Grâce aux sections précédentes, la stabilité à court terme peut être évaluée par l’écart type d’Allan à 1 s d’interrogation des atomes aussi bien pour les spectres de bruit obtenus ex-périmentalement que pour les spectres issus de la modélisation. L’ensemble des résultats
est résumé au tableau5.2pour le VECSEL bifréquence en boucle ouverte ainsi que pour le
laser en présence d’un asservissement de l’intensité ou d’une PLL optique.
Grâce au modèle du bruit en boucle ouverte, nous réalisons que la réduction du bruit de phase induite grâce aux fortes corrélations de pompe s’accompagne d’une réduction de
l’écart type d’Allan d’un facteur 26. Le tableau5.2 montre également que l’écart type
d’Allan induit par l’effet Dick et calculé à l’aide du modèle est plus de trois fois plus
faible que celui calculé à partir des mesures du RIN en boucle ouverte. Cet écart provient de l’existence des pics de bruit aux basses fréquences dans le spectre de RIN expérimental. Ces bruits techniques, principalement d’origine électronique, ne sont pas reproduits par le modèle. Il en résulte que la prédiction de la stabilité d’horloge est sous-estimée lorsqu’on utilise le modèle, nous utiliserons donc les spectres expérimentaux. L’utilisation du modèle permet néanmoins de comprendre une tendance comme la diminution avec η que l’on vient
de mentionner et dont l’effet est plus ténu pour le bruit d’intensité.
Bruit d’intensité Bruit de phase
Situation σy× 1013 à 1 s induit par effet Dick
À partir du modèle en boucle ouverte
η = 0 22 8.3 × 104
η = 0.5 20 5.9 × 104
η = 1 17 3200
À partir des mesures
Boucle ouverte 69 ×
RIN asservi 5.8 ×
RIN asservi+ filtre (1) 4.2 ×
RIN asservi+ filtre (2) 4.1 ×
OPLL PI × 14
OPLL PID × 9.1
OPLL PID (gain max) × 2.3
OL × 1.7
Tableau 5.2 – Contribution à la stabilité à court terme du bruit d’intensité du VECSEL et du bruit de phase de son battement RF. Les écarts types d’Allan sont calculés numériquement à partir des équations allant de (5.19) à (5.26) et des spectres affichés aux Figs.5.8(a) et 5.13(a). La partie exploitant le modèle utilise les mêmes valeurs des paramètres qu’auparavant et ces valeurs restent fixées alors que l’on fait varier η.
Les meilleures performances de stabilité pour le VECSEL asservi sont produites, d’une part, avec la régulation PID de gain maximum pour le bruit de phase du battement (courbe
rouge sur la Fig.5.13(a)) et, d’autre part, avec le filtre (2) pour le RIN (courbe bleue sur
la Fig.5.8(a)). L’écart type d’Allan total induit pour l’horloge par le VECSEL bifréquence
via l’effet Dick vaut alors :
σDick
y (1 s)= q(4.1)2+ (2.3)2
× 10−13< 5 × 10−13. (5.27)
On s’attend donc à un écart type d’Allan de 4.7 × 10−13 à 1 s, ce qui est bien compatible
avec les performances de stabilité exigeantes que l’on vise pour cette horloge CPT.
En outre, comme nous le voyons dans le tableau5.2, le niveau de bruit de phase de
l’os-cillateur local (courbe grise de la Fig.5.13) est responsable d’une majeure partie du σDick
y
calculé pour la contribution du bruit de phase. Ceci offre une perspective d’amélioration
directe grâce à l’utilisation d’un oscillateur local RF de haute volée, comme celui décrit
dans la référence [79]. 10 1 10 2 10 3 10 4 10 5 10 6 10 7 0 1 2 3 4 5 6 D i c k y à 1s ( 10 -1 3 ) Fréquence (Hz)
Figure 5.18 – Évolution de la contribution du RIN à l’instabilité de la fré-quence relative d’horloge à 1 s en fonction de la fréfré-quence de Fourier maxi-male fmaxdu spectre. Les spectres de RIN utilisés sont ceux de la Fig.5.8(a). On a donc en noir l’impact du RIN du laser en boucle ouverte sur σDicky (1 s), en vert (resp. rouge et bleu) ceux du RIN en boucle fermée sans optimisation (resp. avec le filtre (1) et le filtre (2)).
Quant au RIN, une analyse de l’évolution de l’écart type d’Allan à 1 s en fonction de
la fréquence maximale du spectre permet d’en comprendre la contribution. En effet, la
figure5.18montre comment se construit σDicky en balayant le spectre pour l’ensemble des
réalisations expérimentales de la Fig.5.8(a). Nous observons qu’en fait le bruit électronique
à 50 Hz et 100 Hz a une contribution majeure à l’instabilité prédite. Ces pics de bruits techniques dans les spectres se traduisent par des sauts importants pour l’ensemble des
courbes qui disqualifient d’emblée le RIN en boucle ouverte (courbe noire) pour la stabilité d’horloge visée. Nous observons ensuite sur la plage de 100 Hz à 10 kHz, qui constitue
pourtant la fenêtre de transfert du filtre passe-bande HRIN2 , que la régulation de l’intensité
est très efficace puisque les courbes vertes, rouges et bleues présentent toutes un plateau.
Lorsque le RIN excède les -140 dB/Hz sur les deux décades suivantes, de 10 kHz à 1 MHz,
et que l’on sort progressivement de la bande passante de l’asservissement, une élévation
de σDicky se produit. À ce moment là, la courbe rouge passe au dessus de la courbe bleue
du fait de l’atténuation plus importante induite par le filtre (1) par rapport au filtre (2)
(voir tableau 5.1). À la fréquence de 380 kHz, lorsque la phase de la fonction de transfert
de la boucle de rétroaction passe par π, un saut de σDicky bien marqué survient pour la
régulation PI simple (courbe verte). La contribution supplémentaire d’environ 2 × 10−13
dans la plage de fréquences au-dessus de 100 kHz est rédhibitoire pour les performances
d’horloge visées. Les deux filtres (courbes rouge et bleu) s’avèrent très efficaces pour éviter
ce saut ultime de l’écart type d’Allan. Un plateau de σDicky est atteint après 1 MHz, indiquant
la convergence de l’intégrale de l’équation (5.25). Au-delà, la décroissance à la fois du RIN
et de H2RINest très rapide, leurs niveaux sont très faibles et donc la valeur de σDicky demeure
inchangée.
En définitive, en plus du filtre à avance de phase qui a porté ses fruits, une nouvelle voie d’amélioration significative ressort de cette étude et concerne les bruits se situant sous
100 Hz. En effet, il serait judicieux d’assurer simplement une meilleure isolation du bruit
du secteur électrique et une meilleure distribution de la masse dans le système électronique.
Conclusions et perspectives
Au cours des chapitres3,4et5, nous avons caractérisé et optimisé la dynamique de
VEC-SELs bifréquences. Nous avons identifié des stratégies de réduction du bruit du laser, en particulier du transfert de bruit provenant de la pompe, puis nous les avons mises en œuvre grâce à une nouvelle architecture de pompe ainsi qu’avec un asservissement de l’intensité et une PLL optique sur le battement RF.
La stratégie de réduction du bruit transféré de la pompe a mis en avant la nécessité d’utili-ser une pompe très stable et dont la puissance permet des taux de pompage élevés pour les deux modes puis de réduire la saturation croisée tout en maintenant de fortes corrélations des bruits de pompe. Des taux de pompage équilibrés favorisent aussi cette réduction. Le pompage de la structure émettant à la longueur d’onde télécom à l’aide d’une diode laser fibrée monomode a permis de minimiser le transfert de bruit d’une pompe déjà très stable grâce à des corrélations de pompe totales. Nous avons montré que le bruit de phase du bat-tement était alors au niveau du bruit d’émission spontanée entre 50 kHz et 300 kHz. Il n’est malheureusement pas possible de transposer cette solution au VECSEL émettant à 852 nm,
la longueur d’onde de la transition D2 du césium, dans la perspective d’élaboration d’une
copies du même faisceau issu d’une pompe fibrée multimode et imagées séparément sur
la structure pour alimenter les deux modes. Ce dispositif a prouvé son efficacité dans la
réduction du transfert de bruit de la pompe.
Dans le cas du laser à 852 nm, nous aurions pu, plutôt, persévérer dans une stratégie visant à se débarrasser de la figure de speckle créée par la pompe fibrée multimode à la surface
de la structure afin d’augmenter l’amplitude des corrélations8. Par exemple, nous pouvons
utiliser un épurateur de faisceau pour la pompe en espace libre avant sa focalisation sur la structure. Dans l’épurateur, le faisceau de pompe collimaté est envoyé sur une lentille de très courte focale, au point focal duquel est placé un diaphragme de faible ouverture. Ce diaphragme permet de réaliser un filtrage dans le plan de Fourier des basses fréquences spa-tiales. Les grains de speckle constituent typiquement des petits détails et donc des hautes fréquences spatiales qui pourraient être ainsi filtrées. Dans le cadre du temps limité de ce
travail de thèse, un tel dispositif n’a pas été mis en œuvre. La référence [93] a introduit une
technique de projection plus élaborée, avec un diffuseur mobile, permettant de passer le
contraste du speckle de 70% à seulement 8%. Dans tous les cas, les techniques citées sont synonymes de perte de puissance pour le pompage optique. Par ailleurs, d’autres solutions sont utilisées en optique adaptative pour corriger un front d’onde grâce, par exemple, à un miroir déformable. Le domaine de l’astronomie a été précurseur pour l’utilisation de ces corrections en temps réel dans l’imagerie. Il est bon de noter qu’aujourd’hui la microscopie
bénéficie allègrement des techniques d’optique adaptative [94]. Ce genre de correction
ac-tive du front d’onde pourrait aussi être envisagée pour enlever le speckle du faisceau utilisé pour pomper la structure. La fibre multimode couplant la diode laser de pompe conduit à
une figure de speckle complètement différente au moindre mouvement. En effet, cela induit
une redistribution des modes se propageant dans la fibre et donc que la figure de speckle change notamment entre chaque utilisation. C’est pourquoi une correction reconfigurable et active est nécessaire. De cette façon, les corrélations de pompe des deux modes seraient totales et le transfert de bruit minimisé.
En attendant de telles solutions, l’architecture de pompage à deux faisceaux a été identifiée comme la meilleure dans le cadre d’un asservissement de l’intensité du VECSEL bifré-quence à 852 nm. Les paramètres de pompage (C, η) accessibles dans cette configuration sont compatibles avec des corrélations avantageuses des bruit d’intensité des deux modes lasers (fortes et en phase). De plus, il a été établi dans le présent chapitre que la rétroaction la plus bénéfique est celle qui se base sur la détection de la somme des deux modes lasers.
L’optimisation de la rétroaction à l’aide d’un filtre à avance de phase offre une stabilité en
fréquence relative de l’horloge inférieure au seuil de 5 × 10−13 à 1 s d’interrogation.
Re-marquons toutefois qu’en estimant la variance du signal d’erreur de l’horloge, nous avons considéré le RIN associé à la somme des deux modes. On pourrait envisager à la place un signal d’erreur d’horloge sensible à la somme des RINs sur chaque polarisation. Dans ce
8. Notons que ce n’est pas la rugosité de la surface qui est à l’origine du speckle car, dans le cas contraire, le dispositif de pompe à deux faisceaux n’aurait pas donné satisfaction.
contexte, une étude de la transmission des corrélations des modes lasers à travers la cellule
atomique semble pertinente. Nous rapportons nos investigations à ce sujet dans l’annexeB.
La bande passante de bruit de phase du battement RF a été fortement limitée grâce aux ar-chitectures de pompage permettant des corrélations importantes entre les bruits d’intensité de pompe. L’insertion d’un cristal EO de MgO :SLT dans la cavité du VECSEL à 852 nm a abouti à la construction d’une PLL optique. La régulation de la biréfringence a ainsi mené à un niveau de bruit principalement limité par le niveau de bruit de phase de l’oscillateur
local, ce qui est aisé à améliorer (voir référence [79]). L’impact, via l’effet Dick, du bruit
de phase après la rétroaction sur l’écart type d’Allan (caractérisant la stabilité d’horloge) a
été estimé à 2.3 × 10−13à 1 s donc bien moindre que celui du RIN.
La référence [83], utilisant un laser à solide, propose également une PLL optique pour
diminuer le bruit de phase du battement optique RF. Ce laser est un laser de classe B pré-sentant donc une dynamique moins intéressante que celle de nos VECSELs. Cependant,
grâce à une ligne à retard, cette référence propose en plus de s’affranchir de l’oscillateur
local en transformant le laser en oscillateur opto-électronique auto-stabilisé. Une telle ligne à retard est particulièrement intéressante dans la perspective de développer un banc laser encore plus compact. On pourrait donc envisager une réduction du volume supplémen-taire pour le développement de l’horloge CPT compacte. Néanmoins, les pertes des fibres optiques à 852 nm sont significatives et donc l’implémentation des lignes à retard à cette longueur d’onde semble assez délicate. Si cela fonctionnait, il faudrait d’autre part rester vigilant quant au niveau de bruit de phase atteint et s’assurer que la stabilisation soit à la hauteur des performances de stabilité visées pour l’horloge.
Enfin, il serait très intéressant de transposer notre travail concernant la boucle à verrouillage
de la phase optique du battement RF au VECSEL émettant à 1.55 µm. En effet, les champs
d’applications opto-hyperfréquences de ces lasers à la longueur d’onde télécom sont vastes,
comme nous l’avons vu au chapitre2. Pour rendre la fréquence du battement pilotable en
tension, un cristal EO doit être disposé dans la cavité, ce qui est synonyme de pertes op-tiques. Malencontreusement, il n’a pas été possible, dans le cadre de mon travail de thèse,
d’obtenir une oscillation laser en introduisant autant de pertes. En effet, les structures des
VECSELs émettant à cette longueur d’onde, qui sont à notre disposition, ont des gains as-sez limités. Cette limitation pourrait disparaître grâce au développement à venir de VEC-SELs à 1.55 µm de gains plus importants au C2N.
III
AUTRES PROPRIÉTÉS DE BRUIT,
EFFETS THERMO-OPTIQUES,
COVARIANCE SPECTRALE ET
BRUITS NON-STATIONNAIRES
CHAPITRE 6
FLUCTUATIONS THERMIQUES DE LA PHASE D’UN
VECSEL POMPÉ OPTIQUEMENT
Introduction
Comme nous l’avons vu précédemment, la stabilité des références de fréquences micro-ondes générées grâce aux VECSELs bifréquences dépend des propriétés du bruit de phase du battement RF. Ces références sont destinées à être distribuées optiquement, pour les horloges CPT à base de césium ou encore pour les architectures radar. Le niveau de bruit de phase est ainsi un enjeu pour les performances des applications. Or, une portion parti-culièrement significative du spectre de ce bruit de phase, correspondant typiquement aux fréquences inférieures à 100 kHz, est d’origine thermique ou encore provient de bruits techniques (comme des vibrations du banc optique ou de l’électronique de détection). Bien que, ultimement, une boucle à verrouillage de la phase optique permette de stabiliser
ef-ficacement le signal optique RF (chapitre5), une bonne connaissance du bruit thermique,
qui dégrade naturellement la pureté spectrale, est nécessaire.
Or la composante de bruit thermique du modèle prédictif utilisé avec succès jusqu’à pré-sent dans l’étude de la réduction de bruit, n’a pas permis de reproduire avec fidélité les
mesures de bruit de phase du battement du VECSEL à 852 nm au chapitre 4, section 2.
Ce désaccord a d’ailleurs été souligné dans la publication associée à ce travail [3]. Ce que
nous avons exposé du bruit thermique au chapitre1est basé sur un modèle de type passe–
bas initié par A. Laurain [44]. Il consiste en fait à décrire comme un filtre passe-bas la
fonction de transfert du bruit de puissance de la pompe au bruit de fréquence du laser à
travers les fluctuations thermiques dans la structure. L’annexeAillustre la généralité d’une
telle modélisation en loi de puissance traduisant l’absence d’échelle caractéristique pas-sée une fréquence typique du système. Mais l’observation du bruit en 1/ f – type bruit de
scintillation ou bruit flicker – pour le bruit de fréquence du battement RF est simplement
incompatible avec la pente en f−2du modèle passe–bas.
Ajoutons que ce modèle est macroscopique et ne tient pas compte des détails de la structure. Bien que donnant une première tendance et qu’il soit facile à manipuler, il présente un
autre défaut essentiel. En effet, définir un temps caractéristique de diffusion sur le volume
du mode dans la structure semiconductrice semble ambigu. La diffusion thermique est-elle
vraiment mono-directionnelle à l’échelle du mode laser ?
Nous proposons donc de nous pencher un peu plus sur la modélisation microscopique
des effets thermiques dans les VECSELs pour bâtir un nouveau modèle de bruit de phase
thermique.
1 Description des effets thermo-optiques
Avant d’appréhender les différents mécanismes responsables de la transmission de
fluctua-tions thermiques à la phase du battement RF, mettons en évidence la part de dissipation thermique dans le bilan de puissance du laser.