Brevet FR2718256A1 — publié le 19951006

Titre: Oscillateur paramétrique optique au BBO à largeur de trait étroite utilisant la résonance extraordinaire. Arrière plan de l'invention. La présente invention concerne les oscillateurs paramétriques optiques (OPOs). Les oscillateurs paramétriques optiques utilisent des cristaux non linéaires permettant d'accorder une sortie dans une plage de fréquences. Les cristaux non linéaires sont placés à l'intérieur d'un résonateur et sont excités par un rayonnement de pompage intense de façon à générer une lumière monochromatique accordable en fréquence. Les OPOs utilisent un processus à trois ondes dans lequel la pompe à haute fréquence wp se décompose en une onde de signal ws et en une onde libre wi. La relation entre la pompe, le signal, et l'onde libre est déterminée par la conservation de l'énergie et du moment. La conservation de l'énergie demande que la somme des énergies générées, et donc des fréquences, soit égale à celle de la pompe. Wp=Ws + wi. La conservation du moment est représentée par la relation d'adaptation des phases kp = ks + ki. Les valeurs kp, ks, et ki sont respectivement les vecteurs de moment de la pompe, du signal, et de l'onde libre, et sont reliées à la longueur d'onde X de chaque onde par la relation k = 2 n n / k, dans laquelle n est l'indice de réfraction. Dans les cristaux biréfringents uniaxes comme le -BaB204 (BBO), l'indice peut être ordinaire ou extraordinaire (no ou ne). S'il est ordinaire, le vecteur de polarisation du faisceau lumineux à l'intérieur du cristal est orthogonal à l'axe optique du cristal. Dans ce plan, il n'y a pas de relation angulaire avec l'indice. S'il est extraordinaire, le vecteur de polarisation du faisceau lumineux est dans le plan de l'axe optique, et en conséquence, il y a une relation angulaire avec l'indice. L'adaptation du moment est obtenue en faisant tourner le cristal dans le plan extraordinaire, et donc en faisant varier l'indice et son k vecteur associé d'une des longueurs d'onde. Dans de nombreuses applications, on souhaite que la sortie de l'oscillateur paramétrique optique ait une largeur de trait étroite. Les applications en spectroscopie et en photochimie peuvent demander des largeurs de trait de moins de 0,1 cm-1. En plus, il est important que l'oscillateur paramétrique optique soit efficace Cela est particulièrement vrai car certains cristaux non linéaires comme le BBO sont pompés typiquement au voisinage de leur seuil de rupture. Résumé de l'invention. On peut utiliser des réseaux pour accorder un faisceau tel que le signal ou l'onde libre qui est réinjecté dans l'oscillateur paramétrique optique. Les variations angulaires de ce faisceau se transforment en variations de longueur d'onde dans l'onde de signal à cause de la dispersion du réseau. L'angle d'acceptance de l'onde de signal à l'intérieur du cristal est défini par la divergence à mi-puissance pour laquelle l'onde de signal présente un gain paramétrique. C'est ordinairement un grand angle dans la plupart des cas. Cependant, dans le cas du BBO et en présence d'une onde de pompe divergente et d'une géométrie pompe- signal non-collinéaire, l'angle d'acceptance peut être fortement réduit. La présente invention conduit à placer le plan de dispersion du réseau dans le plan extraordinaire défini par le cristal non linéaire de façon à utiliser le faible angle d'acceptance de l'onde de signal pour faciliter l'obtention d'une largeur de trait étroite en sortie. Pour des interactions de type I, un faisceau de pompe extraordinaire produit des faisceaux de signal et d'onde libre ordinaires. Dans cette configuration, il n'est pas aisé de disposer le réseau de façon à ce que son plan de dispersion soit dans le plan extraordinaire du cristal. Le réseau offre son efficacité la plus grande si les traits du réseau sont perpendiculaires au faisceau du signal à polarisation ordinaire. Cela rend le plan de dispersion du réseau orthogonal au plan extraordinaire du cristal. Pour une interaction de type I dans le cristal non linéaire, un mode de réalisation de la présente invention conduit à faire tourner la polarisation du faisceau de l'onde de signal du plan ordinaire vers le plan extraordinaire de façon à ce que le réseau ait une grande efficacité lorsqu'il est centré avec son plan de dispersion dans le plan extraordinaire défini par le cristal non linéaire. De cette manière, le réseau est disposé avec ses traits de diffraction orthogonaux au plan extraordinaire de façon à ce que la polarisation du faisceau ordinaire résultant soit perpendiculaire aux traits de diffraction du réseau. L'angle d'acceptance de l'onde de signal diminue en présence d'une onde de pompe divergente dans le plan extraordinaire à cause d'une désadaptation de phase supplémentaire imposée par les variations angulaires de l'indice de réfraction de l'onde de pompe dans les plans extraordinaires. L'utilisation d'un pompage non- collinéaire renforce cet effet. Un pompage non- o10 collinéaire diminue l'angle d'acceptance de l'onde de signal dans les deux plans du cristal. Dans le plan extraordinaire, la désadaptation de l'onde de pompe s'ajoute à la désadaptation causée par le pompage non- collinéaire. Diminuer l'angle d'acceptance du signal fait donc diminuer la largeur de trait puisque la résolution du réseau de diffraction est directement proportionnelle à la valeur de l'angle selon lequel la lumière le frappe. En effet, la rotation du faisceau résultant et l'orientation du réseau permettent à l'effet de filtrage angulaire du cristal de se traduire par une diminution de la largeur de trait. On peut obtenir de tels avantages à un degré moindre en faisant tourner le faisceau résultant au delà de la polarisation ordinaire, mais sans l'amener complètement dans le plan extraordinaire lorsque les traits de diffraction sont orthogonaux au plan extraordinaire du cristal. Cette rotation partielle permet de rendre le faisceau résultant plus proche de la perpendiculaire aux traits de diffraction que parallèle à eux. L'élément optique utilisé pour faire tourner la polarisation du faisceau ordinaire peut provoquer une rotation qui est fonction de la longueur d'onde du faisceau du signal ordinaire. Comme le faisceau du signal ordinaire peut être accordé par l'oscillateur paramétrique optique, le vecteur de polarisation du faisceau du signal ordinaire peut ne pas être complètement centré dans le plan extraordinaire défini par le cristal non linéaire. Le présent système présente des avantages comparativement à l'utilisation de prismes d'élargissement de faisceau dans les oscillateurs paramétriques optiques. Dans les lasers, les élargisseurs de faisceau à prisme ont été utilisés pour obtenir une largeur de trait étroite. L'élargisseur de faisceau à prisme provoque cependant des pertes. Les lasers peuvent pallier à cette perte en étant pompés plus fortement. Dans les oscillateurs paramétriques optiques, certains cristaux, comme les cristaux de BBO, sont pompés au voisinage de leur seuil de rupture. Cela signifie que toute perte provoquée par les élargisseurs de faisceau à prisme devra être compensée par une augmentation de l'énergie de la pompe, et donc par une propension à endommager le cristal. Description succincte des dessins. Les caractéristiques présentées ci-dessus ainsi que d'autres caractéristiques et aspects de la présente invention vont apparaître plus clairement à la lecture de la description détaillée suivante en relation avec les dessins joints dans lesquels: la figure 1 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique sans rotateur; la figure 2 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique comprenant un rotateur et un réseau de diffraction; la figure 3 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique comprenant un rotateur et un réseau à montage de Littrow; la figure 4 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique comprenant un rotateur et un prisme de Littrow; la figure 5 est une courbe représentant l'efficacité du réseau en fonction de la longueur d'onde pour différentes polarisations; la figure 6 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique comprenant un rotateur et un réseau de diffraction dans lequel la pompe est non- collinéaire avec le chemin optique du signal; la figure 7 est une vue schématique latérale d'un oscillateur paramétrique optique alternatif comprenant un rotateur et un réseau de diffraction dans lequel la pompe est non-collinéaire avec le chemin optique du signal; la figure 8 est une courbe représentant une mesure de la largeur de trait moyennée sur cent prises de mesures pour un oscillateur paramétrique optique pompé de façon non-collinéaire en utilisant la résonance extraordinaire; la figure 9 est une courbe représentant les valeurs théoriques des angles d'acceptance ordinaire et extraordinaire d'un cristal non linéaire; et la figure 10 est une courbe représentant les valeurs de synchronisme de phase à mi-angle pour différents angles non-collinéaires. Les éléments similaires appartenant aux différentes figures sont désignés de façon identique. Description détaillée du mode de réalisation préféré. La figure 1 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique 10 sans rotateur. Cet oscillateur paramétrique optique 10 comprend un cristal non linéaire 12. Pour une interaction de type I (eoo) dans l'oscillateur paramétrique optique, le faisceau de pompe de la source de pompe 14 est polarisé dans le plan extraordinaire du cristal non linéaire 12. Le plan extraordinaire du cristal non linéaire 12 est un plan de rotation de l'axe optique c du cristal non linéaire 12, lorsqu'on fait tourner le cristal non linéaire 12 pour l'accorder à différents angles. Les faisceaux de signal et d'onde libre produits dans le cristal non linéaire 12 ont tous deux une polarisation ordinaire de sorte que leur polarisation est orthogonale au plan extraordinaire du cristal 12. Comme cela est représenté sur la figure 1, le plan extraordinaire du cristal 12 est représenté comme un cristal uniaxe dans lequel l'indice peut être ordinaire ou extraordinaire. Dans le cas de faisceaux à polarisation ordinaire, pour le signal et l'onde libre, il n'y a pas de relation angulaire avec l'indice parce que la polarisation du faisceau lumineux à l'intérieur du cristal est orthogonale à l'axe optique c du cristal 12. En faisant tourner le cristal 12 dans le plan extraordinaire, on change l'angle O entre la direction de propagation des faisceaux dans la cavité optique et l'axe optique c. Comme dans cette situation, le faisceau de pompe est polarisé dans le plan extraordinaire, la variation de l'angle 0 fait varier l'indice ne et donc la relation d'adaptation de phase kp= ks + ki. L'oscillateur paramétrique optique 10 utilise également un réseau 16 et un miroir d'accord 18 pour réinjecter un faisceau dans le cristal 12. Dans le mode de réalisation préféré, le faisceau de signal est réinjecté dans le cristal 12. En faisant tourner le miroir d'accord 18, les réflexions du premier ordre provenant du réseau 16 peuvent être renvoyées le long de l'axe de l'oscillateur paramétrique optique 10. Le miroir d'accord 18 et le miroir arrière 20 définissent la cavité de l'oscillateur paramétrique optique 10. Un faisceau de signal se réfléchit entre ces deux miroirs pour former l'interaction paramétrique dans le cristal non linéaire 12. Le cristal non linéaire 12 et le miroir d'accord 18 sont tous deux accordés de façon à ce que le faisceau de signal souhaité résonne dans le OPO 10. Les réflexions d'ordre zéro provenant du réseau de diffraction 16 constituent la sortie de l'OPO 10. Le plan de dispersion du réseau 16 est orthogonal au plan extraordinaire du cristal non linéaire 12. Cette orientation est utilisée parce que le faisceau du signal est polarisé de façon orthogonale au plan extraordinaire du cristal. Comme cela est représenté sur la figure 5 pour les longueurs d'onde de signal qui correspondent à la plage comprise entre 410 et 710 nm, le réseau est beaucoup plus efficace si le faisceau d'entrée est de polarisation perpendiculaire aux traits de diffraction 16a du réseau 16. Si le réseau 16 est disposé avec ses traits de diffraction perpendiculaires à la polarisation ordinaire du faisceau du signal, le plan de dispersion est orthogonal au plan extraordinaire du cristal non linéaire 12. Le miroir d'accord 18 est en pratique placé essentiellement au dessus du réseau 16. Comme cela est représenté sur la figure 1, la pompe provenant de la source de pompe 14 est envoyée à travers le cristal non linéaire en effectuant deux passages. Les miroirs 22 et 24 sont réfléchissants pour les longueurs d'onde du faisceau de pompe, et transmissifs pour les longueurs d'onde du signal. Le faisceau de pompe est réfléchi par le miroir 22 au travers du cristal non linéaire 12 vers le miroir 24, puis revient au travers du cristal non linéaire et du miroir 22 à la source de pompe 14. Le faisceau du signal passe au travers des miroirs 22 et 24 de façon à ce que le faisceau du signal résonne dans la cavité formée entre le miroir 20 et le miroir d'accord 18. Dans cette configuration, le OPO fournit une largeur de trait de l'ordre de 0,25 cm-1. Il est possible d'obtenir une largeur de trait inférieure à 0,1 cm-1 dans un résonateur à faibles pertes avec un seul réseau de diffraction et sans élargisseur de faisceau en faisant résonner le rayonnement du signal dans le plan extraordinaire du cristal. La figure 2 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique 26 comprenant un rotateur 28 et un réseau de diffraction 30. Le cristal non linéaire 32 est coupé pour une interaction de type I dans laquelle une pompe extraordinaire est convertie en faisceaux de signal et d'onde libre ordinaires. Cela signifie que la polarisation de la pompe arrivant dans le cristal non linéaire 32 est dans le plan extraordinaire, et que la polarisation du signal dans les faisceaux d'onde libre résultants est une polarisation ordinaire. La polarisation ordinaire a un vecteur de polarisation qui est orthogonal au plan extraordinaire défini dans le cristal non linéaire 32. Le rotateur 28 fait tourner la polarisation des faisceaux du signal et de l'onde libre de façon à ce que la polarisation du signal tourne de préférence dans le plan extraordinaire. Le réseau de diffraction 30 est disposé de façon à ce que son plan de dispersion soit dans le plan extraordinaire défini par le cristal 32. Le réseau 30 a des traits de diffraction perpendiculaires au plan extraordinaire du cristal non linéaire. Cela signifie qu'après rotation la polarisation des faisceaux du signal et de l'onde libre sont perpendiculaires aux traits de diffraction du réseau 30. Pour cette raison, le réseau de diffraction o10 30 présente une efficacité élevée. La figure 5 représente l'efficacité du réseau en fonction de la longueur d'onde pour différentes orientations de la polarisation d'un réseau holographique à 2400 traits/mm. Comme cela est représenté, la polarisation perpendiculaire offre une efficacité élevée dans la plage comprise entre 410 et 710 nm. En faisant tourner la polarisation du faisceau du signal, on peut utiliser l'orientation perpendiculaire aux traits de diffraction qui offre une efficacité élevée, pendant que le plan de dispersion du réseau est dans le plan extraordinaire défini par le cristal 32. Des modes de réalisation alternatifs pour l'élément optique 28 qui est utilisé pour faire tourner la polarisation des faisceaux de signal pourraient être une lame demi-onde d'ordre zéro, un rotateur de polarisation à 90 , ou un rotateur de faisceau à quartz. Comme cela est décrit ci-dessous, un cristal non linéaire 32 à faible angle d'acceptance du faisceau de pompe, tel qu'un cristal de BBO coupé pour des interactions de type I, diminue l'ouverture angulaire du gain paramétrique du signal dans le plan extraordinaire en présence d'un faisceau de pompe 1! divergent. Cette diminution de l'ouverture angulaire agit comme un filtre angulaire qui diminue la variation angulaire autour de l'axe de la cavité dans le plan extraordinaire sur le réseau 30 et diminue donc la variation de longueur d'onde du faisceau du signal. Le critère d'adaptation de phase est donné par kp = ks + ki. La désadaptation de phase est une perturbation de l'adaptation de phase exacte et peut s' écrire kp = ks + ki + Ak. La largeur à mi-hauteur du synchronisme en phase exprimé pour un cristal de longueur L peut être converti en un angle en tenant compte que Ak peut s'exprimer en termes de modification d'indice de la pompe et en conséquence en termes de modification angulaire pour le faisceau de pompe. Les équations donnant Ak nc attribué à l'effet de pompe collinéaire, Akdiverge attribué à la divergence du faisceau de pompe, et Aktotal sont fournies dans les équations 9 à 12. La présente invention peut également être utilisée pour une interaction de type II (interaction eoe) dans laquelle le faisceau réinjecté est le faisceau de polarisation ordinaire. Le BBO coupé pour une interaction de type II ne présente pas un angle d'acceptance aussi faible, et donc les avantages liés à la diminution de la largeur de trait ne sont pas aussi importants. En revenant à la figure 2, le OPO 26 a une source de pompe 36 qui fournit de préférence un rayonnement de pompe à 355 nm dirigé vers le cristal non linéaire 32 au moyen du miroir tournant 38 à 45 , qui est fortement réfléchissant pour le rayonnement de pompe à 355 nm et fortement transmissif pour le rayonnement du signal entre 410 et 710 nm. On fait tourner le cristal non linéaire 32 d'un angle 0 que fait l'axe optique ou l'axe c du cristal 32 avec l'axe 34 de la cavité de lOPO 26. Le plan de rotation du cristal 32 est désigné comme étant le plan cristallin extraordinaire du cristal non linéaire 32. La rotation du cristal non linéaire 32 dans le plan extraordinaire ne modifie pas l'indice qui est vu par les ondes ordinaires, car leur polarisation est orthogonale au plan extraordinaire. Le miroir 40 est un dichroïque à zéro degré qui rétro-réfléchit le rayonnement de la pompe et transmet le rayonnement du signal. Le faisceau de pompe crée une fluorescence paramétrique dans le cristal 32 et amplifie ensuite le signal qui résonne dans ce cristal pendant la durée de l'impulsion de la pompe. Le signal résultant résonne entre le miroir arrière 42 de la cavité et le miroir d'accord 44, qui sont tous deux des miroirs à large bande fortement réflecteurs entre 410 et 710 nm. Le signal est filtré spectralement deux fois à chaque passage par la réflexion du premier ordre du réseau de diffraction 30. Ce réseau 30 sert à coupler en sortie le rayonnement du signal à partir de la réflexion d'ordre zéro le long de 46. Une densité de gravure préférée du réseau pour obtenir une largeur de trait étroite est 2400 traits/mm et l'angle d'incidence préféré est 88,5 . Dans le mode de réalisation préféré, l'élément optique 28 est une lame d'onde d'ordre zéro insérée entre le réseau 30 et le rétro-réflecteur de pompe 40. Cette lame d'onde 28 fait tourner de 90 le vecteur de polarisation du signal entre le plan cristallin ordinaire et le plan extraordinaire du cristal. Le faisceau d'onde du signal revenant du réseau de diffraction est mis en rotation en sens contraire vers le plan ordinaire par action de la lame d'onde 28. Dans le mode de réalisation préféré, le cristal non linéaire est un cristal uniaxe en BBO coupé pour une interaction de type I. Le cristal en BBO est disponible auprès de Crystal Technology, Inc. située à Palo Alto, California. Les miroirs dichroïques, les rétro-réflecteurs, le miroir arrière, et la lame d'onde d'ordre zéro sont disponibles auprès de CVI, située à Albuquerque, New Mexico. Le réseau est disponible auprès de Instruments SA, située à Edison, New Jersey. Le miroir d'accord est disponible auprès de Newport Corp. située à Fountain Valley, California. Le laser de pompe est disponible auprès de Continuum, située à Santa Clara, California, ou de Spectra Physics Lasers, située à Mountain View, California. La figure 3 est une vue schématique d'un OPO comprenant un rotateur 28' et un réseau à montage de Littrow 50. Ce mode de réalisation est semblable au mode de réalisation représenté sur la figure 2; cependant, un réseau de diffraction à montage de Littrow 50 renvoie un ordre de diffraction vers l'OPO 52 et un miroir partiellement transmissif 54 produit le signal de sortie. Dans ce cas également, le rotateur 28' fait tourner l'orientation des faisceaux du signal de la polarisation orthogonale à l'axe extraordinaire à une polarisation dans l'axe extraordinaire, de façon à ce que le plan de dispersion du réseau 50 soit dans le plan extraordinaire du cristal non linéaire 32'. Les traits du réseau à montage de Littrow 50 sont orthogonaux aux polarisations du faisceau du signal, de façon à ce que l'efficacité du réseau à montage de Littrow 50 soit optimisée. La largeur de trait de l'OPO 52 obtenue avec le réseau à montage de Littrow n'est pas aussi étroite que la largeur de trait de l'OPO 26 décrit sur la figure 2. Cependant, en revenant à la figure 3, on peut dans cette configuration utiliser l'angle d'acceptance faible du cristal 32' dans le plan cristallin extraordinaire afin de rétrécir la largeur de trait à partir de l'autre orientation du réseau. Le réseau à montage de Littrow est disponible auprès de Instruments SA, située à Edison, New Jersey. Le miroir de transmission est disponible auprès de CVI, située à Albuquerque, New Mexico. La figure 4 est une vue schématique d'un o10 oscillateur paramétrique optique comprenant un rotateur 28'' et un prisme de Littrow 60. Le prisme de Littrow est un autre mode de réalisation permettant de faire revenir un ordre de diffraction du faisceau du signal dans l'OPO 58. Le prisme de Littrow est disponible auprès de CVI, située à Albuquerque, New Mexico. En revenant à la figure 2, le rotateur 28 n'a pas à faire tourner le faisceau du signal d'exactement 90 sur toute la plage de longueur d'ondes du signal. Une lame d'onde d'ordre zéro 28 peut être mise en oeuvre pour faire tourner de 90 la polarisation à une longueur d'onde centrale (par exemple 600 nm) située dans la plage des longueurs d'onde du signal de sortie comprise entre 410 et 710 nm. Les signaux dont la longueur d'onde est à une des deux extrémités de la plage de sortie n'auront pas une rotation d'exactement , de sorte que le faisceau du signal envoyé au réseau de diffraction 30 ne sera pas nécessairement polarisé dans le plan extraordinaire du cristal non linéaire 32. La polarisation présentera cependant une composante relativement importante dans ce plan, de sorte que le réseau 30 pourra offrir une certaine efficacité. En plus, il serait théoriquement possible d'orienter le plan de dispersion du réseau 30 selon une orientation qui n'est pas orthogonale au plan extraordinaire du cristal 32, tout en n'étant pas dans le plan extraordinaire. Si la polarisation du faisceau du signal était tournée pour obtenir une efficacité optimum du réseau, l'orientation du réseau permettrait un effet de rétrécissement partiel de la largeur de trait, comme résultat de la diminution de l'angle d'acceptance du cristal non linéaire 32 dans le plan extraordinaire. Cet effet partiel est moindre si le plan de dispersion du réseau est coplanaire au plan extraordinaire du cristal 32. L'effet de rétrécissement est en partie provoqué par le pompage non-collinéaire du cristal non linéaire. Le pompage non-collinéaire est décrit dans le Brevet Américain numéro 5 235 456 de Guyer et al. intitulé "Oscillateur paramétrique optique monomode longitudinal accordable à impulsions" qui est fourni ici à titre de référence. Un avantage du pompage non-collinéaire du cristal est que l'éloignement de l'onde de pompe par rapport à l'onde de signal est quelque peu compensé. Le pompage non-collinéaire diminue également l'angle d'acceptance du signal qui est défini comme la largeur à mi- hauteur angulaire du synchronisme de phase du signal avec une onde de pompe plane. Pour obtenir l'adaptation de phase collinéaire, l'angle d'acceptance du signal extérieur est de l'ordre de 6 milliradians. Ceci suppose une longueur d'interaction de 3 cm qui est réalisée dans notre système par le pompage bidirectionnel du cristal de 1,5 cm. Lorsque l'angle non-collinéaire augmente, l'angle d'acceptance du signal diminue. La figure 10 est une courbe théorique du synchronisme de phase à mi- angle pour différents angles non-collinéaires. La figure 6 est une vue schématique d'un oscillateur paramétrique optique 118 comprenant un rotateur 28''' et un réseau de diffraction 30''' dans lequel le chemin de la pompe 120 est non- collinéaire avec le chemin optique 122 du signal. Les miroirs dichroïques 38''' et 40''' sont légèrement inclinés par rapport aux orientations de la figure 2 de façon à ce que le chemin de la pompe 120 soit non-collinéaire au chemin optique 122 du signal. Le faisceau du signal i0 n'est pas affecté de façon significative par cette inclinaison car les miroirs 38''' et 40''' sont transmissifs à la longueur d'onde du signal. La figure 7 est une vue schématique latérale d'un oscillateur paramétrique optique 128 comprenant un rotateur 28'''' et un réseau de diffraction 30'''' dans lequel le chemin de la pompe 130 est non- collinéaire avec le chemin optique 132 du signal. Cette orientation est l'orientation non-collinéaire préférée dans laquelle le faisceau de l'onde de pompe sort du plan extraordinaire du cristal non- linéaire 32''''. Sur la figure 7, le plan extraordinaire du cristal non linéaire 32 ''' est orthogonal au plan de la figure. Dans un mode de réalisation préféré, le faisceau de pompe est décalé de 0,5 à 3,0 du plan extraordinaire du cristal non linéaire. Avec un angle d'orientation non-collinéaire de un degré, l'angle d'acceptance du signal extérieur est réduit à moins de 500 microradians. Les angles de diffraction et d'ouverture quand ils sont convolués avec l'angle d'acceptance sont limités par le filtrage angulaire effectué par le cristal. Cela entraîne ensuite une diminution de la largeur de trait. Par exemple, à 543 nm avec la cavité décrite ci-dessus, nous avions une pompe dont le ventre était de 1,5 mm et un signal correspondant dont le ventre était d'environ 0,36 mm. La durée de la pompe était approximativement de 7,0 ns largeur à mi-hauteur. L'impulsion de sortie mesurait 3,0 ns, ce qui nous donnait un temps de montée de l'oscillateur de 4,0 ns (durée de l'impulsion de pompe moins la durée de l'impulsion de sortie). L'angle de diffraction calculé dans ce cas était de 430 microradians et l'angle d'ouverture de 278 microradians. Nos calculs montrent que si nous avions utilisé un pompage collinéaire, la largeur de trait aurait été de 0,29 cm-1 sans résonance extraordinaire. La géométrie de pompage non-collinéaire de un degré diminue la largeur de trait à une valeur théorique de 0,24 cm-1 sans résonance extraordinaire. Notre largeur de trait expérimentale mesurait 0,25 cm-1 sans résonance extraordinaire (tableau A, essai 1). Par la résonance extraordinaire obtenue en utilisant le rotateur 28 ''' et l'orientation du réseau de 30 ' ''', comme cela est décrit ci-dessus en relation avec la figure 2 et comme cela est représenté sur la figure 7, on peut rendre plus étroite encore la largeur de trait. Le cristal nonlinéaire 32'''' est orienté de façon à ce que la cavité résonne dans le plan cristallin extraordinaire (le plan de dispersion du réseau de diffraction est alors coplanaire avec le plan cristallin extraordinaire). Comme cela a été exposé ci- dessus, la lame demi-onde d'ordre zéro disposée entre le cristal 32' ' ' ' et le réseau de diffraction 30 '.. fait tourner le vecteur de polarisation de l'onde de signal de façon à ce que son orientation soit correcte pour obtenir une efficacité de diffraction du réseau élevée tout en restant une onde ordinaire pendant sa propagation à travers le cristal 32''''. Dans la plage d'accord, la largeur de trait est inférieure à 0,1 cm-1. L'avantage de ce système est de produire une largeur de trait étroite avec une cavité simple. En plus, le cristal non linéaire peut être pompé à un niveau de fonctionnement offrant une bonne sécurité. Le tableau A donne les résultats expérimentaux obtenus avec les OPOs. Ces résultats utilisent le pompage non-collinéaire. L'oscillateur utilisé dans les 6 expérimentations avait une longueur de 15 cm et comprend un miroir fortement réfléchissant, un cristal de BBO de 15 mm, un réseau de diffraction à 2400 traits/mm et un miroir d'accord. Le cristal BBO est pompé de façon bidirectionnelle, ce qui augmente efficacement la longueur d'interaction dans le cristal et diminue ainsi le seuil d'oscillation de l'OPO. L'OPO est pompé typiquement avec une énergie de 60 mj à 355 nm et l'on extrait approximativement 2 à 3 millijoules de la reflexion d'ordre zéro du réseau. L'essai 1 effectuée sans résonance extraordinaire produit une largeur de trait mesurée de 0,25 cm-1. Dans l'essai 2, on a ajouté un élargisseur de faisceau à prisme hexagonal. L'élargisseur de faisceau à prisme hexagonal a fourni un grossissement de 11 et a augmenté la longueur de la cavité à 30 cm. Tableau A Essai 1 2 3 4 5 6 Polarisation Onde ordinaire Onde ordinaire Onde extraordinaire Onde extraordinaire Onde extraordinaire Onde extraordinaire Réseau Simple 2400 Simple 2400 Simple 2400 Simple 2400 Simple 2400 Simple 2400 Elargisseur de faisceau sans 6 prisme sans sans sans sans Longueur de cavité (cm) 15 30 15 15 15 15 A (deg) 88 84,75 88,4 88,4 88,4 88,4 Longueur d'onde (nm) 543 594 480 500 600 700 Taille de la tache de pompe (cm) 0,15 0,15 0,15 0,15 0,15 0,15 Taille de la tache du signal (cm) 0,036 0,048 0,036 0,036 0,036 0,036 Angle de diffraction (microrad) 430 34 380 400 510 630 Angle d'ouverture (mlcrorad) 278 44 278 278 278 278 Angle d'acceptance (microrad) 536 668 108 111 120 127 Largeur de trait mesurée (cm-1) 0,25 0,07 0,08 0,08 0,08 0,04 Largeur de trait calculée (cm-11) 0,240,08 0,09 0,09 0,06 0,05, Largeur de trait calculée (cm-1) 0,24 0,08 0,09 0,09 0,06 0,05 b L'angle d'incidence sur le réseau a été modifié à 84,75 degrés pour compenser les pertes supplémentaires amenées par les réflexions produites par les prismes et l'augmentation du seuil causée par la longueur supplémentaire de la cavité. Les tailles de tache de la pompe et du signal étaient respectivement de 1,5 mm et 0,48 mm. La largeur de trait a diminué à une valeur mesurée de 0,07 cm-1. L'angle de diffraction calculé est de 34 microradians et l'angle d'ouverture est de 44 microradians, ce qui donne une valeur calculée de 0,08 cm-1. Quand on utilise l'élargisseur de faisceau, les angles de diffraction et d'ouverture sont diminués par le grossissement des prismes jusqu'à des valeurs très inférieures à l'angle d'acceptance du cristal de sorte que l'interaction du cristal a peu d'effet dans ce cas. Un problème dans l'utilisation d'un élargisseur de faisceau est que la taille du faisceau de sortie est augmentée dans le plan du grossissement parce que le couplage de sortie s'effectue par reflexion d'ordre zéro du réseau. Un autre inconvénient de l'élargisseur de faisceau est que l'énergie de la pompe doit être augmentée jusqu'à un niveau qui peut endommager le cristal et les optiques intracavité. L'augmentation du niveau de pompe dans ce cas a été jusqu'à 50% supérieure aux cas n'utilisant pas l'élargisseur de faisceau. Les essais 3 à 6 du tableau A montrent nos résultats pour la résonance extraordinaire. La largeur de trait a été réduite d'au moins un facteur sur trois par rapport à la première configuration de diffraction à incidence rasante (Essai 1). Dans la plage d'accord, la largeur de trait est inférieure à 0,1 cm-1. La figure 8 représente une mesure typique de la largeur de trait moyennée sur cent prises de mesures En utilisant la résonance extraordinaire, on peut produire une largeur de trait étroite dans une cavité simple dans laquelle le cristal peut être pompé à un niveau de fonctionnement offrant une bonne sécurité. Nous allons maintenant présenter l'analyse que nous faisons du fonctionnement de cet oscillateur. Si l'ouverture angulaire du gain paramétrique du signal est maintenue à une valeur inférieure à celle du système résonnant ordinaire, on aura une diminution supplémentaire de la largeur de trait. Comme cela a été mentionné précédemment, la géométrie de pompe non- collinéaire diminue l'angle d'acceptance du signal et donc la largeur de trait. Cette diminution de l'angle d'acceptance du signal est isotropique dans l'hypothèse d'une onde de pompe plane parce que dans l'interaction de type I, le signal est une onde de polarisation ordinaire. Le k-vecteur du signal tourne simplement symétriquement autour du k-vecteur de la pompe. Cela implique que le pompage non- collinéaire dans le plan ordinaire ou dans le plan extraordinaire devrait faire diminuer de façon égale la largeur de trait en comparaison avec le pompage collinéaire. Cependant, si le faisceau de pompe n'est pas une onde plane, la diminution de l'angle d'acceptance est plus importante dans le plan extraordinaire parce qu'il y a une désadaptation de phase supplémentaire Ak liée à la dispersion angulaire de l'indice de la pompe, 6n3(0)/60. En particulier, le BBO a une dispersion d'indice 6n3/60 élevée de telle sorte que la divergence du faisceau de pompe fait diminuer efficacement l'ouverture angulaire. Sur la figure 9, nous traçons la courbe des valeurs théoriques des angles d'acceptance ordinaire et extraordinaire. Les angles de diffraction et de cavité sont donc supposés être encore limités dans le plan extraordinaire par cette désadaptation de phase supplémentaire. Dans le plan ordinaire, ân3/6e est égal à zéro de sorte que la divergence de la pompe ne fait pas diminuer l'angle d'acceptance de l'onde de signal. L'orientation dans laquelle le cristal se trouve par rapport au plan tangentiel du système (le plan de dispersion du réseau) est donc critique pour obtenir un fonctionnement avec une largeur de trait étroite. En résumé, le gain paramétrique du signal est restreint à un faible angle d'acceptance au moyen d'une combinaison du pompage non-collinéaire et de la dispersion angulaire intrinsèquement élevée de l'onde extraordinaire dans le BBO. Le modèle de l'oscillateur paramétrique optique utilisant la résonance extraordinaire examinée ci- dessous suppose que l'effet de rétrécissement de la largeur de trait est dû à la combinaison de la résonance extraordinaire et du pompage non-collinéaire. Ce modèle est une adaptation de l'analyse du résonateur à diffraction de Littrow selon Brosnan et Byer, dans IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 15, p. 415, incorporé ici à titre de référence. Cette analyse a été modifiée pour accepter des configurations à résonateur de diffraction à incidence rasante. Nous calculons en premier lieu les angles de diffraction et d'ouverture définis dans le texte, puis la largeur de trait de l'OPO. Nous considérons ensuite les effets de rétrécissement de trait liés aux propriétés d'adaptation de phase du cristal, à savoir le pompage non-collinéaire et la divergence du faisceau de pompe. L'angle de diffraction est donné par: \Ctd4 D.. im w dans laquelle Xs est la longueur d'onde du signal, M est le grossissement de l'élargisseur de faisceau, L est la longueur de la cavité, et ws est la taille de la tache de résonance. Cette taille de tache de résonance est typiquement 20 à 30% de celle du ventre de la pompe. La dispersion du réseau est: d,/da =,(COSa)/(sina+sin) (2) o10 dans laquelle a est l'angle d'incidence sur le réseau et 3 est l'angle diffracté. Pour la disposition en réseau de Moya (figures 2, 6 et 7), nous devons tenir compte de l'augmentation de dispersion dûe à de multiples réflexions sur le réseau. Le terme r est le nombre de réflexions sur le réseau par trajet d'aller- retour dans la cavité et est égal à 2 pour les configurations à incidence rasante sur le réseau. En prenant da égal à AGd, la largeur de trait de diffraction a mi-hauteur en nombre de longueurs d'onde est alors donnée par: AVD = (21n2) '2/(ds/d)(I/r)(1I/)(Acad) (3) Le terme d'ouverture vient en considérant le ventre de la pompe et les rayons qui sont réfléchis par le réseau et reviennent dans le volume de la pompe. Ces rayons sont composés de longueurs d'onde en dehors de la résonance et qui sont amplifiées dans le milieu qui présente un gain. Pour un décalage en longueur d'onde donné AR par rapport à la longueur d'onde de résonance, l'angle Aaq de la qième réflexion du réseau par rapport à l'axe du résonnateur est: Aaq =(nS. cosa)q (4) Le ventre de la pompe Wp détermine la largeur d'ouverture du gain du décalage de longueur d'onde en dehors de l'axe. Pour un ventre de pompe, une longueur de cavité et un grossissement donnés, il existe un angle de réflexion initial du réseau de la cavité (q=l) qui reste dans la région du gain pendant la sommation des multiples passes de diffraction. C'est ce que nous appelons l'angle d'ouverture: Aal = Aa = 2w p/MLp(p+l) (5) dans laquelle p est le nombre de passes de diffraction pendant le temps de montée r de l'OPO et est égal à cTr/2L. Notons de nouveau que r égale deux parce qu'il y a deux réflexions du réseau par aller-retour pour un oscillateur de Moya. Le temps de montée est en gros égal à la durée de l'impulsion de pompe moins la largeur d'impulsion de l'OPO. L'angle d'ouverture peut s'exprimer en termes des paramètres du réseau si nous posons q=l dans l'équation 4: Aa = (nA/ cosa) (6) En réarrangeant les termes de l'équation (6), la largeur de trait de l'ouverture à mi- hauteur en nombre de longueurs d'onde peut s'exprimer comme suit: AVa =(212)1 2 (cosa/n) (1/3) (Aaa) (7) La largeur de trait totale rétrécie de l'OPO est ainsi la somme des termes de diffraction et d'ouverture: AVG = VD + AVA (8) La largeur de trait peut être encore diminuée en restreignant par le gain les angles d'ouverture et de diffraction. Ceci est effectué en diminuant l'angle d'acceptance du signal de façon à ce que le gain paramétrique angulaire du cristal limite efficacement les angles de diffraction et d'ouverture. L'angle d'acceptance peut être diminué de deux manières: 1) si le cristal est pompé selon une géométrie non- collinéaire, l'angle d'acceptance du signal diminue, et 2) l'angle d'acceptance du signal dans le plan extraordinaire diminue en présence d'une onde de pompe divergente. En premier lieu, l'effet non-collinéaire est calculé en résolvant une expression géométrique simple pour l'interaction non-collinéaire. Les k-vecteurs de pompe, du signal et de l'onde libre sont adaptés en phase si: K2 + K -2Kp K cosp = î2 (9) dans laquelle est l'angle non-collinéaire entre l'onde de signal et l'onde de pompe. Une désadaptation de phase (Ak) se produit si l'angle non-collinéaire est modifié de A+, toutes choses restant égales par ailleurs. En conséquence, la désadaptation associée à une modification angulaire du signal est donnée par: IKYC = [K' + K - 2KpK cos (O -A>)]- Ki (10) La divergence du faisceau de l'onde de pompe ajoute un autre terme de désadaptation de phase dans le plan extraordinaire. gD!i2RGEF M l3(0) k3 ao dans laquelle AO est l'écart angulaire du faisceau de pompe par rapport à l'angle du cristal à adaptation exacte de phase et k3 est la longueur d'onde de la pompe. Le terme 6n3(8)/60 est la modification de l'indice de l'onde de pompe par rapport à la modification d'angle dans le plan extraordinaire et est égal à zéro dans le plan ordinaire. La désadaptation totale est la somme des deux termes: AKrorAL =AKNc + AKDf; oGE (12) En conséquence, il se produit dans le plan extraordinaire un rétrécissement supplémentaire de l'angle d'acceptance à cause de la divergence du faisceau de pompe. L'angle d'acceptance du signal est calculé numériquement en faisant varier à la fois AO et AD de façon égale et en ajoutant les deux désadaptations pour chaque incrément angulaire. L'expression du synchronisme de phase est en un point à mi-puissance quand: AKTroT.4L = L=2F (13) dans laquelle L est la longueur du cristal. Dans tous les systèmes à laser, le faisceau de pompe a une divergence finie. Si la vitesse de variation angulaire de l'indice de réfraction de l'onde de pompe extraordinaire est importante, la désadaptation de moment (Ak) sera alors significative. Habituellement, une désadaptation de moment n'est pas souhaitable parce qu'elle inhibe le gain, cependant si le niveau d'excitation non linéaire du matériau est suffisamment élevé, une partie du gain peut alors être sacrifiée si le spectre angulaire est réduit suffisamment pour limiter la largeur de trait du système. Pour calculer la largeur de trait totale de i'OPO dans le cas d'un pompage non-collinéaire et d'une divergence de faisceau, on effectue une convolution des angles de diffraction et d'ouverture avec les angles10 d'acceptance du signal extraordinaire et ordinaire pour aboutir à des largeurs de trait du système dans les cas ordinaire et extraordinaire. Différents détails de réalisation et de mise en oeuvre du procédé sont simplement donnés à titre d'explication de la présente invention. On comprendra que différentes modifications de détail peuvent rester dans le domaine de la présente invention, qui ne doit être limitée que par les revendications jointes. Revendications 1. Oscillateur paramétrique optique comprenant: une cavité optique définie entre deux éléments réfléchissants; un cristal optiquement non linéaire ayant un plan extraordinaire, ledit cristal non linéaire étant placé dans la cavité optique et étant adapté de façon à créer un faisceau résultant à la polarisation ordinaire en réponse à un faisceau de pompe à polarisation extraordinaire, ledit faisceau résultant ayant une longueur d'onde différente de celle du faisceau de pompe; un réseau dans ladite cavité optique, ledit réseau de diffraction étant centré de façon à ce que le plan de dispersion du réseau ne soit pas orthogonal au plan extraordinaire du cristal non linéaire; et un élément optique dans la cavité optique adapté de façon à faire tourner la polarisation du faisceau résultant à partir de la polarisation ordinaire. 2. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel la cavité optique est centrée de façon à ce que le faisceau de pompe et le faisceau résultant soient non-collinéaires. 3. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel le réseau est centré de façon à ce que le plan de dispersion du réseau de diffraction soit essentiellement coplanaire avec le plan extraordinaire du cristal non linéaire. 4. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 3, dans lequel l'élément optique dans la cavité optique est adapté de façon à faire tourner le vecteur de polarisation du faisceau résultant à partir de la polarisation ordinaire essentiellement vers le plan de polarisation extraordinaire du cristal. 5. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel l'élément optique est une lame demi-onde d'ordre zéro. 6. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel ledit réseau est un réseau de diffraction et dans lequel lesdits éléments réfléchissants sont constitués d'un miroir arrière et d'un miroir d'accord dans le plan de dispersion du réseau de diffraction, ledit réseau de diffraction dispersant les faisceaux résultants en différents ordres, un de ces ordres étant une sortie et le miroir d'accord étant disposé de façon à réfléchir un autre de ces ordres en arrière vers le cristal non linéaire. 7. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel ledit réseau est un réseau à montage de Littrow, dans lequel la cavité optique est constituée entre le réseau à montage de Littrow et un miroir partiellement transmissif, dans lequel le réseau à montage de Littrow est centré de façon à ce que le plan de dispersion du réseau ne soit pas orthogonal au plan extraordinaire du cristal non linéaire. 8. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel le cristal non linéaire a un faible angle d'acceptance dans le plan extraordinaire. 9. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 8, dans lequel le cristal non linéaire est un cristal de BBO. 10. Oscillateur paramétrique optique selon la revendication 1, dans lequel le réseau a des traits de diffraction essentiellement orthogonaux au plan extraordinaire.