Sources laser femtoseconde, de haute puissance, contrôlées par injection

Transcription

1 Sources laser femtoseconde, de haute puissance, contrôlées par injection Louis Desbiens, Michel Piché Département de physique, de génie physique et d optique, Université Laval, Québec, Qc, Canada, G1K 7P4 Tel : (418) , Fax : (418) , courriel : mpiche@phy.ulaval.ca JUIN 2004 Louis Desbiens, 2004

2 Objectifs initiaux: - Sources laser, basées sur un milieu actif de Ti:saphir (790 nm) - émettant des impulsions femtoseconde puissantes - pompées par laser continu ou source déclenchée (Q-switch) - controlées par injection Laser à semi-conducteurs ~ 2mW 600 fs 6 GHz 870 nm Laser à fibre ~ 20 mw 100 fs 20 MHz 1550 nm Impulsions doublées dans un cristal PPLN ou un cristal de BBO Application de ces sources en traitement des matériaux ou en métrologie

3 Source d injection 1 : Laser à semi-conducteurs synchronisé modalement Nos travaux de maîtrise ont porté sur l apparition du régime de synchronisation modale passif dans les lasers à semi-conducteurs, et à l étude plus particulière d un laser comportant un défaut agissant comme absorbant saturable. La cavité permet de faire varier le taux de répétition de façon continue entre : 4 et 7 GHz On peut inférer du spectre des impulsions ayant des durées de l ordre de 500 fs après compression. La puissance moyenne est de 3.5 mw par bras de sortie.

4 Source d injection 2 : Laser à fibre commercial, doublé amplitude spectrale Trace d autocorrélation en intensité Impulsions de 100 fs 20 mw de puissance moyenne Puissance crête = 6 kw Largeur à mi-hauteur du spectre= 37 nm Largeur à mi-hauteur avant déconvolution = 135 fs

5 Source d injection 2 : Laser à fibre commercial, doublé Doublement de la fréquence à l aide d un cristal de BBO de 5 mm amplitude spectrale Trace d autocorrélation en intensité Puissance de sortie = 634 µw Puissance crête = 500 W Efficacité de conversion = 3.2 % Largeur du spectre à mi-hauteur = 17.5 nm Largeur à mi-hauteur avant déconvolution = 85 fs

6 Cristaux PPLN Principe de fonctionnement : Dans un cristal NL, la longueur sur laquelle on peut produire un maximum de seconde harmonique est la longueur de cohérence: L c = λ1 4( n2 n1 ) Celle-ci dépend de la différence d indice selon les axes du cristal. Lorsqu il y a accord de phase, la longueur de cohérence est infinie, plus le cristal est long plus l efficacité de conversion est bonne. Après une longueur de cohérence la conversion se fait en sens inverse, c est-à-dire de retour vers la fréquence fondamentale. Le phénomène est périodique. Dans un cristal PPLN, on inverse la polarisation des domaines ferroélectriques à toutes les longueurs de cohérence, ceci a pour effet d inverser le sens de la conversion.

7 Cristaux PPLN Avantages: -Grande efficacité de conversion -Facilité d utilisation -Grande flexibilité au niveau de la conception - On peut varier le pas pour permettre la génération de seconde harmonique pour plusieurs fréquences - On peut générer différentes fréquences à différentes positions dans le cristal pour permettre un glissement en fréquence du signal doublé - On peut utiliser la dispersion du cristal pour permettre plus de latitude sur le glissement en fréquence du signal doublé - On peut glisser en fréquence notre signal fondamental et accroître ainsi les possibilités de glissement en fréquence du signal doublé

8 Cristaux PPLN, simulations -Utilisation du spectre réel du laser à fibre - Coefficient d eff = 23.1e -12 m/v -Prise en compte de la déplétion de la pompe -Prise en compte de la dispersion matérielle - Intégration des pertes intrinsèques au cristal (à 1550 nm : 0.2 db/cm; à 875 nm : 0.4 db/cm) - Prise en compte du coefficient de recouvrement entre le mode fondamental et celui de la seconde harmonique (0.7) -Aire effective du mode : 30 µm 2 pour la fondamentale et 20 µm 2 pour la seconde harmonique -Longueur maximale du cristal: 5 cm

9 Cristaux PPLN, design #1

10 Cristaux PPLN, design #1 Efficacité : 16.5% -On injecte l impulsion de 100 fs dans le cristal. - L impulsion de sortie à 775 nm a subit un glissement de fréquence, qui sera compensé par une propagation dans un élément à dispersion normale (du verre par exemple). L impulsion de sortie passe d une largeur de 6.7 ps à 78.4 fs durant cette étape.

11 Cristaux PPLN, design #2

12 Cristaux PPLN, design #2 Efficacité : 0.8% -On fait subir à l impulsion de 100 fs un glissement en fréquence par une propagation dans 16.4 m de fibre optique standard SMF L impulsion de sortie à 775 nm n est pas glissé en fréquence et a une durée minimale à la sortie du cristal (53.6 fs).

13 Cristaux PPLN, design #3

14 Cristaux PPLN, design #3 Efficacité : 16.4% -On injecte l impulsion de 100 fs dans le cristal. - On obtient 4 impulsions de sortie à 775 nm ayant subit un glissement de fréquence, qui sera compensé par une propagation dans un élément à dispersion normale (du verre par exemple).

15 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir Pour simuler la dynamique du milieu de gain Ti :saphir, nous utilisons une équation de type Ginzburg-Landau, permettant de tenir compte des effets suivants : - auto-modulation de phase (effet Kerr) - absorbant saturable rapide (lentille Kerr) - filtre spectral relié à la bande passante du milieu de gain - coefficient de gain avec saturation de type homogène - coefficient de pertes -dispersion matériel du milieu et compensation intra-cavité L équation de propagation : ), ( ), ( ) ( ), ( 1 ), ( t z A t z A i t id t t z A z t z A f = β σβ γ ρ α La saturation du gain est décrite par : r g a a p T t h t t z A t h I t t ) ( ) ( ), ( )) ( ( ) ( 2 max α ν α σ α α ν σ α = z est la coordonnée longitudinale, ou plus simplement le nombre de tour de cavité.

16 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir L équation Ginzburg-Landau est équivalente à l équation SNL avec gain saturable et perte, à laquelle on a ajouté un terme d absorption saturable et un filtre spectral. [ SNL+filtre spectral ] + absorbant saturable = Ginzburg-Landau

17 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir Évolution de quelques paramètres de la solution précédente Solution stationnaire, glissée en fréquence C d = 1 σ = 1000 Largeur à mi-hauteur (Intensité) 96.6 fs Puissance de pompage 2.8 W

18 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir En jouant sur le niveau de dispersion global dans la cavité et la force de l absorbant saturable on peut faire apparaître des régimes multi-impulsions : 2 γp0 T0 N = et E = 2NP0 T0 En combinant : on obtient : β 2 2N γ nl 2 = ET β 2 0 C d = 0.75 σ = 1000 C d = 0.1 σ = 1000 C d = 0.1 σ = 50 Durée: fs Durée: 53 fs Durée: 33.2 fs

19 Phase relative dans un régime multi-impulsions C d = 0.7 σ = 1000 Un déphasage de π est présent entre deux impulsions subséquentes lors des régimes multi-impulsions

20 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir L injection C d = 1, σ = 1000, F inj = 1e-5 C d = 0.5, σ = 1000, F inj = 1e-5

21 Propagation d impulsions injectées dans un laser Ti:saphir Contrôle par injection Seuil laser : 2.67 W Seuil laser lorsque l absorbant est blanchi : 1.26 W Pompage = 1.5 W F inj = 3e-6 2 ème injection : F inj = 1e-4

22 Applications possibles : 1- Traitement des matériaux Un train de quelques impulsions rapprochées (4 à 20) peut s avérer très efficace pour inscrire des guides d onde avec des sources femtoseconde. (Dwayne Miller, Toronto) Un absorbant saturable intra-cavité peut être utilisé pour contrôler le nombre d impulsions circulant. Un cristal PPLN comme notre design #3 pourrait s avérer utile également. 2- Métrologie En asservissant deux lasers en régime de synchronisation modale, on peut caractériser la forme réelle des impulsions d un de ces lasers par corrélation croisée. On pense ici utiliser le laser à fibre pour asservir le laser Ti:saphir en pompage continu, et caractériser les impulsions à 1550 nm de 100 fs grâce à celle du Ti:saphir, plus courte.