1 – banc expérimental
Afin de vérifier que le temps de réponse de notre composant soit suffisamment court, nous avons fait une première étude à 160 GHz. Le banc expérimental utilisé pour cette expérience est présenté sur la figure 92
Fig. 92 – Schéma du montage expérimental utilisé pour l’étude de l’amélioration du taux d’extinction à 160 GHz. EDFA symbolise l’amplificateur à fibre dopée erbium et SHG-FROG l’analyseur des profils d’intensité et de phase des impulsions.
Tout d’abord, un signal optique à 160 GHz de très bonne qualité est produit à partir d’une technique de compression non-linéaire d’un battement sinusoïdal. Cette méthode est basée sur le multiple mélanges à quatre ondes dans une fibre optique dite « de compression » (d’une longueur de 1 km avec une compensation de dispersion de 1 ps/nm/km) [2,3]. Les impulsions ainsi obtenues ont une forme gaussienne avec une durée à mi-hauteur de 1,3 ps. Afin d’étu-dier l’amélioration du taux d’extinction du signal, la qualité des impulsions a ensuite été volontairement dégradée en augmentant la puissance moyenne du battement sinusoïdal à l’entrée de la fibre de compression. Le train d’impulsions cadencé à 160 GHz a ensuite été focalisé sur l’échantillon à l’aide d’une fibre optique lentillée donnant une tâche focale de 4,1 µm de diamètre à 1/e2 du maximum d’intensité. Le signal réfléchie par le composant est finalement amplifié, puis analysé à l’aide d’un autocorrélateur ou d’un analyseur des profils
d’intensité et de phase des impulsions, de type SHG-FROG (pour Second Harmonic Genera-tion - Frequency Resolved Optical Gating). La puissance du signal incident sur l’échantillon peut aussi être modifiée grâce à un atténuateur optique situé en entrée du circulateur. Nous avons utilisé un miroir d’argent pour la mesure des signaux de référence.
Comme à l’heure actuelle, les outils optoélectroniques ont une réponse trop « lente », l’analyse de signaux optiques ayant des taux de répétition supérieurs à 40 GHz est unique-ment réalisable avec des techniques tout-optiques du type autocorrélateur ou FROG. L’auto-corrélateur est un instrument permettant de caractériser grossièrement le profil temporel de l’intensité d’une impulsion [4]. Il est basé sur le principe de l’autocorrélation [5] du signal avec lui-même. Techniquement, le produit de l’autocorrélation est obtenu par l’intermédiaire d’un effet optique non-linéaire tel que la génération de seconde harmonique (ou SHG pour Second Harmonic Generation) ou l’absorption à deux photons. Malheureusement, la trace d’autocorrélation ainsi obtenue n’est pas suffisante pour remonter au profil original de l’im-pulsion, car de par sa nature mathématique, cette trace est symétrisée et de plus, elle laisse apparaître une ambiguïté sur le sens de l’écoulement du temps [6]. L’autocorrélateur uti-lisé dans notre banc de mesure utilise le SHG. Un interféromètre de Michelson à différence de marche variable permet de dédoubler l’impulsion initiale en deux impulsions identiques, mais décalées temporellement. Ces deux impulsions sont alors focalisées dans un cristal doubleur de fréquence (BB0). Le signal ainsi généré au sein du cristal est finalement détecté avec un photo-multiplicateur dont la tension est visualisée grâce à un oscilloscope. Afin de pouvoir pleinement caractériser une impulsion en intensité et en phase, il est nécessaire d’utiliser des techniques optiques plus sophistiquées. Parmi les techniques existantes [4, 7], la technique de l’autocorrélation résolue en fréquence à génération de seconde harmonique (SHG-FROG) permet d’obtenir efficacement les profils d’intensité et de phase d’une impul-sion ultra-courte. Cette technique consiste à transformer une information temporelle (l’im-pulsion) en une information spatiale plus facile à détecter. Son principe est basé sur la mesure du spectre optique de la trace d’autocorrélation pour différents retards entre les deux signaux à corréler [4]. L’information spectro-temporelle ainsi recueillie constitue ce que l’on appelle la trace FROG. Puis, à partir d’un algorithme numérique adapté utilisant les projections gé-néralisées, on extrait de la trace FROG les évolutions temporelles de l’intensité et de la phase de l’impulsion [4]. Cependant, de par la nature du processus de génération de seconde har-monique, le sens de l’écoulement du temps reste inconnu.
2 – résultats expérimentaux
L’étude à 160 GHz a été menée sur une structure MD7 irradiée à 1.1012cm−2. Les me-sures pompe-sonde ont montré un temps de réponse caractéristique de 1 ps (cf. page 126) et une mesure du spectre de réflectivité à faible intensité incidente a montré une longueur d’onde de résonance à 1545 nm sur le point de mesure. Afin d’anticiper le déplacement de la longueur d’onde de résonance à cause des effets thermo-optiques, le signal à 160 GHz a été centré à 1555 nm.
Les traces d’autocorrélation obtenues pour plusieurs puissances moyennes incidentes et après réflexion sur le composant sont montrées sur la figure 93. La trace du signal incident (traits pointillés) est aussi montrée pour comparaison. On voit clairement que le taux d’ex-tinction du signal est amplifié après passage sur la micro-cavité et que cette amplification
dé-pend, comme attendu, de la puissance incidente, preuve du fonctionnement non-linéaire du composant. Le maximum d’amplification, d’une valeur de 6,6 dB, est obtenu pour une puis-sance incidente optimale de 20,3 dBm. Ces résultats démontrent qu’il est possible d’obtenir un temps de réponse du composant suffisamment court pour traiter des signaux optiques avec des taux de répétition aussi élevés que 160 GHz. A notre connaissance, c’est la première dé-monstration d’amplification de contraste d’un signal optique à un tel taux de répétition avec un composant semiconducteur.
Fig. 93 – Traces d’autocorrélation du train d’impulsion à 160 GHz après réflexion sur le composant et pour plusieurs puissances moyennes incidentes (PAS). La courbe en traits pointillés montre la courbe de référence.
La figure 94.a montre les profils de l’intensité et de la phase des impulsions, mesurés avec la technique SHG-FROG, avant et après réflexion sur le composant et lorsque l’amplifica-tion de contraste est maximale (Pin=20,3 dBm). On observe bien une nette amélioration de la qualité du signal après réflexion sur l’échantillon avec une amélioration du taux d’extinc-tion de 6 dB et 2 dB, respectivement sur les fronts montants et descendants des impulsions. De plus, on observe que la phase du signal réfléchi est quasiment identique à celle du signal incident. Il n’y a donc aucune modification non-linéaire de la phase après sa remise en forme par le composant à absorbants saturables. Comme attendu, on constate que les impulsions deviennent plus courtes et asymétriques à cause de la faible différence entre la durée des impulsions et le temps de réponse du composant (cf. Fig. 62 page 117). Bien que la direction de l’écoulement du temps soit ambiguë, on peut supposer à partir des résultats FROG et de notre connaissance sur le fonctionnement du composant que le front montant des impulsions correspond à celui ayant la meilleur amélioration du taux d’extinction, car lors du front des-cendant l’absorption des puits quantiques n’est que partiellement recouverte (d’où une plus faible amélioration de contraste).
Pour compléter cette caractérisation à 160 GHz, nous avons étudié la bande passante du composant en faisant varier la longueur d’onde λindu laser sur toute sa plage d’accordabilité allant de 1550 nm à 1558 nm. Les résultats sont donnés sur les deux graphes de la figure 94.b montrant le contraste maximal et la puissance optimale en fonction de λin. On voit qu’une amélioration du contraste de près de 6 dB est possible sur plus de 8 nm. Sachant qu’un contraste de 1 dB est suffisant pour la remise en forme des signaux (comme nous le verrons à
a) b)
Fig. 94 – a) Résultats SHG-FROG : intensités et phases du train d’impulsions à 160 GHz en entrée de l’échantillon MD7-(G4) (référence miroir d’argent en traits pointillés) et en sortie (trait continu) pour une puissance moyenne incidente de 20,3 dBm. b) Amélioration du contraste de la fonction d’autocorrélation en fonction de la longueur d’onde (graphe supérieur) et puis-sance moyenne optimale à l’entrée du composant en fonction de la longueur d’onde du laser (graphe inférieur).
la fin de ce chapitre), on peut s’attendre à une bande passante pour cette structure largement supérieure à 8 nm, ce qui est très intéressant pour un fonctionnement en WDM. On observe aussi que la puissance optimale augmente avec la longueur d’onde du laser. Ceci est dû aux effets thermo-optiques qui modifient la longueur d’onde de resonance de la micro-cavité. En effet, comme le maximum de contraste apparaît lorsque λin coincide avec λres, plus l’écart initial entre λin et λres est grand, et plus la puissance moyenne à fournir en entrée du composant pour obtenir le maximum d’amplification doit être importante. Pour finir, on peut noter que dans le cas d’un signal optique à 160 Gbits/s avec des impulsions similaires, la puissance optimale de fonctionnement serait réduite de 3 dB pour des puissances crêtes équivalentes, car le signal serait alors constitué à 50 % (en moyenne) de symbole « 0 ». Ces résultats ont fait l’objet d’un publication [8].