Injection optique d'un laser monomode

Dans ce paragraphe, nous présentons de manière générale l'injection optique dans un laser à semi-conducteur monomode de type DFB. C'est un sujet de recherche mené par le groupe Physique des Lasers du laboratoire FOTON-ENSSAT depuis plus d'une quinzaine d'années [4, 5, 6, 7]. Les observations expérimentales réalisées dans les diérents laboratoires, notam- ment au sein de notre laboratoire, ont montré que les régimes de fonctionnement du laser esclave injecté seront très diérents en fonction des paramètres d'injection. Nous distinguons

cinq régimes de fonctionnement que nous allons dénir dans les prochains paragraphes. Nous illustrons ces diérents régimes via le spectre optique du laser esclave injecté en utilisant l'analyseur de spectre optique Fabry-Perot. Pour commencer, nous présentons dans la gure 2.2 ci-dessous les spectres optiques superposés de lasers maître et esclave [6] :

Figure 2.2  Spectres optiques superposés de lasers maître et esclave [6] Décrochage

Dans ce cas, le laser esclave injecté fonctionne de la même manière que s'il n'était pas in- jecté. Son spectre optique est tout simplement l'addition des deux spectres des lasers maître et esclave libre.

Accrochage total ou verrouillage

Les spectres optiques du régime d'accrochage total sont illustrés dans la gure 2.3a [8]. Dans ce régime, la fréquence du laser esclave est "accrochée" à celle du laser maître, donc le laser esclave fonctionne à la même fréquence que le laser maître. En plus, il présente la même largeur de raie, c'est-à-dire qu'il y a aussi un accrochage de phase ou le transfert de la pureté spectrale du laser maître vers le laser esclave [9]. Par contre, la puissance op- tique du laser esclave reste quasiment inchangée, ce qui nous donne l'idée d'utiliser le laser sous injection optique comme un amplicateur optique à faibles signaux de cohérents [5, 10]. Mélange d'ondes

Ce régime est le résultat d'une interaction non-linéaire entre la fréquence du laser maître et celle du laser esclave. Cette interaction non linéaire tire son origine de la réponse non linéaire du gain laser [11]. Elle équivaut au phénomène de mélange à quatre ondes bien connu dans le domaine de l'optique non-linéaire [12]. Comme cela est observé dans la gure 2.3b, le spectre optique présente une structure multi-pics comprenant un pic principal cor- respondant à la composante fréquentielle du laser esclave et des pics latéraux. Ces derniers peuvent être au nombre de deux ou plus dans le cas d'un mélange d'onde simple comme cela

est montré dans la gure 2.3b. L'espacement entre les pics correspond au désaccord dans le cas du mélange d'onde simple. Dans le cas d'un mélange d'ondes double, une fréquence apparait entre celle du laser maitre et celle du laser esclave libre, à la moitié du désaccord (doublement de période) [6, 7]. Pour un mélange d'ondes quadruple, une résonance appa- rait au quart de l'intervalle séparant ces deux fréquences de référence (quadruplement de période). Dans le domaine de micro-onde, ce régime de mélange d'ondes donne lieu à la créa- tion de porteuses électriques correspondant à l'écart entre les pics latéraux et le pic principal. Relaxation

Le spectre optique du laser esclave injecté dans ce régime ressemble à celui du régime de mélange d'ondes, c'est-à-dire qu'il est constitué de plusieurs pics également espacés comme le montre la gure 2.3c. Cependant la diérence par rapport au régime de mélange d'ondes est l'espacement entre les pics qui ne correspond pas plus désaccord, mais il correspond à la fréquence de relaxation du laser esclave libre. Cet espacement reste quasiment constant même si le désaccord varie en modiant la fréquence du laser maître. Le spectre électrique suite à la détection du signal optique dans ce régime présente des pics de battement corres- pondant à la fréquence de relaxation et de ses harmoniques [6, 7].

Chaos

Dans ce régime, le spectre optique du laser esclave injecté présente une structure élargie sur toute une bande spectrale comme on peut l'observer dans la gure 2.3d. Il n'y a plus de pics discrets comme pour les autres régimes. Le spectre électrique correspondant à ce régime est lui étalé. L'étude du régime chaotique sous injection optique a été eectuée dans diérents travaux dont Kovanis [13]. Une étude sur la synchronisation de chaos a été aussi étudiée dans les travaux de Vaudel au sein de notre laboratoire [7].

L'apparition de ces régimes de fonctionnement lorsqu'un laser à semi-conducteurs est soumis à une injection optique dépend des paramètres d'injection (la puissance optique injectée et le désaccord). Il est donc utile de localiser ces régimes dans un plan déni par la puissance optique injectée et le désaccord, pour un courant de polarisation donné du laser esclave. Nous l'appelons la cartographie d'injection. La première cartographie d'injection a été publiée par Simpson en 1997 [14]. Depuis les premières cartographies réalisées en 1997 par Bondiou [15], les études menées au laboratoire FOTON-ENSSAT/GPL ont complété ce travail de Simpson.

La gure 2.4 ci-dessous présente un exemple de cartographie d'injection pour un laser DFB monomode polarisé à 4 fois son seuil, réalisée par Blin [9]. Pour la tracer expérimen- talement, il est nécessaire d'utiliser une source laser accordable an de varier le désaccord et un atténuateur optique pour varier la puissance optique injectée. La cartographie est ob- tenue en identiant le régime de fonctionnement pour chaque point (puissance, désaccord) du plan. À partir de la cartographie présentée dans la gure 2.4, nous remarquons que les régimes dynamiques n'apparaissent qu'à partir d'une certaine puissance injectée (-50 dBm

Figure 2.3  Spectres optiques des diérents régimes de fonctionnement du laser esclave injecté : Accrochage total ou verrouillage (a) ; Mélange d'ondes simple (b) ; Relaxation (c) ; Chaos (d) [8]

dans ce cas) et autour d'un désaccord nul, c'est-à-dire que la fréquence du laser maître s'approche de celle du laser esclave. Ces régimes deviennent de plus en plus nombreux et s'étalent sur une plage de fréquence de plus en plus grande si la puissance injectée augmente. Souvent, pour une puissance injectée susamment faible (≤ -20 dBm dans ce cas), le régime d'accrochage total est obtenu pour un désaccord presque nul ; il est entouré par le régime de mélange d'onde simple. Nous observons également que la cartographie expérimentale pour le même laser à un courant de polarisation xé est légèrement diérente pour les deux sens de variation du désaccord (croissant et décroissant). Cet eet de bistabilité a été discuté dans les travaux de Blin [6, 8, 16]. Enn, il est important de noter qu'une cartographie est relativement subjective, dans le sens où chaque expérimentateur, théoricien, peut choisir ses propres critères de décision tout particulièrement quant au choix de l'apparition du mélange d'onde (régime 1, 2, 4) (xé par le rapport de puissance entre la fréquence principale et les autres fréquences, qui dépend du choix de l'observateur dans un régime de bifurcation de Hopf). Le chaos est quant à lui un régime parfaitement déni par la dimension de l'attrac- teur étrange, néanmoins ce calcul étant lourd, on se contente de l'observation de l'étalement de la bande spectrale, ce qui n'est pas un critère rigoureux pour dénir le chaos. Néan-

moins, le calcul de cartographie par la théorie des bifurcations montrent un grand accord avec l'expérience, prouvant que cette approche faite par l'observation spectrale est tout à fait acceptable.

Figure 2.4  Cartographie expérimentale d'injection d'un laser DFB polarisé à 4 fois de son seuil pour deux sens de variation du désaccord : décroissant et croissant (encart) [6, 9]