Un oscillateur paramétrique optique (OPO) est une source de lumière cohérente et monochromatique. À partir d'une onde laser de pompe de fréquence ωp, un OPO produit deux ondes de fréquences inférieures : le signal à ωs et le complémentaire à ωc (parfois appelé idler). La conservation de l'énergie impose que ωp = ωs+ωc. La conversion de fréquence de la pompe vers les deux ondes générées se fait au travers d'une interaction optique non linéaire. La lumière émise par les OPO peut s'étendre de l'ultraviolet au lointain infrarouge, de façon continue ou selon des impulsions de durée variable (de la microseconde à la femtoseconde).
Les OPO sont principalement utilisés pour produire des longueurs d'onde là où les lasers en sont incapables, ou lorsqu'une très grande accordabilité est nécessaire. À défaut de pouvoir être encore miniaturisés comme les diodes lasers, ils n'ont trouvé à ce jour que très peu d'applications grand public. En revanche, ils sont prisés par les militaires pour des applications de lidar ou de brouillage, car ils permettent un large accès au domaine infrarouge, en particulier dans les bandes de transmission atmosphérique. Ils trouvent également un intérêt dans les applications scientifiques, où une longueur d'onde bien précise est nécessaire (telle que la manipulation cohérente d'atomes pour l'information quantique), ou lorsqu'une grande accordabilité est requise (spectroscopie).
Principe général
Un OPO est constitué de deux éléments essentiels :
un milieu non linéaire, à l'origine de la conversion de fréquence effectuée par l'OPO. Ce milieu créé un gain non linéaire pour les ondes signal et complémentaire. Ce milieu est souvent un cristal non linéaire, comme le niobate de lithium ; une cavité optique, généralement constituée de deux miroirs hautement réfléchissants (dans le cas continu) situés de part et d'autre du milieu amplificateur. Le rôle de la cavité optique est de faire osciller le rayonnement, et donc de permettre son amplification par passages successifs dans le milieu non-linéaire. D'autre part, cette cavité introduit nécessairement des pertes pour les ondes oscillantes.
center|frame|Schéma de principe d'un oscillateur paramétrique optique, cas d'un OPO simplement résonnant pour l'onde signal (en vert).
À faible puissance de pompe, le gain est trop faible par rapport aux pertes : il n'y a pas d'oscillation. Au-delà d'une certaine puissance de pompe, appelée seuil d'oscillation, le gain dépasse les pertes et l'amplification progressive des ondes générées est possible. Lorsque la puissance des ondes oscillantes devient importante, le gain diminue, par effet de saturation. À l'état stationnaire, gain et pertes sur un aller-retour de cavité se compensent exactement. Le seuil d'oscillation peut aller de quelques dizaines de milliwatts à quelques watts, selon le matériau non linéaire, les pertes de la cavité optique, la fréquence de l'onde de pompe, et la durée des impulsions de pompe.
En transférant une partie de son énergie aux ondes signal et complémentaire, la pompe est atténuée au cours de l'interaction : on parle de dépeuplement de la pompe. À forte puissance de pompe il peut arriver que la pompe soit entièrement dépeuplée. Le signal et le complémentaire se recombinent alors pour générer une onde à la fréquence exacte de celle de la pompe. Cet effet, caractéristique de la réversibilité de l'interaction non linéaire, est appelé saturation et est généralement non souhaitable dans un OPO.
Dans le cas d'un SROPO (OPO simplement résonnant), si le signal est l'onde résonante, c'est l'onde complémentaire qui est extraite de la cavité et inversement. Comme le signal atteint une amplitude très importante dans la cavité, il permet la production d'une onde complémentaire puissante. Ce système est différent de celui du laser où l'onde résonante est également l'onde extraite, ce qui nécessite un compromis sur la réflectivité du miroir de sortie. Des puissances moyennes de quelques watts peuvent être extraites de certains OPO.
Une des caractéristiques principales d'un OPO est son accordabilité en longueur d'onde. En effet, les fréquences des ondes générées peuvent être ajustées de manière continue en changeant l'accord de phase entre les trois ondes (voir ci-dessous). En pratique, cela revient à tourner un cristal non linéaire autour d'un axe particulier, ou changer la température du cristal non linéaire ou modifier la longueur d'onde de l'onde de pompe ou encore ajuster la longueur de la cavité. Lorsqu'un accord de phase de ce type n'est pas possible, on utilise le quasi-accord de phase, qui nécessite des cristaux possédant un réseau, c'est-à-dire dont les propriétés non linéaires ont été modifiées périodiquement. L'accordabilité se fait alors en modifiant la période de retournement, soit en se plaçant sur un réseau différent pour les cristaux multi-réseaux, soit en changeant la température, soit en changeant la longueur d'onde de l'onde pompe.
Une autre caractéristique particulière des OPO est la cohérence et la largeur spectrale des ondes générées. En effet, un OPO ne peut être pompé que par un faisceau optique cohérent, en pratique celui d'un laser ou d'un autre OPO, et le transfert d'énergie se fait de façon instantanée. La pompe transfère donc une partie de sa phase et de ses caractéristiques spectrales aux ondes générées. Dans un OPO simplement résonnant, l'onde qui oscille peut ainsi posséder une largeur spectrale très fine (quelques kHz), les impuretés étant transmises à la deuxième onde. D'autre part, en dessous ou près du seuil d'oscillation, les ondes générées ont des propriétés quantiques intéressantes...
Les OPO sont souvent utilisés pour produire des longueurs d'onde inaccessibles avec les lasers existants, en particulier dans l'infrarouge moyen (au delà de 2 μm) ou lointain (vers 10 μm). Les OPO sont également intéressants lorsque la longueur d'onde doit pouvoir être changée en temps réel sur une large gamme (10 nm ou plus).
Génération de la lumière dans un OPO
frame|right|Génération paramétrique du signal et du complémentaire à partir de la pompe dans un milieu non linéaire. Le processus met en jeu des niveaux virtuels. Le niveau intermédiaire a donc une position variable entre les deux niveaux extrêmes.
Lorsque le milieu non linéaire est éclairé par un faisceau de lumière cohérente de fréquence ωp, appelé faisceau de pompe, deux autres faisceaux sont produits : le faisceau signal de fréquence ωs et le faisceau complémentaire de fréquence ωc. Il n'existe pas de convention générale pour définir le signal par rapport au complémentaire (même si dans la majorité des publications sur le sujet le signal a la longueur d'onde la plus courte des deux). Les fréquences signal et complémentaire sont forcément inférieures à la fréquence de pompe, et doivent impérativement satisfaire la relation suivante :
Au cours de la propagation dans le milieu non linéaire, l'énergie du faisceau pompe est transférée en faveur des faisceaux signal et complémentaire, si bien qu'on parle aussi de mélange ou de couplage à trois ondes. Le milieu non linéaire se comporte donc comme un convertisseur de fréquence optique. Comme pour tous les phénomènes d'optique non linéaire, ce phénomène n'apparait qu'à des densités de puissance lumineuse assez importantes, ce qui nécessite l'emploi d'un laser.
On décrit parfois ce processus en termes de photons (approche corpusculaire). Ainsi, chaque photon de pompe « se scinde » en deux autres photons. Si on se rappelle que l'énergie d'un photon est , où est la constante de Planck, la relation précédente ne traduit rien d'autre que la conservation de l'énergie. Ici, il ne faut pas confondre l'énergie individuelle des photons, qui traduit une fréquence, et celle des faisceaux en entier, qui traduit le flux lumineux (ou débit de photons).
Cependant, cette relation seule n'impose pas les valeurs individuelles des fréquences signal et complémentaire, si bien qu'un nombre infini de possibilités semble exister. En réalité, les trois ondes mises en jeu doivent également respecter la relation d'accord de phase.
Comment fonctionne un OPO : l'accord de phase Importance de l'accord de phase
frame|right|Schéma de l'accord de phase lors de la génération paramétrique
La conversion de la pompe vers les faisceaux générés n'est efficace que si les vitesses de phase v des ondes respectent la relation suivante :
La signification de cette relation apparaît plus clairement dans le cas particulier de la dégénérescence, pour lequel signal et complémentaire sont des fréquences identiques, ωs = ωc = ωp/2 :
thumb|Génération paramétrique du signal en fonction de la longueur, avec accord de phase parfait par biréfringence (en rouge), sans accord de phase (en noir), et quasi-accord de phase (en vert). Approximation de gain faible.
Sans cette condition, les ondes générées au cours de la propagation dans le milieu non linéaire se déphasent et finissent par interférer de façon destructive : la puissance résultante est très faible. Lorsque l'accord de phase est réalisé, les ondes interfèrent de façon constructive, et la puissance générée varie comme le carré de la longueur du milieu non linéaire :
où g est le gain paramétrique, proportionnel à la non-linéarité du milieu et à l'amplitude de l'onde de pompe.
Cette relation d'accord de phase peut également s'écrire sous une forme plus générale, en fonction des vecteurs d'onde :
Si on se rappelle que l'impulsion d'un photon est , la relation précédente ne traduit rien d'autre que la conservation de la quantité de mouvement des photons. Comme il s'agit d'une relation vectorielle, cela signifie qu'il peut exister des accords de phase non colinéaires, c'est-à-dire pour des faisceaux pompe, signal et complémentaire se propageant dans des directions différentes.
Contrairement à la conservation de l'énergie, l'accord de phase est une condition qui ne se réalise pas toute seule. En effet, dans le milieu non linéaire, les vitesses de phase des trois ondes sont différentes, car leurs fréquences sont différentes. Cette propriété générale des milieux matériels est la dispersion. Le rôle de la dispersion apparait plus clairement si la relation d'accord de phase est réécrite en introduisant les indices de réfraction ou indices optiques n des ondes, :
Cette égalité semble impossible puisque et qu'en plus les trois ondes doivent respecter la conservation de l'énergie, . En réalité, dans certains matériaux, appelés biréfringents, ou anisotropes, l'indice de réfraction dépend également de l'état de polarisation. Grâce à ce degré de liberté supplémentaire, il est possible de réaliser l'accord de phase entre des ondes de fréquences différentes, à condition que leurs polarisations soient judicieusement choisies. Dans les milieux non linéaires isotropes en revanche, ce type d'accord de phase n'est pas possible : c'est la technique du quasi-accord de phase qui est alors utilisée.
La découverte de l'accord de phase par biréfringence est généralement attribuée à Joseph A. Giordmaine et Paul D. Maker en 1962. Le quasi-accord de phase a été imaginé par Nicolaas Bloembergen et John Armstrong en 1962 ainsi qu'indépendamment par P. A. Franken et J. F. Ward la même année.
Accord de phase par biréfringence
right|frame|Accord de phase par biréfringence pour un cristal uniaxe positif (ne > no) dans le cas dégénéré (ωs = ωi = ωp/2)