Généralités sur les lasers

Généralités sur les lasers

Interactions matière-rayonnement

EINSTEIN [8] mit en évidence en 1917 les trois processus d’interaction possibles entre un atome qu’il considéra «à deux niveaux d’énergie» et un rayonnement électromagnétique. Ces processus sont désignés par les termes d’absorption, d’émission spontanée et d’émission stimulée. Ces différents types d’interaction se déroulent au sein d’un milieu pouvant être atomique, ionique ou moléculaire  , constitué de deux niveaux d’énergie possibles E1 et E2(E1 < E2) pour les atomes constituant ce milieu. Nous pourrons désigner le niveau 1 par le terme de «niveau fondamental» et le niveau 2 par celui de «niveau excité», comme présenté sur la figure 1.1. Notons également que lorsque le niveau 2 est plus peuplé d’atomes que le niveau 1, nous disons qu’il y a inversion de population.

Les «ingrédients» du laser

Un laser, quelle que soit sa nature, peut être considéré comme un oscillateur dans le domaine optique : à partir d’un signal de bruit, il doit être capable de générer un signal «sinusoïdal» à une fréquence de l’ordre de la centaine de téra-hertz (10¹⁴Hz) [13–15]. Par analogie avec les oscillateurs électroniques, il est donc possible de lister les fonctions nécessaires à la réalisation d’un laser : un signal incohérent (le bruit) à amplifier, un système amplificateur ainsi qu’une boucle de contreréaction visant à choisir la fréquence de fonctionnement. Appliquées au laser, ces fonctions se déclinent sous la forme suivante :
– le signal de bruit à amplifier est constitué des photons créés par le phénomène d’émission spontanée au sein du milieu ou par effet non linéaire (cas des lasers Brillouin, Raman, paramétrique…),
– le système amplificateur se décompose en deux parties :
1. un milieu amplificateur permettant de multiplier le nombre de photons grâce au phénomène d’émission stimulée (ou par gain non linéaire),
2. un processus de pompage permettant d’amener les atomes du niveau fondamental sur le niveau d’énergie excité,
– la boucle de contre-réaction est ici la cavité résonnante du laser, généralement constituée de miroirs. Ceux-ci permettent de ré-introduire le faisceau lumineux dans l’amplificateur et de réaliser une sélection spectrale des fréquences pouvant être générées : seules les fréquences présentant un retour en phase après un aller retour dans la cavité seront sélectionnées.

Milieu amplificateur

Comme nous venons de le voir, un laser nécessite un milieu amplificateur pour fonctionner. Différents types de milieu peuvent être utilisés :
– un matériau massif, comme un cristal de YAG ,
– un gaz, comme l’Hélium et le Néon,
– un matériau à base de semi-conducteurs, et principalement des matériaux III-V.

En effet, nous n’avons besoin pour élaborer un laser que de connaître les différents états d’énergie associés aux matériaux utilisés. Chaque niveau d’énergie Ei peut en effet être caractérisé par :
– son énergie Ei,
– sa dégénérescence gi . Ce paramètre indique que le niveau considéré peut être vu comme un ensemble de gi sous-niveaux de même énergie,
– sa densité de population Ni . Elle correspond au bombre d’atomes possédant l’énergie Ei par unité de volume, appelée plus simplement la population du niveau i,
– sa durée de vie τi . Ce temps traduit la durée pendant laquelle un atome reste sur ce niveau avant de le quitter par émission spontanée : si à t = 0, le niveau i d’énergie est peuplé par Ni(0) atomes, alors à t > 0, il sera peuplé par Ni(t) = Ni(0)e −t/τi . Notons qu’à ce temps de vie est associé au taux de relaxation γi = 1/τi.

Processus de pompage

Comme nous l’avons vu précédemment, l’amplification laser par émission stimulée n’est possible que si des atomes sont présents sur le niveau excité 2 et ce en nombre supérieur au niveau fondamental 1, c’est-à-dire si l’inversion de population est réalisée. Il est donc nécessaire de «monter» les électrons sur le niveau 2 par apport d’énergie au milieu : cela est réalisé par le processus de pompage. Ce processus peut-être réalisé optiquement ou électriquement :
– optiquement : en pratique, ce processus est utilisé pour réaliser l’inversion de population dans un laser à trois ou quatre niveaux. Dans ce dernier cas, on éclaire le milieu actif par un faisceau de photons de pompe d’énergie hν41 qui vont être absorbés par le milieu, entraînant le peuplement du niveau excité 4. Les atomes de ce niveau vont se désexciter naturellement vers le niveau 3 (par une transition non radiative). La transition laser va avoir lieu entre les niveaux 3 et 2 (les photons laser ont donc chacun une énergie hν32) ; les atomes du niveaux 2 se dés-excitent alors de manière non radiative vers le niveau fondamental 1. Ce processus est par exemple utilisé pour pomper les lasers à fibre ou les lasers ND :YAG. – électriquement : il s’agit dans ce cas d’injecter des électrons dans le milieu actif. Ce processus de pompage est typiquement utilisé dans les lasers à semi-conducteurs. Dans ce type de lasers, les niveaux d’énergie ne sont généralement plus discrets mais forment un continuum de niveaux caractérisé par les fonctions de densité d’état. Le nombre d’électrons par bande d’états d’énergie (la bande de conduction et la bande de valence) est alors caractérisé par la fonction de Fermi, aussi appelée distribution de Fermi-Dirac. Nous ne détaillerons ici pas plus la physique intrinsèque des matériaux semi-conducteurs. Pour plus d’information, le lecteur pourra par exemple se reporter aux ouvrages d’AGRAWAL [16] ou ROSENCHER [17].

Cavité résonnante

Une cavité résonnante dans un laser sert à ré-injecter le champ électromagnétique dans le milieu amplificateur pour lui faire effectuer de multiples allers-retours permettant ainsi d’amplifier de plus en plus le signal initiateur de bruit, pour finalement évoluer vers une radiation cohérente, du fait de la condition de phase à respecter pour l’onde électromagnétique parcourant un aller retour. Nous allons ici décrire différents types de cavités utilisées pour réaliser des lasers.

Laser Fabry-Perot
La géométrie la plus simple de cavité est celle de type Fabry-Perot constituée de deux miroirs placés en vis-à-vis. Dans ce type de structure, le milieu amplificateur d’indice optique n est encadré par deux miroirs Mg et Md séparés d’un distance L. Chaque miroir Mi possède une réflectivité complexe ri et une transmission complexe ti . Le principe est illustré dans la figure 1.4. Afin de créer l’amplification laser, le champ électromagnétique doit rester identique à lui-même après un aller-retour dans la cavité (en phase).

Laser en anneau
Pour un laser en anneau, il n’y a plus besoin de miroirs pour former la cavité résonante : nous utilisons dans ce cas une boucle, généralement réalisée à l’aide de fibre optique bien qu’il soit possible de réaliser ce procédé en espace libre. Les effets de cavité et de filtrage peuvent être alors obtenus car il est possible de faire en sorte que le champ électrique revienne identique à lui-même après propagation sur un tour de boucle. Nous pouvons noter que dans le cas général où le champ peut se propager dans les deux sens (présence d’ondes co et contra propagatives), le laser est dit bidirectionnel ou à ondes stationnaires alors que dans le cas où un seul sens de propagation n’est possible (par ajout d’un isolateur optique dans la boucle), le laser est dit unidirectionnel ou à ondes progressives.

Intérêt des structures à base d’îlots quantiques et de bâtonnets quantiques 

Pour les applications dans le domaine de télécommunications optiques, des lasers et des amplificateurs à semi-conducteur de bonne performance, de bonne fiabilité et de bas-coût sont considérés comme idéals. Pendant les année passées, des lasers à semi-conduceur auto-assemblés, à base d’îlots quantiques (QDots) et de bâtonnets quantiques (QDashs), ont retenu une attention considérable, liée à leurs structures de “basse dimension”. Les lasers QD laissent espérer présenter un courant de seuil faible, un chirp faible, un gain fort et une bonne stabilité thermique. Ces caractéristiques des lasers QD sont plus avantageuses comparées à celles des composants de structure massive (bulk) ou à base de puits quantiques (QW : quantum well) [27]. Les amplificateurs à semi-conducteurs (SOA pour Semiconductor Optical Amplifier en anglais) à base d’îlots quantiques et de bâtonnets quantiques devraient présenter quant à eux un plus faible bruit et une réponse dynamique rapide. De plus, les lasers QD à verrouillage de mode (MLL : mode-locked lasers en anglais) sont attractifs grâce à ses dynamiques rapides des porteurs et à son spectre de gain large.

Des structures massives aux structures à îlots quantiques

Les matériaux à semi-conducteurs sont des structures cristallines. Celles-ci sont engendrées par un réseau périodique à chaque point duquel se situe un motif répété à (presque) l’infini, motif qui peut être un atome ou un assemblage d’atomes. Un réseau cristallin est ainsi défini à partir de ses paramètres de mailles qui correspondent aux distances inter-atomiques au sein du réseau. Nous ne rentrerons pas plus dans les détails sur ces aspects propres à la cristallographie ou à la physique du solide. Notons que dans un cristal, il y a autant de niveaux d’énergie qu’il y a d’atomes en interaction. Ces niveaux très proches les uns des autres se rassemblent en bandes d’énergie qui sont d’autant plus larges que les atomes constituant le cristal sont plus rapprochés. Cette distribution quasi-continue d’états dans les bandes fait alors apparaître une densité d’état continu. Nous allons montrer dans cette partie comment le confinement des porteurs vient modifier la densité d’état du matériau.

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Table des matières

Introduction
1 Introduction des lasers à semi-conducteurs
1.1 Généralités sur les lasers
1.1.1 Interactions matière-rayonnement
1.1.2 Les «ingrédients» du laser
1.2 Intérêt des structures à base d’îlots quantiques et de bâtonnets quantiques
1.2.1 Des structures massives aux structures à îlots quantiques
1.2.2 Potentialités théoriques des boites quantiques
1.2.3 L’état de l’art des structures à base d’îlots quantiques et de bâtonnets quantiques
2 Etudes du bruit d’intensité
2.1 Modélisation du bruit d’intensité
2.2 Modélisation du bruit d’intensité dans les lasers à îlots quantiques
2.2.1 Solutions stationnaires
2.2.2 Études dynamiques
2.2.3 Modélisation du RIN
2.3 Bruits liés à la détection optique
2.3.1 Détection optique
2.3.2 Bruits à la détection
2.3.3 Détection du bruit d’intensité
2.4 Principe de mesure du bruit d’intensité
2.4.1 Estimation des bruits indésirables
2.4.2 Mesure de RIN
3 Laser monomode DFB à bâtonnets quantiques
3.1 Caractéristiques statiques
3.1.1 Mise en oeuvre
3.1.2 Caractéristiques
3.1.3 Bruit d’intensité RIN
3.2 Influence d’une injection optique
3.2.1 Historique et applications de l’injection optique
3.2.2 Principe de l’injection optique
3.2.3 Différents régimes d’injection
3.2.4 Cartographie de l’injection optique
3.2.5 Études expérimentales pour un laser DFB à semi-conducteurs massifs
3.2.6 Études expérimentales pour un laser DFB à bâtonnets quantiques
3.2.7 Comparaisons des résultats
4 Laser multi-mode à base d’îlots et de bâtonnets quantiques
4.1 Présentation des lasers
4.2 Caractéristique
4.3 Largeur de raie
4.4 Études du bruit d’intensité
4.4.1 Résultats expérimentaux
4.4.2 Comparaison entre structure QDash et QDot
4.5 Injection optique
4.5.1 Laser à îlots quantiques
4.5.2 Laser à bâtonnets quantiques
4.5.3 Comparaisons des résultats expérimentaux
4.6 Études de la contre-réaction
Conclusion

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