Soutenance mémoire
Pour des applications concernant le domaine de l’environnement ou de la sécurité se pose un réel besoin d’instruments capables de détecter et quantifier localement ou à distance des espèces gazeuses. Le développement de capteurs adaptés à la spectroscopie des gaz peut alors servir aussi bien à des applications amont de caractérisation spectroscopique fine des espèces, qu’à l’industrie des transports – aérien ou terrestre – pour la caractérisation des gaz de combustion en sortie des moteurs. De plus, mesurer la quantité de méthane et de dioxyde de carbone, ou autres COx et NOx , présente aussi un intérêt environnemental pour la surveillance des gaz à effet de serre aussi bien que pour des aspects de sécurité industrielle dans le cas de détection de fuites de gaz. Dans un tel contexte, les techniques optiques actives sont particulièrement attractives pour développer des systèmes de détection à distance, car elles offrent une haute sensibilité et sont non intrusives. En effet, les espèces gazeuses à détecter possèdent une signature spectrale propre qui permet de les discriminer. Autrement dit, un gaz donné possède des raies d’absorption caractéristiques qui dépendent, en plus de sa composition moléculaire, de sa température, sa pression, sa densité, etc. En mesurant sa signature spectrale, nous pouvons remonter à toutes ces informations .
Réalisation d’un oscillateur paramétrique optique pour la spectroscopie des gaz
Nous venons de rappeler les équations décrivant la génération paramétrique et le couplage entre les trois ondes en jeu dans un oscillateur paramétrique. En introduction, nous avons vu que les OPO nanoseconde constituaient les meilleurs candidats pour répondre au cahier des charges. Nous allons donc maintenant nous intéresser à la réalisation d’OPO monomodes en régime nanoseconde. Dans un premier temps, nous verrons les solutions présentées dans la littérature ; ceci nous permettra de situer l’état de l’art à l’Onera au début de la thèse.
Analyse critique des méthodes utilisées pour réaliser un Sropo monomode en régime nanoseconde
Pour bien comprendre les contraintes associées à la réalisation d’OPO nanoseconde pour les applications de spectroscopie, revenons dans un premier temps sur les caractéristiques de la génération paramétrique. Nous avons vu, dans la première partie de ce chapitre, deux conditions sur les fréquences des ondes générées. Premièrement, elles doivent respecter la loi de conservation de l’énergie (ωp = ωs + ωc ). Sur l’axe fréquentiel, cette loi contraint les ondes filles à être produites à des fréquences plus faibles que celle de la pompe et symétriquement vis-à-vis de la dégénérescence (ωp/2). La deuxième condition concerne la zone fréquentielle où la conversion paramétrique présente du gain. Nous avons vu (Éq. 13) qu’elle peut être modélisée, dans le cas d’un simple passage de pompe (non dépeuplée), par le carré d’un sinus cardinal. Ces deux conditions schématisées sur les figures 8 a) et b), sont cependant loin de suffire pour obtenir une émission monomode, surtout dans le cas d’un laser de pompe nanoseconde.
Bien que le spectre émis soit en pratique plus fin que la bande de gain, car il est en effet affiné par divers paramètres dont notamment le nombre d’allers et retours des ondes dans la cavité qui accentue la compétition entre les modes [Haub ’95], cela ne suffit pas à rendre l’OPO monomode dans le cas d’un fonctionnement nanoseconde. Il est donc nécessaire de recourir à des stratégies spécifiques pour atteindre le fonctionnement monomode. Dans cette partie, nous étudions différentes architectures simplement résonantes pour analyser les solutions de la littérature qui visent à obtenir une émission monomode. Puis dans la partie suivante, nous revenons sur les choix de l’Onera qui depuis plusieurs années développe une approche qui se démarque de ces architectures usuelles en se basant sur des cavités doublement résonantes.
Effet des modes de la cavité sur le contenu spectral des Sropo
Comme nous l’avons vu, un Sropo fait résonner une des ondes filles (signal ou complémentaire). Nous allons tout d’abord étudier les modifications que cela implique sur la répartition spectrale des ondes pouvant être générées. Précisons tout d’abord l’effet de cette cavité sur le contenu spectral émis par l’OPO.
D’une part, la finesse de la cavité va déterminer les pertes appliquées aux longueurs d’onde non résonantes, d’autre part, la longueur de la cavité va donner l’intervalle spectral libre (ISL), c’est-à-dire la distance entre deux pics. En effet, d’après la relation précédente, dans le cas d’une cavité linéaire, nous avons pour la condition de résonance : ν = qc/2L (q Є N*), d’où ISL = ∆ν = c/(2L). Ainsi, pour une cavité linéaire constituée d’un cristal de PPLN de 4,5 mm, l’intervalle spectral libre est d’environ 15 GHz. Finalement, la présence de la cavité rajoute une nouvelle condition sur les fréquences susceptibles d’être émises, à savoir que dans un Sropo, seuls les modes de la cavité bénéficiant du gain peuvent osciller . Le nombre de modes effectivement émis dépend donc du régime de fonctionnement de l’OPO. Ainsi, dans le cas d’un OPO continu il n’est pas rare d’avoir des longueurs de cavité de l’ordre du mètre (cavités en anneau ou en papillon par exemple). Ceci conduit à un peigne de modes très serrés (ISL = 300 MHz). Cependant, le faible gain par passage ainsi que le très grand nombre d’allers et retours, favorise la compétition entre les modes de cavité, et peut conduire à un fonctionnement monomode. En régime nanoseconde, avec une bande de gain paramétrique de 200 à 500 GHz, 15 à 35 modes sont susceptibles d’osciller (pour longueur de cavité de 10 mm). Or la compétition de modes a moins le temps de s’établir, l’émission est toujours multimode.
Solutions pour la réalisation d’un Sropo monomode nanoseconde
La recherche du fonctionnement monomode en régime nanoseconde a conduit à différentes configurations que nous rappelons ici afin d’en préciser les avantages et les limitations.
Insertion d’un étalon Fabry-Perot dans un Sropo
Nous venons de voir qu’un Sropo émettait spontanément plusieurs modes dont le nombre dépend de l’intervalle spectral libre de la cavité et de la bande de gain de l’OPO. Une technique fréquemment rencontrée et ce, depuis le début de l’optique non linéaire [Kreuzer ’69], pour sélectionner un unique couple de modes consiste en l’introduction d’un étalon Fabry-Perot au sein de la cavité .
L’introduction de l’étalon va, de la même façon que la cavité, créer des pertes aux longueurs d’onde non résonantes. Son intervalle spectral libre et sa finesse sont choisis de telle sorte qu’un seul mode du peigne puisse osciller. Ainsi l’intervalle spectral libre de l’étalon doit être de l’ordre de grandeur de la bande de gain de l’OPO. Sa finesse est choisie afin que les modes de cavité voisins de la résonance commune (à l’étalon et la cavité OPO) ne puissent osciller du fait de pertes trop importantes à chaque tour de cavité. Cette technique permet ainsi d’être monomode en régime nanoseconde, Huisken et al. ont ainsi obtenu une largeur spectrale de l’émission de 200 MHz [Huisken ’95]. Par cette technique, un balayage continu de la fréquence peut être obtenu en déplaçant un miroir de la cavité et en tournant simultanément l’étalon ou encore en faisant varier la fréquence pompe avec l’inclinaison de l’étalon [van Herpen ’03]. Néanmoins, la modification de l’inclinaison conduit à un désalignement de la cavité. De plus, le balayage continu se limite souvent à quelques dizaines de GHz. Pour de grandes plages spectrales, il est alors plus aisé de réaliser des balayages « discontinus », par sauts de modes [van Herpen ’03, Stothard ’04]. La résolution dépend alors de l’ISL de la cavité. Plus le pas exigé est faible, plus la cavité doit être grande, mais surtout la limitation est que le pas reste fixe pour une architecture donnée. Les plages peuvent alors être très grandes, plusieurs centaines de cm–1 , en changeant l’accord de phase via la température du cristal.
L’inconvénient majeur de cette technique est l’ajout d’un élément dans la cavité. Cela complexifie le système, allonge la cavité et augmente le seuil d’oscillation à cause des pertes dues à l’étalon [Leeb ’75]. Par exemple, Schlup observe une chute de l’énergie par impulsion pour le faisceau signal de 410 µJ à 220 µJ lors de l’ajout d’un étalon dans la cavité [Schlup ’03]. Ces arguments s’opposent directement aux objectifs de cette thèse. En effet, rappelons que nous cherchons à développer un OPO compact pouvant être pompé par tout type de laser de pompe suivant les besoins.
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Table des matières
Introduction
Chapitre 1. Contexte de développement d’une nouvelle architecture d’OPO doublement résonant
I. Rappels théoriques sur la conversion paramétrique
A. Formulation des équations couplées gouvernant la conversion paramétrique
B. Oscillation paramétrique
1. Évolution des intensités des ondes
2. Acceptance spectrale du cristal
3. L’oscillateur paramétrique optique
II. Réalisation d’un oscillateur paramétrique optique pour la spectroscopie des gaz
A. Analyse critique des méthodes utilisées pour réaliser un Sropo monomode en régime nanoseconde
1. Effet des modes de la cavité sur le contenu spectral des Sropo
2. Solutions pour la réalisation d’un Sropo monomode nanoseconde
B. L’OPO doublement résonant
1. Instabilité des premiers OPO doublement résonants
2. Utilisation de cavités séparées dans les Dropo – Dropo de première génération
3. Retour de pompe dans un OPO doublement résonant
4. Renvoi de pompe contrôlé en phase – Dropo de deuxième génération
C. Bilan sur les OPO monomodes en régime nanoseconde et limitations du Dropo de deuxième génération
Chapitre 2. Développement d’une nouvelle architecture d’OPO doublement résonant à double passage de pompe
I. Développement d’un Dropo à maintien de phase achromatique
A. Étude du contrôle de la phase relative dans divers systèmes non linéaires
1. Utilisation de la dispersion de l’air dans un miroir non linéaire
2. Contrôle de la phase relative en doublage de fréquence par l’utilisation d’un élément dispersif
3. Utilisation d’un cristal non linéaire périodiquement retourné prismatique
4. Bilan sur le contrôle de la phase relative dans la littérature
B. Contrôle de la phase relative par association d’un cristal non linéaire, périodiquement retourné, prismatique et d’un miroir achromatique
1. Utilisation d’un miroir diélectrique multicouche
2. Utilisation d’un miroir métallique
3. Évolution de la phase relative dans une architecture à retour de pompe et à maintien de phase achromatique
C. Proposition d’une nouvelle architecture de Dropo simplifiée et contrôlée en phase: le NesCOPO
II. Dimensionnement du NesCOPO
A. Quels objectifs pour le NesCOPO ?
B. Caractéristiques et dimensionnement des composants optiques de l’OPO
1. Caractéristiques des miroirs de cavités
2. Caractéristiques du cristal non linéaire
3. Considérations sur les contraintes mécaniques d’une oscillation monomode.
C. Le pompage par microlaser
1. Retour historique
2. Le microlaser de pompe Teem Photonics
III. Caractérisations du NesCOPO
A. Dispositif expérimental et procédure d’alignement
1. Dispositif expérimental
2. Procédure d’alignement du NesCOPO
B. Comportement spatial, temporel et énergétique de l’OPO
1. Profils spatiaux temporels des faisceaux signal et complémentaire
2. Puissance de sortie et seuil d’oscillation des faisceaux signal et complémentaire
Chapitre 3. Maîtrise du contenu spectral du NesCOPO
I. Maîtrise de la forme de la bande de gain paramétrique du NesCOPO
A. Procédure expérimentale de mesure de la bande de gain
B. Mise en forme expérimentale de la bande de gain paramétrique
1. Bande de gain typique observée sur un premier réseau (cristal de PPLT)
2. Mise en évidence du dédoublement de la bande de gain (PPLN)
3. Bilan sur le façonnage de la bande de gain paramétrique à deux lobes
II. Le NesCOPO : étude de nouvelles approches pour le contrôle et le balayage fréquentiel de l’émission
A. Contrôle de la dissociation des cavités pour une oscillation monomode
B. Comportement spectral du NesCOPO en régime monomode
1. Le NesCOPO, un synthétiseur optique : contrôle automatisé de la longueur d’onde
2. Bilan sur le pilotage fréquentiel de l’OPO
III. Nouveau type d’accord en fréquence du NesCOPO : l’accord fréquentiel par effet Vernier
A. Accord fréquentiel discontinu par translation longitudinale des miroirs de cavité
1. Détermination de la plage fréquentielle scannée
2. Détermination de la résolution fréquentielle du balayage
3. Avantages et limites de la méthode de balayage TLM
B. Balayages rapides sur de très grandes gammes spectrales
1. Balayage par variation de température sur une plage spectrale atteignable de plusieurs térahertz
2. Accordabilité fréquentielle par translation du cristal non linéaire
C. Bilan sur les balayages par effet Vernier
IV. Façonnage de la bande de gain et oscillation bimode
A. Le NesCOPO, vers une nouvelle source de rayonnement térahertz ?
B. Obtention d’une oscillation bimode stable à l’aide du NesCOPO
1. Approche théorique de l’oscillation bimode
2. Approche expérimentale de l’oscillation bimode
C. Démonstration et caractérisation d’une émission bimode stable
1. Observation d’une oscillation bimode stable à l’aide d’un analyseur de spectre optique
2. Caractérisation temporelle de l’émission des modes
D. Bilan sur l’oscillation bimode
Conclusion
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