TP Laser femtoseconde

Transcription

1 TP Laser femtoseconde Laser, Matériaux et Milieux Biologiques Sécurité laser ATTENTION : les faisceaux des lasers utilisés dans cette salle sont particulièrement puissants, jusqu à 5 W pour le laser de pompe et jusqu à 650 mw pour le laser femtoseconde. Ils sont dangereux et peuvent provoquer des accidents graves en cas d exposition de l œil à un faisceau laser ou même à de faibles réflexions de ces faisceaux : La vision directe du faisceau ou des réflexions spéculaires et diffuses provoque des dommages irréversibles à la rétine. L exposition prolongée de la peau au faisceau peut aussi provoquer des lésions superficielles. Précautions à prendre 1. Éliminer toute cause de réflexion parasite, même très brève, par des objets qui pourraient intercepter une partie du faisceau : Enlever montres et bagues pendant la durée du TP. Éviter de manipuler des objets en métal (tournevis, pinces...) ou en verre à proximité du faisceau. 2. Ne pas approcher son œil du faisceau pour faire les alignements. 3. Ne jamais insérer un élément optique (lentille, filtre...) dans le montage expérimental sans avoir au préalable coupé le faisceau laser. 4. Bien fixer tous les éléments optiques insérés dans le faisceau. 5. Bloquer par des dispositifs fixes tous les faisceaux secondaires créés par des éléments insérés dans le faisceau : lames séparatrices, lames de Brewster, éléments polariseurs Lors de travail en équipe sur un même laser, surveiller toujours les opérations effectuées par le coéquipier lorsqu il est amené à manipuler à proximité du faisceau laser. 1

2 Table des matières 1 Introduction 3 2 Objectifs 3 3 Matériel 4 4 Fonctionnement en mode continu Laser de pompe, "Verdi" Mise en route du laser de pompe Cavité du Laser Ti:Sa, "Mira 900" Accordabilité et largeur spectrale Filtre biréfringent Accordabilité sur une grande largeur spectrale Fonctionnement en mode impulsionnel Superposition de modes longitudinaux Représentation théorique des impulsions fs Relation entre le spectre et la durée de l impulsion Formalisme et notation Effets optiques en régime fs Dispersion de la vitesse de groupe Automodulation de phase Autofocalisation Passage en régime impulsionnel Autofocalisation et Kerr Lens Mode Locking Caractérisation initiale du train d impulsions Mesure de la durée d impulsion Application: le laser blanc La fibre à cristal photonique Effets non liéaires: réalisation d un supercontinuum TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 2

3 1 Introduction Les lasers à impulsions, contrairement aux lasers continus, concentrent l énergie du rayonnement pendant un temps très court ce qui leur permet notamment d augmenter considérablement la puissance instantanée (ou crête) du faisceau. Le Q-switching est une méthode pour produire des impulsions à partir d un laser continu. Elle consiste à réduire le facteur de qualité Q, donc d augmenter les pertes de la cavité optique à l aide d un atténuateur. Les pertes réduisent l émission stimulée et l inversion de population croît jusqu à un niveau de saturation. Si l atténuateur est variable à une échelle de <µs (switch), la réduction des pertes conduit à une émission stimulée qui peut prendre en compte toute l énergie de l inversion de population saturée. Le laser émet alors une impulsion très intense dont la largeur est typiquement de quelques nanosecondes. Le blocage de modes est une autre méthode qui permet d obtenir des impulsions - mais typiques de quelques dizaines de femtosecondes (fs), c est cette méthode qui sera étudié dans ce TP. Les lasers impulsionnels ont de très nombreuses applications. Grâce aux grandes puissances crêtes (MW...TW) ils sont utilisables pour traiter des matériaux, accélérer des particules ou créer des plasmas. Ils jouent aussi un rôle très important dans la recherche en chimie ou en biologie: Les échelles de temps typiques de relaxation d excitations électroniques dans des molécules sont de >ps, la dynamique des électrons d un atome se joue sur des échelles de fs. Des impulsions fs peuvent donc déclencher des processus atomiques et moléculaires et être une référence temporelle dans l analyse de leur comportement. Lors de sa propagation dans la matière, une haute puissance crête d une impulsion fs peut aussi mener à toute une zoologie d effets non linéaires (génération d harmoniques, mélange d ondes, diffusions inélastiques Raman et Brillouin etc.). Ceci correspond à un décalage des fréquences présentes ou à la génération de nouvelles fréquences. Il est en plus possible de confiner des impulsions fs dans une fibre à cristal photonique (ou fibre micro-structurée). Les effets non-linéaires lors de la forte interaction impulsion-fibre peuvent générer un spectre optique cohérent qui couvre plus d une octave. Un tel spectre est appelé supercontinuum et a de vastes applications en spectroscopie et métrologie. 2 Objectifs Le but de ce TP est d étudier le fonctionnement d un laser femtoseconde à blocage de modes. Dans un premier temps nous étudierons son fonctionnement en régime continu puis nous détaillerons les différents éléments nécessaires à son passage en régime impulsionnel avant de caractériser ces impulsions. Enfin, nous terminerons en visualisant des effets non linéaires à partir des hautes puissances crêtes en mettant en jeu une fibre à cristal photonique, un supercontinuum est généré. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 3

4 3 Matériel Un laser Verdi V5 d une puissance de 5 W à 532 nm qui servira de faisceau pompe. Un laser Titane:Saphir (Ti:Sa), le Mira 900. Un puissancemètre muni de son capteur à thermopile. Un spectromètre USB. Un autocorrélateur. Un oscilloscope numérique. Une fibre à cristal photonique (PCF pour Photonic Crystal Fiber) et son optique d injection. Figure 1 Disposition des éléments sur la table optique TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 4

5 4 Fonctionnement en mode continu 4.1 Laser de pompe, "Verdi" Le Verdi est un laser solide pompé par diode, doublé en fréquence et émettant à 532 nm dont le schéma de la tête optique positionnée sur la table est représenté en figure 2. Son alimentation se trouve sous la table et le cordon reliant les deux éléments sert à acheminer la lumière issue des diodes laser de pompage (2 x 10 W). Figure 2 Schéma de la cavité du Verdi Il s agit d une cavité en anneau comportant comme éléments principaux, le milieu amplificateur, un cristal de vanadate dopé aux ions néodyme (Nd:YVO 4 ) et le cristal doubleur, du triborate de lithium (LiB 3 O 5 ou LBO) Mise en route du laser de pompe Les densités optiques très élevées intracavité ainsi que l alignement très sensible nécessitent une stabilisation de la température du laser Nd:YVO 4 (Verdi). Un chiller est à disposition à cette fin et permet de maintenir la température du Verdi à 20 C. Cet appareil fait circuler de l eau à une température fixe dans la base du Verdi. L alimentation du Verdi reste en permanence allumée pour maintenir le cristal doubleur et l étalon à bonne température (environ 150 C, à l aide d un élémént peltier), une extinction brutale serait très préjudiciable. Il suffit donc de tourner la clé de la position "standby" à "on" et de choisir le niveau de puissance 2. Un obturateur mécanique de sécurité est placé à la sortie du laser. Il est controlé par le bouton "shutter". La LED correspondante doit être allumée pour laisser sortir le faisceau. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 5

6 Master 2 professionnel LMMB 4.2 Année Cavité du Laser Ti:Sa, "Mira 900" Le milleu à gain de ce laser est un cristal de Saphir Al2 O3, dopé avec des ions Ti3+. On écrit donc Ti3+ :Al2 O3 ou Ti:Sa. Le cristal Ti:Sa est pompé par un faisceau vert à 532nm. Figure 3 Cavité principale du Mira 900 Identifiez chacun des éléments optiques et mécaniques de la cavité et analysez leurs rôles si possible. Si on bloque le faisceau à un endroit donné, on remarque la fluorescence émise par le cristal. À cause du gain élevé on parle aussi d émission spontanée amplifié (ASE, amplified spontaneous emission). Essayez de mesurer le spectre de cette émission à l aide d un spectromètre. Est-il en accord avec la figure 4? Le Ti3+ excité interagit avec son environnement local (effet Jan-Teller) et son énérgie d émission varie selon sa position dans le cristal. Cette dépendence mène à un élargissement spectral de la raie d émission sous la présence des modes vibrationnelles (phonons) à température ambiante. Pour cette raison, le Ti:Sa est aussi appelé laser vibronique. Figure 4 Les niveaux d énergie du Ti:Sa et les spectres d absorption et d émission TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 6

7 4.3 Accordabilité et largeur spectrale Filtre biréfringent Également appelé filtre de Lyot, le filtre biréfringent (BRF sur les figures) est un filtre chromatique polarisant qui doit son nom au physicien Français Bernard LYOT ( ). Son objectif était d isoler les raies du spectre de la basse atmosphère du soleil et d en étudier ainsi la structure. Le simple filtre de Lyot original est constitué de 2 polariseurs parallèles et d une lame cristalline biréfringente orienté à 45. La lumière polarisée rectilignement est transformée par la traversée de la lame en une lumière dont la polarisation dépend du déphasage ϕ entre les 2 vibrations principales. Le déphasage est donc une fonction de la différence des indices de réfraction n e et n o de la lame, de son épaisseur e et la longueur d onde λ : Figure 5 Filtre de Lyot simple ϕ(λ) = 2πe(n e n o ) (1) λ Le deuxième polariseur convertit ϕ(λ), donc la polarisation qui depend de la longueur d onde en intensité I(λ) suivant la longueur d onde. L attenuation est maximale pour ϕ = π, quand la lame correspond à une lame λ/2. Pourquoi n y a t il pas forcément besoin des lames polarisantes dans la cavité d un laser Ti:Sa? Si l on envoie de la lumière intialement blanche à travers ce filtre, et qu on l analyse avec un spectroscope, on obtient un spectre cannelé où les fréquence transmises et les fréquences non transmises sont régulièrement espacées en fréquence, cet écart vaut : ν = L écart est donc inversement proportionnel à e. En utilisant successivement trois lames d épaisseurs croissantes, on peut combiner la sélectivité en fréquence de la lame épaisse avec l extinction des fréquences latérales par les deux lames plus minces. c e(n e n o ) (2) Figure 6 Spectres transmis à différentes épaisseurs de la lame biréfringente (e, 4e, 16e) TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 7

8 4.3.2 Accordabilité sur une grande largeur spectrale On notera que pour le fonctionnement du laser à une bande spectrale choisie, il n est pas nécessaire de générer l extinction complète des fréquences indésirées. Il suffit de les atténuer suffisamment pour qu elles passent en dessous du seuil du laser. Comment peut-on adapter ce genre de filtre afin de permettre le changement de la longeur d onde émise par le laser? Vous disposez d un spectromètre à réseau compact et fibré qui se branche sur port USB (Figure 7). En plaçant le bout de la fibre optique dans une "mousse" diffusante on évite de saturer et d endommager le capteur CCD. Quelle est la plage de longueurs d ondes accessible en changeant l alignement du BRF? Tracez la fréquence de résonance et l amplitude du signal en fonction du réglage du filtre biréfringent. Qu est-ce que vous observez? Le fabricant annonce une accordabilité de 280 nm (de 700 à 980 nm), qu en est-il réellement? Comment expliquer la différence? Figure 7 Spectromètre USB : 1 Coupleur de fibre SMA, 2 Fente de 25µm, 3 Miroir, 4 Réseau ( nm), 5 Miroir, 6 Barette CCD (2048 pixels) Nous venons ainsi de vérifier une caractéristique essentielle pour un laser accordable : la très large bande de gain du milieu amplificateur. De nombreux modes longitudinaux (dont l espacement est imposé par la géométrie de la cavité) se trouvent donc amplifiés. Quel est l ordre de grandeur de ce nombre de modes longitudinaux? TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 8

9 5 Fonctionnement en mode impulsionnel 5.1 Superposition de modes longitudinaux Figure 8 Superposition de modes longitudinaux en fonction de leur nombre et de la phase relative Un laser Ti:Sa peut laser en même temps sur un grand nombre de modes longitudinaux. Leurs fréquences sont definies par la longueur optique de la cavité et leurs amplitudes soutenues par le gain disponible. Si ces modes ont une relation de phase bien définie (verrouillage de phase ou modelock), il y a une interférence constructive. Leur ensemble est alors équivalent à un train cohérent d impulsions. La durée des impulsions est inversement proportionnelle au nombre de modes interférant - ce qui est équivalent à la largeur spectrale couverte par les modes longitudinaux. Voir aussi les animations JAVA sur le site TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 9

10 5.2 Représentation théorique des impulsions fs Figure 9 Analogie entre la représentation fréquentielle et temporelle des impulsions fs On trouve deux représentations canoniques des impulsions fs: porteuse-enveloppe dans le domaine temporel, profil de gain et modes longitudinaux dans le domaine fréquentiel. Dans la première, porteuse-enveloppe, on suppose qu il n y a qu une fréquence (la fréquence centrale de l impulsion) mais qui est modulée avec une fonction rapidement décroissante. Les paramètres principaux d un train cohérent d impulsions sont: la puissance P le taux de répétition τ 1 = ω r /2π la largeur spectrale ω la durée des impulsions t le déphasage entre porteuse et enveloppe φ CE (CE de carrier-enveloppe) la forme des impulsions (Gauss, Sech,...) Quel lien peut on établir entre la cavité Ti:Sa et le taux de répétition? Si une impulsion est temporellement gaussienne, quelle est son enveloppe spectrale? Si tous les paramètres sont connus, on parle aussi d un peigne de fréquence. Il est devenu un outil fondamental dans la métrologie permettant d utiliser les "dents du peigne" comme une règle de fréquences. Son développement a valu le prix Nobel en TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 10

11 5.2.1 Relation entre le spectre et la durée de l impulsion Une impulsion parfaite est caractérisée par une enveloppe qui est une fonction propre de la transformée de Fourier, par exemple Gauss ou Sech. À cause de cette propriété, on peut trouver une relation similaire à la relation d incertitude de Heisenberg, le produit temps-largeur spectrale (time-bandwidth product): ν t r. La constante r dépend de la forme de l impulsion. Figure 10 Time bandwidth product pour différentes enveloppes d impulsions Formalisme et notation On peut exprimer le champ réel électrique d une impulsion brève par une décomposition de Fourier en ondes monochromatiques (représentation fréquentielle) : E(t) = 1 2π Ẽ(ω)e ıωt dω (3) Si on admet une enveloppe A(t) et une porteuse ω 0, on obtient avec ω = ω ω 0 la représentation enveloppe-porteuse : E(t) = Re { e ıω0t A(t) } A(t) = 1 2π A( ω)e ı ωt d ω (4) On va utiliser ce formalisme pour étudier l impact de la dispersion sur les impulsions fs. Pour un décalage temporel τ de l enveloppe, on observe la propriété suivante de la transformé de fourier FT: FT {A(t τ)} A( ω)e ı ωτ = A( ω)e ıψ( ω) (5) Ce décalage temporel τ de l enveloppe correspond donc à un déphasage linéaire ψ( ω) = ωτ des fréquences sous l enveloppe avec leur fréquence. La dispersion est la propagation de différentes fréquences à différentes vitesses, donc un déphasage spectral ψ( ω). On trouve donc qu une dispersion linéaire ne change que le temps d arrivée d une impulsion. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 11

12 5.3 Effets optiques en régime fs La grande largeur spectrale ainsi que les hautes intensités crêtes donnent lieu à des phénomènes optiques importants: la dispersion de vitesse de groupe, l automodulation de phase et l effet de lentille Kerr Dispersion de la vitesse de groupe En régime impulsionnel, les impulsions doivent être résonnantes dans la cavité du Ti:Sa, c est-à-dire qu on doit les retrouver identiques spectralement et temporellement à elles mêmes après un aller-retour dans la cavité. Les impulsions fs couvrant un spectre large (quelques nm à une octave), on ne peut donc plus ignorer les variations de l indice de réfraction avec la fréquence. Par conséquent, au passage des éléments de la cavité comme le cristal Ti:Sa dont la dispersion est positive (les basses fréquences voyagent plus vite que les hautes fréquences), les impulsions vont "s étaler" (cf. Figure 11). Figure 11 Conséquence sur une impulsion ultra-brève de la traversée d un élément dispersif Cet effet se comprend avec l aide des équations 4 et 5: une dispersion ψ(ω) se traduit en un décalage temporel d une impulsion. Si par contre, ψ(ω) varie de facon non-linéaire sur le spectre ω couvert par l impulsion ψ(ω) = ψ(ω 0 ) + ψ ω (ω ω 0) + 2 ψ ω 2 (ω ω 0) (6) les termes d ordre deux et supérieur vont entraîner un étalement et une déformation de l impulsion. La deuxième dérivée de la phase spectrale ψ(ω) est typiquement apellée dispersion de la vitesse de groupe ou Group Velocity Dispersion, GVD. Pour compenser cet effet, on peut créer artificiellement une dispersion de vitesse de groupe négative - opposée à celle existante dans le laser et ainsi recomprimer l impulsion. C est le rôle des deux prismes insérés dans la cavité. Faire un schéma du compresseur à prismes et vérifier que l on obtient bien l effet escompté. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 12

13 5.3.2 Automodulation de phase Cet effet est l une des facettes de l effet Kerr optique introduit par le cristal. La courte durée des impulsions femtosecondes engendre des puissances crêtes très importantes, qui dans un milieu non-linéaire conduisent à l apparition d une variation de l indice n : n(t) = n 0 + n 2 I(t) (7) où n 2 est l indice non linéaire du milieu. Ce qui va se traduire par une modulation temporelle de la phase de l impulsion de champ électrique complexe : E(z, t) = A(z, t)exp[ i(ω 0 t kz)] (8) produit d une enveloppe lentement variable A(t) (souvent représentée par une gaussienne) et d une porteuse à la fréquence ω 0. Expliquez l allure de la courbe de la figure 12 qui montre la variation de la fréquence de part et d autre de l impulsion. Comparez aux effets liés à la dispersion de vitesse de groupe. Figure 12 Automodulation de phase : génération de nouvelles féquences TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 13

14 5.3.3 Autofocalisation Cette fois-ci, c est la manifestation spatiale de l effet Kerr qui nous intéresse (précédemment il était question de sa manifestation spectrale). Toujours selon l équation (3), aux fortes densités de puissance la variation d indice implique que le cristal va se comporter comme une lentille convergente. Le diamètre du faisceau est donc plus petit en régime impulsionnel qu en régime continu. Comme l illustre la figure 13, il suffit d ajuster l ouverture d une fente dans la cavité pour créer suffisamment de pertes sur le mode continu et favoriser ainsi le fonctionnement impulsionnel. Figure 13 Fente réglable et distinction entre régime continu (CW...continuous wave) et impulsionnel : La lentille de Kerr et le blocage d un mode spatial. 5.4 Passage en régime impulsionnel Autofocalisation et Kerr Lens Mode Locking L effet d autofocalisation peut aussi être utilisé comme condition nécessaire pour un verouillage de modes (mode locking) - un régime impulsionnel du laser Ti:Sa. Pour une position de la fente, les pertes intracavités sont seulement réduites par une lentille de Kerr s il y a une impulsion ultra brève (fs). C est alors cette impulsion qui est amplifiée par le milieu à gain. Dans ce cas on parle de Kerr Lens Mode Locking (verouillage de modes à lentille de Kerr). A l aide de la Figure 3, on retrouve la fente située juste avant M 1. La procédure pour passer en mode impulsionel est maintenant tout naturellement: Mesurer la puissance moyenne fente ouverte au maximum. Fermer la fente pour diminuer la puissance jusqu à 75% environ de celle mesurée à la première étape. Recentrer la fente pour maximiser la puissance. Reprendre la deuxième étape si besoin. Appuyer sur le bouton pulse du boîtier de commande. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 14

15 En appuyant sur le bouton pulse, on perturbe brièvement les différents modes de la cavité à l aide de deux lames de verres à position variable (Figure 3). A force de bouger, ils créent une large gamme de relations de phase entre les modes longitudinaux. Très momentanée, celle menant à une interférence constructive est obtenue et instantanément amplifiée. Une fois cette impulsion créée, le verrouillage en phase des modes s auto-entretient puisque le fonctionnement du laser présente alors plus de gain qu en régime continu Caractérisation initiale du train d impulsions Si vous repensez à la relation "temps-fréquence", comment s assurer simplement que l on est bien passé en régime impulsionnel? A la sortie du miroir M 1 se trouve une lame séparatrice qui renvoie une petite partie du faisceau sur une photodiode rapide. Que permet-elle de mesurer théoriquement? Qu est-ce qu affiche l oscilloscope? Interprétez et prenez la mesure. Quel lien peut-on établir avec la longueur de la cavité? Comparez. Calculer l énergie par impulsion délivrée par le laser. Que vous manque-t-il pour en déduire une estimation de la puissance crête? 5.5 Mesure de la durée d impulsion Les limitations de l électronique conditionnent les impulsions les plus brèves que nous soyons capables de mesurer à l heure actuelle. D un point de vue fondamental, on s accorde pour dire que l électronique ne peut travailler au-delà d une centaine de Gigahertz. En pratique, les connexions entre éléments limitent les fréquences de travail de l électronique à la moitié de cette valeur. Quelle est la durée minimale d une impulsion lumineuse que peuvent mesurer les photodiodes les plus rapides? Une manière de contourner ce problème est d utiliser un autocorrélateur "multicoup" du second ordre qui consiste à transformer une information temporelle en une information spatiale plus aisée à enregistrer. Considérons les montages de la figure 14. Comme dans un interféromètre de Michelson on divise le faisceau incident en deux parties égales. Dans un cas les deux faisceaux sont recombinés de manière colinéaire, on a donc un phénomène d interférence, dans l autre cas on dispose de deux faisceaux parallèles. Un des faisceaux pouvant être retardé par rapport à l autre, on les focalise dans un cristal non-linéaire quadratique. Dans quel cas de figure se trouve l autocorrélateur monté sur la table? Pourquoi dit-on que l autocorrélateur intensimétrique est sans fond continu? TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 15

16 Figure 14 Autocorrélateurs intensimétrique (a) et interférométrique (b) On engendre ainsi une polarisation non linéaire dans ce cristal résultant de la superposition de deux champs E(t)exp(i k 1 r ) et E(t τ)exp(i k 2 r ), où k 1 et k 2 sont les vecteurs d onde des deux faisceaux incidents sur le cristal. Exprimer le terme de la polarisation non linéaire correspondant à la génération de seconde harmonique. Que se passe-t-il selon la bissectrice k 1 + k 2? Le détecteur n étant sensible qu à l énergie incidente, il mesure une quantité proportionnelle à E(t) 2 et le signal détecté en fonction de τ est la fonction d autocorrélation en intensité : A I = I(t)I(t τ) dt (9) On ne peut en déduire a priori la forme exacte de l impulsion (la fonction d autocorrélation est obligatoirement symétrique même si l impulsion à analyser n a pas un profil temporel symétrique), mais il s agit néanmoins d une information intéressante nous renseignant sur la durée de l impulsion. Si l on considère la durée au sens de la largeur à mi-hauteur, le rapport entre la largeur de la fonction d autocorrélation et celle de l intensité dépend naturellement de la forme de l impulsion. On utilise souvent le facteur 2 (correspondant à une impulsion gaussienne) ou de façon plus optimiste 1,54 (correspondant à une impulsion de forme sécante hyperbolique carrée), cf. figure 10. Évaluez la durée de l impulsion. Utilisez comme référence temporelle une lame de verre de 1mm d épaisseur. Son indice est à 800nm: n SiO2 = Commentez les résultats. Quelle est la puissance crête de ce laser en régime fs? Dans la représentation porteuse-enveloppe, estimez le nombre d oscillations du champ électrique pendant une impulsion caractérisée. TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 16

17 6 Application: le laser blanc 6.1 La fibre à cristal photonique Figure 15 Fibre microstructurée: agencement périodique de silice et de trous d air Le principe d un cristal photonique pour les photons est le même que celui d un semiconducteur pour un électron. En effet, une structure ordonnée conduit à une gamme d énergie interdite (analogie avec le gap d un semi-conducteur). Ces structures ordonnées avec un pas micrométrique sont obtenues par assemblage d une structure millimétrique puis étirage. Dans une fibre à cristal photonique, c est donc moins le matériel, mais plus la structure qui guide le faisceau. L énorme avantage qu offrent les fibres microstructurées est la grande liberté en ce qui concerne la dispersion. Sa gestion permet de contrôler et donc de réduire la dépendance spectrale de la vitesse de groupe. Autrement dit, il est possible de limiter l élargissement temporel d une impulsion lumineuse lors de sa propagation, ce qui amplifierait les effets non linéaires typiquement souhaités. Cette démarche n est pas possible avec des fibres traditionnelles dont la structure est simplement un c?ur entouré d une gaine. Figure 16 Schéma de la monture d une fibre à cristal photonique TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 17

18 6.2 Effets non liéaires: réalisation d un supercontinuum Les effets non linéaires ont typiquement des faibles coefficients de rendement. Il est donc nécessaire d avoir un faisceau très intense et/ou une longueur d interaction élevé. En injectant un train d impulsions fs dans une fibre, on confine le faisceau à une section transversale très réduite. On augmente donc l intensité et la guide le long de la fibre. Pour la génération d un supercontinuum, une fibre à cristal photonique sera utilisée. Lors de sa propagation dans la fibre l impulsion intense crée de nouvelles fréquences à partir de la génération d harmoniques, mélange d ondes, des diffusions inélastiques Raman et Brillouin, etc.. La fibre à cristal photonique se trouve dans un boîtier et est soudée à une fibre traditionnelle comme l indique le schéma de la figure 16. Optimisez le couplage à la PCF en jouant sur l optique d injection. A l aide d une lentille et d un prisme, observez le spectre de la lumière en sortie de fibre. Pourquoi la dénomination de laser blanc? A l aide du spectromètre, enregistrez le spectre de la lumière à la sortie de la fibre et comparez aux données constructeur. Figure 17 Spectre à la sortie de la PCF, d après données constructeur TP Laser femtoseconde Partie expérimentale 18