Soutenance mémoire
Performances et limitations d’une diode monomode
De nombreuses diodes laser monomodes sont disponibles commercialement ; un rapide coup d’œil dans n’importe quel catalogue de fournisseur de matériel optique suffit pour s’en convaincre. Il s’agit, la plupart du temps, de diodes laser de surface émettrice 1×3 µm2. La puissance en sortie de ces diodes laser est relativement peu élevée. En effet, les meilleurs composants disponibles dans le commerce délivrent des puissances de quelques centaines de milliwatts autour de 980 nm et 800 nm [Intense; JDSU]. Du fait de la faible largeur du guide d’onde, l’émission laser est monomode transverse dans les deux directions x et y. Ces diodes laser présentent donc des facteurs de qualité égaux à 1 dans les deux directions, ce qui correspond à des luminances de l’ordre de 20 MW.cm-2.sr-1 (pour une puissance de 200 mW). Notons qu’il est possible de stabiliser la longueur d’onde d’émission de ces composants en inscrivant un réseau d’indice de type réseau de Bragg à l’intérieur du matériau semiconducteur. Deux technologies existent : les diodes laser DFB (« Distributed FeedBack ») et les diodes laser DBR (« Distributed Bragg Reflector ») (Figure I-4). Ce type de diodes est généralement conçu pour des applications en spectroscopie où, non seulement il est nécessaire d’avoir un spectre stabilisé mais également une très faible largeur spectrale. Commercialement, Eagleyard et Sacher Lasertechnik, par exemple, proposent des diodes laser de ce type avec des puissances de l’ordre de 150 mW et des largeurs spectrales autour de 5 MHz à 980 nm [Eagleyard; Sacher]. On peut également mentionner les très bonnes performances obtenues à 894 nm à partir d’une diode DFB au Ferdinand Braun Institut für Höchstfrequenztechnick (FBH) avec une puissance de 250 mW et une largeur de raie de 360 kHz réalisant ainsi une source laser tout à fait adaptée à l’interrogation d’atomes de Césium [Klehr 07].
Performances d’une diode laser évasée
Les puissances obtenues avec un guidage par l’indice sont de l’ordre du Watt [Krakowski 03]. La montée en puissance est limitée, dans ce cas, par les facettes de sortie relativement étroites (2wx ~ 30 µm). Avec le guidage par le gain, une puissance de 4,4 W avec un M2 de 1,9 a été obtenue à 808 nm [Dittmar 06] et plus de 8 W à 976 nm [Kelemen 05] avec des luminances de 300 à 600 MW.cm-2sr-1 respectivement. Le guidage par le gain semble donc être la technique permettant d’obtenir les plus fortes luminances. Cependant, la géométrie particulière entraîne un astigmatisme du faisceau en sortie de l’ordre de quelques centaines de microns qui peut compliquer l’utilisation de ces sources laser. Il faut également ajouter que cette technologie de diode laser évasée est tout à fait adaptable à l’utilisation de DBR ou de DFB pour la stabilisation en longueur d’onde. Le réseau de Bragg est alors situé au niveau de la section ridge. Le FBH a ainsi démontré une puissance de 12 W stabilisée à la longueur d’onde de 979 nm [Fiebig 08] ainsi qu’à celle de 1064 nm [Sumpf 09] avec des largeurs spectrales comprises entre 5 et 10 pm. Les applications visées dans ce cas sont la production de longueurs d’onde visibles par génération de second harmonique dans un cristal nonlinéaire
Symétrisation du faisceau
Il ne s’agit pas dans ce cas d’améliorer la luminance au sens propre du terme mais de rendre le faisceau laser plus utilisable. En effet, le faisceau émis par une barrette de diodes laser est très elliptique, ce qui rend difficile le couplage dans une fibre optique. Les modules commerciaux fibrés intègrent donc des éléments optiques pour circulariser et homogénéiser le faisceau avant le couplage dans la fibre. Du point de vue de la luminance globale, il n’y a aucun changement, la luminance dans la direction horizontale étant améliorée tandis que celle dans la direction verticale est dégradée. Il existe autant de configurations différentes qu’il existe de modules commerciaux. De nombreux exemples peuvent être trouvés dans [Bachmann]. Attardons-nous sur un exemple d’un élément optique qui permet de simplement tourner le faisceau de chaque diode laser de 90° (Figure I-18). Cet élément appelé « Beam Twister » est commercialisé par la société Limo [Limo]. Il s’agit d’une lentille de collimation dans la direction verticale suivie d’un réseau de lentilles prismatiques de collimation dans la direction horizontale. Ainsi, chaque diode laser est collimatée dans les deux directions et les profils en champ lointain sont permutés dans les directions x et y.
Utilisation d’un réseau de phase
Le couplage diffractif entre les émetteurs peut également être réalisé à l’intérieur d’une cavité externe par un réseau de phase [Leger 86]. Le réseau est constitué de motifs binaires de phase (0, π) et fonctionne en transmission. Il existe plusieurs dénominations équivalentes. On parle de réseau de Dammann ou d’élément diffractif optique (DOE pour « diffractive optical element ») [Dammann 71]. Ce réseau est placé dans le plan de Fourier d’une lentille de collimation (Figure I-31). Il est conçu pour diffracter selon autant d’ordres qu’il y a de diodes laser avec une efficacité uniforme, les phases relatives des différents faisceaux étant fixées par le profil du réseau. Il est en fait utilisé en sens inverse de manière à recombiner l’ensemble des faisceaux émis par les différents émetteurs en un seul. Un diaphragme est utilisé pour filtrer les ordres de diffraction résiduels et la cavité laser est refermée par un miroir concave partiellement réfléchissant. Le fonctionnement en cavité laser assure alors l’auto-adaptation des phases des diodes laser pour maximiser l’efficacité de diffraction dans un seul faisceau, ce qui minimise les pertes globales de la cavité. Remarquons que ce sont les interférences constructives entre tous les faisceaux diffractés par le réseau qui conduisent à favoriser une direction de diffraction dans l’axe de la cavité laser ; la puissance diffractée dans les autres directions est minimisée. Cette cavité présente le double avantage d’assurer un couplage efficace et quasiment uniforme entre les émetteurs et de superposer tous les faisceaux sur eux mêmes, si bien que l’on peut directement obtenir en sortie un faisceau quasigaussien quel que soit le facteur de remplissage de la barrette. Leger et col. ont démontré la superposition des faisceaux d’une barrette de 6 diodes laser. Environ 70 % de la puissance totale était comprise dans un seul lobe en champ proche.
Synthèse sur l’amélioration de la luminance d’une barrette de diodes laser
Les premiers travaux sur l’amélioration de diodes laser ont eu lieu à la fin des années 80.On observe aujourd’hui un regain d’intérêt pour ces techniques lié aux nombreux et importants progrès dans la réalisation de monoémetteurs de forte luminance. La technique qui conduit aux plus fortes puissances laser est la combinaison spectrale. Cependant, le spectre d’émission dans ce cas est fortement élargi puisque chaque diode laser oscille à sa propre longueur d’onde. Deux méthodes permettant d’obtenir à la fois une forte luminance et une stabilisation de la longueur d’onde se détachent : la cavité Talbot et le filtrage angulaire intra-cavité. Les cavités Talbot semblent mieux adaptées pour des barrettes d’émetteurs monomodes. Les performances obtenues avec des émetteurs multimodes sont en effet limitées par la mauvaise qualité spatiale des émetteurs qui contribue à l’augmentation de la divergence de la barrette et du nombre de lobes dans le profil en champ lointain. Pour ce qui concerne le filtrage angulaire intra-cavité, l’utilisation d’émetteurs monomodes ne semble pas nécessaire, puisque la sortie laser est constituée d’un seul lobe limité par diffraction. Les seuls travaux publiés à notre connaissance ont utilisé des barrettes avec un faible pas entre les émetteurs et des composants non standards. La difficulté majeure dans une cavité externe est d’imposer l’oscillation laser que l’on souhaite à des courants élevés, loin du seuil d’oscillation laser. En effet, la principale limitation est la compétition entre l’oscillation imposée par la cavité externe avec l’oscillation propre des émetteurs de la barrette de diodes laser qui rajoute un fond incohérent à l’émission et réduit la visibilité comme on peut le voir sur les performances à fortes puissances présentées dans le Tableau I-2. Il est donc nécessaire d’utiliser un très bon traitement antireflet sur la facette de sortie de la barrette pour augmenter le plus possible le seuil.
Description d’un réseau de Bragg volumique
Le terme réseau de Bragg désigne, de manière générale, une modulation périodique des propriétés d’un matériau le long de la direction de propagation d’une onde électro-magnétique. Cette dénomination provient des travaux éponymes sur la diffraction de rayons X dans des cristaux par William Henry Bragg et William Lawrence Bragg au début du XXème siècle [Bragg 13] qui leur ont valu le prix Nobel en 1915. En optique, un réseau de Bragg volumique est un morceau de verre photothermo-réfractif dont l’épaisseur peut varier de quelques centaines de microns à plusieurs centimètres et dans lequel une modulation d’indice a été inscrite. A la différence des réseaux de Bragg qui peuvent être inscrits dans une fibre optique, un réseau de Bragg volumique est un composant massif dont les dimensions transverses peuvent être très grandes : jusqu’à plusieurs centimètres. Le développement relativement récent des réseaux de Bragg volumiques est dû aux découvertes toutes aussi récentes de matériaux photo-thermo-réfractifs de longue durée de vie [Stookey 49; Glebov 92]. Le matériau le plus couramment utilisé est un verre composé d’un mélange Na2O – ZnO – Al2O3 – SiO2 – NaF – KBr dopé avec des ions argent et cérium (Ag2O – CeO2) [Efimov 99; Volodin 04]. Ce matériau présente le grand intérêt d’être quasi-transparent sur une très large bande de longueurs d’onde (350 – 4100 nm). Les franges d’indice sont réalisées en faisant interférer deux faisceaux laser UV à 325 nm (laser He – Cd). Le réseau est ensuite stabilisé et rendu permanent par des techniques de recuit [Ondax; Optigrate; PD-LD]. Ces réseaux de Bragg volumiques ont également un excellent comportement thermique. Ils peuvent supporter des intensités de l’ordre de quelques centaines de kW.cm-2 [Hellström 07] et restent stables du point de vue de l’efficacité de diffraction jusqu’à 400 °C [Efimov 99]. Les variations d’indice et coefficient d’expansion avec la température sont très faibles, seulement 8,4.10-6 K-1 et 0,05.10-6 K-1 respectivement [Jacobsson thèse 08].
Comparaison cavité Talbot – filtrage angulaire intra-cavité
Dans cette section, deux solutions de mise en phase d’un ensemble de lasers ont été étudiées théoriquement : la cavité Talbot et le filtrage angulaire intra-cavité. Dans le cas de la cavité Talbot, le filtrage s’effectue en champ proche et le mode qui est favorisé par la cavité est celui qui possède le meilleur recouvrement en champ proche avec le retour de la cavité. Dans le cas du filtrage angulaire intra-cavité, il s’agit d’un filtrage en champ lointain. De manière générale, le filtrage angulaire conduit à des couplages effectifs plus faibles que pour la cavité Talbot qui bénéficie de l’effet d’auto-imagerie. A l’inverse, la discrimination entre les modes est sensiblement plus élevée pour le filtrage angulaire intra-cavité que pour la cavité Talbot. Cette discrimination est liée par la relation (II-14) à l’écart des gains linéiques au seuil entre les deux modes en compétition : nous en déduisons ainsi que le filtrage angulaire facilite une émission sur un seul mode transverse de la barrette, tandis que la sélectivité de la cavité Talbot est moindre. Expérimentalement, nous avons étudié une cavité Talbot avec une barrette de 10 émetteurs au pas de 100 µm et le filtrage angulaire avec une barrette de 6 émetteurs avec un taux de remplissage de 100 %.
Champs proches & champs lointains
Tout d’abord, pour une longueur totale de cavité 2Lext = ZT et un angle α nul, le programme ne converge pas, ce qui confirme le fait qu’il y a une très forte compétition entre les modes hors phase et en phase et qu’aucun de ces deux modes ne peut prédominer sur l’autre. A l’inverse, pour une longueur de cavité 2Lext = ZT/2 où la discrimination est maximale, le programme converge. En fonction de l’angle d’inclinaison du miroir on sélectionne l’un ou l’autre des modes. La Figure II-24 et la Figure II-25 montre les champs proches et les champs lointains des modes que l’on obtient en fonction de l’angle d’inclinaison du miroir. Lorsque α =0, la cavité oscille selon le mode hors phase. L’allure de ce mode en champ proche est symétrique. Il y a bien un déphasage d’environ π entre deux émetteurs adjacents. Le champ lointain est également caractéristique du mode hors phase. En inclinant le miroir d’un angle α = λ/2p, on sélectionne le mode en phase. Le profil d’intensité en champ proche est légèrement asymétrique et très similaire à ceux obtenus dans la section II.2.c. On observe une légère disparité de phase entre les émetteurs en particulier pour les émetteurs du bord. Ces petites variations ne dépassent pas 10% et n’ont aucune incidence sur le profil en champ lointain. De plus, les phases de chaque émetteur ne sont pas plates mais possèdent une composante sphérique. On peut attribuer cela à de l’astigmatisme indiquant que le waist de chaque faisceau est situé à l’intérieur du guide et non pas sur la facette de sortie. Les profils en champ lointain sur la Figure II-25 sont également comparés avec les profils théoriques donnés par la formule (II-12) pour des émetteurs gaussiens de largeur 2w = 30 µm. On observe que l’enveloppe des champs lointains que l’on obtient ici est plus large que celle des champs théoriques, signe que l’émission des émetteurs n’est pas rigoureusement gaussienne mais légèrement multimode.
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Table des matières
INTRODUCTION GENERALE
I ÉTAT DE L’ART DES DIODES LASER DE FORTE LUMINANCE ET STABILISEES EN LONGUEUR D’ONDE
I.1 Éléments de caractérisation d’une source laser de puissance
I.1.a Champ proche
I.1.b Champ lointain
I.1.c Luminance
I.2 Amélioration de la luminance d’un monoémetteur
I.2.a Performances et limitations d’une diode monomode
I.2.b Performances et limitations d’une diode multimode
I.2.c Solutions monoémetteurs d’amélioration de la luminance
I.2.c.i Elargissement du mode laser dans la direction verticale
I.2.c.ii Elargissement du mode laser dans la direction horizontale
I.2.c.iii Synthèse des performances des solutions mono-émetteurs présentées
I.2.d Utilisation d’une cavité externe
I.2.d.i Filtrage spectral avec un réseau de diffraction
I.2.d.ii Utilisation d’un réseau de Bragg
I.3 Amélioration de la luminance d’une barrette de diodes laser
I.3.a Problématique de la luminance d’une barrette de diodes laser
I.3.b Techniques de couplage incohérent
I.3.b.i Mise en forme du faisceau
I.3.b.ii Combinaison spectrale
I.3.c Techniques de couplage cohérent
I.3.c.i Pourquoi vouloir une émission cohérente ?
I.3.c.ii Choix des critères de caractérisation du faisceau
I.3.c.iii Solutions monolithiques
I.3.c.iv Solutions mettant en œuvre une cavité externe
I.3.c.v Techniques de mise en phase active
I.3.d Synthèse sur l’amélioration de la luminance d’une barrette de diodes laser
I.4 Présentation des solutions étudiées pendant cette thèse
II ETUDE THEORIQUE DE LA MISE EN PHASE D’UNE BARRETTE DE DIODES LASER DANS UNE CAVITE EXTERNE
II.1 Modélisation d’un réseau de Bragg volumique
II.1.a Description d’un réseau de Bragg volumique
II.1.b Propriétés de diffraction d’un réseau de Bragg volumique
II.1.b.i Réseau de Bragg en réflexion (ϕ = 0)
II.1.b.ii Réseau de Bragg en transmission (ϕ = π/2)
II.1.b.iii Diffraction d’un réseau de Bragg pour un faisceau incident non collimaté
II.2 Modélisation d’une barrette de diodes monomodes dans une cavité externe
II.2.a Modes d’une barrette de diodes laser couplées
II.2.b Description du modèle
II.2.b.i Hypothèses de départ
II.2.b.ii Détermination des modes
II.2.c Cas d’une cavité Talbot
II.2.c.i Détermination de l’opérateur cavité externe
II.2.c.ii Détermination des modes de la cavité
II.2.c.iii Mise en évidence de l’effet Talbot
II.2.c.iv Discrimination modale
II.2.c.v Evaluation de la sensibilité aux réglages
II.2.c.vi Prise en compte du réseau de Bragg
II.2.d Cas du filtrage angulaire intra-cavité
II.2.d.i Détermination de l’opérateur cavité externe
II.2.d.ii Sélection des modes de la cavité
II.2.d.i Discrimination modale
II.2.d.ii Prise en compte du réseau de Bragg
II.2.e Comparaison cavité Talbot – filtrage angulaire intra-cavité
II.3 Prise en compte de l’amplification dans la barrette de diodes laser pour une cavité Talbot
II.3.a Description du modèle
II.3.a.i Module UNott
II.3.a.ii Module cavité externe
II.3.b Caractérisation des modes de la cavité
II.4 Conclusion
III REALISATION EXPERIMENTALE DE LA MISE EN PHASE ET DE LA STABILISATION EN LONGUEUR D’ONDE D’UNE BARRETTE DE DIODES LASER
III.1 Description des barrettes de diodes laser utilisées
III.1.a Caractéristiques de la barrette de 10 diodes laser à ruban
III.1.b Caractéristiques de la barrette de 10 diodes laser évasées
III.1.c Caractéristiques de la barrette de 6 diodes laser évasées adjacentes
III.1.d Résumé des performances
III.2 Cavités Talbot
III.2.a Description du montage expérimental
III.2.a.i Rappel du principe
III.2.a.ii Banc de caractérisation
III.2.a.iii Mise en évidence de la mise en phase par effet Talbot
III.2.b Cavité Talbot compacte (barrette 10IG1)
III.2.b.i Description de la cavité
III.2.b.ii Optimisation des performances
III.2.c Cavité Talbot avec grandissement (barrettes Spot et 6IG1 adjacents)
III.2.d Conclusion sur les cavités Talbot
III.3 Filtrage angulaire intra-cavité
III.3.a Rappel du principe de la cavité
III.3.b Description des deux cavités étudiées
III.3.c Caractérisation expérimentale
III.3.d Perspectives d’améliorations et limites de cette solution
III.4 Conclusion – Comparaison des solutions proposées
IV ÉTUDE DE LA RECOMBINAISON COHERENTE EXTRA-CAVITE AVEC UN RESEAU DE PHASE
IV.1 Problématique/Point de départ
IV.2 État de l’art
IV.3 Détermination des profils des filtres de phase
IV.3.a Configuration étudiée
IV.3.b Calcul de la diffraction d’un réseau de Dammann
IV.3.c Détermination du profil de phase optimal
IV.3.c.i Méthode de détermination du profil
IV.3.c.ii Solution choisie
IV.3.c.i Robustesse de la configuration
IV.4 Démonstration expérimentale
IV.4.a Description du montage expérimental
IV.4.b Premiers résultats
IV.4.b.i Efficacité de recombinaison
IV.4.b.ii Incidence de l’état de phase en champ proche
IV.4.c Retour sur la caractérisation de l’émission cohérente d’une barrette
IV.5 Conclusion et perspectives
CONCLUSION GENERALE ET PERSPECTIVES
ANNEXE 1 : COPIES DES PUBLICATIONS SUR LES TRAVAUX EFFECTUES PENDANT MON STAGE DE MASTER 2
ANNEXE 2 : COPIE DE L’ARTICLE DE W.H.F. TALBOT SUR L’OBSERVATION DE L’EFFET TALBOT
ANNEXE 3: CALCUL DE L’EFFICACITE DE DIFFRACTION D’UN RESEAU DE BRAGG VOLUMIQUE
ANNEXE 4 : PROFILS THEORIQUES EN CHAMPS LOINTAINS DES MODES PROPRES DES BARRETTES 10IG1 ET 6IG1
LISTE DES PUBLICATIONS DE L’AUTEUR RELATIVES A CE MANUSCRIT
RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES
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