Soutenance mémoire
Performances et limitations des architectures classiques
Le principe le plus « classique » de laser solide pompé par diode est l’utilisation de cristaux massifs dopés comme milieu amplificateur. Ces cristaux sont obtenus par diverses méthode de croissance, la plus connue et la plus utilisée industriellement étant la méthode Czochralski, qui permet d’obtenir des monocristaux de grandes dimensions. Les exemples les plus célèbres et les plus utilisés industriellement sont le Nd :YAG, et le Nd :YVO4. Ils peuvent être pompés longitudinalement par des diodes laser, souvent fibrées, ou transversalement, par des barrettes de diodes laser dont les faisceaux sont remis en forme par un système optique. Ces deux configurations sont rappelées en figure II.1.1 Le faisceau de pompe est focalisé dans le cristal, le mode laser est imposé par la cavité. Le principal problème des cristaux massifs pour la réalisation de lasers puissants est leur mauvaise gestion des effets thermiques. La puissance de pompe est en effet absorbée dans un volume très petit, typiquement de quelques mm3, ce qui conduit à une charge thermique importante dans la zone pompée. La conductivité thermique de ces cristaux est de plus assez basse (de l’ordre de 10 W/mK dans les meilleurs cristaux, comme le Nd :YAG), ce qui limite l’évacuation de cette charge thermique vers le système de refroidissement. Cette charge thermique a plusieurs conséquences néfastes sur le fonctionnement du système. En dépeuplant le niveau d’énergie fondamental, l’élévation de température peut affecter directement l’efficacité du laser. De plus, cette élévation de température n’est pas homogène dans le cristal, puisqu’elle est liée au profil spatial du faisceau de pompe. L’indice de réfraction dépendant de la température, le cristal laser devient, sous l’effet de la puissance de pompe, une lame de phase qui se comporte comme une lentille aberrante. L’inhomogénéité de la température a également des conséquences mécaniques sur le cristal : elle provoque l’apparition de contraintes, qui peuvent mener jusqu’à la fracture du milieu cristallin. Tous ces effets limitent la puissance de pompe que peut supporter le cristal, ainsi que l’efficacité et la qualité spatiale des lasers obtenus.
Systèmes à mode laser en incidence rasante (Bounce oscillator)
Les problèmes souvent rencontrés en pompage transverse classique sont le manque d’uniformité du gain, et le mauvais recouvrement entre les zones de gain fort et le mode TEM00 souhaité. Cela amène en général à une perte de qualité sur le faisceau signal, et à une baisse de l’efficacité. Une géométrie particulière a donc été étudiée pour le pompage transverse. Pour profiter de la forte inversion de population provoquée par la puissance de pompe dans les premiers microns de la face pompée du cristal, le faisceau signal vient se réfléchir (réflexion totale interne) sur celle-ci (cf figure II.2.1). Un autre avantage de cette configuration est que la zone subissant la plus forte puissance de pompe est aussi la plus proche du système de refroidissement, garantissant ainsi une évacuation maximale. Une puissance laser de 42 W en régime continu a ainsi été obtenue avec un cristal de Nd:GdVO4 [Thompson 04], et de façon similaire des résultats récents font état de 46 W de laser dans un cristal de Nd :YAG fortement dopé (2% at.), avec une efficacité de 45%, en utilisant cette configuration [Sauder 06]. En régime déclenché nanoseconde, les systèmes à mode laser en incidence rasante permettent d’atteindre des puissances moyennes assez élevées. Un oscillateur utilisant un cristal de Nd :YVO4 a ainsi permis d’obtenir des impulsions de 5,3 kW et 15 ns en régime déclenché,avec une cadence de 200 kHz, ce qui correspond à une puissance moyenne de 16 W [GarciaLopez 03].
Lasers à disques minces
Toujours dans l’idée de diminuer l’épaisseur du cristal laser pour réduire les problèmes thermiques, une des solutions les plus développées industriellement (Trumpf, Rofin Sinar) est le laser à disque mince. On donne au cristal la forme d’un disque d’une centaine de micron d’épaisseur et on dépose un traitement miroir sur une de ses faces, qui est fixée sur un système de refroidissement. Le principe, inventé à l’Université de Stuttgart dans le groupe d’A. Giesen [Giesen 94] est présenté figure III.2.1. La finesse du milieu laser permet une excellente évacuation de la chaleur et empêche l’établissement d’une lentille thermique puissante. De plus l’utilisation de disques et de faisceaux de pompe de plus grands diamètres permet de monter en puissance par simple homothétie. Le disque peut être pompé longitudinalement, mais comme l’épaisseur du milieu est très faible, de multiples passages du faisceau de pompe sont nécessaires pour que l’absorption soit suffisante [Brauch 95]. Des systèmes de pompage transversaux sont également développés [Yamamoto 04], le cristal étant alors pompé par la tranche. Une puissance de plus de 230 W continue a ainsi été obtenue grâce à un cristal composite d’Yb :YAG, avec une efficacité de 24 % et un facteur de qualité M2= 17 [Tsunekane 06]. Les lasers à disques minces permettent d’atteindre de très hautes puissances en régime continu. Grâce a des systèmes utilisant 4 disques en série, Trumpf laser commercialise un système fournissant une puissance continue de 8 kW (2 kW par disque), avec un rendement de 25% (mais un faisceau de qualité spatiale médiocre, M²~20) [Giesen 07]. D’autres résultats présentent des puissances plus faibles mais avec des qualités spatiales meilleures [Hua 02]. En régime nanoseconde et picoseconde, des puissances crêtes de plusieurs dizaines de MW sont atteintes par des systèmes commerciaux [Thin Disk FGSW], avec des fréquences de répétition de l’ordre du kHz. On peut également citer les résultats d’un amplificateur à disque mince permettant d’atteindre des impulsions de 1 GW et 4,5 ps, à une cadence de 1 kHz, ce qui correspond à une énergie de 4,5 mJ [Mueller 03]. En conclusion, les lasers à disques minces présentent un intérêt remarquable pour dépasser les limites thermiques des cristaux massifs. Des systèmes commerciaux ont déjà été développés, et des puissances de plusieurs kW ont été démontrées en régime continu. Il faut toutefois noter que les architectures de pompage de ces systèmes sont complexes, et que la montée en puissance se fait généralement au détriment de la qualité spatiale du faisceau de sortie.
Les fibres « double clad » classiques
Les fibres optiques en silice dopées avec des ions terres rares sont des milieux laser très étudiés car ils présentent de nombreux avantages en terme d’efficacité laser et de gestion des effets thermiques. Il est aisé, grâce aux techniques actuelles, de réaliser des fibres dites « double clad », qui présentent un cœur monomode dopé par des ions terres rares, une première gaine en verre non dopé, complétée par une seconde gaine polymère, le tout sur de grandes longueurs (plusieurs dizaines de mètres) Le cœur est un guide monomode (diamètre d’environ 10 µm), qui sert de milieu actif, et dans lequel le signal laser se propage. La gaine en verre (et la gaine polymère autour) forme un guide très multimode (diamètre d’environ 400 µm), d’une ouverture beaucoup plus grande, dans laquelle on peut injecter le faisceau de pompe issu de diodes laser de puissance. Le rapport élevé entre le diamètre de la gaine et celui du cœur, ainsi que la faible section efficace d’absorption des ions terres rares dans la silice, impose une grande longueur d’absorption. Ceci veut aussi dire que la charge thermique sera répartie sur une grande longueur, et qu’elle sera donc plus facile à gérer. De plus, le mode du signal laser n’est pas imposé par les modes propres d’un résonateur laser, mais plutôt par le caractère monomode du cœur de la fibre. Il sera donc peu sensible à une éventuelle déformation du profil d’indice par la température. Le gain de ces milieux laser étant très élevé, le coefficient de réflexion de 4% de l’interface verre/air au niveau d’une face de la fibre est suffisant pour servir de miroir de sortie. Il est également possible d’inscrire des miroirs de Bragg dans les fibres, ou d’utiliser des miroirs diélectriques classiques Les matériaux amorphes comme la silice utilisée pour fabriquer les fibres optiques sont loin d’être aussi résistants aux fortes puissances que les cristaux. Pour éviter tout dommage dans un laser à fibre, il est donc nécessaire d’utiliser des fibres dans lesquelles le mode du signal est très large (on parle de fibres « Large Mode Area »), ce qui permet de réduire la densité de puissance. L’inconvénient de cette méthode est que le signal est alors généralement légèrement multimode (apparition du mode guidé LP11), ce qui peut être très préjudiciable à la qualité du faisceau de sortie du laser. Il existe plusieurs méthodes pour réduire ce problème, comme par exemple enrouler la fibre d’une façon favorisant le mode fondamental LP01. Les lasers à fibres permettent d’obtenir une bonne efficacité, car le guidage du faisceau de pompe et du faisceau signal assure un bon recouvrement entre les deux. De plus, le caractère monomode du cœur permet généralement d’obtenir une bonne qualité de faisceau. En régime continu, les performances atteignent plusieurs kilowatts de puissance laser, avec un faisceau de bonne qualité. Un oscillateur utilisant deux diodes de pompe (une injectée à chaque bout de la fibre), pompant une fibre dopée Yb, a démontré une puissance de 1,3 kW à 1080 nm avec une efficacité de 60% et un facteur de qualité de faisceau M2< 3 [Mörl 2004]. Un autre système similaire a permis d’obtenir une puissance de 1 kW avec une efficacité de 80% et un M2 de 1,3 [Jeong 04-2]. IPG Photonics propose aujourd’hui des systèmes commerciaux fournissant jusqu’à 3 kW de puissance avec un faisceau monomode transverse [Site IPG]. On peut également noter l’effort qui a été fourni pour réaliser des oscillateurs permettant d’obtenir un faisceau de sortie polarisé, en utilisant des fibres dont la symétrie radiale est brisée par des contraintes. Une puissance de 400 W avec une efficacité de 66%, un faisceau de sortie polarisé linéairement et monomode transverse a ainsi été démontrée par Galvanauskas et al. [Liu 06].
Etudes de la lentille thermique dans les cristaux laser
Il existe de nombreuses publications concernant la mesure ou le calcul de la lentille thermique dans les cristaux laser pompés par diode. Nous distinguerons quatre types de mesures de lentilles thermiques : les méthodes géométriques, les méthodes basées sur le calcul des modes de la cavité, les méthodes interférométriques et les mesures géométriques de front d’onde. Les méthodes géométriques sont généralement les plus simples à mettre en œuvre. La méthode du déplacement du point focal consiste par exemple à mesurer la variation de la focalisation d’un faisceau sonde passant au travers du cristal, avec et sans pompage [Burnham 70]. Ce genre de méthode s’applique assez mal au pompage longitudinal, à cause de la taille des cristaux et de la longueur des focales mesurées. D’autres méthodes, plus adaptées à cette géométrie de pompage, se basent sur la mesure de la déformation d’un faisceau sonde gaussien après son passage dans le cristal [Hu 73]. De façon générale, ces mesures sont peu précises et leur incertitude atteint facilement 20-30%. La lentille thermique, en déformant le faisceau de cavité, change les modes propres de celleci. Il est possible de remonter à sa valeur en mesurant cette déformation ou la modification des conditions de stabilité de la cavité. Différentes techniques ont été utilisées pour cela. Nous citerons seulement ici l’une des plus simples : une cavité laser formée de deux miroirs plans constitue normalement une cavité instable. Néanmoins, elle peut être « stabilisée par la lentille thermique» du cristal, si celle-ci est convergente. En mesurant la zone de stabilité d’une telle cavité, on remonte à la valeur de la lentille thermique [Neuenschwander 95]. Les méthodes interférométriques classiques donnent de bons résultats en pompage transverse, mais elles sont difficilement applicables en pompage longitudinal, car la taille de la zone pompée et les déformations induites sur la phase sont trop petites pour générer un système de franges [Pfitsner 94] (Il est tout de même possible de faire des mesures grâce à la technique du « décalage de phase » longitudinal). Des mesures en interférométrie à décalage de phase latéral s’adaptent mieux à cette géométrie de pompage. Le principe est alors de faire interférer deux répliques légèrement décalées spatialement du front d’onde déformé d’un faisceau sonde passant au travers du cristal [Blows 98]. Ces mesures sont assez précises, l’incertitude relative sur la distance focale étant de l’ordre de 10 %. Elles sont par contre assez sensibles aux vibrations et demandent une sonde cohérente. Des analyseurs de front d’onde commerciaux basés sur ce principe ont été développés pour diverses applications [Site Phasics]. Les méthodes de mesures géométriques du front d’onde sont basées sur l’utilisation d’un analyseur de Shack-Hartmann. L’idée est alors de mesurer géométriquement les pentes locales du front d’onde à l’aide d’une matrice de microlentilles. On peut donc directement mesurer la forme du front d’onde d’un faisceau sonde après son passage dans le cristal. Cette méthode de mesure a été utilisée avec succès par plusieurs auteurs [Pittman 02] [Ito 02]. Elle présente une bonne précision (autour de 10% d’erreur), elle n’est pas sensible aux vibrations ou à la cohérence de la sonde utilisée, et elle permet de faire des mesures en temps réel à une cadence assez élevée (> 10 Hz). Son principal défaut est que sa résolution spatiale est limitée par le nombre de microlentilles. Des analyseurs utilisant ce principe sont disponibles commercialement [Site Imagine-Optic].
Le pompage longitudinal par diode de puissance fibrée
Nous avons déjà parlé de l’intérêt des diodes laser de puissance pour le pompage des cristaux laser dans l’état de l’art. Parmi les différentes configurations de pompage envisageables, le pompage longitudinal est très intéressant car il permet un meilleur recouvrement entre le faisceau laser et le faisceau de pompe comparé au pompage transverse. Si, de plus, la diode de pompe est fibrée, son faisceau de sortie est à symétrie radiale, ce qui facilite l’obtention d’une émission laser monomode et améliore encore l’efficacité. De tels systèmes de pompage sont disponibles commercialement et de plus en plus utilisés par les concepteurs de lasers. Nous avons donc décidé de centrer notre étude sur le cas du pompage longitudinal par diode de puissance fibrée. Les différentes diodes utilisées dans notre étude ont des puissances variant de la dizaine à la centaine de watts. Leurs longueurs d’onde d’émission sont centrées sur les bandes d’absorption des ions dopants utilisés soit 808 nm pour pomper les cristaux dopés aux ions néodymes, et autour de 980 nm pour le pompage des cristaux dopés aux ions ytterbium. La puissance issue de barrettes de diodes laser est injectée dans une fibre multimode, dont le diamètre de cœur varie typiquement entre 100 µm et 800 µm à l’heure actuelle. Le facteur de qualité M2 des faisceaux obtenus est très élevé, généralement supérieur à 50, voir supérieur à 100. L’ouverture numérique des fibres multimodes utilisées est typiquement de 0,2. En sortie de fibre, le faisceau est généralement dépolarisé. Un exemple de mesure de M2 sur une diode délivrant 60 W à 808 nm que nous avons utilisée est montré en figure I.3.2. Le cœur de la fibre a un diamètre de 400 µm.
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Table des matières
Introduction générale
Première partie : Etat de l’art des lasers de puissance
I. Introduction
II. Lasers à cristaux massifs
II.1. Performances et limitations des architectures classiques
II.2. Systèmes à mode laser en incidence rasante (Bounce oscillator)
II.3. Conclusion sur les lasers à cristaux massifs
III. Lasers à slabs et à disques minces, lasers à guides d’onde
III.1. Les slabs laser
III.2. Lasers à disques minces
III.3. Lasers à guide d’onde
IV. Lasers à fibres amorphes
IV.1. Les fibres « double clad » classiques
IV.2. Les fibres à cristaux photoniques
V. Conclusion : Quels sont les domaines de prédilection des systèmes existants ?
Deuxième partie : Etude des effets thermiques dans les cristaux laser en pompage longitudinal
I. Etat de l’art et cadre de l’étude
I.1. Etat de l’art des études thermiques dans les cristaux laser
I.2. Les objectifs de notre travail
I.3. Le cadre de notre étude
II. Origines et effets de l’élévation de température dans les cristaux laser
II.1. Les phénomènes générateurs de chaleur dans les cristaux laser
II.2. Expression de la fraction thermique et de la répartition de température dans le cristal
II.3. Effets de la génération de chaleur dans les cristaux
II.4. La lentille thermique : causes physiques et calcul analytique
II.5. Simulations par éléments finis, présentation du logiciel LASCAD
III. Nouvelle méthode de mesure des conductivités thermiques de cristaux laser
III.1. Etat de l’art des mesures de conductivités thermiques
III.2. Principe de notre mesure de conductivité thermique
III.3. Schéma expérimental, mesure des paramètres
III.4. Validation du banc sur Nd :YAG
III.5. Mesures de conductivité thermiques de cristaux de Nd :YVO4 et Nd :GdVO4
III.6. Conclusion sur le banc de mesure de conductivité thermique
IV. Banc de caractérisation thermique complet : Validation et exemple d’utilisation
IV.1. Principe de la mesure de lentille thermique
IV.2. Schéma expérimental
IV.3. Validation avec un cristal de Nd :YAG, comparaison aux simulations par FEA
IV.4. Exemple d’utilisation du banc de caractérisation : comparaisons des cristaux d’Yb :CaF2 et Yb :SrF2
IV.5. Conclusion sur le banc de caractérisation
V. Conclusion sur les caractérisations thermiques de cristaux laser
Troisième partie : Réalisation de lasers à base de fibres monocristallines
I. Etat de l’art et problématique des lasers à fibres monocristallines
I.1. Méthode de croissance Czochralski
I.2. Les céramiques laser en forme de fibres
I.3. La méthode de croissance « Laser Heated Pedestal Growth » (LHPG)
I.4. La méthode de croissance par « Edge Define Growth » (EFG)
I.5. La méthode de croissance par micro-pulling-down (µPD)
I.6. Conclusion sur les méthodes de croissance des fibres monocristallines
I.7. Concept des lasers à fibres monocristallines, dimensionnements des fibres obtenues par micro-pulling-down
I.8. Choix du matériau laser, réalisation des échantillons
I.9. Les échantillons à notre disposition
II. Caractérisation des fibres monocristallines obtenues par micropulling down
II.1. Polissage et traitements des faces des fibres cristallines
II.2. Caractérisations spectroscopiques et chimiques
II.3. Caractérisations optiques (propagation, guidage, absorption)
II.4. Etude thermique : simulations et mesures
II.5. Mesure de déformation du front d’onde
II.6. Mesures des pertes équivalentes en cavité laser
II.7. Organigramme du processus d’optimisation
III. Simulations laser, choix de la cavité
III.1. Introduction : objectifs des simulations
III.2. Problématique : Particularités des lasers à fibres cristallines
III.3. Calcul du gain petit signal dans les fibres
III.4. Application du formalisme de Rigrod
III.5. Résultats des simulations : Optimum entre bon recouvrement et faibles pertes par diffraction
III.6. Simulations de cavités laser adaptées sous LASCAD
III.7. Conclusion sur les simulations
IV. Résultats laser
IV.1. Le premier laser à fibre cristalline issue de la technique µ-PD
IV.2. Comparaison en régime continu entre une fibre µ-PD et un barreau Czochralski de même géométrie
IV.3. Résultats en régime continu pour de fortes puissances de pompe
IV.4. Réalisation d’un amplificateur à fibre monocristalline en régime picoseconde
IV.5. Résultats en régime déclenché
IV.6. Conclusion sur les résultats laser
V. Conclusion sur les lasers à fibres monocristallines
V.1. Une technologie à croissance rapide
V.2. Des résultats inédits dans le domaine des fibres cristallines
V.3. Potentiel des fibres en Nd :YAG, développements futurs
V.4. Potentiel avec d’autres dopants, d’autres matrices
Conclusion générale et perspectives
Annexe 1
Annexe 2
Liste des publications
Bibliographie
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