Modélisation du système

La modélisation de l’expérience s’appuie sur trois briques de base. Il s’agit d’une part du calcul des modes de propagation de la fibre mise en jeu, de la modélisation du couplage du champ excitateur dans la fibre et de la propagation du champ couplé jusqu’à l’extrémité de fibre. Enfin, la dernière étape consiste à simuler la boucle de rétroaction pour permettre l’étude du comportement du système adaptatif jusqu’à l’obtention d’un régime stationnaire.

II.1.1. Présentation des fibres utilisées et de leur contenu modal

Durant cette thèse, j’ai travaillé avec deux types de fibres : une fibre multicœur à cœurs couplés (FMC) faiblement multimodale et une fibre multimodale à saut d’indice « plus classique » à cœur unique (MM) autorisant la propagation d’un plus grand nombre de modes.

Fibre multimode multicoeur à cœurs couplés (FMC)

Une fibre multimode est composée le plus généralement d’un cœur de grand diamètre présentant un indice de réfraction supérieur à celui de la gaine l’entourant. Mais, il existe d’autres types de fibre multimode comme la fibre à cœurs couplés dont j’ai disposé durant la première partie de ma thèse. Cette fibre est constituée de 19 cœurs dopés Ytterbium de 7 µm de diamètre chacun et présentant une ouverture numérique de 0,065. Les cœurs sont positionnés dans une matrice hexagonale au centre d’une gaine octogonale. La distance entre deux cœurs voisins est de 10,5 µm. A la longueur d’onde d’utilisation (1064nm), chaque cœur est monomode et le diamètre du mode fondamental quasi gaussien est de 12 µm à 1/𝑒2 en intensité. La figure suivante présente une image au microscope de la face de la fibre FMC.

Figure II-1 : a) Image au microscope de la face de fibre multicoeur, l’insert en haut à droite est un zoom de la matrice de 19 cœurs. b) numérotation arbitraire des cœurs utilisée durant la modélisation

Afin de déterminer les modes de cette fibre, j’ai utilisé la méthode des modes couplés. Elle est présentée par Bochove (Bochove, 2003) et l’idée générale de la méthode est d’écrire le champ sur une polarisationcomme la somme des champs émis par les 19 cœurs de la fibre sous la forme suivante :

𝐸(𝑥, 𝑦, 𝑧) = ∑ 𝐴_𝑞(𝑧). 𝐸_𝑞(𝑥, 𝑦)

19

𝑞=1

Eq. II-1

Où 𝐸_𝑞est le champ du qième cœur et les amplitudes 𝐴_𝑞sont définies par la matrice de couplage suivante : −𝑗 [ 𝑑𝐴₁ 𝑑𝑧 𝑑𝐴₂ 𝑑𝑧 ⋮ 𝑑𝐴₁₈ 𝑑𝑧 𝑑𝐴₁₉ 𝑑𝑧 ] = [ 𝛽₁ 𝑄_1→2 … 𝑄_1→18 𝑄_1→19 𝑄_2→1 ⋮ 𝑄_18→1 𝛽₂ ⋮ 𝑄_18→2 … ⋱ … 𝑄_2→18 ⋮ 𝛽₁₈ 𝑄_2→19 ⋮ 𝑄_18→19 𝑄_19→1 𝑄_19→2 … 𝑄_19→18 𝛽₁₉ ][ 𝐴₁ 𝐴₂ ⋮ 𝐴₁₈ 𝐴₁₉] Eq. II-2

Avec 𝛽_𝑞 la constante de propagation du mode guidé par le qième cœur et 𝑄_𝑖→𝑗 le couplage du iième cœur vers le jième cœur. Le calcul du coefficient de couplage entre deux cœurs est donné par l’équation II-3 (Snyder, 2012) :

𝑄

_𝑖→𝑗

=^2𝜋

𝜆

∬(𝑛

_𝑐

− 𝑛

_𝑔

)𝐸𝑐

_𝑖

𝐸𝑐

_𝑗

𝑑𝑆

∬ 𝐸𝑐

_𝑖²

𝑑𝑆

^{Eq. II-3}

Avec

𝑛

_𝑐 et

𝑛

_𝑔respectivement les indices de réfraction du cœur et de la gaine et

𝐸𝑐

_𝑖

et

𝐸𝑐

_𝑗 les champs des

i

ième

et j

ième cœurs. Dans mon modèle numérique, nous supposons tous les cœurs identiques :

𝜷 = 𝛽₁= 𝛽₂= ⋯ = 𝛽₁₉ Eq. II-4 et nous considérons que les couplages entre les proches voisins sont tous égaux ainsi Pour le cœur n°1 :

𝑸 = 𝑄_1→2= 𝑄_1→3= 𝑄_1→4= 𝑄_1→5 = 𝑄_1→6= 𝑄_1→7 Eq. II-5 Pour le cœur n° 19 :

𝑸 = 𝑄_19→2= 𝑄_19→7= 𝑄_19→8= 𝑄_19→18 Eq. II-6 Avec ces hypothèses, la matrice de couplage est grandement simplifiée (Eq. II-2). En diagonalisant cette matrice on obtient le champ des modes de fibre avec les vecteurs propres de la matrice, et les valeurs propres associées donnent les constantes de propagations. Notons que la matrice de couplage (Eq. II-2) étant symétrique, le théorème spectral assure qu’elle est diagonalisable à valeur propre réelle. Après avoir numérisé cette matrice et les différents paramètres des équations je trouve un coefficient de couplage entre deux cœurs proches voisins 𝑸 = 𝟖𝟐𝟖 𝒎−𝟏 à 1064 nm. Avec ces données j’obtiens 19 modes guidés associés à 19 constantes de propagation. Seules les 12 premières constantes de propagation respectent la condition de guidage. C’est pourquoi, au final, j’obtiens 12 modes LP dont la représentation en intensité est donnée figure II-2.

Figure II-2 : Les douze modes en intensité calculés par la méthode des modes couplés

Le tableau suivant présente les constantes de propagation (𝛽_𝑖) et l’indice effectif (𝑛_𝑒𝑖) calculés pour chacun des modes (𝛽_𝑖=^2𝜋

𝜆 𝑛_𝑒𝑖). J’ai recensé quatre paires de modes dégénérés les modes 2 et 3, les modes 4 et 5, les modes 9 et 10 et les modes 11 et 12 (deux modes sont dit dégénérés lorsque leurs constantes de propagation sont les mêmes). Ces différentes paires de modes sont composées de deux modes dont les représentations en intensité sont identiques à une rotation de 90° près.

Indice du mode Constante de propagation (m-1) Indice effectif 1 8565879 1,45055 2 8564621 1,45034 3 8564621 1,45034 4 8563277 1,45011 5 8563277 1,45011 6 8562859 1,45004 7 8562185 1,44993 8 8561842 1,44987 9 8561447 1,44980 10 8561447 1,44980 11 8561013 1,44973 12 8561013 1,44973

Figure II-3 : Constante de propagation et indice effectif des 12 modes calculés par la méthode des modes couplés (à 1064 nm)

Fibre multimode à saut d’indice (FMM)

Figure II-4 : Image au microscope de la fibre multimode à cœur unique (Lombard, 2005)

La seconde fibre que j’ai modélisée est une fibre multimode à saut d’indice elle aussi dopée Ytterbium. Cette fibre a été fournie par Thales, et j’ai pu l’exploiter dans nos expériences au cours de la seconde partie de cette thèse. Le cœur de cette fibre mesure 55 µm de diamètre pour une ouverture numérique de 0,19. La gaine a une forme en D, afin de briser la symétrie des modes d’ordres élevés pour un pompage gaine plus efficace (Kouznetsov, 2002), et sa largeur maximum est de 400 µm. Pour le calcul des modes d’une fibre à saut d’indice, nous avons utilisé la méthode présentée par J.A Buck (Buck, 1995). Le calcul numérique permet de trouver 127 modes LP de propagation par polarisation. La nature de ces modes et la répartition de leurs constantes de propagation est donnée Figure II-5.

Figure II-5 : a) Répartition des 127 modes calculés sur la base des modes LP. b) Répartition des constantes de propagation, en ordonnée l’indice azimutal des modes est indexé de 1 à 27 au lieu de

0 à 26 et en abscisse l’indice radial est numéroté de 1 à 10.

Sur la figure II-5 b) le différentiel entre les deux valeurs extrêmes des constantes de propagation est de 6,74x104 m-1 (entre le LP0,1 et le LP26,1). Bien que l’échelle de couleur utilisée sur la figure le laisse penser, il n’existe aucun groupe de modes dégénérés dans la base modale présentée. En effet, la méthode de calcul des modes LP organise déjà les modes par groupe de modes dégénérés. En fait, chacun des modes LP est composé d’un ou plusieurs modes EH-HE ayant strictement la même constante de propagation.

II.1.2. Modélisation de la propagation à travers la fibre

Quelle que soit la fibre modélisée, la propagation à travers la fibre s’effectue en deux étapes. Dans une première étape, à l’image de ce qui a été décrit dans le Chapitre I, on décompose le faisceau incident sur la base modale de la fibre à l’aide des intégrales de recouvrement entre le faisceau incident et les modes guidés. Si l’on note 𝑒_𝑖 le champ associé au 𝑖è𝑚𝑒 mode de fibre et 𝐸_𝑖𝑛 le champ incident, le coefficient de couplage d’un mode (𝐶_𝑖) est donné par la formule suivante :

𝐶_𝑖 = ^{∬ E𝑖𝑛. 𝑒𝑖𝑑𝑆}

√∬|E_𝑖𝑛|2𝑑𝑆 ∬|𝑒_𝑖|2𝑑𝑆 ^{Eq. II-7}

Une fois la décomposition modale connue, on représente alors le faisceau transmis à travers une section de fibre uniforme comme la somme des modes affectés de leur déphasage de propagation propre (Eq. I- 5). Afin de simuler les courbures de la fibre, j’ai partitionné la fibre en plusieurs sections uniformes et ajouté à l’interface entre deux sections une pente de phase de valeur et d’orientation variables (noté 𝜑_{𝑐𝑜𝑢𝑟𝑏𝑢𝑟𝑒}). Ainsi une nouvelle décomposition modale devient nécessaire à chaque changement de section. Le schéma suivant illustre la modélisation de la propagation à travers la fibre multimode dans un cas général. Sur le schéma, les différentes constantes de propagation sont notées 𝛽_𝑖.

Figure II-6 : Schéma illustrant la modélisation de la propagation dans la fibre optique multimode, 𝑒𝑖représente le champ du ième mode de la base modale de la fibre, N le nombre total de modes, 𝐸𝑖𝑛le

champ incident.

Sur la figure II-6, 𝐸_𝑖𝑛 représente le champ incident alors que 𝐸_𝑧=0 est le champ couplé dans la fibre. En toute rigueur ces deux quantités sont différentes car une partie du champ incident n’est pas couplé dans le guide. Elles sont liées entre elles par la relation suivante (Φ_𝑁𝐶 représentant la fraction du champ non couplé) :

𝐸_𝑖𝑛 = 𝐸_𝑧=0+ Φ_𝑁𝐶 Eq. II-8

Dans le cas de la fibre à saut d’indice la décomposition modale n’est pas aussi triviale que le laisse penser l’équation II-7. Lorsque je calcule les 127 modes LP par polarisation, je les calcule selon deux orientations spécifiques dépendant de l’ordre azimutal de chaque mode afin de pouvoir synthétiser numériquement toutes les formes de champ en sortie de fibre : chaque mode d’orientation quelconque est la combinaison en champ de ce même mode selon deux orientations spécifiques. Les deux champs, identiques, sont tournés de _2𝑚^𝜋 l’un par rapport à l’autre (pour le mode LPm,n). Ainsi la famille de modes résultante reste une base de la fibre, mais avec une orientation qui peut être quelconque. Autrement, l’utilisation d’une seule de ces deux bases conduit à des symétries azimutales sur certaines formes de champ synthétisés qui n’ont aucune existence physique.

Si les deux orientations sont notées A et B, nous calculons l’intégrale de recouvrement sur chacune des deux bases par la formule suivante :

𝐶_𝑖𝐴 = ^{∬ Ψ𝑖𝑛. 𝑒𝑖} 𝐴 𝑑𝑆 √∬|Ψ𝑖𝑛|2𝑑𝑆 ∬|𝑒_𝑖𝐴|²𝑑𝑆 𝑒𝑡 𝐶_𝑖𝐵= ^{∬ Ψ𝑖𝑛. 𝑒𝑖} 𝐵 𝑑𝑆 √∬|Ψ𝑖𝑛|2𝑑𝑆 ∬|𝑒_𝑖𝐵|²𝑑𝑆 ^{Eq. II-9} 𝑒_𝑖𝐴 𝑒𝑡 𝑒_𝑖𝐵 étant respectivement les champs des ième modes propres de la fibre sur les bases A et B respectivement. Le champ du ième mode orienté, noté 𝑒_𝑖^𝑂 est donné par l’équation suivante :

𝑒_𝑖^𝑂 = ^𝐶𝑖

𝐴. 𝑒_𝑖𝐴+ 𝐶_𝑖𝐵. 𝑒_𝑖𝐵

∬ |𝐶_𝑖𝐴. 𝑒_𝑖𝐴+ 𝐶_𝑖𝐵. 𝑒_𝑖𝐵| 𝑑𝑆 ^{Eq. II-10}

II.1.3. Modélisation de l’asservissement

Une fois la propagation à travers la fibre multimode prise en compte dans un module, il ne reste plus qu’à modéliser le processus de rétroaction. La plupart des fonctions « objectif » étudiées sont modélisées en calculant la puissance contenue dans une zone cible en extrémité de fibre. L’algorithme de rétroaction inclut dans le modèle un des algorithmes d’optimisation présentés dans le chapitre I. Enfin, il faut modéliser le modulateur spatial de phase. Pour cela nous créons une matrice carrée Φ comportant le nombre d’actuateurs de phase voulus et nous modélisons l’interaction entre le faisceau incident et le modulateur par la simple multiplication du champ incident par 𝑒𝑖Φ.

Ces différents éléments sont imbriqués dans une boucle ou plusieurs boucles « for » (en fonction du type d’algorithme mis en place).

Dans le document Propagation et contrôle adaptatif de la lumière amplifiée dans une fibre multimode (Page 44-51)