Soutenance mémoire
La combinaison incohérente
La combinaison incohérente consiste à superposer des faisceaux sans qu’ils interfèrent.On parle d’addition incohérente lorsque les faisceaux combinés sont de même longueur d’onde mais suffisamment larges spectralement pour ne pas conduire à un état d’interférence bien défini. Si les spectres des faisceaux ne se recouvrent pas, on peut utiliser des éléments dispersifs pour les combiner. Il s’agit alors de combinaison spectrale.
Addition incohérente L’addition incohérente consiste à juxtaposer et co-aligner des faisceaux afin qu’ils illuminent la même zone sans qu’ils interfèrent. Comme les faisceaux combinés sont larges spectralement, leur cohérence temporelle est faible et le contraste des franges obtenues est alors très réduit. Il est donc possible de superposer ces faisceaux sans que les interférences ne perturbent le profil spatial du faisceau. Cela conduit alors, en champ lointain, à une addition des puis- l’addition incohérente de quatre amplificateurs Ytterbium. Avec FL laser fibré, AR1 et AR2 miroirs, BS lame séparatrice, et HVA amplificateur haute tension. sances laser. Pour superposer les faisceaux deux approches coexistent. La première consiste à superposer les faisceaux soit en utilisant un télescope soit en passant par une fibre de sortie commune aux différents faisceaux. La société IPG Photonics commercialise des lasers à fibres, fonctionnant sur ce principe, délivrant jusqu’à 100 kW. Plusieurs modules de 200 W sont mis côte à côte et combinés dans une même fibre à très gros cœur. Cette source laser très étendue délivre un faisceau de sortie qui est très loin de la limite de diffraction avec un M2 et une divergence élevée . Ces systèmes sont destinés à des applications industrielles, comme la soudure ou la découpe par laser,qui nécessitent de la puissance, mais tolèrent une qualité de faisceau dégradée. La seconde manière de superposer les faisceaux en champ lointain est d’utiliser un système de pointage indépendant sur chaque laser. Sprangle et al. [1], par exemple, utilisent cette technique. Cela leur permet de superposer tous les faisceaux sur une cible distante. Avec ce système, ils ont démontré la combinaison incohérente de quatre faisceaux laser, sur une cible de 10 cm de rayon placée à 1,2 km. La puissance totale combinée est de 3 kW avec une efficacité de combinaison de 90%. Geng et al. [2], utilisent comme système de pointage, des moteurs piézoélectriques montés sur les ferrules des fibres de sortie. Ce système de pointage permet d’optimiser le recouvrement des faisceaux et donne aussi la possibilité de suivre un motif à l’aide d’une boucle de rétroaction. La configuration expérimentale utilisée est présentée figure 1.2. La combinaison de 4 amplificateurs ytterbium à 1064 nm de 500 W chacun, donne alors 1,5 kW en sortie. La technique d’addition incohérente est simple à mettre en œuvre. Elle permet 1. Le M2 est le facteur de qualité d’un faisceau, il correspond à l’écart à la limite de diffraction. Lorsqu’il est de 1, le faisceau est gaussien et sa divergence sera minimum. Pour un faisceau de qualité moindre, M2 est supérieur à 1 et la divergence minimale du faisceau est multipliée par ce facteur M2. Par exemple un faisceau de M2 = 2 sera deux fois plus divergent que le faisceau parfait limité par diffraction. Cependant, les erreurs de pointage ou d’alignement conduisent à un diamètre de la zone éclairée d’autant plus important que le nombre de sources combinées augmente. Cette technique ne permet donc pas d’atteindre des densités de puissances optimales, en particulier à grande distance. On pourrait également envisager de superposer additivement des faisceaux ayant des polarisations croisées. Toutefois cette technique est très limitée en nombre de sources combinées, puisqu’elle est essentiellement limitée à deux états de polarisation. Cette technique est néanmoins couramment employée dans les diodes laser de forte puissance ou comme technique de multiplexage pour les télécommunications optiques. La méthode de combinaison incohérente la plus efficace et la plus utilisée est la combinaison spectrale.
Combinaison spectrale La combinaison spectrale consiste à superposer des faisceaux de longueurs d’onde différentes en utilisant un ou plusieurs éléments dispersifs (dichroïque, prisme, réseau). Si les longueurs d’onde des faisceaux et leurs angles d’incidence sur l’élément dispersif sont en concordance, il est alors possible de renvoyer tous les faisceaux dans la même direction en conservant la qualité spatiale d’un faisceau unique. La puissance des faisceaux combinés sera alors la somme des puissances des différents faisceaux moins les pertes dues à l’élément dispersif.
Combinaison cohérente active
La combinaison cohérente par contrôle actif de la phase consiste à faire interférer les différents faisceaux et à mettre en place une boucle de rétroaction agissant sur la phase de chacun afin de bloquer les interférences dans un état constructif. Le principe de la combinaison cohérente par contrôle actif de la phase est présenté figure 1.8. L’idée est de partir d’un oscillateur maître de faible puissance séparé en N voies. Après amplification dans N amplificateurs, les faisceaux sont superposés avec une lame hybride phase amplitude (APP). Avec µl le réseau de microlentilles, L lentille convergente, PC contrôleur de polarisation, Iso l’isolateur, YDFA les amplificateurs fibrés dopés Ytterbium et P1 et P2 les plans images. (b) la lame hybride phase amplitude avec Tc transmission de la partie centrale, Ts transmission de la partie extérieure correspondant aux motifs hautes fréquences en champ lointain. afin d’interférer. Une mesure de la phase est alors effectuée afin de fermer la boucle d’asservissement. N modulateurs de phase sont utilisés pour effectuer la correction de phase. Il existe deux familles de modulateurs de phase. La première utilise l’effet piézoélectrique, soit pour étirer une fibre et ainsi changer sa longueur soit en déplaçant un miroir ou une lame à angle. Les limitations des modulateurs piézoélectriques sont l’hystérésis et le temps de réponse. Comme la fréquence de coupure des piézoélectriques est limitée à la dizaine de kHz, les fluctuations de phase ne peuvent être compensées que si elles sont inférieures au kHz. La deuxième famille de modulateurs de phase utilise l’effet électro-optique. En appliquant une tension sur un cristal non linéaire, l’indice du cristal change et modifie la longueur du chemin optique parcouru par l’onde le traversant ainsi que sa phase. Ces modulateurs sont très pratiques pour leur compacité et leur robustesse. De plus, ils sont très rapides, ayant une bande passante allant jusqu’à plusieurs dizaines de GHz. En contrepartie, ils sont chers et ont une mauvaise tenue au flux ce qui nécessite de les placer en amont des amplificateurs.
Compensation des turbulences
Le contrôle de la phase de chaque pupille laser permet, à la façon d’un miroir déformable utilisé en optique adaptative, de modeler le front d’onde laser global. Cela peut être utile pour pré-compenser l’impact sur ce front d’onde des turbulences atmosphériques. Lorsque un faisceau laser se propage, il peut être perturbé par le milieu dans lequel il se propage. Les turbulences de l’atmosphère créent des variations d’indice et induisent des déformations du front d’onde lorsque le faisceau les traverse. Il y a trois principaux effets de la turbulence atmosphérique sur un faisceau laser. Le premier effet de la turbulence atmosphérique est induit par les mouvements de l’air à grande échelle, qui conduisent à une inclinaison du front d’onde laser et donc à une déviation de la direction du faisceau . En effet la direction du faisceau est perpendiculaire à la tangente du front d’onde. Un second effet possible de la turbulence atmosphérique est dû aux tourbillons de plus petites tailles, plus localisés qui déforment le profil spatial du faisceau. Cela se traduit par l’étalement du faisceau laser. Le troisième effet est lui aussi induit par des déformations locales du front d’onde, et se traduit par des fortes inhomogénéités de densité de puissance locale dans le faisceau, ce qui conduit à un phénomène de scintillation (i.e. des « points chauds » dans le faisceau). Pour préserver la qualité de faisceau et donc une faible valeur de M2, il faut conserver la régularité du front d’onde tout au long de la propagation du faisceau. Pour cela, comme avec un miroir déformable, on procède à l’analyse préalable des déformations induites par l’atmosphère turbulente. On peut alors tenter de reproduire, par un contrôle de phase approprié des pupilles laser, une déformation de front d’onde inverse. Lors de la propagation du faisceau laser jusqu’à sa cible, ce front d’onde sera déformé par les turbulences atmosphériques en front d’onde plan. Cette technique est appelée optique adaptative cohérente.
Déviation du faisceau
Une autre possibilité de la mise en forme de front d’onde par contrôle actif de la phase est de faire de la déviation de faisceau. Cela est utile pour faire du pointage fin à distance et donc du suivi de cible. Au lieu d’annuler les différences de phase entre les voies combinées grâce à l’asservissement (figure 1.11a), il est possible de générer une rampe de phase (figure 1.11b). Cette rampe de phase provoque une inclinaison du front d’onde et donc décale le lobe central sur la figure d’interférence. L’angle de déviation dépend de la pente de la rampe de phase. Une autre technique possible, pour les méthodes de combinaison cohérente où le détecteur de mise en phase se situe là où les faisceaux se superposent est de déplacer le détecteur dans la figure d’interférence. Le système rétroagit alors pour maximiser l’intensité reçue par le détecteur à sa nouvelle position.
Génération de seconde harmonique
La génération de seconde harmonique est le cas particulier de génération de somme de fréquences où les deux ondes injectées sont identiques. La conservation de l’énergie s’écrit donc ω + ω = 2ω. Le diagramme d’énergie du processus de génération de seconde harmonique est présenté figure 1.14a. Sur la figure 1.14b, la conservation de l’impulsion est présentée dans le cas colinéaire à travers les vecteurs d’onde ~kω et ~k2ω. La génération de seconde harmonique donne donc accès à des fréquences plus élevées et donc des longueurs d’onde plus petites. La génération de seconde harmonique à partir d’un laser CO2 à 10 µm donne une seconde harmonique à 5 µm. Mais de manière générale, le visible, l’UV et le proche infrarouge sont des longueurs d’onde accessibles à la génération de seconde harmonique. La SHG est utilisée couramment pour obtenir un rayonnement vert à 532 nm, à partir d’un laser Nd :YAG émettant à 1064 nm. Parmi les différents montages de génération de second harmonique, le plus simple utilise un unique cristal. Pullen et al.[21] obtiennent 2,3 W à 514,5 nm en utilisant un unique cristal de niobate de lithium polarisé périodiquement et dopé au magnésium (PPMgLN) avec un rendement de 32 %. Ce fort rendement est rendu possible par une optimisation des paramètres géométriques comme la focalisation et la longueur du cristal. De plus, le PPMgLN résiste mieux au photo-noircissement que le PPLN seul. Le schéma du montage utilisé pour obtenir ce rendement de 32 % est présenté figure 1.15.
Oscillateurs paramétriques optiques
On a vu qu’en régime continu, les rendements des convertisseurs de fréquences tendent à être faibles. Une technique pour améliorer ces rendements est de les placer dans des cavités résonnantes sur le même principe que les cavité lasers. C’est ce qu’on appelle un oscillateur paramétrique optique (OPO). Comme pour l’oscillateur laser, le gain lors d’un aller retour dans le cristal doit être supérieur aux pertes de la cavité pour osciller. Les OPOs émettent donc à partir d’un seuil, ce qui va être important par la suite. L’oscillation peut démarrer directement sur le bruit quantique à partir de la composante de la fluorescence paramétrique. L’OPO peut aussi être injecté afin de fixer sa longueur d’onde. Du fait de la présence simultanée de trois ondes en interaction, il existe beaucoup plus de configurations possibles de résonateurs optiques que dans le cas d’un oscillateur laser. On ne va pas toutes les détailler ici, seuls les OPOs simplement et doublement résonnants seront présentés.
Pour les OPAs
Mennerat et al. [31] ont utilisé la combinaison cohérente pour réaliser le pompage non colinéaire multifaisceaux d’un amplificateur paramétrique optique. Ils combinent cinq faisceaux de pompe à 532 nm pour amplifier un signal à 728 nm dans un cristal de LBO. Le signal à 728 nm est généré par un OPO. Le dispositif expérimental est présenté figure 1.21. En conclusion, la combinaison de plusieurs faisceaux de pompe pour dépasser les limites dûes à la faible puissance de pompe disponible a déjà été utilisée pour la SHG et les OPAs. Elle permet effectivement un gain en puissance des convertisseurs de fréquences. Toutefois, la puissance reste limitée par le seuil de dommage des cristaux non linéaires employés de la même façon que si on utilisait une source de pompe unique. Pour augmenter encore plus la puissance, nous proposons de combiner, non pas les faisceaux de pompe, mais les faisceaux générés en répartissant le gain de conversion entre plusieurs cristaux.
Cas de rendements élevés
Dans le cas de rendements de conversion élevés, il n’est pas possible d’utiliser l’approximation de la pompe non dépeuplée. On ne peut donc plus considérer que A1 est constant, et il faut résoudre simultanément les équations 2.24 et 2.25. Le calcul est développé dans Armstrong et al. [6], il nécessite l’utilisation de fonctions elliptiques de Jacobi. La relation de phase dans le cas de l’accord de phase exact et du désaccord de phase reste la même que pour des rendements faibles. Si le cas du désaccord de phase reste identique en terme de phase, il est facile de montrer que la relation de phase du quasi-accord de phase restera elle aussi inchangée. Tant que les puissances restent raisonnables c’est-à-dire que les puissances crêtes génératrices de phases non linéaires ne sont pas atteintes, il n’y a pas d’impact sur les relations de phases calculées précédemment.
|
Table des matières
1 État de l’art
1.1 La combinaison de faisceaux
1.1.1 La combinaison incohérente
1.1.2 La combinaison cohérente
1.1.3 Intérêts de la combinaison cohérente
1.2 Les convertisseurs de fréquences optiques
1.2.1 Génération de seconde harmonique
1.2.2 Génération de différence de fréquences
1.2.3 Oscillateurs paramétriques optiques
1.3 La combinaison de convertisseurs de fréquences
1.3.1 Combinaison cohérente à cristal unique
1.3.2 Combinaison cohérente à plusieurs cristaux
Bibliographie
2 Étude du contrôle indirect de la phase de convertisseurs de fréquences
2.1 Théorie de la combinaison cohérente par marquage en fréquence
2.2 Détermination de la relation de phase
2.2.1 Génération de seconde harmonique
2.2.2 Génération de différence de fréquences
2.3 Application à la combinaison cohérente de convertisseurs de fréquences
2.3.1 Dans le cas de la génération de seconde harmonique
2.3.2 Dans le cas de la génération de différence de fréquences
Bibliographie
3 Démonstration expérimentale du contrôle indirect dans le cas de la génération de seconde harmonique
3.1 Mise en place du montage expérimental
3.1.1 Principe de l’expérience de combinaison de générateurs de seconde harmonique
3.1.2 Combinaison de générateur de seconde harmonique
3.2 Mise en évidence expérimentale de la relation de phase
3.2.1 Méthodologie de mesure des phases
3.2.2 Résultats obtenus
3.3 Contrôle indirect de la phase de l’onde doublée
3.3.1 Mise en place de l’asservissement
3.3.2 Résultats de mise en phase
3.4 Étude fréquentielle de la phase
3.4.1 La densité spectrale de phase
3.4.2 Mesure de la réponse impulsionnelle
Bibliographie
4 Démonstration expérimentale du contrôle indirect dans le cas de la génération de différence de fréquences
4.1 Mise en place du montage expérimental
4.1.1 Principe de l’expérience de combinaison de générateurs de différence de fréquences
4.1.2 Description de l’amplificateur de pompe
4.1.3 Génération de différence de fréquences
4.2 Combinaison cohérente de générateurs de différences de fréquences
4.2.1 Mise en évidence expérimentale de la relation de phase
4.2.2 Contrôle indirect de la phase de l’onde complémentaire
4.3 Conclusion et perspectives sur les OPOs
Bibliographie
Télécharger le rapport complet
