pompe, signal, idler et np, ns, ni les indices de réfraction du matériau aux longueurs d'ondes considérées. deff est le coefficient non linéaire effectif de l'interaction non linéaire. Enfin, Wn est une constante liée à la conservation d'énergie, égale à la somme des intensités des trois ondes impliquées dans chacune des interactions. Dans le cas du dépeuplement complet de chacune des pompes et en l'absence d'absorption, I'énergie se conserve d'interaction en interaction, Wn prend alors la forme suivante: Wn = iP1,n(0)(1+)1rr cos (5) 1-r 0pJ o IPl,n(O) est l'intensité de la pompe primaire à l'entrée de la
première interaction.
D'après ces calculs, il est alors possible d'optimiser
numériquement les longueurs Li au voisinage des longueurs ZOin.
Comme il a été explicité précédemment, si la première lonrTgueur d'interaction L1 ainsi calculée est inférieure à la longueur de seuil, il devient nécessaire de l'augmenter pour franchir le seuil et ainsi mettre en route l'oscillateur. La longueur de seuil est définie plus précisément, comme la longueur pour laquelle le gain est égal aux pertes sur un aller et retour. Soit
la longueur définie en équation 6.
1 'E OC;Ls Xil'n nPl'n' ris' i'.
Lseuil = Arg Ch[ 1 i. 11,fl npl,n ns. (6) r deffln 8x 2Pn ( ) Ainsi si Z01,n <Lseuil
on impose Z01,n = (1 + x) Lseuil, avec typiquement x de l'ordre de 0,1.
Exemple d'oscillateur paramétrique optique comprenant un cristal de niobate de lithium émettant à 4,1 pm En utilisant une source de pompe émettant à XPln = 1,0641m, on cherche à réaliser un oscillateur paramétrique optique émettant autour d'une
longueur d'onde ks de 4,1 pm.
L'intensité crête IP1,n(0) de la pompe peut typiquement être égale
à 0,2 MW/cmn2.
La cavité résonnante est réalisée avec un miroir Me de coefficient de réflexion Re = 1 et avec un miroir Ms de coefficient de réflexion Rs = 0, 95. Le coefficient non linéaire du matériau utilisé est deff = 20pm / V. Les 3 interactions suivantes sont nécessaires: 1) 1/Xp1,3 =1/Xi1,3 +1/Xks avec X;Pl3 = 1,064g.m kil,3 = 1,441m 2) 1/Xpz3 =1/Xi2,3 +11/s avec Xp2,3 = 1,441gm i2,3 = 2,21gm 3) 11Xp3, 3=1I/i3,3 +1/Xs avec Xp3,3 = 2,21gm i3,3 = 4,8pm Les longueurs Li des domaines sont les suivantes: L1 = 13,2 mm L2 = 14,1mm L3 = 23,4 mm Le rendement quantique global est égal à 2,65. Ce rendement est défini par analyse numérique en reprenant les paramètres de l'oscillateur paramétrique optique et en les associant aux équations d'évolution des
champs, décrites par Baumgartner (référence citée précédemment).
La longueur de l'ensemble du milieu non linéaire est de l'ordre de cm ce qui est couramment réalisé sur des substrats en niobate de lithium. L'exemple du niobate de lithium n'est pas limitatif puisque des interactions en série peuvent être obtenues avec d'autres matériaux à quasi accord de phase ou biréfringents tels que LiTaO3, le KTP, KTA ou leKNbO3.
Pour atteindre des longueurs d'onde plus élevées, on peut utiliser le GaAs mais aussi d'autres matériaux III-V et Il-VI et les cristaux
biréfringents tels que AgGaSe, ZnGeP2, CdSe, etc...
Exemple d'oscillateur paramétrique optique comprenant du GaAs émettant à 9,6 pm En utilisant une source de pompe émettant à 2,13 pm, on cherche à atteindre des longueurs d'onde autour de 9,6 pm, avec une intensité de
pompe Ipl, n (0)= 1 MW / cm2.
De même que dans l'exemple précédent, la cavité est formée de
miroirs Me et Ms avec Me = 1 et Ms = 0,95 pour la longueur d'onde Xs.
Le coefficient non linéaire effectif deff = 108pm / V. Les 4 interactions suivantes sont nécessaires: 1) 1 / XP1,4 = 1 / kil,4 + 1/ Xs avec XPl,4 = 2,1 3gm il,4 = 2,74tm 2) 1/XPZ4 = 1 / Xi2,4+1I/ s avec XP24 = 2,74p.m i2,4 = 3,82gm 3) 1/LXP3,4 = 1/i3,4+1/;Is avec Xp3,4 = 3,82.m li3,4 = 6,701m 4) 1 / lXP4,4 = 1 / li4,4+1 / s 1 5 avec;p4,4 = 6,70m ki4,4 = 14,4gm Les longueurs Li des domaines sont les suivantes: L1 = 3,9 mm L2 = 3,95 mm L3 = 5,96 mm 4 = 12, 95 mm
Le rendement quantique global est égal à 3,47.
Claims (14)
1. Oscillateur paramétrique optique comprenant une source de pompe délivrant une onde de pompe à la longueur k.lP1n fonctionnant en régime continu ou quasi-continu, une première cavité laser définie par au moins un miroir d'entrée et un miroir de sortie, et un milieu non linéaire dans la cavité, capable de convertir l'onde de pompe à la longueur d'onde XPl n en une onde signal à la longueur d'onde;s, caractérisé en ce que: - le milieu non linéaire comprend une succession de n domaines avec dans le premier domaine des moyens pour convertir l'onde de pompe à XP1,n en des ondes à.il,n et Xs, dans le ièm domaine des moyens pour convertir l'onde à Pi, n = ii -1, n en des ondes à Xiin et Xs, dans le no' domaine des moyens pour convertir l'onde à XPnn en des ondes à kinrn Xs; - le miroir d'entrée ayant un coefficient de réflexion maximal à la longueur d'onde Xs; - le miroir de sortie ayant un coefficient de réflexion adapté à la longueur d'onde Xs de manière à optimiser l'extraction
d'énergie à;s.
2. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, caractérisé en ce que le milieu non linéaire comprend une succession de n cristaux dont l'orientation et/ou la température des n cristaux sont ajustées de manière à satisfaire des conditions d'accord de phase entre les ondes
aux longueurs d'onde XPi,, s, Xin.
3. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, caractérisé en ce que le milieu non linéaire comprend n modulations périodiques de période Ai d'un paramètre physique du milieu non linéaire, dans le i6'e domaine de manière à satisfaire des conditions de quasi- accord
de phase entre les ondes aux longueurs d'onde X1Pi,,s et Xii, n.
4. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 3, caractérisé en ce qu'il comprend k successions mises en parallèle de n modulations périodiques de période Aij d'un paramètre physique du milieu
non linéaire avec 1 < i < n et 1 < j < k.
5. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications
1 à 4, caractérisé en ce que la longueur Li de chacun des i domaines est définie par la relation: Li= ZOn [s Pin.Xs. kiin.npin.ns.niin]1/2 Zin 47:deff in(7Wn)1/2 K( Ln)F 1- 1/2
avec ZOi,n -
u Pn (O) i+ (n - 1)rJ UP1,n (0) = nr nr (op+ os 1-r 1 -r}/2 Yi'n= i+(n-1)r] Wn = Ipln (0) 1 n)r et. K(y) une intégrale elliptique complète 15. so la permittivité diélectrique du vide * nPin,ns niin les indices de réfraction du milieu non linéaire aux longueurs d'onde XPi,n s, Xiin IPln(O) l'intensité de l'onde de pompe à XPin deffin le coefficient non linéaire effectif de la iè' interaction non linéaire o p: pulsation de l'onde de pompe À O s: pulsation de l'onde de pompe
6. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 5, caractérisé en ce que: 25. si Zo1,n > Lseuii i1/21 C.OGXs. 1rn nPwn fls ni1i avec Lseuil = Arg Ch 1 deffl1n.{ 8c c slnnPlnns'nil) i rl/2 8n21p (o) 1i,ni L1 = Zo1,n si Z01,n < Lseuii L1 = (l+ x)Lseuil avec x > 0
7. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1 à
6, caractérisé en ce qu'il comprend une cavité à ondes stationnaires, définie
par au moins deux miroirs.
1 0
8. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1 à
6, caractérisé en ce qu'il comprend une cavité en anneau, définie par au moins trois miroirs qui possèdent un coefficient de réflexion maximal à la
longueur d'onde AXs.
9. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1 à
8, caractérisé en ce que la source de pompe est un laser.
10. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1
à 8, caractérisé en ce que la source de pompe est un oscillateur
paramétrique primaire.
11. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1
à 10, caractérisé en ce que la source de pompe émet en continu l'onde de pompe.
12. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1
à 10, caractérisé en ce que la source de pompe émet des impulsions de
durée supérieure ou égale à la microseconde.
13. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications 1
à 10, caractérisé en ce que le laser de pompe émet des impulsions de très courte durée inférieure à la picoseconde, avec un taux de répétition élevé supérieur à quelques MégaHertz permettant le pompage synchrone de
l'oscillateur paramétrique.
14. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 9, caractérisé en ce que le laser de pompe comprend une seconde cavité, la
première cavité étant située à l'intérieur de la seconde cavité.
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|---|---|---|---|
| FR9716685A FR2773227B1 (fr) | 1997-12-30 | 1997-12-30 | Oscillateur parametrique optique a effet cascade |
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Citations (3)
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|---|---|---|---|---|
| US5117126A (en) * | 1990-06-27 | 1992-05-26 | La Sen, Inc. | Stacked optical parametric oscillator |
| FR2730323A1 (fr) * | 1995-02-07 | 1996-08-09 | Thomson Csf | Convertisseur de frequence optique a haut rendement |
| US5640405A (en) * | 1996-02-01 | 1997-06-17 | Lighthouse Electronics Corporation | Multi quasi phase matched interactions in a non-linear crystal |
-
1997
- 1997-12-30 FR FR9716685A patent/FR2773227B1/fr not_active Expired - Fee Related
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| US5640405A (en) * | 1996-02-01 | 1997-06-17 | Lighthouse Electronics Corporation | Multi quasi phase matched interactions in a non-linear crystal |
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| FR2773227B1 (fr) | 2000-05-05 |
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