Dynamique des lasers

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Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endocorporelle : impact de la vitesse de déplacement

Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endocorporelle : impact de la vitesse de déplacement

Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endo- corporelle : impact de la vitesse de déplacement... Comparais[r]

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Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endocorporelle : impact de la vitesse de déplacement

Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endocorporelle : impact de la vitesse de déplacement

To cite this version : F. PANTHIER, T. GERMAIN, Laurent BERTHE, Steeve DOIZI, Olivier TRAXER - Comparaison in vitro de l’efficacité statique ou dynamique des lasers Holmium :YAG et thulium fibré pour la lithotritie endocorporelle : impact de la vitesse de déplacement - Progrès en Urologie - Vol. 30, n°13, p.711 - 2020

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Etude physique des lasers à semi conducteurs : cas des lasers à cascades quantiques

Etude physique des lasers à semi conducteurs : cas des lasers à cascades quantiques

Le travail présenté dans cette thèse porte sur la modélisation thermique et dynamique des lasers à cascades quantiques émettant dans l’infrarouge moyen. La dégradation avec la température des performances des lasers à cascades quantiques provient premièrement de la diminution de la durée de vie du niveau supérieur de la transition laser due à l’augmentation du nombre de phonons optiques et aux fuites des électrons par effet thermo-ionique, et deuxièmement, par l’augmentation du terme d’élargissement. L’influence de chacune d’elles sur la dégradation des performances du laser à cascade quantique est évaluée au moyen d’un modèle simple basé sur les équations du bilan. Le modèle développé rend compte des résultats expérimentaux de façon satisfaisante. Nous montrons ensuite théoriquement que le modèle proposé conduit aux expressions analytiques permettant de calculer le temps d’amorçage d’oscillation laser et le temps de retard. Concernant la dynamique des lasers à cascades quantiques, nos résultats, similaire globalement avec ceux de la littérature existante, ont mis en évidence le rôle prépondérant du courant d’injection sur la variation temporel des populations d’électrons et de photons.
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Dynamique spectrale et propriétés de bruit dans les lasers InGaN

Dynamique spectrale et propriétés de bruit dans les lasers InGaN

ce qui se traduit par l’augmentation du RIN à basses fréquences et par l’apparition d’un pic vers 300 MHz. Cette augmentation du bruit confirme l’hypothèse selon laquelle il y aurait deux modes en compétition se partageant le gain. Le laser est temporairement monomode et oscille d’un mode à l’autre. Cette instabilité se traduit par une augmentation du bruit à basse fréquence. Ce phénomène de bruit dû à une compétition de mode a déjà été décrit dans les structures III/V [9]. Lorsque le courant augmente à 140 mA, le mode (2) prend le dessus sur le mode (1) suite au décalage de la courbe de gain. Le laser retrouve alors un fonctionnement monomode. Le RIN retombe à - 140 dB/Hz. A 160 mA, les modes (2) et (3) sont en compétition et l’on constate une très forte augmentation du RIN d’environ 20 dB par rapport à la situation monomode. Le comportement de ces lasers peut être modélisé par un système d’équations différentielles couplées faisant intervenir un gain modal contenant un terme de saturation croisée non linéaire à l’origine des sauts de modes. Il faut aussi inclure les forces de Langevin représentant les bruits de photons et de porteurs pour rendre compte de la dynamique observée expérimentalement [9].
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Modes of Random Lasers

Modes of Random Lasers

otic scenarios. Sharp laser lines based on interference (coherent feedback) do exist not only in strongly scattering random lasers where the localized regime is reached [ 24 – 26 ] but also in diffusive random lasers (DRLs) [ 27 , 28 ], and even for weak scattering [ 29 ]. Numerical studies have shown that they are associated with threshold lasing modes (TLMs), which, inside the cavity, are similar to the resonances or quasi-bound (QB) states of the passive system (also called quasi-normal modes). The resemblance is ex- cellent in the localized case [ 25 , 26 ] and deteriorates as scattering is reduced. A new theoretical approach based on a reformulation of the Maxwell-Bloch equations to ac- cess the steady state properties of arbitrarily complex and open cavities allows one to calculate the lasing modes in diffusive and even in weakly scattering random lasers ( ℓ ∼ L) [ 30 – 34 ]. A major outcome of this approach is the demonstration that although lasing modes and passive modes can be very alike in random systems with moder- ate openness in agreement with the above numerical results, they feature fundamental differences. Their distinctness increases with the openness of the random system and becomes substantial for weakly scattering systems. Constant-flux (CF) states are in- troduced which better describe TLMs both inside and outside the scattering medium for any scattering strength. In addition this theoretical approach allows one to study the multimode regime in DRLs and get detailed information about the effects of mode competition through spatial hole-burning, which appear to differ from conventional lasers.
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Diode-pumped self-frequency doubling Nd:GdCa4O(BO3)3 lasers : towards green microchip lasers

Diode-pumped self-frequency doubling Nd:GdCa4O(BO3)3 lasers : towards green microchip lasers

faces of the laser material for easier manufacturing and operation. In this paper we report on diode-pumped Nd:GdCOB lasers in green microchip laser devices. First we investi- gate the laser emission of the crystal in a stable concave– concave cavity to determine the ultimate performance of the SFD crystal. We report lasing emission at 1091 nm and study the origin of this unexpected long-wavelength laser line, which should affect the phase-matching condi- tion for efficient SFD. We describe the performance of this laser in the green portion of the spectrum. Finally we describe what is to our knowledge the first SFD opera- tion of Nd:GdCOB in a short plano–plano cavity.
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Modulation dynamics of InP-based quantum dot lasers and quantum cascade lasers

Modulation dynamics of InP-based quantum dot lasers and quantum cascade lasers

46 Alternatively, exploiting the stimulated emission from ES nanostructures could be a promising option to enhance the laser’s dynamic performance. In practice, the ES emission can be achieved by increasing the bias current, shortening the cavity length, coating the cavity facets or via coupling gratings [ Stevens09 ], [ Lee11 ], [ Lv10 ], [ Lin12 ], [ Parantheon03 ], [ Grillot11 ], [ Naderi10 ]. However, ES lasing devices draw less attention because of the high operation current as well as the short wavelength located out of the C-band optical communication window in the fibre (1530 nm-1565 nm). However, in the InAs/InP Qdot material system, the GS laser has natural potential to emit at 1.60~1.65 m, longer than the C-band wavelengths. Consequently, since the ES has a higher optical transition energy than the GS, it is indeed possible to tune the ES emission back within the C band through proper band energy engineering and growth optimizations like the double cap procedure [ Paranthoen01 ], [ Cornet06 ]. On the other hand, the ES in Qdots shows faster carrier capture rates from the surrounding carrier reservoir as well as a higher saturated gain than the GS [ Stevens09 ], [ Lee11 ]. Indeed, Qdot lasers operating on the ES has shown a broader modulation bandwidth and the K-factor limited bandwidth is estimated almost twice of that in the GS lasing [ Xu10 ]. A recent experimental work has demonstrated an ES emission InAs/GaAs Qdot laser with a large-signal modulation capability up to 22.5 Gbps [ Arsenijevi14 ]. In addition, the ES emission exhibits a smaller α-factor in comparison with the GS emission in a Qdot laser [ Xu12 ], [ Xiao13 ].
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Lasers and Thermal Spray

Lasers and Thermal Spray

https://doi.org/10.4028/www.scientific.net/MSF.638-642.174 Access and use of this website and the material on it are subject to the Terms and Conditions set forth at Lasers and Thermal Spray Jeandin, M.; Christoulis, D.; Borit, F.; Berger, M. H.; Guetta, S.; Rolland, G.; Guipont, V.; Irissou, E.; Legoux, J. G.; Moreau, C.; Nivard, M.; Berthe, L.; Boustie, M.; Ludwig, W.; Sakaguchi, K.; Ichikawa, Y.; Ogawa, K.; Costil, S.

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Lasers thermiques et cicatrisation cutanée

Lasers thermiques et cicatrisation cutanée

Serge Mordon, Alexandre Capon, Nathalie Fournier, Gwen Iarmarcovai > Toute effraction cutanée entraîne une cascade de réactions biologiques dans la peau dont le but est de rétablir au plus vite et au mieux les fonctions de ce tissu. La cicatrisation cuta- née est malheureusement souvent un processus complexe et imprévisible, et il n’est pas rare de voir se développer des processus cicatriciels défectueux à type de cicatrices hypertrophiques ou chéloïdes. Cependant, de récents travaux suggèrent que des changements de l’environne- ment physique, induits notamment par des lasers thermiques, peuvent modifier le processus de cicatrisation et qu’il devient ainsi possible d’ob- tenir pratiquement un processus de régénération de la peau. <
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Traitements par lasers et lumière pulsée.

Traitements par lasers et lumière pulsée.

C ) E FFET ÉLECTROMAGNÉTIQUE L’effet électromagnétique est la conséquence des champs électromagnétiques provoqués par les lasers à impulsion très courte (de la nano à la picoseconde). De tels lasers ont le potentiel de provoquer, au point de focalisation, une onde de choc très puissante, capable de dilacérer mécani- quement les tissus. Cet effet est utilisé en chirur- gie non invasive intraoculaire et pour la destruction de plaques d’athérome.

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Plasmas lasers et champs magnétiques.

Plasmas lasers et champs magnétiques.

aujourd’hui l’accès à ces zones sur denses. Il s’agit de la radiographie par protons qui consiste à envoyer un faisceau de particules chargées (protons) à travers un plasma, et de regarder sa déflexion par la force de Lorentz associé au champ magnétique (ou électrique d’ailleurs). La première démonstration expérimentale de la pertinence de ce type de diagnostics pour mesurer des champs magnétiques en régime nanoseconde a été réalisée par [7] où il a été montré qu’il était effectivement possible d’obtenir des informations intéressantes sur l’amplitude et la distribution spatiale des champs magnétiques dans la partie dense du plasma. Par ailleurs, les travaux de C. K. Li [8] ont permis de montrer que les champs magnétiques et électriques autogénérés jouaient un rôle significatif dans la dynamique d’implosion du holhraum dans le cadre de la Fusion par Confinement Inertiel et notamment du schéma d’attaque indirecte. D’autres études [2] ont mis en évidence l’importance de prendre en compte, dans l’évolution des champs magnétiques, des effets comme l’effet Nernst [9]. Il a également été montré que la génération de champs magnétiques entraîne un flux de chaleur non local pouvant potentiellement former des barrières de transport à l’intérieur d’un holhraum par exemple [3]. A la suite de cette étude, notre groupe a conduit une expérience sur l’installation LULI2000 [10] qui s’est effectivement attelée à mesurer les champs magnétiques autogénérés dans la partie dense du plasma. La dynamique du champ n’a pu être observée, les mesures étant restreintes à un temps seulement au cours de l’interaction (600 ps). Néanmoins, cette expérience a montré que même à temps court (au regard de la durée de l’impulsion laser qui est de 2 ns), il existe des écarts significatifs entre les champs mesurés et ceux prédits par les codes de simulations hydro-radiatif (dans ce cas CHIC) [10, 11].
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Plasmas Lasers et Champs Magnétiques

Plasmas Lasers et Champs Magnétiques

champs magnétiques autogénérés au cour s de l’irradiation d’une cible solide par un laser de forte puissance, puis à les comparer avec des simulations FCI2. Le code de simulation reproduit assez bien les données expérimentales. Notons que cette accord n’a pas été évident au premier abord mais est plutôt le fruit de plusieurs années de travail, en partant des comparaisons CHIC et des données expérimentales de la campagne LULI2000, qui a servi de base en vue des comparaisons avec le code de simulations FCI2 où un gros travail numérique a été fourni par nos collaborateurs du CEA. En revanche les cartes de champs magnétiques issues de FCI2 sont complètement différentes de LASNEX, ce qui laisse à penser (il est également possible que dans ces gammes de paramètres lasers, les dynamiques de champs soit complètement différentes) qu’un des deux codes ne semble pas bien
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Combinaison cohérente de lasers à cascade quantique

Combinaison cohérente de lasers à cascade quantique

155 6 Conclusion et perspectives Les travaux présentés dans ce manuscrit de thèse s’inscrivent dans la problématique de montée en puissance dans le MIR. Le domaine d’application qui nous intéresse ici est celui des contre-mesures optiques où l’on cherche à aveugler ou à brouiller à distance les capteurs optroniques des missiles. Pour cela, il est nécessaire de disposer d’une source dans le MIR fournissant une puissance continue largement supérieure au watt dans un faisceau proche de la limite de diffraction. De plus, elle doit être potentiellement capable de couvrir toute la bande II et être compacte et robuste. Pour toutes ces raisons, deux options sont retenues: les lasers à cascade quantique et les sources paramétriques. Même si de récentes avancées ont vu la puissance des LCQ atteindre 5 W, les sources paramétriques fournissent pour l’instant plus de puissance. Par contre, les LCQ sont plus intéressants du point de vue de la compacité et de la simplicité que peut offrir un laser pompé électriquement par rapport à une source paramétrique à l’architecture complexe. Une solution, déjà explorée dans d’autres domaines de longueurs d’onde, pour augmenter la luminance des sources laser est d’utiliser plusieurs sources en parallèle et de les combiner. Pour la montée en puissance dans le MIR, nous avons choisi d’explorer dans cette thèse la combinaison cohérente passive de LCQ en cavité externe. Dans l’architecture générale proposée, N LCQ sont insérés dans une cavité externe commune avec un coupleur N vers 1. La cavité externe force la mise en phase des émetteurs et la superposition des faisceaux en une seule étape. Pour minimiser les pertes dans le résonateur commun, la cavité va établir une relation de phase fixe entre les différents LCQ et sélectionner la bonne relation de phases entre ces derniers pour que tous les faisceaux interfèrent constructivement dans le bras commun. Cette auto-organisation du système est totalement passive puisqu’elle est fondée sur la minimisation des pertes dans le résonateur commun. Au final, le système se verrouille sur des longueurs d’onde correspondant au maximum de gain des émetteurs et aux résonances de la cavité globale.
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Photonique pour les lasers à cascade quantique térahertz

Photonique pour les lasers à cascade quantique térahertz

L’étude des structures photoniques pour les lasers à cascade quantique dans le THz n’est pas uniquement destinée à améliorer leurs performances, mais vise aussi à comprendre quels sont l[r]

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Localized vortices in semiconductor lasers

Localized vortices in semiconductor lasers

L2 NF I FIG. 1: Left: experimental setup. Two broad area semicon- ductor lasers (L1 and L2) are coupled by imaging them onto each other via collimating optics (Coll) and lenses (L). Part of the emitted beam is extracted from the compound cavity via a beam splitter (BS) for near field (NF) detection allow- ing interferometric measurements and spatial filtering (I). A tiny beam from a tunable laser can be used to apply a local perturbation to the system (WB).

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Pépite | Mise en forme spatiale dans une fibre optique microstructurée pour la réalisation d'amplificateurs lasers tout fibrés pour les pilotes des lasers de puissance

Pépite | Mise en forme spatiale dans une fibre optique microstructurée pour la réalisation d'amplificateurs lasers tout fibrés pour les pilotes des lasers de puissance

Le manuscrit présente le développement, la caractérisation et la mise en œuvre d’une fibre permettant la mise en forme spatiale d’un faisceau quelconque vers un faisceau plat, ainsi qu’u[r]

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Photonique pour les lasers à cascade quantique térahertz

Photonique pour les lasers à cascade quantique térahertz

L’étude des structures photoniques pour les lasers à cascade quantique dans le THz n’est pas uniquement destinée à améliorer leurs performances, mais vise aussi à comprendre quels sont l[r]

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Characterization of High-Power Lasers

Characterization of High-Power Lasers

Telescope relays near- field aperture or camera to near-field plane Transform lens HEL Dump Known attenuation Lateral position sensor Far-field camera Near-field camera, virtual a[r]

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Band-engineered Ge-on-Si lasers

Band-engineered Ge-on-Si lasers

electrically pumped lasers. Band-Engineering of Ge Although Ge is commonly known as an indirect gap material, its direct gap at Γ valley is only 136 meV higher than the indirect bandgap (Fig. 1a). The direct gap of 0.8 eV corresponds to a wavelength of 1550 nm, the most technically important wavelength in optical communications. These properties make Ge a good candidate for photonic devices in the near infra-red (NIR) regime. The difference between direct and indirect gaps of Ge can be further reduced by introducing tensile strain, as shown in Fig. 1b. With biaxial tensile stress, both direct and indirect gaps shrink, but the direct gap shrinks faster. Therefore, Ge transforms from an indirect gap material towards a direct gap material with the increase of tensile
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Nonlinear effects in random lasers

Nonlinear effects in random lasers

Recent numerical and theoretical studies have demonstrated that the modes at threshold of a random laser are in direct correspondance with the resonances of the same system without gain, a feature which is well known in a conven- tional laser but which was not known until recently for a random laser. This paper presents numerical results, which extend such studies to the multimode regime that takes place when the pumping rate is progressively increased above threshold. Behavior that is already known in standard lasers, such as mode competition and nonlinear wave-mixing, are shown to also take place in ran- dom lasers thus reinforcing their recent modal description. However, due to the complexity of the laser modes and to the openness of such lasers, which requires large external pumping to compensate for strong losses, one observes that these effects are more pronounced than in a conventional laser.
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