Génération de seconde harmonique
Le PPLN peut être utilisé en configuration à passage unique pour la génération de seconde harmonique (GSH), le faisceau p µm étant focalisé au centre de la longueur du cristal. Pour une efficacité µm optimale, visez la condition de focalisation de Boyd-Kleinman. Dans ce cas, la taille du spot est telle que le rapport entre la longueur du cristal et le paramètre confocal est de 2,84.
L'efficacité de conversion optimale µm pouvant être atteinte pour une interaction SHG dépend également de plusieursctotels que :
- Source p µm CW ou pulsée
- Puissance d'entrée : à puissance élevée, vous pouvez atteindre la saturation du gain
- Longueur d'onde P µm p/SHG : À faible gain, l'efficacité de conversion est plus élevée pour les interactions impliquant des photons de plus haute énergie (longueur d'onde courte).
1064 nm → 532 nm
En mode continu à faible gain, le rendement de conversion typique est de 2 %/Wcm. Par exemple, pour une puissance de 1,5 W à 1064 nm et un cristal MgO:PPLN de 40 mm de long, la puissance de sortie attendue à 532 nm est de 180 mW. À des puissances plus élevées, Covesion a atteint un rendement de 1,5 %/Wcm avec une source de 10 W, générant 3 W à 532 nm à partir d'un cristal de 20 mm de long.
Dans les systèmes à ondes continues, des rendements de conversion supérieurs à 50 % ont été démontrés dans une configuration intracavité [1]. Pour les sources nanosecondes (~10 kHz, ~50 µJ), des rendements de 50 % peuvent généralement être atteints.
1550 nm → 775 nm
Le doublage de fréquence des lasers à fibre dopée Erbi µm est également courant, par exemple pour la génération à 775 nm ou 780 nm. Pour une source continue, on peut généralement atteindre un rendement de 0,6 %/Wcm pour un faible gain. À haute puissance, un rendement de 0,3 %/Wcm a été démontré pour la génération de 11 W à 780 nm dans un cristal de 40 mm de long avec une puissance crête à µm de 30 W[2].
Pour une source nanoseconde, un rendement de conversion allant jusqu'à 80 % a été démontré dans un système pulsé à passage unique [3] . Pour les sources femtoseconde, avec un cristal de 1 mm de longueur, des rendements de 40 à 60 % ont été rapportés pour des durées d'impulsion d'environ 100 fs, une fréquence de 100 MHz et des puissances moyennes de plusieurs centaines de mW. Grâce à sa très large plage de températures de fonctionnement, notre cristal MSHG1550-0.5-1 peut être utilisé à température ambiante, sans régulateur de température, pour la génération de seconde harmonique (GSH) à 1550 ou 1560 nm.
Génération de fréquence différentielle
Le PPLN est souvent utilisé dans un système DFG pour la génération d'infrarouge moyen, soit avec un laser Ti:S accordable et un laser à 1550 nm, soit avec une source à 1064 nm et un laser accordable à environ 1550 nm. Une efficacité optimale dans le domaine µm requiert une focalisation confocale des deux µm , c'est-à-dire que le rapport entre la longueur du cristal et le paramètre confocal est égal à 1. Pour les systèmes à onde continue, des efficacités de 0,3 à 0,4 mW/W²cm peuvent être atteintes.
Oscillateur paramétrique optique
L'une des applications les plus courantes du PPLN est l'oscillateur paramétrique optique (OPO). Un schéma d'un OPO est présenté ci-dessus. La configuration classique utilise un laser de 1064 µm et peut produire des faisceaux signal et idler à toute longueur d'onde supérieure à µm du laser. Les longueurs d'onde exactes sont déterminées par deuxcto: la conservation de l'énergie et l'accord de phase. La conservation de l'énergie impose que la µm des énergies d'un photon signal et d'un photon idler soit égale à l'énergie d'un photon µm . Par conséquent, une µm de combinaisons de photons générés sont possibles. Cependant, la combinaison la plus efficace est celle pour laquelle la périodicité de la polarisation du µm de lithium crée une condition de quasi-accord de phase. Cette combinaison de longueurs d'onde quasi-accordée en phase, appelée longueur d'onde de fonctionnement, est modifiée en faisant varier la température du PPLN ou en utilisant un PPLN avec une période de polarisation différente. Les µm Nd:YAG à base de PPLN peuvent produire efficacement de la lumière accordable à des longueurs d'onde comprises entre 1,3 et 5 µm , et même à des longueurs d'onde plus élevées, mais avec un rendement moindre. L'OPO PPLN peut atteindre une puissance de sortie de plusieurs watts et peut être couplé à des lasers pulsés ou µm à basse fréquence.
Le seuil d'oscillation minimal µm peut être atteint dans des conditions de focalisation confocale pour le p µm p et le signal ou l'idler résonnant, c'est-à-dire que le rapport de la longueur du cristal au paramètre confocal est de 1. Le seuil typique p µm p pour un OPO CW à résonance unique est d'environ 1 à 2 W.
Génération de fréquence S µm
Pour obtenir une SFG efficace, l'idéal serait que les deux faisceaux p µm p soient focalisés de manière confocale dans le PPLN (c'est-à-dire que le rapport entre la longueur du cristal et le paramètre confocal soit de 1) et que les deux faisceaux aient une puissance à peu près égale.
La génération de fréquence somme (SFG) dans le PPLN est souvent utilisée pour le refroidissement laser d'atomes ou d'ions nécessitant un contrôle très précis des fréquences. Pour la génération de lumière à 626 nm à partir de 1051 nm et 1551 nm, des rendements de 3,5 à 2,5 %/Wcm ont été obtenus. Ici, le rendement η est défini par [4, 5] :
Où P représente la puissance à chaque longueur d'onde et l la longueur du cristal. Un rendement de 44 % a été démontré pour la génération de 7,2 W de lumière à 626 nm à partir de 1051 nm (8,5 W) et 1551 nm (8,3 W) [4].
Une efficacité de conversion similaire de 3,2 %/Wcm a également été rapportée pour la génération de 589 nm à partir de 1064 nm et 1319 nm[6].
Références
1. M.Zhou et al., Laser Physics, vol. 20, non. 7, pp. 1568-1571 (2010)
2. SS Sané et al., Optics Express, vol. 20, non. 8, pp. 8915-9, (2012)
3. D. Taverner et al., Optics Letters, vol. 23, non. 3 pp. 162-164 (1998)
4. H.-Y. Lo et al., Physique appliquée B, doi:10.1007/s00340-013-5605-0, (2013)
5. AC Wilson et al., Physique appliquée B, vol. 105, non. 4, p. 741–748, (2011)
6. J. Yue et al., Optics letters, vol. 34, no. 7, p. 1093–5, (2009)
