Guidage optique dans les fibres – Types de fibres optiques
Une fibre optique est un fil très fin généralement constitué de silice dont le cœur à la propriété de guider la lumière. Pour concentrer la lumière à l’intérieur du cœur de la fibre, il est nécessaire d’imposer une différence d’indice de réfraction entre le cœur et la gaine, de sorte que l’indice optique du cœur de la fibre soit très légèrement supérieur à celui de la gaine. Ainsi on pourra être en condition de réflexion totale interne , et confiner le signal lumineux dans la fibre sur de grandes distances. Cette fibre standard est appelée fibre à saut d’indice, ce qui signifie que la variation d’indice de réfraction entre le cœur et la gaine est brutale, contrairement à d’autres types de fibres telles que les fibres à gradient d’indice, exploitées pour limiter certains phénomènes dispersifs, où la variation d’indice est là continue. Les fibres optiques peuvent alors être séparées en deux grandes catégories : les fibres monomodes et multimodes. En effet, suivant les propriétés géométriques de la fibre, notamment la taille de son cœur, un ou plusieurs modes transverses vont être en capacité de se propager dans celui-ci pour une longueur d’onde donnée.
Autres contributions à la dispersion
Trois phénomènes supplémentaires peuvent avoir un effet sur la dispersion totale, la présence de dopants, la dispersion due au guide d’onde et la dispersion des composantes de polarisation. Lors de la mesure de la dispersion de fibres optiques en silice fondue, on remarque une légère variation de celle-ci par rapport aux valeurs attendues théoriquement. Cet écart peut être du à la présence de dopants utilisés pour induire la différence d’indice de réfraction entre le cœur et la gaine de la fibre. En effet, ces dopants vont modifier le profil d’indice de la fibre et doivent être pris en compte . Ensuite, le fait de guider l’onde dans un milieu diélectrique fait que l’indice de mode effectif est légèrement inférieur à l’indice de réfraction du cœur, cet écart d’indice étant lui-même dépendant de la fréquence . En effet, le diamètre du mode de guidage dépendant de la longueur d’onde, chaque longueur d’onde va être réfléchie à un point différent de l’interface cœur-gaine, ce qui induit un retard dû au guide d’onde. Cette contribution du guide d’onde est généralement faible, mais doit être prise en compte lorsque la longueur d’onde du signal est proche de la zone de dispersion nulle. Son principal effet est de décaler la longueur d’onde de dispersion nulle, suivant les paramètres géométriques de la fibre comme la taille du cœur de la fibre ou la différence d’indice entre le cœur et la gaine. C’est l’utilisation de ce type de dispersion due au guidage qui permet la fabrication de fibres à dispersion décalée (DSF) . Le décalage de la longueur d’onde de dispersion nulle au delà de 1.6 µm par ce procédé permet d’obtenir une valeur de β2 importante et positive autour de 1.55 µm. Ces fibres sont appelées fibres à compensation de dispersion (DCF), et peuvent être utilisées pour compenser l’effet d’une propagation dans un milieu de dispersion opposée, ou d’élargir de manière plus efficace une impulsion laser comme nous le verrons dans la suite de ce manuscrit.
Diffusions inélastiques stimulées
Les diffusions Raman et Brillouin stimulées correspondent à des effets non-linéaires d’ordre 3 inélastiques. Cette propriété signifie qu’un échange d’énergie a lieu entre l’onde électromagnétique et le milieu non-linéaire, et le photon diffusé lors de cette interaction possède alors une fréquence différente du photon incident. Cet échange, dû aux modes d’excitations vibrationnels de la silice, va donner naissance à un phonon optique dans le cas de la diffusion Raman stimulée, et à un phonon acoustique dans le cas de la diffusion Brillouin stimulée. L’énergie du phonon correspondra alors à la différence d’énergie entre le photon incident, aussi appelé photon de pompe, et le photon crée appelé photon Stokes. Si un phonon d’énergie nécessaire est disponible, un photon anti-Stokes peut alors être crée par l’annihilation du photon de pompe et du phonon.
Événements extrêmes et ondes scélérates optiques
Le terme d’ondes scélérates est issu de l’hydrodynamique et désigne une catégorie de vagues d’amplitudes anormalement élevées, apparaissant de manière inattendue, localisées spatialement et/ou temporellement, et capable de causer des dégâts considérables.
Ces vagues ne semblent pas être causées par un unique mécanisme, et peuvent apparaitre suite à différents effets linéaires et non-linéaires. Ces fluctuations brutales et apparemment non prédictibles sont présentes dans de nombreux systèmes physiques mettant en jeu des phénomènes ondulatoires, et sont notamment observables en optique. L’analogie entre la propagation non-linéaire d’ondes lumineuses dans les guides optiques et celle des vagues en hydrodynamique a ainsi donné naissance au terme de vagues scélérates optiques. En effet, la propagation de solitons dits « sur fonds continus » est gouvernée en optique comme en hydrodynamique par l’équation de Schrodinger non-linéaire (ESNL), et il existe une correspondance directe entre l’évolution de l’enveloppe d’une impulsion lumineuse dans les fibres et l’enveloppe d’un groupe de vagues dans l’océan.
Source laser à verrouillage de modes par absorbant saturable massif
L’un des objectifs de cette thèse était de participer au développement de sources laser, dans l’optique de les utiliser pour l’imagerie ou encore pour la calibration de la technique de transformée de Fourier dispersive. Le fonctionnement d’un laser ultrarapide en régime solitonique nécessite une compensation des non-linéarités par la dispersion chromatique en tout point de la cavité. Au cours de son trajet dans la cavité, le soliton conserve alors sa forme temporelle et son spectre optique, on parle de solution statique. Dans ce cas, l’absorbant saturable présent dans la cavité laser n’est utilisé que pour initier le régime de verrouillage de modes. Ce régime est efficace pour la génération d’impulsions ultra-courtes, mais l’énergie contenue dans chaque impulsion est fondamentalement limitée au risque de déstabiliser le régime. Dans les années 1990, il a été démontré que les solutions solitoniques n’étaient pas uniquement possibles dans les systèmes conservatifs mais également dans les lasers à gestion de dispersion. Dans ces lasers, la stabilisation des solitons fait appel à un double équilibre entre dispersion et non-linéarités d’une part, et le gain et les pertes non-linéaires d’autre part. A ce titre, ces solutions sont appelées solitons dissipatifs. Lors de la mise en place du régime de verrouillage de modes à solitons dissipatifs, l’absorbant saturable joue donc le rôle supplémentaire crucial de régulateur de pertes non-linéaires. Cet effet de l’absorbant saturable devient prépondérant dans les cavités à dispersion moyenne normale. Le soliton va alors, au cours de son trajet dans la cavité, alternativement s’élargir temporellement sous l’effet de la dispersion et brutalement se compresser sous l’effet du filtrage temporel imposé par l’absorbant saturable. On dira alors qu’il « respire ». La mise en place de sources à solitons dissipatifs en régime de dispersion normale permet ainsi une montée en énergie des impulsions émises par le laser.
Table des matières
1 Introduction générale
2 Physique des lasers à fibres
2.1 Propagation linéaire de la lumière
2.1.1 Guidage optique dans les fibres – Types de fibres optiques
2.1.2 Atténuation
2.1.3 Dispersion chromatique – Fibres dispersives
2.1.4 Autres contributions à la dispersion
2.2 Propagation non-linéaire
2.2.1 Réfraction non-linéaire – Effet Kerr optique
2.2.2 Diffusions inélastiques stimulées
2.2.3 Amplificateurs fibrés à effet Raman
2.2.4 Équation de Schrödinger non-linéaire
2.2.5 Soliton optique temporel
2.3 Laser à fibre à verrouillage de modes
2.3.1 Verrouillage de modes passif par absorbant saturable
2.4 Conclusion
3 Dynamique des systèmes laser
3.1 Événements extrêmes et ondes scélérates optiques
3.1.1 Caractérisation des vagues scélérates optiques
3.1.2 Effet Brillouin dans les lasers
3.1.3 Observation expérimentale
3.1.4 Modèle numérique
3.2 Source laser à verrouillage de modes par absorbant saturable massif
3.2.1 Absorbants saturables massifs : état de l’art
3.2.2 Dispositif expérimental et implémentation du laser
3.2.3 Performances et comparaison avec les simulations numériques
3.3 Conclusion
4 Métrologie utilisant la transformée de Fourier dispersive
4.1 Transformée de Fourier dispersive (TFD)
4.2 Techniques utilisées pour la TFD
4.2.1 Amplification optique
4.3 Formalisme et limitations de la TFD
4.4 Imagerie par étirage temporel
4.4.1 Présentation de la technique
4.4.2 Détermination des limitations de la technique
4.4.3 Compromis entre cadence du laser et dispersion
4.4.4 Calibration
4.4.5 Traitement des données
4.4.6 Observations dans les jets
4.4.7 Optimisations possibles de la technique
4.5 Conclusion
5 Suivi d’ondes de chocs par imagerie par étirage temporel
5.1 Contexte : interaction laser-matière et ablation laser
5.2 Techniques utilisées pour le suivi d’ondes de choc
5.3 L’imagerie par étirage temporel pour le suivi d’ondes de choc
5.4 Utilisation de l’imagerie par étirage temporel en configuration colinéaire
5.4.1 Détection de l’onde de choc et représentation
5.5 Résultats expérimentaux : suivi d’ondes de choc
5.6 Conclusion et perspectives
6 Photographie par cartographie temporelle
6.1 Principe de la photographie par cartographie temporelle
6.2 Photographie par cartographie temporelle avec filtrage spectral
6.3 Mise en place d’un banc de SF-STAMP
6.3.1 Ajustement de la dérive de fréquence
6.3.2 Élargissement spectral
6.3.3 Réglage du filtre interférométrique
6.4 Résolutions
6.5 Résultats expérimentaux
6.6 Conclusion et perspectives
7 Conclusion générale
A Annexe : Mise en équation du modèle numérique (laser et effet Brillouin)
B Annexe : Codes numériques (Python)
Liste des publications
Liste des conférences
Bibliographie
