WO2003038514A2 - Oscillateur parametrique optique a grande qualite de faisceau - Google Patents

Oscillateur parametrique optique a grande qualite de faisceau Download PDF

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WO2003038514A2
WO2003038514A2 PCT/FR2002/003717 FR0203717W WO03038514A2 WO 2003038514 A2 WO2003038514 A2 WO 2003038514A2 FR 0203717 W FR0203717 W FR 0203717W WO 03038514 A2 WO03038514 A2 WO 03038514A2
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parametric oscillator
idler
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Inventor
Thierry Debuisschert
Jean-Paul Pocholle
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Thales
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Classifications

    • G—PHYSICS
    • G02—OPTICS
    • G02F—OPTICAL DEVICES OR ARRANGEMENTS FOR THE CONTROL OF LIGHT BY MODIFICATION OF THE OPTICAL PROPERTIES OF THE MEDIA OF THE ELEMENTS INVOLVED THEREIN; NON-LINEAR OPTICS; FREQUENCY-CHANGING OF LIGHT; OPTICAL LOGIC ELEMENTS; OPTICAL ANALOGUE/DIGITAL CONVERTERS
    • G02F1/00—Devices or arrangements for the control of the intensity, colour, phase, polarisation or direction of light arriving from an independent light source, e.g. switching, gating or modulating; Non-linear optics
    • G02F1/35—Non-linear optics
    • G02F1/39—Non-linear optics for parametric generation or amplification of light, infrared or ultraviolet waves

Definitions

  • the field of the invention is that of optical parametric oscillators and in particular optical pulse power parametric oscillators, capable of generating two optical waves of wavelengths ⁇ s and ⁇ j from an optical wave of wavelength ⁇ p, and this, by exploiting the non-linearity of order 2 of certain optically non-linear materials.
  • the longest wavelength is traditionally called the idler wavelength and the shortest signal wavelength.
  • Figure 1 illustrates the general diagram of this type of oscillator. It includes a non-linear CNL crystal, a cavity C formed by two mirrors
  • a possible solution consists, in an optical parametric oscillator, in favoring the generation of the idler wave which alone makes it possible to reach the long wavelengths.
  • an optimized optical cavity is produced at the desired wavelength.
  • optical cavities operating in their fundamental mode are used.
  • the invention proposes a configuration of an optical parametric oscillator where the quality of the idler beam is obtained by optimizing the pump and signal beams. It is known that the energetic and geometric properties of the idler beam are directly derived from those of these beams. Consequently, a particular arrangement of the pump and signal beams makes it possible to obtain the desired quality of the idler beam, without having the preceding drawback.
  • the subject of the invention is an optical parametric oscillator emitting an idler optical beam at an idler wavelength comprising an optical cavity defined by at least two mirrors, a nonlinear medium transparent to the idler wavelength, a pump beam at a pump wavelength and a signal beam at a signal wavelength from the pump beam, said optical beam idler having an optical quality close to the limits imposed by diffraction, characterized in that:
  • the pump beam is of optical quality close to the limits imposed by diffraction;
  • the optical and geometric characteristics of the mirrors are defined so as to obtain a signal optical beam having an optical quality close to the limits imposed by diffraction;
  • the reflection coefficient of mirrors at signal wavelength is much higher than the reflection coefficient of mirrors at idler wavelength.
  • the optical parametric oscillator comprises an unstable type cavity operating in its fundamental mode without focal point of the beams inside the cavity.
  • the optical parametric oscillator comprises an unstable cavity of the magnification telescope type M g formed by a concave mirror and a convex mirror whose focal points are combined.
  • the diameter of the concave mirror is at least M g times larger than that of the convex mirror.
  • the oscillator operates in impulse mode and the length of the cavity is small compared to the spatial length of the pulses.
  • Figure 1 illustrates the general diagram of an optical parametric oscillator.
  • Figure 2 illustrates an example of an optical parametric oscillator according to the invention.
  • Figure 3 illustrates the general diagram of a stable cavity.
  • Figure 4 illustrates the general diagram of a cavity with unstable confocal geometry.
  • the general principle of the optical parametric oscillator according to the invention is described in FIG. 2. It includes:
  • a pump beam emitting a beam of high optical quality with an emission wavelength ⁇ p This beam must be a plane wave with Gaussian distribution, which does not pose any particular technical problem of obtaining:
  • a nonlinear medium CNL capable of re-emitting on two wavelengths ⁇ s and ⁇ j, ⁇ being by convention the longest re-emitted wavelength. This medium is transparent for this wavelength ⁇ j.
  • a cavity C can include two mirrors. The amplifying medium is placed inside the cavity. The reflection coefficient of the mirrors at the signal wavelength ⁇ s is much higher than the reflection coefficient of the mirrors at the wavelength idler ⁇ j.
  • An optical splitter S which allows the idler beam to be isolated from the pump and signal beams.
  • the pump beam generates in the cavity a signal beam which oscillates in the cavity.
  • the geometric shape of the signal beam is entirely determined by the geometry of the cavity. This is chosen so that only the fundamental mode oscillates.
  • the energy distribution inside the cavity is then a centered Gaussian.
  • the geometric characteristics of this beam are imposed by the pump beam and the signal beam.
  • the idler beam is obtained by non-linear coupling between these two beams. It is proportional to the product of these two fields.
  • the product of a pump field by the signal wave gives this same field multiplied by a phase factor.
  • the pump and signal modes are of good spatial quality, the idler mode will also have good spatial quality.
  • the Gaussian distribution of energy is preserved. It then suffices to separate the idler beam from the pump and source beams with a conventional optical separator.
  • Particular configurations of the resonant cavity described below have significant advantages compared to the general configuration of the device of the invention.
  • a cavity is generally made up of two spherical mirrors of radii Ri and R 2 separated by a distance L. Cavities are conventionally separated into two categories:
  • the stable cavities check: 0 ⁇ g ⁇ .g 2 ⁇ 1
  • Figure 3 illustrates the typical diagram of a stable cavity with two concave mirrors.
  • a first variant of the invention therefore consists, when it is desired to work with high light energies, to produce an unstable cavity of magnification M g large so as to obtain a good quality wave without focusing point.
  • Figure 4 gives the general diagram of this type of cavity. The beams emitted are then collimated. Unstable cavities with confocal geometry therefore constitute a particularly interesting case of the general case.
  • M g is then linked to Ri, R 2 by the relation:
  • the idler mode will also be a good quality plane wave.
  • the collimated beam is emitted on the side of the small mirror.
  • the transmitted signal beam has central vignetting due to the presence of the mirror in the path of the beam.
  • the distribution of energy in the far field has secondary lobes which interfere with the good propagation of the beam (T. Debuisschert, D. Mathieu, J. Raffy, L. Becouan, E. Lallier and JP Pocholle entitled: High beam quality unstable cavity infrared optical parametric oscillator published in SPIE Vol. 3267).
  • this defect can be mitigated by using an output mirror whose reflection coefficient for the signal wavelength is of Gaussian profile.
  • These mirrors are complex to produce. It should be noted that it is not necessary to use a mirror of this type to obtain an idler beam with Gaussian energy distribution, the mirrors of the cavity being transparent to the idler beam, the latter does not have this disadvantage.
  • the parametric oscillator works in pulsed mode.
  • the pulse must have a spatial length at least equal to twice the length of the cavity. At each pass, part of the energy of the pump beam is converted into energy of the signal beam. This gives an intense signal and therefore an intense idler beam.
  • the optical length of the cavity is changed.
  • the geometrical parameters of the cavity, in particular the magnification must then be calculated by taking account of the optical characteristics of this element, in particular if one wishes to obtain a confocal cavity.
  • optical parametric oscillators emitting at 3.4 ⁇ m.
  • the non-linear crystal is a crystal bar of lithium niobate 50 mm long and with an optical index of 2.2.
  • the cavity is a confocal cavity of magnification M g equal to 1.66.
  • the concave mirror has a diameter of 25.4 mm and its radius of curvature is 250 mm, the convex mirror has a useful diameter of 2 mm and its radius of curvature is 150 mm.
  • the diameter of the concave mirror is clearly greater than the theoretical diameter necessary so as to avoid any parasitic vignetting.
  • the mirrors are treated so that the reflection coefficient is maximum at 1.55 ⁇ m.
  • the pump beam is an Nd - YAG laser emitting at 1.064 ⁇ m.
  • the signal beam is emitted at 1.55 ⁇ m.
  • the idler beam is emitted at 3.4 ⁇ m.
  • M 2 or moment of order 2 of the light intensity profile which makes it possible to measure the quality of the beam is determined by following the evolution of the size of the beam in the vicinity of the minimum.
  • a beam limited by diffraction has an M 2 equal to 1.
  • the non-linear crystal is a KTA titanium potassium arsenide crystal of formula KTiOAs0 4 .
  • the cavity is a confocal cavity of magnification M g equal to 1.16.
  • the concave mirror has a diameter of 25.4 mm, the convex mirror has a useful diameter of 2 mm. The diameter of the concave mirror is clearly greater than the theoretical diameter necessary so as to avoid any parasitic vignetting.
  • the mirrors are treated so that the reflection coefficient is maximum at 1.55 ⁇ m.
  • the pump beam is an Nd - YAG laser emitting at 1.064 ⁇ m.
  • the signal beam is emitted at 1.55 ⁇ m.
  • the idler beam is emitted at 3.4 ⁇ m.

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Abstract

L'invention concerne un oscillateur paramétrique optique comportant une cavité optique, un milieu non linéaire, un faisceau de pompe de qualité spatiale proche des limites de la diffraction et un faisceau signal oscillant sur son mode fondamental et permettant de générer un faisceau optique idler à grande longueur d'onde de qualité spatiale également proche des limites de la diffraction. Le faisceau signal est généré par le faisceau de pompe dans le matériau non linéaire placé dans la cavité. La géométrie des miroirs de ladite cavité et leur coefficient de réflexion à la longueur d'onde signal permettent de faire osciller le faisceau signal sur son mode fondamental. L'application est la réalisation d'oscillateur paramétrique optique permettant la génération de faisceaux idler de grande qualité optique à longueur d'onde élevée par rapport à la longueur d'onde du faisceau de pompe.

Description

OSCILLATEUR PARAMETRIQUE OPTIQUE A GRANDE QUALITE DE
FAISCEAU
Le domaine de l'invention est celui des oscillateurs paramétriques optiques et notamment des oscillateurs paramétriques optiques impulsionnels de puissance, capables de générer deux ondes optiques de longueurs d'onde λs et λj à partir d'une onde optique de longueur d'onde λp, et ce, en exploitant la non linéarité d'ordre 2 de certains matériaux optiquement non linéaires.
Classiquement, à partir d'un faisceau pompe à la longueur d'onde λPι il est possible d'engendrer dans une cavité optique contenant un cristal non linéaire deux faisceaux appelés signal et idler de longueur d'onde λs et λj par fluorescence paramétrique. La conservation de l'énergie impose la relation suivante entre les 3 longueurs d'onde :
1/ λp = 1/ λs + 1/ λ|
La longueur d'onde la plus élevée est traditionnellement appelée longueur d'onde idler et la plus courte longueur d'onde signal.
La figure 1 illustre le schéma général de ce type d'oscillateur. Il comprend un cristal non linéaire CNL, une cavité C formée de deux miroirs
M-i et M2 et un faisceau de pompe à la longueur d'onde λp qui génère par effet non linéaire deux faisceaux, le premier signal à la longueur d'onde λs et le second idler à la longueur d'onde λj.
Les opérations de conversion de fréquence permises par l'optique non linéaire élargissent de manière très significative l'éventail des gammes spectrales accessibles aux sources laser. Ainsi, à partir de sources laser parfaitement maîtrisées mais dont la gamme spectrale d'émission reste réduite, il est possible par effet non linéaire de convertir le rayonnement vers des bandes spectrales de longueur d'onde inaccessibles par des moyens conventionnels. Pour certaines utilisations, notamment pour des applications d'analyse spectrale de la composition de l'atmosphère nécessitant d'avoir de la portée dans certaines bandes spectrales spécifiques, par exemple dans la bande spectrale de 3 μm à 5 μm, les faisceaux optiques convertis doivent à la fois présenter une longueur d'onde élevée et une grande qualité optique spatiale, proche de la limite théorique de la diffraction.
Pour obtenir ce résultat, une solution possible consiste, dans un oscillateur paramétrique optique, à favoriser la génération de l'onde idler qui seule permet d'atteindre les longueurs d'onde élevées. Pour cela, on réalise une cavité optique optimisée à la longueur d'onde voulue.
Pour obtenir une bonne qualité optique des faisceaux, on utilise des cavités optiques fonctionnant dans leur mode fondamental.
Cependant, cette configuration présente un inconvénient important. Le rendement de l'oscillateur et la possibilité de générer le mode fondamental sont directement liés au pouvoir de réflexion des miroirs de la cavité. Or, aux longueurs d'onde élevées supérieures à 3 μm, il est techniquement très difficile d'obtenir des coefficients de réflexion élevés, ce qui limite considérablement la réalisation de telles cavités.
Pour pallier cet inconvénient, l'invention propose une configuration d'oscillateur paramétrique optique où la qualité du faisceau idler est obtenue en optimisant les faisceaux pompe et signal. Il est connu que les propriétés énergétiques et géométriques du faisceau idler sont directement issues de celles de ces faisceaux. Par conséquent, un arrangement particulier des faisceaux pompe et signal permet d'obtenir la qualité souhaitée du faisceau idler, sans présenter l'inconvénient précédent. Plus précisément, l'invention a pour objet un oscillateur paramétrique optique émettant un faisceau optique idler à une longueur d'onde idler comportant une cavité optique définie par au moins deux miroirs, un milieu non linéaire transparent à la longueur d'onde idler, un faisceau de pompe à une longueur d'onde de pompe et un faisceau signal à une longueur d'onde signal issu du faisceau de pompe, ledit faisceau optique idler ayant une qualité optique proche des limites imposées par la diffraction caractérisée en ce que :
Le faisceau de pompe est de qualité optique proche des limites imposées par la diffraction ; Les caractéristiques optiques et géométriques des miroirs sont définies de manière à obtenir un faisceau optique signal ayant une qualité optique proche des limites imposées par la diffraction ;
Le coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde signal est très supérieur au coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde idler.
Avantageusement, l'oscillateur paramétrique optique comporte une cavité de type instable fonctionnant sur son mode fondamental sans point de focalisation des faisceaux à l'intérieur de la cavité.
Avantageusement, l'oscillateur paramétrique optique comporte une cavité instable de type télescope de grandissement Mg formée d'un miroir concave et d'un miroir convexe dont les foyers sont confondus. Le diamètre du miroir concave est au moins Mg fois plus grand que celui du miroir convexe.
Avantageusement, l'oscillateur fonctionne en mode impuisionnel et la longueur de la cavité est petite devant la longueur spatiale des impulsions.
L'invention sera mieux comprise et d'autres avantages apparaîtront à la lecture de la description qui va suivre donnée à titre non limitatif et grâce aux figures annexées parmi lesquelles :
• La figure 1 illustre le schéma général d'un oscillateur paramétrique optique.
• La figure 2 illustre un exemple d'un oscillateur paramétrique optique selon l'invention.
• La figure 3 illustre le schéma général d'une cavité stable.
• La figure 4 illustre le schéma général d'une cavité à géométrie instable confocale. Le principe général de l'oscillateur paramétrique optique selon l'invention est décrit en figure 2. Il comprend :
Un faisceau de pompe émettant un faisceau de grande qualité optique de longueur d'onde d'émission λp. Ce faisceau doit être une onde plane à répartition gaussienne, ce qui ne pose aucun problème technique particulier d'obtention :
Un milieu non linéaire CNL susceptible de réémettre sur deux longueurs d'onde λs et λj, λ étant par convention la plus grande longueur d'onde réémise. Ce milieu est transparent pour cette longueur d'onde λj. Une cavité C pouvant comporter deux miroirs. Le milieu amplificateur est placé à l'intérieur de la cavité. Le coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde signai λs est très supérieur au coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde idler λj.
Un séparateur optique S qui permet d'isoler le faisceau idler des faisceaux de pompe et signal.
Le fonctionnement est le suivant :
Le faisceau pompe génère dans la cavité un faisceau signal qui oscille dans la cavité. La forme géométrique du faisceau signal est entièrement déterminée par la géométrie de la cavité. Celle-ci est choisie de façon à ne laisser osciller que le mode fondamental. La répartition de l'énergie à l'intérieur de la cavité est alors une gaussienne centrée.
A partir du faisceau pompe et du faisceau signal émis, il y a nécessairement génération d'un faisceau idler pour respecter la conservation de l'énergie.
Les caractéristiques géométriques de ce faisceau sont imposées par le faisceau pompe et le faisceau signal. Le faisceau idler est obtenu par couplage non-linéaire entre ces deux faisceaux. Il est proportionnel au produit de ces deux champs. Le produit d'un champ pompe par l'onde signal donne ce même champ multiplié par un facteur de phase. Les modes pompe et signal étant de bonne qualité spatiale, le mode idler aura également une bonne qualité spatiale. La répartition gaussienne de l'énergie est conservée. Il suffit ensuite de séparer par un séparateur optique classique le faisceau idler des faisceaux pompe et source. Des configurations particulières de la cavité résonnante décrites ci-dessous présentent des avantages significatifs par rapport à la configuration générale du dispositif de l'invention.
Une cavité est constituée généralement de deux miroirs sphériques de rayons Ri et R2 séparés d'une distance L. Les cavités sont classiquement séparées en deux catégories :
Les cavités dites stables dans lesquelles le rayonnement se propage indéfiniment sans pertes autres que celles dues à la transmission des miroirs,
Les cavités dites instables dans lesquelles après un nombre fini d'aller-retours dans la cavité, le rayonnement finit par sortir.
On note g-i, g2 les paramètres définis de la façon suivante
g-i = 1- L / Rι et g2 = 1- L / R2
Les cavités stables vérifient : 0 < gι.g2 < 1
La figure 3 illustre le schéma typique d'une cavité stable à deux miroirs concaves. Lorsqu'un rayonnement oscille sur son mode fondamental dans une cavité stable, la répartition gaussienne de l'énergie présente une largeur minimale W à l'intérieur de la cavité dans laquelle se trouve le matériau non linéaire. L'énergie est alors concentrée dans un faible diamètre. Si l'on ne veut pas détériorer le matériau non linéaire, cette concentration de l'énergie limite les puissances disponibles.
Pour travailler avec des puissances émises importantes, il est préférable d'utiliser des cavités instables qui permettent pour certaines configurations d'éviter la focalisation des faisceaux intra-cavités.
Il existe deux types de cavités instables (Graded reflectivity mirror unstable laser resonators parue dans : Optical and Quantum Electronics 29 (1997)) : Les cavités dites à branche positive (g-ι.g2 > 1 ) Les cavités dites à branche négative (g-ι.g2 < 0)
Seules les cavités à branche positive avec gi > 0 et g2 > 0 sont susceptibles de fournir un rayonnement non focalisé.
Un rayon lumineux se propageant à l'intérieur d'une cavité instable subit à chaque aller-retour un grandissement Mg. On a la relation :
Mg = G + (G2 - 1 )0 5 avec G = 2 g1.g2 - 1
En dehors du mode fondamental d'ordre 0, des modes d'ordre élevé notés n sont susceptibles d'osciller dans la cavité. La quantité de lumière recyclée dans la cavité après un aller-retour est en première approximation proportionnelle à Mg "2(n+1). Les pertes géométriques sont par conséquent d'autant plus élevées que l'ordre du mode est élevé. Les modes d'ordre élevé sont alors peu susceptibles d'une amplification par la cavité si le facteur Mg est suffisamment grand. Il est ainsi possible d'obtenir une onde émise sur son mode fondamental donc de bonne qualité optique.
Pour favoriser l'élimination des modes d'ordre n, il est connu d'adapter la taille des miroirs au grandissement Mg. On a ainsi un miroir Mi de diamètre D-i et un miroir M2 de diamètre D2 avec : D2 ≥ Mg .D1
Une première variante de l'invention consiste donc, lorsque l'on souhaite travailler avec des énergies lumineuses élevées, à réaliser une cavité instable de grandissement Mg important de façon à obtenir une onde de bonne qualité sans point de focalisation.
Pour deux miroirs donnés, pour obtenir une onde de qualité optimale, il est intéressant d'avoir Mg le plus grand possible. Cela est obtenu pour la géométrie confocale. Elle comprend un miroir concave Mi et un nniroir convexe M2 . Dans ce cas, les foyers des miroirs sont confondus et on a la relation simple : Ri - R2 = 2 L Les deux rayons de courbure sont comptés positivement dans cette formule.
La figure 4 donne le schéma général de ce type de cavité. Les faisceaux émis sont alors collimatés. Les cavités instables à géométrie confocale constituent donc un cas particulièrement intéressant du cas général.
Mg est alors lié à R-i, R2 par la relation :
Mg = R! / R2
Dans ce cas particulier d'une cavité confocale, les modes signal et pompe étant des ondes planes, le mode idler sera également une onde plane de bonne qualité.
Dans cette configuration, le faisceau collimaté est émis du coté du petit miroir.
Le faisceau signal émis présente un vignettage central dû à la présence du miroir sur le trajet du faisceau. La distribution de l'énergie en champ lointain présente des lobes secondaires qui nuisent à la bonne propagation du faisceau (T.Debuisschert, D.Mathieu, J.Raffy, L.Becouan, E.Lallier et J.P.Pocholle intitulé : High beam quality unstable cavity infrared optical parametric oscillator publié dans SPIE Vol. 3267). Lorsque l'on souhaite utiliser le faisceau signal, on peut atténuer ce défaut en utilisant un miroir de sortie dont le coefficient de réflexion pour la longueur d'onde signal est à profil gaussien. Ces miroirs sont complexes à réaliser. Il est à noter qu'il n'est pas nécessaire d'utiliser un miroir de ce type pour obtenir un faisceau idler à répartition d'énergie gaussienne, les miroirs de la cavité étant transparents pour le faisceau idler, celui-ci ne présente pas cet inconvénient.
Dans de nombreuses applications, l'oscillateur paramétrique travaille en mode puisé. Dans ce cas, il est judicieux de choisir une longueur de cavité petite devant la longueur spatiale de l'impulsion. Ainsi, les dimensions de la cavité étant petites devant la longueur de l'impulsion, le faisceau signal réalise plusieurs aller-retours à l'intérieur de la cavité par réflexions successives sur les miroirs de la cavité pendant la durée de l'impulsion. L'impulsion doit avoir une longueur spatiale au moins égale à deux fois la longueur de la cavité. A chaque passage, une partie de l'énergie du faisceau pompe est convertie en énergie du faisceau signal. On obtient ainsi un signal intense et par conséquent un faisceau idler intense.
Lorsque l'on introduit un cristal non linéaire à l'intérieur d'une des cavités définies ci-dessus, on change la longueur optique de la cavité. Les paramètres géométriques de la cavité, en particulier le grandissement doivent alors être calculés en tenant compte des caractéristiques optiques de cet élément, notamment si l'on souhaite obtenir une cavité confocale.
A titre d'exemple, si l'on introduit, à l'intérieur de la cavité, un cristal assimilable à une lame à faces planes et parallèles d'épaisseur e et d'indice optique N, il faudra allonger, en première approximation, la longueur L pour conserver le grandissement initial d'une distance d qui vaut : d = e. (1-1/N)
Exemples d'oscillateurs paramétriques optiques émettant à 3.4 μm.
Dans une première configuration, le cristal non linéaire est un barreau de cristal de niobate de lithium de 50 mm de long et d'indice optique 2.2. La cavité est une cavité confocale de grandissement Mg égal à 1.66. Le miroir concave a un diamètre de 25.4 mm et son rayon de courbure vaut 250 mm, le miroir convexe a un diamètre utile de 2 mm et son rayon de courbure vaut 150 mm. Le diamètre du miroir concave est nettement supérieur au diamètre théorique nécessaire de façon à éviter tout vignettage parasite. Les miroirs sont traités de telle sorte que le coefficient de réflexion soit maximal à 1.55 μm. Le faisceau de pompe est un laser Nd - YAG émettant à 1.064 μm. Le faisceau signal est émis à 1.55 μm. Le faisceau idler est émis à 3.4 μm.
On obtient, en focalisant au moyen d'une lentille le faisceau émis, une tache de focalisation dont la répartition géométrique de l'énergie est très voisine de celle correspondant à la limite obtenue par la diffraction. Le paramètre M2 ou moment d'ordre 2 du profil d'intensité lumineuse qui permet de mesurer la qualité du faisceau (A.E. Siegman, IEEE J. Quantum Electron. 12 (1976) 35) est déterminé en suivant l'évolution de la taille du faisceau au voisinage du minimum. Un faisceau limité par la diffraction a un M2 égal à 1. Les valeurs mesurées selon deux axes à 90° donnent : M2 X = 1.1 M2 y = 1.0
Dans une seconde configuration, le cristal non linéaire est un cristal d'arséniure de titane potassium KTA de formule KTiOAs04. La cavité est une cavité confocale de grandissement Mg égal à 1.16. Le miroir concave a un diamètre de 25.4 mm, le miroir convexe a un diamètre utile de 2 mm. Le diamètre du miroir concave est nettement supérieur au diamètre théorique nécessaire de façon à éviter tout vignettage parasite. Les miroirs sont traités de telle sorte que le coefficient de réflexion soit maximal à 1.55 μm. Le faisceau de pompe est un laser Nd - YAG émettant à 1.064 μm. Le faisceau signal est émis à 1.55 μm. Le faisceau idler est émis à 3.4 μm.
On obtient, en focalisant au moyen d'une lentille le faisceau émis, une tache de focalisation dont la répartition géométrique de l'énergie est très voisine de celle correspondant à la limite obtenue par la diffraction. Les valeurs mesurées selon deux axes à 90° donnent : M2 X = 1.14
M2 y = 1.42
Dans les deux cas, on obtient des faisceaux idler dont la qualité est proche de la limite de la diffraction, ce qui est bien le but recherché.

Claims

REVENDICATIONS
1. Oscillateur paramétrique optique émettant un faisceau optique idler à une longueur d'onde idler (λj) comportant une cavité optique (C) définie par au moins deux miroirs (Mι,M2), un milieu non linéaire (CNL) transparent à la longueur d'onde du faisceau idler, un faisceau de pompe à une longueur d'onde de pompe (λp) et un faisceau signal à une longueur d'onde signal (λs) issu du faisceau de pompe, ledit faisceau optique idler ayant une qualité optique proche des limites imposées par la diffraction caractérisée en ce que :
• Le faisceau de pompe est de qualité optique proche des limites imposées par la diffraction ;
• Les caractéristiques optiques et géométriques des miroirs étant définies de manière à obtenir un faisceau optique signal ayant une qualité optique proche des limites imposées par la diffraction ; « Le coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde signal étant très supérieur au coefficient de réflexion des miroirs à la longueur d'onde idler.
2. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1 , caractérisé en ce qu'il fonctionne en mode impulsionnel.
3. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 2, caractérisé en ce que la longueur totale de la cavité est au plus la moitié de la longueur spatiale de l'impulsion du faisceau de pompe.
4. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1 , caractérisé en ce qu'il comporte une cavité définie par deux miroirs.
5. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que la cavité est à configuration géométrique instable.
6. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que les miroirs sont de dimensions différentes.
7. Oscillateur paramétrique optique selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce qu'il comporte une cavité de type télescope formée d'un miroir concave et d'un miroir convexe dont les foyers sont confondus.
8. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1 , caractérisé en ce que le matériau non linéaire est de type niobate de lithium LiNb03 ou de type arséniure de titane potassium KTA.
9. Oscillateur paramétrique selon les revendications 1 et 8, caractérisé en ce que la longueur d'onde du faisceau pompe est voisine de 1.06 μm, celle du signal de 1.5 μm et celle du faisceau idler de 3.4 μm.
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Cited By (1)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
CN104362501A (zh) * 2014-11-25 2015-02-18 中国工程物理研究院应用电子学研究所 一种窄线宽高光束质量中红外双腔光参量振荡器

Citations (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US5028816A (en) * 1990-05-21 1991-07-02 The United States Of America As Represented By The Secretary Of The Navy Electro-optic line narrowing of optical parametric oscillators
US5390211A (en) * 1993-08-24 1995-02-14 Spectra-Physics Lasers, Inc. Optical parametric oscillator with unstable resonator
FR2751435A1 (fr) * 1994-02-04 1998-01-23 Thomson Csf Dispositif de protection optique
WO2001043242A1 (fr) * 1999-12-08 2001-06-14 Time-Bandwidth Products Ag Laser a disque fin a modes bloques
WO2001050555A2 (fr) * 2000-01-06 2001-07-12 Raytheon Company Oscillateur parametrique optique monolithique en serie

Patent Citations (5)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US5028816A (en) * 1990-05-21 1991-07-02 The United States Of America As Represented By The Secretary Of The Navy Electro-optic line narrowing of optical parametric oscillators
US5390211A (en) * 1993-08-24 1995-02-14 Spectra-Physics Lasers, Inc. Optical parametric oscillator with unstable resonator
FR2751435A1 (fr) * 1994-02-04 1998-01-23 Thomson Csf Dispositif de protection optique
WO2001043242A1 (fr) * 1999-12-08 2001-06-14 Time-Bandwidth Products Ag Laser a disque fin a modes bloques
WO2001050555A2 (fr) * 2000-01-06 2001-07-12 Raytheon Company Oscillateur parametrique optique monolithique en serie

Cited By (1)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
CN104362501A (zh) * 2014-11-25 2015-02-18 中国工程物理研究院应用电子学研究所 一种窄线宽高光束质量中红外双腔光参量振荡器

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