Intégrale de recouvrement mode–gain

Nous allons développer ici une expression analytique permettant de calculer la valeur propre

associée à un mode propre d’une cavité vide en présence d’un gain et de pertes linéaires, en

supposant que l’introduction d’un gain dépendant de l’espace ne modifie pas significativement

les modes propres de cette cavité. Il est bien entendu que ce type de raisonnement ne s’applique

que dans des conditions où le gain dans le milieu actif est faible et où la propagation dans le vide

joue un rôle essentiel, comme c’est le cas pour les cavités étendues pompées longitudinalement.

Système étudié

Par souci de simplicité, nous nous restreignons ici à l’étude d’une cavité plan–concave

conte-nant un milieu actif d’indice n et d’épaisseur d localisé sur le miroir plan représenté par la

figure 2.1. Cependant tous les raisonnements qui vont suivre pourraient tout à fait être

généra-lisés à tout type de cavité dont on connait une base de modes propres, et ceci peu importe la

position du milieu actif. La cavité de longueurL considérée est supposée pompée

longitudinale-ment, et on noteg

₀

(x,y,z)le profil de gain. Les pertes s’effectuent uniquement par l’intermédiaire

du miroir sphérique M

2

de rayon de courbure Rc et de coefficient de réflexion en intensité R.

On a noté Π

0

le plan particulier correspondant à la surface du miroir plan M

1

et Π

_d

le plan

correspondant à la face de sortie du milieu actif. Le champ paraxial intracavité est quant-à lui

toujours notéu(x,y,z).

La présence d’un milieu d’indice n et d’épaisseur d dans la cavité ne modifie en rien les

propriétés des modes propres présentées au chapitre 1, sous réserve de travailler avec une longueur

Critère analytique de sélection de modes 59

Figure ^{2.1 – Cavité plan–concave contenant un milieu actif d’indice}n et d’épaisseur dpompé

longitudinalement.

de cavité équivalente donnée par :

˜

L=L−

n−1

n

d. (2.1)

La longueur de Rayleigh équivalente s’écrit alors :

z

_R

=

q

˜

L(R

_c

−L^˜), (2.2)

de manière tout à fait identique à l’équation (1.27), et le waist des modes propres de la cavité

est toujours localisé sur le miroir plan et donné par :

w

²₀

= ^λ

⁰

π ^z

^R

^{, (2.3)}

oùλ

₀

est la longueur d’onde longitudinale dans le vide du mode considéré.

De même, les expressions de la largeur du faisceauw(z), du rayon de courbure du front d’onde

R(z) et de la phase de Gouy Ψ

G

(z) restent données par les expressions (1.9), (1.10) et (1.11)

respectivement, sous réserve d’y introduire la longueur de Rayleigh équivalente.

Enfin, nous supposons que la longueur d du milieu actif est petite devant la longueur de

Rayleigh, de manière à ce que le champ dans la cavité évolue peu entre l’entrée et la sortie du

milieu actif. De cette manière, en l’absence de pompage, le champu(x,y,l) dans le milieu actif,

0≤l≤d, pourra être assimilé au champ u(Π

₀

) au niveau du miroir plan.

Équation paraxiale dans le milieu actif

Nous cherchons ici à montrer que lorsque le gain n’est pas trop fort il est possible de découpler

l’action de propagation du champ dans le milieu actif de l’effet d’amplification. Pour cela, il est

nécessaire de partir d’une équation de propagation amplifiée du champ dans le milieu actif que l’on

construit à partir de l’équation paraxiale (1.6) en supposant que dans une tranche infinitésimale

de milieu actif dz la propagation et l’amplification possèdent effectivement deux contributions

indépendantes et que l’amplification consiste uniquement en la multiplication du champ par le

profil transverse du gain g

0

(x,y,z) à la position z considérée. On obtient donc l’équation de

propagation suivante :

∂u

∂z ⁼⁻

i

2k^∇

2 ⊥

u+g

0

(x,y,z)u, (2.4)

où k= 2π/λavecλ=λ

₀

/n étant la longueur d’onde dans le milieu d’indicen.

Considérons le champ u défini par :

u(x,y,z) =v(x,y,z)e

^R0^zg0(x,y,l) dl

, (2.5)

où v est une solution de l’équation paraxiale dans un milieu d’indicen.

Sous une certaine approximation, on peut montrer que u peut être considérée comme une

solution approchée de l’équation (2.4). En effet, en dérivant l’équation (2.5), on obtient :

∂u

∂z ⁼⁻

i

2k ^∇

2 ⊥

ve

Rz 0 g0(x,y,l) dl

+g

0

(x,y,z)u. (2.6)

On suppose alors que les variations du profil de gaing

0

(x,y,z) sont suffisamment lentes dans

les plans transverses afin que le terme en exponentielle dans l’équation (2.6) puisse être associé

àvdans le laplacien transverse. Sous cette condition,udéfinie par (2.5) est bien une solution de

l’équation (2.4) et les distributions transverses du champ à l’entrée et à la sortie du milieu actif,

lorsque celui-ci se propage deM

₁

versM

₂

, sont liées par la relation :

u(Π

_d

) = exp

Z

d 0

g

0

(x,y,l) dl

MK[d/n]u(Π

0

), (2.7)

où on rappelle que M

_K

[d/n] représente l’opérateur de propagation d’un champ de longueur

d’ondeλ

0

dans le vide d’une distanced/n.

Nous avons donc montré que sous la condition d’un profil transverse de gain lentement

va-riable, la propagation amplifiée d’un champ traversant un milieu actif linéaire peut être décrite

par deux actions indépendantes, à savoir la propagation à travers un milieu d’indice net de

lon-gueurdsuivie de la multiplication par le profil de gain exponentiel intégré sur toute la longueur

du cristal.

Critère analytique de sélection de modes 61

Dérivation de l’intégrale de recouvrement mode–gain

L’équation (2.7) indique que l’opération de multiplication du mode par le profil de gain

moyen doit s’effectuer après propagation du mode dans le cristal. Nous supposons ici que cette

multiplication peut également s’effectuer avant l’opération de propagation, ce qui est justifié par

le fait que lorsquedz

_R

le profil du mode évolue très peu au cours de sa propagation dans le

cristal. Ceci nous permet d’exprimer l’opérateur d’aller–retour dans la cavité avec gainMcav(g

0

)

en fonction de l’opérateur d’aller–retour dans la cavité videM

_cav

de la manière suivante :

Mcav(g

0

) =e

^g0˜

Mcav, (2.8)

où on a introduit le gain intégré sur un aller–retour˜g

0

(x,y) = 2^R

₀^d

g

0

(x,y,l) dl.

Considérons maintenant la base(u

_m,n

)de modes Hermite–Gauss étant des modes propres de

la cavité vide, satisfaisant l’équation :

M

_cav

u

_m,n

=

√

Re

^2i(m+n+1)ΨG( ˜L)

u

_m,n

. (2.9)

Tout mode propre u=P

c

_m,n

u

_m,n

de la cavité avec gain doit alors satisfaire l’équation :

√

Re

^g0˜

^Xcm,ne

^2i(m+n+1)ΨG( ˜L)

um,n =σuu, (2.10)

oùσ

_u

est la valeur propre associée au mode propre u.

On suppose désormais que les différentes phases de Gouy présentes dans la somme de

l’équa-tion (2.10) s’accordent suffisamment de telle manière que :

∃p∈_N/ ^Xc

_m,n

e

^2i(m+n+1)ΨG( ˜L)

u

_m,n

=e

^2i(p+1)ΨG( ˜L)

u+b, (2.11)

oùb(x,y) est une fonction de faible amplitude vérifiant^R |b|

2

R

|u|

2

.

Maintenant, en appliquant l’opération^R u

^∗

de part et d’autre de l’égalité (2.10) et en

négli-geant le terme faisant intervenir la fonction b(x,y), on obtient l’expression de la valeur propre

σu :

σ

_u

=^√Re

^2i(p+1)ΨG( ˜L)

x

Π0

|u(x,y)|

2

kuk

2

e

^˜g0(x,y)

dxdy. (2.12)

Dans le cas oùg˜

₀

est faible, ce qui sera toujours le cas en pratique, on peut remplacer le terme

en exponentielle présent dans (2.12) par son développement limité à l’ordre 1, ce qui donne une

nouvelle expression deσ

_u

faisant intervenir l’intégrale de recouvrement mode–gain entre le profil

de gain linéaire intégré et le profil d’intensité du mode normalisé :

σu=

√

Re

^2i(p+1)ΨG( ˜L)



1 +x

Π0

|u(x,y)|

2

kuk

2

˜g

0

(x,y) dxdy



. (2.13)

Nous allons utiliser cette intégrale de recouvrement mode–gain comme le critère significatif

nous permettant d’effectuer des prédictions quant-aux modes qui seront susceptibles d’osciller

dans diverses configurations de pompage. En effet, on voit immédiatement que le module de la

valeur propre σ

_u

dépend directement de la valeur de cette intégrale.

Dans le document Étude de la sélection des structures transverses stationnaires dans les lasers (Page 65-69)