Etude de la largeur spectrale et des variations de longueurd'onde de la lumiere emise parun laser declenche

J. Ch. Vi6not, A. Orszag, J. Pasteur, R. Saron, et J. Bulabois

In solid-state laser emission, the spectral width mainly depends on two factors: frequency shift andbroadening due to the short duration of the spikes. The latter being more important as the emitted wavetrain is shorter and the envelope slope steeper, it is of interest to consider an 0-switched laser. The impor-tance of the frequency shift compared to spectral width is determined for single pulses by measuring vari-ations of the emitted wavelength as a function of time. Experiments are carried out by using a high-speed rotating mirror camera. The time resolution is about 3.2 nsec. Some results are reported, deducedfrom streak photographs of Fabry-P6rot rings. For a particular mode, a wavelength shift of the order of3 X 10- . in 50 nsec was detected; this shift is not a linear function of time.

1. Introduction

La theorie indique que dans un laser continu enregime d'oscillations libresj la largeur spectrale d'unmode est fonction non seulement de la puissance miseP, mais aussi de la largeur de raie 87-a, de la transitionoptique amplificatrice et de la largeur 5vp de la rsonancede la cavit6 optique. On montre notamment que

= 47rvhv (aV62/P)-(Ni/N2 - N1), si ap, << a.

La largeur 3P ainsi calculee est tres faible (de l'ordrede 10-2 Hz). En pratique, cependant, et mme pourdes lasers gaz, de nombreux phenomenes-en par-ticulier les vibrations d'origine thermique-font quel'on n'observe pas de largeur Sp inferieure quelqueshertz.

Dans les lasers solides fonctionnant en rgimed'impulsions, d'autres ph6nomenes interviennent dansla limitation de la finesse.

Le premier de ces ph6nomenes est lie la dur6ereduite des impulsions 6lementaires. Le spectre deFourier de celles-ci comporte des bandes laterales qui,pour des impulsions de l'ordre de la microseconde,s'etendent dja plusieurs MHz.2 Or, des impulsionsisolees tres intenses ont t6 mises en evidence au coursde dures inf6rieures 100 nsec, lors du fonctionne-ment en oscillations libres: la largeur de bande moyennecorrespondante est 30 MHz.3

D'autres effets, plus ou moins concomitants, modi-fient la configuration de la cavit6 rsonnante. II

The authors are at the Laboratoire d'Optique de la Facult6des Sciences de l'Universite de Besangon, La Bouloie, Besangon,France.

Received 11 February 1966.Ces travaux ont t6 ralis6s avec le soutien financier de la

DRME.

est donc loisible de leur attribuer l'origine d'une drivede la frequence d'6mission. I s'agit notamment:(a) de l'augmentation de la temperature du cristalau cours du pompage, qui modifie la longueur optiquede la cavit64 5 et dplace le centre de la raie R (0.065A/C' dans la region 25-80'C)6; (b) de la dispersionnegative dans la rgion de la raie d'6mission. L'in-dice de rfraction, fonction de la difference des popu-lations du niveau fondamental et du niveau excit6,varie rapidement dans cette region. Ces variationsrestent heureusement faibles, compares aux variationsthermiques.7

La drive thermique et la modulation correspondanta l'enveloppe des impulsions pr6sentent deux caracteresbien diff6rents. La modulation correspond un 6lar-gissement du spectre de l'6mission, tandis que les varia-tions de temp6rature-dans la mesure ou elles sont homo-genes-se traduisent par un dplacement du maximumde la raie. Ces variations de temperature dpendentde l'intensite du pompage. Si l'on considere l'en-semble des trains d'impulsions mis par un laser solide non dclench6, l'6largissement de la raie observdeapparait essentiellement d la drive thermique et l'6mission sur plusieurs modes. Par contre, dans lecas d'une impulsion courte et d'un pompage peu in-tense, l'importance des termes de Fourier est, eng6n6ral, pr6pond6rante.

Ce dernier comportement conduit donc tout natu-rellement h tudier la lumiere mise par un laser d-clench6. La spectroscopie de son mission semble inte-ressante plusieurs points de vue, puisqu'un tel laseremet des impulsions tres breves et tres intenses. 8 Enparticulier, on peut esp6rer que l'6chauffement du cristalne provoque aucun effect appreciable pendant la dur6ede l'impulsion, c'est-a-dire quelques dizaines de nano-

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FILM

._. if> 1--F.P. L .L3 L2 _,, T

DECLENCHEMENT

Fig. 1. Schema de l'ensemble optique et electronique.

secondes. Cependant, des ph6nomenes sp6cifiques aulaserdeclench6 peuvent galement tre responsablesd'un glissement des modes d'oscillation au cours de1'6mission; on peut s'attendre, par exemple, a une varia-tion de la forme de la raie au cours du pompage lorsque1'6nergie mise en jeu est importante, ou encore aune variation du coefficient de pertes y en fonction dela fr6quence9: celle-ci tendrait a d6croitre au cours de1'6mission, ce que semblent indiquer nos experiences.

11. Conditions experimentales

A. Principe

La mise en 6vidence des variations de longueur d'ondenecessite l'enregistrement continu du spectre au coursde l'6mission. D'autre part, la r6partition spectraleest decrite par l'analyse de Fourier de l'impulsion dontle profil doit etre d6termine.

1. Dispositif d'analyse en fonction du temps

La representation graphique de l'6nergie en fonctiondu temps permet de caract6riser l'impulsion declench~epar son temps de mont6e, Tm, et son temps de d6crois-sance rd.

Dans une cavit6 parcourue par la lumiere en untemps ti, la longueur du milieu amplificateur 6tant1, on montre que le temps de mont6e a pour expressionTm _ - t/ail, a condition que le gain a chaque passage,ail, soit tres sup6rieur aux pertes -. Dans cette rela-tion a, varie comme (N2 - N1 )/N, ou N represente lapopulation totale.

Lorsque le gain est 6gal aux pertes (ail = 'y), ladecroissance de l'impulsion s'amorce; le temps ded6croissance Td est essentiellement fonction des pro-pri6tes de la cavit6: Td = tl/'.

Pour des valeurs courantes, les temps de mont~eet de decroissance sont voisins de 10 nsec et les observa-tions faites montrent que la largeur a mi-hauteurdes impulsions declenchees varie, suivant les cas, entre20 et 100 nsec. L'appareillage utilis6 doit permettre

d'analyser la structure de ph6nomenes dont la dur6eest de l'ordre de la nanoseconde. (Dans la suite,l'expression: resolution temporelle d6signera l'intervallede temps minimum sparant deux observations dis-tinctes.)

Cet appareillage est constitue par une cam6ra ultra-rapide defilement continu, couplee a un interfero-metre Fabry-Perot. Dans les experiences faisantl'objet de cet article, une fente placee au foyer d'unobjectif dispose a la suite de l'interf6rometre est con-juguee avec un film photographique. Les anneauxFabry-P6rot sont focalises dans le plan de la fente qui lesdecoupe suivant un diametre, de maniere a n'en selec-tionner que de petits arcs assimilables a des segments dedroites. Leur image est projetde sur le film au moyend'un objectif et d'un miroir tournant qui deplace tresrapidement cette image sur le film.3', 2

La limite de resolution temporelle d6pend de troisparametres: (1) la vitesse de rotation du miroir, (2)la largeur de l'image de la fente, (3) les dimensions dela tache de diffraction et le grain de l'image developp6e.

a. Vitesse de rotation. Dans la pr6sente manipulation,le miroir de balayage, dont l'axe de rotation est paral-lele a la fente, tourne a 150,000 rpm. Le film sur lequelles anneaux Fabry-P6rot sont enregistr6s est dispos6dans une chambre photographique (secteur circulairede rayon de courbure 120 cm). La vitesse lineaired'enregistrement est de 3.77 X 104 m/sec, soit 27nsec environ par millimetre. Ainsi, une impulsion dedur6e 50-100 nsec est repr6sentee par une trace de1.8-3.7 mm si l'image de la fente est trbs fine. Lacomparaison de ces valeurs avec celles d6termineesdans les paragraphes suivants fournira la limite deresolution temporelle.

b. Diffraction instrumentale et grain. Dans notremontage, ce sont les dimensions du miroir tournantqui determinent celles de la tache de diffraction. Pource miroir, de largeur a = 8 mm et de hauteur h =10 mm, la largeur angulaire du lobe principal de dif-fraction (entre les premiers zeros) a pour valeur 2X/a= 2.10-4 rad, ce qui correspond, d'apres le critere deRayleigh, a une separation de traces distantes de 0.12mm environ a 120 cm.

La granulation de l'6mulsion et sa diffusion varientsensiblement avec les conditions d'6clairement, dedeveloppement et d'observation. Diff6rents essais,que nous avons effectues sur le film employe, ont montr6qu'une resolution de 50 mm-', soit 0.02 mm, etaitencore obtenue avec un contraste raisonnable. Ainsi,dans les conditions d'exposition les plus d6favorables,la limitation reste celle due a la diffraction seule.

c. Largeur de la fente. La largeur de fente doit etrecompatible avec la resolution temporelle demand6e.La resolution maximale est determinee par les di-mensions de la tache de diffraction, soit, sur le film,27 X 0.12 = 3.2 nsec. I est donc necessaire quel'image de la fente n'excede pas cet ordre de grandeur.Differentes necessites de montage nous ont amen6s atravailler avec un grandissement de 6: la largeur de lafente sera donc 0.12/6 = 0.02 mm.

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PM

2. Dispositif d'analyse spectrale

On a vu que les temps de mont6e des impulsionsdeclenchees etaient voisins de 10-1 sec. D'autre part,un oscillateur monochromatique modul6 par desimpulsions profil triangulaire produirait un spectrede frequences d'une tendue calculable par transform~ede Fourier. Ainsi, pour une modulation triangulairede largeur a la base 0.3 usec, la largeur spectrale seraitde l'ordre de 6 MHz.2 Ici, pour un temps de mont6ede 10-8 sec, l'6tendue du spectre, calcul6e dans lesmemes conditions, serait de 2.108 Hz. Des considera-tions quelque peu differentes3 conduisent au mmer6sultat. La finesse de la raie a laquelle on peut s'at-tendre serait alors v3v - 4.106.

La finesse observ6e etant effectivement de cet ordre,l'interf6rometre Fabry-P6rot est le seul disperseurdont le pouvoir de resolution permet d'atteindre cesperformances, tout en conservant une luminositeraisonnable. La largeur spectrale accessible au moyend'un tel interf6romtre dont les lames sont distantesde e et de coefficient de finesse N, est donn6e parl'expression v = AX/N, o AX est l'intervalle spectrallibre, iAX =

2/2e.Le coefficient de finesse effective N dpend de deux

facteurs: (1) la finesse rflectrice NR dterminee partir du pouvoir rflecteur R des lames NR = [7r(R)11211 - R]; (2) la finesse limite ND due aux dfauts deplaneite des lames, finesse obtenue si R est voisin del'unite. Pour un interf6rometre Fabry-Perot tra-vaillant dans le visible, ce coefficient rduit les per-formances de 'appareil. 0 Pratiquement, lorsque laplanit6 est ralis6e a X/n, la finesse limite reste sup6-rieure ou gale n/2. Les faces en regard des lamesutilis6es tant paralleles X/60 environ, ND > 30 etles conditions optimales sont runies pour R = 0.9(alors NR ND). La loi de composition de NRet ND varie suivant la forme d'une certaine fonction dedefaut D(e) qui, dans le cas present, conduit une nou-velle limitation de la finesse dont la valeur effectivereste neanmoins sup6rieure ou gale a 20.

Le pouvoir de resolution R est fonction de la finesseeffective N et de l'ordre d'interference au centre p =2e/X: R = pON.

Le pouvoir de resolution minimum admissible, comptetenu de l'6valuation indiquee au dbut de ce paragrapheimplique donc un cartement minimum gal e = RX/2N 70 mm.

B. Remarque

Lors d'une tude precedente concernant l'6missionen rgime non dclenche, la largeur spectrale moyenneavait t dtermin6e sur la dur6e totale d'une squence. Pour un cartement des lames un peu sup6rieur 1/m, on obtenait < 5.10-4 A, soit C < 30 MHz,ou F < l mK.

Dans le cas present, le pouvoir de resolution cherch6(4.106) correspond seulement dX 1.75 X 10- A.

Les conditions semblent donc moins rigoureuses. Enfait, le probleme consiste moins a mesurer une largeurde raie qu'a evaluer sa derive.

I1l. Ralisation de 'exp6rienceLes techniques discut6es pr6c6demment ont 6t6 ap-

pliqu6es a l'etude d'un laser a rubis declenche a miroirtournant. La Fig. 1 montre un sch6ma de l'ensembleoptique et lectronique. La photographic Fig. 2represente l'appareillage optique. La tte laser com-prend un rubis cylindrique (7.1 X 75 mm), pompeoptiquement par un flash hlicoidal. Les faces r-flechissantes de la cavit6 rsonnante sont constitueespar des lames couches dielectriques, dont l'une estanimee d'un mouvement de rotation (150 rpm) autourd'un axe perpendiculaire celui du rubis: la positionde cette lame est rep6ree par un systeme auxiliairesource (S)-photodiode (PD) (Fig. 1) fournissant une im-pulsion qui, convenablement retardee, dclenche lalampe clair.

Les considerations qui pr6cedent sont illustr6es parles photographies statiques d'anneaux Fabry-P6rotobtenues en emission dclench6e (Fig. 3). Des coupesphotom6triques ont ete effectuees pour un m~me ordrepo; elles montrent notamment la presence des modesde rsonance dont le nombre est variable. Leur largeur,inf6rieure 0.02 A, peut tre compar6e a celle d'an-neaux obtenus au moyen d'un laser gaz dans lesmemes conditions (largeur mi-hauteur inf6rieurea 0.01 A).

L'etude dynamique des anneaux fut ensuite entre-prise a l'aide de l'appareillage dcrit plus haut. Afind'augmenter la luminosite de la camera, on a dispos6sur la fente slectrice la lentille L3, qui conjugue lapupille d'entr6e du dispositif optique et le miroir debalayage.

La synchronisation de la camera avec le dclenche-ment du laser-qui serait relativement ais6e si l'on utis-

Fig. 2. Photographie du dispositif optique d'analyse-L:laser; FP: interferometre de Fabry-P6rot; L: objectif defocalisation des anneaux d'interf6rence; F: fente de selectiond'une rgion diam6trale des anneaux: L 2 : objectif de conju-gaison de la fente F et du film dispos6 au fond de la chambrephotographique Ch; L3: lentille de conjugaison de la pupille

d'entree et du miroir tournant M.

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a; a;

a,! Ca2(A) (B) (C)

(a)

(b)

y _X~~11

(c)

Fig. 3. Photographies et coupes photom6triques d'anneauxFabry-P6rot: (a) laser I gaz He-Ne monophas6; (b) laser A

rubis d6clench6, seuil d'6mission stimulee; (c) laser & rubisdeclenche, 6nergie de pompage 40% au-dessus du seuil.

isait un obturateur A cellule de Kerr-requiert un dispo-sitif particulier dans le systame a miroir tournant. Sonprincipe de fonctionnement, sch6matis6 Fig. 1, estsimple: on detecte, a l'aide d'un circuit a coincidence,la simultan6it6 de deux impulsions indiquant les posi-tions respectives de la lame tournante (dont d6pendl'instant de d6clenchement de l'emission) et du miroirde balayage. Une description plus dtaillee del'equipement a ete domee pr6c6demment.' 2

IV. Rsultats et conclusion

Les enregistrements obtenus au moyen de cet ap-pareillage montrent une variation sensible du diametredes anneaux Fabry-Perot au cours d'intervalles detemps inf6rieurs a 50 nsec et conduisent a l'6valuationdu glissement de longueur d'onde au cours de l'im-pulsion declenchee.

On obtient, suivant les conditions exp6rimentales,une impulsion unique de dur6e inf6rieure a 40 nsec,ou encore un train de plusieurs impulsions tres rap-prochees et semblables: ce dernier type d'6mission estcertainement attribuable a un temps de commutationrelativement long intervenant dans le facteur de

Fig. 4. Laser dclench6: en haut, enregistrement photogra-phique de portions d'anneaux FP obtenus au moyen de lacam6ra a fente (dur6e de l'impulsion inf6rieure 50.10-9 s);en bas, coupes photom6triques des anneaux dans les rgions

correspondantes.

r6sonance9 (entre 0.2 et 0.5 usec), consequence de lafaible vitesse de rotation de la lame.

La Fig. 4 montre les coupes photom6triques del'enregistrement d'une impulsion multiple. Ces coupes,realises perpendiculairement a la direction du ba-layage, mettent enevidence le deplacement dumaximumdes anneaux. La mesure de ce deplacement conduita l'evaluation de la variation de longueur d'onde. Dif-ferents calculs, effectues a partir de plusieurs enregis-trements, donnent le r6sultat suivant: pour un cer-tain mode, le centre de la raie d'emission se deplacevers les grandes longueurs d'onde d'une quantitevoisine de 0.003 A (ou encore, en frequence, de 200MHz) en 50 nsec.

Les memes coupes photom6triques des anneaux,dans les r6gions B et C, conduisent a une evaluation dela variation de longueur d'onde entre B et C, ABC,

de l'ordre de 0.007 A. Cependant, tant donn6qu'entre les impulsions el6mentaires A, B, C compo-santes de l'impulsion complexe, il n'a pas et possiblede deceler une variation continue du maximum desanneaux, il existe une incertitude quant A la variationeffective de l'ordre d'interference d'un meme modeentre deux impulsions successives. Aussi, ne saurait-on pas affirmer que AXBc repr6sente le glissement effectifd'un meme mode, non plus que la variation d'un modea un autre, dont les 6missions ne seraient pas simul-tan6es.

On peut se demander quelle est la contributiond'un tel glissement a la largeur de raie moyenne, bA(t), de l'emission complete. La comparaison de lagrandeur du glissement (0.003 A) a la valeur de AX(t) effectivement observee (0.02 A) montre une in-fluence non negligeable: la largeur de raie moyenned'un mode peut donc 8tre consider6e comme la somme

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>E . y

.

de la largeur de raie instantan6e et du glissement aucours d'une impulsion.

Ceci signifie que la valeur moyenne observee de0.02 A ne constitue pas une valeur ultime, puisque lalargeur instantande elle-meme n'excbde pas 3.10- A.

Bibliographie

1. A. L. Schawlow and C. H. Townes, Phys. Rev. 112, 1940(1958).

2. J. Cl. Borie, M. Durand, and A. Orszag, Rev. Opt. 1, 21(1963).

3. J. Ch. Vienot et J. Bulabois, in Quantum Electronics III,P. Grivet and N. Bloembergen, Eds. (Dunod, Paris, 1964),p. 1469; J. Ch. Vienot, Rappt. Contrat 122/62/DRME,Chaps. I, II.

4. R. L. Townsend, C. M. Stickley, and A. D. Maio, Appl.Phys. Letters 7, 4, 94 (1965).

5. J. Pasteur, thbse, 3eme cycle, Univ. Besangon ( paraitre).6. I. D. Abella and H. Z. Cummins, J. Appl. Phys. 32, 1177

(1961).7. J. R. Izaat, H. A. Daw, and R. C. Mitchell, U. S. Govern-

ment Res. Rept. AD-615 422.8. R. W. Hellwarth, Advances in Quantum Electronics (Colum-

bia University Press, New York, 1961), pp. 334-341.9. F. J. McClung and R. W. Hellwarth, Proc. IEEE 51, 46

(1963).10. R. Chabbal, J. Phys. Radium 19, 295 (1958).11. J. Ch. Vienot, J. Pasteur, C. Froehly, and M. Farges, Rappt.

63/34296/DRME (1964).12. J. Ch. Vi6not, J. Bulabois, and J. Pasteur, Intern. Congr.

High-Speed Photog., 7th, Zurich 12-18 Sept. 1965 (O. H.Helwich Verlag, Darmstadt, to be published).

OPTICS AND SPECTROSCOPYSupplements to be published July 1966

* LUMINESCENCE SUPPLEMENT is a collection of some 60 papers reporting a wide variety ofwork in electronic spectroscopy and luminescence. Topics include experimental determina-tion of the stimulation of ZnS phosphors by infrared radiation, x-ray electroluminescencefrom alkali halide single crystals, the spectroscopy of crystalline solutions of diphenylpolyenes,and theoretical treatments of transitions in complex molecules and the relationship betweenrecombination luminescence and exo-emission. Volume price approximately $15.00.

* MOLECULAR SPECTROSCOPY SUPPLEMENT includes some 63 papers ranging in topicover electronic transitions in N and Al, EPR spectra of macroradicals, vibration spectra of sili-cates, strontium nitrate, cyclohexane, cyclopropane derivatives, paraffins, and hydrogenbonded substances. Theoretical treatments include a consideration of nonadiabatic transi-tions, optical rotatory dispersion, temperature effects, normal coordinate calculations, andabsolute intensities in vibration spectra. Volume price probably $15.00.

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OPTICS AND SPECTROSCOPYRm. 312, OSA, 1155 16th St., N.W.Washington, D.C. 20036

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OpticsAPPLIED OPTICS commenced publication in January 1962 and publishes work in the areas of appliedoptics and closely related scientific and technical fields. APPLIED OPTICS is the one publication de-voted solely to applied optics in its broadest phases and designed to meet the interests of scientists,engineers, technologists, technicians... in a word, opticists.. working in optics or its applications, infields borderline to optics and employing optical techniques.

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applied optics.Part of each issue will specially feature one area of applied optics (and be the responsibility of one edi-tor) in addition to the usual contributed papers, shop and technical notes, reports of meetings, lettersto the editor, book reviews, meetings calendar, and special columns.

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rS. S. BallardHarlan SmithD. Herriottand 1. Kaminow

W. Wolfe

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SOUTH EASTROCH ESTER

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higher atmospheresMagnetoopticsOptics in The NetherlandsOptics in CanadaLightingPlasma diagnosticsOptics at the NRL1968Corning Glass WorksOptometryFast beam atomic spectroscopy

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CHEMICAL LASERS (SUPPLEMENT 2)

In this APPLIED OPTICS Supplement on Chemical Lasers, edited by W. R. Bennett, Jr., Yale andK. E. Shuler, National Bureau of Standards, published March 1965, the proceedings of the Septem-berl964conferenceatthe University of California at San Diego are published together with pertinentdiscussion. The purpose of this meeting was to bring together, by invitation, about one hundred ex-perts from the fields of laser physics and technology and from the fields of chemical kinetics and chem-ical energetics to exchange ideas and techniques looking toward the understanding and developmentof chemical pumping for laser operation. The term chemical pumping here refers to the achievementof critical population inversion by chemical reactions to permit oscillation leading to laser action.Population inversion by chemical reaction has been observed in past studies as an incidental by-product of some of the detailed investigations of chemical reaction and energy transfer mechanisms.The attainment of a sufficiently high population inversion for laser operation is feasible, and it is

hoped that this meeting and the publication of its proceedings will act as a catalyst in this interdis-

ciplinary endeavor.The Chemical Lasers Supplement is sold at $6.00 a copy.

1008 APPLIED OPTICS / Vol. 5, No. 6 / June 1966

John N. Howard, Editor