L'invention porte sur un oscillateur laser à fibre optique. Plus précisément, l'invention concerne un oscillateur laser pouvant fonctionner en régime de verrouillage des modes pour générer des impulsions ultra-brèves de haute énergie.

On entend par « impulsions ultra-brèves », ou « ultra-rapides », des impulsions « picosecondes » ou « femtosecondes ».

On entend par impulsions picosecondes (femtosecondes) des impulsions présentant une durée à mi-hauteur inférieure ou égale à 500 ps (500 fs, respectivement), cette durée pouvant être mesurée directement à la sortie de l'oscillateur ou après une opération de compensation de la dérive de fréquence (« chirp » en anglais) par des moyens dispersifs.

On entend par « impulsions de haute énergie » des impulsions présentant, à la sortie de l'oscillateur et avant toute amplification hors cavité, une énergie supérieure ou égale à 100 nJ, voire à 1 pJ.

Les impulsions lasers ultra-rapides de haute énergie sont utilisées dans des nombreuses applications scientifiques, industrielles ou médicales. A titre d'exemples non limitatifs on peut mentionner la microscopie non-linéaire, la génération d'harmoniques d'ordre élevé, l'imagerie résolue en temps, le micro-usinage de précision et la chirurgie ophtalmique.

Actuellement, les meilleures performances sont obtenues grâce à des lasers femtosecondes massifs à base de Ti:saphir, qui permettent d'atteindre des durées d'impulsions aussi faibles que 5 fs. Cependant, ces lasers souffrent de nombreux inconvénients qui les rendent peu adaptés à des applications industrielles : en effet, ils sont relativement encombrants, coûteux, consommateurs d'énergie et présentent des problèmes de stabilité à long terme. Ils doivent être pompés optiquement par une lumière verte, généralement émise par des lasers à ions d'argon ou à état solide avec conversion de fréquence, qui sont à leur tour coûteux. Par ailleurs, des effets thermo-optiques limitent leur puissance et leur cadence. En outre, l'énergie à la sortie de l'oscillateur ne dépasse pas en général quelques dizaines, voire quelques centaines de nanojoules ; ainsi, une amplification hors cavité est nécessaire pour de nombreuses applications, ce qui augmente ultérieurement le coût et l'encombrement du système.

Les lasers « à disques minces », introduits récemment (voir le document EP 1236249) constituent une alternative intéressante, au moins pour les applications ne nécessitant pas d'impulsions extrêmement brèves. Ces lasers ont permis de générer des impulsions de durée inférieure à 800 fs et d'énergie supérieure à 2 μϋ en sortie de l'oscillateur, à une cadence de 60 MHz. Ils présentent l'avantage considérable de pouvoir être pompés par des lasers semi-conducteurs (diodes lasers). Cependant, l'utilisation d'un milieu actif en forme de disque mince complique la géométrie de la cavité et le pompage.

Les lasers à fibre, dont le milieu à gain optique est constitué par une fibre optique dopée, généralement avec des ions de terres rares, sont économiques, compacts, robustes et stables ; ils peuvent être pompés facilement par diodes lasers ; leur grand rapport surface-volume simplifie la gestion thermique ; ils présentent un fort gain qui permet un fonctionnement à haute cadence avec une puissance moyenne importante ; en outre, ils émettent des impulsions présentant une qualité spatiale élevée. L'énergie des impulsions en sortie de l'oscillateur est néanmoins limitée par les fortes non-linéarités effectives qui caractérisent les fibres optiques. La génération d'impulsions de haute énergie nécessite donc, généralement, une amplification hors cavité, ce qui conduit à des systèmes trop complexes pour des applications industrielles.

Lors de sa propagation dans une fibre optique, une impulsion est soumise - si on néglige dans un premier temps son amplification ou atténuation - à la dispersion de sa vitesse de groupe (effet dispersif d'ordre 2) et à l'effet Kerr optique (non-linéarité d'ordre 3). L'évolution, en fonction de la distance parcourue z et du temps t, de l'amplitude complexe A de son enveloppe est alors décrite par l'équation suivante, connue sous le nom d' « équation de Schrodinger non-linéaire » :

dA β ₂ δ ² Α , _{i 7} dans laquelle :

- β2 est le coefficient de dispersion de la vitesse de groupe ; il g — ·_

est donné par ² dm ² , ω étant la fréquence angulaire et β la constante de propagation de la lumière. On utilise plus communément le paramètre de dispersion chromatique D _c = -2ποβ ₂ /λ ² où c est la célérité de la lumière dans le vide et λ est la longueur d'onde reliée à ω par ω = 2πο/λ Le paramètre D _c est généralement exprimé en ps/(nm km). Lorsque β ₂ <0 (D _c >0), on parle de dispersion négative ou anormale ; lorsque β ₂ >0 (D _c <0), on parle de dispersion positive ou normale.

γ représente la non-linéarité effective de la fibre, donnée f it),

par ^c ^e/f où : n ₂ est l'indice de réfraction non-linéaire, co ₀ la fréquence angulaire de la porteuse de l'impulsion, c la vitesse de la lumière et A _e ff la surface effective du mode de la fibre optique (surface modale effective) à la fréquence angulaire co ₀ définie par :

A _ef{ = ^L - _+∞ où E(x,y) représente la distribution de

E{x,yYds

champ électrique du mode considéré sur la section transverse de la fibre optique.

Lorsque la dispersion est anormale, il existe des profils d'impulsions pour lesquels les effets non-linéaires et dispersifs s'annulent exactement : les solitons. Malheureusement, les solitons ne sont stables que g _ * ¾HU

pour des énergies inférieures à la valeur limite ^{s T} s Y , T _s étant la durée de l'impulsion (théorème de l'aire du soliton). Concrètement, les oscillateurs laser solitoniques utilisant des fibres optiques conventionnelles en silice ne peuvent générer que des impulsions ayant une énergie inférieures à 0,1 nJ environ. On entend par « fibre conventionnelle » une fibre optique unimodale sans gestion particulière de la dispersion chromatique ou de la surface modale effective.

Les lasers à fibre à gestion de la dispersion permettent de dépasser la limite imposée par le théorème de l'aire du soliton. La cavité de ces lasers comprend une fibre optique amplificatrice à dispersion anormale, comme dans un oscillateur solitonique, mais également une section présentant une dispersion normale qui étire les impulsions afin de limiter les non-linéarités induites. A titre d'exemple, le document US 5,450,427 et l'article [Lenz 1995] décrivent un oscillateur à gestion de la dispersion dans lequel la dispersion normale (négative) est introduite par un réseau de Bragg non uniforme. De cette façon, on peut atteindre des énergies à la sortie de l'oscillateur de quelques nano-Joules, ce qui reste insuffisant pour de nombreuses applications.

Le document US 5,513,194 décrit un oscillateur laser à gestion de la dispersion entièrement intégré en fibre optique. Dans cet oscillateur, la fibre amplificatrice présente une dispersion normale, qui est compensée par une fibre passive à dispersion anormale. La fibre amplificatrice est en silice dopée à l'erbium ; elle présente donc un gain optique à une longueur d'onde (1 ,55 μητι) à laquelle la silice présente une dispersion anormale. Dans ces conditions, pour pouvoir présenter une dispersion normale, la fibre doit être du type à dispersion décalée, et présenter de ce fait une surface modale très faible, ce qui limite l'énergie maximale des impulsions.

Afin d'éviter les contraintes associées à l'utilisation des fibres amplificatrices à dispersion anormale, il a été proposé de réaliser des lasers exploitant le concept de « similariton ». Les « similaritons » sont des impulsions de profil temporel parabolique (« impulsions paraboliques ») qui, au cours de leur propagation dans un milieu à dispersion normale, s'élargissent sans se déformer. Un laser à impulsions paraboliques comprend une fibre amplificatrice à dispersion normale et une ligne à retard dispersive pour comprimer les impulsions élargies dans la fibre amplificatrice sans introduire des non-linéarités additionnelles. Un tel laser est décrit, par exemple, dans l'article [llday 2004] et dans le document US 7,436,862. L'énergie à la sortie de l'oscillateur ne dépasse pas quelques nano-Joules.

Les lasers à fibre « à dispersion totalement normale »

(« ANDI », de l'anglais « Ail-Normal Dispersion », ou « ANDF », pour « All- Normal Dispersion Fiber ») comprennent également une fibre amplificatrice à dispersion normale, mais ne prévoient aucun élément de compensation de la dispersion. L'élargissement des impulsions est compensé par l'absorbant saturable rapide responsable du verrouillage des modes (qui raccourcit les impulsions en atténuant fortement leurs queues), assisté éventuellement par un filtrage spectral (les impulsions présentent une forte dérive de fréquence, ce qui fait qu'un filtrage spectral en réduit la durée, contrairement à ce qui se passe pour des impulsions limitées par transformée de Fourier). Le principe de fonctionnement d'un tel oscillateur laser est décrit, par exemple, dans le document WO 2008/105833.

Lorsqu'on utilise des fibres optiques amplificatrices conventionnelles, les oscillateurs laser à dispersion totalement normale génèrent des impulsions dont l'énergie ne dépasse pas 20 nJ environ (voir par exemple [Chichkov 2010]). Cependant, cette valeur peut être augmentée en utilisant des fibres optiques amplificatrices à grande surface modale, du type à cristal photonique. Voir par exemple l'article [Ortaç 2009], dans lequel une fibre- barreau à cristal photonique avec une surface modale effective de 2800 pm ² (à comparer aux quelques micromètres carrés des fibres optiques conventionnelles) dopée à l'ytterbium a permis l'obtention d'impulsions présentant une énergie de 927 nJ et une durée de 711 fs (après compensation de la dérive linéaire de fréquence) à la longueur d'onde de 1 ,04 pm. Cependant, la fibre-barreau utilisée dans l'oscillateur décrit dans cet article est multimodale et nécessite donc l'utilisation d'un filtre spatial pour sélectionner le mode fondamental, compliquant ainsi l'architecture de l'oscillateur.

Une fibre-barreau à cristal photonique unimodale à large aire effective de 1320 pm ² a pu être obtenue en augmentant le pas de la structure périodique à deux dimensions inscrite dans la gaine. L'utilisation de cette fibre à grand pas dans un oscillateur à verrouillage de modes a permis l'obtention d'impulsions présentant une énergie de 534 nJ et une durée de 100 fs ([Baumgartl 2011]).

L'utilisation de fibres-barreaux à cristal photonique présente néanmoins certains inconvénients.

Premièrement, ces fibres sont rectilignes et rigides : on perd donc un des avantages majeurs des lasers à fibre optique, à savoir leur compacité. Elles sont aussi fragiles et coûteuses à fabriquer.

Ensuite, le signe de leur dispersion est déterminé par la nature du matériau, la dispersion due au guidage étant négligeable. Cela signifie qu'on ne peut pas utiliser une fibre en silice pour des oscillateurs émettant à des longueurs d'ondes supérieures à 1 ,27 pm, ce qui exclut notamment la possibilité d'utiliser un dopage à l'erbium Er ³⁺ (émission autour de 1 ,55 pm) ou au thulium Tm (émission autour de 2 μηι). L'utilisation d'autres matériaux que la silice (verres de fluorure, chalcogénure, tellure...) pose des problèmes d'intégrabilité avec les fibres conventionnelles et les composants à fibre de silice.

En outre, l'énergie maximale admissible dépend linéairement de la surface modale effective, qui en pratique ne peut pas excéder quelques milliers de micromètres carrés. Ces types de lasers ne présentent donc que peu de marges de progression en énergie.

L'invention vise à remédier, entièrement ou en partie, aux inconvénients précités de l'art antérieur. Notamment, l'invention vise à procurer un laser à fibre optique pouvant générer des impulsions ultra-brèves de plus haute énergie que les oscillateurs lasers à fibre connus de l'art antérieur et/ou présentant une structure plus simple et compacte, par exemple en étant entièrement intégrable dans un système « tout fibre », et/ou susceptible d'émettre un rayonnement laser à une longueur d'onde inaccessible ou difficilement accessible aux lasers à dispersion entièrement normale connus de l'art antérieur.

Un objet de l'invention est un oscillateur laser comprenant une fibre optique amplificatrice insérée dans une cavité résonante pour servir de milieu actif, ainsi que des moyens de pompage pour provoquer une inversion de population dans ladite fibre optique amplificatrice, caractérisé en ce que ladite fibre optique amplificatrice comporte au moins deux cœurs couplés optiquement entre eux dans une gaine commune et en ce que les formes, les dimensions, les indices de réfraction et l'agencement relatif desdits cœurs sont choisis de manière à supporter des super-modes dont au moins un présente, dans une bande spectrale d'émission dudit oscillateur laser, une dispersion chromatique normale.

L'utilisation de deux cœurs (ou plus) couplés optiquement entre eux est doublement avantageuse. D'une part, elle permet d'augmenter la surface modale effective par rapport à une fibre optique conventionnelle comprenant un seul cœur cylindrique au centre de la fibre. D'autre part, il est possible de choisir les paramètres physiques et géométriques d'une telle fibre de manière à obtenir une dispersion chromatique normale d'une valeur très importante, ce qui permet d'étirer fortement les impulsions et par conséquent d'augmenter leur énergie maximale. Par ailleurs, cette dispersion chromatique est pratiquement indépendante de la dispersion du matériau, ce qui supprime les contraintes précitées sur la longueur d'onde d'émission qui affectent les lasers à dispersion entièrement normale et à grande surface modale effective.

Selon différents modes de réalisation d'un oscillateur laser conforme à l'invention :

Les formes, les dimensions, les indices de réfraction et l'agencement relatif des c urs de ladite fibre optique amplificatrice peuvent être choisis de telle manière que ledit super-mode présente, dans ladite bande spectrale d'émission, une dispersion chromatique normale, inférieure ou égale à -100 ps/nm/km et de préférence inférieure ou égale à -700 ps/nm/km.

Les formes, les dimensions, les indices de réfraction et l'agencement relatif des cœurs de ladite fibre optique amplificatrice peuvent être choisis de telle manière que ledit super-mode présente, dans ladite bande spectrale d'émission, une surface modale effective supérieure ou égale à 50λ ² , λ étant la longueur d'onde centrale de ladite bande spectrale d'émission.

Ladite fibre optique amplificatrice peut présenter un dopage dont la distribution spatiale est choisie de manière à assurer une amplification préférentielle dudit super-mode présentant, dans ladite bande spectrale d'émission de l'oscillateur laser, une dispersion chromatique normale.

Ladite fibre amplificatrice peut présenter une bande de dispersion chromatique normale dont la largeur à 0,8 fois la valeur maximale, est supérieure ou égale à 1 nm, et de préférence supérieure ou égale à 10 nm.

- Ladite fibre optique amplificatrice peut comprendre un cœur central, notamment de forme cylindrique, et au moins un cœur périphérique annulaire, entourant ledit cœur central, et notamment coaxial avec ce dernier. En particulier, ledit cœur central peut être monomodal dans ladite bande spectrale d'émission.

- En variante, ladite fibre optique amplificatrice peut être une fibre à bande interdite.

Ladite fibre amplificatrice peut être en silice. Ladite fibre optique amplificatrice peut être dopée de manière à présenter un gain optique dans une région spectrale dans laquelle la dispersion chromatique du matériau dont elle est constituée est anormale. En particulier, elle peut être en silice, dopée avec des ions erbium ou thulium.

- L'oscillateur peut comprendre également un absorbant saturable rapide pour induire un fonctionnement en régime de verrouillage de modes.

La cavité résonante peut présenter une dispersion entièrement normale dans ladite bande spectrale d'émission.

- Ladite cavité résonante peut être en anneau et contenir un isolateur optique pour en permettre un fonctionnement unidirectionnel.

Ladite cavité résonante en anneau peut être entièrement réalisée en fibre optique.

D'autres caractéristiques, détails et avantages de l'invention ressortiront à la lecture de la description faite en référence aux dessins annexés donnés à titre d'exemple et qui représentent, respectivement :

La figure 1 , le schéma à blocs d'un oscillateur laser selon un mode de réalisation de l'invention ;

Les figures 2A et 2B, la structure et les caractéristiques d'une fibre optique amplificatrice selon un mode de réalisation de l'invention ;

Les figures 3A et 3B, l'évolution, en fonction de la puissance de pompage, de l'énergie, de la durée et de la largeur spectrale des impulsions générées par un laser présentant la structure illustrée sur le figure 1 et utilisant, en tant que milieu actif, une fibre optique amplificatrice selon les figures 2A et 2B ;

Les figures 4A, 4B, 4C et 4D montrent respectivement, les profils temporel et spectral des impulsions émises par ledit laser pour une énergie de 2,5 μϋ, le profil temporel obtenu après compensation de la dérive en fréquence, ainsi que la dynamique de ces impulsions à l'intérieur de la cavité de l'oscillateur laser ;

Les figures 5A et 5B, les profils d'indice de réfraction de deux fibres amplificatrices selon deux autres modes de réalisation de l'invention ; La figure 6, le profil d'indice de réfraction d'une fibre optique amplificatrice selon encore un autre mode de réalisation de l'invention ;

Les figures 7A et 7B, respectivement, les profils temporel et spectral calculés des impulsions émises par un laser présentant la structure illustrée sur la figure 1 et utilisant, en tant que milieu actif, une fibre optique amplificatrice selon la figure 6 pour une énergie de 30 nJ ;

Les figures 8A et 8B, respectivement, les profils d'autocorrélation et spectral mesurés des impulsions émises par ledit laser pour une énergie de 30 nJ.

La figure 1 montre le schéma à blocs d'un oscillateur laser avec cavité résonante en anneau CRA selon un mode de réalisation de l'invention. Un tel laser comprend :

un milieu actif MA, constitué par une fibre optique amplificatrice ; le coupleur CP permet l'injection d'une lumière de pompage générée par une diode laser DL ;

un coupleur de sortie CS, permettant l'extraction d'une fraction du rayonnement laser généré par l'oscillateur ;

un absorbant saturable rapide AS, permettant un fonctionnement de l'oscillateur laser en régime de verrouillage des modes ; et

- un élément non réciproque, ou isolateur optique, ENR permettant la propagation de la lumière dans un seul sens (horaire, comme indiqué par les flèches).

A l'extérieur de l'oscillateur proprement dit, un système dispersif SDC, présentant une dispersion anormale, comprime les impulsions extraites par le coupleur de sortie CS, idéalement jusqu'à leur limite de Fourier.

Le système de pompage (coupleur CP, source DL), le coupleur de sortie CS, l'absorbant saturable rapide AS et l'élément non réciproque ENR peuvent être conventionnels et ne seront pas décrits en détail. Dans une solution totalement intégrée, il peut s'agir de dispositifs en fibre optique, reliés entre eux et au milieu amplificateur par une fibre optique à dispersion normale. Le système dispersif SDC de compression des impulsions peut aussi être conventionnel, par exemple réalisé au moyen de réseaux de diffraction et/ou prismes et/ou miroirs à dérive de fréquence (« chirped mirrors »). En fait, ce qui différencie l'oscillateur de la figure 1 d'une source laser à fibre optique du type à dispersion totalement normale, telle que celle décrite par exemple dans le document précité WO 2008/ 05833, est principalement la structure de la fibre optique amplificatrice MA. Comme cela a été dit plus haut, une telle fibre comprend au moins deux coeurs dans une gaine commune. Chaque cœur, considéré individuellement, présente au moins un mode de propagation. Mais la proximité des cœurs induit un couplage entre leurs modes respectifs, dont résultent des « super-modes ». La forme des cœurs, leurs indices de réfraction et leur agencement relatif constituent des degrés de liberté permettant d'optimiser (en l'espèce, maximiser) la surface modale effective, la dispersion chromatique de ces super-modes à la longueur d'onde d'émission laser et la largeur de la bande dans laquelle la dispersion est fortement normale.

En particulier, la fibre optique amplificatrice MA peut comprendre deux cœurs concentriques : un cœur central de forme cylindrique, semblable à celui d'une fibre optique conventionnelle, et un cœur périphérique annulaire, coaxial audit cœur central. Des fibres optiques de ce type sont connues par elles-mêmes, mais n'ont jamais été proposées en tant que milieu actif pour un laser.

Par exemple, les articles [Thyagarajan 1996], [Auguste 2000], [Février 2002] et [Gérôme 2006] décrivent les propriétés de dispersion de fibres optiques passives (non amplificatrices) présentant deux cœurs concentriques, ainsi que leur utilisation en tant que modules de compensation de la dispersion. Le document [Nielsen 2011] décrit une fibre passive à cœurs concentriques, avec un cœur central multimodal et un cœur annulaire. Le super-mode dit « LP02 », obtenu par couplage du deuxième mode du cœur central avec un mode du cœur annulaire, présente à la fois une forte dispersion modale et une grande aire modale effective. L'inconvénient de cette technique est qu'elle nécessite l'utilisation de deux réseaux à long pas pour convertir le mode fondamental d'une fibre standard vers le super-mode LP02. De ce fait, une utilisation à haute énergie de la fibre est exclue à cause des non-linéarités importantes qui seraient induites dans ces réseaux.

Les documents EP 0 910 141 et WO 01/50639 décrivent des fibres optiques amplificatrices présentant deux cœurs concentriques. Le profil d'indice de réfraction de ces fibres est exploité pour contrôler la dépendance spectrale du gain ; s'agissant de fibres destinées à la transmission de signaux, elles ne sont pas conçues de manière à présenter une dispersion importante, ni une grande surface modale effective. Dans le document WO 01/50639 il est aussi question d'utiliser une telle fibre dans un laser Raman ; mais le principe de fonctionnement d'un tel laser est totalement différent de celui d'un laser « conventionnel », exploitant une émission fluorescente, comme dans le cas de la présente invention. De plus, la fibre à cœurs concentriques est à nouveau utilisée pour ses propriétés de filtrage spectral et pas de dispersion

L'article [Maury 2004] décrit une fibre optique amplificatrice présentant deux cœurs concentriques, une dispersion chromatique normale de valeur élevée et une aire modale effective de 17 pm ² à 1 ,55pm, soit 7λ ² . Cette fibre est destinée à être utilisée pour la compensation de la dispersion chromatique dans les systèmes de communications optiques.

Sur la figure 2A, la courbe en ligne pointillée montre le profil d'indice de réfraction n(r) d'une fibre MA convenant à la mise en œuvre de l'invention, constituée de silice et rendue amplificatrice par un dopage en ions erbium (Er ³⁺ ), afin d'obtenir une émission laser à la longueur d'onde précitée de 1 ,58 pm.

Cette fibre présente un cœur interne C1 d'un rayon ri de 3 pm et d'indice de réfraction η·ι=1 ,464 ; un cœur annulaire C2 avec un rayon interne r ₂ =7pm et un rayon externe r ₃ =30pm, d'indice de réfraction n ₂ =1 ,458 ; et une gaine G d'indice de réfraction n ₃ =1 ,45 entre les deux cœurs et à l'extérieur du cœur annulaire. D'une manière conventionnelle, le profil d'indice n(r) est obtenu par dopage en dioxyde de germanium. La ligne continue montre le profil d'amplitude A(r) du super-mode fondamental, indiqué par la suite « SM1 », obtenu par couplage entre le mode unique du cœur central et le mode d'ordre pair le plus bas (ordre zéro) du cœur annulaire, à la longueur d'onde de 1 ,58 pm. Ce super-mode est principalement concentré dans le cœur central, mais il présente aussi des « ailes » qui s'étendent dans le cœur annulaire. Le couplage de ces mêmes modes fondamentaux donne également un autre super-mode, appelé par la suite « SM2 », non représenté ici et plus concentré dans le cœur annulaire. Le profil de dopage, illustré par la région grisée PD, est conçu de manière à présenter un meilleur recouvrement avec le super-mode SM1 qu'avec le super-mode SM2 ; ainsi, le premier sera amplifié de manière préférentielle. Pour la longueur d'onde d'intérêt (1 ,58 μιτι), le facteur de recouvrement du super-mode SM1 est maximisé, et vaut environ 0,75 pour un dopage rectangulaire dans la région 0<r<(r ₂ +r ₃ )/2. Dans ces conditions, le facteur de recouvrement du super-mode SM2 vaut environ 0,25 ; le super-mode SM1 est donc largement favorisé.

La figure 2B montre comment la dispersion chromatique D _c (ligne pointillée, échelle de gauche) et la surface modale effective A _eff (ligne continue, échelle de droite) pour le super-mode SM1 dépendent de la longueur d'onde λ. A la longueur d'onde laser (Ài _as =1 ,58 pm) la dispersion est négative et prend la valeur de -800 ps/nm/km ; elle se maintient inférieure à -640 ps/nm/km sur une bande spectrale dont la largeur Δλ vaut environ 13 nm. Quant à la surface modale effective, elle prend à la longueur d'onde laser la valeur de 150 pm ² , soit environ 60λ| _3δ ² · Pour λ>1 ,59 pm environ, le super-mode SM1 se localise essentiellement dans le cœur annulaire et le facteur de recouvrement avec la région dopée décroit fortement ; il n'est donc pas possible d'opérer dans cette région spectrale.

Les figures 3A et 3B montrent comment différentes propriétés (énergie E, durée At, largeur spectrale Δλ) des impulsions lasers, générée par l'oscillateur de la figure 1 utilisant en tant que milieu actif la fibre MA de la figure 2, dépendent de l'énergie de saturation du matériau, E _sa t, considérée comme représentative de la puissance de pompage. Ces figures montrent qu'il est possible d'obtenir des impulsions d'une énergie de plusieurs pJ, avec une durée de 20 - 95 ps. Ces impulsions sont fortement étirées, car cette durée doit être comparée avec la durée limitée par transformée de Fourier qui, pour une largeur spectrale d'environ 10 nm, vaut 366 fs à 1 ,58 pm, en supposant un profil temporel gaussien.

La figure 4A montre le profil temporel d'intensité l(t) (courbe en trait continu, échelle de gauche, en unités arbitraires - « u.a. ») et de fréquence instantanée δω(ί) (courbe en trait discontinu, échelle de droite en THz) d'une impulsion d'énergie égale à 2,5 pJ. La durée T de cette impulsion (définie comme sa pleine largeur à mi-hauteur) est d'environ 93 ps. Son étirement peut être expliqué en grande partie par une rampe linéaire de fréquence. Cet étirement est une conséquence inévitable de la forte dispersion chromatique introduite par la fibre amplificatrice et de l'absence de tout élément de compensation à dispersion anormale. En fait, cet étirement est la clé de l'augmentation de l'énergie par impulsion ; si nécessaire, il peut être compensé hors cavité par un système de compression conventionnel. Par ailleurs, le fait de disposer, à la sortie de l'oscillateur, d'impulsions déjà étirées est avantageux si une amplification hors-cavité est nécessaire.

La figure 4B montre le spectre Ι _λ (λ) de l'impulsion de la figure 4A. On peut remarquer que ce spectre est très régulier et symétrique, sans modulations et/ou asymétries induites par des effets non-linéaires. Par ailleurs, il présente une allure sensiblement parabolique, ce qui traduit une propagation similaritonique.

La figure 4C montre le profil temporel d'intensité l(t) obtenu après compensation de la dérive en fréquence des impulsions de la figure 4A. La durée de l'impulsion est alors raccourcie à 950 fs. Elle vaut 1 ,33 fois la durée obtenue en effectuant la transformée de Fourier du spectre de la figure 4C en supposant une phase nulle, ce qui montre que la dérive en fréquence est majoritairement linéaire:

La figure 4D illustre l'évolution de la largeur spectrale (échelle de droite) et de la durée (échelle de gauche) de l'impulsion en fonction de la position z dans la cavité. On peut voir que, conformément au principe des oscillateurs laser à dispersion entièrement normale, la durée de l'impulsion augmente de manière monotone à l'intérieur de la fibre amplificatrice (MA), se stabilise dans le coupleur de sortie (CS) et est sensiblement réduite par l'absorbant saturable rapide (AS).

Le tableau ci-après permet de comparer l'oscillateur laser selon le mode de réalisation de l'invention qui vient d'être décrit avec deux réalisations de l'art antérieur, décrites dans les références précitées [Baumgartl 2011] et [Chichkov 2010]. Pour chaque laser sont indiqués la longueur d'onde d'émission λ ₀ (en pm), l'ion de terre rare utilisé comme dopant pour introduire un gain optique, la surface modale effective A _eff (en μιτι ² ), la dispersion D _c (en ps/nm/km), la largeur de bande maximale des impulsions Δλ (en nm), ainsi que l'énergie E des impulsions obtenues (en μϋ). Par ailleurs, chaque laser est caractérisé par un « chiffre de mérite » FOM, mesuré en μϋ, défini par FOM = 6πο|ϋο| ² ·Δλ ³ /(λο ² γ^), où c est la célérité de la lumière dans le vide, g le gain faible signal supposé fixe et égal à 1 ,6 m ^"1 pour toutes les configurations et

Y—— :

cA*ff . La largeur spectrale des impulsions est limitée soit par la largeur de la bande de gain Δλ ₉ soit par la largeur de la bande de dispersion Αλ _ά définie à 0,8 Dcmax (Dcmax étant la valeur maximale, en valeur absolue, du paramètre de dispersion chromatique D _c ) : Δλ = ηιίη(Δλ ₉ , Δλ^. La largeur de bande de dispersion Δλά est définie à 0,8D _cm ax pour s'affranchir des effets de la dispersion d'ordre supérieur notamment la dispersion d'ordre 3 Le chiffre de mérite est proportionnel à l'énergie maximale des impulsions de sortie dans le cas d'une amplification en régime parabolique (voir l'article [Deng 2009]) : en effet, cette énergie est d'autant plus élevée que la dispersion est importante, que la bande spectrale est large est que la surface modale effective est grande.

Oscillateur λο Ion A _ef f D _c Δλ Energie FOM

[Baumgartl 2011] 1 ,04 Yb ³⁺ 1320 -30 40 0,5 1 ,34

[Chichkov 2010] 1 ,55 Er ³⁺ 12,6 -28 30 0,02 2-10 ^'3

Invention 1 ,04 Yb ³⁺ 100 -180 26 0,8 0,97

Invention 1 ,58 Er ³⁺ 120 -640 13 2,5 1 ,28

Invention 2 Tm ³⁺ 140 -210 40 2,6 3,2

L'énergie extraite de l'oscillateur selon l'invention est cinq fois celle obtenue selon [Baumgartl 2011], malgré une surface modale effective sensiblement inférieure et un chiffre de mérite légèrement plus faible. En effet, l'écart de surface modale est plus que compensé par la valeur beaucoup plus importante de la dispersion qui, dans [Baumgartl 2011], est dictée par les propriétés du matériau. On remarquera par ailleurs que, justement pour cette raison, le laser de [Baumgartl 2011] ne peut pas utiliser un dopage en Er ³⁺ pour émettre autour de 1 ,55 μιτι, ni en Tm ³⁺ pour émettre autour de 2 pm. Celui de [Chichkov 2010] émet à 1 ,55 μητι, mais l'énergie qu'il permet d'atteindre est inférieure de deux ordres de grandeur à celle obtenue grâce à l'invention.

L'invention n'est pas limitée à l'utilisation de fibres optiques amplificatrices présentant un profil d'indice de réfraction du type illustré sur la figure 2A. Les figures 5A et 5B illustrent deux autres exemples de profils d'indice de réfraction qui conviennent à la mise en œuvre de l'invention. Dans le cas de la figure 5A, la partie externe de la gaine (r>r ₃ > présente un indice de réfraction différent (plus bas : n ₄ <n ₂ ) que la partie interne (n<r<r ₂ ) ; dans le cas de la figure 5B, le cœur central est plus large et faiblement guidant (ni<n ₃ ) afin de maximiser la surface modale effective tout en permettant un fonctionnement unimodal. Ces profils, comme celui de la figure 2A, sont du type dit « en W ». Mais des structures encore différentes peuvent être utilisées, telles que des fibres « solides » (entièrement en verre, par opposition aux fibres à cristal photoniques constituées de verre et air) à bande interdite photonique, dont le profil d'indice de réfraction est illustré de manière schématique sur la figure 6. Dans une telle fibre, l'indice de réfraction du cœur C peut être le même que celui de la gaine ou légèrement supérieur, le guidage étant assuré uniquement ou principalement par la bande interdite crée par les paires d'anneaux concentriques A1 , A2, A3, A4, A5 d'indice de réfraction alternativement haut et bas. Pour la mise en œuvre de l'invention, l'anneau le plus interne (A1) peut servir de deuxième cœur ; le super-mode exploité est obtenu par le couplage du mode d'ordre le plus bas du cœur central et d'un mode impair de l'anneau A1. L'invention a été testée expérimentalement en utilisant une fibre dopée à l'ytterbium présentant le même profil d'indice de réfraction que la fibre passive décrite en détail dans l'article [Gérôme 2007]. La dispersion est très élevée (D _c =-1500 ps/nm/km à la longueur d'onde λο=1 ,04 μιτι), mais les performances sont limitées par une plage spectrale utile relativement étroite, A _d =1 nm, ce qui conduit à un chiffre de mérite FOM = 10 ^~2 et à des impulsions dont l'énergie est au plus de quelques dizaines de nano-joules. Il faut dire que la fibre n'était pas optimisée pour cette application spécifique ; en fait, il est remarquable qu'un fonctionnement stable en régime de verrouillage de modes soit obtenu avec une bande spectrale utile aussi étroite.

Les figures 7A et 7B montrent les profils temporel et spectral calculés des impulsions pour une énergie de sortie de 30 nJ. Les impulsions calculées présentent un spectre étroit de 0,69 nm de largeur à mi-hauteur pour une largeur temporelle de 56 ps. Les impulsions présentent une forte dérive en fréquence linéaire. Les figures 8A et 8B montrent le spectre Ι _λ (λ) et la trace d'autocorrélation ( c, fonction du retard τ) mesurés à la sortie de l'oscillateur, également pour des impulsions d'une énergie de 30 nJ. La largeur à mi-hauteur de la trace d'auto-corrélation est de 70 ps, ce qui correspond à des impulsions de 50 ps de durée en supposant un profil gaussien. Ces résultats expérimentaux sont en très bon accord avec les prédictions numériques des figures 7A et 7B.

L'objet de l'invention n'est pas limité aux modes de réalisations décrits ci-dessus. Différentes structures de fibres optiques peuvent être utilisées, à condition de comporter au moins deux cœurs couplés optiquement entre eux dans une gaine commune ; ces fibres peuvent être réalisées en différents matériaux et présenter des dopages autres que par des ions erbium et ytterbium. Ces fibres peuvent être intégrées dans des oscillateurs ne présentant pas nécessairement l'architecture de la figure 1 (en particulier, la cavité ne doit pas nécessairement être en anneau). Toute technique de verrouillage des modes (absorbant rapide, absorbant lent, verrouillage actif par un modulateur...) peut être utilisée, et d'ailleurs un oscillateur laser selon l'invention ne doit pas nécessairement fonctionner en régime de verrouillage des modes, bien que la génération d'impulsions ultra-brèves soit l'application visée à titre principal.

Références :

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