chapitre 2 - Université de Moncton

Université de Moncton Phys-6013 Les modes d’un résonateur (Partie 1)
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Chapitre 2. Les modes d’un résonateur. [1]
Partie 1 : l’approche numérique développée par Fox et Li.
1
Nous avons vu au chapitre 1 comment on pouvait calculer la distribution de champ (électrique
ou magnétique) d’un faisceau monochromatique se propageant dans un milieu homogène, linéaire et
isotrope à différentes positions à partir d’une distribution initiale u
0
(x,y,z=0) dans le cadre de
l’approximation de l’optique paraxiale. Cette approximation est valable sauf pour les faisceaux fortement
divergents. À partir de cette approximation et de l’équation de Helmholtz, nous avons établi une
équation différentielle, dite équation d’onde paraxiale (éq. 1.12). Nous avons résolu cette équation à
l’aide d’une superposition d’ondes planes ayant diverses orientations du vecteur d’onde
k
r
, ce qui nous
a menés à l’intégrale de Huygens-Fresnel (éq. 1.28). Cette équation s’obtient aussi en partant de la
théorie scalaire de la diffraction, qui mène à la formule de diffraction de Rayleigh-Sommerfeld, à laquelle
on applique l’approximation paraxiale. L’intégrale de Huygens-Fresnel peut s’interpréter avec le principe
de Huygens: le champ en un point résulte de la superposition d’ondelette sphériques localisées à chacun
des points pris sur une surface située en amont. Ces deux approches correspondent aux mêmes
approximations et sont deux façons équivalentes de traiter un problème de propagation de faisceau.
Le cas des lasers est un peu différent de celui traité au chapitre 1 à cause de la présence d’un
résonateur. Ce dernier est constitué le plus souvent de deux miroirs, souvent plans ou concaves, placés
face à face. Le résonateur Fabry-Perot est un cas particulier de résonateur où les miroirs sont plans.
Généralement, la réflectance des miroirs est proche de l’unité, ce qui permet d’emmagasiner une grande
quantité d’énergie électromagnétique à l’intérieur d’un résonateur et ce, d’autant plus que son facteur
de qualité, Q, est grand. Le champ électromagnétique dans un résonateur se présente sous la forme
1
Ce chapitre n’est traité que partiellement à cause du Devoir 1, qui porte sur le même sujet et qui pousse
l’étudiant à chercher par lui-même les réponses aux questions importantes sur le calcul des modes.

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d’une onde stationnaire. Cette dernière résulte de la superposition de deux ondes qui se propagent en
sens opposés. On peut alors considérer que le faisceau fait des allers-retours dans le résonateur; ce
faisant, la distribution transverse u(x,y,z) du faisceau change au cours de sa progression. Ceci est
imputable principalement à trois facteurs. D’abord, il y a la diffraction du faisceau; ensuite il y a les
réflexions sur des miroirs concaves ou convexes qui modifient la distribution de la phase du champ u;
finalement, il y a un une amputation du champ u(x,y,z) dans la périphérie du faisceau à cause de la
présence de diaphragmes placés dans le résonateur ou simplement à cause de la taille des miroirs, qui
peut être comparable, voire plus petite que la taille du faisceau.
Cependant, pour qu’une onde stationnaire puisse se former dans le résonateur, il faut d’abord
que la distribution transverse du champ u puisse se reproduire après un aller-retour dans le résonateur.
Il faut aussi une condition de résonance, qui est une condition sur le déphasage accumulé dans un aller-
retour, qui doit être un multiple entier de 2π; la condition de résonance sera vue plus en détails au
chapitre quatre. Concernant la possibilité de réplication de la distribution transverse de u dans un aller-
retour, deux questions importantes se posent. D’abord, de telles distributions u(x,y,z) qui se répliquent, à
un facteur constant près, après un aller-retour dans le résonateur, existent-elles? Ensuite, comment les
calcule-t-on? Nous allons en partie répondre à ces questions dans les deux prochains chapitres et
l’étudiant mettra en pratique ces idées dans le Devoir 1.
2.1 La description de la réflexion sur un miroir de taille finie sur le champ u.

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Considérons d’abord un résonateur formé de deux miroirs placés face à face.
2
Deux exemples de
tels résonateurs sont montrés aux Fig. 1 et 2, soit deux miroirs plans (Fig. 1) et deux miroirs concaves
réfléchissants placés face à face (Fig. 2). Dans la suite, on considère le système montré à la Fig. 2 et on
suppose que ce système a une symétrie cylindrique. Nous avons vu au chapitre 1 comment on pouvait
calculer l’effet de la propagation d’un faisceau dans l’espace libre. Il nous alors à déterminer l’effet de la
réflexion sur un miroir.
D’abord, notons que la focale d’un miroir parabolique de rayon de courbure R est donnée par:
2Rf =
. (1)
Par convention, à un miroir concave (convexe) correspond un rayon de courbure positif (négatif). Un
miroir concave, tout comme une lentille mince, va introduire un changement de courbure du front
d’onde, sans modifier la distribution d’amplitude. La réflexion sur le miroir de rayon R va changer le
rayon de courbure du faisceau selon la loi [2] :
fRR 111
21
=−
, (2)
où R
1
et R
2
sont les rayons de courbure des fronts d’onde des faisceaux incident et émergent d’un miroir
ou d’une lentille de focale f respectivement. On utilise la convention de signe suivante: R
i
>0 pour une
onde divergente et R
i
<0 pour une onde convergente. Attention de ne pas confondre le rayon de
courbure d’un front d’onde avec le rayon de courbure d’un miroir parabolique! Le changement de
courbure d’un front d’onde incident sur une lentille de focale f est illustré à la Fig. 3. En une dimension,
le front d’onde sphérique incident de rayon R
1
a une distribution donnée par :
2
À noter qu’il existe aussi des résonateurs à anneau pour lesquels un cycle complet n’est pas un aller-retour mais
un tour complet dans celui-ci.

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−=
λ
π
1
2
exp)( Rri rAu , (3)
où A est la distribution d’amplitude et r est la variable radiale des coordonnées cylindriques, i.e.,
222 yxr += .
À la Fig. 3, pour une onde se propageant vers la droite, R
1
>0 et R
2
<0. D’après l’équation (2), l’amplitude
complexe de l’onde, associée à un rayon de courbure du front d’onde, R
1
, est transformé selon la loi
suivante :
×
−= −
λ
π
λ
π
λ
π
fri Rri Rri
2
1
2
2
2
expexpexp
, (4)
où R
2
est le rayon du front d’onde après la transmission par une lentille. La transmission dans une lentille
mince correspond donc à l’application d’un facteur multiplicatif appliquée au champ u (Cf. Fig. 6) :
(
)
λπ friuu
2
exp×→ . (5)
Fig. 1 Résonateur plan-plan de longueur L et avec des miroirs plans de section circulaire de rayon a espacés d’une
distance L.
L
2a

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Fig. 2 Résonateur de longueur L constitué de miroirs concaves avec le système périodique similaire constitué de
lentilles convergentes espacées d’une distance L.
Fig. 3. Transformation d’un front d’onde par une lentille de focale f, avec f > 0. Un front d’onde de rayon de
courbure R
1
est transformé en un autre front d’onde de rayon R
2
par la relation : fRR 111
21
=− . Par
convention, à un front d’onde divergent (convergent) correspond une valeur positive (négative) de rayon de
courbure.
Ensuite, étant donné la taille finie du miroir, il se peut qu’une partie du faisceau ne frappe pas le
miroir et ainsi ne soit pas réfléchie si la taille du faisceau est plus grande que celle du miroir. La
distribution du champ u au voisinage des bords du miroir est un problème difficile à traiter car il fait
Lentille de
focale f
R
1
R
2
front d’onde
sphérique