En résumé, en causant une densification locale par des processus d’ionisation non-linéaire et de recombinaison de porteurs libres, il est possible d’imprimer une modulation périodique de l’indice de réfraction dans le coeur d’une fibre optique. En inscrivant de tels réseaux de Bragg de part et d’autre d’une fibre dopée, on obtient une cavité Fabry-Perot. Il est ainsi possible de commuter le gain de cette cavité laser via une pompe pulsée produisant conséquemment une impulsion laser, un peu à la manière du régime déclenché «Q-switch».
Un modèle théorique présentant les équations des modes couplés a été présenté ; ces équations permettent de calculer dans quelle mesure un signal est affecté par sa propagation à travers un
réseau de Bragg. Un algorithme numérique simulant la dynamique temporelle et non-linéaire d’une cavité à rétroaction distribuée a également été présenté ; ce dernier met à profit les équations de propagation préalablement obtenues. La méthode développée est relativement simple à conceptualiser et permet d’obtenir, dans le domaine temporel, toute l’information requise pour adéquatement simuler le processus de la commutation du gain dans une cavité Fabry-Perot à rétroaction distribuée. Il a donc été possible de développer un outil permettant de simuler une cavité laser numériquement. Il a également été démontré qu’il est possible de faire correspondre la commutation du gain à la commutation des pertes. L’analyse fournie par Siegman dans son livre sur les lasers décrit à merveille le processus de la commutation des pertes. Les multiples outils développés dans cette section nous permettront de bien analyser les résultats obtenus au laboratoire !
Chapitre 2
Montage expérimental et mesures
de caractérisation
Ce chapitre traite de la caractérisation des différents composants du montage expérimental. En premier lieu, une brève description du montage expérimental est présentée. Ensuite, on étudiera les principales caractéristiques de la source laser et de sa chaîne d’amplification, on mesure ainsi la cadence et la durée des impulsions, le spectre et l’état de polarisation du signal laser pompe avant et après amplification. Enfin, on effectue la mesure des principaux paramètres caractérisant la section fibrée du montage expérimental soit : les pertes intrin- sèques, les pertes par fusion, l’absorption à faible signal, le temps de vie du niveau supérieur, la concentration des dopants et la section efficace d’absorption et d’émission.
Dans le cadre de cette maîtrise, on cherche à réaliser des impulsions de l’ordre de quelques nanosecondes ayant le plus d’énergie possible. Pour produire de telles impulsions, on fera bon usage d’un processus qu’on nomme la commutation du gain («gain-switching») , qui consiste à inverser bien au-delà du seuil laser le milieu de gain situé au centre de l’oscillateur. Cette augmentation rapide du gain permet ainsi de produire des impulsions laser relativement brèves, un peu à l’image du régime déclenché («Q-Switch»), la différence principale étant qu’au lieu de moduler les pertes en fonction du temps, on module le gain. Ainsi, il est nécessaire de se doter d’une source laser capable de produire des impulsions brèves très intenses ayant une longueur d’onde située dans l’une des différentes plages d’absorption du thulium. Notre choix s’est porté sur une source laser micro-chip qui nous a été prêtée par l’INO. Toutefois, bien que les performances de cette source soient excellentes, on cherche tout de même à augmenter l’énergie des impulsions émises. Ainsi, on amplifie les impulsions de ce laser à l’aide d’un amplificateur maison à fibre de phosphate co-dopée erbium ytterbium. Le montage expérimental final est présenté à la figure 2.1.
Il est donc nécessaire de caractériser l’amplificateur à fibre de phosphate pour bien connaître les différents paramètres de l’impulsion utilisée pour pomper l’oscillateur à fibre dopée thu-
Laser Micro-Chip 1534 nm Isolateurs Laser Pompe 980 nm MD MD A mpli Er -Y b 17 cm MD: Miroir Dichroïque Bloqueur BW FW 980 nm 1534 nm Micro-Chip Amplifié
Figure 2.1 – Montage expérimental produisant le faisceau pompe.
lium.
2.1 Caractéristiques de l’impulsion incidente et effet de
l’amplificateur
On présente ici la caractérisation du laser micro-chip utilisé comme source de signal d’entrée sur le montage expérimental, ainsi que l’effet de l’amplificateur sur ces impulsions. Toutefois, les effets non-linéaires dans la fibre optique imposent une limite sur l’amplification des impul- sions produites par le laser micro-chip. En effet, la haute puissance crête des impulsions fait intervenir certains effets non linéaires tels que l’auto-modulation de phase et l’effet Brillouin stimulé. C’est d’ailleurs l’effet Brillouin stimulé qui limite principalement les performances de l’amplificateur car il cause la génération d’une onde Stokes rétro-diffusée capable de drainer la quasi-totalité de l’énergie de l’impulsion initiale. Ce comportement est dû au fait qu’une onde incidente crée, par électrostriction, une onde acoustique ; cette dernière interagit alors avec l’onde incidente pour produire une onde Stokes. Conséquemment, lorsqu’on envoie une impulsion nanoseconde déjà très intense dans un amplificateur à fibre, cet effet prend davan- tage d’ampleur et devient le principal facteur limitant l’amplification, causant entre autre, des instabilités. Il est ainsi nécessaire d’opérer l’amplificateur dans des conditions permettant
la production d’impulsions stables.
En premier lieu, on compare la forme de l’impulsion initiale à celle de l’impulsion amplifiée. Pour ce faire, on utilise un photodétecteur1 suffisamment rapide pour résoudre l’impulsion
(temps de réponse de 0.1 ns). Une attention particulière doit être portée à l’intensité incidente sur le photodétecteur, pour ne pas l’abîmer. Les figures 2.2a et 2.2b présentent la forme temporelle de l’impulsion avant et après amplification par le montage maison.
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20 30 40 50 −0. 1 0 0. 1 0. 2 0. 3 0. 4 0. 5 0. 6 0. 7 Temps [ns] In tensit é [U A ]
Forme de l’impulsion à la sortie du laser micro-chip
FWHM=3.85 ns
(a) Avant amplification P = 15 mW
−50 −40 −30 −20 −10 0 10 20 30 40 50 0 0. 1 0. 2 0. 3 0. 4 0. 5 0. 6 0. 7 Temps [ns] In tensit é [U A ]
Forme de l’impulsion à la sortie du laser micro-chip
FWHM=4.39 ns
(b) Après amplification : P = 150 mW
Figure 2.2 – Forme temporelle de l’impulsion avant et après l’amplification.
On voit une modification de la forme temporelle par l’amplificateur. La largeur à mi-hauteur n’en est toutefois pas trop affectée. La modification de la forme temporelle de l’impulsion est principalement due aux effets non-linéaires présents à l’intérieur de la fibre amplificatrice. Le spectre, quant à lui, reste très beau dans la limite où le résultat est stable dans le domaine temporel, tel que l’indique la figure 2.4. Dans cette figure, le spectre est limité à 50 pm, soit la résolution de l’analyseur de spectre optique utilisé.
Bien qu’il soit possible d’amplifier le signal incident à des puissances moyennes plus élevées que 150 mW, l’impulsion se déforme grandement. De plus, au-delà de 150 mW, le taux de répétition n’est plus stable. Ceci signifie que le gain de la fibre amplificatrice est suffisamment élevé pour amplifier au-delà du seuil les quelques réflexions parasites qui ne peuvent être atténuées par les deux isolateurs ; ceci crée des cavités parasites à l’intérieur de la chaîne d’amplification. Il est ainsi possible d’augmenter la puissance moyenne au-delà de 150 mW, mais avec cependant une cadence instable ; plusieurs impulsions secondaires sont alors amplifiées, ce qui cause en réalité, une plus faible énergie par impulsion. La cadence a été mesurée à 1.367 kHz. La courbe de puissance à la sortie de l’amplificateur en fonction de la puissance fournie par la diode pompe est présentée à la figure2.3. À plein régime, on obtient des impulsions avec une énergie de l’ordre de 100 µJ.
0 500 1000 1500 2000 2500 3000 0 50 100 150 Puissance [mW] P uissanc e [mW ]
Puissance du faisceau amplifé en fonction de la puissance de la diode pompe
Figure 2.3 – Puissance du laser fais- ceau à la sortie de l’amplificateur en fonction de la puissance de la diode pompe à 980 nm 1533 1534 1536 0 0. 1 0. 2 0. 3 0. 4 0. 5 0. 6 0. 7 0. 8 0. 9 1 Longueur d’onde [nm] In tensit é [U A ]
Spectre de l’impulsion du laser micro-chip
Figure 2.4 – Intensité normalisée de l’impulsion amplifiée en fonction de la longueur d’onde.