rencontre du non-linéaire 2002 7 Cavité laser auto-organisable

rencontre du non-linéaire 2002 7 Cavité laser auto-organisable N. Dubreuil, A. Godard, S. Maerten, V. Reboud, G.Pauliat, G. Roosen Laboratoire Charles Fabry de l Institut d Optique, UMR 8501, Centre Scientifique d Orsay, Bât. 503, 91403 Orsay cedex gilles.pauliat@iota.u-psud.fr Résumé Un milieu holographique dynamique est un matériau qui reproduit, sous la forme d un hologramme, la figure d éclairement à laquelle il est soumis. Une modification de la figure d éclairement est suivie d une remise à jour de l hologramme. Nous montrons que l insertion d un tel matériau à l intérieur d une cavité laser peut induire des comportements spectaculaires. Les modes qui oscillent induisent un hologramme, hologramme qui en retour modifie les pertes pour chacun de ces modes. Cette autoadaptation de la structure modale à l hologramme (et de l hologramme à la structure modale) peut, par exemple, forcer une cavité initialement multimode à n osciller que sur un seul mode longitudinal. 1 Introduction L insertion de filtres spectraux est souvent nécessaire pour forcer des cavités laser à n osciller que sur un seul mode. Les filtres les plus couramment utilisés sont des éléments statiques comme le filtre étalon de Fabry Perot, le filtre de Lyot, une sous cavité. La sélection d un mode s obtient par un réglage du pic de transmission du filtre sur le mode que l on désire voir osciller; les autres modes présentant des pertes plus grandes passent sous le seuil d oscillation laser. Ces filtres présentent l avantage de pouvoir choisir le mode que l on veut faire osciller mais, en contrepartie, ils requièrent un alignement et un positionnement précisetdélicats. Ces réglagessont àrefairesilacavitésemodifie, sousl effetdecontraintes thermiques, mécaniques ou suite à son vieillissement. Comme alternatives à ces systèmes, des cavités laser auto-organisables ont été proposées. Ce sont des cavités laser dans lesquelles est inséré un matériau holographique dynamique, c est-à-dire un matériau qui reproduit, sous la forme d un hologramme, la figure d éclairement à laquelle il est soumis. Une modification de la figure d éclairement est suivie d une remise à jour de l hologramme. Dans la cavité, les modes y inscrivent un hologramme, hologramme qui en retour joue le rôle de filtre pour ces modes. Il y a donc une adaptation mutuelle des modes à l hologramme. Pour un système correctement conçu, le résultat de cette auto-organisation peut conduire à un état stationnaire pour lequel il n y a plus qu un seul mode qui oscille. Ces filtres étant auto-adaptatifs ils ne requièrent ni asservissement ni réglage. De plus, ils s adaptent en permanence à toutes les perturbations de la cavité pour conserver ce fonctionnement monomode. De nombreux milieux holographiques dynamiques ont été utilisés, chacun avec un mécanisme d enregistrement particulier. La création de réseaux thermiques, dans une solution de nitrate de cuivre, par la structure longitudinale des modes d un laser Nd:YAG a été démontrée [1]. L inscription de réseaux de gain dans des amplificateurs solides permet c Non Linéaire Publications, Bât.510, Université de Paris-sud, 91405 Orsay

8 N. Dubreuil, A. Godard, S. Maerten, V. Reboud, G. Pauliat, G. Roosen également d établir une sélection entre les modes d un laser, par exemple Nd:YAG [2]. De façon similaire, des réseaux d absorption ont été enregistrés dans des cellules d absorbant saturable insérées dans des lasers [3]. Nous nous intéressons ci-après à un autre milieu d enregistrement holographique : les cristaux photoréfractifs [4]. Ces matériaux holographiques dynamiques sont particulièrement attrayants pour ce type d applications. Ils reproduisent, sous la forme d un réseau d indice de réfraction, la figure d interférence qui les illumine. Ils s adaptent à toute modification de cette figure d interférence en un temps d autant plus court que l éclairement est fort. Ces cristaux inorganiques ne subissent absolument aucune fatigue et peuvent fonctionner indéfiniment. Ces cristaux ont été employés pour créer des filtres nommés Fabry-Perot auto-adaptatifs. Après une brève description de leur fonctionnement, nous rappelons ci-dessous les résultats du processus d auto-adaptation obtenus dans deux lasers différents. 2 Fonctionnement des filtres auto-adaptatifs Un Fabry-Perot auto-adaptatif est construit autour d un cristal photoréfractif qui est inséré dans une cavité laser linéaire entre le milieu amplificateur et le miroir de sortie. La figure 1 montre un exemple de filtre auto-adaptatif dans un laser linéaire à milieu amplificateur Nd:YVO 4. Les ondes stationnaires inscrivent un hologramme par réflexion dans le cristal. Par diffraction, cet hologramme agit comme un miroir qui renvoie une partie de la lumière vers le milieu amplificateur. Le cristal photoréfractif et le miroir de sortie du laser jouent donc bien le rôle d un Fabry-Perot. miroir de fond de cavité Nd:YVO 4 cristal photoréfractif coupleur de sortie Fabry Perot auto-adaptatif Fig. 1 Exemple de cavité laser à amplificateur Nd:YVO 4 avec un filtre auto-adaptatif. L efficacité de ce filtrage provient d une des caractéristiques des cristaux photoréfractifs : ils sont dits non centro-symétriques. Ainsi, leur orientation peut être choisie de sorte que, si un seul mode oscille, l onde réfléchie par l hologramme inscrit par ce mode interfère toujours constructivement avec celle réfléchie par le miroir de sortie. La présence de l hologramme réduit donc les pertes pour ce mode : ce filtre est bien auto-adapté aumode actif et ce mode est stabilisé audétriment des autres. Si le cristal avait été mis dans la mauvaise position, c est-à-dire tourné de 180, les pertes auraient été augmentées et le comportement monomode ne serait pas stable. À l allumage du laser aucun hologramme n est inscrit et plusieurs modes oscillent. Ces modes commencent à inscrire un hologramme qui, en retour, les modifie : il y a ainsi une adaptation mutuelle entre cet hologramme et les modes qui oscillent. On peut montrer [5] que, pour un système correctement conçu, le résultat de cette adaptation mutuelle est de forcer la source laser à émettre sur un seul mode longitudinal. Le temps d adaptation du système est de l ordre de la constante de temps photoréfractive, typiquement de quelques

Cavité laser auto-organisable 9 millisecondes à quelques secondes. Ce fonctionnement monomode est ensuite maintenu même pour des cavités non stabilisées : le filtre s adapte en permanence au mode qui oscille. Il est ainsi possible de construire des sources monomode sans asservissement. 3 Démonstrations Le fonctionnement d un filtre de Fabry-Perot auto-adaptatif a été démontré dans des lasers aussi différents que des lasers à colorant fonctionnant en continu [6], un laser saphir dopé au Titane fonctionnant en régime impulsionnel [7], plusieurs lasers Nd:YVO 4 [7,8] et des diodes laser en régime continu [9,10]. Nous illustrons ci-dessous le fonctionnement de ce type de filtres dans deux lasers différents, un laser Nd:YVO 4 et une diode laser montée dans cavité externe. 3.1 Exemple dans un laser Nd:YVO 4 Un exemple typique de cavité employant un filtre auto-adaptatif est montré surla figure 1 [7,8]. L amplificateur est un cristal de YVO 4 dopé à1%ennéodyme. Il est traité anti-reflet sur ses deux faces à la longueur d onde d émission de 1,06 µm. Il est pompé optiquement à 808 nm au travers du miroir de fond de cavité qui est traité anti-reflet à 808 nm et àréflexion maximale à la longueur d onde d émission de 1,06 µm. Il est positionné à moins de 1 mm du miroir, c est-à-dire le plus près possible compte tenu de l encombrement. L autre miroir, le miroir de couplage possède un coefficient de transmission de 10% et un rayon de courbure de 10 cm. La longueur totale de la cavité est d environ 6 cm. Le cristal photoréfractif est un échantillon de BaTiO 3, dopé au rhodium pour le rendre sensible àla longueur d onde de 1,06 µm. Ce cristal, d épaisseur 3 mm, nous a été fourni par D. Rytz de la société FEEà Idar-Oberstein en Allemagne. En fait, les dimensions exactes de la cavité sont sans grande importance. Nous avons construit plusieurs cavités à amplificateur Nd:YVO 4. Quelle que soit la longueur de la cavité et quel que soit l emplacement du cristal photoréfractif nous avons toujours obtenu un fonctionnement correct du filtre. Sans cristal photoréfractif nous observons toujours un comportement multimode. Avec un cristal photoréfractif nous obtenons systématiquement un comportement monomode au bout d un temps d adaptation variable, dépendant de la structure modale à l allumage du laser et de la puissance émise. Lorsque le laser émet une puissance de l ordre de 25 mw, ce temps est de l ordre de quelques secondes et au plus d une minute. Le filtre de Fabry-Perot photoréfractif ne nécessite absolument aucun réglage. Le cristal photoréfractif doit juste être sur le trajet du faisceau, son orientation àplusde10 près n a aucune importance. Une fois l état monomode atteint, celui-ci est maintenu tant que le laser est allumé et ceci même, si pour une raison ou une autre, la longueur de la cavité change. La fréquence dérive mais l hologramme s adapte en permanence à cette dérive. À l extinction du laser l hologramme disparaît, typiquement en quelques dizaines de secondes. Un nouvel hologramme s inscrira lors du prochain allumage. Expérimentalement, avec la puissance maximale du faisceau de pompage, nous avons pompé ce laser jusqu à 5 fois au-dessus de son seuil sans observer de modification du fonctionnement du filtre auto-adaptatif. Nous pensons être encore très en dessous des limites puisque des simulations numériques [8] de ce laser montrent qu un pompage 30 fois au-dessus du seuil doit être possible.

10 N. Dubreuil, A. Godard, S. Maerten, V. Reboud, G. Pauliat, G. Roosen 3.2 Exemple avec une diode laser à 810 nm Le montage expérimental est décrit sur la figure 2 [9]. La puce semi-conductrice est une diode laser SDL (modèle SDL 5411) limitée par diffraction. Sa puissance maximale, avant d être traitée anti-reflet, est de 100 mw. Avant d être insérée dans la cavité, une de ses faces est traitée anti-reflet. Le faisceau issu de la diode est rendu parallèle par une lentille asphérique. La cavité de longueur 10 mm est close par un miroir plan de réflectivité 57%. Le cristal photoréfractif de BaTiO 3 est dopé au Cobalt pour optimiser sa sensibilité à 810 nm. Son épaisseur est de 2 mm. Il est positionné à 4 mm de la lentille. Ce cristal provient également de la société F.E.E. Après traitement anti-reflet, et avant son insertion dans la cavité, le courant de seuil de la diode est de 18 ma. Il tombe à11madansla cavité sans cristal photoréfractif et remonte à 12 ma après insertion du cristal. face haute réflexion diode face antireflet BaTiO3:Co miroir 57% Fig. 2 Diode laser à cavité étendue comportant un filtre de Fabry-Perot auto-adaptatif. Sans cristal photoréfractif, il existe quelques zones de couples de courant d injection et de température pour lesquels la cavité oscille sur un seul mode longitudinal; pour les autres points de fonctionnement elle est multimode. Lorsque l on insère le cristal photoréfractif dans la cavité età l allumage du laser, la diode oscille également parfois de façon monomode, parfois multimode. Néanmoins, après un temps maximum de quelques dizaines de secondes, l adaptation mutuelle de l hologramme à la structure modale permet de toujours atteindre un fonctionnement monomode et ceci jusqu à des courants d injection égaux à trois fois le courant de seuil. Une évolution temporelle typique du spectre émis par la diode est montrée sur la figure 3. Les acquisitions ont été faites pour un courant égal à 1,5 fois le courant de seuil. Le spectre est acquis par un interféromètre de Fabry-Perot à balayage dont l intervalle spectral libre vaut 1,5 GHz. Un spectre est acquis toutes les 5 s. Au temps t = 0, on ouvre un obturateur situé dans la cavité. Le spectre initial, fortement multimode est donc acquis alors que l hologramme photoréfractif n a pas eu le temps de s inscrire. On observe ensuite une modification du spectre qui se réduit àunseulmodeauboutde40s.après un saut de mode final, on arrive àunétat final stable monomode qui le reste pendant plusieurs dizaines de minutes. D autres points de fonctionnement de la diode produisent d autres cinétiquesmaisl état final est toujours un état monomode. Sur une durée d une minute, la longueur de cohérence de cette diode est de plus d un mètre ce qui est suffisant pour de nombreuses applications en interférométrie. Nous pensons que le passage de la cavité actuelle, qui est ouverte et constituée de nombreuses montures, à une cavité monolithique permettra d augmenter significativement cette longueur de cohérence.

Cavité laser auto-organisable 11 Temps (s) 40 Intensité (u.a.) 1 0 0 0 1,5 3 ν (GHz) ISL 20 Fig. 3 Exemple d évolution du spectre émis par la cavité externe depuis un état fortement multimode (à t =0s) jusqu à l état final monomode. ISL représente l intervalle spectral libre de l interféromètre d analyse. 4 Conclusion Nous avons illustré le fonctionnement des cavités laser auto-organisables sur deux exemples. Avec des géométries légèrement différentes, nous pouvons induire d autres comportements, comme des glissements de fréquence ou des oscillations périodiques entre modes [8,10]. Ces filtres sont également efficaces dans des oscillateurs paramétriques optiques ainsi que démontré récemment [11]. Nous nous attachons à comprendre l évolution temporelle jusqu à l état stationnaire qui est maintenant relativement bien compris [8]. Une autre voie de recherche que nous commençons à explorer est l auto-organisation des modes spatiaux. Références [1] S. Camacho-Lopez, M.J. Damzen, Self-starting Nd:YAG holographic laser oscillator withathermalgrating, Opt. Lett., 24, 753 755 (1999). [2] P. Sillard, A. Brignon, J.P. Huignard, Loop resonators with self-pumped phaseconjugate mirrors in solid-state saturable absorber, J. Opt. Soc. Am., B14, 2049 2058 (1997). [3] M. Horowitz, R. Daisy, B. Fisher, Filtering behaviour of a self-induced three-mirror formed by intracavity wave mixing in a saturable absorber, Opt. Lett., 21, 299 301 (1996). [4] G. Pauliat, G. Roosen, L optique non linéaire et ses matériaux, ch. 11 L effet Photoréfractif, pp. 235 332 (J. M. Jonathan et R. Lévy, eds., EDP Sciences, Les Ulis,

12 N. Dubreuil, A. Godard, S. Maerten, V. Reboud, G. Pauliat, G. Roosen 2001). [5] L. Meilhac, N. Dubreuil, G. Pauliat, G. Roosen, Modeling of laser mode self-adapted filtering by photorefractive Fabry Perot interferometers, Opt. Mat., 18, 37 40 (2001). [6] W. B. Whitten, J. M. Ramsey, Mode selection in a continuous-wave dye laser with an intracavity photorefractive element, Opt. Lett., 12, 117 119 (1987). [7] N. Huot, J.M. Jonathan, G. Pauliat, P. Georges, A. Brun, G. Roosen, Laser mode manipulation by intracavity dynamic holography: Application to mode selection, Appl. Phys. B., 69, 155 157 (1999). [8] L. Meilhac, Cavités laser auto-organisables : réduction du nombre de modes longitudinaux par un filtre photoréfractif dynamique, thèse de l Université de Paris XI (octobre 2001). [9] S. Maerten, N. Dubreuil, G. Pauliat, J-M. Jonathan, G. Roosen, D. Rytz, Trends in Optics and Photonics Series, Volume 62, OSA, Compte rendu de la conférence Photorefractive Effects, Materials and Devices, 47 (2001). [10] A. Godard, G. Pauliat, G. Roosen, Ph. Graindorge, Ph. Martin, Relaxation of the alignment tolerances of a 1.55 µm extended-cavity semiconductor laser by use of an intracavity photorefractive filter, Opt. Lett., 26, 1955 1957 (2001). [11] S. Victori, T. Lépine, P. Georges, A. Brun, Spectral narrowing of a pulsed optical parametric oscillator using an intracavity photorefractive crystal, Advanced Solid State Laser, Topical Meeting, Québec (Février 2002).