anneau en pompage non-résonant
3.6.2 Seuil du laser Brillouin à fibre optique 2R-SMFPM-LBF
L’architecture étudiée consiste en une cavité en anneau de 16 m de fibre optique monomode en silice à maintien de polarisation, résonant à la fréquence de notre laser de pompe (figure 3-15). La fibre est pompée optiquement par un laser d’une largeur de raie de l’ordre du kHz, via le port 2 d’un circulateur
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optique (Cir1) connecté sur le bras A d’un coupleur optique variable (C1). La cavité est obtenue en rebouclant les bras C et D du coupleur avec la fibre à étudier (Fibre PM). Le gain Brillouin créé par l’onde de pompe circulant plusieurs fois dans la cavité permet à une onde Stokes circulant en sens inverse d’atteindre le seuil laser lorsque la condition d’oscillation laser est satisfaite. Le seuil laser pour l’onde Stokes peut être drastiquement réduit lorsque le signal de pompe est couplé de manière résonante dans la cavité. Pour y arriver, une partie du laser de pompe, injectée dans la cavité via le bras B du coupleur variable, est utilisée comme signal de référence pour asservir la longueur de la cavité satisfaisant une résonance à la fréquence de la pompe. Les ordres Stokes impairs, sortant du bras A du coupleur, sont récupérés via le port 3 du circulateur (Cir1) et les ordres Stokes pairs, sortant du bras B du coupleur, sont récupérés via le port 3 du circulateur de la référence (Cir2).
3-15 : Architecture du laser Brillouin multi-Stokes 2R-SMFPM-LBF
(Att : atténuateur optique, C (X, 0, 1, 2, 3, Y) : coupleurs optiques, Cir (1, 2) : circulateurs optiques, L : longueur de l’anneau, PZT : transducteur piéz0-électrique, BOSA : analyseur de spectre optique, mW : puissance-mètres)
Contrairement aux cavités lasers Brillouin en pompage résonant déjà étudiées dans la littérature, nous avons décidé de séparer le signal de pompe du signal de référence. En effet, pour éviter de trop grandes fluctuations dans le système d’asservissement, le signal de référence doit être constant et filtré.
Nous utilisons un laser de type OEwaves (largeur de raie inférieure à 300 Hz) comme laser de pompe à 1550 nm. On cherche le taux de coupage du coupleur variable qui permettrait d’avoir le seuil minimal pour le Stokes d’ordre 1 et donc de générer le plus d’ondes Stokes possible avec la puissance de Pompe maximum disponible. Comme on peut le voir sur la figure 3-16(a), l’observation au BOSA, à la sortie du circulateur des ordres impairs (Cir1 #3) (les puissances des ondes Stokes d’ordres impairs apparaissent donc plus importantes), donne un spectre multi-Stokes contenant plus d’une douzaine d’ondes Stokes d’ordre supérieur lorsque la puissance de Pompe injectée approche les 700 mW. Plus d’une demi- douzaine d’ondes anti-Stokes d’ordre supérieur sont aussi observables. Elles sont liées soit au transfert incomplet des photons des modes anti-Stokes ou à d’autres phénomènes de mélanges d’onde non-
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linéaires (induits par la diffusion Rayleigh, mélange 4 ondes, …). Le décalage Brillouin au premier ordre vaut environ 10,86 GHz.
(a) : sous condition de seuil minimal (b) : sous condition de couplage critique
3-16 : Spectre du laser multi-Stokes 2R-SMFPM-LBF pour 700 mW de pompe
Sous la condition de seuil laser minimal (𝜅 ≈ √𝜅ƒ), le seuil laser Brillouin du premier ordre pour la cavité
en pompage résonant est atteint pour 10,2 mW de pompe, soit 6 fois plus faible que le seuil laser Brillouin du premier ordre pour la cavité en pompage non-résonante (voir figure 3-13(a)). La troisième colonne du tableau 3-3 donne la puissance de seuil laser Brillouin des 7 premiers ordres Stokes sous la condition de seuil minimal. La puissance de seuil laser Brillouin d’ordre 7 est atteinte lorsque la puissance de Pompe injectée vaut 652,8 mW. Donc lorsque l’on approche les 700 mW de Pompe disponible, seulement les 7 premières ondes Stokes sont susceptibles d’avoir un effet laser même si l’on peut observer plus d’une douzaine. Ordre Stokes 𝑷𝑷𝒕𝒉𝑺𝑵 𝒕𝒉𝑺𝟏 𝑷𝒕𝒉𝑺𝟏[mW] pour 𝒌 ≈ š𝒌𝒓 𝑷𝒕𝒉𝑺𝟏[mW] pour 𝒌 ≈ 𝒌𝒓 1 1 10,2 12 2 4 40,8 48 3 8 81,6 96 4 18 183,6 216 5 27 275,4 324 6 48 489,6 576 7 64 652,8 768
3-3 : Puissance de seuil laser des 7 premiers ordres Stokes du laser 2R-SMFPM-LBF
Pour la suite de notre travail, nous utilisons le laser Koheras-Adjustik comme laser de pompe. En plus d’être très cohérent (largeur de raie proche du kilohertz), il offre l’avantage d’être très stable et facile à
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mettre en œuvre (par rapport au laser OEwaves). Le décalage Brillouin au premier ordre observé autour de la longueur d’onde de travail (𝜆 = 1551,35 𝑛𝑚) est de 10,85 GHz (voir figure 3-16(b)).
Nous travaillerons aussi sous condition de couplage critique (𝜅 ≈ 𝜅ƒ). Comme nous l’avons vu dans la
section 3.3 sur le rendement du laser Brillouin à fibre en pompage résonant, celui-ci s’améliore sous la condition de couplage critique (𝓇 = 25%) par rapport à la condition de seuil minimal (𝓇 = 11%), alors que la puissance de seuil laser n’augmente que d’environ 18%. L’onde Stokes de premier ordre atteint alors son seuil laser à 12 mW de puissance de Pompe incidente. Lorsque la puissance de Pompe atteint les 700 mW disponibles, 6 ondes Stokes sont susceptibles de laser (voir tableau 3-3). Le spectre de la figure 3-16(b) a été obtenu en recombinant la sortie des ondes Stokes d’ordres impairs (Cir1) et celle des ondes Stokes d’ordres pairs (Cir2) comme sur la figure 3-15. D’où les niveaux de puissance différents de la Pompe et des ondes Stokes d’ordres pairs de la figure 3-16(b) par rapport à la figure 3-16(a).
(a) : Puissances Stokes mesurées pour le laser 2R-SMFPM- LBF
(b) : Puissances Stokes mesurées pour le laser 2R- SMFPM-LBF normalisées
3-17 : Puissances du laser Brillouin à fibre optique en anneau en pompage résonant d’ordre 1, 2, 3 et 4
Les puissances des 4 premières ondes Stokes ont été mesurées et représentées sur la figure 3-17 en fonction de la puissance de Pompe injectée. Dans la zone 0, la puissance de la Pompe (𝑆E) circulant dans la cavité croît avec la puissance de la Pompe incidente. Dans la zone 1, 𝑆E atteint la puissance critique (𝑃tu), et génère une onde Stokes d’ordre 1 (𝑆D) qui commence à laser lorsque la condition d’oscillation laser dans la cavité est satisfaite. La puissance de 𝑆D augmente avec l’augmentation de la puissance de Pompe incidente tandis que 𝑆E sature à la puissance critique (𝑃tu). Il y a un transfert d’énergie de 𝑆E à 𝑆D. Dans la zone 2, 𝑆D atteint la puissance critique (𝑃tu) ; elle génère, à son tour, une onde Stokes d’ordre 2 (𝑆O), qui commence à laser lorsque la condition d’oscillation laser dans la cavité est satisfaite. La puissance de 𝑆O augmente avec l’augmentation de la puissance de Pompe incidente tandis que 𝑆D
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sature à la puissance critique (𝑃tu). Il y a aussi un transfert d’énergie de 𝑆D à 𝑆O. Dans la zone 3, 𝑆O atteint la puissance critique (𝑃tu) et génère, elle aussi, une onde Stokes d’ordre 3 (𝑆~), qui commence à laser lorsque la condition d’oscillation laser dans la cavité est satisfaite. Lorsqu’on augmente la puissance de Pompe incidente, la puissance de 𝑆D et de 𝑆~ augmente tandis que la puissance de 𝑆E sature à 2𝑃tu
et celle de 𝑆O à 𝑃tu. Il y a aussi un transfert d’énergie de 𝑆E à 𝑆D, puis à 𝑆O, puis 𝑆~. La conservation d’énergie s’exprime : 𝑃xE− 𝑃xO = 𝑃tu et 𝑃xD− 𝑃x~= 𝑃tu. Et ainsi de suite, pour la génération des
ondes Stokes d’ordres supérieurs.
Sur la figure 3-17(b), la puissance de Pompe incidente est normalisée par rapport à la puissance de seuil du laser Brillouin d’ordre 1 (𝑃tuxD) et la puissance du laser Brillouin est normalisée par rapport à la
puissance critique (𝑃tu). Les fenêtres Brillouin sont alors clairement définies en fonction de la puissance
de seuil laser Brillouin d’ordre 1. La zone 1 commence à 1𝑃tuxD, la 2 à 4𝑃tuxD, la 3 à 8𝑃tuxD, la 4 à
18𝑃tuxD, et ainsi de suite comme nous pouvons le voir sur le tableau 3-1.
3.7
Conclusion
L’étude réalisée dans ce chapitre nous permet de conclure que la qualité du laser Brillouin à fibre optique en anneau dépend fondamentalement du taux de réinjection en intensité (𝑅 = 𝜅 𝜅ƒ) de l’onde Stokes
dans l’anneau. Rappelons que 𝜅 est le coefficient de couplage en intensité du coupleur dans le même guide et 𝜅ƒ, le coefficient de transmission en intensité sur un tour de cavité.
Pour une fibre optique standard en silice (∆𝜈x>x ≈ 10 𝑀𝐻𝑧), le laser Brillouin en anneau est mono- fréquence lorsque la longueur physique de l’anneau ne dépasse pas une vingtaine de mètre. Pour 𝐿 = 20 𝑚, on a estimé 𝜅ƒ ≈ 0,95 en considérant les pertes linéiques dans la fibre, les pertes d’insertion dans le coupleur et les pertes ponctuelles des soudures. La puissance minimale de seuil Brillouin dans l’anneau est atteinte pour 𝜅 = √𝜅ƒ ≈ 0,97 mais le rendement du laser Brillouin ne vaut que 11 %. Pour
augmenter ce rendement, il faut choisir 𝜅 < √𝜅ƒ. Le meilleur compromis est trouvé pour 𝜅 = 𝜅ƒ ≈ 0,95
(condition de couplage critique). Sous cette condition, la puissance de seuil Brillouin dans l’anneau est 18 % plus élevée que le seuil minimal mais le rendement passe à 25 %. La finesse de la cavité vaut alors 50. Principalement parce que la fibre utilisée est à maintien de polarisation, la puissance de seuil du laser Brillouin à fibre optique en anneau en pompage non-résonant est environ 2 fois plus faible que celle du laser Brillouin classique (à fibre optique monomode standard en silice en pompage non-résonant). En pompage résonant et pour une même fibre, elle peut être jusqu’à 16 fois plus faible (figure 3-3). La puissance de seuil du laser Brillouin à fibre optique à maintien de polarisation en silice en pompage résonant est environ 32 fois plus faible que celle du laser Brillouin classique.
La longueur de l’anneau du laser Brillouin étudié ici fait 16 𝑚. Le coefficient de transmission en intensité sur un tour de cavité ne dépasse pas 𝜅ƒ ≈ 0,87. La puissance de seuil laser estimée pour la condition couplage critique vaut autour de 𝑃tuxD = 10,5 𝑚𝑊 et la finesse de la cavité, autour de 30. Ces valeurs
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correspondent parfaitement avec nos mesures. Connaissant 𝑃tuxD, nous avons aussi estimé la puissance de seuil laser des 7 premières ondes Stokes et confirmé expérimentalement ces valeurs (figure 3-17). Nous présentons au chapitre 4 suivant, la mesure du bruit d’intensité du laser Brillouin à fibre optique en anneau. La cohérence du laser Brillouin est rapportée au chapitre 5. Ces derniers chapitres du manuscrit constituent la principale contribution de ces travaux de recherche qui consiste en la première démonstration de la réduction du bruit d’intensité et de fréquence du laser Brillouin pour des ordres Stokes supérieurs à 1.
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