Développement de lasers à fibre basés sur la conversion Raman émettant entre 2 et 4 um

Développement de lasers à fibre basés sur la

conversion Raman émettant entre 2 et 4 µm

Thèse

Vincent Fortin

Doctorat en physique

Philosophiae doctor (Ph.D.)

Québec, Canada

© Vincent Fortin, 2014

iii

Résumé

Les lasers à fibre sont des sources robustes, efficaces et qui présentent une qualité de faisceau irréprochable. Cependant, la plupart sont généralement limités à certaines bandes spectrales bien définies, coïncidant avec les transitions électroniques des ions de terres rares. Les cavités laser basées sur la conversion Raman sont une alternative intéressante qui permet de générer, avec une combinaison de pompe et de fibre adéquate, un rayonnement laser à n’importe quelle longueur d’onde. Ces sources permettraient notamment de couvrir la plage spectrale entre 2 et 4 µm, convoitée pour diverses applications dans le domaine médical, spectroscopique et militaire. Or, les fibres de silice standards, dont l’atténuation croît rapidement aux longueurs d’onde dépassant 2.2 µm, ne sont pas adaptées pour cette application. Bien que les fibres de la famille des verres fluorés ou des chalcogénures présentent plusieurs défis techniques, elles répondent beaucoup mieux aux exigences requises.

Dans le cadre de notre projet, nous avons fait l’étude de sources laser basées sur la conversion Raman dans une fibre en fluorozirconate et dans une fibre en sulfure d’arsenic (As2S3). Il s’agissait des

toutes premières démonstrations expérimentales de cavités Raman dans ces matériaux. Nous avons également développé des programmes de simulation numérique afin d’en faire l’optimisation et d’identifier leurs limites. En premier lieu, des cavités Raman en fluorozirconate émettant autour de 2.2 µm et pompées par un laser Tm:silice à 2 µm ont été assemblées et perfectionnées. En imbriquant les cavités Raman et de la pompe, de hautes puissances atteignant quelques watts ont pu être mesurées à la sortie. En second lieu, nous avons fait la démonstration de cavités Raman en As2S3

émettant dans l’infrarouge moyen, à 3.34 µm. Elles étaient pompées par une source laser Er3+_:ZBLAN

à 3 µm que nous avons également développée dans nos laboratoires. En raison du gain Raman élevé des chalcogénures, nous avons pu monter ces cavités à partir de quelques mètres de fibre seulement. Les résultats obtenus au cours de notre projet sont probants et font des lasers à fibre une option viable pour l’émission de radiations cohérentes à des longueurs d’onde comprises entre 2 et 4 µm.

v

Abstract

Fiber lasers are robust, reliable and efficient laser sources that also offer an unrivaled beam quality, but most are limited to the specific spectral bands where rare-earth electronic transitions exist. Raman fiber lasers, however, can be operated on virtually any emission wavelength and can be used to bridge the gap between these rare-earth emission bands. Therefore, they could be designed to emit on any wavelength between 2 and 4 µm, which would find many applications in the medical, military and spectroscopic fields. Standard silicate fibers cannot be considered for this purpose, due to their limited transparency at wavelengths over 2.2 µm. Fluoride and chalcogenide glass fibers are much better suited for this task even though they bring new technical challenges.

During our Ph.D. project, Raman lasers based on both fluorozirconate and arsenic trisulphide (As2S3)

glass fibers were studied. In fact, we reported the very first experimental Raman cavities based on these materials. First, fluorozirconate Raman cavities emitting around 2.2 µm and pumped by a Tm:silica fiber laser were assembled and perfected. Based on an architecture where the Raman and pump laser cavities are nested, we have achieved high output power levels, up to a few watts. We have also demonstrated As2S3 Raman cavities operating directly in the mid-infrared, at 3.34 µm. They were

pumped by an in-house made erbium doped fluoride fiber laser at 3 µm. Due to the high Raman gain of chalcogenide glasses, only a few meters of fiber were required. The behavior of these laser sources was also investigated numerically to find their optimal operating parameters and to identify their limits. The results obtained prove that fiber lasers are well suited for generating a wide range of wavelengths between 2 and 4 µm.

vii

Table des matières

Résumé ... iii

Abstract ... v

Table des matières ... vii

Liste des figures ... xi

Liste des tableaux ... xv

Liste des symboles et des acronymes ... xvii

Remerciements ... xxiii

Avant-propos ... xxv

Introduction ... 1

1.1 Contexte et pertinence du projet ... 1

1.1.1 Applications des sources laser à haute longueur d’onde ... 1

1.1.2 Intérêt et limites des sources laser fibrées ... 5

1.2 Revue des sources laser émettant au-delà de 2 µm ... 7

1.2.1 Lasers à gaz ... 7

1.2.2 Lasers semi-conducteurs à cascade quantique ... 9

1.2.3 Lasers dopés aux métaux de transition ... 10

1.2.4 Lasers dopés aux ions de terres rares ... 11

1.2.5 Sources laser basées sur des processus nonlinéaires ... 19

1.2.6 Résumé des sources laser émettant à 2 µm ou plus ... 25

1.3 Bases théoriques de la conversion Raman ... 27

1.3.1 Diffusion Raman ... 27

1.3.2 Conversion Raman dans une fibre optique ... 31

1.4 Composantes d’un laser à gain Raman fibré ... 37

viii

1.4.2 Réseaux de Bragg (FBGs) ... 43

1.4.3 Pompe ... 46

1.5 Modélisation de lasers à gain Raman ... 47

1.5.1 Modélisation d’un laser Raman monochromatique ... 47

1.5.2 Modélisation de l’élargissement spectral intracavité ... 51

1.5.3 Modélisation de la charge thermique d’un laser Raman ... 55

1.6 Méthodes et techniques expérimentales ... 57

1.6.1 Mesure du gain Raman dans une fibre optique ... 58

1.6.2 Injection d’un faisceau intense dans une fibre optique ... 60

1.7 Présentation des articles ... 64

Fluoride glass Raman fiber laser at 2185 nm ... 69

2.1 Résumé ... 69

2.2 Abstract ... 69

2.3 Introduction ... 70

2.4 Experiment ... 71

2.5 Results and discussion ... 72

2.6 Conclusion ... 75

3.7 W fluoride glass Raman fiber laser operating at 2231 nm ... 77

3.1 Résumé ... 77 3.2 Abstract ... 77 3.3 Introduction ... 78 3.4 Experiment ... 78 3.5 Experimental results ... 80 3.6 Analysis ... 82 3.4.1 Numerical model ... 82 3.4.2 Discussion ... 84 3.7 Conclusion ... 87

Mid-infrared chalcogenide glass Raman fiber laser ... 89

4.1 Résumé ... 89

4.2 Abstract ... 89

4.3 Introduction ... 90

4.4 Experimental setup and results ... 91

ix

Modeling of As2S3 Raman fiber lasers operating in the mid-infrared ... 97

5.1 Résumé ... 97

5.2 Abstract ... 97

5.3 Introduction ... 98

5.4 Raman fiber laser model ... 99

5.5 Validation of the model using experimental results ... 100

5.6 Optimized first and second order RFLs emitting between 3 and 4 µm ... 104

5.7 Conclusion ... 109

Towards the development of fiber lasers for the 2 to 4 µm spectral region ... 111

6.1 Résumé ... 111

6.2 Abstract ... 111

6.3 Introduction ... 112

6.3.1 Mid-IR laser applications ... 112

6.3.2 Doped FLs and Raman fiber lasers ... 113

6.4 FL components ... 113

6.4.1 Mid-IR optical fibers ... 113

6.4.2 Fiber Bragg gratings in nonoxide glass fibers ... 114

6.4.3 Fiber splicing ... 115

6.5 Er-doped fluoride glass FL ... 115

6.5.1 Laser setup ... 115

6.5.2 Results ... 117

6.5.3 Thermal management and fiber tip degradation ... 117

6.6 Fluoride glass RFL ... 119 6.6.1 Laser setup ... 119 6.6.2 Results ... 119 6.7 Chalcogenide glass RFL ... 120 6.7.1 Laser setup ... 120 6.7.2 Results ... 121 6.8 Conclusion ... 122 Conclusions et perspectives ... 123 Bibliographie ... 127 Paramètres de calcul ... 143

x

A.2 Calcul de la sensibilité aux pertes ... 144 Paramètres des fibres utilisées ... 145

xi

Liste des figures

FIGURE 1.1 – Spectre d’absorption de molécules communes entre 2 et 12 µm [13]. ... 4

FIGURE 1.2 – Spectre de transmission typique de l’atmosphère [14]. ... 5

FIGURE 1.3 – Diagramme des niveaux d’énergie de l’ion Tm3+_{. Les flèches vertes et orange}

correspondent respectivement aux bandes d’absorption et d’émission. Les flèches bleues représentent les transferts d’énergie entre ions. ... 12 FIGURE 1.4 – Diagramme des niveaux d’énergie de l’ion Ho3+_{. Les flèches vertes et orange}

correspondent respectivement aux bandes d’absorption et d’émission. ... 14 FIGURE 1.5 – Diagramme des niveaux d’énergie de l’ion Er3+_{. Les flèches vertes et orange}

correspondent respectivement aux bandes d’absorption et d’émission. Les flèches bleues représentent les transferts d’énergie entre ions. ... 16 FIGURE 1.6 – Diagramme des niveaux d’énergie de l’ion Dy3+_{. Les flèches vertes et orange}

correspondent respectivement aux bandes d’absorption et d’émission. ... 18 FIGURE 1.7 – Illustration de différents procédés nonlinéaires paramétriques (OPO, DFG et FWM). ... 22

FIGURE 1.8 – Illustration de la diffusion Brillouin, Raman et Rayleigh. ... 27

FIGURE 1.9 – Diagramme d’énergie montrant les processus de diffusion Raman Stokes (gauche) et

Raman anti-Stokes (droite). ... 28 FIGURE 1.10 – Spectre Raman du SiO2 sous forme amorphe et cristalline [166]. ... 30

FIGURE 1.11 – Schéma d’un laser Raman cascadé. ... 38

FIGURE 1.12 – Atténuation expérimentale [174, 179, 180] et théorique (limite) [178] de différentes

compositions de fibre. ... 40 FIGURE 1.13 – Spectre de gain Raman de différentes compositions de fibre. Les spectres du As2Se3, du

As2S3 et du fluorozirconate ont été mesurés au COPL alors que le spectre de la silice est tiré de [166].

Pour faciliter la lecture du graphe, les amplitudes du spectre de gain des chalcogénures ont été réduites. ... 41 FIGURE 1.14 – Facteur de mérite des différents matériaux pour la conception d’un laser Raman (voir

annexe A pour le détail des paramètres utilisés). ... 43 FIGURE 1.15 – Sensibilité d’une cavité Raman aux différentes sources de pertes. ... 50

xii

FIGURE 1.17 – Préparation de l’extrémité d’une fibre de chalcogénure (As2S3)... 61

FIGURE 1.18 – Jonctions fusionnées de diverses combinaisons de fibres. (a) Fibres non dopées en fluorozirconate (pertes < 0.1 dB), (b) Fibre de fluorozirconate non dopée et dopée Er3+ _{(pertes < 0.2} dB), (c) Fibre en As2S3 et en As2Se3, (d) Fibre en As2S3 et en fluorozirconate. ... 64

FIGURE 2.1 – Experimental setup of the all-fiber Raman laser operating at 2185 nm... 72

FIGURE 2.2 – Laser output power as a function of the launched pump power. The lines are numerical simulations, the green one with a constant output coupler and the blue one with a fit on MAX out R to match the output power. ... 72

FIGURE 2.3 – RFL output spectrum at a Stokes power of 280 mW. The spectrum analyzer resolution was set to 0.05 nm. The inset shows the two overlapping FBGs forming the cavity. ... 74

FIGURE 2.4 – Raman gain spectrum of the fluoride fiber for a pump at 1940 nm. The output wavelength of the laser system is marked with an X. The gain is assumed to scale as

1

λ

P. ... 75

FIGURE 3.1 – Experimental setup of the nested cavity Raman fiber laser. ... 79

FIGURE 3.2 – Transmission spectra of the pair of FBGs forming the Stokes cavity. ... 80

FIGURE 3.3 – Output power as a function of the launched pump power. ... 81

FIGURE 3.4 – Output spectra for the pump (a) and Stokes (b) wavelengths. ... 81

FIGURE 3.5 – Power stability for different Stokes output powers from 0.17 W to 3.3 W... 82

FIGURE 3.6 – (a) Calculated Stokes output power as a function of the launched pump power for different butt-coupled losses. (b) Calculated Stokes output power as a function of the S2 FBG reflectivity (black curves). The red and blue curves show the output power for a cavity with and without spectral broadening respectively. ... 86

FIGURE 4.1 – Experimental setup of the As2S3-based 3.34 µm RFL. LPF, long-pass filter; FBG1, Stokes cavity high reflector (HR); FBG2, Stokes cavity low reflector (LR); FBG3, residual pump high reflector (HR). ... 91

FIGURE 4.2 – Transmission spectra of the FBGs forming the RFL cavity (red and green curves) along with the output spectra of both the 3 µm pump laser and the 3.34 µm RFL (blue curves) when operated at maximum launched peak pump power of 2.6 W. ... 93

FIGURE 4.3 – Launched pump pulse (blue) and resulting RFL output pulse (green) at maximum launched pump power in QCW operation at 20 Hz and a duty-cycle of 10 %. ... 94

FIGURE 4.4 – Output Stokes average power (left y axis) and corresponding Stokes peak power (right y axis) as a function of the 3 µm launched pump average power when operated in the QCW regime at 20 Hz and 10 % duty-cycle. ... 95

FIGURE 5.1 – (a) Experimental setup of the As2S3 first order RFL. (b) Spectrum of the FBGs. ... 101

FIGURE 5.2 – Residual sum of squares between numerical and experimental laser thresholds as a function of the Stokes attenuation and the Raman gain coefficient. Least error is denoted by a white cross. ... 102

xiii FIGURE 5.3 – Raman gain spectrum of the single-mode As2S3 fiber measured by pump-probe

experiment, as in [153]. ... 103 FIGURE 5.4 – (a) Stokes output peak power and (b) residual pump peak power with respect to the

launched pump peak power (the x’s represent experimental data points). (c) Calculated effective reflectivity associated to the output FBG (obtained using eq. 3). (d) Fitted input FBG’s effective

reflectivity. ... 104 FIGURE 5.5 – Schematic diagram of the modeled As2S3 Raman cavity. ... 105

FIGURE 5.6 – (a) Spectral attenuation of the single-mode As2S3 fiber showing the fitted background

losses and OH absorption peak. (b) First order and (c) second order Stokes output power as a function of wavelength and fiber length (

P

_launched = 5 W). ... 106 FIGURE 5.7 – Optimized output coupler’s reflectivity for (a) a first order and (b), a second order RFL as a

function of wavelength and fiber length (

P

_launched = 5 W). ... 107 FIGURE 5.8 – Stokes output power of (a) a first order and (b), a second order RFL as a function of the

launched pump power, using optimized length and output FBG reflectivity. ... 108 FIGURE 6.1 – Potential spectral coverage of RFLs based on either fluoride or chalcogenide fibers

pumped by either Tm-doped or Er-doped FLs. ... 113 FIGURE 6.2 – (a) Splice between two mode undoped fluoride fibers. (b) Splice between a

single-mode undoped fiber and a doped (Er3+_{) fluoride fiber. ... 115}

FIGURE 6.3 – Typical monolithic Er-doped fluoride glass FL setup for operation around 3 µm... 116

FIGURE 6.4 – Measured fluorescence spectrum of erbium ions near 3 µm (as transmitted at the fiber

end). ... 116 FIGURE 6.5 – (a) Output power of a high power Er-doped fluoride FL. (b) Transmission spectra of the

FBGs and spectra of the laser at two power levels. ... 117 FIGURE 6.6 – Fluorozirconate fiber tip temperature versus time at different 2.83 µm radiation incident

powers. ... 118 FIGURE 6.7 – Nested cavity fluoride glass RFL. ... 119

FIGURE 6.8 – (a) Output Stokes power and residual pump power of the fluoride glass RFL. (b) FBGs

spectrum and output Stokes spectrum at the maximum power available. ... 120 FIGURE 6.9 – QCW chalcogenide glass RFL... 121

FIGURE 6.10 – (a) Output power of the chalcogenide glass RFL. (b) Transmission spectra of the Stokes

xv

Liste des tableaux

TABLEAU 1.1 – Résumé des technologies laser émettant au-delà de 2 µm. ... 26

TABLEAU 6.1 – Comparison of different mid-IR optical fiber glasses. ... 114

TABLEAU A.1 – Détails du calcul des facteurs de mérite (FOM). ... 144

TABLEAU A.2 – Paramètres utilisés dans le calcul de la sensibilité aux pertes. ... 144

xvii

Liste des symboles et des acronymes

Symboles

a – rayon du cœur de la fibre

b

– rayon de la gaine de la fibre

A

– enveloppe du champ électrique

eff

A – aire effective du mode c – vitesse de la lumière dans le vide

E

– champ électrique

f

– focale de la lentille

R

f

– fraction de la contribution Raman à la nonlinéarité

F

– profil transverse du mode

R

g

– gain Raman

h

– constante de Planck



– constante de Planck réduite

c

h

– coefficient de convection

( )

R

h t

– fonction de réponse Raman

I

– intensité

k

– nombre d’onde

B

xviii

4212

,

2124

k

k

– coefficients des processus de transfert d’énergie entre ions Tm3+

L

– longueur de la fibre

eff

L – longueur effective de la fibre

2

M

– paramètre de qualité de faisceau n – indice de réfraction

eff

n – indice effectif du mode

c

n

– indice de réfraction du cœur de la fibre

g

n – indice de réfraction de la gaine de la fibre

2

n

– indice de réfraction nonlinéaire

1

, , ,

2 3 4

N N N N

– densité de population des niveaux d’énergie de l’ion Tm3+

P

– puissance laser

( )

P

λ

– spectre du laser

1

, , ,...

2 3

P P P

– polarisations induites linéaire et nonlinéaires

Q

– source thermique

( )

R t

– fonction de réponse (combinée)

( )

R

λ

– spectre de réflexion du réseau de Bragg

R

– réflectivité maximale du réseau de Bragg

t

– temps

( )

T

λ

– spectre de transmission du réseau de Bragg

T

– température

g

T – température de transition vitreuse

x

T

– température de cristallisation

V

– fréquence normalisée (paramètre

V

)

xix

v_g – vitesse de groupe w – rayon du mode (« waist »)

,

x y

– position transverse dans la fibre z – position axiale dans la fibre

α

– coefficient d’atténuation

β

– constante de propagation

2

β

– coefficient de dispersion de la vitesse de groupe (ordre 2)

3

β

– coefficient de dispersion d’ordre 3

42

β

– rapport de branchement de la transition spontanée du niveau 4 vers le niveau 2 (ions Tm3+₎ (1)

_,

(2)

_,

(3)

_,...

χ χ χ

– tenseurs de susceptibilités linéaire et nonlinéaires

( )

t

δ

– réponse instantanée

E

∆

– différence d’énergie

k

∆

– désaccord de phase

n

∆

– modulation de l’indice de réfraction

v

∆

– écart entre l’état vibrationnel initial et final

ν

∆

– espacement des fréquences

ε

– émissivité de la fibre

ϕ

– ratio de l’aire du cœur et de l’aire de la gaine

η

– pente d’efficacité du laser

κ

– conductivité thermique

λ

– longueur d’onde c

λ

– longueur d’onde de coupure B

λ

– longueur d’onde de Bragg

MP

xx

µ

– correction sur l’aire effective (en raison du désaccord modal)

ν

– fréquence

ρ

– position radiale dans la fibre

σ

– constante de Stefan-Boltzmann

a

σ

– section efficace d’absorption

e

σ

– section efficace d’émission

1

,

4

τ τ

– temps de vie spontané des niveaux de l’ion Tm3+

ω

– fréquence angulaire

Acronymes

BPP – produit des paramètres du faisceau, « beam parameter product » ChG – verre de chalcogénure, « chalcogenide glass »

CW – onde continue, « continuous wave »

DFB – rétroaction distribuée, « distributed feedback »

DFG – génération d’une différence de fréquences, « difference frequency generation » Er-FG – verre fluoré dopé à l’erbium, « erbium-doped fluoride glass »

ESA – absorption à l’état excité, « excited-state absorption » FBG – réseau de Bragg fibré, « fiber Bragg grating » FL – laser à fibre, « fiber laser »

FOM – facteur de mérite, « figure of merit »

FWHM – largeur à mi-hauteur, « full width half maximum » FWM – mélange à quatre ondes, « four wave mixing »

GVD – dispersion de la vitesse de groupe, « group velocity dispersion » HR – haute réflectivité, « high reflection »

IR – infrarouge, « infrared »

xxi LPF – filtre transmettant à hautes longueurs d’onde, « long-pass filter »

LR – basse réflectivité, « low reflection »

MCVD – dépôt chimique en phase vapeur modifié, « modified chemical vapor deposition » MFD – diamètre du mode, « mode field diameter »

NA – ouverture numérique, « numerical aperture »

NLS – (équation) de Schrödinger nonlinéaire, « nonlinear Schrödinger (equation) » OPA – amplification paramétrique optique, « optical parametric amplification » OPO – oscillation paramétrique optique, « optical parametric oscillation » QCL – laser à cascade quantique, « quantum cascade laser »

QCW – onde quasi continue, « quasi-continuous wave » RFL – laser à gain Raman fibré, « Raman fiber laser » RMS – moyenne quadratique, « root mean square »

YAG – grenat d'yttrium et d'aluminium, « yttrium aluminium garnet » YAP – pérovskite d’yttrium et d’aluminium, « yttrium aluminium perovskite » YLF – cristal d’yttrium, de lithium et de fluor, « yttrium lithium fluoride »

xxiii

Remerciements

Cette thèse de doctorat n’aurait pu voir le jour sans le soutien indéfectible de mes proches, de mes professeurs, de mes collègues, et de plusieurs organismes de recherche.

J’aimerais remercier particulièrement monsieur Réal Vallée, mon directeur de recherche et le directeur du Centre d’optique, photonique et laser de l’Université Laval (COPL). Merci de votre disponibilité, de vos conseils judicieux et de votre soutien (financier et moral!) tout au long de mes études supérieures. Votre perspicacité, votre rigueur et votre vision m’ont permis de produire une thèse dont la portée est appréciable. La grande confiance que vous m’avez accordée au fil des ans et que vous accordez à vos étudiants et employés m’a permis de trouver un milieu de recherche riche, dynamique et où l’on peut réellement s’épanouir en tant que chercheur.

Un merci tout spécial à Martin Bernier, qui s’est impliqué depuis le tout début et qui s’est investi dans le projet avec énergie et dévouement. Ce projet est également le tien. Merci.

Merci également aux chercheurs et aux étudiants du groupe Vallée qui ont contribué directement à ce projet : Julien Carrier, Dominic Faucher, Nicolas Caron, Olivier Thibault-Maheu, Souleymane Toubou Bah et Jean-Philippe Bérubé. Votre apport à ce projet est réellement apprécié.

Merci aussi aux chercheurs du groupe Messaddeq, particulièrement à Younès, Mohammed El Amraoui et Mathieu Boivin.

Je tiens également à remercier les autres chercheurs que j’ai côtoyés au fil des ans au COPL : Adil Haboucha, Cheikhou Ba, Daniel Gingras, Ali Saliminia, David Hélie, Marie Vangheluwe, Yannick Ledemi… et tous les autres. Vos discussions animées, votre dynamisme et votre bonne humeur ont rendu mon séjour au COPL riche et agréable.

xxiv

Je tiens aussi à souligner la contribution des techniciens au succès de ce projet, particulièrement à Marc d’Auteuil, toujours disponible et à l’écoute de nos besoins. Merci également à Stéphane Gagnon, Hugues Auger, Martin Blouin, Patrick Larochelle, Philippe Chrétien, et Simon Levasseur.

J’aimerais également remercier Diane Déziel pour sa disponibilité et son aide précieuse à la coordination des communications.

Merci aussi aux organismes subventionnaires qui ont permis l’achat d’équipement par leur soutien financier généreux : le Conseil de recherches en sciences naturelles et en génie du Canada (CRSNG), la Fondation canadienne pour l’innovation (FCI), le Fonds de recherche du Québec - Nature et technologies (FRQNT), le Programme des chaires d’excellence en recherche du Canada (CERC) et l'Institut canadien pour les innovations en photonique (ICIP). Merci aussi à CorActive High-Tech, Inc. Merci enfin à mes proches et à ma famille : mes parents, Jean-Pierre et Lise, mon frère, Michel, et ma conjointe, Marie-Eve. Merci de votre soutien, de vos encouragements et de votre intérêt sincère envers mes études.

xxv

Avant-propos

Cette thèse porte sur le développement de sources laser fibrées basées sur la conversion Raman et émettant entre 2 et 4 µm. Il est bien connu que les ions de terres rares ne génèrent qu’un nombre limité de bandes d’émission et, par conséquent, ne suffisent pas à couvrir toutes les longueurs d’onde dans cette région spectrale. Les cavités Raman, par contre, peuvent être conçues pour émettre à la longueur d’onde désirée. Ces cavités peuvent être pompées à partir des lasers à fibre dopée existants et bien établis, notamment à 2 µm (lasers Tm:silice) et à 3 µm (laser Er:ZBLAN).

L’objectif de notre projet consistait précisément à faire la démonstration expérimentale de lasers Raman à partir de fibres en verre fluoré et en verre de chalcogénure, émettant respectivement autour de 2.23 µm et de 3.4 µm. Alors que les lasers Raman ont été amplement étudiés entre 1 et 2 µm, aucune démonstration à plus de 2.2 µm n’était répertoriée au moment d’amorcer le projet. Notre projet présente donc les premiers et les seuls lasers Raman encore à ce jour à émettre à plus de 2.2 µm. En plus de son volet expérimental, notre projet comportait aussi un volet de simulations numériques qui visait à optimiser les performances des cavités Raman montées en laboratoire. Ces travaux ont été effectués au Centre d’optique, photonique et laser (COPL) de l’Université Laval, sous la direction du professeur Réal Vallée.

Organisation de la thèse

Le rapport de recherche qui suit est organisé en 7 chapitres. Au chapitre 1, nous présentons une mise en contexte de notre projet, discutons de ses applications possibles et offrons une revue de littérature sur les sources émettant à haute longueur d’onde. Nous abordons aussi tous les concepts théoriques nécessaires à la compréhension des articles que nous présentons dès le chapitre 2. Les chapitres 2 à 6 présentent chacun un article publié dans sa version originale, c’est-à-dire en anglais. Les équations et les figures qui s’y retrouvent ont toutefois été reformatées pour en assurer l’uniformité tout au long de la thèse. Pour un guide pratique présentant le thème de chaque article, nous vous invitons

xxvi

à consulter la section 1.7 (à la p. 64). Enfin, vous trouverez au chapitre 7 la conclusion de notre thèse et une discussion sur les perspectives de recherche éventuelles à court et à long termes.

Contribution personnelle aux articles présentés

Le chapitre 2 présente un article publié dans Optics Letters (V. Fortin, M. Bernier, J. Carrier, and R. Vallée, "Fluoride glass Raman fiber laser at 2185 nm," Optics Letters 36(21), 4152-4154 (2011)) et rapportant le tout premier laser à conversion Raman à avoir été réalisé dans une fibre de verre fluoré. Ce laser émet une puissance 600 mW à une longueur d’onde d’émission de 2185 nm. Cette démonstration ouvre la voie à une nouvelle gamme de longueurs d’onde pour les lasers à fibre, soit entre 2.1 et 2.35 µm, une gamme autrefois difficilement atteignable pour eux. Mon apport à ce travail peut se diviser en quatre points : l’étude de faisabilité par simulations numériques, le montage du laser de pompe à 2 µm, la caractérisation de la cavité Raman à 2.185 µm et, finalement, la rédaction du manuscrit. Ces contributions m’ont valu le statut de premier auteur. Les réseaux de Bragg du laser pompe et de la cavité Raman ont été inscrits respectivement par Julien Carrier et Martin Bernier. L’article au chapitre 3 de la thèse présente une seconde version de notre laser Raman basé sur une fibre en verre fluoré; ces résultats ont été publiés dans Optics Express (V. Fortin, M. Bernier, D. Faucher, J. Carrier, and R. Vallée, "3.7 W fluoride glass Raman fiber laser operating at 2231 nm," Optics Express 20(17), 19412-19419 (2012)). Les cavités Raman et de la pompe du laser que nous présentons dans cet article ont été imbriquées afin d’accroître la puissance de la pompe intracavité. Cette amélioration permet d’abaisser le seuil du laser et d’augmenter significativement la puissance en sortie pour atteindre un maximum de 3.7 W à 2232 nm. Cette longueur d’onde d’émission était par ailleurs la plus longue jamais rapportée pour un laser Raman au moment de la publication de l’article. Ma contribution à cette publication est du même ordre que celle de l’article présenté au chapitre 2, c’est-à-dire que j’ai effectué la modélisation et la caractérisation du laser en plus de la rédaction de l’article. Mes collègues, Julien Carrier et Martin Bernier, ont inscrit les réseaux de Bragg de la pompe et de la cavité Raman respectivement. J’ai par ailleurs présenté ces résultats à CLEO (Conference on Lasers and Electro-Optics), à San Jose, en Californie, et à Photonics North, à Montréal, toutes deux en 2012.

L’article du chapitre 4, publié dans Optics Letters (M. Bernier, V. Fortin, N. Caron, M. El-Amraoui, Y. Messaddeq, and R. Vallée, "Mid-infrared chalcogenide glass Raman fiber laser," Optics Letters 38(2), 127-129 (2013)), décrit le tout premier laser Raman à présenter une longueur d’onde d’émission dans l’infrarouge moyen. La cavité de ce laser a été conçue à partir d’une fibre en chalcogénure, plus précisément en sulfure d’arsenic (As2S3). Une puissance maximale de 600 mW (crête) a été obtenue à

xxvii une longueur d’onde de 3.34 µm. C’est d’ailleurs la puissance la plus élevée recensée par un laser à fibre à une longueur d’onde de plus de 3.1 µm. Mes contributions à ces résultats ont d’abord consisté en la modélisation qui a précédé l’assemblage du laser dans le but de sélectionner les paramètres géométriques de la fibre (i.e. son ouverture numérique et son diamètre de cœur). J’étais aussi responsable de l’optimisation de l’efficacité d’injection dans la fibre en chalcogénure à fort confinement modal et j’ai réalisé la plus grande partie des mesures de caractérisation de notre laser, soit l’enregistrement des courbes laser et des spectres. J’ai également participé à la révision du manuscrit. Ces contributions justifient mon statut de second auteur. L’auteur principal, Martin Bernier, était responsable de l’écriture des réseaux de Bragg et a rédigé l’article. Il assurait également le lien entre le COPL et Coractive High-Tech lors de la fabrication de la fibre en chalcogénure. Nicolas Caron s’est consacré au montage de la pompe Er:ZBLAN et à la caractérisation de la réponse temporelle de la cavité Raman. Enfin, Mohammed El Amraoui a travaillé à la synthèse et à la purification des verres de chalcogénure destinés à la fabrication la fibre. Soulignons que j’ai présenté ces résultats également dans le cadre de la conférence Photonics North, à Ottawa, en 2013.

L’article en chapitre 5 présente un travail de modélisation qui visait à démontrer le potentiel des sources Raman en chalcogénure pompées par laser Er:ZBLAN sur toute la plage spectrale entre 3 et 4 µm. Ces résultats ont été publiés dans IEEE Photonics Journal (V. Fortin, M. Bernier, M. El-Amraoui, Y. Messaddeq, and R. Vallée, "Modeling of As2S3 Raman fiber lasers operating in the mid-infrared,"

IEEE Photonics Journal 5(6), 1502309 (2013)). L’article est divisé en deux parties : on valide d’abord le modèle à partir de résultats expérimentaux, puis on effectue l’optimisation de cavités Raman de premier et de second ordres entre 3 - 4 µm. En plus de démontrer le potentiel de ces sources, l’article met en évidence leurs limitations actuelles. Pour cette publication, j’étais responsable de la modélisation, de la cueillette des données expérimentales (visant à valider le modèle) ainsi que de la rédaction du manuscrit. Le travail d’écriture des réseaux de Bragg et leur vieillissement par itérations ont été effectués par Martin Bernier.

Le chapitre 6 présente une publication parue dans Optical Engineering (V. Fortin, M. Bernier, N. Caron, D. Faucher, M. El-Amraoui, Y. Messaddeq, and R. Vallée, "Towards the development of fiber lasers for the 2 to 4 µm spectral region," Optical Engineering 52(5), 054202 (2013)) qui résume les travaux réalisés au sein du groupe du professeur Vallée pour le développement de sources fibrées à hautes longueurs d’onde. On y revoit nos travaux portant sur les lasers dopés Er:ZBLAN et sur les différentes cavités Raman en verres fluorés et en chalcogénure. En plus d’avoir travaillé sur toutes les cavités Raman présentées dans l’article, j’ai rédigé le manuscrit, ce qui m’a valu le statut de premier auteur. Mes collègues, Martin Bernier, Dominic Faucher et Nicolas Caron, étaient en charge du

xxviii

développement des sources fibrées Er:ZBLAN. Ils ont aussi grandement contribué à la réalisation des cavités Raman.

Chapitre 1

Introduction

Ce chapitre est divisé en six sections. Nous présentons d’abord le contexte et la pertinence de notre projet (section 1.1), pour ensuite faire le survol des différentes technologies laser pouvant produire une émission à hautes longueurs d’onde, soit >2 µm (section 1.2). Nous discutons ensuite du phénomène de diffusion Raman, d’abord de façon générale, puis plus précisément dans un contexte de propagation à l’intérieur d’une fibre optique (section 1.3). À la section 1.4, il est question des composantes requises à la fabrication d’un laser Raman efficace : les lasers de pompe, les réseaux de Bragg (FBGs) et les matériaux infrarouges et leurs propriétés. Plus loin, les aspects théoriques de la modélisation d’une cavité Raman sont présentés (section 1.5). Nous offrons enfin un bref survol des autres méthodes et techniques expérimentales à la section 1.6.

1.1 Contexte et pertinence du projet

La pertinence du développement de sources laser émettant au-delà de 2 µm n’est plus à démontrer. Plusieurs secteurs d’activité pourraient bénéficier (ou bénéficient déjà) de telles sources cohérentes, notamment en médecine, en spectroscopie, dans le domaine militaire et dans l’industrie pour le traitement de polymères. Dans cette section de la thèse, nous offrons d’abord un survol des applications visées par ces sources laser (sous-section 1.1.1), puis nous discutons de l’intérêt des sources laser fibrées (1.1.2).

1.1.1 Applications des sources laser à haute longueur d’onde

Applications biomédicales

On utilise des sources laser à des fins médicales depuis plusieurs années déjà. On s’en sert notamment pour remplacer des outils existants (e.g. scalpel) ou encore pour établir de nouveaux traitements qui seraient autrement impossibles à réaliser. Les sources sélectionnées doivent toutefois

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satisfaire à certains critères particuliers. En effet, le traitement doit être sélectif et n’interagir essentiellement qu’avec les tissus désirés de façon à réduire les dommages collatéraux. Il doit aussi être efficace, c'est-à-dire qu’il doit agir rapidement avec un minimum de puissance laser requise [1]. L’efficacité et la sélectivité du traitement sont étroitement liées au coefficient d’absorption du tissu visé, qui est déterminé en partie par les chromophores naturels [2]. Toutefois, en raison de l’omniprésence de l’eau dans les tissus biologiques, celle-ci est souvent la principale contribution au coefficient d’absorption, particulièrement autour de 3 µm et de 6 µm [3]. De façon générale, l’absorption d’une fraction du faisceau laser excite les molécules du milieu et les fait atteindre un état d’énergie supérieur (de vibration et/ou de rotation). Celles-ci se relaxent ensuite pour libérer l’énergie sous forme de chaleur. La température résultante des tissus environnants détermine enfin le type de dommage produit [1]. Selon l’application spécifique ciblée, la source laser sélectionnée peut émettre en régime continu (CW) ou pulsé. Les sources CW permettent habituellement un meilleur contrôle de l’élévation de température. Les sources pulsées, quant à elles, peuvent souvent améliorer le taux d’ablation de tissus durs.

La longueur d’onde de la source laser doit être sélectionnée en fonction du type d’application visé. Pour des chirurgies dentaires, le laser choisi doit générer une efficacité d’ablation élevée de tissus durs. Deux longueurs d’onde peuvent être envisagées : près de 3 µm (absorption de l’eau) ou encore près de 9.5 µm (absorption de l’hydroxyapatite) [4]. Seule la bande d’absorption à 3 µm à été exploitée jusqu’à maintenant. Des systèmes commerciaux Er:YAG et Er:YSGG développés spécifiquement pour des applications en dentisterie [5, 6] sont maintenant disponibles.

En dermatologie, divers types de lésions nécessitent des longueurs d’onde spécifiques afin de cibler des chromophores particuliers. Les lasers visibles (à 532 nm) ou émettant dans le proche infrarouge (à 1064 nm) sont présentement les plus souvent employés. Par contre, les lasers Er:YAG ou CO2,

émettant à plus grande longueur d’onde peuvent aussi servir à des fins esthétiques pour lisser la peau [7]. Enfin, les sources possédant une longueur d’onde près des bandes d’absorption de l’eau (i.e. à 3 ou à 6 µm) sont naturellement de bons outils pour retirer la peau à un taux d’ablation élevé, tout en minimisant les dommages collatéraux.

En ophtalmologie, la précision inégalée des sources lasers en fait des outils de choix. Par exemple, on peut utiliser des sources émettant près de 3 µm (e.g. Er:YAG) pour le traitement de glaucomes [8]. Ces mêmes sources peuvent également servir pour des procédures chirurgicales de kératoplastie (i.e. greffe de cornée); elles sont notamment plus stables et moins coûteuses que les lasers à excimères

3 traditionnellement employés. Le retrait de cataractes peut aussi être réalisé à partir de sources lasers (e.g. Nd:YAG ou Er:YAG) comme alternative à la méthode par ultrasons [9].

En urologie, l’utilisation de sources laser est déjà implantée. On s’en sert le plus souvent pour cibler des tumeurs et des calculs urinaires. Les sources présentement employées sont le Nd:YAG autour de 1 µm et le Ho:YAG autour de 2.1 µm [10].

Les neurologues utilisent des sources lasers CO2 depuis un bon moment. Néanmoins, la substitution

de ces lasers par des sources plus fortement absorbées par l’eau augmenterait considérablement la précision et le taux d’ablation.

D’autres spécialités telles que la gynécologie, oto-rhino-laryngologie et la cardiologie (chirurgie) peuvent également bénéficier de sources laser puissantes [1].

En plus de servir dans ces diverses interventions médicales, les sources laser peuvent également être utilisées comme outil de diagnostic. Des méthodes spectroscopiques existent par exemple pour mesurer le taux de glucose sanguin des personnes atteintes de diabète. Ces mesures sont réalisées à partir de sources accordables entre 2 et 2.5 µm qui permettent de discriminer le glucose des autres molécules présentant une absorption dans cette région spectrale [11].

Applications spectroscopiques

Les techniques de spectroscopie par laser forment un vaste champ de recherche. Elles permettent l’identification non invasive d’espèces chimiques dont le spectre d’absorption est connu. Elles sont utilisées dans une variété de domaines comme en environnement (CO, CH4, etc.), en milieux

industriels et en médecine (voir plus haut), pour n’en nommer que quelques-uns.

Les molécules et les atomes sont caractérisés par leur spectre d’absorption, lui-même déterminé par leurs différents niveaux d’énergie. Chaque transition (entre deux niveaux) est associée à une raie d’absorption spécifique, dont la largeur dépend de certains paramètres environnants (e.g. la température, la pression, etc.). Les transitions de type électronique correspondent à la plus grande énergie et ainsi, elles engendrent des raies d’absorption visibles ou ultraviolettes. Dans l’infrarouge moyen, ce sont plutôt les transitions entre les états vibrationnels (déformations et élongations) et rotationnels que l’on peut détecter. Dans le cas des molécules plus complexes, plusieurs raies peuvent se superposer pour ainsi former des bandes d’absorption plus larges. La plupart des raies importantes se retrouvent entre 2 et 25 µm alors que leurs harmoniques (et leurs combinaisons) se retrouvent à plus basse longueur d’onde, généralement entre 0.8 et 2.5 µm [12]. En anglais, l’infrarouge moyen est

4

souvent désigné par « molecular fingerprint region », étant donné le nombre considérable de raies d’absorption dans cette région spectrale. La figure 1.1 présente le spectre d’absorption de quelques molécules communes entre les longueurs d’onde 2 et 12 µm.

FIGURE 1.1 – Spectre d’absorption de molécules communes entre 2 et

12 µm [13].

Afin d’améliorer le potentiel de détection de diverses espèces chimiques, des sources lasers doivent être développées sur l’ensemble du spectre infrarouge moyen. Ces sources doivent émettre une puissance suffisante pour augmenter le rapport signal/bruit, souvent détérioré par l’environnement et système de détection. De plus, les sources possédant une raie d’émission étroite et pouvant être accordées facilement sont généralement préférables afin d’isoler les différentes raies d’absorption rapprochées. Enfin, étant donné que ces systèmes sont souvent employés dans des conditions très variables, la cavité laser doit, en plus d’être compacte, demeurer stable face aux changements de température, d’humidité, du niveau de vibration, etc. [12]

Applications militaires

Les sources lasers destinées à des applications militaires doivent habituellement posséder une longueur d’onde faiblement atténuée par l’atmosphère. Au-delà de 2 µm, plusieurs fenêtres de transmission existent, notamment à 2 - 2.5 µm, à 3.4 - 4.1 µm, à 4.6 - 5 µm et à 8 - 13 µm (figure 1.2).

5 FIGURE 1.2 – Spectre de transmission typique de l’atmosphère [14].

Les sources cohérentes émettant dans l’infrarouge moyen sont particulièrement utiles dans la conception de dispositifs de contre-mesure. En fait, plusieurs missiles utilisent un système de guidage automatique permettant d’atteindre les objets libérant de la chaleur (« heatseeker »). Ces systèmes de guidage sont munis de détecteurs infrarouges opérant le plus souvent entre 3 - 5 µm ou 8 - 10 µm (ou les deux) [15] et ils ajustent la trajectoire selon le signal recueilli. Il est toutefois possible de contrer le système autoguidant en brouillant le signal perçu par le missile à l’aide d’un signal laser infrarouge modulé [16]. En plus d’émettre sur la plage 3 - 5 µm (ou 8 - 10 µm), les sources laser intégrées aux systèmes de contre-mesure doivent pouvoir générer de hautes puissances tout en gardant une bonne qualité de faisceau. Ils doivent également être compacts et posséder une efficacité de conversion électrique/optique élevée (e.g. pour une utilisation aérienne).

1.1.2 Intérêt et limites des sources laser fibrées

Les lasers à fibre constituent une sous-classe des lasers à l’état solide. Le milieu de gain est la fibre elle-même, qui peut être dopée aux ions de terres rares ou encore non dopée. Alors que le gain généré par les ions de terres rares provient de leurs transitions électroniques radiatives, un gain important peut également être extrait d’une fibre non dopée par l’entremise de procédés nonlinéaires. Dans une fibre optique, les procédés nonlinéaires les plus utilisés sont l’effet Kerr (auto-modulation de phase, mélange à quatre ondes, etc.), l’effet Brillouin et l’effet Raman, faisant l’objet de cette thèse.

Les lasers à fibre possèdent de nombreux avantages qui font d’eux un choix idéal pour plusieurs applications. Puisque le signal est guidé, le gain peut s’accumuler sur de longues distances de

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propagation. Ainsi, contrairement aux lasers à état solide volumiques, les processus à faible gain peuvent tout de même être exploités (e.g. transition à faible efficacité). Il est également difficile de rivaliser avec la qualité de faisceau en sortie d’une fibre monomode, s’approchant souvent de la limite de diffraction (M2 _{< 1.1). Les lasers à fibre constituent aussi de bons supports pour la génération de}

hautes puissances, en partie en raison de leur aire de surface importante pour un volume limité. Pour certaines longueurs d’onde bien développées, ces lasers atteignent déjà des niveaux de puissance supérieurs au kilowatt. Enfin, en comparaison avec d’autres milieux laser, le coût des fibres (particulièrement celui des fibres en silice) est relativement faible.

En plus des caractéristiques favorables énoncées plus haut, l’inscription de réseaux de Bragg (FBGs) par laser permet maintenant de profiter d’éléments rétroactifs intégrés pour la conception de cavités de type Fabry-Pérot. Ces FBGs offrent un contrôle spectral inégalable (voir section 1.4.2) tout en introduisant un minimum de pertes. Lorsqu’on les combine à une diode laser pompe couplée à une fibre optique, un système laser « tout fibre » est obtenu. Ces systèmes « tout fibre » constituent sans contredit la forme idéale d’un laser à fibre, dû principalement à leur robustesse. En effet, ils ne nécessitent aucun alignement et sont mécaniquement très stables du fait qu’ils sont isolés de l’environnement externe (i.e. aucune propagation à l’air libre ne s’y retrouve). Ils sont également très compacts et légers.

Bien que les lasers à fibre possèdent plusieurs propriétés avantageuses, encore peu de démonstrations existent aux longueurs d’onde supérieures à 2.2 µm. En raison de la limite de transmission de la silice, il est nécessaire d’utiliser des matériaux non traditionnels comme les verres fluorés et les chalcogénures. Or, leur utilisation comporte un certain nombre de défis. Par ailleurs, l’absence de certains composants fibrés (e.g. coupleurs) et le choix restreint d’appareils de détection contribuent également à ralentir le développement de sources fibrées à hautes longueurs d’onde. De plus, les ions de terres rares ne possèdent que quelques transitions laser utilisables sur cette plage spectrale. Celles-ci étant principalement localisées autour de 3 µm, le choix de la longueur d’onde d’émission demeure plutôt limité.

Les lasers à gain Raman complémentent les lasers à fibre dopée en permettant d’atteindre de nouvelles longueurs d’onde. Trois éléments doivent toutefois être réunis afin d’entamer le développement de telles sources : la disponibilité de lasers à fibre puissants émettant à 2 µm (Tm:silice) ou à 3 µm (Er:ZBLAN); la disponibilité de fibres en verre fluoré ou en chalcogénure à faible atténuation; et enfin, la maîtrise de l’inscription des FBGs à faibles pertes dans ces verres.

7

1.2 Revue des sources laser émettant au-delà de 2 µm

Cette section présente une vue d’ensemble des différentes technologies qui permettent l’atteinte de longueurs d’onde d’émission au-delà de 2 µm. Une attention particulière est portée aux sources à l’état solide (qui utilisent une fibre ou un cristal comme milieu de gain). Il sera surtout question ici des sources opérant en régime continu (i.e. CW), puisque ce sont principalement celles-ci qui sont pertinentes pour notre projet.

Nous présentons d’abord une revue des sources laser à gaz (sous-section 1.2.1), puis un survol des lasers semi-conducteurs à cascade quantique (1.2.2). Il est ensuite question des sources dont le milieu de gain est un solide dopé aux métaux de transition (1.2.3) ou aux ions de terres rares (1.2.4). On aborde enfin les sources laser basées sur des processus nonlinéaires (1.2.5) : la conversion paramétrique, la génération de supercontinuum et, évidemment, la conversion Raman.

1.2.1 Lasers à gaz

Les lasers à milieux gazeux sont encore utilisés de nos jours pour atteindre certaines longueurs d’onde difficiles d’accès, malgré la montée technologique des lasers à l’état solide. Ces sources sont constituées d’une cellule confinant le gaz, de réflecteurs (miroirs) pour produire la rétroaction et d’un système de pompage, soit par décharge électrique, par l’excitation à l’aide d’une autre source optique ou encore par réaction chimique. On distingue trois types de transitions dans ces milieux : des transitions électroniques, générant des longueurs d’onde visibles ou dans le proche infrarouge, des transitions vibrationnelles produisant des longueurs d’onde infrarouges (proche au lointain) et finalement les transitions de rotation dont les longueurs d’onde se situent l’infrarouge lointain. Les transitions sont souvent mixtes, impliquant par exemple un changement simultané des états de rotation et de vibration.Cela donne naissance à un spectre d’émission très large (souvent désigné par spectre ro-vibrationnel) dans lequel se superpose une série de transitions individuelles. La bande fondamentale d’un laser à gaz rassemble les transitions où l’état vibrationnel varie de 1 (i.e

∆ =

v 1

), alors que pour la première bande de combinaison, les énergies associées aux transitions correspondent à l’espacement entre deux états vibrationnels (i.e.

∆ =

v 2

).

Les lasers au dioxyde de carbone (CO2), émettant autour de 10.6 µm, sont très répandus dans

l’industrie pour des applications de découpe et de marquage [17]. Il existe également une autre bande un peu moins connue centrée à 9.4 µm [18]. En plus du CO2, le milieu actif comprend habituellement

de l’azote (N2), de l’hélium (He) et des traces d’hydrogène (H2). Pour stimuler l’effet laser, les molécules

8

pour ensuite échanger leur énergie aux molécules de CO2 par collision. Les molécules de CO2

s’accumulent alors à un niveau d’énergie vibrationnel supérieur pour établir l’inversion de population [19]. La présence de molécules d’hélium facilite le dépeuplement du niveau inférieur laser. En pratique, ces sources peuvent atteindre des efficacités jusqu’à 25 % [18] et la plus haute puissance démontrée à ce jour est d’environ 150 kW en régime continu [20]. Plusieurs fabricants offrent également des sources commerciales de plus d’un kilowatt [21, 22].

Bien qu’elles aient été moins exploitées que les sources au CO2, les sources laser au monoxyde de

carbone (CO) admettent une bande d’émission fort intéressante entre 5.7 à 8.2 µm (bande fondamentale) et entre 2.5 et 4.2 µm (première bande de combinaison) [18]. La toxicité du monoxyde de carbone et son effet corrosif sur plusieurs matériaux peuvent expliquer que l’on s’y soit moins intéressé dans le passé. L’efficacité de ces sources en bande fondamentale peut atteindre des niveaux plus élevés que les sources au CO2, soit jusqu’à 50 % [18]. Le record en puissance se situe autour de

6 kW [23].

Les lasers à base d’hélium-néon émettant dans le visible (632.8 nm) sont utilisés depuis plusieurs années pour diverses applications commerciales. Le milieu actif est un mélange d’hélium et de néon dans un ratio d’environ 10:1, généralement confiné dans un capillaire. L’hélium est excité par décharge électrique et un transfert d’énergie par collision avec les atomes de néon permet de peupler le niveau supérieur laser. Dans l’infrarouge moyen, ces milieux possèdent des raies d’émission à 3.39 µm [18] et plusieurs autres rapprochées entre 7.74 et 8.06 µm [24]. D’ailleurs, le gain observé à 3.39 µm est plutôt élevé et entre souvent en compétition avec les autres raies visibles [18]. Des versions commerciales existent depuis quelques années [25] mais leur puissance de sortie est limitée à quelques milliwatts.

D’autres milieux gazeux peuvent générer de grandes longueurs d’onde. On note par exemple le N2O

qui pourrait servir de solution alternative au CO2 pour l’émission de longueurs d’onde autour de 10 µm

[26]. Le HBr est un autre milieu étudié dont la bande d’émission se situe près de 4 µm. On peut le pomper optiquement ou encore par réaction chimique [27]. Enfin, les lasers chimiques au fluorure d’hydrogène (HF) émettent entre 2.7 et 2.9 µm ou entre 3.6 et 4 µm lorsque l’hydrogène est substitué par du deutérium. Ces lasers non conventionnels peuvent atteindre des niveaux de puissance considérables, ce qui en fait une technologie de choix pour la fabrication d’armes à énergie dirigée [28].

9

1.2.2 Lasers semi-conducteurs à cascade quantique

Les lasers à cascade quantique (QCLs, « quantum cascade lasers ») correspondent à un type particulier de laser semi-conducteur bien adapté pour générer des longueurs d’onde d’émission de l’infrarouge moyen à l’infrarouge lointain (i.e. de 3 à 25 µm environ) [29]. Bien que le principe ait été démontré en 1994, c’est surtout depuis les cinq dernières années que cette technologie a connu de véritables progrès. Contrairement aux diodes laser où la transition laser est de type interbandes (i.e. à travers le bandgap), la transition laser se produit plutôt entre deux sous-bandes d’un puits quantique. Le milieu actif est en fait constitué d’une succession de puits quantiques et de barrières de façon à maximiser le gain laser. Après avoir relaxé dans le premier puits quantique, l’électron traverse la séparation jusqu’au prochain puits (par effet tunnel) et se retrouve à nouveau au niveau supérieur laser, où il se désexcitera une seconde fois afin de produire un autre photon. Il pourra ensuite traverser au prochain puits de la même façon. C’est cet effet en cascade qui donne le nom à ce type de laser. Puisque la longueur d’onde d’émission est déterminée par des paramètres contrôlables comme la largeur et la profondeur des puits, il est possible de concevoir ces dispositifs sur une plage spectrale très étendue (contrairement aux diodes laser traditionnelles). De plus, la structure périodique est souvent construite à l’intérieur d’un guide d’ondes, de façon à confiner la lumière produite et à pouvoir en faire un résonateur. Plusieurs combinaisons de matériaux sont bien maîtrisées pour la fabrication de QCLs; le InGaAs/AlInAs sur substrat de InP ou encore le GaAs/AlGaAs sur substrat de GaAs en sont quelques exemples [30].

Les premières démonstrations de QCLs présentaient des efficacités (électrique/optique) très modestes, de moins de 1 %. Cela s’expliquait par plusieurs facteurs comme les pertes de guidage et surtout, l’élévation de la température durant l’opération laser. En effet, l’efficacité de ces dispositifs est très sensible à l’élévation de température. De plus, une réduction de l’efficacité augmente la fraction de la puissance dissipée sous forme de chaleur, ce qui accentue d’autant plus la détérioration des performances. Il a été observé que l’augmentation du seuil laser et la dégradation de l’efficacité en fonction de la température suivent généralement une tendance exponentielle [30, 31]. C’est pourquoi les meilleures performances expérimentales ont été obtenues en régime impulsionnel et en utilisant un système cryogénique permettant de conserver une basse température à haute puissance. L’efficacité la plus élevée rapportée est d’environ 53 % pour un dispositif pulsé refroidi à 40 K et émettant à 5 µm [32]. L’efficacité de cette source était toutefois réduite à près de 5 % à la température de la pièce. En régime CW et à la température de la pièce, on retrouve quelques résultats intéressants réalisés à partir de structures utilisant des puits peu profonds qui limitent la sensibilité à l’augmentation de température (i.e. en minimisant l’injection dans les états non désirés)[30]. À partir de cette approche, un maximum

10

de 5.1 W a été généré à 4.9 µm avec une efficacité de 21 % [33]. Bien que les longueurs d’onde situées entre 4 et 5 µm aient été les plus étudiées, on retrouve néanmoins quelques démonstrations à température de la pièce sur la plage spectrale 3 - 4 µm, notamment entre 3.1 et 3.2 µm (CW) [34], à 3.3 µm (pulsé) [35], à 3.4 et à 3.55 µm (CW) [36]. Très récemment, une démonstration à partir d’une cavité externe et d’une pompe pulsée a prouvé qu’il est maintenant possible de réaliser une source accordable de 3.28 µm à 4.01 µm (bien qu’à faible puissance) [37]. À l’heure actuelle, quelques fabricants offrent des produits commerciaux sur toute la gamme de longueurs d’onde entre 3 et 11 µm [38-40].

1.2.3 Lasers dopés aux métaux de transition

Les solides dopés aux métaux de transition de la 4e _{période du tableau périodique (e.g. Ti}3+_{, Cr}2+_{, Co}2+_,

Fe2+_{) sont des milieux laser bien connus. Ceux-ci font intervenir des transitions impliquant des}

électrons de la couche 3d. Le cristal dopé Ti3+_{:saphir est sans doute le milieu le plus étudié et demeure}

le choix idéal pour l’obtention de puissances élevées et d’impulsions brèves entre 0.7 et 1.1 µm. À plus grandes longueurs d’onde, d’autres milieux ont fait l’objet de recherches approfondies dont le Co2+_{:MgF2 couvrant environ 1.5 à 2.5 µm, le Cr}2+_{:ZnS/Se de 2 à 3 µm et finalement le Fe}2+_{:ZnS/Se de}

4 à 5.5 µm. Ces sources sont souvent qualifiées de « vibroniques » étant donné que les niveaux électroniques interagissent fortement avec les niveaux vibrationnels (i.e. les phonons) de la matrice [41]. Ainsi, leurs transitions laser résultent d’un changement simultané de l’état électronique et de l’état vibrationnel. Cette particularité leur procure une largeur de gain supérieure à ce que l’on retrouve dans les milieux laser dopés aux ions de terres rares. Les sections efficaces sont également beaucoup plus importantes.

L’ion Cr2+ _{est le plus souvent incorporé à l’intérieur de cristaux de chalcogénure tels que le ZnSe, le}

ZnS ou le CdSe. Ces matrices permettent l’oscillation sur un grand nombre de modes. La bande d’absorption varie légèrement selon le cristal dopé et s’étend environ de 1.4 à 2 µm pour le ZnS/Se et de 1.5 à 2.2 µm pour le CdSe. Cette bande peut être pompée à partir de sources commerciales telles que les lasers à fibre dopée Er3+ _{ou Tm}3+_{. La bande d’émission couvre une plage plus large encore, de}

1.75 à 3.1 µm pour les cristaux ZnS/Se et de 2 jusqu’à 3.5 µm pour le CdSe. À ce jour, les puissances continues les plus élevées rapportées dans la littérature sont de 10 W à 2.4 µm à partir d’un cristal ZnS pompé par un laser à fibre dopée erbium [42], de 14 W autour de 2.4 µm dans un cristal ZnSe pompé par un laser à fibre dopée thulium [43] et de 1.7 W à 2.6 µm dans un cristal CdSe pompé par un laser à fibre dopée thulium [44]. Parmi les meilleurs résultats en régime pulsé, on retient la démonstration d’impulsions nanoseconde à 2.35 µm, possédant une énergie de 10.1 mJ et une puissance crête

11 d’environ 1.4 MW [45]. On retrouve maintenant des lasers Cr2+_{:ZnSe/S commerciaux opérant en}

régime continu ou pulsé sur une grande plage de longueurs d’onde entre 2 et 3 µm [46].

Pour l’ion Fe2+_{, les matériaux hôtes communs sont les cristaux de ZnSe ou de CdMnTe. L’absorption}

de ces milieux s’étend sur quelques microns avec un maximum à 3.1 µm (ZnSe) ou encore à 3.6 µm (CdMnTe). Ils peuvent ainsi être pompés à partir de lasers fibrés dopés émettant près de 3 µm (e.g. Er3+_{, Ho}3+ _{ou encore Dy}3+_{) de même qu’avec un laser cristallin dopé au Cr}2+_{. La bande d’émission de}

ces milieux actifs peut s’étendre de 3.5 à 5.5 µm pour un cristal de ZnSe et de 4 à 6.5 µm pour un cristal de CdMnTe. Toutefois, l’efficacité de ces lasers demeure plus faible que celle des matériaux de type Cr2+_{:chalcogénure, dû aux processus non radiatifs importants qui réduisent le temps de vie du}

niveau supérieur laser à température de la pièce [47, 48]. Par conséquent, les démonstrations laser sont souvent réalisées à des températures cryogéniques, ce qui réduit le taux de désexcitation non radiatif. À ce jour, la puissance continue la plus élevée rapportée pour une cavité laser dopée Fe2+ _{:ZnSe est de 840 mW à 4140 nm. Le milieu actif était refroidi à l’azote liquide (77 K) durant les}

manipulations [49]. On retrouve également la démonstration d’un laser (ZnSe) pompé par Er:YAG émettant sur la plage 3.95 - 5.05 µm des impulsions de 40 ns (6 mJ) à température de la pièce par la méthode de « gain-switching » [44]. Des versions commercialisées de ces sources existent, et sont également pompées par Er:YAG [46].

En comparaison avec les autres ions mentionnés plus haut, le dopant Co2+ _{a été moins étudié. Il}

possède néanmoins une bande d’émission intéressante entre 1.5 et 2.5 µm lorsque dopé dans un cristal de MgF2. Cette transition est généralement pompée autour de 1.3 µm à l’aide d’un laser

Nd:YAG. Seulement quelques démonstrations laser sont répertoriées dans la littérature [50-52]. Le meilleur résultat est une source laser générant des impulsions de 900 mJ à 2050 nm et de puissance moyenne d’environ 6.5 W [50]. Le laser était également accordable sur la plage 1.8 - 2.45 µm tout en conservant une énergie d’impulsion supérieure à 100 mJ et était opéré à la température de la pièce.

1.2.4 Lasers dopés aux ions de terres rares

Les lasers dopés aux ions de terres rares sont utilisés de façon extensive dans plusieurs domaines d’application. Plusieurs bandes spectrales sont accessibles pour la fabrication de laser haute puissance, notamment près de 1 µm (Yb3+ _{et Nd}3+_{), près de 1.5 µm (Er}3+_{), autour de 2 µm (Tm}3+ _et

Ho3+_{) et finalement autour de 3 µm (Er}3+_{, Ho}3+ _{et Dy}3+_).

Ces ions trivalents peuvent être incorporés dans différents matériaux amorphes ou cristallins. L’utilisation d’un milieu hôte amorphe (i.e. un verre) permet en général de bénéficier d’une largeur de

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gain plus importante, une caractéristique essentielle pour la fabrication de lasers accordables et pour la génération d’impulsions brèves. Le choix du matériau hôte influence également les sections efficaces d’absorption et d’émission, les processus de transferts d’énergie entre ions et les procédés non radiatifs (i.e. à multiphonons). Le milieu hôte peut être volumique (e.g. un bloc) ou fibré. Comme mentionné plus haut à la sous-section 1.1.2, les fibres possèdent plusieurs caractéristiques qui les avantagent, notamment une grande robustesse, une qualité de faisceau irréprochable et l’accumulation du gain sur de longues distances de propagation. Ces sources forment un ensemble de pompes idéal pour les cavités basées sur la conversion Raman. Nous y portons donc ici une attention particulière. Il sera surtout question des résultats de systèmes fibrés, mais nous discuterons également de certaines démonstrations en milieux volumiques jugées pertinentes.

Dopant Tm3+

L’ion trivalent Tm3+ _{présente deux transitions laser d’intérêt, soit autour de 2 µm et 2.3 µm. Son}

diagramme d’énergie est illustré à la figure 1.3. On y voit les transitions laser, l’absorption de différentes pompes et les transferts d’énergie entre ions.

FIGURE 1.3 – Diagramme des niveaux d’énergie de l’ion Tm3+_{. Les flèches}

vertes et orange correspondent respectivement aux bandes d’absorption et d’émission. Les flèches bleues représentent les transferts d’énergie entre ions.

La transition 3_{F4 }3_{H6, permettant une émission entre 1.8 et 2.1 µm, est de loin la plus utilisée.}

Plusieurs schémas de pompage existent pour stimuler cette transition, notamment autour de 790 nm, de 1210 nm et de 1630 nm [53]. Il est généralement plus commode de pomper à 790 nm car des diodes laser AlGaAs puissantes peuvent être employées. Même avec un défaut quantique important, l’efficacité de ce type de lasers demeure élevée en raison du processus de relaxation croisée qui permet de transférer deux ions au niveau supérieur de la transition laser (i.e. un ion provenant du niveau 3_{H4 et un autre du niveau fondamental, T1 sur la figure 1.3) [54]. Cet effet est accentué par une}

13 concentration en ions élevée et par l’utilisation d’une pompe à 790 nm. Le pompage intrabande, autour de 1630 nm, permet toutefois d’extraire une efficacité encore plus importante. Mais puisque les diodes laser ne peuvent fournir de très fortes puissances à cette longueur d’onde non conventionnelle, on doit souvent avoir recours à un autre laser à fibre (e.g. Raman ou dopé Er3+_).

Les meilleurs résultats à ce jour ont été obtenus dans une fibre de silice. En régime continu (CW), plusieurs démonstrations à haute puissance ont été rapportées, notamment de 900 W à 2050 nm [55] et de plus d’un kilowatt à 2045 nm [56, 57]. Ce dernier résultat, obtenu en 2010, provient d’un système « tout fibre » à deux étages d’amplification (de type MOPA) et présente une pente d’efficacité de 53.2 %. Une sortie laser monofréquence de 608 W a également été obtenue par un autre groupe en amplifiant le signal d’une diode à rétroaction distribuée (DFB) à 2040 nm [58]. L’importante étendue du gain généré par l’ion Tm3+ _{peut également être mise à profit dans le développement de sources}

accordables. Récemment, une source haute puissance pouvant être accordée sur environ 200 nm (1895 - 2109 nm) a été assemblée [59]. Finalement, la génération d’impulsions à partir de cette transition laser a également été démontrée en régime Q-switch [60] et mode-locked [61]. Les lasers Tm3+_{:silice émettant autour de 2 µm sont commercialisés par plusieurs fabricants [46, 62, 63].}

Bien que cette transition puisse être exploitée dans une fibre en verre fluoré, il n’est pas possible de rivaliser avec les puissances réalisables dans un système entièrement composé de fibres de silice. Néanmoins, il a été rapporté que les verres fluorés pourraient jouir d’une plus grande efficacité laser en raison de leur faible énergie de phonons. En effet, une faible énergie de phonons augmente les temps de vie non radiatifs, ce qui favorise le peuplement du niveau laser supérieur [64]. Les verres fluorés pourraient par conséquent être un choix préférable pour de basses et moyennes puissances de sortie. En pratique, une puissance maximale d’environ 20 W à 1.9 µm a été rapportée pour un laser Tm3+_{:ZBLAN [65].}

Le dopage au Tm3+ _{de différents milieux cristallins permet également l’obtention de hautes puissances;}

les plus élevées rapportées en régime continu sont respectivement de 200 W à 2.02 µm (YAG, [66]), de 72 W à 1.99 µm (YAP, [67]) et de 50 W à 1.91 µm (YLF, [67]).

L’ion trivalent Tm3+ _{possède également une seconde transition localisée autour de 2.3 µm (}3_{H4 }3_H5).

Puisque la transition se situe à l’extérieur de la fenêtre de transparence de la silice, les quelques démonstrations ont été réalisées à partir d’une fibre en verre fluoré. Le niveau supérieur de la transition peut être pompé directement à l’aide d’une diode à 790 nm [68-70] ou encore par excitation en paliers à 1064 nm (e.g. un laser à fibre Yb3+_{:silice) [71]. Le pompage à 790 nm favorise le transfert d’énergie}