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Marc-André Lapointe
Lasers à fibre de puissance opérés en régime continu
Mémoire présenté
à la Faculté des études supérieures de l’Université Laval
dans le cadre du programme de maîtrise en physique
pour l’obtention du grade de maître ès sciences (M. Sc.)
DÉPARTEMENT DE PHYSIQUE, DE GÉNIE PHYSIQUE ET D’OPTIQUE FACULTÉ DES SCIENCES ET DE GÉNIE
UNIVERSITÉ LAVAL QUÉBEC
2010
© Marc-André Lapointe, 2010
Résumé Le présent projet de recherche porte sur les lasers à fibre de haute puissance opérés en
régime continu. L’objectif premier est la conception et la réalisation d’un laser de 400 W
de puissance de sortie utilisant une fibre dopée à l’ytterbium. La grande variété de lasers
fabriqués au cours de ces travaux a permis l’étude des effets thermiques, des limitations
en puissance et du comportement de la raie spectrale d’émission.
L’étude comprend des simulations numériques caractérisant le comportement des lasers à
fibre opérés en régime continu. Différentes configurations de lasers ont été expérimentées
à une puissance de signal de 100 W. Les échanges de chaleur dans les fibres à double
gaines ont été analysés pour contourner les difficultés engendrées par la grande puissance
de ces lasers. Le concept de résistance de contact est amené pour expliquer l’élévation de
température des fibres actives. Les travaux ont abouti à la réalisation de lasers
monomodes de plus de 350 W de puissance de sortie, et cela, limités uniquement par la
disponibilité des pompes. Parce que la photodégradation est la principale difficulté des
lasers à fibre de puissance, plusieurs compromis, notamment sur le choix technologique
des composants, ont été nécessaires pour atteindre les objectifs de puissance et de qualité
de faisceau.
Un outil pour prédire l’élargissement spectral des lasers à fibre de haute puissance a été
développé. Il est montré que le mélange à quatre ondes élargit la raie d’émission de ces
lasers. L’élargissement du spectre de sortie, selon une fonction de la puissance, a été
vérifié expérimentalement dans diverses configurations d’oscillateur.
Abstract
This research project focuses on high power fiber lasers operated in the continuous
regime. The main objective is the implementation of a 400-W fiber laser using ytterbium-
doped double clad fiber. The wide variety of high power fiber lasers assembled during
this work has enabled the study of the thermal effects, the power limitations and the
behavior of the output spectrum.
The study includes simulations that characterize the behavior of fiber lasers operated in
the continuous regime. Different laser configurations were tested at a signal power of 100
W. The heat transfer in double clad fibers was analyzed to circumvent the difficulties
caused by the important amount of heat generated by these lasers. The concept of contact
resistance is brought in to explain the temperature rise of active fibers. This was
necessary for the realization of single-mode fiber lasers with over 350W of output power.
The output power was only limited by the availability of pumps. Several compromises
were necessary to achieve the high output power and the diffraction-limited beam quality.
Thus, the photodarkening of the ytterbium doped fiber is still an issue for this kind of
lasers.
A tool to predict the spectral broadening of high power fiber lasers has been developed. It
is shown that four-wave mixing broadens the outpu t spectrum of these lasers as a
function of output power. The broadening of the output spectrum has been
experimentally verified by the implementation of various lasers with different
configurations. A theoretical model is presented, which shows a good agreement with
experimental data.
Remerciments Je remercie d’abord mes directeurs de maîtrise, Michel Piché, professeur au centre
d’optique, de photonique et de laser (COPL) et Philippe De Sandro, Président-directeur
général et directeur scientifique de Coractive, pour la confiance qu’ils m’ont témoignée
au cours de mes travaux. Ils ont éclairé mes recherches par leurs connaissances et
leurs intuitions.
Un grand merci à tous mes collègues qui ont partagé leur savoir et leur temps pour la
réalisation de ce projet. Je suis particulièrement reconnaissant envers Stéphane Châtigny
et Bertrand Morasse pour leur perpétuel support et les discussions passionnées que nous
avons partagées. Je remercie la dynamique équipe de Coractive qui m’a permis de
réaliser ce projet dans une ambiance des plus agréables et enrichissantes.
Je dois souligner le support financier du Conseil de recherche en sciences naturelles et en
génie du Canada (CRSNG), ainsi que le fond québécois de la recherche sur la nature et
les technologies (FQRNT), qui m’offrirent, en collaboration avec l’Institut canadien pour
les innovations en photonique (ICIP), la bourse BMP Innovation FQRNT-CRSNG.
En mémoire d'Alisa, pour ses sourires, ses idées, sa profondeur et son intensité.
Nous rêvions à ton épanouissement, puisses-tu nous rappeler la beauté des êtres et de la terre.
Table des matières
1. Introduction ............................................................................ 1
1.1 Lasers à fibre de puissance opérés en régime continu ............................................. 1
1.2 La photodégradation des fibres dopées à l’ytterbium. ............................................. 4
2 Conception des lasers à fibre de haute puissance ................ 7
2.1 La fibre optique comme milieu de gain ................................................................... 7
2.1.1 La fibre optique à saut d’indice......................................................................... 7
2.1.2 Fibre à double gaine .......................................................................................... 9
2.1.3 Fibre avec un piédestal .................................................................................... 10
2.1.4 Les dopants ..................................................................................................... 11
2.1.5 Opération monomode des fibres multimodes. ................................................ 14
2.1.6 La photodégradation du milieu de gain........................................................... 16
2.2 Composantes optiques ............................................................................................ 18
2.2.1 Diodes laser à semi-conducteur de puissance ................................................. 18
2.2.2 Coupleur optique multimode .......................................................................... 19
2.2.3 Extracteur de mode de gaine ........................................................................... 20
2.2.4 Réseaux de Bragg............................................................................................ 24
2.2.5 Élargisseur de faisceau .................................................................................... 25
2.2.6 Câble de sortie ................................................................................................. 26
2.3 Conception et simulation numérique ..................................................................... 27
2.3.1 Simulations numériques .................................................................................. 27
2.3.2 Les configurations de pompage des cavités laser ........................................... 35
2.3.3 Isolation des combinateurs en contre-propagation .......................................... 36
2.3.4 Assemblage des cavités laser : alignement actif ............................................. 39
3 Expérimentation de système laser ....................................... 42
3.1 Système laser de 100 W monomode et étude des configurations .......................... 42
3.2 Cavité laser kilowatt ............................................................................................... 47
3.2.1 Caractérisation optique du laser 400W #1 en opération monomode
utilisant une fibre dopée LMA. ....................................................................... 47
3.2.2 Caractérisation optique du laser 400W #2 en opération multimode
utilisant une fibre dopée LMA. ....................................................................... 53
3.2.3 Échanges thermiques et opération continue .................................................... 56
4 Échanges thermiques dans les lasers à fibre de haute
puissance. ..................................................................................... 59
5 Élargissement spectral des lasers de haute puissance ....... 63
5.1 Modèles de l’élargissement spectral ...................................................................... 63
5.2 Mesures expérimentales ......................................................................................... 65
5.2.1 Méthode de mesure de l’élargissement spectral ............................................. 66
5.2.2 Élargissement spectral d’une cavité laser 20/400 ........................................... 67
5.2.3 Élargissement spectral d’une cavité laser 12/250 ........................................... 71
5.2.4 Élargissement spectral d’une cavité laser 6/125 ............................................. 75
5.3 Comparaison des résultats expérimentaux avec la théorie : l’équation
d’élargissement modifiée ....................................................................................... 79
5.3.1 Élargissement d’un laser à fibre 20/400 :........................................................ 79
5.3.2 Comparaison de l’équation d’élargissement modifiée .................................... 81
5.4 Diminution de la réflectivité .................................................................................. 84
6 Conclusion ............................................................................. 86
Bibliographie ............................................................................... 88
Annexe A : Paramètres de simulation ....................................... 95
Liste des tableaux
Tableau 2.1: Constantes de corrélation pour le calcul de la longueur optimale de fibre
active dans une cavité laser. ......................................................................... 29
Tableau 2.2: Proportions de signal et de puissance pompe aux épissures en fonction
du niveau de réflectivité du réflecteur LR. Les paramètres de
simulations sont les mêmes que ceux de la section 2.3.1. ............................ 37
Tableau 2.3: Proportion approximative de puissance retournée aux combinateurs de
pompe en fonction de la réflectivité du LR pour un schéma de pompage
bidirectionnel. ............................................................................................... 39
Tableau 3.1: Paramètres communs des systèmes laser. ..................................................... 42
Tableau 3.2: Pente d’efficacité optique par rapport à la pompe injectée pour les
différentes configurations. ............................................................................ 44
Tableau 3.3: Paramètres de la cavité lasers 400 W #1 ...................................................... 49
Tableau 5.1: Paramètres de la cavité lasers 20/400 ........................................................... 67
Tableau 5.2: Paramètres de la cavité laser 12.5/250 .......................................................... 71
Tableau 5.3: Paramètres de la cavité lasers 6/125 ............................................................. 75
Liste des figures Figure 1.1: Configuration typique d’un LFHP utilisant des fibres à double gaine. .......... 2
Figure 1.2 : Représentation des guides d’ondes de la cavité laser. .................................... 3
Figure 2.1: Profile d’indice de réfraction d’une fibre à saut d’indices. ............................ 7
Figure 2.2: Distribution de l’amplitude du champ du mode fondamental dans une fibre monomode. ............................................................................................. 8
Figure 2.3: Coupe transversale d’une fibre optique à double gaine. ................................. 9
Figure 2.4: Profil d’indice de réfraction d’une fibre piédestal. ....................................... 11
Figure 2.5: Section efficace d’absorption et d’émission d’une fibre aluminosilicate dopée Yb. ...................................................................................................... 12
Figure 2.6: Section efficace d’absorption et d’émission d’une fibre phosphosilicate dopée Yb. ...................................................................................................... 13
Figure 2.7: Puissance de sortie en fonction du temps d’une fibre aluminosilicate dopée ytterbium utilisée en amplificateur. La source laser produit un signal de 15 W de puissance. ........................................................................ 16
Figure 2.8: Courbe de transmission spectrale avant et après une opération laser continue d’une fibre aluminosilicate dopée Yb ayant engendré de la photodégradation. ......................................................................................... 17
Figure 2.9: Schéma d’un coupleur multimodes assemblé par fusion et distribution spatiale des branches. ................................................................................... 19
Figure 2.10: Représentation d’un CMS et propagation des rayons. ................................ 21
Figure 2.11: Montage de mesure d’atténuation d’un CMS ............................................... 22
Figure 2.12: Atténuation simulée et mesurée d’un CMS droit en fonction de sa longueur. ....................................................................................................... 22
Figure 2.13: Tracé des rayons dans un CMS courbé de rayon R. ..................................... 23
Figure 2.14: Résultats expérimentaux de l’atténuation d’un CMS en fonction de la courbure et de la longueur. ........................................................................... 24
Figure 2.15: Schéma de conception d’élargisseur de faisceau. ......................................... 26
Figure 2.16: Courbe typique de la puissance de sortie en fonction de la longueur. .......... 28
Figure 2.17: Distribution de la puissance à l’intérieur de la cavité laser en fonction de la réflectivité R2 du réflecteur LR pour un pompage en co-propagation. .................................................................................................. 31
Figure 2.18: Distribution de l’énergie à l’intérieur de la cavité en fonction de la réflectivité du LR R2 pour un pompage en contre-propagation. .................. 31
Figure 2.19: Inversion de population à l’intérieur de la cavité en fonction de la réflectivité R2 du réflecteur LR pour un pompage en co-propagation et en contre-propagation. .................................................................................. 32
Figure 2.20: Efficacité laser à 1080 nm d’une cavité de longueur optimale (Lopt) en fonction de l’absorption de la pompe α à 915 nm et des pertes de fonds PF de la fibre dopée Yb pour une réflectivité R2 = 10%. La configuration de pompage est colinéaire. ..................................................... 33
Figure 2.21: Différentes configurations de pompage de cavités laser en format tout fibre. .............................................................................................................. 35
Figure 2.22: Schéma d’analyse pour l’isolation des combinateurs ................................... 36
Figure 3.1: Les différentes configurations de système laser 100 W ............................... 43
Figure 3.2: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe des configurations 4 et 5. Les pentes d’efficacité sont indiquées sur les différentes courbes. ....................................................................................... 45
Figure 3.3: Puissance de signal retournée au combinateur CP1 en fonction de la puissance de pompe des configurations 4 et 5. ............................................. 46
Figure 3.4: Schéma de la configuration du laser KW. .................................................... 47
Figure 3.5: Pompe résiduelle et efficacité du système laser en fonction de la longueur de la fibre active. ........................................................................... 48
Figure 3.6: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe. ............................... 50
Figure 3.7: Puissance dans le cœur Pcœur en sortie et puissances de retour Pret dans une branche du CP 19→1 en fonction de la puissance pompe. ........... 51
Figure 3.8: Diamètre du faisceau de sortie en fonction de la position et de la puissance de sortie. Le faisceau est collimé par une lentille de distance f1 = 8 mm puis focalisé par une lentille de f2 = 200 mm. ......................... 51
Figure 3.9: Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompage pour le système terminé d’un câble de sortie avec collimateur intégré. ................... 52
Figure 3.10: Puissance de sortie monomode du laser en opération continue en fonction du temps. ........................................................................................ 53
Figure 3.11: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe. ............................... 54
Figure 3.12: Puissance dans le cœur 𝑃𝑐œ𝑢𝑟 en sortie et puissance de retour 𝑃𝑟e𝑡 dans une branche du CP 19→1 en fonction de la puissance pompe. ........... 55
Figure 3.13: Diamètre du faisceau de sortie en fonction de la position et de la puissance de sortie. Le faisceau est collimé par une lentille de distance f1 = 8 𝑚𝑚 puis focalisé par une lentille de f2 = 200 𝑚𝑚. ......................... 56
Figure 3.14: Image thermique d’une épissure entre le réflecteur HR et la fibre active avec a) 0 W de puissance pompe, et b) 520 W de puissance pompe. ........... 57
Figure 3.15: Profil de température longitudinale de la fibre active enroulée autour d’un cylindre métallique. La puissance de pompe est de 523 W. ................ 58
Figure 4.1: a) Représentation d’une fibre active avec une génération de chaleur uniforme dans son cœur. b) Élévation de température, par rapport à la température de surface, dans la direction radiale pour un taux de transfert de chaleur de 100 W /m pour trois dimensions de fibres. .............. 60
Figure 4.2: a) Illustration d’une résistance de contact entre deux matériaux. b) Élévation de température causée par la résistance thermique. ..................... 61
Figure 5.1: Configuration des cavités laser utilisées pour l’étude de l’élargissement spectral. ......................................................................................................... 66
Figure 5.2: Forme spectrale des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité laser 20/400 ........................................................................................................... 68
Figure 5.3: Spectre du signal de sortie en fonction de sa puissance pour la cavité 20/400. .......................................................................................................... 68
Figure 5.4: Largeur spectrale du signal de sortie et du signal retourné vers les pompes en fonction de la puissance de sortie de la cavité 20/400................ 69
Figure 5.5: Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompe de la cavité laser 20/400. .................................................................................................. 70
Figure 5.6: Forme spectrale des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité laser 12.5/250 ........................................................................................................ 72
Figure 5.7: Spectre de sortie en fonction de la puissance de sortie de la cavité 12.5/250. ....................................................................................................... 72
Figure 5.8: Largeur spectrale du signal de sortie et du signal retourné aux pompes en fonction de la puissance de sortie de la cavité 12.5/250. ......................... 73
Figure 5.9: Largeur spectrale du signal en fonction de la position intracavité à partir du réflecteur HR. La puissance de sortie du laser est d’environ 90 W. Le spectre est capté par une fibre de 105µm avec ON= 0.22 à proximité de la fibre active. .......................................................................................... 74
Figure 5.10: Profil spectral de la réflectivité des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité laser 6/250 .......................................................................................... 76
Figure 5.11: Largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance de sortie pour les trois variantes de la cavité laser 6/125. ................................. 76
Figure 5.12: Spectre du signal qui retourne aux diodes pompes en fonction de la puissance de sortie du laser........................................................................... 78
Figure 5.13: Puissance totale retournée aux pompes dans le cas 𝜎𝐿𝑅 ≪ 𝜎𝐻𝑅 (courbe mauve pleine) et 𝜎𝐿𝑅 ≫ 𝜎𝐻𝑅 (courbe bleu pointillé). ................................... 78
Figure 5.14: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale de sortie en fonction de la puissance pour le laser 20/400 de la section 5.2.2. La
courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.1 et les paramètres du tableau 5.1. .................................................................................................... 79
Figure 5.15: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 20/400 de la section 5.2.2. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau 5.1. ............................................................................................... 80
Figure 5.16: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 12/250 de la section 5.2.3. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche. .................................................................................... 81
Figure 5.17: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale de sortie en fonction de la puissance pour le laser 12/250 #2. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 6.9 et les paramètres du tableau de gauche. ............. 81
Figure 5.18: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 10/200. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche. .......................................................................................................... 82
Figure 5.19: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 6/125. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche. .......................................................................................................... 83
Figure 5.20: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 6/125 où 30 mètres de fibre passive ont été insérées dans la cavité. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche. Les paramètres utilisés sont les moyennes pondérées de ceux de chaque fibre utilisée. ................................................................................................. 83
Figure 5.21: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance pour le laser 6/125 utilisant une réflexion de Fresnel. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche. La largeur du HR (𝜎𝐻𝑅) est utilisée pour le calcul. ............................................................................................... 84
Figure 5.22: Puissance laser de sortie pour doubler la raie d’émission par rapport à la bande passante du filtre en fonction de 𝛾𝐿 et 𝛼. ........................................... 85
1
1. Introduction
1.1 Lasers à fibre de puissance opérés en régime continu
Les lasers à fibre dopée aux terres rares constituent une solution convoitée pour les lasers
de puissance. Contrairement aux lasers à l’état solide, qui sont sujets aux distorsions
thermo-optiques, la géométrie du milieu de gain des lasers à fibre permet un meilleur
transfert thermique et une distribution longitudinale de la charge thermique. La qualité du
faisceau de sortie des fibres optiques peut être uniquement limitée par la diffraction. Les
fibres dopées représentent aussi une solution potentiellement économique. Depuis 2003,
la puissance des systèmes laser à fibre de haute puissance (LFHP) utilisant l’ytterbium ne
cesse d’augmenter [1].Cette période coïncide avec l’apparition de diodes laser à semi-
conducteurs de forte puissance. Dès 2004, des travaux à l’université de Southampton ont
démontré une cavité laser de 1 kW de puissance continue (CW) à 1.1 µm, et cela, avec un
paramètre de qualité de faisceau M2=1.3. IPG, leader manufacturier de LFHPs , a offert
sur le marché commercial le premier LFHP de 1 kW avec une qualité de faisceau
M2<1.05 [2]. En 2005, IPG démontre le premier système laser à étages multiples de 2 kW
dans un format tout-fibre avec une qualité de faisceau limitée par la diffraction [3].
Plus récemment, des LFHPs monomodes, utilisant le thulium comme terre rare, ont été
démontré avec une puissance excédant 600 W à 2 µm [4]. Notons aussi les
démonstrations d’amplificateur à raie étroite d’environ 500W [5,6] et un système laser à
étages multiples monomode de 6 kW [7]. La puissance de ce dernier n’est limitée que par
la disponibilité de la puissance de pompage. Cependant, la littérature est présentement
incomplète au sujet des LFHPs et les secrets des exploits de la compagnie IPG sont
encore inconnus. Un problème fondamental persistant des fibres dopées à l’ytterbium est
le photonoircissement qui dégrade l’efficacité optique des LFHPs. Bien que différents
codopants tels le phosphore résolvent ce problème, les fibres à faible photonoircissement
engendrent des complications lors de leur fabrication et pendant l’opération monomode
des lasers.
2
Les principales applications industrielles des LFHPs sont la soudure et la découpe de
précision des matériaux. La puissance et la qualité de faisceau sont nécessaires pour
augmenter la profondeur de la soudure, la découpe et la vitesse d’exécution. Les lasers au
CO2 sont très utilisés pour ces applications. Cependant, les LFHPs pourront
éventuellement les remplacer lorsque leurs prix seront compétitifs.
La figure 1.1 montre la distribution des composants d’un laser à fibre de puissance
utilisant des fibres à double gaine (DCOF). Les cavités sont linéaires et utilisent des
réseaux de Bragg comme réflecteurs. Il y a un réseau de Bragg de réflexion élevée (HR)
et un autre de réflexion plus faible (LR). Il n’y a pas de laser de puissance en anneau, car
il n’y a pas de coupleur et d’isolateur de puissance. Des diodes laser multimodes sont
injectées dans la fibre DCOF à partir de combinateurs de pompes. L’extracteur de modes
de gaine est utilisé pour éliminer la pompe non absorbée (la pompe résiduelle) ou le
signal se propageant dans la gaine.
HR LR
Fibre active dopées DCOF
Câble de sortie
Extracteur de modes de gaine
Combinateur de pompe
Épissures
Figure 1.1: Configuration typique d’un LFHP utilisant des fibres à double gaine.
Le guidage optique dans la cavité d’un laser à fibre linéaire est schématisé à la figure 1.2.
Le signal est guidé dans un cœur de diamètre 𝑑1 et d’indice de réfraction 𝑛1. La cavité de
longueur 𝐿𝑐 est circonscrite par deux réseaux de Bragg. Le signal subit un gain dans le
cœur sur une longueur 𝐿𝑔. Généralement la longueur de la fibre active est importante par
rapport à la longueur des fibres passives ( 𝐿𝑔 ≈ 𝐿𝑐 ≈ 𝐿). La pompe, qui peut être injectée
dans les deux directions, est guidée dans une gaine de diamètre 𝑑2 où l’indice de
réfraction 𝑛2 est plus faible que celui du cœur. Pour que la lumière soit à son tour guidée
dans la gaine, la deuxième gaine doit avoir un indice de réfraction 𝑛3 inférieur à celui de
3
la première gaine. La lumière guidée dans le cœur s’échappe principalement de la cavité
à travers le réflecteur LR car celui-ci a une réflectivité faible (typiquement 10%).
Figure 1.2 : Représentation des guides d’ondes de la cavité laser.
Dans une cavité laser à fibre, le spectre du signal de sortie est déterminé par les bandes de
réflectivité des réseaux de Bragg. La longueur d’onde centrale de la bande de réflectivité
des réseaux de Bragg doit être comprise dans la plage d’émission du milieu de gain.
L’oscillateur produira alors un signal dont la raie d’émission sera centrée dans la bande
de réflectivité des réseaux de Bragg. La largeur spectrale de la raie d’émission est dictée,
d’une part, par la largeur spectrale de la bande de réflectivité des réseaux de Bragg, et
d’une autre, par la puissance du signal selon un phénomène non-linéaire, le mélange à
quatre ondes. Le chapitre 5 présente une théorie sur l’élargissement de la raie d’émission
laser en fonction de la puissance ainsi que des mesures expérimentales. Il est montré que
la raie d’émission varie selon une fonction de la puissance du signal.
𝑅1 HR
𝑅2 LR
𝑑2
𝑑1 𝑛1
𝑛2
Région de gain Tracé de rayon de la pompe Tracé de rayon du signal
𝑛3
𝒏𝟏 > 𝒏𝟐 > 𝒏𝟑
sortie
𝐿𝑔
2e gaine
1e gaine
cœur
faisceau pompe
faisceau pompe
𝐿𝑐
4
1.2 La photodégradation des fibres dopées à l’ytterbium.
La photodégradation des fibres optiques dopées à l’ytterbium constitue la principale
difficulté dans l’opération des LFHPs. Ce phénomène consiste dans la détérioration
temporelle de la transmission optique de la fibre de gain. Cela affecte l’efficacité laser de
façon importante. Dans les pires cas, la photodégradation peut provoquer une diminution
de plus de 20% sur le signal de sortie après seulement quelques dizaines d’heures
d’opération. Les fibres présentant une dégradation continue, c.-à-d. sans signe de
saturation, ou une forte sensibilité à la photodégradation sont commercialement
inutilisables. Les phénomènes de photodégradation ont longtemps été observés, mais les
causes et les solutions ont toujours été mal comprises jusqu’à présent. Les dernières
années ont cependant apporté quelques indices à la compréhension de ce phénomène et
des solutions partielles sont maintenant disponibles.
La photodégradation est dépendante du type d’opération laser, des composants chimiques
et des paramètres de fabrication des préformes. D’abord, la photodégradation présente
une dépendance de 2e ordre avec l’inversion de population [8]. Ainsi, une fibre active
opérée dans une cavité laser ne présentera pas le même niveau de photodégradation qu’en
amplification, car les densités d’inversion de population ne sont pas les mêmes. La
photodégradation est aussi dépendante de la puissance, car son augmentation accélère la
dégradation. La littérature présente trois principales sources non exclusives à la
photodégradation. S.Yoo et al proposent que la dégradation soit liée aux centres de déficit
d’oxygène associés à l’Yb [9]. M. Engholm et coll. présentent la possibilité qu’il y ait
formation d’ions Yb2+ dans la matrice de verre à partir des ions Yb3+ par un phénomène
de transfert de charge [10,11]. Cela serait un précurseur de centres de couleur.
Finalement, l’interaction entre des paires d’ions Yb3+ et des phénomènes de
regroupement provoquant la formation d’Yb2+ participeraient au phénomène de
photodégradation [12]. La dépendance de la photodégradation à la concentration d’Yb est
évidente. Cependant, la diminution de la concentration diminue l’absorption de la pompe
5
et l’efficacité des LFHPs en est donc diminuée, car l’augmentation de la longueur de
fibre active augmente les pertes de transmission. Sachant que la photodégradation aura
toujours une dépendance au type d’opération, il faut donc travailler sur la diminution des
sources de la photodégradation dans la matrice de verre.
Il existe quatre principales compositions chimiques qui permettent de réduire la
photodégradation. La solution la plus simple présentée dans la littérature est l’ajout
important d’aluminium [8]. Les aires effectives d’absorption et d’émission sont élevées et
les propriétés mécaniques et optiques sont bonnes. Les fibres aluminosilicates (Yb/Al)
sont faciles à fabriquer et il est simple d’en obtenir à faible ouverture numérique.
Cependant, les taux de dégradation demeurent encore élevés pour des applications
réelles. Les fibres phosphosilicates (Yb/P), qui sont codopées au phosphore, offrent une
forte résistance à la dégradation [13] car le phosphore est reconnu pour augmenter la
solubilité des ions Yb3+. Cela diminue le regroupement d’ions [14]. Par contre, les aires
effectives sont diminuées et la fibre présente des pertes intrinsèques généralement plus
élevées. De plus, le profil d’indice de réfraction est difficile à contrôler et le phosphore
engendre des ouvertures numériques plus élevées qui rendent très difficiles la fabrication
de fibres à gros cœur sans piédestal. Les fibres aluminophosphosilicates (Yb/Al/P) ont
une résistance moyenne à la dégradation et présentent une diminution des aires effectives.
Celles-ci peuvent néanmoins être une solution pour des systèmes laser de puissance
moyenne (100 W-200 W). Très récemment, M. Engholm et coll. ont proposé et
expérimenté l’ajout de cérium aux aluminosilicates pour diminuer la photodégradation
[15]. Le cérium est reconnu compte capteur de charges libres et peut donc diminuer la
formation de centres de couleur. L’ajout de cérium conserverait les propriétés des
aluminosilicates, mais comme pour le phosphore, il est difficile de faire des cœurs à
faible ouverture numérique sans piédestal.
Plusieurs travaux ont porté sur les méthodes de mesure et de caractérisation de la
photodégradation des fibres. Une fibre ayant subi de la photodégradation présente un
spectre de transmission bien particulier. De fait, les pertes dans la région visible sont de
plusieurs ordres supérieures à celles dans le proche infrarouge. Des méthodes de mesure
6
simples basées sur cette signature ont été proposées pour caractériser les fibres actives
[16]. Il est aussi possible, par certaines mesures expérimentales, de caractériser le
comportement de la photodégradation pour une fibre dopée particulière et d’en prédire le
comportement à long terme [17].
On trouve dans la littérature plusieurs références qui montrent que les effets dus à la
photodégradation seraient réversibles. Un tel « photoblanchissement » peut se produire
avec la température [18], l’exposition à l’ultraviolet [12], à la capture d’oxygène [9] et à
la puissance pompe [19]. Cependant, ces méthodes sont difficilement applicables à des
produits commerciaux.
7
2 Conception des lasers à fibre de haute puissance
2.1 La fibre optique comme milieu de gain
2.1.1 La fibre optique à saut d’indice
La fibre optique à saut d’indice est un cas simple de profil d’indice de réfraction
menant à un comportement optique bien documenté dans la littérature. La figure 2.1
présente le profil d’indice d’une fibre à saut d’indice.
Figure 2.1: Profil d’indice de réfraction d’une fibre à saut d’indice.
L’ouverture numérique (ON) d’une telle fibre est donnée par les indices de réfraction
[20] :
ON = �𝑛12 − 𝑛22 (2.1)
La fréquence normalisée, appelée le nombre 𝑉, est un paramètre sans dimension qui
dépend des indices de réfraction, du rayon du cœur 𝑎 et de la longueur d’onde
d’opération 𝜆:
𝑉 = 2𝜋𝜆𝑎(𝑂𝑁) (2.2)
Axe du coeur
𝑎 −𝑎 Distance radiale
𝑛2 𝑛2
𝑛1
8
Le nombre 𝑉 indique quels sont les modes pouvant être propagés dans le cœur. Une fibre
propagera uniquement le mode fondamental LP01 pour un nombre 𝑉 inférieur à la valeur
de coupure 𝑉𝑐 du mode suivant (LP11) de 2.405. Au-dessus de 𝑉𝑐 = 2.405, la fibre sera
alors multimode, car plusieurs modes pourront être propagés dans le cœur. Les valeurs de
coupure 𝑉𝑐 correspondent aux zéros des fonctions de Bessel. Le nombre total de modes
𝑀𝑠 pouvant être guidés est proportionnel au carré du nombre 𝑉 :
𝑀𝑠 ≅𝑉2
2 (2.3)
La longueur d’onde de coupure 𝜆𝑐 d’une fibre monomode définit la longueur d’onde où
la fibre commencera à propager les modes supérieurs :
𝜆𝑐 = 𝑉𝜆2.405
(2.4)
Le diamètre du champ électromagnétique du mode fondamental, appelé diamètre du
champ modal (MFD), est un paramètre important qui caractérise le comportement des
fibres monomodes.
Figure 2.2: Distribution de l’amplitude du champ du mode fondamental dans une fibre
monomode.
𝑤0
𝐸0/𝑒
𝐸0
0
MFD=2𝑤0
9
Le MFD peut être déterminé par une relation entre le nombre 𝑉 et le rayon du cœur 𝑎 de
la fibre pour 0.8 < 𝜆𝜆𝑐
< 1.9:
MFD = 2𝑤0 = 𝑎 �0.65 + 1.619𝑉−32 + 2.879𝑉−6� (2.5)
Bien qu’on connaisse différentes causes de perte d’épissure, il existe une perte
intrinsèque due à la différence du MFD des deux fibres à fusionner. La perte de fusion 𝑇
est due à la différence entre les valeurs 𝑤01, et 𝑤02 du MFD dans les deux fibres. Cette
perte est donnée par:
𝑇 = −10log �4 �𝑤02𝑤01
+ 𝑤01𝑤02
�−2� 𝑑𝐵 (2.6)
2.1.2 Fibre à double gaine
La fibre à double gaine est largement utilisée dans les lasers à fibres. Initialement
proposée par Snitzer et coll. [21], cette configuration permet d’utiliser de puissantes
pompes multimodes de plus faible brillance pour le pompage optique de fibres dopées
monomodes. Une fibre à double gaine consiste à entourer la première gaine par un milieu
à plus faible indice de réfraction (la deuxième gaine) pour permettre le guidage optique.
La figure 2.3 présente une coupe transversale d’une fibre optique à double gaine.
Figure 2.3: Coupe transversale d’une fibre optique à double gaine.
Revêtement Deuxième gaine
Première gaine Cœur dopé
Axe du coeur
𝑛3
𝑛2 𝑛1 𝑛4
Indice de refraction
10
Cette deuxième gaine peut être soit du verre dopé au fluor, pour obtenir une ouverture
numérique (ON) de 0.22, ou un fluoroacrylate avec un indice de réfraction entre 1.38 et
1.36, permettant une ON entre 0.46 et 0.5. Le revêtement est toujours un polymère
permettant de conserver l’intégrité mécanique de la fibre optique. Plus l’ON de la
première gaine est élevée, plus la brillance du faisceau pompe pourra être faible. Le
revêtement de polymère à faible indice a donc un avantage important sur une
configuration tout verre. La forme non circulaire de la deuxième gaine contribue au
mélange modal de la pompe. Plusieurs travaux numériques [22, 23] portant sur le tracé de
rayon dans les fibres à double gaine circulaires montrent un faible recouvrement du
faisceau pompe avec le cœur.
Considérant l’ON fixée, il sera plus facile d’injecter de la puissance pompe dans la
première gaine si son diamètre est plus grand. Cependant, dans le cas où les dopants sont
uniformément répartis dans un cœur de diamètre donné 𝑑1 , l’absorption de la pompe 𝛼
par les dopants du cœur varie selon le carré du diamètre de la première gaine 𝑑2 selon :
𝛼 ∝ 𝑑𝟏2
𝑑𝟐2 ( 2.7)
Ainsi, pour 𝑑2 plus grand, il faudra grossir le diamètre de cœur ou augmenter la
concentration de dopant pour conserver une absorption de pompe suffisante.
2.1.3 Fibre avec un piédestal
Les fibres avec un piédestal, ou fibres à triple gaine, permettent un meilleur contrôle de la
composition du cœur, de l’indice de réfraction et de l’ON [24, 25]. Notamment, ce design
permet d’augmenter la concentration de dopant tout en ayant une faible ON dans les
fibres à grands champs modaux (LMA). La figure 2.4 montre le profil d’indice de
réfraction de ce type de fibre pour le cas d’un cœur à saut d’indice. Des travaux ont
montré que les fibres avec un piédestal ont une résistance aux pertes par courbure [26].
11
Figure 2.4: Profil d’indice de réfraction d’une fibre avec piédestal.
2.1.4 Les dopants
Différents dopants sont utilisés pour la fabrication des fibres optiques de silice [27] dans
le but de modifier les propriétés optiques et mécaniques de la préforme et de la fibre.
Cette sous-section présente une brève description des principaux effets des différents
dopants.
Ytterbium (Yb3+): L’ytterbium est une terre rare maintenant bien connue et largement
utilisée pour les lasers à fibres à 1 µm pulsés et continus (CW). Les concentrations
d’ytterbium trivalent (Yb3+) dans les fibres DCOF sont généralement élevées pour obtenir
un taux d’absorption suffisant. Ces fibres sont donc sujettes au photonoircissement bien
que les taux d’inversion sont généralement faibles à cause du courts temps de relaxation.
Germanium (Ge): Le Ge est utilisé comme dopant pour augmenter l’indice de réfraction.
Ce dopant augmente de façon importante la photosensibilité du verre au rayonnement
UV. Ainsi, des réseaux de Bragg sont inscrits par laser UV dans les fibres dopées au Ge
[28]. Pendant la fermeture de la préforme, le germanium a tendance à s’évaporer au
centre du cœur et cela peut créer une dépression de l’indice de réfraction. [29].
Axe du coeur
𝑎 −𝑎 Distance radial
𝑛3
𝑛2 𝑛1
𝑛4
1ère gaine Coeur
2e gaine
3e gaine
12
Aluminium (Al): L’aluminium est couramment utilisé [30] pour augmenter la
concentration d’Yb dans la matrice de verre. Ce dopant augmente l’indice de réfraction
du cœur et peut être utilisé pour remplacer le germanium. Une forte concentration
d’aluminium a montré une certaine résistance à la photodégradation, mais elle est trop
faible pour les applications de haute puissance [14]. La figure 2.5 montre, tel que mesuré
selon les techniques décrites dans les travaux de Morasse [31], les courbes de section
efficace d’absorption et d’émission pour une fibre aluminosilicate dopée Yb. Les fibres
aluminosilicates dopées à l’Yb sont donc généralement pompées à 915 et 975 nm.
Figure 2.5: Section efficace d’absorption et d’émission d’une fibre aluminosilicate dopée
Yb.
Phosphore (P): Les préformes sont fortement dopées au phosphore pour obtenir des
fibres dopées Yb3+ résistantes au photonoircissement [13, 30]. La forte concentration de
phosphore modifie considérablement les propriétés mécaniques du verre [15]. De plus,
les sections efficaces d’absorption de l’Yb deviennent plus uniformes entre 915 et 960
0,0E+00
5,0E-25
1,0E-24
1,5E-24
2,0E-24
2,5E-24
3,0E-24
800 850 900 950 1000 1050 1100 1150 1200
Longueur d'onde (nm)
Sect
ion
effic
ace
(m^2
)
Absorption
Emission
13
nm comme le montre la figure 2.6. Le pompage à 960 nm est possible et cela diminue
considérable le défaut quantique pour l’émission à 1.08 µm. La forte concentration de
phosphore entraîne aussi des fibres à pertes intrinsèques généralement plus élevées [32].
Le phosphore a une forte tendance à s’évaporer lors de la fermeture de la préforme par la
méthode modifiée de déposition de vapeur chimique (MCVD). Cela peut engendrer une
dépression centrale de l’indice de réfraction qui est difficilement compensée sans
détériorer les autres paramètres.
Figure 2.6: Section efficace d’absorption et d’émission d’une fibre phosphosilicate dopée
Yb.
Fluor (F): Le dopage au fluor est utilisé pour abaisser l’indice de réfraction du verre
[33]. Pour la fabrication de fibre à double gaine tout verre, la gaine de verre est dopée au
fluor pour abaisser considérablement son indice de réfraction et permettre le guidage de
la pompe. Les préformes seront dopées au F conjointement avec le Ge pour obtenir des
fibres photosensibles à faible ouverture numérique. Cependant, le fluor diffuse très
facilement dans la matrice de verre [34]. Cela a comme conséquence d’augmenter l’ON
0,0E+00
2,0E-25
4,0E-25
6,0E-25
8,0E-25
1,0E-24
1,2E-24
1,4E-24
1,6E-24
850 900 950 1000 1050 1100
Longueur d'onde (nm)
Sect
ion
effic
ace
(m^2
)
Absorption
Emission
14
de la fibre au niveau d’une épissure. Les pertes d’épissure peuvent donc être plus
importantes que prévu lorsqu’une fibre dopée au fluor est fusionnée à une fibre non
dopée au fluor, sauf dans le cas où cela améliore la compatibilité des champs modaux.
Bore (B) : Le bore est utilisé le plus souvent comme codopant afin d’augmenter la
photosensibilité des fibres dopées au germanium pour l’inscription de réseaux de Bragg
[35]. La concentration plus faible de germanium pour la même sensibilité permet
d’obtenir des fibres à faible ON sans l’ajout de fluor.
Cérium (Ce) : Le cérium est un élément reconnu comme antinoircissant dans l’industrie
du verre [15]. Il permettrait d’obtenir des fibres dopées à l'ytterbium avec une certaine
résistance à la photodégradation. Le cérium augmente l’indice de réfraction. Cependant,
la concentration de cérium est de l’ordre de celle d'ytterbium et la matrice aluminosilicate
dopée au cérium conserve toutes ses propriétés mécaniques. Le cérium n’offre pas une
contribution importante aux pertes de fonds intrinsèques.
2.1.5 Opération monomode des fibres multimodes.
Pour augmenter la puissance de sortie des LFHPs, il est intéressant d’augmenter le
diamètre de la gaine pour augmenter la puissance pompe. Cependant, l’absorption de la
pompe diminue rapidement, tel que présenté à la section 2.1.2. Il faut donc pouvoir
augmenter le diamètre du cœur. Cependant, les cœurs strictement monomodes deviennent
difficiles à obtenir lorsque le diamètre augmente. Selon l’éq. (2.2), il suffirait de diminuer
l’ouverture numérique pour obtenir un nombre V plus petit que 2.405 à la longueur
d’émission. En pratique, les fibres à très faible ouverture numérique (< 0.05) deviennent
inutilisables, car les pertes par courbure deviennent excessives. Ainsi, les fibres
deviennent rapidement multimodes lorsqu’on cherche des puissances élevés. L’opération
monomode des fibres multimodes est possible selon quelques techniques connues,
notamment le filtrage modal par perte de courbure et la sélection modale par injection.
15
Filtrage par perte de courbure :
Les fibres optiques à faible ouverture numérique (0.06 à 0.08) sont sujettes aux pertes
induites par courbure. Un filtrage modal est possible, car les modes d’ordre supérieur
subissent davantage de pertes de courbure que le mode fondamental [36]. Les fibres de
gros cœur et faible ouverture numérique sont appelées les fibres à grand champ modal
« LMA ». Les fibres à grand champ modal possédant un nombre V jusqu’à 7 peuvent être
opérées monomodes en enroulant la fibre de gain, pourvu que le rayon de courbure
nécessaire soit raisonnable (> 5cm) et que l’ouverture numérique soit suffisamment
faible. Une courbure trop forte peut engendrer des problèmes mécaniques à long terme.
Cette méthode de filtrage est largement utilisée, mais ne semble pas aboutir à des
produits commerciaux intéressants, notamment parce qu’il n’existe pas de réelle solution
à la photodégradation pour les fibres à faible ouverture numérique. Néanmoins, la
majorité des cavités laser fabriquées au cours de ce travail a été réalisée avec des fibres à
grand champ modal.
Sélection modale par injection
Depuis un certain temps, il est connu qu’une excitation monomode d’une fibre
multimode permet d’obtenir de l’amplification et un faisceau de sortie où la qualité est
limitée par la diffraction [37]. Il s’agit d’injecter un signal qui a un recouvrement parfait
avec le mode fondamental de la fibre multimode. La fibre doit être résistante aux
microcourbures pour éviter l’échange d’énergie entre les modes, ce qui détériorerait la
qualité du faisceau. Très récemment, Morasse et al. [38] ont proposé une méthode simple
pour obtenir des lasers CW de puissance utilisant des fibres multimodes à ON élevée.
Elle consiste à utiliser des fibres passives strictement monomodes dans la cavité et de
sélectionner l’ON et le diamètre de cœur pour que le diamètre de champ modal soit
compatible avec celui de la fibre de gain. Leur configuration utilise des réseaux de Bragg
inscrits dans des fibres monomodes d’ouverture numérique et de diamètre de cœurs plus
petits que ceux de la fibre de gain. Les pertes aux épissures pour le mode fondamental
sont néanmoins faibles car les diamètres des champs modaux étant similaires. Cette
16
méthode permet donc l’utilisation de fibres de gain ayant une ouverture numérique
jusqu’à 0.2. Les fibres qui ont montré une forte résistance à la photodégradation ont
généralement des ouvertures numériques élevées. Ainsi, des lasers à fibre de haute
puissance monomodes et résistants à la dégradation peuvent être conçus selon cette
méthode. Cependant, aucun système utilisant cette méthode n’a été fabriqué au cours de
ce travail.
2.1.6 La photodégradation du milieu de gain
L’observation de la photodégradation a lieu principalement lors de l’opération continue
des systèmes laser. De fait, les fibres dopées ytterbium, qui sont sensibles à cette
dégradation, permettent l’observation de la dégradation après quelques heures
d’opération continue. Par exemple, la figure 2.7 montre une fibre aluminosilicate dopée
ytterbium utilisée en amplificateur pendant 4 heures en continu. La dégradation dans ce
cas particulier est de plus de 1% à l’heure. Cela est catastrophique comparativement aux
spécifications de 10% aux dix mille heures généralement requises pour les applications.
Figure 2.7: Puissance de sortie en fonction du temps d’une fibre aluminosilicate dopée
ytterbium utilisée en amplificateur. La source laser produit un signal avec une puissance
de 15 W.
y = -0,50x + 54,46
52
52,5
53
53,5
54
54,5
55
0 0,5 1 1,5 2 2,5 3 3,5 4
Temps (heures)
Puis
sanc
e de
sor
tie (W
)
17
La photodégradation a cependant une signature spectrale très particulière sur la
transmission optique. Les pertes de transmission causées par le photonoircissement sont
des dizaines de fois plus importantes dans le visible. Ainsi, une dégradation de 1% sur la
transmission du signal dans le proche infrarouge correspond à une transmission
pratiquement nulle dans le visible. Pour faire ce type de mesure, une source blanche est
injectée dans la fibre de test et la puissance en fonction de la longueur d’onde est mesurée
par un analyseur de spectre optique (OSA). Une courbe de référence est d’abord réalisée
avant d’engendrer du photonoircissement à l’échantillon de fibre. Ensuite, la mesure est
reprise après cette opération. Cette mesure a été effectuée sur l’échantillon de la fibre
dégradée de la figure 2.7. Les résultats, portés à la figure 2.8, montrent le noircissement
prononcé de la fibre dans le visible.
Figure 2.8: Courbe de transmission spectrale avant et après une opération laser continue
d’une fibre aluminosilicate dopée Yb ayant engendré de la photodégradation.
-80
-75
-70
-65
-60
-55500 700 900 1100 1300 1500 1700
Longueur d'onde (nm)
Am
plitu
de (d
Bm
)
Avant photo-degradationAprès photo-degradation
—Avant photodégradation —Après photodégradation
18
Il est plutôt simple de quantifier la photodégradation dans le cas de fibres qui y sont
fortement sensibles. Cependant, la mesure de dégradation de fibres plus résistantes peut
être difficile à réaliser. De fait, dans un système laser, il n’y a pas que le milieu de gain
qui dégrade en fonction du temps. Les diodes laser subissent aussi une dégradation de
leur puissance de sortie en fonction du temps. De plus, les conditions expérimentales
changent énormément entre deux systèmes laser et cela rend difficile la comparaison des
fibres de gain. Des mesures de photodégradation des fibres dopées basées sur la signature
spectrale dans le visible ont été proposées [16]. Le but de ces bancs d’essai est de
contrôler le niveau d’inversion et de déceler avec plus de précision la photodégradation
pour réduire le temps de test. Cependant, cela considère uniquement la dégradation liée
au niveau d’inversion. Il y a toujours la possibilité que la dégradation soit aussi causée en
partie par le niveau de signal.
2.2 Composantes optiques
2.2.1 Diodes laser à semi-conducteur de puissance
Les diodes laser de puissance sont utilisées pour pomper les fibres à double gaine dopées.
Par leur coût, elles sont des composants très limitatifs pour la conception de systèmes
laser de haute puissance. La puissance maximale pouvant être injectée dans les systèmes
laser dépend directement de l’intensité du faisceau de sortie des diodes laser.
Typiquement, l' ouverture numérique du faisceau de sortie des diodes laser varie entre
0.12 et 0.22. Ces diodes fortement multimodes peuvent être couplées à une fibre de 100
µm à 200 µm de cœur. Il existe des diodes émettrices simples fibrées, généralement avec
des puissances pouvant aller de 7 W à 20 W pour une ouverture numérique de 0.12 à
0.15, offrant un bon rapport d’intensité sur le coût. Cependant, celles-ci n’intègrent
généralement pas de filtre dichroïque et sont donc sensibles aux instabilités laser et aux
retours de puissance sur la surface émettrice. Ces diodes émettrices peuvent être intégrées
dans un système optique dans le but d’en combiner les faisceaux et ainsi obtenir un
système de diodes puissant. Cela se fait au détriment de l’efficacité électrique et du coût,
mais l’intensité du faisceau de sortie se trouve augmentée et des protections (filtres
dichroïques, isolateur, etc.) peuvent y être insérées. Ces mêmes systèmes d’intégration
19
peuvent utiliser des barres de diodes laser. Ces systèmes de diodes produisent
typiquement entre 30 W et 100 W à des ouvertures numériques de 0.22 dans des fibres
multimodes avec des cœurs de 100 µm à 200 µm. Le coût de ces pompes est intimement
lié à l’intensité de sortie.
2.2.2 Coupleur optique multimode
Les diodes lasers à semi-conducteurs couplées dans de la fibre optique peuvent être
combinées en un seul faisceau vers une fibre à double gaine à l’aide d’un coupleur de
pompes multimode. Les coupleurs optiques assemblés par fusion sont capables de
supporter plus de 1 kilowatt de puissance pompe [39]. Ces composantes multimodes sont
donc nécessaires pour des systèmes laser de haute puissance tout fibre.
Figure 2.9: Schéma d’un coupleur multimode assemblé par fusion et distribution spatiale
des branches.
Le principe de fonctionnement des coupleurs multimodes repose sur la conservation de
l’intensité. Le rapport d’intensité BR est une fonction du diamètre d’entrée 𝐷entrés et de
sortie 𝐷sortie des fibres, de leurs ouvertures numériques respectives ONentrée , ONsortie et
du nombre de fibres d’entrée n [39] :
BR ≈ 𝐷sortie2 ONsortie
2
𝑛𝐷entrée2 ONentrée
2 (2.8)
3x1 7x1 19x1
Fusion des fibres de pompes Ancrage Épissure Revêtement double gaine
20
La conservation de l’intensité sera respectée pour BR≥1. Dans le cas contraire, le
coupleur aura des pertes importantes. En d’autres mots, il est impossible d’augmenter la
qualité d’un faisceau optique à l’aide de ce composant sans engendrer des pertes. En plus
de devoir respecter la conservation d’intensité, le nombre de fibres pouvant être
combinées est dicté par un arrangement spatial des fibres d’entrées. La figure 2.9 montre
également l’agencement spatial des fibres dans un coupleur. Typiquement, ces
combinateurs ont 3, 7, 13, 19, ou 31 fibres fusionnées ensemble. Finalement, la
distribution spatiale des cônes d’émission de la lumière pompe dans le guide d’onde
fortement multimode, parfois appelé facteur de remplissage (« filling factor »), est un
paramètre influant sur les pertes de pompe dans les coupleurs et les épissures. Le pire
scénario survient lorsque chaque élément spatial du guide d’onde émet une intensité
radiale uniforme qui recouvre complètement le cône d’acceptante du guide d’onde. Cela
correspond à un remplissage complet du guide d’onde. Les branches d’entrée présentant
ce scénario produiront des pertes supérieures dans le coupleur diminuant ainsi l’efficacité
globale du système laser.
2.2.3 Extracteur de modes de gaine
Un extracteur de modes de gaine (CMS « cladding mode stripper »), est utilisé pour
éliminer les modes se propageant dans la première gaine d’une fibre à double gaine. Le
principe consiste à éliminer le guidage optique en remplacent la deuxième gaine par un
milieu à haut indice de réfraction. La figure 2.10 montre la représentation sommaire de ce
concept. Le tracé des rayons indique que seuls les rayons à très faible ouverture
numérique seront encore présents dans la gaine après une propagation sur une distance 𝐿.
Des travaux expérimentaux par A.Wetter [40] démontrent cependant que ce type de CMS
simpliste extrait plus difficilement les rayons à faible divergence (ON < 0,05). Ces
résultats sont en accord avec nos observations sur les extracteurs de modes de gaine.
21
Figure 2.10: Représentation d’un CMS et propagation des rayons. Pour un CMS sur une
fibre à double gaine, les indices de réfraction vont comme suit : 𝑛2 < 𝑛1 < 𝑛3.
L’angle de divergence maximal du faisceau 𝜃𝑚𝑎𝑥 est généralement donné par l’ouverture
numérique (ON) de la gaine :
𝜃𝑚𝑎𝑥 = si𝑛−1(ON) (2.9)
L’angle maximal 𝜃𝐿 des rayons pouvant être injectés dans la gaine après une propagation
sur un distance 𝐿 est donné par :
𝜃𝐿 = atan 𝑑1𝐿
(2.10)
Dans l’hypothèse d’une distribution remplissant complètement la gaine, ce qui est le cas
de l’injection par lampe blanche de ce montage, la proportion d’énergie contenue dans un
cône de divergence 𝜃 est approximativement 𝜃/𝜃𝑚𝑎𝑥. Ainsi, l’atténuation 𝑎𝑡𝑡𝐶𝑀𝑆 d’un
CMS parfaitement droit est donc :
𝑎𝑡𝑡𝐶𝑀𝑆 = log 𝜃𝐿𝜃𝑚𝑎𝑥
(2.11)
Pour valider le modèle simple des tracés des rayons, une expérience a été réalisée. Elle
consiste à injecter un faisceau, à l’aide d’une lampe blanche, dans une fibre de 400 µm de
diamètre de gaine avec une ON maximale de 0.45 et de mesurer la différence de
puissance de sortie en fonction des paramètres du CMS.
𝐿
𝜃𝑚𝑎𝑥
𝜃𝐿 𝑛1 𝑛2 𝑛3
𝑑1
Absorbant metallique
22
Figure 2.11: Montage de mesure d’atténuation d’un CMS
La figure 2.12 présente les résultats, pour un rayon R infini, de l’atténuation approximée
par tracé des rayons et de l’atténuation mesurée expérimentalement.
Figure 2.12: Atténuation des modes de gaine simulée et mesurée d’un CMS droit en
fonction de sa longueur.
Pour un rayon de courbure infini, le tracé de rayon prédit l’atténuation du CMS. Les
premières conclusions sont donc que le guidage optique de la gaine, dans le CMS, est
complètement détruit et que l’énergie résiduelle s’explique par la simple propagation
libre de faisceaux faiblement divergents. Ainsi, ce type de CMS sera vraisemblablement
insuffisant dans une application laser, car l’ouverture numérique du signal à extraire de la
0
5
10
15
20
25
0 2 4 6 8 10 12
Longueur du CMS (cm)
Atté
nuat
ion
(dB)
MesuresTracé des rayons
Source de lumière blanche
Détecteur à sphère intégrante
𝐿
𝑅
CMS
𝑃𝑒𝑛𝑡𝑟é𝑒
𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒
Plusieurs boucles <4 cm de diamètre pour éliminer le guidage du cœur.
23
gaine est environ égale à l’ouverture numérique du cœur de la fibre. Cette énergie à faible
ouverture numérique provient des pertes d’épissures et des fuites par courbure du signal
se propageant dans le cœur de la fibre. Selon le tracé des rayons, dans une application
laser, l’atténuation d’un CMS de 5 cm aura une atténuation d’environ 8 dB sur le signal
se propageant dans la gaine comparativement au 17 dB d’atténuation de la pompe à
ouverture numérique élevée. Si le CMS est suffisamment courbé, tel qu’illustré à la
figure 2.13, le tracé des rayons montre que tous les rayons devraient être absorbés par le
milieu absorbant.
Figure 2.13: Tracé des rayons dans un CMS courbé de rayon 𝑅.
L’expérience de la figure 2.11 a donc été répétée pour différentes courbures et les
résultats sont présentés à la figure 2.14.
𝑅
Faisceau de lumère Absorbant à indice de refraction élevé Première gaine de la fibre
Coeur de la fibre
Deuxième gaine de la fibre
24
Figure 2.14: Résultats expérimentaux de l’atténuation des modes de gaine d’un CMS en
fonction de la courbure et de la longueur.
Comme le prédit le tracé de rayon, plus le CMS est long, plus l’atténuation est sensible à
la courbure. Ainsi, il est intéressant d’utiliser un CMS d’au moins 5 cm de long pour que
le rayon soit suffisamment grand. Une courbure trop serrée va engendrer des pertes sur le
signal se propageant dans le cœur de la fibre.
2.2.4 Réseaux de Bragg
Les réseaux de Bragg dans des fibres optiques ont été proposés et utilisés comme miroirs
pour une cavité à l’état solide pour la première fois par Hill [41]. Un réseau de Bragg est
produit par l’inscription périodique d’un faible changement d’indice dans le cœur d’une
fibre optique. Les FBGs sont des composantes clés pour les systèmes laser fibrés. Ils sont
généralement inscrits à l’aide d’un laser ultraviolet (UV) dans des fibres photosensibles
dopées au germanium. L’utilisation d’un masque de phase permet d’écrire des réseaux de
Bragg chirpés, mais d’autres méthodes existent, notamment l’inscription point par point
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
50
0 5 10 15 20 25 30 35
Courbure 1/R (m-1)
Atté
nuat
ion
(dB
)L=1cmL=2cmL=5cmL=10cm
25
pour des réseaux à long pas. Pour des lasers à fibre continus, les principaux paramètres
des réseaux de Bragg à considérer sont la réflectivité R, la longueur d’onde centrale 𝜆 et
la largeur spectrale σ. Dans une cavité laser à fibre continue de haute puissance, la
présence d’un fort réflecteur (HR) (>30 dB) et d’un faible réflecteur (LR) (5-20%) est
nécessaire. Les largeurs spectrales à mi-hauteur des réseaux de Bragg sont typiquement
comprises entre 0,5 nm à 5 nm et les pertes sur la transmission du signal sont faibles
(<0,03 dB). Cependant, le polymère de la fibre optique possède une faible transmission
dans l’UV. Le revêtement de la fibre doit donc être retiré de la zone d’écriture avant de
faire l’inscription. Pour les systèmes laser de puissance, les réseaux de Bragg sont écrits
dans une fibre à double gaine et le nouveau revêtement doit donc être d’une bonne qualité
pour éviter l’échauffement. L’inscription de réseau de Bragg par laser à impulsions ultra-
brèves [42] a un intérêt particulier, car l’inscription peut se faire à une longueur d’onde
transmise par le revêtement. De plus, cette méthode permet d’inscrire directement les
réseaux de Bragg dans la fibre de gain et obtenir une cavité laser sans épissure.
2.2.5 Élargisseur de faisceau
Un élargisseur de faisceau permet d’élargir le diamètre du faisceau à la sortie de la fibre.
Cela permet de diminuer l’intensité à la surface d’émission et de réduire
considérablement le signal couplé dans le cœur après une réflexion à l’interface. Il est
fabriqué en faisant une clive droite à une très courte distance (≈ 1 𝑚𝑚) après une
épissure entre la fibre de sortie et une fibre sans cœur. Un tracé de rayon simple, montré à
la figure 2.3, permet de faire la conception d’un élargisseur de faisceau.
26
Figure 2.15: Schéma de conception d’élargisseur de faisceau.
Le diamètre du faisceau de sortie 𝑑𝑓, valide pour 𝑑𝑓 ≤ 𝑑𝑒, est fonction de la
divergence 𝜃𝑒 ≡ 𝑂𝑁, du diamètre de faisceau initial 𝑑0 et de la longueur de propagation
𝐿𝑒 selon:
𝑑𝑓 = 2 �𝐿𝑒+ 2tan 𝜃𝑒𝑑0
� tan 𝜃𝑒 (2.12)
Différentes conceptions et dispositions permettent d’obtenir des élargisseurs de faisceau
de puissance avec extracteur de modes de gaine intégré et une grande isolation cœur-
cœur et cœur-gaine [43]. Ceux-ci permettent donc une meilleure isolation contre la
lumière parasite provenant des réflexions en milieu industriel.
2.2.6 Câble de sortie
Dans les systèmes laser fiables, la fibre de sortie est généralement protégée dans un
cordon métallique. La cavité étant protégée dans un emboîtement, ce câble permet de
transporter le faisceau laser de sortie et d’offrir une grande flexibilité par rapport à un
faisceau se propageant dans l’air. Le faisceau de sortie est collimé par un système optique
de lentilles. Ceux-ci doivent avoir des couches antireflets pour éviter les pertes par
réflexion de Fresnel. Un élargisseur de faisceau est soudé au bout de la fibre et celui-ci
𝑑0 𝑑𝑒
𝐿𝑒
𝜃𝑒 𝑑𝑓
27
est refroidi par contact, car les réflexions de Fresnel à la sortie de la fibre génèrent un flux
thermique important. Il est aussi possible de déposer une couche antireflet au bout de
l’élargisseur de faisceau pour minimiser les pertes par réflexions de Fresnel. La qualité
optique du câble de sortie doit être excellente pour conserver une qualité de faisceau
limitée par la diffraction. Dans un milieu industriel, ce câble sera soumis à des flexions.
Une fibre de sortie avec une ON trop faible (<0,06) peut engendrer des problèmes de
stabilité du faisceau lorsque le câble est manipulé.
2.3 Conception et simulation numérique
2.3.1 Simulations numériques
La théorie des lasers à fibre est bien décrite dans la littérature. Des modèles numériques
permettent de simuler les valeurs d’efficacité laser, d’inversion de population ou de
distribution de l’énergie en fonction des paramètres des fibres optiques et des pompes
[31]. Ces modèles ont été validés expérimentalement pour des lasers monomodes pulsés
et continus. Ces modèles numériques sont utilisés ici pour déterminer les comportements
des lasers à fibre continus et leur impact sur la conception. Les paramètres de simulation
utilisés sont présentés au tableau A.1.
Longueur optimale intracavité
Un des paramètres importants obtenus par simulation est la longueur de fibre active 𝐿𝑜𝑝𝑡
qui maximise la puissance du signal à la sortie . Il est utile de connaître cette longueur
avant d’entreprendre le montage d’un système laser. La longueur optimale 𝐿𝑜𝑝𝑡 dépend
fortement des pertes intrinsèques 𝑃𝐹 et du taux d’absorption de la pompe 𝛼. Elle dépend
aussi du schéma de pompage (co-propagation, contre-propagation ou bidirectionnel). La
réflectivité 𝑅2 du réflecteur LR affecte à une moindre mesure 𝐿𝑜𝑝𝑡 proportionnellement
au niveau des pertes de fond. Les autres paramètres de simulation ont une influence
marginale. La présence d’une longueur optimale provient de l’équilibre entre les pertes
engendrées par les pertes intrinsèques et le signal généré. L’ajout d’un élément 𝑑𝑙 peut
28
causer davantage de pertes sur le signal, se propageant à travers celui-ci, que le signal
qu’il peut générer en absorbant la pompe. La figure 2.16 montre une courbe typique de la
puissance de sortie en fonction de la longueur de la fibre active. Sachant que le sommet
de cette courbe a une faible pente, une longueur supérieure à 𝐿𝑜𝑝𝑡 permet de diminuer la
pompe résiduelle n'affectant que légèrement l’efficacité du système. La valeur de
longueur optimale est une longueur minimale car, si elle est inférieure, l’efficacité sera
faiblement modifiée mais la pompe résiduelle sera importante.
Figure 2.16: Courbe typique de la puissance de sortie en fonction de la longueur de la
fibre active.
0
10
20
30
40
50
60
70
80
0 10 20 30 40 50 60
Longueur de la fibre active (m)
Puis
sanc
e de
sor
tie (W
)
29
Les longueurs optimales ont été simulées pour plusieurs valeurs d’absorption 𝛼 (𝑑𝐵/𝑚) ,
de perte de fonds 𝑃𝐹 (𝑑𝐵/𝐾𝑚) et de réflectivité 𝑅2 du réflecteur LR. Les résultats de
simulation ont été corrélés de façon à obtenir 𝐿𝑜𝑝𝑡 (m) sans avoir recours à nouveau au
simulateur numérique :
𝑳𝒐𝒑𝒕 = [(A ∙ 𝑹𝟐 + B) ∙ Ln(𝑷𝑭) + (C ∙ 𝑹𝟐 + D)] ∙ 𝜶(E∙Ln(𝑷𝑭)+F) (2.13)
Les constantes pour le pompage colinéaire sont données au tableau 2.1.
Constante Pompage en co-propagation
A 8,776x10-3
B -3,285
C -9,576x10-2
D 25,28
E 5,202x10-2
F -9,163x10-1
Tableau 2.1: Constantes de corrélation pour le calcul de la longueur optimale de fibre
active dans une cavité laser.
𝐿𝑜𝑝𝑡 diminue avec l’augmentation de 𝛼, des pertes de fonds 𝑃𝐹 et l’augmentation de la
réflectivité du LR 𝑅2. Généralement, après 15 dB d’atténuation de la pompe, il ne reste
pas assez de puissance pompe pour compenser les pertes sur le signal. Quant à
l’augmentation de 𝑅2, cela fait accroître le parcours moyen intracavité et donc les pertes
totales sur le signal.
Distribution d’énergie
La distribution intracavité de la pompe et du signal a un impact sur l’importance des
pertes d’épissures et sur l’efficacité laser. La distribution dépend fortement de 𝑅2, du
30
défaut quantique, de 𝑃𝐹 et de 𝛼. Les figures 2.17 et 2.18 montrent la distribution du
signal et de la pompe en fonction de la réflectivité du LR pour les deux directions de
pompage. Le symbole (+) signifie que le signal ou la pompe se propage vers la sortie
alors que c’est l’inverse pour le (-). L’augmentation de la réflectivité du LR 𝑅2 provoque
les effets suivants :
- Augmentation de l’énergie emmagasinée dans la cavité laser.
- Les pertes d’épissure agissent sur une puissance de signal supérieure.
- Augmentation de la proportion de signal à la position 0 par rapport à la sortie.
- Augmentation du parcours moyen intracavité des photons. L’efficacité diminuera
avec l’augmentation des pertes intrinsèques de la fibre.
- La proportion du signal rétroréfléchi augmente et la cavité devient plus résistante
aux instabilités extérieures. Il est possible que cela augmente la sélection modale
dans certaines configurations.
La figure 2.18 montre pourquoi le pompage en contre-propagation est avantageux sur le
plan de l'efficacité. Le signal est généré plus près de la sortie et subira les pertes
intrinsèques de la fibre de gain sur une distance plus courte. Cependant, le pompage en
contre-propagation entraîne des complications sur l’isolation des diodes pompes. Cela
sera discuté à la section 2.3.3.
31
Figure 2.17: Distribution de la puissance à l’intérieur de la cavité laser en fonction de la
réflectivité 𝑅2 du réflecteur LR pour un pompage en c-opropagation.
Figure 2.18: Distribution de la puissance à l’intérieur de la cavité en fonction de la
réflectivité du LR 𝑅2 pour un pompage en contre-propagation.
0
20
40
60
80
100
120
0 5 10 15 20 25 30 Position dans la fibre active (m)
Puis
sanc
e de
sig
nal (
W)
Signal (+) (W) R2=30% Signal (-) (W) R2=30% Pompe (-) (W) Signal (+) (W) R2=10% Signal (-) (W) R2=10%
0
20
40
60
80
100
120
0 5 10 15 20 25 30 Position dans la fibre active (m)
Puis
sanc
e de
sig
nal (
W)
Signal (+) (W) R2=30% Signal (-) (W) R2=30% Pompe (+) (W) Signal (+) (W) R2=10% Signal (-) (W) R2=10%
32
L’inversion de population d’un élément 𝑑𝑙 dépend de son niveau de pompage par rapport
au signal le traversant. Au point d’injection de pompe dans la cavité, le rapport de la
puissance pompe par rapport au signal est plus élevé en co-propagation qu’en contre-
propagation. Les inversions maximale et moyenne de la cavité sont donc plus élevées
pour un pompage colinéaire. Par conséquent, cela peut avoir des effets sur la
photodégradation.
Figure 2.19: Inversion de population à l’intérieur de la cavité en fonction de la réflectivité
𝑅2 du réflecteur LR pour un pompage en co-propagation et en contre-propagation.
0,8%
0,9%
1,0%
1,1%
1,2%
1,3%
1,4%
0 5 10 15 20 25 30
Longueur (m)
Inve
rsio
n de
pop
ulat
ion
CopropagationR2=30% CopropagationR2=10% Contre propagationR2=10% Contre propagationR2=30%
33
Efficacité des cavités laser
L’efficacité d’un système laser est définie par la pente de la courbe de puissance de sortie
laser en fonction de la puissance de pompage. Cette efficacité varie principalement en
fonction de α, de PF, du défaut quantique et à une moindre mesure de R2. La figure 2.20
affiche l’efficacité maximale pouvant être extraite avec la longueur de cavité optimale
selon les paramètres α et PF de la fibre active pour un réflecteur LR d’une
réflectivité R2 = 10%. Cette figure est spécifique au pompage colinéaire à 915 nm pour
une émission laser à 1080 nm. La première conclusion démontre que même pour une PF
faible, 𝛼 devrait être supérieure à 0.7 dB/m pour maximiser l’efficacité. D’un autre côté,
l’absorption maximum est généralement limitée par les effets thermiques, la
concentration maximale d’Yb lors de la fabrication de la préforme et le ratio cœur/gaine
de la fibre. L’augmentation de la réflectivité du LR va pénaliser les fibres à PF élevée
comme le montre la figure 2.21. Pour cette figure, la réflectivité 𝑅2 est de 30%.
Figure 2.20: Efficacité laser à 1080 nm d’une cavité de longueur optimale (𝐿𝑜𝑝𝑡) en
fonction de l’absorption de la pompe 𝛼 à 915 nm et des pertes de fonds 𝑃𝐹 de la fibre
dopée Yb pour une réflectivité 𝑅2 = 10%. La configuration de pompage est colinéaire.
24
1020
3040
5060
80100
120140
160180
200 dB/km
40
45
50
55
60
65
70
75
80
85
0 0,5 1 1,5 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5
Absorption α (dB/m)
Effic
acité
lase
r (%
)
34
Figure 2.21: Efficacité laser à 1080 nm d’une cavité de longueur optimale (𝐿𝑜𝑝𝑡) en
fonction de l’absorption de la pompe 𝛼 à 915 nm et des pertes de fonds 𝑃𝐹 de la fibre
dopée Yb pour une réflectivité 𝑅2 = 30%. La configuration de pompage est colinéaire.
24
10
2030
4050
6080
100120
140160
180200 dB/km
40
45
50
55
60
65
70
75
80
85
0 0,5 1 1,5 2 2,5 3 3,5 4 4,5 5
Absorption α (dB/m)
Effic
acité
lase
r (%
)
35
2.3.2 Les configurations de pompage des cavités laser
HR LRCP n→1 AC
FA
a) Schéma de pompage en propagation colinéaire.
HR LR
FA
CP n+1→1 AC
b) Schéma de pompage en propagation colinéaire avec CP intracavité.
HR LR
FA
CP n+1→1 AC
c) Schéma de pompage en contre-propagation
HR LR
FA
CP n+1→1 AC
d) Schéma de pompage en contre-propagation avec CP intracavité
HR LR
FA
CP n+1→1 ACCP n→1
e) Schéma de pompage en co et en contre-propagation avec 2e CP intracavité
Figure 2.22: Différentes configurations de pompage de cavités laser en format tout fibre.
La configuration a) de la figure 2.22 représente le schéma de pompage typique en co-
propagation. Elle permet l’utilisation d’un combinateur de pompe (CP) avec le maximum
36
de branches de pompe possible. Cette configuration maximise la puissance de sortie
comparativement à la configuration b). Celle-ci utilise une branche de pompe en moins et
insère des pertes de signal intracavité au profit de deux épissures en moins qui
contribuent aux pertes sur la pompe. Généralement, la configuration a) sera supérieure en
puissance de sortie et en efficacité que la configuration b). La configuration c) constitue
le schéma de pompage typique en contre-propagation. Cependant, la configuration d)
illustre une modification avantageuse diminuant les pertes sur la pompe tout en n'ajoutant
que peu de pertes sur le signal, dépendamment du niveau de réflectivité du LR. De plus,
cette configuration, par rapport à c), réduit la quantité d’énergie renvoyée aux pompes.
Finalement, la configuration e) présente le schéma de pompage bidirectionnel qui
maximise la puissance de sortie et l’efficacité.
2.3.3 Isolation des combinateurs en contre-propagation
Le pompage en contre-propagation permet d’augmenter l’efficacité du système et la
puissance de sortie dans le cas d’un pompage bidirectionnel. Cependant, tous les modes
de gaine qui se propagent vers un combinateur en contre-propagation seront couplés dans
ces branche de pompe. Cette énergie ne peut pas être extraite de la gaine avec un CMS
car le faisceau utile y est présent. De plus, la branche signal du combinateur engendre des
pertes sur le signal qui sera aussi couplé vers les branches de pompe. Cette section
montre, à titre comparatif, la charge optique que doivent supporter les combinateurs en
contre-propagation. La configuration étudiée est illustrée à la figure 2.23.
HR LR
AF αpompe≈15dB
CP B: n+1→1 ACCP A: n→11 2 3 4 5
PsortieP→CP A P→CP B
Figure 2.23: Schéma d’analyse pour l’isolation des combinateurs
37
Le signal (+) et le signal (-) traversant les épissures 2 et 3 peuvent être déduits des
distributions d’énergie intracavité de la section 2.3.1. Par simplicité, on suppose que les
combinateurs de pompes injectent une puissance égale 𝑃𝐶𝑃 𝐴 = 𝑃𝐶𝑃 𝐵 = 𝑃𝑝𝑜𝑚𝑝𝑒. Les
niveaux de signal aux épissures seront donc déduits directement des figures 2.17 et 2.18.
L’épissure #2 correspond à la position 0 sur l’axe des abscisses des figures de distribution
alors que l’épissure #3 correspond à la fin. La distribution d’énergie en pompage
bidirectionnel peut être approximée par la somme de celles du pompage en co-
propagation et en contre-propagation. La puissance de sortie 𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 est donnée par la
différence entre le signal (+) et le signal (-) à l’épissure #3.
𝑷𝒔𝒐𝒓𝒕𝒊𝒆 = 𝑷𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(+)#𝟑− 𝑷𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(−)#𝟑 (2.14)
Avec les paramètres de simulations de la section 2.3.1, les proportions de signal ρsignal, par rapport à 𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 , et de pompe 𝜌𝑝𝑜𝑚𝑝𝑒, par rapport à 𝑃𝑝𝑜𝑚𝑝𝑒 aux épissures sont données au tableau 2.2.
Signal(+) Signal(-) Pompe(+) Pompe(-)
Épissure / 𝑅2 10% 30% 10% 30%
#1 0% 0% 0% 0% 100% 3,2%
#2 35% 78% 35% 78% 100% 3,2%
#3 111% 143% 11% 43% 3,2% 100%
#4 111% 143% 11% 43% 0% 0%
#5 100% 100% 100% 100% 0% 0%
Tableau 2.2: Proportions de signal et de puissance pompe aux épissures en fonction du
niveau de réflectivité du réflecteur LR. Les paramètres de simulations sont les mêmes que
ceux de la section 2.3.1.
La puissance pompe 𝑃𝑝𝑜𝑚𝑝𝑒 de chacun des deux combinateurs est reliée à la puissance de
sortie 𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 par l’efficacité optique du système 𝜂 :
38
𝑷𝒑𝒐𝒎𝒑𝒆 = 𝑷𝒔𝒐𝒓𝒕𝒊𝒆𝟐𝜼 (2.15)
Les puissances retournées aux combinateurs, 𝑃 → 𝐶𝑃𝐴 et 𝑃 → 𝐶𝑃𝐵, sont donc obtenues à
partir des proportions de puissance, 𝜌𝑠𝑖𝑔𝑛𝑎𝑙 et 𝜌𝑝𝑜𝑚𝑝𝑒, des pertes sur le signal des
épissures et des combinateurs, 𝑝𝑒𝑝𝑖 et 𝑝𝐶𝑃, de l’efficacité du système 𝜂 et la puissance de
sortie 𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 :
𝑷→𝑪𝑷 𝑨 = �𝒑𝒆𝒑𝒊 ∙ 𝝆𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(−)_#𝟐 + 𝒑𝒆𝒑𝒊 ∙ 𝝆𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(−)_#𝟑 +𝝆𝒑𝒐𝒎𝒑𝒆(−)_#𝟐
𝟐𝜼�𝑷𝒔𝒐𝒓𝒕𝒊𝒆 (2.16)
𝑷→𝑪𝑷 𝑩 = �𝒑𝒆𝒑𝒊 ∙ 𝝆𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(+)_#𝟐 + 𝒑𝒆𝒑𝒊 ∙ 𝝆𝒔𝒊𝒈𝒏𝒂𝒍(+)_#𝟑 +𝝆𝒑𝒐𝒎𝒑𝒆(+)_#𝟑
𝟐𝜼+ 𝒑𝑪𝑷_𝑩�𝑷𝒔𝒐𝒓𝒕𝒊𝒆 (2.17)
Les paramètres d’une cavité laser typique pompée à 915 nm sont; 𝜂 = 70%, 𝑝𝑒𝑝𝑖 =
0.1 𝑑𝐵 et 𝑝𝐶𝑃_𝐵 = 0.3 𝑑𝐵. Les proportions de puissances retournées aux combinateurs
sont présentées au tableau 2.3. Les résultats montrent que pour une cavité typique, il y a
de 3 à 4 fois plus de puissance optique qui est couplée vers les pompes lorsqu’un
combinateur est utilisé en contre-propagation. Tout dépendant du nombre de branches
𝑛 des combinateurs et de la puissance des diodes laser, un combinateur utilisé en contre-
propagation peut ne pas être viable. Les diodes laser seront aussi beaucoup plus sensibles
aux instabilités de la cavité laser. Notamment, l’utilisation d'une fibre active LMA
engendre la possibilité que des modes supérieurs du cœur soient générés et filtrés.
L’énergie de ces modes supérieurs sera donc entièrement retournée aux combinateurs et
s’additionnera à la charge déjà élevée.
39
Proportion de puissance retournée
aux combinateurs
Réflectivité du LR
10% 30% 𝑃→𝐶𝑃 𝐴
𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 4,5% 8%
𝑃→𝐶𝑃 𝐵
𝑃𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 16% 20%
Tableau 2.3: Proportion approximative de puissance retournée aux combinateurs de
pompe en fonction de la réflectivité du LR pour un schéma de pompage bidirectionnel.
2.3.4 Assemblage des cavités laser : alignement actif
L’assemblage des cavités lasers par alignement actif se fait à l’aide d’une source de
lumière et d’un détecteur. L’alignement actif permet de minimiser les pertes d’épissures.
De fait, l’alignement par caméra des fusionneuses est insuffisant lorsque des fibres ayant
une forme non circulaire sont utilisées. Les données obtenues après l’assemblage sont les
pertes d’épissure et les pertes totales de la cavité. Voici la procédure d’assemblage de
cavité laser par alignement actif.
A) La source de signal utilisée est une DEL (ELED) couplée dans une fibre de type
HI1060. La longueur d’onde de celle-ci est centrée à 1310 nm. Le détecteur est une
sphère intégrante (ILX FPM-8210H). La source est connectée à un détecteur à l’aide
d’une fibre SCOF compatible aux fibres de la cavité laser à assembler. Idéalement,
cette fibre doit être la version SCOF de fibres utilisées pour les FBGs. Un adaptateur
de fibre de type BFA est utilisé pour se connecter au détecteur. Dans le cas de fibre
de type LMA, quelques boucles après la source et avant le détecteur sont nécessaires
pour filtrer les modes d'ordres supérieurs. Cela permet d’optimiser l’alignement sur
le mode fondamental. La valeur de puissance mesurée sert de référence.
40
DétecteurELED1310 nm
HI1060
Fibre SCOF
Enroulement
Fibre SCOF
EnroulementBFA
B) La fibre SCOF de référence est cassée en son milieu puis fusionnée. On obtient la
perte de cette épissure directement en comparant la mesure de puissance avec la
référence.
DétecteurELED1310 nm
HI1060
Fibre SCOF
Enroulement
Fibre SCOF
EnroulementBFA
C) L’épissure faite à l’étape B) est brisée pour y insérer les FBGs. Ceux-ci sont
fusionnés avec un alignement par caméra. Les FBGs ne sont pas toujours
bidirectionnels, mais le sens est généralement indiqué. La mesure de puissance par
rapport à la référence de l’étape A) donne la somme des pertes de transmission des
FBGs et des trois épissures. Chaque épissure a une perte comparable à la perte de
l’épissure réalisée à l’étape B. Le réflecteur HR a généralement des pertes de
transmissions importantes (>0.5 dB). La mesure de puissance de cette étape devient
la nouvelle référence pour les étapes ultérieures.
DétecteurELED1310 nm
HI1060
Fibe SCOF
Enroulement
Fibe SCOF
Enroulement
HR LR BFA
D) L’épissure entre les FBGs est brisée pour insérer la fibre active. Il est impossible de
faire un alignement actif sur la première épissure. Elle doit donc être faite avec
alignement par caméra. La deuxième épissure peut cependant être faite par
alignement actif. L’alignement actif consiste à aligner les deux bouts de fibres à
fusionner en maximisant la puissance au détecteur. La première épissure peut être
brisée et refaite avec un alignement actif. Ces deux épissures peuvent être refaites de
façon itérative dans le but de diminuer les pertes d'épissure du mode fondamental. La
41
mesure de puissance au détecteur, comparée à la mesure de la référence de l’étape
C), donne la somme des pertes des deux épissures et des pertes intrinsèques de la
fibre active moins la perte engendrée par l’épissure qui a été cassée entre le HR et le
LR (valeur approximée à l’étape B).
DétecteurELED1310 nm
HI1060
SCOF
Enroulement
SCOF
Enroulement
HR LR
Fibre active
1 2 BFA
E) Les épissures de la fibre active (épissures #1 et #2) sont prêtes à être nettoyées et
revêtues par un acrylate à faible indice de réfraction. La cavité est ensuite
déconnectée des deux bouts de la fibre SCOF. Si nécessaire, un câble de sortie peut
être fusionné avec un alignement par caméra. Le CMS peut être fabriqué directement
au niveau de l’épissure entre le LR et le câble de sortie.
HR LR
Fibre active
1 2Câble de
sortieCMS
42
3 Expérimentation de système laser
3.1 Système laser de 100 W monomode et étude des configurations
Un système laser monomode a été utilisé pour étudier différents types de configurations
laser possibles selon la technologie de pompage et de coupleur disponibles à ce moment.
Le système est conçu pour vérifier les performances d’un système monomode pompé par
des diodes à simple émetteur de 7 W. Pour l’expérimentation, des diodes protégées de
30W à ON=0.22 couplées dans une fibre de sortie, ayant un cœur de 100 µm, sont
utilisées pour pomper le système. Il est important d’utiliser des pompes protégées pour
les premiers essais du système laser, car la moindre instabilité du laser peut facilement
détruire toutes les diodes à simple émetteur. Les caractéristiques des composants utilisés
sont présentées au tableau 3.1.
Paramètre Valeurs
Diamètre de la fibre dopée 6.2 µm de cœur , 125 µm de 1e gaine,
Absorption de la pompe 0,937 dB/m à 915 nm
Longueur de fibre active 15 m
Perte de fond intrinsèque 56 dB/km
ON du cœur de la fibre active 0.121
ON des fibres à double gaine 0.46
Bande spectrale du HR 3 nm
Bande spectrale du LR 1 nm
Réflectivité du LR 5%
Angle de la clive à la sortie 8°
Perte sur le signal à une épissure De 0.1 dB à 0.2 dB
Perte sur la pompe à une épissure De 2% et 5%
Perte sur le signal à un combinateur 0.06 dB
Perte sur la pompe à un combinateur 0,4 dB
Tableau 3.1: Paramètres communs des systèmes laser.
43
Les configurations en cavité laser testées sont présentées à la figure 3.1.
Configuration 1 : Pompage en co-propagation
HR@1080nm LR@1080nm5%
6/125µm Yb
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
AC
Configuration 2 : Pompage bidirectionnel
HR@1080nm LR@1080nm5%
6/125µm Yb
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
AC
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
Configuration 3 : Pompage bidirectionnel avec combinateur intracavité
HR@1080nm LR@1080nm5%
6/125µm Yb
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
AC
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
Configuration 4 : Système à pompage distribué
HR@1080nm
6/125µm Yb
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
6/125µm Yb
49WCP 2+1 →1
Pompe49W@915nm
27WCP 2+1 →1
Pompe27W@915nm
LR@1080nm5%
AC
Configuration 5 : Système à étage d’amplification
HR@1080nm
6/125µm Yb
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
54 WCP 2+1 →1
Pompe54W@915nm
6/125µm Yb
49 WCP 2+1 →1
Pompe49W@915nm
27 WCP 2+1 →1
Pompe27W@915nm
LR@1080nm5%
AC
Figure 3.1: Les différentes configurations de systèmes laser 100 W ayant été
expérimentées
44
L’efficacité optique a été mesurée pour chacune des configurations. Il a aussi été possible
de comparer l’efficacité en fonction du schéma de pompage. L’efficacité optique est
donnée par la pente de la courbe de la puissance de sortie en fonction de la puissance
d’entrée. Les résultats des efficacités optiques sont présentés au tableau 3.2
Configuration Efficacité optique du système
1 pompé en co-propagation 54,6%
2 pompé en co-propagation 49,5%
2 pompé en contre-propagation 54,1%
2 en pompage bidirectionnel 54,6%
3 pompé en co-propagation 49,8%
3 pompé en contre-propagation 57,2%
3 en pompage bidirectionnel 55,8%
4 en pompage bidirectionnel 55%
5 en pompage bidirectionnel Laser : 42,4%, amplificateur : 64,6%, global : 55%
Tableau 3.2: Pente d’efficacité optique par rapport à la pompe injectée pour les
différentes configurations.
Tel que prédit par la simulation, la comparaison des configurations 2 et 3 de la figure 3.1
montre que le pompage en contre-propagation offre une meilleure efficacité que le
pompage en co-propagation. La configuration 1 semble offrir une bonne efficacité, car il
n’y a pas de combinateur en sortie. Cependant, un combinateur en sortie agit comme un
extracteur de mode de gaine. Au moment de ces expérimentations, il n’y avait pas de
CMS à la sortie des systèmes laser. La puissance déviée par les épissures est absorbée
lorsqu’ils traversent un combinateur dans les configurations 2 et 3, mais elle ne l’est pas
dans la configuration 1. La configuration 2 pompée en co-propagation montre que
l’efficacité chute de 5,1% lorsqu’un combinateur est ajouté à la sortie. Ainsi, l’efficacité
de la configuration 1 est surévaluée d’environ 4%. La configuration 3 permet de diminuer
une perte d’épissure sur la pompe par rapport à la configuration 2. Puisque les pertes sur
la pompe causées par les épissures étaient importantes pendant ces expérimentations, la
45
configuration 3 en pompage bidirectionnel en était donc la configuration à simple étage
optimisant la puissance de sortie.
Les configurations 4 et 5 sont des systèmes à étages multiples. Le but de ces
configurations est de comparer le comportement d’une source et d’un amplificateur avec
son équivalent en oscillateur. La position du réflecteur LR est donc le seul élément
modifié entre les deux configurations. La figure 3.2 présente les courbes de puissances de
sortie en fonction de la puissance d’entrée pour les configurations 4 et 5.
Figure 3.2: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe des configurations 4 et
5. Les pentes d’efficacité sont indiquées sur les différentes courbes.
Les amplificateurs sont reconnus pour leur efficacité élevée. La configuration 4, qui est
obtenue en modifiant la position du réflecteur LR, présente sensiblement la même
efficacité qu’un système source-amplificateur. Ainsi, l’utilisation d’un étage
d’amplification n’apporte pas d’amélioration significative à l’efficacité optique tant que
les pertes de fonds sont raisonnables. L’écart entre l’efficacité d’un amplificateur et d’un
(cfg. 4) pente laser= 55%
(cfg. 5) pente de la source = 42%
(cfg. 5) pente de l'amplificateur = 65%
0
10
20
30
40
50
60
70
0 20 40 60 80 100 120 Puissance de pompe à 915 nm (W)
Puis
sanc
e de
sor
tie
à 10
80 n
m (W
)
46
oscillateur dépend fortement de la réflectivité du réflecteur LR et des pertes de fonds.
Dans ces montages, la réflectivité était de seulement 5 % et les pertes de fonds agissaient
sur une rétroaction relativement faible. De plus, il y a certaines différences entre le
comportement des deux configurations; c.-à-d. la puissance dans les cœurs retournée au
premier combinateur CP1 est de plusieurs ordres de grandeur supérieure pour la
configuration 4. Cela peut-être expliqué par l'élargissement spectral (voir chapitre 5) qui
est plus importante pour cette configuration.
Figure 3.3: Puissance de signal retournée au combinateur CP1 en fonction de la puissance
de pompe des configurations 4 et 5.
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
0 20 40 60 80 100 120 Puissance de pompe à 915 nm (W)
Puis
sanc
e si
gnal
en
cont
re p
ropa
gati
on à
CP1
(µW
) co
nfig
urat
ion
5
0
5
10
15
20
25
30
35
Puis
sanc
e si
gnal
en
cont
re p
ropa
gati
on à
CP1
(mW
),
conf
igur
atio
n 4
Configuration 5: source Configuration 5: amplificateur Configuration 4
47
3.2 Cavité laser kilowatt
L’objectif de cette phase du projet est de développer une cavité laser pouvant atteindre
près de 1 kW de puissance moyenne nominale en sortie. La configuration est fortement
dictée par la disponibilité des pompes. Cette cavité est conçue dans le but d’être pompée
par un système de diodes laser de 1.5 kW couplé à une fibre de 400 µm avec ON=0.46. Il
n’y aura donc pas de coupleur de pompe pour l’opération à 1 kW. Cependant, un
coupleur de pompe (CP) est utilisé pour les mesures en laboratoire. La configuration laser
sélectionnée est montrée à la figure 3.4. La fibre active est dénotée par « FA ».
Figure 3.4: Schéma de la configuration du laser KW.
3.2.1 Caractérisation optique du laser 400W #1 en opération monomode
utilisant une fibre dopée LMA.
La cavité laser est pompée jusqu’à 520 W de puissance pompe à une longueur d’onde de
915 nm. La puissance pompe provient de la combinaison de 18 pompes de 30 W, à
ON=0.22, à l’aide d’un coupleur de 19 branches vers une fibre de 400 µm de gaine à
ON=0.46. Le réflecteur HR est inscrit dans une fibre à double gaine de 20 µm de cœur à
ON=0.069 et 400 µm de gaine. Sa bande spectrale est centrée à 1080 nm avec une largeur
d’environ 1 nm. Le réflecteur LR est inscrit dans le même type de fibre que le réflecteur
HR. Sa réflectivité est d’environ 10%, sa bande spectrale est centrée à 1080 nm et sa
largeur est de 0.6 nm. La fibre dopée est une fibre aluminosilicate dopée au fluor à saut
d’indice avec 20 µm de cœur à ON=0.067. Elle est une fibre à double gaine de 400 µm à
ON=0.46. Les pertes de fonds intrinsèques sont de 10 dB/km et l’absorption de la pompe
CP19→1
FA HR LR 520W Cable de sortie
48
à 915 nm est de 0.47 dB/m. Le câble de sortie est une fibre à double gaine non dopée de
20 µm de cœur à ON=0.063 et de 400 µm de gaine à ON=0.46. L’opération monomode
se fait par enroulement de la fibre active à un diamètre de 15 cm. Les pertes d’épissure
sont théoriquement nulles, mais des mesures expérimentales approximent celles-ci à
moins de 0.1 dB. Les fibres passives des FBGs sont aussi des fibres à saut d'indice
dopées au fluor avec 20 µm de cœur à ON=0.064. Le MFD des fibres passives et de la
fibre active est d’environ 16 µm. La figure 3.5 présente la simulation de la puissance de
sortie et de l’efficacité du système laser en fonction de la longueur de la fibre active. La
longueur de fibre active choisie pour le montage du système laser kilowatt est de 40
mètres. La longueur optimale est déterminée par simulation à environ 33 mètres.
Cependant, les expériences antérieures avec cette fibre dopée ont démontré que
l’absorption de la pompe semble diminuer après que celle-ci ait été atténué de 12 dB
d’absorption de pompe. Ainsi, la pompe résiduelle atteignait près de 8% après 33 mètres
de fibre active. Dans le cas d’une fibre à faible perte intrinsèque, il peut être avantageux
d’ajouter quelques mètres supplémentaires pour absorber plus de pompe. Les paramètres
du système laser 400 W #1 sont résumés au tableau 3.3.
Figure 3.5: Pompe résiduelle (courbe bleu) et efficacité (courbe rouge) du système laser
en fonction de la longueur de la fibre active.
0
2
4
6
8
10
12
14
20 25 30 35 40 45 50 55
Longueur de la fibre active (m)
Pom
pe ré
sidu
el (%
)
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
Effic
acité
du
syst
ème
(%)
49
Paramètres Valeur
Diamètres de la fibre dopée 20 µm de cœur ,400 µm de
1e gaine, 560 µm total
Absorption de la pompe de la fibre active 0,46 dB/m à 915 nm
Longueur de fibre active 40 m
Perte de fond intrinsèque de la fibre active 10 dB/km
Ouverture numérique du cœur de la fibre active (ON) 0,067
Diamètre du champ modal (MFD) 17,3 µm
Ouverture numérique du cœur de la fibre du HR et du LR 0,064
Ouverture numérique du cœur du câble de sortie 0,063
Ouverture numérique des fibres à double gaine 0,46
Bande spectrale du HR 1,0 nm
Bande spectrale du LR 0,6 nm
Réflectivité du LR 8% à 10 %
Angle de la clive de sortie 8°
Perte sur le signal d’une épissure < 0.1 dB
Perte sur la pompe d’une épissure négligeable
Tableau 3.3: Paramètres de la cavité laser 400 W #1
La puissance totale 𝑃𝑡𝑜𝑡 du laser est obtenue directement en mesurant la sortie du laser
sans câble de sortie, soit seulement avec une fibre de sortie équivalente sans collimateur.
La puissance à 1080 nm 𝑃𝑠𝑖𝑔 est obtenue en filtrant le faisceau de sortie avec un filtre qui
réfléchit la pompe résiduelle. Ce filtre a une transmission d’environ 98% à 1080 nm. Un
CMS doit être fait pour obtenir la puissance provenant du cœur 𝑃𝑐œ𝑢𝑟. Il est à noter que le
filtre de pompe est encore présent pour cette mesure. La puissance de pompe résiduelle
𝑃𝑟𝑒𝑠 est déterminée par la soustraction de 𝑃𝑠𝑖𝑔 à 𝑃𝑡𝑜𝑡. La puissance du signal dans la
gaine 𝑃𝑔𝑎𝑖𝑛𝑒, causée par les pertes d’épissure et de courbure, est obtenue de la
soustraction de Pcœur à Psig. La figure 3.6 présente les différentes courbes de sortie
50
mesurées. Ainsi, après correction pour la transmission du filtre on trouve ; 𝑃𝑟𝑒𝑠 ≅ 3% et
𝑃𝑔𝑎𝑖𝑛𝑒 ≅ 3,8%.
Le signal dans la gaine provient des pertes d’épissure et des pertes par courbure des
modes supérieurs et du mode fondamental. En opération monomode sans perte de
courbure pour le mode fondamental, 𝑃𝑔𝑎𝑖𝑛𝑒 devrait correspondre aux pertes d’épissure.
La contribution à 𝑃𝑔𝑎𝑖𝑛𝑒 de l’épissure entre le réflecteur HR et la fibre active est trois
fois moins importante que celle de l’épissure entre la fibre active et le réflecteur LR. Pour
des pertes d’épissure d’environ 0.1 dB, la somme des pertes sur le signal mesuré en sortie
est de 3.3%. Ainsi, la majorité du signal à 1080 nm qui n’est pas confinée dans le cœur
provient des pertes d’épissure.
Figure 3.6: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe.
P1080 = 0,6533x - 2,1725 Pcoeur = 0,6152x - 2,1622
Ptot = 0,6957x - 2,385
0
20
40
60
80
100
120
0 50 100 150 200 Puissance de pompage à 915 nm (W)
Puis
sanc
e à
la s
ortie
(W)
Ptot: Puissance totale P1080: Puissance à 1080 nm Pcoeur: Puissance dans le coeur
51
Figure 3.7: Puissance dans le cœur 𝑃𝑐œ𝑢𝑟 en sortie et puissances de retour 𝑃𝑟𝑒𝑡 dans une
branche du CP 19→1 en fonction de la puissance pompe.
Figure 3.8: Diamètre du faisceau de sortie en fonction de la position et de la puissance de
sortie. Le faisceau est collimé par une lentille de distance focal 𝑓1 = 8 𝑚m puis focalisé
par une lentille avec 𝑓2 = 200 𝑚𝑚.
0
200
400
600
800
1000
1200
1400
1600
150 170 190 210 230 250 270 Position (mm)
Dia
mèt
re d
u fa
isce
au (µ
m)
M2=1.13 à 100W
M2=1.2 à 210 W
M2=1.2 à 322W
Pcœur = 0,6693x - 4,089
Pret = -0,0004x 2 + 0,6396x + 4,3246
0
50
100
150
200
250
300
350
400
0 100 200 300 400 500 600 Puissance de pompage à 915 nm (W)
Puis
sanc
e da
ns le
cœ
ur P
cœur
à 1
080
nm
(W)
0
50
100
150
200
250
Puis
sanc
e de
reto
ur d
ans
une
bran
che
du
CP
Pret
(mW
)
52
L’ajout du câble de sortie diminue l’efficacité du système, car le système optique interne
de celui-ci possède des pertes de transmission. La figure 3.9 présente les résultats du
système complet.
Figure 3.9: Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompage pour le système
terminé d’un câble de sortie avec collimateur intégré.
Dans cette configuration, le laser a été soumis à une opération continue de 8 heures. Il
était pompé à 520 W pour un signal de sortie d’environ 330 W à 1080 nm. Ces résultats
sont présentés à la figure 3.10. À cette puissance, la thermopile utilsé pour la mesure de
puissance a une précision autour de l'unité. Il n’est pas possible d’observer la
photodégradation d’une fibre dopée en opération laser en seulement 8 heures. Du moins,
cela est vrai pour les fibres ne présentant pas de photonoircissement catastrophique. La
variation de puissance de 1 à 2 W de la figure 3.10 peut être causée par la stabilisation du
système, notamment la stabilisation en température des diodes pompe et du milieu
ambiant qui peut nécessiter plusieurs heures. De plus, cela pourrait être attribué à un
début de photodégradation. Au moment de la caractérisation du laser, le laboratoire
n’était pas prêt pour l’opération continue sur plusieurs jours.
Psortie = 0,644x - 3,4694
0
50
100
150
200
250
300
350
0 100 200 300 400 500 600
Puissance de pompage (W)
Puis
sanc
e de
sor
tie (W
)
53
Figure 3.10: Puissance de sortie monomode du laser en opération continue en fonction du
temps.
3.2.2 Caractérisation optique du laser 400W #2 en opération multimode
utilisant une fibre dopée LMA.
Un deuxième essai de laser a été réalisé avec une fibre dopée aux caractéristiques presque
identiques à la fibre active présentée à la section précédente. Cependant, celle-ci a été
étirée à partir d’une préforme différente. Autrement, il s’agit des mêmes conditions
expérimentales. Néanmoins, les petites variations des caractéristiques de la fibre LMA
ont engendré un comportement laser grandement différent. Cette section présente donc
l’opération d’un laser légèrement multimode utilisant des fibres LMA.
Les premiers indicateurs de l’opération multimode de la fibre active provient de la forte
efficacité à générer du signal à 1080 nm et la forte proportion de puissance signal se
54
propageant dans la gaine. La figure 3.11 présente les courbes de la puissance de sortie en
fonction de la puissance de pompage, lesquelles pouvant être comparées directement à
celles obtenues à la figure 3.6. L’efficacité (73%) à générer du signal à 1080 nm est très
près de la limite théorique pour un laser à 1080 nm pompé à 915 nm avec un réflecteur de
10%. Toutefois, la majorité des modes supérieurs générés subissent des pertes par
courbure et se propagent ensuite dans la gaine. L’efficacité du signal majoritairement
monomode chute donc jusqu’à 63%.
Figure 3.11: Puissance de sortie en fonction de la puissance pompe.
La figure 3.12 présente la courbe de puissance à la sortie du câble de sortie et la
puissance en propagation inverse qui retourne par une branche de pompe du CP 19→1.
La comparaison de cette figure avec la figure 3.7 montre que l’énergie retournée vers les
pompes est doublée. L’augmentation de la l’énergie retournée est principalement causée
par les modes supérieurs en propagation inverse qui subissent des pertes de courbure.
Ptot = 0,7711x - 2,0453P1080 = 0,7332x - 2,2585Pcoeur = 0,6073x - 2,0581
0
50
100
150
200
250
300
350
0 100 200 300 400 500
Puis
sanc
e à
la s
ortie
(W)
Puissance de pompage à 915nm (W)
Ptot: Puissance totale
P1080: Puissance à 1080nm
Pcoeur: Puissance dans le coeur
55
Figure 3.12: Puissance dans le cœur 𝑃𝑐œ𝑢𝑟 en sortie et puissance de retour 𝑃𝑟𝑒𝑡 dans une
branche du CP 19→1 en fonction de la puissance pompe.
Une analyse plus approfondie de la courbe Pcœur de la figure 3.12 montre que la pente
varie entre 63%, à moins de 100 W de pompe, à près de 70% entre 400 et 500 W de
pompe. La figure 3.13 montre la détérioration de la qualité du faisceau en fonction de la
puissance. Cela indique que la proportion des modes supérieurs à la sortie du système
augmente avec la puissance. Il y a donc de plus en plus de gain pour les modes supérieurs
par rapport au mode fondamental. Pour obtenir une opération monomode de la cavité
laser, il faudrait diminuer le rayon de courbure pour obtenir un filtrage modal plus
efficace.
Pcoeur = 0,6774x - 5,5179
Pret = -0,0011x2 + 1,375x + 5,1089
0
50
100
150
200
250
300
350
400
0 100 200 300 400 500 600
Puissance de pompage à 915 nm (W)
Puis
sanc
e à
la s
ortie
(W)
0
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Puis
sanc
e de
reto
ur d
ans
une
bran
che
du C
P (m
W)
56
Figure 3.13: Diamètre du faisceau de sortie en fonction de la position et de la puissance
de sortie. Le faisceau est collimé par une lentille de distance focale 𝑓1 = 8 𝑚𝑚 puis
focalisé par une lentille avec 𝑓2 = 200 𝑚𝑚.
3.2.3 Échanges thermiques et opération continue
Il a été nécessaire de mesurer les élévations de température des différents composants
optiques du système laser pour le qualifier à une opération nominale de 1.5 kW de
puissance de pompage. Le revêtement de la fibre optique ne doit pas dépasser 80 °C pour
une opération nominale. Cela dit, l’élévation de température du revêtement en tout point
doit être inférieure à 0,037 °C par Watt de pompage, lorsque la température ambiante est
de 25 °C, ou inférieure à 0,043 °C/W, pour une température ambiante de 15 °C. Les
sections où il y a une forte génération de chaleur sont : le revêtement du réflecteur HR,
l’épissure entre la fibre passive du réflecteur HR et la fibre active, le premier tiers de la
fibre active et finalement, le CMS. Les autres sections ont une élévation thermique
négligeable ou nulle. Les mesures sont prises à l’aide d’une caméra thermique infrarouge.
0
500
1000
1500
2000
2500
100 150 200 250 300 350
Position (mm)
Dia
mèt
re d
u fa
isce
au ( µ
m)
110W_M2Y 1,2
230W_M2Y 1,26
350W_M2Y 1,7
57
La figure 3.14 présente les mesures thermiques d’une épissure entre la fibre passive du
réflecteur HR et la fibre active. L’élévation de température de cette épissure est de 0,018
°C/W et devrait atteindre une température de surface de près de 30 °C au-dessus de la
température ambiante à 1.5 kW de pompe.
Figure 3.14: Image thermique d’une épissure entre le réflecteur HR et la fibre active avec
a) 0 W de puissance pompe, et b) 520 W de puissance pompe.
Pour extraire le flux thermique de la fibre active, il a été très simple pour cette expérience
d’enrouler celle-ci autour d’un cylindre métallique au diamètre désiré. La température de
la fibre active enroulée sur le cylindre a été mesurée à l’aide de la caméra thermique. La
figure 3.15 présente l’équivalent de la température longitudinale de la fibre active. En
opération, la température de la fibre active passe de 15 °C à 42 °C avec 520 W de
puissance pompe. Ainsi, à une opération de 1.5 kW de puissance pompe, celle-ci
atteindra une température de surface de 92 °C. Pour respecter une température maximale
de 80 °C, il faut donc diminuer davantage la température du premier tiers de la fibre
active. Les premières sections de fibre dopée sont donc enduites d’époxy optique afin de
diminuer les résistances thermiques de contact. Un phénomène intéressant a lieu lorsque
l’on compare les deux courbes de la figure 3.15. Bien que les deux fibres actives aient le
même taux d’absorption de pompe et sensiblement les mêmes pertes intrinsèques, leur
profil longitudinal de température n’est pas similaire. Le laser 400 W #2, qui a un
comportement multimode, présente une décroissance exponentielle classique analogue à
la décroissance longitudinale de la puissance pompe. Cette décroissance exponentielle est
typique des laser à fibre à double gaine. Cependant, la température de la fibre active du
laser 400 W #1 semble plus élevée et ne décroît pas comme prévu. Sachant qu’il n’y a
pas de mode supérieur généré dans le laser #1, que la pente est de 63%, et que la
a)
b)
58
puissance retournée aux pompes est faible, le bilan énergétique n’est pas consistant avec
celui du laser de 400 W #2. Celui-ci a une pente plus élevée et beaucoup plus de
puissance est extraite par le CMS. Donc, à puissance de pompage égale, le laser de 400
W #1 produit moins d’énergie optique, donc l’énergie restante pourrait être dissipée en
chaleur. L’autre possibilité est que l’énergie manquante soit dissipée en émission
spontanée et que la différence de chaleur de la fibre active provienne d’un mauvais
enroulement.
Figure 3.15: Profil longitudinal de température de la fibre active enroulée autour d’un
cylindre métallique. La puissance de pompe est de 523 W.
22
27
32
37
42
47
Distance (a.u)
Tem
pera
ture
(°C
)
Laser 400W #1Laser 400W #2
Fin de la fibre active.
Espacement entre deux enroulements.
Début de l’enroulement
59
4 Échanges thermiques dans les lasers à fibre de haute
puissance.
L'essentiel du travail effectué au cours de ce mémoire sur les échanges thermiques des
LFHPs a été publié [44] et ce document se retrouve en annexe. Cette section se concentre
donc sur les deux points les plus importants; les échanges thermiques dans les fibres à
double gaine et les résistances de contact.
Distribution de température des fibres à double gaine
La fibre active, schématisée à la figure 4.1, génère de la chaleur selon un taux q0̇ (W/m3)
considéré uniforme dans son cœur. Cette chaleur provient principalement du défaut
quantique du système. Le paramètre 𝑞0̇ est obtenu du taux d’absorption de la pompe 𝛼
(dB/m), de la puissance pompe P qui traverse la section d’intérêt de longueur 𝑑𝐿, des
longueurs d’onde du signal et de la pompe 𝜆𝑠 et 𝜆𝑝, respectivement, et du rayon du
cœur 𝑅0 selon:
𝑞0̇ = �1 − 10−𝛼∗𝑑𝐿/10�𝑃�1−
𝜆𝑝𝜆𝑠�
𝑑𝐿𝜋𝑅02= 𝑞′
𝜋𝑅02 (4.1)
Sachant que la génération de chaleur se fait uniquement dans le cœur, toutes les autres
couches de la fibre auront le même transfert de chaleur q′ . Ainsi, en utilisant l’équation
de chaleur [44, 45], on obtient le profil radial de température T(r) en fonction de la
température de surface TS.
60
Figure 4.1: a) Représentation d’une fibre active avec une génération de chaleur uniforme
dans son cœur. b) Élévation de température, par rapport à la température de surface, dans
la direction radiale pour un taux de transfert de chaleur de 100 W /m pour trois
dimensions de fibres.
À la figure 4.1, les coefficients de conductivité thermique 𝑘 utilisés sont 1.38 W/(m∙K)
pour la silice et 0.24 W/(m∙K) pour le revêtement de polymère. Les rayons de la figure
4.1 b) sont de la forme 𝑅0/𝑅1/𝑅2 représentant respectivement le cœur (𝑅0), la gaine de
silice (𝑅1) et la gaine de polymère (𝑅2). Un simple calcul permet d’obtenir le profil de
température 𝑇(𝑟) pour d’autres valeurs de transfert de chaleur 𝑞′: 𝑇(𝑟)𝑏 = 𝑇(𝑟)𝑎𝑞𝑏′ /𝑞𝑎′ .
Un taux de transfert de chaleur de 100 W/m est équivalent à pomper 3 kW de puissance à
915 nm, une fibre dopée ytterbium de 1 dB/m d’absorption pompe émettant à 1080 nm.
Pour une charge de chaleur équivalente, le gradient de température dans la gaine de
polymère est plus important pour les fibres de petites dimensions, car le flux de chaleur y
est plus important, c.-à-d. la surface est plus petite.
La résolution des équations de la chaleur montre que la fibre active serait capable de
supporter une charge de chaleur considérable, car la différence de température est d’au
maximum 30 °C dans un scénario excessif. Cette différence est donc généralement
d’environ 5 à 15 °C dans les applications courantes. Sachant que les polymères sont
capables de supporter une température d’au moins 80 °C à long terme, le transfert de
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
0 0,2 0,4 0,6 0,8 1
Rayon normalisé r/r2
(T( r
) -Ts
) (°C
)
Fibre 1: 20/400/560
Fibre 2 : 12/250/370
Fibre 3 : 6/125/250
𝑅1
𝑅0
𝑅2
𝑞′
𝑇𝑆
𝑞0̇
𝑑𝐿
𝑃
a) b)
61
chaleur entre la fibre optique et le milieu est la principale limitation sur la capacité de
charge thermique des fibres optiques. Cela peut se faire par convection d’air ou par
conduction lors d’un contact avec un autre matériau. La convection est efficace pour
maintenir la température de surface de la fibre, mais peu pratique et peu fiable pour les
applications réelles. Le contact de la fibre active avec un matériau dissipatif est une
meilleure solution. Néanmoins, la capacité de charge thermique sera limitée par la
résistance de contact entre la fibre active et le matériau dissipatif.
Résistance de contact
Les résistances de contact sont bien connues dans le domaine de la mécanique et des
systèmes de refroidissement. Toutefois, elles sont peu mentionnées dans le domaine des
LFHPs bien qu’elles soient la principale cause d’échauffement des fibres actives et des
épissures. La résistance de contact par unité de surface 𝑅𝑡𝑐 ′′ entre une fibre optique et un
autre matériau (≈ 20 × 10−4 𝑚2 · 𝐾/𝑊 ) est jusqu’à deux ordres de grandeur supérieure
aux valeurs typiques des résistances entre les métaux métalliques (≈ 0,2 × 10−4 𝑚2 ·
𝐾/𝑊 ). Le faible coefficient de transfert thermique du polymère n’est pas en cause. Ce
sont les défauts de surface, de taille importante par rapport à la dimension du système, et
l’impossibilité d’appliquer une pression entre les deux couches qui engendrent la
résistance de contact. La résistance de contact est schématisée à la figure 4.2.
Figure 4.2: a) Illustration d’une résistance de contact entre deux matériaux. b) Élévation
de température causée par la résistance thermique.
𝑇𝐵𝑛 𝑇𝐴𝑛+1
𝑞𝑛+1′′ ne couche
(n+1)e couche
𝑇
𝑟
𝑇𝐵𝑛 𝑇𝐴𝑛+1
b) a)
62
L’élévation thermique engendrée par la résistance de contact se calcule à partir du flux de
chaleur 𝑞′′ (W/m2) selon l’équation qui suit. Le flux de chaleur est défini comme le taux
de transfert de chaleur divisé par le périmètre, donc pour une géométrie cylindrique 𝑞′′ ≡𝑞𝑛′
2𝜋𝑅𝑛, on trouve:
𝑇𝐵𝑛 − 𝑇𝐴𝑛+1 = 𝑅𝑡𝑐′′ 𝑞𝑛+1′′ (4.2)
Pour évaluer la résistance de contact des fibres actives, il faut que tous les autres
paramètres soient connus, soit l’élévation de température à la charge thermique 𝑞′
correspondante et la surface de contact entre la fibre et le matériel dissipatif. Les valeurs
de résistance de contact vont varier selon le milieu interstitiel (l’air ou un matériau de
remplissage) et la géométrie. Les valeurs de Rtc ′′ obtenues dans [44] sont donc
particulières à l’expérience, mais fournissent tout de même une plage de valeurs pratique.
63
5 Élargissement spectral des lasers de haute puissance opérés
en régime continu
5.1 Modèles de l’élargissement spectral
Il y a peu de travaux se consacrant au spectre de sortie des lasers à fibre de haute
puissance (LFHPs). En général, le spectre de ces lasers importe peu pour les applications
typiques. De plus, l’élargissement du spectre de sortie des LFHPs a été davantage relié à
la forme des réseaux de Bragg et de leur déformation en fonction de la puissance ou de la
température. Il n’y a donc rien dans la littérature pour expliquer et prédire l’élargissement
spectral des LFHPs. Pourtant, l’élargissement spectral peut avoir un impact sur
l’efficacité laser et l’énergie retournée aux pompes.
Cependant, il existe bien quelques travaux modélisant le spectre de sorties des lasers à
fibres continues. Au début des années 2000, soit quelques années avant l'émergence des
LFHPs, les travaux de V.Roy et al. [46] ont montré que l’élargissement du spectre des
lasers continus dopés erbium en anneau à basse puissance (<100 mW) était associé au
mélange à quatre ondes (FWM). Le mélange à quatre ondes est un effet non linéaire
faisant intervenir l’indice de réfraction non linéaire 𝑛2 du milieu. Il a été démontré que la
largeur du spectre de sortie variait selon la racine carrée de la puissance intracavité. Cette
dépendance a donc été nommé la « loi de la racine carrée ». La relation reliant la largeur
du spectre de sortie 𝜈𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 au déphasage non linéaire 𝜙𝑁𝐿 est simple et élégante :
⟨𝜈𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒⟩ ≈ �⟨𝜙𝑁𝐿⟩ 𝜈𝑓𝑖𝑙𝑡𝑟𝑒 (5.1)
64
La largeur du spectre de sortie 𝜈𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 est donc proportionnelle à la largeur du filtre
spectral 𝜈𝑓𝑖𝑙𝑡𝑟𝑒 et à la racine carrée de 𝜙𝑁𝐿. Celui-ci est donné approximativement par le
produit de la longueur de la cavité 𝐿, de la puissance moyenne intracavité 𝑃 et du
coefficient non-linéaire 𝛾 :
𝜙𝑁𝐿 ≈ 𝛾𝐿𝑃 (5.2)
Le coefficient non linéaire 𝛾 est relié à l’indice non linéaire 𝑛2 et à l’aire effective
𝐴𝑒𝑓𝑓 du guide d’onde :
𝛾 = 2𝜋𝑛2𝜆𝐴𝑒𝑓𝑓
(5.3)
Les LFHPs sont différents du laser dopé erbium en anneau, car ils sont opérés avec une
puissance moyenne beaucoup plus élevée. Ils utilisent des cavités linéaires avec deux
réseaux de Bragg et ceux-ci ont un effet considérable car la puissance de rétroaction subit
de fortes pertes à chaque aller-retour. Ainsi, le parcours moyen des photons correspond à
peine à un trajet intracavité. Dans le cas d’une cavité en anneau, il y a un filtre spectral
qui affecte peu le signal à chaque tour et un coupleur échantillonne le signal. Pour des
longueurs intracavité et des coefficients non linéaires similaires, le déphasage non
linéaire est de plusieurs ordres de grandeur supérieur dans les LFHPs que dans le laser
dopé erbium en anneau utilisé par V. Roy et al.
En 2007, S. Babin et al. [47] ont présenté une théorie analytique détaillée montrant que le
mélange à quatre ondes entre les modes longitudinaux était le mécanisme dominant
d’élargissement spectral dans les lasers à fibre Raman. Ceux-ci sont arrivés, de façon
analytique, à la même dépendance selon racine carrée de la puissance. La largeur
spectrale 𝝂𝒔𝒐𝒓𝒕𝒊𝒆 des lasers Raman à fibre varie aussi selon la racine carrée de 𝜙𝑁𝐿 :
𝜈𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 = 2𝜋 �
2𝜙𝑁𝐿𝛿2
(5.4)
65
Ils ont supposé une forme parabolique du profil de pertes des réseaux de Bragg
selon 𝛿(𝜆) = 𝛿0 + 𝛿2𝜆2. Ils ont aussi incorporé le paramètre de dispersions 𝛽 à 𝜙𝑁𝐿 car
les lasers à fibre Raman sont généralement très longs (𝐿 > 200 mètres) :
𝜙𝑁𝐿 = �23
𝛾𝐿𝑃1+(4𝛽𝐿/3𝛿2)2
(5.5)
La dispersion brise l’accord de phase entre les modes longitudinaux et cela limite le
mélange à quatre ondes. Ce paramètre est donc non négligeable dans les lasers à fibre
Raman. Leur solution analytique a donc été déterminée en fonction de l’importance de ce
paramètre par rapport au déphasage non linéaire. Ainsi, l’éq. (5.4) peut être utilisée
seulement si la dispersion est importante, si la cavité est longue ou si les réseaux de
Bragg ont un spectre de réflexion très large :
4𝛽𝐿𝛿2
≫ 1 (5.6)
La relation de l’éq. (5.6) n’est donc pas respectée dans le cas des LFHPs, car 𝛽𝐿 → 0 et
les réseaux de Bragg sont étroits. De plus, le laser à fibre Raman utilisé par S. Babin et al.
possède deux Réseaux de Bragg très réflectifs et ils utilisent un coupleur de sortie.
Néanmoins, les équations (5.1) et (5.4) deviennent très similaires pour le cas des LFHPs
où (4𝛽𝐿/3𝛿2)2 ≪ 1. Seule la définition de la largeur des filtres spectraux diffère entre
les deux équations, mais les résultats sont essentiellement les mêmes.
Une partie des travaux effectués au cours de ce mémoire sur l’élargissement spectral des
lasers à fibre de haute puissance a été publiée [48] et ce document se retrouve en annexe.
5.2 Mesures expérimentales
Le spectre d’émission a été mesuré pour différentes cavités laser munies de fibre dopées
Yb avec des diamètres de cœur entre 6 et 20 µm. Pour chaque cavité, le spectre de sortie
66
a été mesuré en fonction de la puissance de sortie. Certains paramètres ont été modifiés,
dont la longueur de cavité et la bande de réflectivité des réseaux de Bragg, afin
d’observer leur effet sur le spectre. Les cavités utilisent toutes la configuration de
pompage en co-propagation selon la figure 5.1 :
HR@1080nm LR@1080nm
Yb
Combinateur de pompe
Clive à angle
Signal qui retourne vers les pompes
Figure 5.1: Configuration des cavités laser utilisées pour l’étude de l’élargissement
spectral.
5.2.1 Méthode de mesure de l’élargissement spectral
Les spectres de sortie sont mesurés à l’aide d’un analyseur de spectre électronique
(OSA). La largeur totale à mi-hauteur (FWHH) ne convient pas toujours pour représenter
la largeur spectrale. La déviation standard 𝜎 du spectre est plus utile pour bien
caractériser mieux les courbes de forme complexe. Elle est définie à partir due moment
de 2e ordre de la distribution spectrale :
𝜎2 = ∫ (𝜆−𝜆𝑐)2𝑃𝜆𝑑𝜆𝑃
(5.7)
Le moment central 𝜆𝑐 du spectre est donné par la densité spectrale 𝑃𝜆, la longueur d’onde
𝜆 et la puissance totale 𝑃 = ∫𝑃𝜆𝑑𝜆 selon :
𝜆𝑐 = ∫ 𝜆𝑃𝜆𝑑𝜆𝑃
(5.8)
Pour une distribution gaussienne, la FWHH = 2.35𝜎. Cette méthode est cependant
sensible au ratio signal/bruit, car la puissance 𝑃 est obtenue par l’intégration de la densité
de puissance 𝑃𝜆 qui inclut la puissance du bruit.
67
5.2.2 Élargissement spectral d’une cavité laser 20/400
Les paramètres de la cavité laser sont présentés au tableau 5.1.
Paramètres Valeurs
Diamètre de la fibre dopée 20 µm pour le cœur ,
400 µm pour la 1e gaine,
560 µm total
Longueur de fibre active 39 m
Ouverture numérique du cœur de la fibre active 0,067
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre active 17,3 µm
Ouverture numérique du cœur de la fibre du HR et du LR 0,064
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre passive 18,0 µm
Longueur de fibre passive intracavité 1 m
Bande spectrale du HR 1,0 nm
Bande spectrale du LR 0,6 nm
Réflectivité du LR 8% à 10 %
Tableau 5.1: Paramètres de la cavité lasers 20/400
La figure 5.2 présente la forme spectrale des réseaux de Bragg. Cette figure peut être
comparée à la figure 5.3 qui présente la forme du spectre de sortie du laser. Le spectre de
réflectivité du réflecteur HR a une forme plutôt rectangulaire alors que celui du réflecteur
LR a une forme similaire à une gaussienne. Le spectre de sortie du laser a aussi une
forme globalement gaussienne.
68
Figure 5.2: Forme spectrale des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité laser 20/400
Figure 5.3: Spectre du signal de sortie en fonction de sa puissance pour la cavité 20/400.
-40
-35
-30
-25
-20
-15
-10
-5
01075 1077 1079 1081 1083 1085
Longueur d'onde (nm)
Am
plitu
de (d
B)
HR (FWHH=1nm)LR (FWHH=0,6nm)
340W282W245W
218W
169W
132W
107W
75W
41W23W13W4.5W
-50
-45
-40
-35
-30
-25
-20
-151076 1077 1078 1079 1080 1081 1082 1083 1084 1085
Longueur d'onde (nm)
Am
plitu
de (d
Bm
)
69
La déviation standard des spectres de sortie de la figure 5.3 est calculé et reporté à la
figure 5.4. La courbe de la largeur du spectre du signal retournant vers les pompes est
aussi présentée. Le signal retourné vers les pompes provient du signal transmis par le
réflecteur HR et le signal se propageant dans la gaine. Le spectre de sortie élargit en
fonction de la puissance de sortie. Cependant, la courbe de tendance de puissance est à la
racine carrée de la puissance pour le spectre qui retourne aux pompes, mais selon la
puissance à la 0,7 pour le spectre de sortie. À 350 W, l’écart type du spectre de sortie
𝜎𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 est d’environ 1.1 nm alors que l’écart type du LR 𝜎𝐿𝑅 ≈ 0,25 𝑛𝑚 et celui du
réflecteur HR 𝜎𝐻𝑅 ≈ 0,43 𝑛𝑚. Le spectre a donc élargi de façon significative et la
largeur du spectre semble dépendre de la position intracavité.
Figure 5.4: Largeur spectrale du signal de sortie et du signal retourné vers les pompes en
fonction de la puissance de sortie de la cavité 20/400.
Une première conséquence de l’élargissement spectral est illustrée à la figure 5.5. Le
réflecteur LR a une bande de réflectivité qui atteint un sommet d’environ 10 % à la
longueur d’onde centrale, tel que montré à la figure 5.2. Cependant, la réflectivité
y = 0,0224x0,66
y = 0,0274x0,49
0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
1
0 50 100 150 200 250 300 350 400
Puissance laser en sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd (n
m)
Spectre de Sortie Spectre du signal au HR
70
effective, par rapport au signal incident, est diminuée lorsque le spectre du signal est plus
large que la bande de réflectivité du réflecteur LR. Dans le cas particulier où la largeur du
spectre de sortie est quatre fois supérieure à la largeur de la bande de réflectivité du
réflecteur LR, la réflectivité effective est d’environ 2,5 %. Ainsi, il y a moins de signal en
rétroaction dans la cavité et l’efficacité laser devrait être plus grande. La diminution de la
réflectivité effective et la dépendance selon la racine carrée de la puissance de la largeur
du spectre qui retourne vers les pompes expliquent la forme non linéaire de Pret de la
figure 3.12. De fait, sans élargissement, 𝑃𝑟𝑒𝑡 devrait augmenter linéairement avec la
puissance du laser, car les pertes intracavité sont généralement constantes.
Figure 5.5: Puissance de sortie en fonction de la puissance de pompe de la cavité laser
20/400.
Faible puissance pente =0,63
Haute puissancepente = 0,67
0
50
100
150
200
250
300
350
400
0 100 200 300 400 500 600
Puissance pompe @ 915 nm
Puis
sanc
e de
sor
tie @
108
0 nm
71
5.2.3 Élargissement spectral d’une cavité laser 12/250
De façon équivalente à la sous-section précédente, les spectres sont mesurés pour une
cavité laser dont la fibre active a un diamètre de cœur de 12.5 µm. Les paramètres sont
présentés au tableau 5.2
Paramètres Valeurs
Diamètre de la fibre dopée 12.83 µm pour le cœur ,
250 µm pour la 1e gaine
Longueur de fibre active 22 m
Ouverture numérique du cœur de la fibre active 0.088
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre active 11,86 µm
Ouverture numérique du cœur de la fibre du HR et du LR 0,065
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre passive 14,0 µm (12,79 µm de cœur)
Longueur de fibre passive intracavité 1 m
Bande spectrale du HR 3,0 nm
Bande spectrale du LR 0,6 nm
Réflectivité du LR 8%
Tableau 5.2: Paramètres de la cavité laser 12.5/250
La figure 5.6 présente le profil spectral des réseaux de Bragg. La bande spectrale du
réflecteur HR est large et rectangulaire par rapport à celle du réflecteur LR. Des lobes
secondaires sont présents dans la bande de réflectivité du LR mais ceux-ci sont
difficilement correlés à la déformation du spectre de sortie de la figure 5.7.
72
Figure 5.6: Forme spectrale des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité laser 12.5/250
Figure 5.7: Spectre de sortie en fonction de la puissance de sortie de la cavité 12.5/250.
-50
-45
-40
-35
-30
-25
-20
-15
-10
-5
01070 1072 1074 1076 1078 1080
Longueur d'onde (nm)
Am
plitu
de (d
B)
HR (FWHH=3nm)LR (FWHH=0,6nm)
2,3 W9,5W
19,2W26W
33W
49W56W
73W
89W
-60
-55
-50
-45
-40
-35
-301072,2 1073,2 1074,2 1075,2 1076,2 1077,2 1078,2
Longueur d'onde (nm)
Am
plitu
de (d
Bm
)
73
L’écart type des spectres de sortie de la figure 5.7 est calculé et reporté à la figure 5.8.
Comme dans le cas du laser 20/400, le spectre retourné vers les pompes possède une
dépendance selon la racine carrée de la puissance. Cependant, le spectre de sortie a
maintenant une dépendance linéaire avec la puissance du signal. À plus faible puissance
(< 25 W), les courbes divergent de ces tendances générales. Cela peut être expliqué
principalement par le ratio signal/bruit qui surestime la largeur du signal et par la
résolution de l’OSA (0.05 nm).
Figure 5.8: Largeur spectrale du signal de sortie et du signal retourné aux pompes en
fonction de la puissance de sortie de la cavité 12.5/250.
5.2.3.1 Dépendance du spectre selon la position intracavité
En récoltant une partie du signal diffusé par la fibre intracavité à l’aide d’une fibre à gros
cœur et d’un OSA, il a été possible d’obtenir le spectre du signal en fonction de la
position intracavité. Le signal diffusé provient du signal dévié par les défauts
intrinsèques du milieu. Une fibre de 105 µm de cœur avec ON= 0.22 a été placée très
y = 0,0513x 0,4811
y = 0,009x 0,9643
0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 Puissance de sortie (W)
Ecar
t typ
e sp
ectr
al σ
(nm
)
Spectre de Sortie Spectre du signal retourné aux pompes
74
près de la fibre active à différents endroits. Cependant, l’émission spontanée de
l’ytterbium est émise dans toutes les directions et cela est aussi capté par la fibre de 105
µm. Le ratio signal/bruit est donc faible et il est plus convenable d’utiliser la FWHH pour
caractériser la largeur spectrale. La figure 5.9 montre que la largeur du spectre du signal
varie selon la position dans la cavité. Les mesures ont été prises à une puissance de sortie
de 90 W. L’incertitude sur la position est importante (quelques mètres), car la disposition
de la fibre empêchait sa mesure précise. Néanmoins, la largeur spectrale du signal est
clairement moindre au début de la cavité, près du réflecteur HR. À cet endroit, la
puissance et la distance moyenne parcourue par le signal sont faibles.
Figure 5.9: Largeur spectrale du signal en fonction de la position intracavité à partir du
réflecteur HR. La puissance de sortie du laser est d’environ 90 W. Le spectre est capté
par une fibre de 105 µm avec ON= 0.22 à proximité de la fibre active.
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
1,4
0 5 10 15 20 25
Position intracavité approximative à partir du réflecteur HR (m)
Larg
eur à
3dB
(FW
HH
) (nm
)
75
5.2.4 Élargissement spectral d’une cavité laser 6/125
Les spectres sont mesurés pour une cavité laser avec une fibre active dont le cœur a un
diamètre de 6 µm. Ce laser a permis de faire varier certains paramètres de cavité. Les
paramètres initiaux utilisés sont présentés au tableau 5.1. Ensuite, une fibre passive de 30
mètres a été insérée dans la cavité pour en augmenter la longueur. Finalement, avec la
longueur de cavité initiale, une clive droite dans la fibre passive a été faite pour remplacer
le réflecteur LR. La clive droite engendre une réflexion de Fresnel d’environ 4%. La
figure 5.10 présente la forme spectrale des réseaux de Bragg et les courbes
d’élargissement sont présentées à la figure 5.11.
Paramètres Valeurs
Diamètres de la fibre dopée 6,55µm pour le cœur ,
125 µm pour la 1e gaine
Longueur de fibre active 33 m
Ouverture numérique du cœur de la fibre active 0,134
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre active 6,93 µm
Ouverture numérique du cœur de la fibre du HR et du LR 0,1
Diamètre du champ modal (MFD) de la fibre passive 8,77 µm
Longueur de fibre passive intracavité 1 m
Bande spectrale du HR 3,0 nm
Bande spectrale du LR 0,6 nm
Réflectivité du LR 6%
Tableau 5.3: Paramètres de la cavité lasers 6/125
76
Figure 5.10: Profil spectral de la réflectivité des réseaux de Bragg utilisés dans la cavité
laser 6/125
Figure 5.11: Largeur spectrale du signal de sortie en fonction de la puissance de sortie
pour les trois variantes de la cavité laser 6/125.
-40
-35
-30
-25
-20
-15
-10
-5
01075 1077 1079 1081 1083 1085
Longueur d'onde (nm)
Ampl
itude
(dB)
HR (FWHH=3nm)LR (FWHH=0,6nm)
var.1: σ =0,0557x0,7436
var.2: σ = 0,0738x0,7162
var.3: σ= 0,1638x0,5368
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
1,4
1,6
0 10 20 30 40 50 60
Puissance de sortie (W)
Ecar
t typ
e sp
ectra
l σ (n
m)
77
La courbe bleue (var.1) correspond aux paramètres initiaux. La courbe rouge (var. 2)
correspond au cas où une fibre passive de 30m est ajoutée à la cavité. Finalement, la
courbe mauve (var.3) se réfère à la configuration utilisant une clive droite à la sortie pour
remplacer le réflecteur de faible réflectivité. L’augmentation de la longueur de la cavité
induit un élargissement plus élevé au spectre du signal de sortie. Cela montre que
l’élargissement est causé par un effet non linéaire qui s’accumule pendant la propagation.
La clive droite provoque une augmentation de la largeur spectrale, car le seul filtre
limitant le spectre est le réflecteur HR.
5.2.4.1 Effet d’un réflecteur HR à bande spectrale trop étroite
Lorsque la largeur spectrale du réflecteur HR 𝜎𝐻𝑅 est inférieure à celle du LR 𝜎𝐿𝑅, le HR
devient le filtre limitant. La réflectivité effective du réflecteur HR diminuera avec
l’augmentation de la puissance, car le spectre du signal incident sera de plus en plus
large. Cela a donc des conséquences directes sur l’efficacité laser. De plus, le signal qui
traverse le HR sera absorbé par le combinateur de pompes et les diodes pompes. La
figure 5.13 montre l’augmentation importante du signal qui traverse le HR dans le cas où
une clive droite de sortie est utilisé comme faible réflecteur (𝜎𝐿𝑅 ≫ 𝜎𝐻𝑅). La bande de
réflectivité du HR est bien visible dans les courbes spectrales de la figure 5.12. Cela est
perceptible, car la majorité de la puissance retournée vers les pompes a traversé le HR. Le
deuxième phénomène observable est qu’il n’y a pas de filtre spectral pour sélectionner
précisément la longueur d’onde centrale d’émission. Selon la figure 5.10, le profil de
réflexion du HR est centré à 1080 nm et il est plat sur environ 2,5 nm. La longueur
d’onde d’émission dans ce cas particulier est de 1080,9 nm. La largeur (FWHH) effective
de la bande de réflectivité du HR est donc approximativement 1.2 nm au lieu de 3 nm.
Ainsi, le cas ou 𝜎𝐿𝑅 ≫ 𝜎𝐻𝑅 rend imprévisibles la longueur d’onde d’émission et la
largeur spectrale du réflecteur HR 𝜎𝐻𝑅.
78
Figure 5.12: Spectre du signal qui retourne aux diodes pompes en fonction de la
puissance de sortie du laser.
Figure 5.13: Puissance totale retournée aux pompes dans le cas 𝝈𝑳𝑹 ≪ 𝝈𝑯𝑹 (courbe
pleine) et 𝝈𝑳𝑹 ≫ 𝝈𝑯𝑹 (courbe pointillée).
3,8W8,5W13W
17W25W33W
43W51W
-60
-55
-50
-45
-40
-35
-30
-25
-20
-151070 1075 1080 1085 1090 1095
Longueur d'onde (nm)
Ampl
itude
(dBm
)
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
3500
4000
0 10 20 30 40 50 60 Puissance de sortie (W)
Puis
sanc
e re
tour
née
aux
pom
pes
(mW
)
𝝈𝑳𝑹 ≫ 𝝈𝑯𝑹 𝝈𝑳𝑹 ≪ 𝝈𝑯𝑹
79
5.3 Comparaison des résultats expérimentaux avec la théorie :
l’équation d’élargissement modifiée
5.3.1 Élargissement d’un laser à fibre 20/400 : l’équation d’élargissement
modifiée
À partir des paramètres du tableau 5.1, on obtient le coefficient non linéaire 𝛾 =
0.57 km−1W−1 et l’aire effective du champ modal 𝐴𝑒𝑓𝑓=2.54 × 10−8m2. L’éq. (5.1) est
utilisée pour calculer la largeur spectrale en fonction de la puissance laser et cette courbe
théorique est reportée à la figure 5.14. Sur ce même graphique se trouve la courbe de la
largeur spectrale expérimentale de la section 5.2.2.
Figure 5.14: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale de sortie en
fonction de la puissance pour le laser 20/400 de la section 5.2.2. La courbe théorique a
été calculée avec l’éq. (5.1) et les paramètres du tableau 5.1.
y = 0,0387x0,5
y = 0,0196x0,69
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
0 50 100 150 200 250 300 350 400
Puissance laser de sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimental Théorique
80
La comparaison directe des deux courbes de la figure 5.14 montre que les résultats
expérimentaux s’écartent de la prédiction de l’éq. (5.1). De fait, le spectre de ce laser
élargit selon une fonction de puissance avec un coefficient 𝛼, c.-à-d. 𝜈𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 ∝ 𝑃𝛼. Ce
coefficient est 0.5 dans l’éq. (5.1), mais le laser affiche un coefficient 𝛼 ≈0,7. La théorie
semble cependant tenir lorsque qu’on la modifie pour accepter ce coefficient
expérimental 𝛼. L’éq. (5.1) devient alors:
𝜎𝑠𝑜𝑟𝑡𝑖𝑒 ≈ ⟨𝜙𝑁𝐿⟩𝛼 𝜎𝐿𝑅 (5.9)
Cette dernière équation de l’élargissement spectral modifié permettra de calculer la
largeur spectrale en fonction de la puissance laser pour toute cette section. La figure 5.15
montre que la courbe expérimentale et la courbe théorique calculée avec l’éq. (5.9) sont
superposées.
Figure 5.15: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 20/400 de la section 5.2.2. La courbe théorique a
été calculée avec l’éq. (5.9) et les paramètres du tableau 5.1.
y = 0,0196x0,69
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
0 50 100 150 200 250 300 350 400
Puissance laser en sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimentale Calculée
81
5.3.2 Comparaison de l’équation d’élargissement modifiée
Laser 12/250 :
Les paramètres utilisés pour le calcul de l’équation d’élargissement modifiée éq. (5.9) et
les courbes d’élargissement sont présentés à la figure 5.16. La théorie semble prédire
parfaitement le comportement spectral du laser. Cependant, le coefficient 𝛼 est
pratiquement égal à l’unité. Ce comportement linéaire n’est pas unique à la cavité
présentée à la section 5.2.3. La figure 5.17 montre les paramètres et l’élargissement d’un
autre laser utilisant une fibre 12.5/250 différente.
Paramètre Valeur
Aeff 1.1 X 10-10 m2
γ 1.3 km-1W-1
σHR 1.28 nm σLR 0.25 nm L ≈ 22 m α 0.98
Figure 5.16: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 12/250 de la section 5.2.3. La courbe théorique a
été calculée avec l’éq. (5.9) et les paramètres du tableau de gauche.
Paramètre Valeur
Aeff 1.3 X 10-10 m2
γ 1.1 km-1W-1
σHR 1.28 nm σLR 0.25 nm L ≈ 11 m 𝛼 0.92
Figure 5.17: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale de sortie en
fonction de la puissance pour le laser 12/250 #2. La courbe théorique a été calculée avec
l’éq. (6.9) et les paramètres du tableau de gauche.
σ_sortie = 0,0084x0,98
σ_retour = 0,0534x0,47
0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0 20 40 60 80 100
Puissance laser de sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Exp:sortie Calculée:sortie Exp:retour
y = 0,0084x0,92
0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0 20 40 60 80 100Puissance laser de sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimentale Calculée
82
Laser 10/200 :
Un MFD plus petit induit un coefficient non linéaire 𝛾 plus grand. Le spectre d’un laser
10/200 a été mesuré. Comme le laser 20/400, celui-ci a un coefficient 𝛼 ≅ 0.7. À 50 W
de puissance laser de sortie, le spectre est quatre fois plus large que la largeur de la bande
de réflectivité du réflecteur LR (𝜎𝐻𝐿 = 0.22).
Paramètre Valeur
Aeff 5.59 X 10-11 m2
γ 2.6 km-1W-1
σHR 0.42 nm σLR 0.22 nm L ≈ 33 m 𝛼 0.72
Figure 5.18: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 10/200. La courbe théorique a été calculée avec
l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche.
Laser 6/125 :
Le spectre du laser 6/125 de la section 5.2.4 a été mesuré selon trois configurations.
L’élargissement de la configuration initiale est présenté à la figure 5.19. Dans un
deuxième temps, une fibre passive de 30 m a été ajoutée pour augmenter la longueur de
la cavité. L’élargissement pour ce cas est montré à la figure 5.20. Les paramètres
intracavité moyens sont utilisés pour le calcul de l’éq. (5.9). La troisième configuration
consiste à remplacer le réflecteur LR par une clive droite qui produit une réflexion de
Fresnel de 4% sur une très large bande. La largeur 𝜎𝐻𝑅 est utilisée pour le calcul de
l’élargissement, car le HR est le filtre limitant. Dans cette configuration, le coefficient 𝛼
devient subitement 0.5 comme le montre la figure 5.21.
y = 0,0412x0,72
0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0 10 20 30 40 50 60
Puissance laser en sortie (W)D
évia
tion
stan
dard
σ (n
m)
Expérimentale Calculée
83
Paramètre Valeur
Aeff 3.74 X 10-11 m2
γ 3.9 km-1W-1
σHR 1.28 nm σLR 0.25 nm L ≈ 33m 𝛼 0.76
Figure 5.19: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 6/125. La courbe théorique a été calculée avec
l’éq. 5.9 et les paramètres du tableau de gauche.
Paramètre Valeur
moyenne
Fibre
Yb
Fibre
Passive
Aeff 4.5 X 10-11 m2 3.74 6.0 γ 3.2 km-1W-1 3.9 2.4 σHR 1.28 nm σLR 0.25 nm L ≈ 63 m 33 30 𝛼 0.72
Figure 5.20: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 6/125 où une fibre passive de 30 m a été insérée
dans la cavité. La courbe théorique a été calculée avec l’éq. (5.9) et les paramètres du
tableau de gauche. Les paramètres utilisés sont les moyennes pondérées de ceux de
chaque fibre utilisée.
y = 0,0524x0,76
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
0 10 20 30 40 50 60
Puissance laser en sortie (W)
dévi
atio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimentale Calculée
y = 0,0738x0,72
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
1,4
0 10 20 30 40 50 60
Puissance laser de sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimentale Calculée
84
Paramètre Valeur
Aeff 3.74 X 10-11 m2
γ 3.9 km-1W-1
σHR 0.5nm σLR Réflexion de Fresnel L ≈ 33m 𝛼 0.54
Figure 5.21: Courbes expérimentale et théorique de la largeur spectrale du signal de sortie
en fonction de la puissance pour le laser 6/125 utilisant une réflexion de Fresnel. La
courbe théorique a été calculée avec l’éq. (5.9) et les paramètres du tableau de gauche. La
largeur du HR (𝝈𝑯𝑹) est utilisée pour le calcul.
5.4 Diminution de la réflectivité
La diminution de la réflectivité du filtre spectral est une conséquence directe de
l’élargissement spectral, car le recouvrement spectral du filtre et du signal change. Plus le
produit γL est grand, plus rapidement la réflectivité du réflecteur LR diminuera. La figure
5.22 montre la puissance laser de sortie pour laquelle la largeur de raie sera le double de
la largeur du filtre spectral en fonction des paramètres de la cavité. Les courbes sont
calculées selon l'équation suivante :
σsortie σ�iltre
≈ ⟨γLP⟩α ≈ 2 (5.10)
y = 0,1638x0,54
0
0,2
0,4
0,6
0,8
1
1,2
1,4
1,6
0 10 20 30 40 50 60
Puissance laser en sortie (W)
Dév
iatio
n st
anda
rd σ
(nm
)
Expérimentale Calculée
85
Figure 5.22: Puissance laser de sortie pour doubler la raie d’émission par rapport à la
bande passante du filtre en fonction de 𝛄𝐋 et 𝛂.
10
30
50
70
90
110
130
150
0,005 0,025 0,045 0,065 0,085 0,105 0,125 0,145 0,165 0,185γL (W-1)
Puis
sanc
e la
ser à
2σ
𝒂 = 𝟎.𝟓
𝒂 = 𝟎.𝟕
𝒂 = 𝟏
86
6 Conclusion
Les travaux présentés dans ce mémoire ont porté sur les lasers de puissances à fibre
dopée à l’ytterbium. Plusieurs cavités laser de toutes sortes ont été fabriquées dans le but
d’étudier les configurations et les technologies disponibles. La conception d’un système
laser de puissance repose sur les limitations engendrées par la technologie de pompage,
de fabrication des fibres et d’opération laser. La solution au problème de dégradation
optique implique des compromis importants sur le design des systèmes laser. Entre autre,
l’opération monomode y est très difficile au diamètre de gaine nécessaire pour atteindre
des puissances élevées (> 400 W). La technologie de pompage, soit par l’intensité des
diodes laser ou par le coupleur multimode, limite la puissance maximale injectable dans
la fibre de gain. Il y a donc une pression de la technologie de pompage pour augmenter le
diamètre de la gaine des fibres. Cependant, une absorption suffisante est nécessaire et le
diamètre de la gaine doit donc rester petit. L’opération monomode par filtrage modal
nécessite des faibles ouvertures numériques mais le dopage au phosphore augmente
l’ouverture numérique à des valeurs élevées. Ainsi, les fibres de type LMA opérées par
filtrage modal sont sensibles à la dégradation. L’opération monomode par injection
demande un nombre V du cœur de la fibre plus petit que 7 et cela à des ON élevées (>
0.14). Le cœur doit donc avoir un diamètre assez petit, exigeant par le fait même un
diamètre de gaine faible (< 250 µm). Il va sans dire que des compromis ont été
nécessaires pour permettre la réalisation d’un laser monomode avec une puissance de
sortie de 400 W, en l’occurrence en utilisant des fibres de type LMA à grand diamètre de
gaine mais sensibles à la photodégradation.
Les limitations thermiques se sont présentées à plusieurs reprises à mesure que la
puissance injectée augmentait. Il a donc été nécessaire de procéder à une étude de
l’échange de chaleur appliquée à la fibre optique pour optimiser les échanges thermiques.
Il a été démontré que la résistance de contact entre la fibre optique et son milieu, dans un
régime de conduction thermique, est la principale cause d’élévation de température de
87
celle-ci. Les efforts techniques se sont concentrés sur la diminution de la résistance de
contact de la fibre optique.
Les travaux se sont aussi attardés au spectre de sortie des lasers de puissance continu. La
diversité des cavités fabriquées a permis de valider l’hypothèse de l’élargissement
spectral par le mélange à quatre ondes. La largeur de la raie laser en fonction de la
puissance d’un laser CW est déterminée par le coefficient de non-linéarité Kerr de la fibre
et de la largeur spectrale du filtre spectral limitant. Il y a donc maintenant un outil pour
prédire l’élargissement du spectre d’un laser de puissance continu. L’élargissement du
spectre laser a des conséquences sur l’efficacité laser et la réflectivité effective du FBG à
faible réflectivité. Cependant, les travaux n’ont pas permis d’expliquer pourquoi la
dépendance en puissance variait selon les cavités. L'hypothèse de la dépendance selon la
racine carrée [47] ne tenait plus dans le cas des lasers de puissance.
La technologie de pompage n’a cessé de s’améliorer au cours de nos travaux. Cela rend
les fibres phosphosilicates résistantes à la photodégradation de plus en plus intéressantes,
car celles-ci peuvent être opérées en régime monomode et atteindre des puissances
satisfaisantes à mesure que l’intensité des pompes augmente. Il est maintenant facilement
envisageable d’obtenir des lasers de 400 W en utilisant ce type de technologie plutôt que
les fibres de type LMA.
88
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2009, R. Vallee, éd., SPIE, 2009, p. 73860S.
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Annexe A : Paramètres de simulation
Cette annexe énumère les paramètres de simulation utilisée à la section 2.3.1 pour
illustrer les différents comportements laser. Ce sont les valeurs de base utilisées sauf si
mentionné autrement.
Paramètre Valeurs
Diamètre de la fibre dopée 10 µm pour le cœur , 200 µm pour
la 2e gaine, 350 µm total
Absorption de la pompe 0,5 dB/m à 915 nm
Longueur de fibre active 30 m
Perte de fond intrinsèque du coeur 30 dB/km
Perte de fond intrinsèque de la gaine 25 dB/km
Ouverture numérique du cœur de la fibre active 0.08
Ouverture numérique du cœur de la fibre du HR et
du LR
0.08
Ouverture numérique du cœur du câble de sortie 0.08
Ouverture numérique des fibres à double gaine 0.08
Réflectivité du HR 40 dB
Réflectivité du LR 5%
Perte sur le signal d’une épissure 0 dB
Perte sur la pompe d’une épissure 0 dB
Longueur d’onde de la pompe 915 nm
Longueur d’onde du signal 1080 nm
Tableau A.1: Paramètres de simulation utilisée à la section 2.3.1
