Source d’impulsions brèves à 1,55µm en laser à cavité verticale externe

Historique

   Durant la dernière décennie, les lasers à semi-conducteurs ont eu un impact énorme sur la société et ce très souvent de façon invisible pour le grand public. Par exemple, la plupart des conversations téléphoniques longue distance sont à présent transmises au moyen de fibres optiques grâce à la lumière émise par des lasers à semi-conducteurs, rendant ainsi ces communications plus agréables par l’élimination du temps d’attente émission réception qui peuvent exister dans les transmissions par satellites géostationnaires. Un second exemple, à présent totalement intégré à la vie courante, peut être trouvé dans l’usage des disques compact audio ou vidéo qui ont fait entrer dans chaque foyer un laser à semi-conducteur permettant l’accès à des enregistrements de très haute qualité. Enfin notons que les lasers à semi-conducteurs ont d’ores et déjà investi le domaine informatique au moyen à la fois des CDROM et des imprimantes laser. Certains voient même l’optique dans les ordinateurs du futur, tout au moins pour le calcul parallèle et dans les interconnexions, et là encore les lasers à semi-conducteurs seront l’une des clefs nécessaire à ce progrès.Le système de GaInAs/GaAs est convenable pour les longueurs d’ondes autours de 1µm, et utilisé pour la fabrication des lasers de pompe des amplificateurs à fibre dopés d’erbium (EDFAs). Des structures sur substrat GaAs aux longueurs d’ondes plus longues peuvent être obtenues soit avec des boites quantiques (BQs) GaInAs, soit avec des puits quantiques GaInNAs, avec ces derniers il est possible d’augmenter la longueur d’onde d’émission en ajoutant des petites quantités d’azote[1]. La croissance de puits quantiques en AlGaInAs sur substrat InP a été initialement proposée par Zah et Bhat et al. [2]. Au milieu des années 80, ce matériau a montré une meilleure température caractéristique que les structures sur InP à base de puits quantiques GaInAsP, ce qui a été attribué à un offset de bandes de conduction plus important dans le système AlGaInAs que dans le système InGaAsP.ssible grâce à de nombreuses avancées significatives dans la compréhension du fonctionnement des lasers à semiconducteurs, et dans leur fabrication. En particulier citons pour ces dernières années la mise en œuvre des lasers à semi-conducteurs à puits quantiques contraints, puis à fils quantiques et boites quantiques, des réseaux de diodes lasers à semi-conducteurs de très forte puissance – jusqu’à plusieurs kilowatts-, des lasers à semi-conducteurs visibles – dans le rouge mais aussi à présent dans le bleu avec le GaN sur substrat saphir, et pour ce qui nous intéresse le plus ici des lasers à cavité verticale (VCSEL). Cette configuration de laser à semi-conducteurs imaginée en 1979 par Kenichi Iga[3] présente un attrait considérable pour certaines applications telles que les interconnexions optiques massivement parallèles. Depuis quelques années une nouvelle utilisation des VCSELs est exploitée : la configuration de cavité externe VECSEL, qui permet d’intégrer des éléments non-linéaires rendant notamment possible la génération d’impulsions brèves. Notre étude a été consacrée à ce type de laser en régime de verrouillage de modes passif, à la longueur d’onde 1550nm

L’intérêt de la longueur d’onde 1550nm

    Au milieu des années 60, Kao et Hockham ont proposé la possibilité d’utiliser des fibres optiques pour les télécommunications[26], et au milieu des années 70, les prédictions des faibles pertes optiques dans les fibres optiques de silice autour de la longueur d’onde 1550nm, ont été démontrées expérimentalement [27]. En 1979, les lasers à semiconducteur à 1550nm ont été démontrés par Arai et al. [28]. Avec la révolution des télécommunications dans ces dernières décennies, la fibre optique est devenue le moyen de transfert des données le plus important. Elle s’est imposée comme un moyen de transport de données bon marché (matériau en silice) qui présente une bande passante théorique de l’ordre du Téra-hertz autour de la longueur d’onde de 1.55 μm. Nous trouvons désormais les fibres optiques dans les réseaux de télécommunication à longue distance (liens océaniques) comme nous commençons à les trouver dans les liaisons courtes comme les réseaux FTTH (Fibre To The Home), en passant par les réseaux à moyenne distance. À la longueur d’onde de 1.55 μm, l’atténuation est minimale, de l’ordre de 0.1 dB/Km. L’accroissement de l’utilisation des fibres optiques conduit naturellement à accroître le besoin de trouver des sources pour transmettre les données sur ce support à des débits de plus en plus grands. Dans le cas général, les lasers à semi-conducteurs représentent des sources laser compactes ayant un faible coût de production dans une utilisation à grande échelle. Ils constituent donc des candidats privilégiés pour ces applications. La longueur d’onde de 1.55µm est privilégiée puisqu’elle garantit les plus faibles pertes de transmission.

L’intérêt du VECSEL à verrouillage des modes passif

    Le domaine du verrouillage de modes passif à haute performance était dominé depuis longtemps par les lasers à l’état solide pompés par diode en utilisant le plus souvent des miroirs à absorbants saturables à semiconducteur (SESAM)[33]. Pour des raisons de compacité, l’utilisation d’autres sources est devenue importante, comme les diodes lasers à émission par la tranche en verrouillage de modes actif ou hybride, ou les lasers à fibre en régime de verrouillage de modes harmonique. Les diodes lasers à émission par la tranche sont très attractives pour leur compacité, mais nécessitent en générale un montage électronique conséquent pour contrôler le verrouillage de modes obtenu de manière active, les structures laser à semiconducteurs permettant d’obtenir de bonnes performances impulsionnelles restent compliquées et difficiles à fabriquer, et les niveaux de puissance moyenne restent relativement faibles. Les sources VECSELs en verrouillage de modes ont l’avantage d’avoir une grande section efficace de gain qui supprime les instabilités de verrouillage de modes commuté par les pertes, observé dans les lasers à l’état solide[35]. Pour ces raisons les VECSELs sont en principe idéaux pour obtenir un verrouillage des modes à haut taux de répétition avec une puissance moyenne de sortie élevée. Depuis la première démonstration laser VECSEL en verrouillage des modes[15], les résultats en termes de largeur temporelle des impulsions et de puissance moyenne de sortie ont connu une amélioration continue. La figure (Fig. 0-4) montre une comparaison simple entre les différents types de lasers qui permettent d’obtenir des impulsions ultra-brèves avec un fort taux de répétition et où le VECSEL apparait comme une source prometteuse soit pour les impulsions brèves soit pour la puissance moyenne de sortie.

Éléments du VECSEL

   Le VECSEL peut être décrit par deux éléments macroscopiques. Le premier est un miroir actif, normalement plat, qui est formé par une structure semiconducteur pompée optiquement (structure VECSEL), et le deuxième est un miroir sphérique diélectrique externe qui a une transmission partielle. Le milieu à gain est pompé par une source laser de puissance avec un angle d’incidence convenable. Le rôle clé de la cavité externe est de définir le mode spatial fondamental TEM00 stable. L’émission laser est obtenue lorsque la surface pompée au niveau de milieu de gain, recouvre le mode stable. Devant le miroir de Bragg se situe la zone active, qui a typiquement une épaisseur de quelques demilongueurs d’onde, et qui contient les puits quantiques. La structure de gain ressemble a une structure VCSEL, où la zone active est collée sur un miroir de Bragg (DBR) d’un coté et forme une microcavité. Le deuxième miroir de Bragg est remplacé par une structure faisant fonction de fenêtre, conçue pour contrôler le couplage entre la zone active et la cavité externe. L’absorption du pompage dans la structure ne pose pas de contraintes sur la source de pompage. Cela simplifie la construction des structures VECSEL par rapport aux lasers solides.   Dans le cas typique de l’émission laser, la transition entre les deux états (n=1) pour les électrons et les trous, est dominante. L’épaisseur du puits quantique est beaucoup plus petite que la longueur d’onde, et l’amplitude du champ électromagnétique peut être considérée constante à travers le puits. Les propriétés de gain dans un VECSEL sont déterminées par la configuration des puits quantiques, et par le positionnement de ces puits quantiques par rapport à l’onde stationnaire dans la cavité. Dans les paragraphes suivants, nous rappelons les principes physiques des lasers à puits quantiques et les caractéristiques principales.

Confinement quantique

   Les technologies d’épitaxie permettent de faire croitre des couches minces avec la précision du plan atomique. De plus, le confinement spatial des porteurs peut être contrôlé en allant des matériaux massifs (0D : pas de confinement), aux puits quantiques (1D : confinement en une dimension), aux fils quantiques (2D : confinement en deux dimensions), et jusqu’aux boites quantiques (3D : confinement en trois dimensions). L’augmentation du confinement correspond à une diminution des dimensions des nanostructures. Pour les petites dimensions, la quantité de porteurs nécessaire pour atteindre la transparence diminue, conduisant (en principe) à une baisse du seuil de l’émission laser. Avec l’équation(1.15), les expressions de densités d’états dans l’espace réciproque k peuvent être calculées pour tous les degrés de confinement. En utilisant l’approximation parabolique des bandes définies par l’équation(1.1), les densités d’états peuvent s’écrire en fonction de l’énergie. Les résultats sont rapportés dans la figure (Fig. 1-12), avec la dimension de la structure, et les directions de confinement avec la densité d’états en fonction de l’énergie. Pour la suite de la thèse nous ne parlerons pas des structures 2D et 3D car il est encore actuellement très difficile de réaliser de telles couches actives fonctionnant à 1550 nm avec suffisamment de gain pour atteindre le seuil laser en configuration à émission par la surface, et toutes les structures sont réalisées à base de puits quantiques.

Report sur un substrat hôte

   Une fois les paires du miroir de Bragg déposées ou épitaxieés, une couche d’or de 150nm d’épaisseur est déposée (étape 1, figure a) pour compléter le miroir hybride, puis un dépôt Ti-Au est effectué pour permettre la soudure sur substrat hôte. Le substrat hôte est lui aussi métallisé par évaporation d’une fine couche de titane (30 nm) suivi d’une couche de 150nm d’or, d’une couche de 600 nm d’indium et enfin d’une fine couche de 20 nm d’or (Étape 2, figure b). L’ensemble des deux échantillons est ensuite placé en contact dans une presse, et la température montée à environ 250°C.L’inter diffusion liquide-solide commence alors[65]. Par effet de pression et de température, le joint de collage se forme, l’indium en phase liquide disparaît et le composé de AuIn2 (solide) se forme (Étape 3 figure c). Enfin, par polissage et attaque chimique, le substrat initial de InP est retiré ainsi que la couche d’arrêt sacrificielle. Finalement, nous obtenons la structure VECSEL collée sur un substrat hôte par un joint d’or-indium (Étape 4 figure d).

Caractéristiques macroscopiques du SESAM

   Le SESAM est caractérisé par différents paramètres macroscopiques : la profondeur de modulation, notée ΔR, qui est la différence entre la transmission à intensité très grande devant l’intensité de saturation, et la transmission à intensité nulle; les pertes non saturables, notées ΔRns, qui correspondent à l’absorption résiduelle du matériau soumis à une impulsion de fluence très grande devant la fluence de saturation; la fluence de saturation, notée FSat, qui est l’énergie par unité de surface (fluence) à partir de laquelle la transmission augmente sensiblement; l’intensité de saturation ISat est le paramètre qui relie la fluence de saturation avec la réponse temporelle du SESAM, et finalement le temps de récupération, noté τAS, qui est le temps nécessaire au retour à l’équilibre de l’absorbant saturable[40]. Nous allons présenter tous ces paramètres en commençant par τAS.

Diminution du temps de recouvrement de l’absorption

   Notre but est de réaliser un composant passif, la réduction de ce temps de recouvrement ne doit donc pas nécessiter l’aide d’une énergie extérieure (comme par exemple une tension électrique, un contrôle thermique-échauffement, un pompage optique, etc.…). Pour réduire le temps de vie des porteurs dans les puits quantiques et accélérer ainsi la dynamique de recouvrement de l’absorption dans le SESAM, nous introduisons en général des mécanismes de recombinaisons non radiatives via des défauts. Nous pouvons ainsi, soit positionner les puits quantiques près de la surface (recombinaison sur des états du surface), soit créer des états mi-gap localisés ou des centres de recombinaison non-radiatifs dans la structure cristalline du matériau. La figure (Fig. 3-7) montre schématiquement les bandes Le caractère « lent » ou « rapide » d’un absorbant saturable est lié à la durée des impulsions considérées. Nous pouvons considérer que pour des impulsions brèves ( 1 ps), tous les milieux non linéaires sont des absorbants saturables lents. L’effet équivalent à un absorbant saturable rapide est réalisable en exploitant des processus non linéaires du matériau de milieu à gain (Verrouillage de modes par lentille de Kerr, ou par addition cohérente d’impulsions). Caractéristiques macroscopiques du SESAM 119 énergétiques de la bande de conduction et de valence, pour un puits quantique proche de la surface, et un puits quantique proche d’une zone de défauts introduisant des états mi-gap.

L’introduction de défauts cristallins

   Les états mi-gap localisés sont introduits par les défauts cristallins. Plusieurs méthodes ont été développées à ce jour et elles interviennent soit après la croissance cristalline (méthodes ex-situ), soit pendant croissance (méthodes in-situ).
-Méthode ex-situ : Il s’agit de l’irradiation ionique. Cette technique consiste à bombarder la structure cristalline avec des ions de très fortes énergies. Les ions vont ainsi traverser la couche active de part en part et créer tout au long de leur passage des défauts cristallins. De nombreux ions ont été étudiés dans le cadre de cette technique. L’utilisation d’ions légers comme les protons (H+) va créer des défauts ponctuels [46], alors que l’utilisation d’ions lourds comme le nickel (Ni+)[47], l’or (Au+) ou encore l’oxygène (O+)[48] va créer de nombreux défauts sous forme d’agrégats. Bien que les deux types d’ions permettent d’obtenir des temps de relaxation de quelques picosecondes, les ions lourds donnent les temps de recouvrement les plus courts et de plus les défauts ainsi créés sont moins sensibles à la température[49]. Enfin, nous pouvons noter que l’absorption excitonique, bien que légèrement dégradée, est toujours visible pour des doses d’irradiation allant jusqu’à 1.1012 cm−2[48]. Malheureusement, cette technique a un effet important sur la réflectivité du SESAM, qui chute sur tout le spectre : ceci est dû à l’introduction des pertes optiques dans les couches de Bragg liées à l’étape d’irradiation[50].
-Méthodes in-situ : Nous modifions un paramètre de croissance tel que la température ou les éléments chimiques. Cinq techniques utilisant ce principe peuvent être recensées dans la littérature : la croissance bassetempérature, le dopage, la croissance assistée par plasma, la croissance métamorphique et l’utilisation de plans azotés.
1- Croissance basse-température : La plupart des composants optoélectroniques à base de semiconducteur nécessitent des couches cristallines de grande qualité d’où la nécessité de réaliser ces croissances à des températures de 500°C à 600°C [51]. Avec la baisse de la température de croissance, de nombreux défauts cristallins apparaissent (excès d’As sous forme d’As antisite par exemple dans GaAs) et forment des niveaux donneurs profonds qui capturent les porteurs[52]. L’expérience montre que le temps de recouvrement diminue avec la température de croissance. Ainsi des temps de relaxation subpicosecondes ont été atteints avec des puits quantiques sur GaAs[53-55] et sur InP (mais associé à du dopage)[56] pour des températures de croissance de 310°C et 200°C respectivement.
2- Le dopage : cette technique permet de créer des centres de recombinaison non-radiatifs lors de la croissance cristalline. A ce jour, deux éléments ont été principalement utilisés pour réduire le temps de recouvrement : le béryllium (Be) et le fer (Fe). Le dopage au (Be) est toujours associé à une croissance basse-température [56, 57]. En plus des défauts liés à la croissance basse température, les atomes de Be forment des complexes avec le (As) qui agissent comme des centres de capture et de recombinaison des porteurs. Le dopage (Fe) se fait à une température de croissance plus élevée (450 °C). Les atomes de (Fe) remplacent les atomes de (In) dans le réseau cristallin et forment ainsi des niveaux accepteurs profonds qui vont piéger les porteurs[58]. Dans les deux cas, le temps de recouvrement diminue avec la concentration de dopants. La technique du dopage au (Be) a ainsi permis d’atteindre un temps de réponse aussi court que 250 fs sur des puits quantiques GaAs/AlAs (concentration de 21019 cm-3 et température de croissance de 280 °C)[57] et de 1 ps pour des puits InGaAs/InAlAs (concentration de 7.81017 cm-3 et température de croissance de 200 °C)[56]. La technique du dopage au Fe a quant à elle permis d’obtenir un temps de réponse ultracourt de 290 fs avec des puits quantiques InGaAs/InP (concentration de 21019 cm-3)[59].
3- La croissance assistée par plasma d’hélium (He) : une technique in situ, en association à un dopage au (Be), permet de réduire le temps de relaxation des porteurs. Durant la croissance, un plasma continu de (He) provoque des défauts de surface aidant à la réduction du temps de relaxation. Un temps de réponse de 0,8 ps a pu être obtenu grâce à cette technique, mais uniquement sur un matériau massif d’InGaAsP (associé à un dopage au Be à 11018 cm-3)[60].
4- La croissance métamorphique : une technique mise au point très récemment, consiste à utiliser les désaccords de maille entre matériaux pour créer des dislocations dans la zone active et permettre ainsi de réduire le temps de recombinaison. Le temps de relaxation est contrôlé grâce à l’épaisseur d’une couche d’InP séparant la zone active de la zone de création des dislocations. Plus l’épaisseur de cette couche est faible, plus le nombre de dislocations est grand et plus court est le temps de recombinaison. A partir de cette méthode, des puits quantiques à base d’InP ont été épitaxiés sur un substrat de GaAs et ont montré un temps de réponse de 40 ps[61]. Cette technique est très intéressante car elle permet de faire des structures fonctionnant à 1550 nm sur des substrats de GaAs, substrats permettant de réaliser des miroirs de Bragg en semiconducteur plus facilement que sur substrat InP et beaucoup moins chers que ces derniers. Mais les temps de relaxation actuellement obtenus sont trop longs pour un fonctionnement à très haut débit.
5- Utilisation de plans azotés : L’utilisation de très fines couches cristallines (en GaNAs) contenant une forte quantité d’azote (N) dans le but de réduire le temps de relaxation des porteurs est une technique originale développée au LPN[62]. Idéalement, une telle couche se réduit à un plan cristallin riche en N, que nous plaçons très près du puits quantique absorbant. Ces plans cristallins sont placés très près des puits quantiques (quelques nanomètres) afin de permettre aux porteurs d’y être évacués par effet tunnel et de s’y recombiner. Le temps de relaxation est ajusté grâce à l’épaisseur de matériau séparant le puits quantique du plan azoté. Cette technique a été utilisée pour réaliser des microcavités avec des puits quantiques de nitrures dilués (InGaNAs) ou (InGaNAsSb) sur des substrats de GaAs. Une de ces structures fonctionnant à 1,55 µm a permis d’obtenir un temps de recouvrement jusqu’à quelques dizaines de picosecondes[63]. Afin de réduire le temps de recombinaison, il est important d’obtenir une forte concentration d’azote dans le plan recombinant. Très récemment, des temps inferieurs à 10ps ont été obtenus en ajoutant un surfactant(Sb) dans le plan d’azote. La plupart des techniques que nous avons citées, permettent d’obtenir des temps de recouvrement suffisamment courts pour pouvoir obtenir un verrouillage de modes passif avec des impulsions ultra brèves (~qqs ps). Malheureusement, avec certaines de ces techniques, la qualité des puits quantiques peut être dégradée, et l’absorption excitonique va être dégradée à son tour, donc il y aura diminution de la non-linéarité d’absorption. Une autre conséquence non-négligeable de la réduction du temps de recouvrement est de fortement augmenter l’intensité nécessaire à la saturation de l’absorption. Parmi les techniques citées précédemment, l’utilisation de plans azotés, est une technique qui dégrade peu la qualité des puits quantiques et de la structure SESAM dans son ensemble. Le temps de relaxation des porteurs est contrôlé par la distance entre les plans d’azote et les puits quantiques, le nombre de plans insérés, ainsi que par la concentration d’azote dans les plans. De plus nous pouvons espérer faire varier le temps de recouvrement de plusieurs dizaines de picosecondes à moins de dix picosecondes. Pour cela nous avons choisi cette technique pour la fabrication des SESAMs utilisés dans les travaux effectués dans cette thèse.

Table des matières

INTRODUCTION GÉNÉRALE
1 Historique
2 Motivations de la thèse
2.1 L’intérêt de la longueur d’onde 1550nm
2.2 L’intérêt de la cavité externe
2.3 L’intérêt du VECSEL à verrouillage des modes passif
2.4 L’intérêt de l’échantillonnage optique linéaire
3 L’état de l’art de VECSEL en verrouillage de modes passif
4 Conclusions et objectifs de la thèse
5 Organisation du manuscrit
6 Références
CHAPITRE 1 : PRINCIPES DES LASERS À PUITS QUANTIQUES 
1.1 Éléments du VECSEL
1.2 Théorie des lasers à puits quantiques
1.2.1 Les alliages de composés III-V
1.2.2 Discontinuité des bandes aux interfaces des hétérostructures
1.2.3 Les contraintes dans les hétérostructures
1.2.4 L’absorption dans les semiconducteurs
1.3 Confinement quantique
1.3.1 Les puits quantiques à semiconducteurs
1.3.2 Propriétés optiques des puits quantiques
1.3.2.1 Densité d’états réduits
1.3.2.2 Élément de matrice de transition
1.3.3 Le gain optique
1.3.3.1 Caractéristiques générales du spectre du gain
1.3.4 Temps de recombinaison des porteurs
1.4 Système de matériaux utilisés
1.5 Conclusions
1.6 Références
CHAPITRE 2 : OPTIMISATION DE LA STRUCTURE VECSEL 
2.1 Introduction
2.2 Conception du VECSEL
2.2.1 La géométrie de la cavité externe
2.2.2 La zone active
2.2.3 Miroir de Bragg
2.2.3.1 Rappels sur les miroirs de Bragg
2.2.3.2 Le miroir hybride
2.2.3.3 Choix des matériaux
2.2.4 Couche du surface « La fenêtre »
2.3 Propriétés des structures VECSELs
2.3.1 Facteur de confinement
2.3.1.1 Facteur de confinement transverse
2.3.1.2 Facteur de confinement longitudinal
2.3.2 Sous-cavité de Fabry-Pérot
2.3.3 Modélisation de la réflectivité des structures VECSEL
2.4 Pompage optique
2.5 Comportement thermique du VECSEL dans l’état stationnaire
2.5.1 La résistance thermique effective
2.5.2 Effets de l’échauffement
2.5.2.1 Effet d’échauffement sur la longueur d’onde d’émission
2.5.2.2 Effet de l’échauffement sur le seuil de l’émission laser et sur la puissance de sortie
2.5.3 Modèles thermiques simplifiés du VECSEL
2.5.4 Résoudre l’équation de la chaleur
2.5.4.1 Solution analytique
2.5.4.2 Solution numérique
2.5.4.3 Comparaisons entre la solution analytique et par les éléments finis
2.6 Etapes de fabrication du VECSEL
2.6.1 L’épitaxie
2.6.2 Report sur un substrat hôte
2.6.3 L’adaptation de résonance de la microcavité
2.7 Caractéristiques optiques des structures VECSEL
2.7.1 Photoluminescence (PL)
2.7.1.1 Photoluminescence émise par la tranche
2.7.1.2 Photoluminescence émise par la surface
2.7.2 Photoluminescence résolue en temps
2.7.3 Spectres de réflectivité
2.7.4 Caractéristiques thermiques
2.8 Performances des structures VECSEL
2.8.1 Alignement de la cavité laser
2.8.2 Spectres d’émission laser et puissance de sortie
2.8.3 Fonctionnement monomode longitudinal
2.8.3.1 Le principe
2.8.3.2 Les résultats
2.8.4 Bilan et comparaison des résultats
2.9 Amélioration des performances des VECSELs
2.9.1 L’effet d’un antireflet à la surface du VECSEL
2.9.2 Caractéristiques de la structure améliorée avec traitement AR
2.9.3 Performances de la structure améliorée
2.9.4 Fonctionnement monomode longitudinal
2.10 Conclusions
2.11 Références
CHAPITRE 3 : OPTIMISATION DE LA STRUCTURE SESAM 
3.1 Introduction
3.2 L’absorption non linéaire
3.2.1 Saturation de l’absorption
3.2.2 Loi de saturation de l’absorption
3.3 Historique du SESAM
3.4 Caractéristiques macroscopiques du SESAM
3.4.1 Dynamique de recouvrement
3.4.2 Diminution du temps de recouvrement de l’absorption
3.4.2.1 Puits quantiques près de la surface
3.4.2.2 L’introduction de défauts cristallins
3.4.3 Profondeur de modulation
3.4.4 Fluence de saturation
3.5 Structures SESAMs
3.6 Caractérisation optique linéaire des SESAMs : spectre de réflectivité
3.7 Caractérisation optique non-linéaire des SESAMs
3.7.1 Fluence de saturation et profondeur de modulation
3.7.1.1 Technique de mesure
3.7.1.2 Résultats
3.7.2 Temps de relaxation
3.7.2.1 Technique de mesure
3.7.2.2 Résultats
3.8 Conclusions
3.9 Références
CHAPITRE 4 : VECSEL EN VERROUILLAGE DE MODES PASSIF
4.1 Introduction
4.2 Impulsions brèves
4.2.1 Profil temporel
4.2.2 Phase spectrale
4.2.2.1 Phase spectrale d’ordre deux et effet de dispersion
4.2.2.2 Phase spectrale d’ordres supérieurs
4.2.3 Caractérisation temporelle
4.2.3.1 Cas particuliers de trace d’auto-corrélation
4.2.4 Caractérisation spectrale
4.2.5 Limitation par la transformée de Fourier
4.3 Mécanisme de verrouillage des modes passif
4.3.1 Description dans le domaine fréquentiel
4.3.2 Description de le domaine temporel
4.4 Mise en forme temporelle des impulsions
4.4.1 Verrouillage de modes passif avec un absorbant saturable rapide
4.4.2 Verrouillage de modes passif avec un absorbant saturable lent
4.4.3 Verrouillage de modes soliton
4.4.4 Modèle de Haus de verrouillage des modes
4.5 Caractérisation du bruit des VECSELs en verrouillage de modes passif
4.5.1 Méthodes de caractérisation de bruit
4.5.2 Méthode de Von der Linde
4.6 Conception de la cavité VECSEL
4.6.1 Paramètres de la cavité optique
4.6.1.1 Cavité à trois miroirs (cavité en V)
4.6.1.2 Cavité à quatre miroirs (cavité en Z)
4.6.2 Alignement de la cavité laser
4.6.3 L’émission laser en continu dans une cavité multi-miroirs
4.7 Démonstration de verrouillage de modes passif
4.7.1 Fonctionnement à 2GHz
4.7.1.1 Caractérisations des impulsions brèves
4.7.1.2 Étude du Chirp
4.7.1.3 Propagation des impulsions avec chirp dans une fibre monomode
4.7.2 Fonctionnement en verrouillage de modes à différentes fréquences
4.7.2.1 Fonctionnement à 1GHz
4.7.2.2 Fonctionnement à 3GHz
4.7.3 Fonctionnement avec des structures améliorées à 2GHz
4.7.3.1 Caractérisations des impulsions brèves
4.7.3.2 Mécanisme de formation de l’impulsion
4.7.3.3 Étude de chirp
4.7.3.4 Étude de bruit
4.8 Conclusions
4.9 Références
CHAPITRE 5 : PERSPECTIVE D’APPLICATION : ÉTUDE D’UN DISPOSITIF D’ÉCHANTILLONNAGE OPTIQUE LINÉAIRE 
5.1 Introduction
5.2 Principe de l’échantillonnage optique linéaire
5.3 Le système expérimental
5.3.1 Caractéristiques des composants
5.3.2 Alignement du système optique
5.3.3 Limitation du montage expérimental
5.3.4 Visualisation d’une séquence à 40Gbit/s
5.3.5 Visualisation d’une séquence à 40 Gbit/s échantillonnée
5.3.6 Conclusion
5.4 Références
CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES 
1 Conclusions
1.1 Conception, caractérisation, et performances des structures
1.2 Verrouillage de modes passif des VECSEL en pompage optique
1.3 Échantillonnage optique linéaire
2 Perspectives

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