Mise en phase active de fibres laser en régime femtoseconde

Architectures laser pour l’amplification haute puissance

   La génération d’impulsions laser ultracourtes a débuté dans les années 1970 avec l’utilisation de lasers à colorant [8]. L’adoption de la technologie CPA [9] et l’émergence de sources à milieu actif solide Ti:Saphir ont par la suite permis d’augmenter la puissance crête de plusieurs ordres de grandeur. Ainsi, les technologies laser haute puissance actuelles sont capables d’atteindre des puissances crêtes au delà du Petawatt [10]. Dans le cadre du projet européen ELI, Thales Optronique installe actuellement en Roumanie une chaine laser capable de délivrer à l’horizon 2019 une puissance crête de 2×10 Petawatts, ce qui constituera le laser le plus puissant au monde. Cependant, l’efficacité électrique-optique des milieux actifs Ti:Saphir est très faible, inférieure à 0,01 %. De plus, le taux de répétition de ces sources laser est limité (au niveau du Hz) avec des puissances moyennes de seulement quelques Watts. Cette limitation de la puissance moyenne est due à des problèmes thermiques. En effet, un fort défaut quantique (écart de longueur d’onde) d’environ 35 % entre la lumière de pompe et le signal laser entraine une importante création de chaleur. Par effet thermooptique, l’indice du matériau va donc s’en trouver modifié conduisant à une déformation du profil spatial du faisceau. De par la difficulté pour refroidir efficacement un milieu actif massif (bulk), de nouvelles géométries laser ont été proposées. On peut notamment citer les technologies disque fin (thin-disk), plaque laser (slab) et fibrée.

Limitation en puissance crête

   Malgré tous les avantages préalablement cités, un point faible des milieux amplificateurs fibrés est l’accumulation de forts effets non-linéaires sur de grandes longueurs d’interaction qui vont constituer un frein à l’augmentation en puissance crête. Du fait du confinement, les fortes intensités crêtes présentes au sein du cœur de la fibre en silice vont en effet exalter les effets non-linéaires notamment par effet Kerr. L’effet Kerr est un phénomène qui se traduit par une modification locale de l’indice de réfraction, proportionnel à l’intensité du signal (W/cm²). Le premier effet non-linéaire rencontré est l’automodulation de phase (SPM en anglais) qui va fortement modifier le profil temporel de l’impulsion. A de plus fortes puissances, le phénomène d’autofocalisation intervient et risque d’endommager irréversiblement la fibre. Indépendamment de leurs caractéristiques (taille de cœur, longueur,…) la puissance critique pour laquelle intervient le phénomène d’autofocalisation vaut environ 4 MW [16]. Ceci constitue une limite ultime à l’obtention de hautes puissances crêtes. Le maximum d’intensité crête extractible d’une fibre amplificatrice vaut quant à lui 4 𝐺𝑊/𝑐𝑚² [14]. En plus, de la SPM et de l’autofocalisation, qui limitent la puissance crête, un autre facteur limitant est le seuil de dommage aux surfaces d’entrée/sortie de la fibre (la surface de sortie est plus susceptible d’être endommagée après amplification).

Fibre à large aire modale

    Un autre moyen de réduire l’influence des effets non-linéaires est d’augmenter le diamètre du cœur de la fibre. Le développement de fibres LMA (Large Mode Area) ont permis d’augmenter l’aire modale tout en conservant une bonne qualité de faisceau par rapport à une fibre à saut d’indice classique. De nombreuses conceptions de fibres sont depuis proposées afin de répondre à la demande croissante en haute puissance. On peut ainsi citer les fibres PCF (Photonic Crystal Fiber) dont le guidage du signal laser est cette fois-ci assuré, non pas par une variation de la composition de la matrice de silice, mais par des petits trous d’air proches de la zone centrale. Cette configuration diminue légèrement l’indice de réfraction autour de la zone dopée (indice effectif) et permet de guider le signal. D’un diamètre de 6 µm de cœur pour des fibres monomodes classiques à saut d’indice on peut passer ainsi à des diamètres de cœur jusqu’à 40 µm. Dans le cadre du projet XCAN, le dernier étage d’amplification est assuré par une fibre PCF réalisé par NKT Photonics (illustrée sur la Figure I-6) avec un diamètre de cœur et de gaine de respectivement 40 µm et 200 µm.

Combinaison cohérente

  La combinaison cohérente en régime continu implique de combiner des faisceaux de mêmes longueurs spectrales, de mêmes polarisations et de réaliser une mise en phase de ceux-ci(afin d’obtenir des interférences constructives). Dans la partie I.5, nous présenterons un état de l’art des différentes techniques de mise en phase. En régime femtoseconde, la combinaison cohérente de faisceaux comporte des spécificités et contraintes supplémentaires. Ainsi, préalablement à la mise en phase, une compensation du délai entre les impulsions est nécessaire. Une boucle de correction de phase et du délai entre les impulsions doit donc être mise en œuvre. De plus, les impulsions ultra-brèves présentent une large bande spectrale. Celles-ci sont ainsi particulièrement sensibles aux phénomènes de dispersion et effets non-linéaires (voir partie I.2.1) qui vont affecter le profil temporel des impulsions risquant de nuire à celui de l’impulsion combinée. Pour de fortes non-linéarités (intégrale 𝐵 > 𝜋, voir partie II.2.1.d), les puissances des différents amplificateurs pourront ainsi être également ajustées afin d’égaliser les phases d’ordre supérieurs. En régime femtoseconde, on peut également faire la distinction entre la combinaison d’impulsions ayant des bandes de spectre clairement séparées ou avec un recouvrement partiel (combinaison cohérente spectrale) et la combinaison d’impulsions ayant des bandes spectrales identiques. La Figure I-9 représente le schéma d’une expérience de combinaison spectrale de trois impulsions. La Figure I-10 représente les résultats obtenus sur cette expérience avec, respectivement à gauche et à droite, les spectres et profils temporels des trois impulsions amplifiées (qui se recouvrent partiellement) et de l’impulsion combinée.

Diffusion itérative d’erreurs (SPGD)

   L’algorithme SPGD (Stochastic Parallel Gradient Descent) a été pour la première fois utilisé pour une application de correction de front d’onde en optique adaptative par M. A. Voronstov [46]. La Figure I-18 présente la photo de la tête optique d’émission et du détecteur ainsi que le schéma du montage. Dans ce cas de combinaison de faisceaux, contrairement à la méthode hétérodyne, un seul détecteur est nécessaire ici afin de maximiser l’intensité du lobe central en champ lointain. Cette technique consiste à appliquer des perturbations de phases aléatoires sur chacune des fibres et à mesurer son impact sur le champ lointain. A partir de cette observation, un signal d’erreur est généré. Par itérations successives, l’algorithme de SPGD cherche alors à minimiser le gradient du signal d’erreur. L’algorithme converge vers un maximum d’intensité dans le lobe central lorsque le gradient du signal d’erreur tend vers zéro.

Définitions de l’efficacité de combinaison

   Pour caractériser la qualité du faisceau combiné nous avons utilisé deux méthodes. La première est celle de l’énergie encerclée en champ lointain et la seconde celle du contenu gaussien. La méthode par énergie encerclée ne fournit pas d’information sur la divergence du faisceau combiné. Pour caractériser entièrement le faisceau il est nécessaire de calculer le facteur M² du faisceau. Le facteur M², de valeur supérieure ou égale à 1, représente le degré de variation d’un faisceau par rapport à un faisceau gaussien idéal. Pour un mode fondamental gaussien 𝑇𝐸𝑀00, M² vaut 1. Bien que le paramètre M² soit le facteur de qualité le plus couramment utilisé pour caractériser un faisceau (bénéficiant d’ailleurs d’une norme ISO [55]) il apparait inadapté dans certaines applications. On peut notamment citer le cas de faisceaux avec un profil top-hat utilisé dans de nombreuses applications où un éclairement uniforme est requis. En effet, comme nous allons le voir par la suite, pour déterminer le facteur M², nous calculons le gradient du champ.

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Table des matières

INTRODUCTION GENERALE
I. PROBLEMATIQUE ET ETAT DE L’ART
I.1. Architectures laser pour l’amplification haute puissance
I.2. Sources laser à fibre
I.2.1. Limitation en puissance crête
I.2.2. Limitation en puissance moyenne
I.3. Distribution de la puissance temporellement et spatialement
I.3.1. Amplification par dérive de fréquence
I.3.2. Fibre à large aire modale
I.4. Techniques de combinaison de faisceaux
I.4.1. Combinaison incohérente
I.4.2. Combinaison cohérente
I.4.3. Combinaison cohérente spatiale et/ou temporelle
I.5. Techniques de mise en phase de faisceaux
I.5.1. Mise en phase passive
I.5.2. Mise en phase active
I.6. Conclusion
II. COMBINAISON COHERENTE EN REGIME FEMTOSECONDE PAR METHODE INTERFEROMETRIQUE
II.1. Problématique de la combinaison cohérente en régime femtoseconde
II.1.1. Processus de combinaison cohérente en régime femtoseconde
II.1.2. Etude et modélisation de l’efficacité de combinaison du système laser
II.2. Développement analytique du modèle
II.3. Réalisation pratique
II.3.1. Synchronisation temporelle par mesure de contraste
II.3.2. Verrouillage en phase et suivi dynamique des impulsions
II.4. Conclusion 
III. COMBINAISON COHERENTE DE 19 FIBRES PASSIVES EN REGIME FEMTOSECONDE
III.1. Description du système laser
III.1.1. Montage expérimental
III.1.2. Tête optique et microlentilles
III.2. Résultats expérimentaux
III.2.1. Combinaison des faisceaux
III.2.2. Caractérisation de la qualité de combinaison
III.2.3. Compression
III.3. Conclusion
IV. AUGMENTATION DE L’EFFICACITE DE COMBINAISON
IV.1. Influence du taux de remplissage des microlentilles en champ proche sur l’efficacité de combinaison pour des profils d’intensité gaussien et super-gaussien
IV.2. Principe de mise en forme de faisceaux avec un profil d’intensité super-gaussien en champ proche
IV.3. Calcul des profils asphériques des lames de phase
IV.3.1. Outils de simulation
IV.3.2. Calculs théoriques
IV.4. Résultats expérimentaux 
IV.4.1. Mise en forme de faisceau en profil d’intensité super-gaussien (ordre 10) en champ proche
IV.4.2. Combinaison en champ lointain
IV.5. Conclusion
CONCLUSION GENERALE
PUBLICATIONS ET COMMUNICATIONS
RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES

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