Thèse. La faculté des sciences et techniques de l'université de Rouen. Docteur de l'université de Rouen

Transcription

1 Thèse présentée devant La faculté des sciences et techniques de l'université de Rouen Pour obtenir le grade de Docteur de l'université de Rouen Mention : PHYSIQUE-OPTRONIQUE par Ammar Hideur Etude et réalisation de lasers à bre de puissance Soutenue le 14 décembre 2001 devant la Commission d'examen : M. LEDOUX Professeur à l'université de Rouen Président P. GEORGES Directeur de recherche CNRS à l'iota Rapporteur P. NIAY Professeur à l'université de Lille Rapporteur Y. JAOUËN Ingénieur responsable R&D à Keopsys Examinateur T. CHARTIER Maître de conférences à l'université de Rouen Examinateur J. Y. ALLAIN Ingénieur de recherche à Keopsys Examinateur F. SANCHEZ Professeur à l'université d'angers Directeur de thèse

2 ii

3 Ce travail de thèse a été eectué au sein du Groupe d'optique et d'optronique (G2O) de l'umr CORIA à l'université de Rouen de novembre 1998 à décembre Je tiens tout d'abord à remercier chaleureusement François SANCHEZ qui a encadré ce travail de thèse tout au long de ces trois années. J'ai particulièrement apprécié ces encouragements, sa disponibilité et ses précieux conseils techniques. Sa passion contagieuse pour la recherche ainsi que sa bonne humeur quotidienne ont rendu ses trois années très agréables. Je suis également très reconnaissant envers Michel LEDOUX pour sa conance et son intérêt pour ce travail, et pour avoir accepté de présider le jury de thèse. Ce travail de thèse n'aurait pas été possible sans le soutien de Cafer ÖZKUL, directeur du Groupe d'optique et d'optronique, et de Michel TRINITE, ex-directeur de l'umr 6614, qui m'ont oert la possibilité de travailler dans un environnement de recherche de haut niveau, je les en remercie vivement. Je tiens à exprimer ma reconnaissance à Pierre NIAY et Patrick GEORGES, rapporteurs de cette thèse, pour la lecture détaillée du manuscrit et pour la pertinence de leurs remarques. Je remercie Yves JAOUËN et Jean-Yves ALLAIN pour leur participation au jury de thèse et, à travers eux, toutes les personnes que j'ai rencontré à Keopsys à commencer par le directeur Marc LE FLOHIC, Sylvain BORDAIS, Gilles RECOQUE et Pascal VOLUER. Je tiens à présenter ma profonde gratitude à Thierry CHARTIER avec lequel j'ai travaillé durant toute la durée de la thèse. Son expérience dans le domaine des lasers à bre, sa bonne humeur quotidienne et sa disponibilité m'ont été fort bénéques. Merci aussi d'avoir accepté de faire partie du jury. Ce travail de thèse a largement bénécié des compétences et du soutien de Marc BRUNEL, je tiens à lui exprimer ma profonde reconnaissance et ma sincère admiration. Je tiens à remercier Frédéric DRUON et à travers lui toute l'équipe du laboratoire Charles Fabry de l'institut d'optique pour les conseils précieux sur les lasers à impulsions courtes. Je tiens aussi à remercier Cathy SIMON pour avoir lu et relu mon manuscrit de thèse. Ce travail a également bénécié des compétences et du soutien de mes collègues et amis du G2O, Gilles MARTEL, Denis LEBRUN, Nicole ANTHORE, Kamel AIT- AMEUR, Michael FROMAGER, Dalila AMROUN, Sébastien COETMELLEC, Mokrane MALEK, Bülend ORTAC, Stéphane LOUIS, Christophe LABBE, Cristina BU- RAGA, Valérie DUPRAY, Kamel AMARA et Samir BELAID, je les en remercie vivement.

4 iv Je tiens à remercier Mohammed SALHI et Jorey BOSTEL, les deux étudiants que j'ai encadré, pour leur bonne humeur et pour le travail remarquable qu'ils ont eectué. Ma reconnaissance va aussi à mes amis, Sylver ADELINE, Kahina CHEBLI, Patricia LE NAHENEC, Joachim SCHREIBER, Georges HUMBER, Khaled GHER- ZOULI, Rak MALKI, Abdellah HADJADJ, Sébastien ADAMS, Youssouf SAIDALI, Samy EL-KAHLOUD et Fatime EL MATOUAT, pour leur soutien. Au cours de ces trois années, j'ai particulièrement apprécié la qualité du travail eectué par les diérentes équipes du laboratoire, notamment Robert SIMON (atelier), Mathieu CLAVIER (informatique), Jean-Claude GOULET (électronique), Marie-Françoise BION (secrétariat) et Thierry BESSAC (comptabilité), à travers eux je tiens à exprimer ma sincère sympathie à tout le personnel technique de l'unité. Enn, je remercie toute ma famille pour m'avoir toujours soutenu, et cette thèse lui est dédiée.

5 Table des matières Introduction 1 1 L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium La structure double gaine Principe Evolution de la structure des bres double gaine La bre double gaine rectangulaire La technique d'injection par une encoche L'ion ytterbium L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Les eets non-linéaires dans les bres optiques La diusion Brillouin stimulée La diusion Raman Eet Kerr Conclusion Eets combinés de la cavité et des non-linéarités La cavité laser Couplage de sortie Etude de la dynamique La cavité large bande La cavité avec réseau de Bragg Inuence de la sélection spectrale de la cavité Conclusion Suppression de l'émission Brillouin Introduction Le laser en anneau bidirectionnel Le laser en anneau unidirectionnel Le laser à bre accordable Conclusions Génération d'impulsions sub-picosecondes Principe du verrouillage de modes passif dans les lasers à bre État de l'art Le verrouillage de modes par rotation non linéaire de la polarisation Le laser à bre dopée ytterbium en régime à verrouillage de modes Le montage expérimental Fonctionnement en verrouillage de modes v

6 vi TABLE DES MATIÈRES Eet du couplage de sortie Les diérents régimes de fonctionnement Compression des impulsions État de l'art La dispersion de vitesse de groupe dans les bres optiques Compensation de la dispersion par une paire de réseaux Le Laser à bre dopée ytterbium en régime sub-picoseconde Introduction Montage expérimental Régime "soliton" perturbé : les bandes latérales Filtrage spectral Régime à "impulsion étirée" conclusions et perspectives Conclusions et perspectives 107 Publications et conférences de l'auteur 111 Bibliographie 159

7 Liste des gures 1.1 Laser à bre pompé par diode en cavité Fabry-Perot Structure typique d'une FDG circulaire à saut d'indice (a) et prol de l'indice de réfraction (b). n c est indice du c ur, n g1 l'indice de la première gaine et n g2 l'indice de la gaine externe Pompage d'une bre double gaine par une diode laser multimode de puissance Propagation des rayons lumineux dans une FDG circulaire. (a) rayon méridional et (b) rayon hélicoïdal (a) FDG circulaire avec le c ur décalé et (b) FDG rectangulaire Analyse de l'évolution d'un rayon dans une bre rectangulaire Les diérentes techniques d'injection dans les bres double-gaine. (a) pompage longitudinal par un bout de la bre et (b) pompage transversal à travers un prisme (c) pompage à travers un coupleurs multimode Technique d'injection transversale à travers une encoche Niveaux d'énergie de l'ion Ytterbium Sections ecaces d'absorption et d'émission de l'ion ytterbium dans une matrice silice codopée germanium Montage expérimental de la source de uorescence Puissance de uorescence dans les directions co-propagative et contra-propagative en fonction de la puissance de pompe Spectre de uorescence de la bre double gaine dopée à l'ytterbium Evolutions temporelles des intensités Stokes et pompe sans (a et b) et avec (c et d) réexion sur les bouts de bre pour des pertes de la bre telles que αl = 0.15 (d'après la référence [65]) Laser à bre en cavité Fabry-Perot (a) et en cavité en anneau (b). Le miroir M 1 est totalement rééchissant et M 2 partiellement rééchissant à la longueur d'onde laser Montage expérimental pour l'étude de l'inuence du couplage de sortie Puissance de sortie en fonction de R eq pour diérents taux de pompage Schéma du montage de la cavité large bande Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompe dans la cavité à fortes pertes Allure temporelle de l'intensité laser (a) et détail d'une impulsion (b), pour une puissance pompe de 300 mw dans la cavité Rmax-4 % Spectre basses fréquences (a) et spectre optique (b), pour une puissance pompe de 300 mw dans la cavité Rmax-4 % Allure temporelle de l'intensité laser (a) et détail d'une impulsion géante (b) pour une puissance pompe de 450 mw, dans la cavité Rmax-4 % vii

8 viii LISTE DES FIGURES 2.9 Spectre basses fréquences (a) et spectre optique (b), pour une puissance pompe de 550 mw dans la cavité Rmax-4 % Allure temporelle (a) et spectre optique (b) pour une puissance de pompage de 1.1 W dans la cavité à fortes pertes Puissances laser et Raman mesurées en sortie de la cavité à fortes pertes (a) Signal temporel pour diérentes valeurs de la puissance de pompage, (b) spectre optique pour une puissance pompe de 500 mw et (c) caractéristique en puissance de la cavité Rmax-80% Schéma de montage du laser à bre avec réseau de Bragg Evolution temporelle de l'intensité laser pour une puissance pompe de (a) 1 W et (b) 1.5 W Détail d'une impulsion géante pour une puissance pompe de (a) 1.25 W et (b) 2 W Spectre optique du laser pour une puissance pompe de (a) 1 W et (b) 1.75 W. L'encart représente le spectre optique en échelle logarithmique Evolution de l'allure temporelle en fonction de la puissance de pompe. (a) P p = 0.5 W, (b) P p = 0.95 W, (c) P p = 1.6 W, (d) P p = 3.25 W Evolution du spectre optique en fonction de la puissance de pompe. (a) P p = 0.5 W, (b) P p = 0.95 W, (c) P p = 1.6 W, (d) P p = 3.25 W Schéma du montage du laser accordable avec un réseau de diraction Spectre optique du laser dans la cavité composée d'un réseau de diraction et les 4 % de réexion de Fresnel pour une puissance pompe de (a) 230 mw et (b) 400 mw Puissance de sortie en fonction de la longueur d'onde du laser à bre double gaine dopée à l'ytterbium en cavité Fabry-Perot pour une puissance pompe de 3.7 W Schéma du laser à bre double gaine dopée ytterbium en cavité en anneau Allure temporelle de l'intensité laser dans la cavité en anneau unidirectionnelle Puissance laser en fonction de la puissance pompe pour diérents coecients de couplage Spectres optiques du signal de sortie du laser en anneau unidirectionnel avec le couplage vers l'extérieur de 70 % pour une puissance de pompe de (a) 1.3 W et (b) 3 W Schéma expérimental du laser en anneau accordable Spectre optique typique du laser Evolution du spectre optique du laser en fonction de sa longueur d'onde de fonctionnement Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompage pour diérents coecients de couplage de sortie Evolution de la puissance de sortie en fonction de la longueur d'onde pour le couplage de sortie de 70 % et une puissance de pompage de 3.7 W Schéma de montage d'une cavité à verrouillage de modes par couplage de deux cavités Laser à verrouillage de modes par addition d'impulsions avec un interféromètre non-linéaire de Sagnac Laser à bre avec un miroir à boucle non-linéaire amplicatrice en congurations (a) linéaire et (b) en anneau

9 LISTE DES FIGURES ix 3.4 Les lasers à bre à verrouillage de modes par rotation non-linéaire de polarisation en cavité linéaire (a) et en anneau (b) Schéma de principe de la technique de verrouillage de modes par la RNLP Discrimination d'intensité par la birefringence non-linéaire dans une bre optique. (a) montage expérimental et (b) eet de la discrimination en intensité sur une impulsion Evolution de la transmission à travers le polariseur en fonction de l'angle θ pour diérentes valeurs de la puissance d'entrée Montage expérimental du laser à bre double gaine dopée ytterbium à verrouillage de modes par rotation non linéaire de la polarisation Allure temporelle et spectre basse fréquence de l'intensité laser Trace d'autocorrélation (a) et spectre optique (b) pour un couplage de sortie de 90% et une puissance de pompage de 3.75 W La trace d'autocorrélation (a) et le spectre optique (b) pour un couplage de sortie de 70 % et un pompage de 3.5 W La trace d'autocorrélation (a) et le spectre optique (b) pour un couplage de sortie de 30% et une puissance pompe de 3.5 W Les diérents régimes de fonctionnement du laser en fonction des angles d'orientation des deux lames demi-onde θ 1 et θ 2 pour un pompage de 2.75 W. ML : verrouillage de modes θ 1 = 20 et θ 2 = 30.(a) puissance de sortie en fonction de la puissance de pompage du laser en régime continu et (b) spectre optique correspondant θ 1 = θ 2 = 0. (a) caractéristique en puissance du laser dans le cas d'une croissance (lignes continues) et décroissance (lignes discontinues) de la puissance de pompage. (b) allure temporelle de l'intensité de sortie en régime déclenché et (c) spectre optique correspondant θ 1 = 20 et θ 2 = 0. (a) caractéristique en puissance de sortie du laser en régime à verrouillage de modes (lignes continues) et en régime continu (lignes discontinues). (b) Spectre typique en régime à verrouillage de modes (lignes continues) et en régime déclenché (lignes discontinues) θ 1 = 45 et θ 2 = 0. (a) allure temporelle du signal de sortie en régime instable et (b) spectre optique correspondant Fonctionnement en régime déclenché à verrouillage de modes : (a) allure d'une impulsion et (b) spectre optique Dispersion dans une bre silice monomode. Dmat est la dispersion du matériaux, Dgui la dispersion du guide et Dtot la dispersion totale de la bre Schéma d'une paire de réseaux de compression (a) principe et (b) paramètres du calcul de la dispersion Montage expérimental du laser à bre à verrouillage de modes avec compensation de dispersion intra-cavité. Le schéma du montage de la paire de réseaux de compression est présenté sur l'encart Spectre optique et trace d'autocorrélation pour une distance entre les réseaux de 3.8 cm Décalage en longueur d'onde au carré en fonction de l'ordre des bandes latérales pour d 0 =3.8 cm et une puissance pompe de 2.2 W Trace d'autocorrélation (a) et spectre optique (b) des impulsions pour une distance entre les réseaux de 3 cm

10 x LISTE DES FIGURES 3.25 Spectre optique (a) et trace d'autocorrélation (a) des impulsions pour d 0 = 2.5 cm (a) Spectre optique et (b) trace d'autocorrélation des impulsions pour d 0 = 2.5 cm pour une plus grande ouverture de la fente de ltrage

11 Liste des tableaux 1.1 Conguration électronique de l'atome et de l'ion ytterbium Caractéristiques optiques de l'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Fonctions et largeurs d'autocorrélation du second ordre d'après la référence [190]. t et ν sont les largeurs à mi-hauteur temporelle et spectrale respectivement. τ p et τ G sont les largeurs à mi-hauteur de l'éclairement et de la fonction d'autocorrélation respectivement xi

12

13 Introduction La faisabilité des lasers à bre a été démontrée dès le début des années soixante [1], en dopant des matrices de verre avec des ions de terres rares. Très rapidement un laser à bre dopée néodyme pompé par lampe ash a été réalisé [2]. Dans ces travaux, des bres multimodes dopées aux ions néodyme ont été utilisées à cause du rendement laser élevé du néodyme. Durant les deux décennies qui ont suivi peu de travaux ont été publiés sur les lasers à bre à cause des pertes considérables des bres optiques et des rendements de pompage médiocres par les lampes ash. Ce n'est qu'au milieu des années quatre vingt, lorsque le processus de fabrication des bres est mieux contrôlé et que la technologie des diodes laser a atteint une maturité suf- sante que l'intérêt des lasers à bre est devenu apparent. En eet, en 1985 et pour la première fois, Poole et al. réussissent à incorporer des ions de terres rares dans des bres optiques monomodes [3]. Ils réalisent ainsi le premier laser à bre monomode dopée néodyme pompé par diode avec un seuil inférieur à 1 mw [4]. Depuis, des lasers à bre dopée avec diérents ions de terres rares tels que l'holmium [5, 6], le thulium [7, 8], le praséodyme [9] ou l'ytterbium [10, 11] ont été réalisés. En particulier, la démonstration de l'amplicateur à bre dopée erbium fonctionnant autour de 1.55 µm en 1987 a apporté un progrès signicatif dans le domaine des télécommunications optiques [12]. Il s'en est suivi un intérêt particulier pour les lasers et les amplicateurs à bre dopée erbium, ce qui n'a pas empêché le développement d'autres sources laser à d'autres longueurs d'onde. Parmi les avantages des lasers à bre on peut citer leur excellente dissipation thermique, les procédures simples de dopage des bres optiques et leur compatibilité pour un pompage avec des diodes laser monomodes, ce qui en font des dispositifs très compacts. Le connement de l'énergie optique sur de grandes longueurs d'interaction permet des gains élevés. Les lasers à bre présentent de larges bandes de gain du fait de l'élargissement inhomogène dans les verres, ce qui permet la réalisation de sources accordables ou la génération d'impulsions ultracourtes. Ils sont faciles à régler car la bre constitue un guide pour l'onde laser et élimine ainsi les eets de diraction. De plus, la disponibilité de composants optiques à bre minimise la nécessité d'utiliser des éléments optiques massifs et donc les problèmes d'alignement mécanique. Diérentes cavités optiques peuvent être construites très facilement telles que la cavité Fabry-Perot, la cavité en anneau ou la combinaison des deux. Un autre avantage des lasers à bre provient de la possibilité d'exploitation des eets non-linéaires 1

14 2 Introduction dans les bres optiques pour la génération de nouvelles longueurs d'ondes (eets Raman et Brillouin) ou le verrouillage de modes (eet Kerr). En plus du fonctionnement en continu, les lasers à bre peuvent être utilisés en régime de blocage de modes ou en régime déclenché pour générer des impulsions plus au moins courtes. Des lasers à bre dopée avec diérents ions de terres rares fonctionnant en régime déclenché ont été démontrés dès 1986 avec des impulsions de quelques centaines de nanosecondes [13, 14, 15]. La même année un laser à bre à verrouillage de modes actif utilisant un modulateur acousto-optique pour moduler les pertes a été réalisé [16], les impulsions obtenues alors sont de l'ordre de la nanoseconde. L'utilisation d'un modulateur de phase a permis de générer des impulsions de 20 ps [17], mais les impulsions les plus courtes sont générées par le verrouillage de modes passif. En eet, l'exploitation de l'eet Kerr optique dans diérentes congurations optiques a permis de générer des impulsions très courtes [18, 19, 20]. Des impulsions aussi courtes que 42 fs ont ainsi été obtenues dans un laser à bre dopée néodyme [21]. Actuellement, des lasers à bre avec des impulsions de quelques dizaines à quelques centaines de femtosecondes sont disponibles sur le marché à diérentes longueurs d'onde. Les dispositifs à bre dopée décrits jusque là sont caractérisés par des puissances de sortie de quelques dizaines de milliwatts au maximum, ce qui limite leur champ d'application. On les retrouve essentiellement en télécommunications optiques avec les amplicateurs à bre dopée erbium, les gyroscopes laser et quelques applications en laboratoire pour le diagnostique laser. Ces dernières années, ils connaissent un nouvel essor avec le développement de lasers à bre de puissance de quelques Watts à quelques dizaines de Watts. Ceci leur ouvre de nouvelles perspectives pour des applications dans diérents domaines tels que le pompage de lasers et amplicateurs, la spectroscopie, la conversion de fréquence ou la médecine. Le problème majeur dans le développement de sources de fortes puissances avec les bres monomodes pompées par diode se situe au niveau de l'injection de la lumière pompe dans le c ur dopé de faible dimension. La solution a été trouvée avec le développement des bres double gaine [22, 23]. Avec une telle conguration, il est possible de coupler la lumière pompe dans le c ur multimode d'une bre tout en conservant la propagation monomode du signal laser dans un c ur monomode. Ce schéma permet un pompage avec des diodes multimodes plus puissantes. Des lasers à bre double gaine de puissance de quelques watts à plusieurs dizaines de watts ont ainsi été démontrés [24, 25, 26, 27, 28]. Pour des applications dans la gamme des longueurs d'onde 1 à 1.1 µm, les lasers à bre dopée ytterbium présentent les meilleurs performances et détiennent le record en termes de puissance de sortie [27, 28, 29]. Ceci est dû au fort rendement quantique de l'ion ytterbium et à sa large bande d'émission [30]. Le but des travaux présentés dans cette thèse est d'explorer les diérentes avancées technologiques dans les lasers à bre double gaine pompés par diode, an de développer des sources laser continues ou impulsionnelles en vue d'applications pour le diagnostic laser. Pour cela nous avons opté pour un laser à bre double gaine dopée à l'ytterbium émettant

15 autour de 1060 nm. Les sources que nous allons décrire seront caractérisées par des puissances moyennes de plus de 1 W. Ces fortes puissances concentrées dans un c ur monomode de quelques microns de diamètre peuvent engendrer des eets non-linéaires tels que l'eet Kerr optique ou les diusions Brillouin ou Raman stimulées. Cette étude comporte deux parties importantes. Dans une première partie nous montrons que pour réaliser une source laser à bre de puissance continue et stable, il est important d'optimiser la structure de la cavité pour empêcher l'émergence des eets non-linéaires en particulier l'émission Brillouin stimulée qui présente un seuil relativement bas. Dans une deuxième partie, nous exploitons l'eet Kerr dans la bre pour réaliser un laser à bre double gaine de puissance en régime impulsionnel sub-picoseconde. Le développement des lasers à bre de puissance est étroitement lié au développement des bres double gaine. Le premier chapitre sera donc consacré à la description de ces nouvelles structures en dégageant les paramètres essentiels pour l'optimisation d'un laser ou d'un amplicateur à bre de puissance. Nous aborderons également les techniques de pompage utilisées avec ces bres en mettant l'accent sur la technique de pompage transversal à travers une encoche. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium sera ensuite présenté et caractérisé en source superuorescente. Quelques eets non-linéaires dans les bres optiques seront abordés brièvement en mettant l'accent sur leurs implications dans la conception d'une source laser à bre de puissance. Le deuxième chapitre sera consacré à l'étude d'une source laser de puissance à bre double gaine continue et accordable en longueur d'onde. Nous présenterons dans une première partie une étude détaillée du laser dans diérentes congurations de la cavité optique en fonction du pompage et des pertes de la cavité. Nous montrerons l'importance des eets non-linéaires en particulier l'émission Brillouin stimulée dans le fonctionnement dynamique de ce laser. Les conclusions de cette première partie nous servirons à concevoir une source laser continue, stable et accordable en longueur d'onde en cavité en anneau unidirectionnelle. Le troisième chapitre sera consacré à l'étude d'une source laser de puissance à bre double gaine dopée ytterbium en régime impulsionnel sub-picoseconde. Les diérentes techniques de verrouillage de modes passif dans les lasers à bre seront décrites et nous nous attarderons un peu plus sur la technique du verrouillage de modes par rotation non-linéaire de la polarisation, que nous utiliserons pour le blocage de modes dans notre laser. Une source laser avec diérents régimes de fonctionnement en fonction de l'orientation d'une lame de phase sera tout d'abord présentée. Nous verrons comment, à partir de cette source et en optimisant la dispersion de la cavité, nous parviendrons à générer des impulsions sub-picosecondes dans le laser à bre dopée ytterbium. 3

16

17 Chapitre 1 L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Le but de ce chapitre est de dresser un état de l'art des technologies utilisées dans les lasers et amplicateurs à bre de puissance. Nous commençons par la présentation de la technologie des bres double gaine ainsi que l'évolution de leur géométrie pour arriver à des structures avec des caractéristiques d'absorption intéressantes sur des longueurs de bre relativement faibles. Les diérentes techniques de pompage sont ensuite abordées brièvement en insistant sur la technique de l'injection transversale à travers une encoche, que nous utilisons dans notre étude. Les performances d'un laser ou amplicateur étant tributaires de l'ion actif utilisé, nous présentons les caractéristiques de l'ion ytterbium en le comparant à l'ion néodyme dans la gamme des longueurs d'onde autour de 1.06 µm. Un amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium est ensuite présenté et caractérisé. La dernière partie de ce chapitre est consacrée au rappel de quelques eets non-linéaires qui peuvent être engendrés dans la bre à cause de la présence de fortes puissances dans le c ur monomode de quelques microns de diamètre. Nous nous attardons en particulier sur les diusions Raman et Brillouin en présentant leurs avantages et inconvénients et nous rappelons quelques techniques utilisées pour les supprimer. 1.1 La structure double gaine Un laser est en général composé d'un milieu actif et d'une cavité. Dans un laser à bre le milieu actif est l'ensemble des ions de terre rare incorporés dans le c ur de la bre. La particularité du laser à bre réside dans l'eet de guidage du mode laser dans le c ur monomode de la bre optique et par suite de l'élimination des eets de diraction. Les propriétés transverses du mode laser sont donc complètement dénies par la bre et non par la cavité, contrairement à d'autres types de laser. Ceci facilite la construction d'un laser monomode transversalement stable réglé une fois pour toute. La gure 1.1 présente le schéma classique d'un laser à bre en cavité Fabry-Perot. Une ou plusieurs lentilles sont utilisées pour colli- 5

18 6 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Diode laser monomode Faisceau pompe Cœur dopé Gaine Faisceau laser Lentille(s) Miroir Objectif Fibre simple gaine Objectif Miroir M 1 Figure 1.1 Laser à bre pompé par diode en cavité Fabry-Perot. mater le faisceau pompe qui est injecté dans le c ur dopé aux ions de terres rares (des ions ytterbium dans le cas qui nous intéresse) à travers un objectif de microscope. Les photons pompe injectés dans la bre sont absorbés par les ions de terre rare qui sont portés sur un niveau excité à partir duquel se produisent des relaxations radiatives ou non. Les transitions radiatives se produisent par émission spontanée ou stimulée. Dans notre cas, la longueur d'onde de la pompe est située autour de 975 nm et la longueur d'onde laser correspond à la bande d'émission des ions ytterbium centrée autour de 1.05 µm. Le résonateur optique consiste en une cavité Fabry-Perot formée par les deux miroirs diélectriques M 1 et M 2. L'émission laser étant présente dans les deux directions de propagation, le miroir M 1 est transparent à la longueur d'onde pompe et totalement rééchissant à la longueur d'onde laser. La sortie du laser est constituée par le miroir M 2 qui est partiellement transparent à la longueur d'onde laser. Notons que le résonateur optique peut être formé par deux réseaux de Bragg photo-inscrits dans la bre ou bien par une cavité en anneau en utilisant un coupleur à bre. En général, les lasers à bre sont des dispositifs à faible puissance à cause de la diculté de couplage d'une grande puissance pompe dans le c ur d'une bre monomode dopée aux terres rares. En eet, pour avoir une propagation monomode dans la bre le diamètre du c ur doit être maintenu assez petit typiquement de 3 à 8 µm. Une source de pompage monomode transversalement est donc nécessaire pour obtenir un rendement maximal d'injection. Les sources capables de générer des puissances élevées sont les lasers solides pompés par lampes ash par exemple. Bien que les dimensions de ces lasers aient été considérablement réduites, ils demeurent chers et inadéquats pour le pompage de dispositifs compacts. Les diodes laser monomodes peuvent servir de sources de pompage pour les lasers à bre. Mais la technologie actuelle des diodes laser permet seulement de faibles puissances (moins de 200 mw à 980 nm) pour des faisceaux de bonne qualité spatiale. La meilleure façon d'augmenter la puissance émise par une diode laser est d'utiliser les faisceaux multimodes. Ceci, implique l'augmentation du diamètre du faisceau et par conséquence la réduction du rendement d'injection. Plus le nombre de modes est grand, plus les dimensions transverses du faisceau sont grandes en particulier dans l'une des deux directions axiales. L'excentricité est due à la forme de la section d'émission du dispositif qui est rectangulaire. Pour maintenir un rendement de couplage élevé tout en assurant une propagation monomode, il est néces- M 2

19 1.1. La structure double gaine 7 (a) (b) Gaine externe Cœur dopé Gaine interne Direction radiale n c n g1 n g2 Indice de réfraction Figure 1.2 Structure typique d'une FDG circulaire à saut d'indice (a) et prol de l'indice de réfraction (b). n c est indice du c ur, n g1 l'indice de la première gaine et n g2 l'indice de la gaine externe. saire d'utiliser une bre avec un c ur de grande dimension au prix d'une faible ouverture numérique pour que la relation : V = λ.a.on 2π (1.1) n 2 c n 2 g soit vériée. Où V est la fréquence normalisée, a le rayon du c ur et ON = l'ouverture numérique, avec n c et n g les indices du c ur et de la gaine respectivement. Dans le cas où la relation (1.1) n'est pas vériée, la propagation devient multimode d'ou une réduction de la qualité du faisceau laser. Donc, ON doit être réduite au minimum. Mais, un problème se pose alors, à savoir que la relation suivante doit être respectée : sin α acc < ON (1.2) où α acc est l'angle d'acceptance. Une réduction de l'angle d'acceptance causera de grandes dicultés d'injection de la lumière dans la bre. Ce problème a été résolu par la fabrication des bres double gaine. Cette structure, par sa géométrie, permet une amélioration considérable du rendement d'injection tout en maintenant un rendement d'absorption acceptable Principe Le concept de base d'une bre double gaine (FDG) est très simple comme le montre la gure 1.2.a. Le c ur actif monomode est entouré d'un second c ur (première gaine) qui agit comme un guide d'onde de grand diamètre pour la lumière de pompe. Pour guider la lumière dans le c ur et la première gaine, une décroissance progressive de l'indice de réfraction est eectuée en commençant du centre de la bre. La gure 1.2.b montre le prol de l'indice de réfraction typique dans une bre double gaine à saut d'indice. Le diamètre

20 8 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Diode laser multimode Faisceau pompe Première gaine deuxième gaine Emission spontanée amplifiée lentille lentille Cœur dopé Figure 1.3 Pompage d'une bre double gaine par une diode laser multimode de puissance. du c ur est de quelques microns alors que le diamètre de la première gaine est de quelques centaines de microns. Une telle structure permet d'injecter de fortes puissances pompe dans la première gaine à l'aide de faisceaux de diamètre et d'ouverture numérique plus larges. La gure 1.3 illustre le pompage d'une bre double gaine par une diode multimode avec un faisceau multimode de grandes dimensions. La propagation pour la pompe est multimode dans la première gaine. La pompe est graduellement absorbée par le c ur dopé aux terres rares au cours de sa propagation. Les photons émis par les ions de terres rares sont connés dans le c ur où la propagation est monomode. Ce concept permet de réaliser des lasers à bre de puissance de plusieurs watts [25, 26, 27, 28, 31, 32] Evolution de la structure des bres double gaine Le problème principal dans la conception des bres double gaine est de trouver la géométrie adéquate pour optimiser le couplage entre la lumière de pompe de la première gaine et le c ur dopé. La bre double gaine circulaire représentée en gure 1.2 est facile à réaliser mais elle présente un rendement d'absorption de la pompe très faible. En eet, Seuls les rayons méridionaux injectés dans la bre selon des angles bien précis peuvent être absorbés par le c ur (voir gure 1.4.a). Les modes d'ordre supérieur de la gaine forment des rayons dits hélicoïdaux qui ressortent de la bre sans passer par le c ur même pour des longueurs importantes de bre (voir gure 1.4.b) [33, 34]. Ils ne sont donc pas absorbés par les ions de terre rares du c ur. Pour cette raison les FDG à c ur décentré et les FDG à première gaine rectangulaire ont été proposées pour améliorer le rendement d'absorption [22, 23]. Les mesures expérimentales ont montré que l'utilisation d'une bre avec le c ur actif décalé par rapport au centre (voir gure 1.5.a) augmente le taux d'absorption de la pompe à 28 % alors qu'il n'est que de 5 % pour la bre circulaire [22]. Avec une gaine de forme rectangulaire comme celle de la gure 1.5.b, l'absorption de la pompe passe à 85 % [23]. De plus la forme rectangulaire de la gaine convient très bien pour un pompage avec des diodes laser qui présentent en général une divergence plus importante selon un des axes transverses. L'analyse et l'optimisation de l'absorption de la lumière dans les bres double gaine avec des structures complexes est possible uniquement par la méthode des rayons (optique géométrique). En appliquant ces méthodes, de nouvelles structures de bre empêchant la

21 1.1. La structure double gaine 9 (a) (b) Figure 1.4 Propagation des rayons lumineux dans une FDG circulaire. (a) rayon méridional et (b) rayon hélicoïdal. (a) (b) Figure 1.5 (a) FDG circulaire avec le c ur décalé et (b) FDG rectangulaire. propagation des rayons hélicoïdaux ont été développées [33, 34]. Des simulations numériques eectuées sur diérentes structures de bre double gaine montrent que l'absorption de la pompe est maximale dans le cas des bres en forme de cercle à double troncature [34]. Mais pour des considérations commerciales, les bres double gaine de forme rectangulaire sont les plus utilisées La bre double gaine rectangulaire Le calcul de l'absorption de la pompe dans une bre double gaine avec une structure complexe passe par la résolution de l'équation de propagation de la pompe à trois dimensions par des méthodes numériques telle que la méthode du faisceau propagé, plus connue sous le nom BPM qui est l'acronyme anglo-saxon de Beam Propagation Method [34, 35]. Néanmoins, une analyse phénoménologique à deux dimensions peut permettre de comprendre les caractéristiques d'absorption de structures simples telle que la bre circulaire ou rectangulaire [33]. Considérons une bre double gaine rectangulaire avec une première gaine de section 2a 2b et un c ur de rayon r 0 (voir gure 1.6). Les rayons de lumière incidents à l'entrée de la bre sont dénis par les coordonnées de leur point d'intersection P (x 0, y 0 ) avec la face d'entrée de la bre ainsi que la direction de leur projection sur cette dernière, donnée par l'angle θ par rapport à l'axe des X (voir gure 1.6). Lors de leurs propagations dans

22 10 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Y Q 2 b B1 P A1 θ A2 2 a B2 Figure 1.6 Analyse de l'évolution d'un rayon dans une bre rectangulaire. la bre, ces rayons sont rééchis par les quatre surfaces A 1, A 2, B 1 et B 2. Notons, que les surfaces de réexion sont supposées planes et les rayons obéissent à la loi de la réexion sur un miroir plan. La trajectoire de propagation des rayons peut être dépliée sur les plans de réexion correspondants, le c ur et les quatre surfaces de la bre sont aussi dépliées comme en gure 1.6. Après cette opération de dépliage, la position relative du c ur, des rayons et des surfaces est inchangée. Ainsi, le rayon déplié P Q peut être décrit par l'équation suivante : y y 0 = (x x 0 ) tan θ (1.3) Après que le rayon ait été rééchi par A 1, A 2, m fois et par B 1, B 2, n fois, les coordonnées correspondants au c ur deviennent (2na,2mb), avec m et n des entiers. La distance entre le c ur et le rayon est donc : d m,n = 2(na tan θ mb) + y 0 x 0 tan θ 1 + tan 2 θ x (1.4) Cette relation donne la distance entre le rayon et le c ur après m n réexions. L'absorption se produit uniquement si d mn < r 0. D'après la relation (1.4), d mn n'est pas constant mais varie en fonction des nombres de réexions m et n. La trajectoire des rayons parcoure toute la section de la première gaine après un nombre susant de réexions, c'est-à-dire une longueur de propagation assez grande. De la relation (1.4), on peut donc déduire que tous les rayons ont la possibilité de passer par le c ur (d mn < r 0 ) et sont donc absorbés sauf ceux qui satisfont les conditions : ou bien : θ = 0 ou π 2 et (x 0 + y 0 ) 1/2 > r 0 (1.5) tan θ = b/a, et m = n (1.6) Mais le nombre de rayons injectés en P dans la première gaine et satisfaisant ces conditions est très faible. Par suite, il est possible de conclure que dans les FDG rectangulaires toute la puissance pompe peut être absorbée et que le rapport a/b n'a pas une grande inuence

23 1.2. La technique d'injection par une encoche 11 sur le rendement d'absorption. En pratique, la forme de la section transversale de la bre double gaine rectangulaire est choisie de façon à s'accommoder avec la source de pompage pour avoir un rendement d'injection maximal. Néanmoins, le rapport entre la section du c ur monomode et celle du c ur multimode doit être maintenue assez élevé pour assurer un meilleur recouvrement entre leurs modes de propagation et donc une plus grande absorption de la pompe [33, 36]. Le problème principal dans les bres double gaine est que le coecient d'absorption est plus faible comparé aux bres dopées standards. Quel que soit la forme de la gaine interne, plusieurs mètres de bres sont nécessaires pour absorber la quasi totalité de la pompe injectée [37]. L'utilisation de telles longueurs peut induire des eets non-linéaires telles que la diusion Brillouin ou Raman. La solution la plus utilisée pour diminuer la longueur des bres double gaine consiste à doper fortement le c ur pour augmenter son coecient d'absorption. 1.2 La technique d'injection par une encoche Dans le paragraphe précédent nous avons vu que les bres double gaine permettent d'utiliser des diodes laser de pompe de puissance, ce qui permet la réalisation de lasers de puissance de quelques Watts à quelques dizaines de Watts. Un autre point important dans la conception de sources lasers à bre est l'optimisation du couplage de la pompe. Deux techniques sont couramment utilisées dans le cas des lasers à bre monomode simple gaine. La première utilise l'injection directe par une extrémité de la bre et la deuxième utilise un multiplexeur à bre. La dernière technique est très répondue avec les lasers et amplicateurs à bre dopée erbium où il est nécessaire d'avoir accès aux deux extrémités de la bre dopée. Dans le cas des lasers à bre de puissance, la première technique utilisée est l'injection par un bout de la bre. Cette technique consiste à injecter les photons pompe directement dans la première gaine par l'un des deux bouts de la bre (voir gure 1.7.a). L'inconvénient de cette technique est double, d'une part, elle nécessite l'utilisation d'optiques traitées à deux longueurs d'ondes (pompe et laser), ce qui augmente le prix et le volume du dispositif. D'autre part, les deux extrémités de la bre constituent les seules surfaces possibles par lesquelles est injectée la lumière pompe, ce qui, comme nous le verrons plus loin, limite la puissance de pompe injectée. Néanmoins, des lasers de puissance de quelques Watts à quelques dizaines de Watts ont été obtenus en utilisant cette technique de pompage [25, 27, 28, 29]. Des techniques de pompage transverse permettant un couplage de la pompe transversalement à l'axe de la bre ont été développées [37, 38, 39]. La première technique utilise un prisme pour le couplage de la pompe dans la gaine multimode comme le montre la gure 1.7.b. Cette technique n'a pas eu un grand écho à cause, probablement, des dicultés de développement à l'échelle industrielle d'une part mais aussi à cause de l'émergence d'autres techniques beaucoup plus adaptées à l'industrie à bre telle que l'injection à travers une encoche ou un coupleur multimode (voir gures 1.7.c et 1.8) [38, 39]. Un coupleur directif

24 12 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium Gaine externe Gaine interne (a) Faisceau pompe Cœur dopé Faisceau pompe Prisme Adaptateur d indice (b) Fibre multimode Faisceau pompe (c) Fibre double gaine Cœur dopé Figure 1.7 Les diérentes techniques d'injection dans les bres double-gaine. (a) pompage longitudinal par un bout de la bre et (b) pompage transversal à travers un prisme (c) pompage à travers un coupleurs multimode.

25 1.2. La technique d'injection par une encoche 13 Cœur dopé Yb 3+ (7 µm) Gaine interne (~125x125 µm 2 ) Gaine externe colle Encoche en V substrat Micro-lentilles Large ruban de diodes laser λ=975 nm Figure 1.8 Technique d'injection transversale à travers une encoche. multimode réalisé directement entre une bre multimode et la bre double gaine dopée aux terres rares permet de coupler les photons pompe dans la première gaine de la bre, comme le montre la gure 1.7.c [39]. La technique de pompage transversal développée par Ripin et Goldberg [38] est une méthode très novatrice qui a permis d'améliorer considérablement les rendements d'injection dans les bres optiques double gaine. Elle consiste en une encoche en "v" taillée transversalement à la bre double gaine comme le montre la gure 1.8. La lumière incidente sur la bre suivant un angle proche de la normale est rééchie totalement par une facette de l'encoche, causant ainsi sa propagation le long de l'axe de la bre et son couplage vers la gaine interne. La lumière rééchie par l'encoche est guidée par la gaine si le cône de lumière incident est dans l'ouverture numérique de la gaine interne. L'encoche est réalisée par des méthodes mécaniques [38]. Pour augmenter sa solidité, la bre est collée sur un substrat de verre avec une colle traitée par UV pour l'adaptation d'indice. Des rendements de couplage de plus de 90 % ont été ainsi obtenus avec une bonne tolérance sur la position de la bre relativement à la tache de focalisation. Le rendement opto-électrique est ainsi considérablement amélioré permettant la construction de sources laser et amplicateurs de puissance [40, 41, 42]. Des rendements de conversion opto-électriques proches de ceux des diodes laser ont été obtenus dans un laser à bre double gaine dopée à l'ytterbium [32]. En plus du très bon rendement de couplage de la pompe, cette technique présente d'autres avantages. La disponibilité des deux extrémités de la bre permet la construction de tout type de cavité tout en gardant une structure très compacte. Elle ne nécessite plus d'optiques traitées à deux longueurs d'onde comme c'est le cas dans le pompage longitudinal. Elle ore la possibilité d'un pompage multiple à plusieurs points le long de la bre, ce qui permet d'augmenter la puissance de pompage des lasers à bre contrairement à l'injection par un bout de la bre. Dans le cas d'un pompage multiple, la distance entre deux points de pompage dépend des capacités d'absorption de la bre et doit être optimisée [43].

26 14 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium 1.3 L'ion ytterbium Le premier laser de verre dopé ytterbium a été rapporté pour la première fois en 1962 par Etzel et al [44]. Depuis, et jusqu'aux dernières années, peu d'intérêt a été réservé à l'ion ytterbium comme ion laser actif. L'avantage du néodyme qui présente une transition laser à quatre niveaux l'a emporté dans la gamme des longueurs d'onde autour de 1.06 µm. Des lasers à bre dopée à l'ytterbium ont été réalisés à diérentes longueurs d'onde [10, 45, 46] mais l'ion ytterbium a été surtout utilisé comme ion sensibilisateur, absorbant les photons pompe et transférant l'excitation à un ion accepteur comme l'er 3+ qui agit comme ion actif [47, 48, 49]. Le développement de la technologie des diodes laser ainsi que celle des bres double gaine fait que les lasers à bre dopée à l'ytterbium sont devenus incontournables dans la gamme des longueurs d'ondes µm et ils sont en train de vivre un développement commercial important. Dans cette section nous présentons quelques caractéristiques de l'ion ytterbium en tant qu'élément laser actif, découlant de sa spectroscopie. L'ion isolé L'ytterbium, de numéro atomique Z= 70, fait partie de la famille des lanthanides, ou terres rares. Les lanthanides possèdent une propriété intéressante à l'état fondamental par rapport à tous les autres éléments du tableau de Mendeleev, c'est le remplissage progressif de la couche 4f alors que les couches les plus externes 5s, 5p et 5d sont déjà remplies. Ceci crée un eet d'écran électronique protégeant les couches internes qui sont le siège des transitions optiques qui nous intéressent. Elles sont donc relativement peu sensibles au désordre de la matrice hôte [50]. Le tableau 1.1 montre la conguration électronique de l'ytterbium ainsi que celle de l'ion ytterbium qui est incorporé dans une matrice vitreuse. L'atome d'ytterbium va s'oxyder une fois incorporé dans sa matrice d'accueil en cédant les deux électrons de la couche 6s et un électron de la couche 4f (état trivalent). K L M N O P 1s 2s 2p 3s 3p 3d 4s 4p 4d 4f 5s 5p 5d 5f 6s 6p 6d Yb Yb Tableau 1.1 Conguration électronique de l'atome et de l'ion ytterbium. Spectroscopie de l'ion ytterbium La spectroscopie de l'ion ytterbium dans une matrice de silice fait état de deux niveaux dominants pour toutes les longueurs d'onde [30, 51]. Le multiplet fondamental 2 F 7/2, avec quatre sous-niveaux Stark et le multiplet excité 2 F 5/2, avec trois sous-niveaux (voir gure

27 1.3. L'ion ytterbium 15 2 F 5/2 f e cm -1 g F 7/2 d c b a nm 975 nm nm Figure 1.9 Niveaux d'énergie de l'ion Ytterbium. 0 Sections efficaces (pm 2 ) B A D Absorption Emission E C Longueur d onde (nm) Figure 1.10 Sections ecaces d'absorption et d'émission de l'ion ytterbium dans une matrice silice codopée germanium.

28 16 Chapitre 1. L'amplicateur à bre double gaine dopée à l'ytterbium 1.9). Les spectres d'absorption et d'émission de l'ytterbium sont très larges surtout dans la matrice de silice codopée germanium. Ceci permet d'une part, un large choix des longueurs d'onde de pompage et d'autre part, une large plage d'accordabilité de la longueur d'onde d'émission. Les spectres typiques d'absorption et d'émission de l'ytterbium dans une matrice de silice codopée germanium sont donnés en gure 1.9. Les sections ecaces d'absorption et d'émission présentent un pic n à 975 nm (A) avec des amplitudes proches. Ce pic correspond à la transition entre les deux sous-niveaux Stark les plus bas (e et a) des deux multiplets. La bande d'absorption aux courtes longueurs d'onde avec un maximum à environ 910 nm (B), correspond aux transitions du niveau fondamental a vers f et g. Cette large bande d'absorption ore la possibilité d'un pompage avec diérentes longueurs d'ondes allant de 850 nm à 950 nm. La portion du spectre d'absorption située autour de 1020 nm (C) correspond aux transitions du niveau b vers les sous-niveaux e et f. La faiblesse de cette absorption est la conséquence de la faible population du sous-niveau b (environ 6 % de la population du niveau 2 F 7/2 à la température ambiante d'après [30]). Malgré sa faible absorption, ce sous-niveau joue un rôle important. Premièrement, il ore la possibilité d'un pompage à 1064 nm ou 1047 nm, ce qui permet de réaliser des lasers émettant autour de 1.12 µm [52]. Deuxièmement, il constitue des pertes par réabsorption et a un eet signicatif sur le seuil laser aux longueurs d'onde situées autour de 1020 nm. L'émission laser à 975 nm (A) peut être obtenue avec un pompage à 910 nm mais ce système à trois niveaux présente des rendements très faibles. L'émission de l'ytterbium autour de 1.05 µm (D) est très large. Elle s'étale de 1 à 1.2 µm et l'ytterbium se comporte comme un quasi-trois niveaux dans cette bande. Plusieurs longueurs d'onde utiles sont situées dans cette bande d'émission de l'ytterbium (autour de 1050 nm), comprenant plusieurs longueurs d'onde d'intérêt comme 1083 nm (pour la spectroscopie de l'hélium) [53, 54] et 1017 nm pour le pompage des lasers à bre dopée praséodyme opérant à 1.3 µm [11]. Ces longueurs d'onde sont utiles pour le pompage des lasers et amplicateurs Raman à bres optiques [55]. Pour ces longueurs d'onde, le pompage à 975 nm est plus intéressant pour éviter l'émission spontanée ampliée (ASE) à 975 nm, très forte pour un pompage à 910 nm [51]. La large bande d'émission autour de 1050 nm est très intéressante pour la réalisation de sources accordables en longueur d'onde ainsi que la génération ou l'amplication d'impulsions courtes [56, 57]. L'un des grands avantages des lasers à bre est leur longueur d'interaction importante permettant d'éviter les problèmes thermiques. Mais pour réaliser des lasers de puissance de quelques Watts à quelques dizaines de Watts, le problème du réchauement du milieu doit être pris en charge. Nous rappelons que dans un laser à bre l'eet thermique provient essentiellement du décit quantique entre les photons pompe et les photons laser. La diérence d'énergie entre les photons pompe et laser est perdue dans le verre hôte sous forme de transitions non-radiatives de la bande d'absorption vers le niveau haut de la transition laser. La fraction minimale de la puissance pompe qui est dissipée en chaleur est donc donnée par 1 λ pompe /λ laser. Si nous considérons la transition du néodyme à 1080 nm pour