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A. Brignon
6. MELANGE D’ONDES DANS LE MILIEU LASER
Une autre solution très attractive consiste à utiliser le milieu laser lui-même comme miroir
non-linéaire. I1 est en effet possible d’inscrire dans un amplificateur laser des réseaux ou
des hologrammes dynamiques par saturation du gain. Cette technique proposée par R. L.
Abrams et R. C. Lind en 1978 (471 et démontrée expérimentalement par R. A. Fisher et
B. J. Feldman ainsi que A. Tomita en 1979 [48, 491 a fait l’objet récemment d’études
plus approfondies [50, 511. Cette technique présente en effet de nombreux avantages.
Le phénomène de saturation du gain laser est inhérent à tous les milieux lasers, par
conséquent tous les matériaux lasers solides (Nd:YAG, Nd:YV04, Ti:Saphir, ...) peuvent
être utilisés. Le milieu laser étant lui-même le milieu non-linéaire, la longueur d’onde
d’utilisation est automatiquement optimisée. Ce mécanisme ne possède aucun seuil en
intensité et son temps de réponse, extrêmement court, est celui de l’émission stimulée.
Enfin, comme toutes les ondes mises en jeu dans l’interaction non-linéaire sont amplifiées
par le gain laser, on peut s’attendre à de très grandes réflectivités du miroir à conjugaison
de phase ainsi formé.
Le principe de conjugaison de phase par mélange à quatre ondes dans un amplificateur
laser est présenté schématiquement sur la Figure 19. Ce milieu laser doit être préalablement placé en inversion de population par pompage optique au moyen, par exemple, de
lampes ou de diodes lasers de puissance. Au cours de cette interaction, deux faisceaux
pompes contra-propagatifs et un faisceau signal se propagent dans le milieu non-linéaire.
Ces trois faisceaux proviennent d’un même oscillateur laser et sont cohérents entre eux.
Leur longueur d’onde est ajustée pour être à la résonance de la transition laser de l’amplificateur. Cette condition est automatiquement vérifiée lorsque le matériau laser de l’amplificateur est le même que celui utilisé pour l’oscillateur. La distribution non-uniforme de
l’intensité lumineuse dans l’amplificateur, due aux interférences des trois ondes, inscrit un
hologramme de gain dans le volume du matériau. En effet, dans les zones intenses, l’inversion de population décroît alors qu’elle reste élevée dans les zones sombres. La diffraction
simultanée des faisceaux pompes sur cet hologramme de gain engendre une quatrième
onde, conjuguée en phase du signal. Outre le gain de l’amplificateur, l’efficacité de cette
interaction non-linéaire dépend aussi étroitement du taux de modulation de l’hologramme
’ inscrit. Ce dernier peut être optimisé en ajustant correctement la densité d’énergie des
ondes mises en jeu par rapport à la densité d’énergie de saturation (Us,, = 500 mJ/cm2
pour le Nd:YAG) du milieu laser utilisé.
6.1 Rappels sur les lasers
Pour décrire et modéliser les interactions de mélanges d’ondes dans le milieu laser, nous
considérons le modèle du laser à quatre niveaux de la figure 20. Ce modèle s’applique
aux lasers à néodyme fonctionnant vers 1,06 bm. Le pompage optique par lampes flash
ou diodes lasers, permet d’exciter des atomes du niveau O fondamental vers le niveau
3 de pompage. Les atomes se relaxent ensuite de manière non-radiative vers le niveau
haut de la transition laser (niveau 2). Le pompage permet de maintenir le niveau haut de
la transition plus peuplé que le niveau bas créant ainsi une inversion de population. En
traversant un tel milieu, une onde optique de fréquence v , d’amplitude initiale A(0) subit
une amplification laser de la forme :
où A ( z ) est l’amplitude de l’onde à la distance z dans le milieu. k = 27r/X = 27rn/Xo
A. Brignon
6. MELANGE D’ONDES DANS LE MILIEU LASER
Une autre solution très attractive consiste à utiliser le milieu laser lui-même comme miroir
non-linéaire. I1 est en effet possible d’inscrire dans un amplificateur laser des réseaux ou
des hologrammes dynamiques par saturation du gain. Cette technique proposée par R. L.
Abrams et R. C. Lind en 1978 (471 et démontrée expérimentalement par R. A. Fisher et
B. J. Feldman ainsi que A. Tomita en 1979 [48, 491 a fait l’objet récemment d’études
plus approfondies [50, 511. Cette technique présente en effet de nombreux avantages.
Le phénomène de saturation du gain laser est inhérent à tous les milieux lasers, par
conséquent tous les matériaux lasers solides (Nd:YAG, Nd:YV04, Ti:Saphir, ...) peuvent
être utilisés. Le milieu laser étant lui-même le milieu non-linéaire, la longueur d’onde
d’utilisation est automatiquement optimisée. Ce mécanisme ne possède aucun seuil en
intensité et son temps de réponse, extrêmement court, est celui de l’émission stimulée.
Enfin, comme toutes les ondes mises en jeu dans l’interaction non-linéaire sont amplifiées
par le gain laser, on peut s’attendre à de très grandes réflectivités du miroir à conjugaison
de phase ainsi formé.
Le principe de conjugaison de phase par mélange à quatre ondes dans un amplificateur
laser est présenté schématiquement sur la Figure 19. Ce milieu laser doit être préalablement placé en inversion de population par pompage optique au moyen, par exemple, de
lampes ou de diodes lasers de puissance. Au cours de cette interaction, deux faisceaux
pompes contra-propagatifs et un faisceau signal se propagent dans le milieu non-linéaire.
Ces trois faisceaux proviennent d’un même oscillateur laser et sont cohérents entre eux.
Leur longueur d’onde est ajustée pour être à la résonance de la transition laser de l’amplificateur. Cette condition est automatiquement vérifiée lorsque le matériau laser de l’amplificateur est le même que celui utilisé pour l’oscillateur. La distribution non-uniforme de
l’intensité lumineuse dans l’amplificateur, due aux interférences des trois ondes, inscrit un
hologramme de gain dans le volume du matériau. En effet, dans les zones intenses, l’inversion de population décroît alors qu’elle reste élevée dans les zones sombres. La diffraction
simultanée des faisceaux pompes sur cet hologramme de gain engendre une quatrième
onde, conjuguée en phase du signal. Outre le gain de l’amplificateur, l’efficacité de cette
interaction non-linéaire dépend aussi étroitement du taux de modulation de l’hologramme
’ inscrit. Ce dernier peut être optimisé en ajustant correctement la densité d’énergie des
ondes mises en jeu par rapport à la densité d’énergie de saturation (Us,, = 500 mJ/cm2
pour le Nd:YAG) du milieu laser utilisé.
6.1 Rappels sur les lasers
Pour décrire et modéliser les interactions de mélanges d’ondes dans le milieu laser, nous
considérons le modèle du laser à quatre niveaux de la figure 20. Ce modèle s’applique
aux lasers à néodyme fonctionnant vers 1,06 bm. Le pompage optique par lampes flash
ou diodes lasers, permet d’exciter des atomes du niveau O fondamental vers le niveau
3 de pompage. Les atomes se relaxent ensuite de manière non-radiative vers le niveau
haut de la transition laser (niveau 2). Le pompage permet de maintenir le niveau haut de
la transition plus peuplé que le niveau bas créant ainsi une inversion de population. En
traversant un tel milieu, une onde optique de fréquence v , d’amplitude initiale A(0) subit
une amplification laser de la forme :
où A ( z ) est l’amplitude de l’onde à la distance z dans le milieu. k = 27r/X = 27rn/Xo