Les bruits d’intensité résonants au sein d’un laser bi-fréquence

Approche « buffer reservoir » par utilisation d’absorption par SHG dans les lasers bi-fréquences

Nous avons montré que l’insertion de TPA en faible efficacité permettait de supprimer les bruits d’intensité résonants au sein d’un laser bi-fréquence. Néanmoins, la réduction des fluctuations d’intensité en anti-phase n’est possible que si le mécanisme d’absorption non-linéaire agit sélectivement sur les états de polarisations propres du laser. Afin d’avoir à séparer spatialement les modes dans le « buffer reservoir », nous envisageons de remplacer le TPA par un mécanisme d’absorption par génération de seconde harmonique (SHGA). En effet, le SHGA est un processus d’absorption non-linéaire qui est dépendant de manière inhérente de la polarisation du faisceau incident. En outre, nous avons déjà démontré que ce processus de SHGA pouvait donner lieu à un mécanisme de « buffer reservoir ». Nous avons en effet validé la réduction de bruit à la fréquence des oscillations de relaxations d’un laser Nd:YAG mono-fréquence. De plus, nous rappelons que ce processus non-linéaire optique présente l’avantage de ne plus être contraint par le temps de recombinaison des porteurs, élément limitant la réponse du TPA et donc l’efficacité de réduction de bruit. Ce choix de mécanisme d’absorption semble donc tout à fait favorable à la simplification du laser bi-fréquence régulé en intensité.

Il existe différents possibilités pour produire du SHG que ce soit par accord de phase dans des cristaux massifs « bulk » (Type I ou II) ou à travers du quasi-accord de phase dans des cristaux polarisés périodiquement [107]. Dans notre cas, dans la continuité des travaux menés avec le laser Nd:YAG, nous choisissons de travailler dans un premier temps avec un cristal massif (« bulk »). Nous chercherons cependant à éviter de l’absorption produit par un mécanisme de SHG de type II. En effet, dans ce cas, le doublage de fréquence s’effectue par absorption de deux photons polarisés orthogonalement. Ainsi, la génération de photons doublés au sein du laser bi-fréquence s’effectue à partir de l’intensité des deux états propres de polarisation pour produire le SHG [154]. En conséquence, le « buffer reservoir » va être sensible à la somme des fluctuations d’intensité des deux modes laser. Or, nous avons montré dans le chapitre précédent que le « buffer reservoir » dans ce cas était inefficace sur le bruit d’anti-phase. De plus, le  doublage simultané de deux fréquences différentes s’avère difficile à réaliser au sein de la cavité laser en raison, notamment, de la tolérance en longueur d’onde de quelques GHz de la génération de seconde harmonique [155]. Par ailleurs, l’efficacité de SHG est plus sensible au phénomène de double réfraction (« walk-off ») dans des cristaux effectuant une conversion de type II [156–160]. Ceci a pour effet de limiter l’efficacité doublage de fréquence. Nous avons mis ce point en évidence dans l’Annexe B en comparant expérimentalement et théoriquement les efficacités de conversion à 1,55 µm d’un cristal de KTP (Type II) et de BBO (Type I).

Nous nous intéresserons donc à de l’absorption par SHG de type I qui correspond à l’absorption de deux photons de même polarisation. Ce type de SHG est en adéquation avec notre objectif d’appliquer des pertes sélectives sur chaque mode. Néanmoins, l’emploi de deux cristaux est nécessaire afin d’induire l’absorption non-linéaire sur chaque mode. De plus, nous noterons que la tolérance en longueur d’onde de l’accord de phase de chaque cristal limite les possibilités d’obtenir un battement accordable entre modes propres. Pour outrepasser ces contraintes, nous proposons d’étudier une configuration atypique du « buffer reservoir ». En effet, le SHG de type I nous permet de n’appliquer des pertes non-linéaires que sur un seul des deux modes propres. Nous avons représenté de façon schématique cette situation sur la Figure 75. Si les modes sont couplés dans le milieu actif, nous pouvons nous interroger sur la réponse de l’ensemble du système en bruit d’intensité. Dans l’hypothèse où les deux modes seraient stabilisés, la configuration de laser ne nécessiterait qu’un seul cristal non-linéaire et serait donc simplifiée. De plus, dans cet exemple, contrairement au mode x- dont la longueur d’onde est contrainte par l’obtention de l’accord de phase, la longueur d’onde du mode y- est libre et peut être accordée puisque ce mode ne subit pas l’absorption non-linéaire.  Dans la troisième partie, afin d’outrepasser les difficultés et limites rencontrées, nous changerons le cristal massif par un cristal de PPLN. Le doublage de fréquence s’effectuera par un quasi-accord de phase ce qui nous permettra de limiter les effets de double réfraction dans les cristaux non-linéaires. Nous vérifierons tout d’abord que l’emploi d’un cristal PPLN positionné dans la cavité est compatible avec l’approche « buffer reservoir ». En particulier, nous nous concentrerons sur l’efficacité du processus de SHG qui, en quasi accord de phase, dépend fortement de la longueur d’onde et de la température. Après avoir validé l’utilisation du PPLN, nous développerons le laser bi-fréquence. Les résultats expérimentaux seront confrontés aux spectres théoriques de bruit d’intensité issus du modèle. Nous proposerons enfin une vision simple pour expliquer le comportement dynamique extrêmement riche du laser bi-fréquence.