Conception de laser à fibre double gaine pour des applications en vélocimétrie par imagerie de particules (PIV) et marquage laser

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1 Conception de laser à fibre double gaine pour des applications en vélocimétrie par imagerie de particules (PIV) et marquage laser Driss MGHARAZ 1, Marc BRUNEL UMR 6614 CORIA CNRS UMR 6614, Avenue de l Université, BP 12, Saint-Etienne du Rouvray Cedex, France. 1 driss.mgharaz@coria.fr Nous avons développé deux modèles de lasers à fibre double gaine dopée ytterbium déclenchés activement. A partir des simulations numériques, nous présentons deux cavités laser optimisées : la première est capable d'émettre une paire d'impulsions sub-nanosecondes séparées par un temps supérieur à 500 ns, ce type de régime pouvant servir dans des applications de PIV. La deuxième cavité conçue permet d'émettre des impulsions longues (150 ns) avec une énergie de quelques millijoules. Ce type d'impulsions intéresse la science des matériaux et la combustion. Dans les deux cas, le temps de montée du modulateur électro-optique reste un paramètre très important. 1 Introduction : L'étude de milieux diphasiques et de milieux réactifs nécessite l'utilisation de nombreux laser, en particulier des lasers impulsionnels nanosecondes. On connait les techniques très répandues de vélocimétrie laser (PIV), de diffusion Raman stimulée ou spontanée, de fluorescence induite par laser. Selon les applications, l'émission de la source doit présenter des caractéristiques très spécifiques. Ainsi, en PIV, le laser doit émettre une paire d'impulsions de quelques nanosecondes de durée. Dans le cas d'expériences de diffusion Raman spontanée, il est préférable de disposer d'impulsions nanosecondes énergétiques mais relativement longues (quelques centaines de nanosecondes). Depuis une dizaine d années, la montée en énergie des lasers à fibres a montré le très grand potentiel de ces lasers pour la métrologie. Les lasers à fibre, compacts et peu coûteux peuvent offrir une alternative très intéressante aux lasers couramment utilisés comme les lasers Nd:YAG. Toutefois, ils sont encore peu utilisés pour des applications spécifiques. Selon les applications, il est en effet nécessaire de mener des travaux d optimisation et de design pour aboutir à une cavité ayant des propriétés d émission spécifiques: en particulier l'émission de paires d'impulsions nanosecondes pour des applications en PIV ou bien l'émission d'impulsions de plusieurs centaines de nanosecondes. Le travail théorique que nous présentons consiste à optimiser deux cavités laser à fibre capables de produire respectivement une paire d'impulsions identiques pour la PIV ou des impulsions nanosecondes longues utilisables pour des traitements de surface. Nous montrons qu'il est possible de remplacer les lasers Nd:YAG classiquement utilisés dans les deux applications par des lasers à fibre qui sont moins coûteux et très performants. 2 Optimisation d'un laser double-impulsion en cavité unidirectionnelle 2.1 Configuration de base Dans un laser à fibre le milieu amplificateur est une fibre optique dopée. Nous considerons dans notre cas une fibre double-gaine dopée à l ytterbium. Ce type de fibre, avec présence d une

2 première gaine permet d augmenter la puissance de pompage de manière très significative et ces fibres sont à l origine des importantes montées en énergie des laser à fibre depuis une dizaine d années [1-4]. Nous considérons une cavité laser unidirectionnelle composée de deux fibres optiques, une dopée en ytterbium et une deuxième non-dopée, un coupleur 90/10, un modulateur électro-optique (EO), un multiplexeur de longueurs d'onde, un isolant optique et une diode laser de pompage. La figure 1 montre la configuration correspondante. Le pompage s'effectue avec une diode laser émettant à la longueur d'onde de 940 nm; la lumière est injectée dans la fibre optique dopée ytterbium par un multiplixeur (WDM). La lumière amplifiée transmise par cette fibre passe par le modulateur et est réinjectée dans la fibre optique non-dopée par l'intermédiaire d'un coupleur 90/10 qui a pour rôle de dégager en sortie 10% de puissance de signal qui circule dans la cavité à une longueur d'onde de 1080 nm. Enfin, nous utilisons un isolateur optique pour éliminer tout signal contrapropagatif et rendre la cavité unidirectionnelle. Figure 1 : Configuration de base d'une cavité en anneau longue de 110 m. Nous avons développé des simulations numériques capables de décrire cette cavité et par conséquent de calculer les impulsions émises par une cavité de ce type. Nos simulations sont inspirées des travaux de [5,6] et les prédictions qu elles nous permettent sont en accord avec des résultats expérimentaux dans le cas de lasers à fibres dopées erbium [6]. 2.2 Design d'une cavité unidirectionnelle pour une émission bi-impulsion Comme nous l'avons annoncé au début, le temps de montée du modulateur électro-optique est un paramètre important dans l'optimisation d un laser à fibre déclenché. Ainsi, pour montrer l'influence de ce dernier sur le régime de fonctionnement du laser, ainsi que son rôle dans les formes finales des impulsions laser, en particulier la largeur et l'énergie des impulsions produites par un tel laser, nous avons calculé les impulsions émises par le laser pour un temps de montée de 100 ns. La figure 2 montre le profile temporel de l'impulsion de sortie. Dans cette première configuration, nous prenons une longueur de la fibre dopée ytterbium de 6 m, mais nous

3 n'introduisons pas de fibre optique non dopée. De cette figure, nous remarquons que l'impulsion de sortie est composée de plusieurs pics; de telles formes d'impulsions de sortie ont été clairement vérifiées par l'expérience [5]. Figure 2 : Evolution temporelle des impulsions de sortie pour un temps de montée du modulateur de 100 ns. L'intervalle de temps entre deux pics successifs est dans tous les cas 29 ns, ce qui correspond au temps de parcours d'une cavité de 6 m. L'enveloppe globale des impulsions multipics est plus ou moins large en fonction du temps de montée du modulateur électro-optique. Un temps de montée plus petit conduit à des impulsions longues avec un nombre important de pics, tandis qu'un temps plus grand conduit à des impulsions plus courtes avec moins de pics. En outre, les durées de pics sont d'autant plus courtes que le temps de montée est petit. De la figure 2, nous remarquons qu'il est possible d'isoler deux pics successifs en réduisant le temps d'ouverture du modulateur électro-optique, et par conséquent de réaliser un laser à fibre double-impulsions. En revanche, le temps de séparation entre deux pics successifs (29 ns) est trop petit pour des applications PIV. Ceci sera résolu par l'utilisation de fibres plus longues, pour augmenter le temps de parcours dans la cavité. Nous allons ainsi vérifier l'importance de la longueur de la cavité dans ce qui suit. Les prochaines étapes consistent à isoler deux pics ayant les mêmes énergies et séparées par un écart temporel qui dépasse 500 ns. Après quelques phases d'optimisation que nous ne détaillerons pas ici, nous considérons finalement la configuration suivante: nous introduisons une fibre optique non dopée dans la cavité. Le rôle de cette fibre est d'augmenter l'écart temporel entre les pics sans augmenter leur durée. La longueur totale de la cavité est 110 m (longueur de fibre dopée =30m, longueur de fibre non dopée =80m). Le temps de montée du modulateur est pris égal à 10 ns de façon à générer des impulsions assez courtes. La figure 4 montre les impulsions de sortie émises par notre cavité en anneau à une fréquence de répétition de 30 khz. Ainsi, cette figure montre clairement l'émission d'une paire d'impulsions séparées approximativement par 532 ns, sachant que le temps aller retour dans une cavité unidirectionnelle de 110 m vaut 532 ns. La

4 largeur à mi-hauteur et l'énergie de chaque impulsion sont respectivement (185 ps: 0.15 mj) et (115 ps: 0.14 mj). Comme nous remarquons, les deux impulsions de sortie produites ne sont pas tout à fait identiques mais pour les expériences PIV le plus important est l'énergie relative entre les deux impulsions ; dans notre cas, le rapport entre les énergies des deux impulsions ne dépasse pas 6%. Figure 3 : Evolution temporelle des impulsions de sortie pour trois valeurs du temps de montée du modulateur: 100 ns. Ces données démontrent qu'il est possible de concevoir un laser à fibre double gaine fonctionnant en mode déclenché destiné à être utilisé dans des expériences de PIV. Le principal avantage de ce système laser est l'unicité de la cavité qui ne nécessite pas d'alignement entre les deux impulsions puisque l'alignement spatial entre ces dernières se fait systématiquement du fait qu'elles proviennent de la même cavité laser. Combiné au faible coût des lasers à fibre, cela ouvre un important domaine d'applications pour les lasers à fibre double gaine. Pour conclure, nous avons conçu un modèle de cavité en anneau capable de prédire l'émission d'une paire d'impulsions sub-nanosecondes pour des applications en PIV. Ces résultats confirment qu'il est possible de remplacer le laser Nd :YAG classique. Dans le paragraphe suivant nous allons étudier un autre domaine d'applications des modélisations que nous avons développées. 3 Génération d'impulsions longues à partir d'une cavité en anneau unidirectionnelle 3.1 Introduction

5 Nous allons maintenant nous intéresser à des contraintes "diamétralement" opposées. Cette section portera sur le design d'une cavité capable d'émettre des impulsions énergétiques plus longues. Différentes applications concernant les sciences des matériaux [7, 8] ou la caractérisation de milieux réactifs [ 9, 10] nécessitent en effet l'utilisation d'impulsions de plusieurs centaines de nanosecondes. Il s'agit dans ce cas d'obtenir des impulsions énergétiques mais dont la puissance crête n'excède jamais certaines valeurs limites pour éviter tout effet non-linéaire indésirable. En science des matériaux, la spectroscopie d'émission d'une plume d'ablation laser pour l'analyse de la surface d'un solide peut être améliorée par l'utilisation de longues impulsions laser (150 ns) [10]. Les processus de texture et de coloration de surface sont des applications industrielles qui nécessitent des impulsions laser déclenchées longues variant entre 150 ns et 500 ns, avec une énergie d'impulsion qui varie entre 3 mj et 6 mj [7, 8]. Comme précédemment, un modèle de cavités sera étudié: une cavité en anneau unidirectionnelle. Nous allons chercher les paramètres d'une telle cavité qui permettent d'obtenir les impulsions recherchées: impulsions énergétiques, longues (de plusieurs centaines de nanosecondes). 3.2 Optimisation d'une cavité en anneau pour la génération d'impulsions longues pour des applications industrielles Il est possible d'augmenter l'énergie par impulsion en augmentant le pompage, mais alors la durée des impulsions est plus courte. Il faut alors ré-augmenter la durée des impulsions (à travers la longueur de la fibre et les caractéristiques du modulateur). Finalement, nous considérons la cavité en anneau décrite dans la figure 1 mais sans utiliser la fibre non-dopée, où la fibre optique dopée ytterbium est une fibre à grande section du cœur. Nous prenons une fibre de 3.5 m avec une concentration de 2*10 25 m -3, tandis que la puissance de pompe délivrée par une diode laser vaut 14 W à une longueur d'onde de 940 nm. Les temps de montée et d'ouverture du modulateur EO sont respectivement 380 ns et 5 µs. A noter que les deux paramètres les plus importants (la longueur de la cavité et le temps de montée du modulateur) doivent être modifiés pour obtenir ce régime. Enfin, nous extrayons 10% du signal qui circule dans la cavité par l'intermédiaire d'un coupleur 90/10. La figure 4 montre le profil temporel de l'impulsion de sortie produite dans ce cas. Comme prévu, nous obtenons une impulsion longue où les multi-pics sont lissés. La largeur à mi-hauteur et l'énergie de l'impulsion sont respectivement 150 ns et 4.8 mj. Par conséquent, il est possible de développer un laser à fibre double gaine en mode déclenché qui peut émettre des impulsions longues de 150 ns ayant des énergies qui atteignent plusieurs milli-joules par impulsion.

6 Figure 4 : Le profil temporel de l'impulsion de sortie (longue et énergétique) issue de la cavité laser à fibre double gaine dopée ytterbium. Pour conclure, nous avons développé deux modèles de lasers à fibre double gaine déclenchés activement. Il apparaît possible de concevoir des cavités très spécifiques. Nous avons présenté deux cas très éloignés: d'abord la génération d'une paire d'impulsions sub-nanosecondes identiques séparées par un intervalle de 500 ns. Ces impulsions sont destinées à être une source de lumière pour les applications PIV. Il est à noter que l'intervalle du temps peut être ajusté par l'insertion d'une fibre optique non dopée. En second lieu, nous nous sommes intéressés à une cavité capable de produire des impulsions longues de 150 ns ayant des énergies de quelques milli-joules. Dans tous les cas, le temps de montée du modulateur est un paramètre essentiel. Nos résultats montrent que les lasers à fibre double gaine dopée ytterbium en mode déclenché sont de très bons candidats pour remplacer les lasers Nd :YAG utilisés dans ces applications. Références [1] S. Bordais, S. Grot, Y. Jaouën, P. Besnard, and M. Le Flohic, " Double-Clad 10-W Yb 3+ -Doped Fiber Master Oscillator Power Fiber Amplifier for He 3+ Optical Pumping", Appl. Opt., Vol. 43, pp (2004). [2] Z. J. Chen, A. B. Grudinin, J. Porta, and J. D. Minelly, " Enhanced Q switching in double-clad fiber lasers ", Opt. Lett., vol. 23, pp (1998). [3] J. K. Sahu, Y. Jeong, D. J. Richardson and J. Nilsson, " A 103 W erbium ytterbium co-doped large-core fiber laser", Opt. Commun., Vol. 227, pp (2003). [4] Y. J. Zhang, B. Q. Yao, S. F. Song and Y. L. Ju, " All-fiber Tm-doped double-clad fiber laser with multimode FBG as cavity", Vol. 19, pp (2009).

7 [5] S. Adachi, Y. Koyamada, " Analysis and design of Q-switched erbium-doped fiber lasers and their application to OTDR,'' J. Lightwave Technol., vol. 20, pp (2002). [6] Y. Huo, R.T. Brown, G.G. King, P.K. Cheo, " Kinetic modeling of Q-switched high-power ytterbiumdoped fiber lasers,'' Appl. Opt., vol. 43, pp (2004). [7] L. Lavisse, J. M. Jouvard, L. Imhoff, O. Heintz, J. Korntheuer, C. Langlade, S. Bourgeois, M. C. Marco de Lucas, ``Pulsed laser growth and characterization of thin films on titanium substrates,'' Appl. Surf. Sci., vol. 253, pp (2007). [8] S.H. Jeong, R. Greif, R.E. Russo, ``Numerical modeling of pulsed laser evaporation of aluminum targets,'' Appl. Surf. Sci., vol , pp (1998). [9] F. Beyrau, M.C. Weikl, T. Seeger, A. Leipertz, " Application of an optical pulse stretcher to coherent anti-stokes Raman spectroscopy,'' Opt. Lett., vol. 29, pp (2004). [10] T. Sakka, H. Oguchi, S. Masai, Y.H. Ogata, " Quasi nondestructive elemental analysis of solid surface in liquid by long-pulse laser ablation plume spectroscopy,'' Chem. Lett., vol. 36, pp (2007).