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Pour qu’il y ait globalement amplification, il faut que P
> P, donc que :
GQ > 1
(141)
Ceci est la condition d’accrochage, c’est-à-dire la condition d’oscillation du laser. Elle
exprime simplement que les gains doivent être supérieurs aux pertes.
Ainsi, après chaque aller et retour, la puissance du faisceau est multipliée par GQ, avec
GQ > 1. On pourrait donc penser que la puissance de ce faisceau croît jusqu’à l’infini. En
fait il n’en est rien, car au fur et à mesure que la puissance augmente, maintenir le gain G
à niveau constant nécessite que de plus en plus d’atomes dans l’état excité e se désexcitent
en un temps donné. Or, quel qu’il soit, le mécanisme de pompage qui fournit des atomes
dans l’état excité e en produit un nombre fini par unité de temps. À partir d’une certaine
densité d’énergie lumineuse dans la cavité, le nombre d’atomes excités va chuter ; il en
résulte une diminution du gain G : on parle de saturation du gain. La densité d’énergie
lumineuse dans la cavité, et par conséquent la puissance de sortie du laser dépendent de
cette saturation, c’est-à-dire en fin de compte de l’efficacité du processus de pompage qui
réexcite les atomes dans l’état excité e.
On peut aussi valablement se demander comment démarre un laser (cette question est
pertinente pour n’importe quel type d’oscillateur). Le laser démarre sur un bruit. En
l’occurrence le « bruit » est ici fourni par l’émission spontanée : puisqu’il y a des atomes
dans l’état excité e, l’un d’entre eux pourra se désexciter par émission spontanée en
émettant un photon dans la bonne direction (c’est-à-dire selon l’axe de la cavité). C’est
ce signal qui sera ensuite amplifié, et à partir duquel le laser démarre.
15.3. Propriétés du rayonnement émis par un laser
La lumière émise par un laser a des propriétés spécifiques de monochromaticité, de
cohérence et de directivité.
• Monochromaticité
Le caractère très monochromatique du rayonnement émis par les lasers est lié au fait que
seul un ou quelques modes longitudinaux sont amplifiés et contribuent à l’émission du
laser. Les lasers dont la largeur spectrale dv est la plus étroite sont les lasers monomodes,
où un seul mode contribue à l’effet laser. Dans ce cas, la largeur spectrale du laser est définie
par la largeur du mode, elle-même reliée aux pertes dans la cavité. Ceci peut être facilement
compris en se rappelant que la cavité d’un laser peut être assimilée à une cavité Fabry-Perot,
dont la largeur spectrale des modes (c’est-à-dire des pics de transmission) a été étudiée
au 8.2. Cette largeur spectrale dv est proportionnelle à 1 − r
2 (où r est le coefficient de
réflexion de l’amplitude du champ), donc aux pertes de la cavité. Moins une cavité a de
pertes et plus ses modes sont spectralement fins. On a ainsi capable de réaliser (dans des
laboratoires spécialisés) des lasers dont la largeur spectrale est de l’ordre de 100 Hz.
Hormis les pertes, il y a beaucoup d’autres effets qui ont tendance à élargir la largeur
spectrale d’un laser : citons par exemple les vibrations de la cavité qui ont pour effet de
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Pour qu’il y ait globalement amplification, il faut que P
> P, donc que :
GQ > 1
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Ceci est la condition d’accrochage, c’est-à-dire la condition d’oscillation du laser. Elle
exprime simplement que les gains doivent être supérieurs aux pertes.
Ainsi, après chaque aller et retour, la puissance du faisceau est multipliée par GQ, avec
GQ > 1. On pourrait donc penser que la puissance de ce faisceau croît jusqu’à l’infini. En
fait il n’en est rien, car au fur et à mesure que la puissance augmente, maintenir le gain G
à niveau constant nécessite que de plus en plus d’atomes dans l’état excité e se désexcitent
en un temps donné. Or, quel qu’il soit, le mécanisme de pompage qui fournit des atomes
dans l’état excité e en produit un nombre fini par unité de temps. À partir d’une certaine
densité d’énergie lumineuse dans la cavité, le nombre d’atomes excités va chuter ; il en
résulte une diminution du gain G : on parle de saturation du gain. La densité d’énergie
lumineuse dans la cavité, et par conséquent la puissance de sortie du laser dépendent de
cette saturation, c’est-à-dire en fin de compte de l’efficacité du processus de pompage qui
réexcite les atomes dans l’état excité e.
On peut aussi valablement se demander comment démarre un laser (cette question est
pertinente pour n’importe quel type d’oscillateur). Le laser démarre sur un bruit. En
l’occurrence le « bruit » est ici fourni par l’émission spontanée : puisqu’il y a des atomes
dans l’état excité e, l’un d’entre eux pourra se désexciter par émission spontanée en
émettant un photon dans la bonne direction (c’est-à-dire selon l’axe de la cavité). C’est
ce signal qui sera ensuite amplifié, et à partir duquel le laser démarre.
15.3. Propriétés du rayonnement émis par un laser
La lumière émise par un laser a des propriétés spécifiques de monochromaticité, de
cohérence et de directivité.
• Monochromaticité
Le caractère très monochromatique du rayonnement émis par les lasers est lié au fait que
seul un ou quelques modes longitudinaux sont amplifiés et contribuent à l’émission du
laser. Les lasers dont la largeur spectrale dv est la plus étroite sont les lasers monomodes,
où un seul mode contribue à l’effet laser. Dans ce cas, la largeur spectrale du laser est définie
par la largeur du mode, elle-même reliée aux pertes dans la cavité. Ceci peut être facilement
compris en se rappelant que la cavité d’un laser peut être assimilée à une cavité Fabry-Perot,
dont la largeur spectrale des modes (c’est-à-dire des pics de transmission) a été étudiée
au 8.2. Cette largeur spectrale dv est proportionnelle à 1 − r
2 (où r est le coefficient de
réflexion de l’amplitude du champ), donc aux pertes de la cavité. Moins une cavité a de
pertes et plus ses modes sont spectralement fins. On a ainsi capable de réaliser (dans des
laboratoires spécialisés) des lasers dont la largeur spectrale est de l’ordre de 100 Hz.
Hormis les pertes, il y a beaucoup d’autres effets qui ont tendance à élargir la largeur
spectrale d’un laser : citons par exemple les vibrations de la cavité qui ont pour effet de
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