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A. Brignon
cadence et par diodes laser de puissance haute cadence 143, 441. Dans ce dernier cas, des
impulsions de 20 mJ à 200 Hz ont été obtenues (puissance moyenne 4 W). Dans les mêmes
conditions expérimentales, les performances de cette source en terme d’énergie extraite
et de qualité de faisceau sont tout à fait comparables à celles obtenues avec un miroir à
conjugaison de phase du type Brillouin. En revanche, pour atteindre des puissances plus
élevées (10-200 W), les miroirs Brillouin restent encore les mieux adaptés. Une optimisation des matériaux photoréfractifs (dopage, taille des cristaux, temps de réponse) pourra
certainement étendre leur domaine d’application. Le tableau 4 présente une comparaison
des miroirs Brillouin et photoréfractif.
5.4 Le “nettoyage de faisceau” par mélange à deux ondes
Dans certains régimes temporels, il peut être difficile de réaliser des amplificateurs lasers
possédant un gain suffisamment élevé pour être utilisable dans une architecture MOPA.
C’est notamment le cas en régime continu ou en régime de très haute cadence (> 10 kHz).
La montée en puissance se fait alors dans l’oscillateur lui-même. La qualité spatiale du
faisceau émis par de telles sources peut se trouver extrêmement dégradée par les distorsions
thermiques qui interviennent dans le milieu actif intra-cavité. Une solution peut consister
A remplacer un des miroirs de la cavité laser par un miroir à conjugaison de phase. En
revanche, la réflectivité du miroir non-linéaire doit être proche de 100 % pour diminuer
les pertes de la cavité, ce qui constitue une limitation à l’emploi de cette technique. Une
solution alternative consiste à iitiliser le “nettoyage de faisceau” par mélange à deux ondes
dsiis un cristal photoréfractif. Le principe du nettoyage de faisceau est représenté sur la
figure 17. Comme on l’a déjà souligné au paragraphe 5.1, le mélange à deux ondes dans
un cristal photoréfractif entre un faisceau intense, ou faisceau pompe, et un faisceau de
faible intensité, ou faisceau signal, donne lieu à un transfert de l’énergie de la pompe sur
le signal sans transfert de phase lorsque le décalage entre les réseaux d’interférence et
d’indice vaut 4 = 7r/2. En d’autres termes, si le signal est un faisceau d’excellente qualité
spatiale mais peu intense et que le faisceau pompe intense est fortement distordu, cette
interaction non-linéaire va permettre de transférer toute l’énergie du faisceau pompe sur
le signal, ce dernier conservant toutes ses qualités spatiales [45].
L’architecture complète du laser incluant le module de nettoyage du faisceau est présentée sur la figure 18. L’oscillateur laser est sc:liématisé par un milieu actif dans une cavité
plaii-convexe formée de deux miroirs. Le faisceau distordu, d’intensité Io, issu du laser est
Faisceau
distordu
Faisceau
“propre”
Cristal
photoréfractif
.,
I - . .
Faisceau
signal
amplifié
Faisceau
pompe
atténué
Figure 17: Principe du “nettoyage” de faisceau par mélange à deux ondes dans un
cristal photoréfractif.
A. Brignon
cadence et par diodes laser de puissance haute cadence 143, 441. Dans ce dernier cas, des
impulsions de 20 mJ à 200 Hz ont été obtenues (puissance moyenne 4 W). Dans les mêmes
conditions expérimentales, les performances de cette source en terme d’énergie extraite
et de qualité de faisceau sont tout à fait comparables à celles obtenues avec un miroir à
conjugaison de phase du type Brillouin. En revanche, pour atteindre des puissances plus
élevées (10-200 W), les miroirs Brillouin restent encore les mieux adaptés. Une optimisation des matériaux photoréfractifs (dopage, taille des cristaux, temps de réponse) pourra
certainement étendre leur domaine d’application. Le tableau 4 présente une comparaison
des miroirs Brillouin et photoréfractif.
5.4 Le “nettoyage de faisceau” par mélange à deux ondes
Dans certains régimes temporels, il peut être difficile de réaliser des amplificateurs lasers
possédant un gain suffisamment élevé pour être utilisable dans une architecture MOPA.
C’est notamment le cas en régime continu ou en régime de très haute cadence (> 10 kHz).
La montée en puissance se fait alors dans l’oscillateur lui-même. La qualité spatiale du
faisceau émis par de telles sources peut se trouver extrêmement dégradée par les distorsions
thermiques qui interviennent dans le milieu actif intra-cavité. Une solution peut consister
A remplacer un des miroirs de la cavité laser par un miroir à conjugaison de phase. En
revanche, la réflectivité du miroir non-linéaire doit être proche de 100 % pour diminuer
les pertes de la cavité, ce qui constitue une limitation à l’emploi de cette technique. Une
solution alternative consiste à iitiliser le “nettoyage de faisceau” par mélange à deux ondes
dsiis un cristal photoréfractif. Le principe du nettoyage de faisceau est représenté sur la
figure 17. Comme on l’a déjà souligné au paragraphe 5.1, le mélange à deux ondes dans
un cristal photoréfractif entre un faisceau intense, ou faisceau pompe, et un faisceau de
faible intensité, ou faisceau signal, donne lieu à un transfert de l’énergie de la pompe sur
le signal sans transfert de phase lorsque le décalage entre les réseaux d’interférence et
d’indice vaut 4 = 7r/2. En d’autres termes, si le signal est un faisceau d’excellente qualité
spatiale mais peu intense et que le faisceau pompe intense est fortement distordu, cette
interaction non-linéaire va permettre de transférer toute l’énergie du faisceau pompe sur
le signal, ce dernier conservant toutes ses qualités spatiales [45].
L’architecture complète du laser incluant le module de nettoyage du faisceau est présentée sur la figure 18. L’oscillateur laser est sc:liématisé par un milieu actif dans une cavité
plaii-convexe formée de deux miroirs. Le faisceau distordu, d’intensité Io, issu du laser est
Faisceau
distordu
Faisceau
“propre”
Cristal
photoréfractif
.,
I - . .
Faisceau
signal
amplifié
Faisceau
pompe
atténué
Figure 17: Principe du “nettoyage” de faisceau par mélange à deux ondes dans un
cristal photoréfractif.