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Développements expérimentaux pour la caractérisation et la stabilisation de sources laser auto-impulsionnelles à
semi-conducteurs pour des applications en métrologie des fréquences
Amine Chaouche-Ramdane
To cite this version:
Amine Chaouche-Ramdane. Développements expérimentaux pour la caractérisation et la stabilisa-
tion de sources laser auto-impulsionnelles à semi-conducteurs pour des applications en métrologie des
fréquences. Optique [physics.optics]. Université Paris 13, 2018. Français. �tel-02492677�
INSTITUT GALILEE
Laboratoire de Physique des Lasers
THESE
Présentée par
Amine CHAOUCHE RAMDANE
Pour obtenir le grade de
DOCTEUR DE L'UNIVERSITE PARIS 13
Spécialité : PHYSIQUE
Développements expérimentaux pour la
caractérisation et la stabilisation de sources laser auto-impulsionnelles à semi-conducteurs pour des applications en métrologie des fréquences.
Soutenue le 14 décembre 2018 devant le jury composé de :
Saïda GUELLATI LKB, CNAM, Paris Examinatrice
Daniel BLOCH LPL, Univ. Paris 13, Villetaneuse Examinateur
Alexandre SHEN III-V Lab, Palaiseau Examinateur
Didier ERASME Télécom ParisTech, Paris Rapporteur
Loïc MORVAN Thales Research and Technology, Palaiseau Rapporteur
Pascal BESNARD Institut FOTON, Univ. Rennes 1, ENSSAT, Lannion Rapporteur
Frédéric DU BURCK LPL, Univ. Paris 13, Villetaneuse Directeur de thèse
Vincent RONCIN LPL, Université Paris 13, Villetaneuse Co-encadrant
2
3
Table des matières
Introduction... 7
Introduction générale ... 7
Plan de la thèse ... 10
Chapitre I : Les lasers à verrouillages de modes à semi-conducteurs ... 13
I.1 Introduction ... 13
I.2 Le laser auto-impulsionnel DBR ... 15
I.2.1 Structure et packaging ... 15
I.2.2 Caractérisation de la source ... 17
I.2.2.1 Spectre optique ... 17
I.2.2.2 Influence de la température sur la largeur des modes ... 21
I.2.2.3 Spectre radiofréquence ... 22
I.2.3 Faisabilité de l’asservissement d’un mode du laser auto-impulsionnel sur une référence via une cavité de transfert ... 24
I.2.4 Faisabilité de l’injection optique (première tentative sur le laser auto-impulsionnel à 42 GHz) .. 29
I.3 Le laser Fabry Perot Q-Dash ... 31
I.3.1 Intérêt des structures à base d’îlots quantiques et de bâtonnets quantiques ... 31
I.3.2 Description et caractérisation des laser Fabry Perot Q-Dash dans les domaines optique et radiofréquence ... 33
I.3.3 Asservissement du laser MLLD Q-dash sur un laser monomode via une cavité de transfert et mesure de bruit de fréquence... 37
I.4 Conclusion ... 39
Chapitre II : Développement d’un premier outil de caractérisation basé sur une cavité confocale ... 41
II.1 Introduction ... 41
II.2 Description des éléments ... 41
II.2.1 La cavité Fabry Perot ... 41
II.2.2 L’amplificateur à transimpédance ... 46
II.2.3 La référence du Syrte ... 52
II.2.4 Les sources lasers accordables (TUNICS) ... 53
II.2.5 Le laser DFB ... 55
II.2.6 Les cartes de correction ... 56
II.2.7 Les modulateurs ... 58
II.2.7.1 Le modulateur d’intensité ... 58
II.2.7.2 Le modulateur de phase ... 58
4
II.2.8 La cellule de HCN ... 59
II.3 Le Montage expérimental ... 61
II.4 Stabilité de la cavité libre (stabilité absolue) ... 62
II.5 Stabilité de la cavité libre (stabilité relative des modes)... 65
II.5.1 Stabilité à court terme ... 66
II.5.2 Stabilité à long terme (effet de la modulation d’amplitude parasite) ... 68
II.6 Stabilité de la cavité référencée sur une transition moléculaire ... 72
II.6.1 Asservissement du laser DFB sur une raie de transition moléculaire ... 72
II.6.2 Asservissement de la cavité sur le laser DBF en réflexion ... 74
II.7 Etude du transfert de stabilité ... 75
II.8 Limites à la stabilité de la cavité référencée ... 77
II.9 Tentative de correction de la modulation d’amplitude parasite ... 80
II.10 Conclusion ... 91
Chapitre III : Développement d’un deuxième outil de caractérisation basé sur une cavité à fibre ... 93
III.1 Introduction ... 93
III.2 Description de la cavité à fibre en anneau ... 94
III.3 Etude du transfert de stabilité ... 96
III.4 Démonstration du transfert de stabilité ... 101
III.5 Conclusion ... 105
Chapitre IV : Stabilisation du laser MLLD par injection optique ... 107
IV.1 Introduction ... 107
IV.2 Injection du laser à verrouillage de mode assisté par un asservissement optoélectronique ... 110
IV.2.1 Généralités ... 110
IV.2.2 Le modèle d’Adler ... 112
IV.2.3 Analyse de l’asservissement ... 114
IV.3 Premier montage pour l’étude de l’injection ... 117
IV.3.1 Principe de l’expérience ... 117
IV.3.2 Montage expérimental... 118
IV.3.3 Résultats expérimentaux : Effet de l’injection sur le spectre optique du MLLD ... 120
IV.3.3.1 Impact de l’injection sur la forme générale du peigne de fréquences ... 120
IV.3.3.2 Forme d’un mode non injecté ... 122
IV3.3.3 Processus d’injection d’un mode du MLLD ... 123
IV.3.3.4 Forme des modes du laser MLLD injecté ... 125
IV.3.3.5 Effet de l’injection optique sur le mode voisin ... 125
5
IV.3.3.6 Effet de l’injection optique sur des modes éloignés ... 126
IV.4 Deuxième montage : injection directe du laser accordable dans le peigne ... 129
IV.4.1 Principe de l’expérience ... 129
IV.4.2 Montage expérimental... 130
IV.4.3 Résultats expérimentaux ... 132
IV.4.3.1 Effet de l’injection optique sur le mode voisin ... 132
IV.4.3.2 Effet de l’injection sur un mode éloigné ... 133
IV.4.3.3 Mesure de stabilité du mode injecté et d’un mode éloigné ... 134
IV.5 Conclusion ... 136
Conclusion générale ... 139
Bibliographie ... 143
6
7
Introduction
Introduction générale
L’introduction des peignes de fréquences femtoseconde à la fin des années 90 a révolutionné le domaine de la métrologie des fréquences en permettant d’établir un lien direct entre les domaines optiques et micro-onde, ce qui a ouvert la possibilité de réaliser de manière courante des mesures de fréquences absolues dans le domaine optique [Hall 2006, Hänsch 2006]. Auparavant, il fallait utiliser des dispositifs extrêmement complexes réalisant de multiples comparaisons métrologiques pour raccorder les fréquences optiques à l’étalon primaire (transition du césium à 9 192 631 770 Hz) [Jimenez 1979, Rovera 2000], Aujourd’hui, les peignes de fréquences femtoseconde reçoivent bien d’autres applications dans divers domaines (tests de physique fondamentale, spectroscopie, synchronisation, synthèse de fréquences, détection de traces de gaz…) [Hänsch 2010, Wang 2012, Arnoult 2006, Nobel 2005, Diddams 2010, Le Coq 2013].
Les peignes de fréquences sont générés par des lasers à verrouillage (ou blocage) de
modes au sein desquels une certaine relation de phase est imposée entre les différents
modes longitudinaux de la cavité laser. Notons que l’interférence entre ces modes ne
conduit pas forcément à la génération d'une impulsion courte dans le domaine temporel,
notamment à cause de la dispersion chromatique. Pour cela, il est nécessaire de remettre
en phase toutes les composantes spectrales de l’impulsion afin de la comprimer dans le
temps. Le mécanisme de verrouillage de modes a été démontré dans de nombreux lasers
tels que les lasers à gaz [Wood 1968], à solides [Deutsch 1965], à colorants liquides
[Schmidt 1968], à fibre [Newbury 2007], et à semi-conducteurs [Morozov 1968] et depuis
les années soixante, de nombreux travaux de recherche ont porté sur les mécanismes de
verrouillage de modes dans les lasers [Didomenico 1964, Hargrove 1964, Yariv 1965]. La
Fig. 0.1 présente une interprétation de la sortie d’un laser à verrouillage de modes dans
les domaines temporel et fréquentiel. La mise en phase périodique (à la fréquence f r ) de
l’ensemble des composantes spectrales donne lieu à la génération des impulsions.
8
Figure 0.1 : Interprétation de la sortie d’un laser à verrouillage de modes dans les domaines temporel et fréquentiel [Diddams 2010].
Le verrouillage des modes peut être actif, passif, ou hybride. Les techniques de blocage de modes passif sont basées sur l’utilisation d’un absorbant saturable dans la cavité, ou sur l’effet Kerr optique intra-cavité. Les techniques de blocage de modes actif reposent sur l’utilisation d’un signal externe (électrique ou optique) qui engendre une modulation du champ intra-cavité.
Ces dernières années les lasers à verrouillages de modes à semi-conducteurs ont bénéficié d’un intérêt particulier. Ils ciblent principalement les applications dans les télécommunications optiques, mais ils peuvent également présenter un grand intérêt pour le développement de peignes de fréquences compacts pour des applications métrologiques.
Leur taille compacte, leur facilité de fabrication, leur faible consommation d’énergie, et
leur robustesse les rendent intéressants pour diverses applications dans le domaine des
télécommunications optiques, notamment le multiplexage par répartition en longueur
d'onde (WDM et DWDM) [Akrout 2009], ou la récupération d’horloge tout optique
[Roncin 2007]. Ils permettent avec une seule source la génération simultanée d’un grand
nombre de porteuses pouvant coïncider avec les canaux de transmission optiques. Ces
9
lasers présentent quelques différences par rapport à leurs homologues à fibre ou solides : la largeur du peigne des lasers à verrouillage de modes à semi-conducteurs est de l’ordre de quelques dizaines de nanomètres. Ils peuvent générer par conséquent des impulsions de l’ordre d’une centaine de femtosecondes. Par comparaison, les lasers Ti:Saphir peuvent générer des impulsions de quelques femtosecondes seulement [Morgner 1999]. Du fait de leur faible dimension, les lasers à semi-conducteurs possèdent des taux répétition bien plus élevés (quelques dizaines de GHz) que les lasers à fibre ou les lasers solides, et leurs modes optiques sont plus faciles à isoler par filtrage.
Mon travail de thèse qui s’est déroulé au sein de l’équipe Métrologie, Molécules et Test fondamentaux du Laboratoire de Physique des Lasers a pour but d’explorer les potentialités des lasers à verrouillage de modes à semi-conducteur pour la métrologie temps/fréquence et pour des applications de stabilités dans le domaine des télécommunications optiques. Il s’agit d’une thématique nouvelle dans cette équipe et cette thèse est la première portant sur ces sources. Mon travail a donc constitué une première expérience pour l’équipe dans la mise en œuvre de ces composants et une première phase de l’activité a été de se familiariser avec leur utilisation et leurs caractéristiques. Par ailleurs, l’équipement nécessaire à la réalisation des expériences et des mesures sur ces nouvelles sources et à de nouvelles longueurs d’ondes était loin d’être complet au début de mon travail et c’est mon activité qui a orienté les choix pour l’acquisition d’une instrumentation adaptée. Ce travail constitue donc une première étape vers une étude métrologique approfondie des possibilités offertes par les lasers à verrouillage de modes à semi-conducteurs.
J’ai utilisé trois sources dans mes travaux de thèse : un laser à semi-conducteurs à
réflecteur de Bragg distribué (DBR) de taux de répétition de 42 GHz, et deux lasers
Fabry Perot à bâtonnet quantiques (Q-dash) de taux de répétition de 25 GHz et 10 GHz
respectivement. Du fait de leur taille réduite, ces sources stabilisées pourraient être
utilisées pour la réalisation de dispositifs compacts pour le raccordement sur plusieurs
nanomètres d’une source optique, le transfert de stabilité d’une référence optique vers
une source, ou bien pour la génération de porteuses térahertz stables par battement de
fréquences optiques. Ils permettent aussi la réalisation de sources multifréquences stables
pour le multiplexage en longueur d’onde, ce qui est essentiel pour des formats de
modulation nécessitant des porteuses optiques de grande pureté spectrale. L’objectif de
ma thèse est de montrer qu’il est possible de stabiliser en fréquence le peigne de fréquence
émis par le laser et de déterminer les caractéristiques métrologiques de celui-ci.
10
Notamment il s’agit de déterminer dans quelle mesure la stabilisation de la fréquence d’un mode se propage à l’ensemble du peigne.
Pour l’étude de ces sources, nous avons développé deux dispositifs de caractérisation de la stabilité de la fréquence optique basée sur des diodes laser à cavité externe (ECLD) dont les fréquences optiques sont verrouillées sur les modes de deux cavités de transfert (une cavité confocale et une cavité en anneau à fibre), référencées à un signal optique ultra-stable envoyé par fibre à notre laboratoire par le Syrte (Observatoire de Paris).
Nous disposons ainsi de sources accordables sur une plage de 100 nm présentant une stabilité de 200 Hz sur plus de 1000 secondes (10 -12 ). Nous avons réalisé le transfert de stabilité d’un laser accordable vers un mode du laser MLLD par injection optique à l’aide des deux cavités de transferts. Nous avons monté que l’injection optique permettait de transférer au mode injecté la stabilité en fréquence du laser d’injection : nous avons observé une réduction considérable de la largeur spectrale du mode injecté et une amélioration de la stabilité à long terme des modes du laser MLLD.
Plan de la thèse
Le premier chapitre de cette thèse présente une introduction au phénomène de verrouillage de modes dans les lasers, et à la description de quelques effets qui permettent d’initier ce phénomène dans nos composants. Une description détaillée des deux types de sources étudiées au cours de mon travail est ensuite donnée : le laser DBR et le laser Fabry Perot Q-dash.
Le second chapitre s’intéresse au premier outil de caractérisation qui a été développé basé sur une cavité confocale Fabry Perot. Après une description des différents éléments qui constituent le dispositif, nous donnerons les résultats obtenus des mesures de stabilités réalisées à l’aide de cette cavité. Nous terminerons par exposer les limitations auxquelles nous nous sommes confrontées ainsi que les solutions envisagées.
Le troisième chapitre traite du deuxième outil de caractérisation basé sur une cavité en anneau à fibre. Comme dans le chapitre précédant une description des différents éléments composant le dispositif est donnée. La stabilité de la cavité dans différentes configurations et une analyse des limitations est étudiée. Une expérience de transfert de stabilité utilisant les deux cavités est également décrite.
Enfin, le dernier chapitre aborde la technique d’injection optique. Après quelques
généralités sur la synchronisation entre oscillateurs et le modèle d’Adler, nous détaillons
les différentes expériences d’injection optique et les effets obtenus sur les différents modes
11
du spectre. Nous terminons par la présentation des premiers résultats de stabilités que
nous avons pu réaliser sur le peigne.
12
13
Chapitre I : Les lasers à verrouillages de modes à semi-conducteurs
I.1 Introduction
Le verrouillage de modes a été démontré avec de nombreux types de lasers tels que les lasers à gaz, les lasers solides, les lasers à colorants liquides, ou les lasers à semi- conducteurs [De Maria 1966, Deutsch 1965, Glenn 1968, Morozov 1968].
Dans un laser multimode dont la différence de fréquence entre deux modes longitudinaux consécutifs est appelée 𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 , ces modes longitudinaux oscillent dans la cavité a priori de manière indépendante. Notamment, sous l’effet de l’émission spontanée, leurs phases varient aléatoirement. Les interférences entre modes longitudinaux conduisent à des fluctuations de puissance de moyenne pratiquement nulle et à l’émission d’une puissance optique quasi constante [Siegman 1986] (Fig. I.1).
Figure I.1 : Lasers multimodes et lasers à verrouillage de modes
Mais s’il existe un mécanisme susceptible d’imposer une relation de phase fixe entre les modes longitudinaux, ceux-ci peuvent interférer de manière constructive et conduire à la modulation de la puissance optique. On parle alors de verrouillage de modes ou de blocage de modes. Le laser délivre alors un peigne de fréquences [Siegman 1986].
Pour une relation de phase bien choisie entre les modes, on peut générer des impulsions courtes avec une période de répétition 𝑇𝑇 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 = 1/𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 correspondant au temps mis par la lumière pour effectuer un aller-retour dans la cavité (Fig. I.1) [Ye 2004].
La synchronisation des modes peut être réalisée par différentes voies. Dans les méthodes de verrouillage actif, on module le champ intra-cavité au moyen d’un signal externe (modulateur intra cavité, modulation du courant d’un semi-conducteur, etc.) à
Laser multimode : pas de relation de phase entre les modes
Laser verrouillé en phase (MLLD) : une relation de phase constante existe entre les modes
Spectre optique Photocourant Spectre électrique
Ι
t ν
P
t Ι
1/Frep
ν P
Frep
ν P
Frep
Frep
ν
P
14
la fréquence 𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 = 1/𝑇𝑇 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 pour « forcer » la mise en phase des modes longitudinaux [Hargrove 1964].
Dans les méthodes de verrouillage passif, ce sont les propriétés non linéaires des éléments optiques présents dans la cavité qui imposent la synchronisation en phase des modes. On introduit par exemple un absorbant saturable dans la cavité qui impose la mise en phase des modes en favorisant un fonctionnement impulsionnel [New 1974, Haus 1975, Leegwater 1996]. On peut aussi citer l’utilisation de l’effet Kerr optique [Negus 1991, Spence 1991, Asaki 1993] ou encore le mélange à quatre ondes dans le matériau amplificateur qui apparaît dans les lasers à semi-conducteurs utilisés dans ce travail [Agrawal 1988].
On peut bien sûr adopter une approche mixte basée à la fois sur le verrouillage actif et passif des modes (verrouillage de modes hybride) [Kim 1995, Novak 1996].
Les lasers à verrouillage de modes ont permis la réalisation de lasers femtoseconde qui sont à la base des peignes de fréquences optiques stabilisés qui ont révolutionné la métrologie des fréquences optiques dans les années 2000 en permettant le raccordement direct des fréquences optiques aux fréquence micro-ondes [Hall 2006, Hänch 2006]. Les premiers lasers femtoseconde sont apparus à la fin des années 1980. Ils étaient basés sur des lasers à colorant [Georges 1989, Brun 1996]. Mais c’est le laser Ti:Saphir autour de 800 nm qui a permis les premières applications métrologiques [Morgner 1999]. Les sources, et donc les longueurs d’ondes, sont aujourd’hui diversifiées. On peut notamment citer les lasers à fibre fonctionnant dans la gamme des 1,5 µm [Rauschenberger 2002].
Le peigne de fréquence délivré par un laser à blocage de modes est formé d’un ensemble de composantes de fréquence 𝑓𝑓 𝑟𝑟 ( 𝑝𝑝 entier) données par :
𝑓𝑓 𝑟𝑟 = 𝑓𝑓 𝑐𝑐𝑟𝑟𝑐𝑐 + 𝑝𝑝𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 (I.1) où 𝑓𝑓 𝑐𝑐𝑟𝑟𝑐𝑐 (« ceo » carrier-envelope offset), la fréquence du mode initial du peigne (𝑛𝑛 = 0) (0 < 𝑓𝑓 𝑐𝑐𝑟𝑟𝑐𝑐 < 𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 ) représente un décalage fréquentiel global du peigne et où 𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 représente le taux de répétition du peigne, correspondant à l’écart fréquentiel entre deux modes. La stabilisation d’un peigne de fréquence nécessite donc la stabilisation des deux quantités 𝑓𝑓 𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟𝑟 et 𝑓𝑓 𝑐𝑐𝑟𝑟𝑐𝑐 [Ye 2004].
Les peignes de fréquences que nous avons étudiés dans ce travail sont basés sur des
lasers à semi-conducteurs à verrouillage de mode fabriqués par le III-V lab - le III-V lab
est un groupement scientifique d’interet économique (GIE) entre Nokia/Thalès le CEA
Leti sur la réalisation de structure à semi-conducteur - (laser MLLD pour « Mode-Locked
15
Laser Diode »). Ces sources ont la propriété de générer spontanément un peigne de fréquences à partir d’une valeur seuil du courant d’alimentation, de l’ordre de la centaine de milliampère. On les qualifie encore de « lasers auto-impulsionnels ».
Les puissances totales délivrées par ces sources sont de quelques milliwatts et les fréquences de répétitions définies par la longueur de la cavité sont de quelques dizaines de gigahertz.
Dans ces composants, le verrouillage des modes est attribué à un effet de mélange à quatre ondes dans le matériau semi-conducteur. Dans sa thèse [Renaudier 2006], J.
Renaudier a analysé le processus de verrouillage des modes des lasers à semi-conducteurs DBR (Distributed Bragg Reflector). L’hypothèse est que le battement entre les différents modes du laser induit dans un milieu actif la création d’une modulation temporelle de l’indice et du gain par l’intermédiaire d’un processus non linéaire [Agrawal 1988]. Le processus principal envisagé est la modulation de la densité de porteurs, mais d’autres effets peuvent être évoqués (échauffement des porteurs, hole burning spectral, absorption à deux photons, effet Kerr) [Agrawal 1988].
Dans un laser DBR, la dispersion de la longueur effective vue par les modes de la cavité implique une dispersion des intervalles spectraux libres alors que, en régime d’autopulsation, l’ensemble des modes longitudinaux oscillent dans la cavité avec des intervalles spectraux fixes et égaux à la fréquence d’autopulsation. Selon l’analyse de J.
Renaudier, la modulation de la densité de porteurs génère des bandes latérales de modulation qui agissent sur les modes comme des signaux d’injection optique. C’est ce mécanisme d’injection optique des modes par les bandes latérales résultant de la modulation de la densité de porteurs qui entraine le verrouillage passif des modes [Renaudier 2007].
Dans ce chapitre, nous présentons les lasers auto-impulsionnels que nous avons mis en œuvre au cours de notre travail. Nous avons utilisé deux types de lasers, un laser DBR et deux lasers Fabry Perot à bâtonnets quantiques (« quantum-dash » ou « Q-dash »).
Leurs structures y sont décrites et leurs caractéristiques principales détaillées.
I.2 Le laser auto-impulsionnel DBR I.2.1 Structure et packaging
La structure du laser DBR auto-impulsionnel utilisé dans notre travail est donnée
en Fig. I.2. C’est un laser à émission par la tranche, dans lequel les modes optiques sont
guidés par l’indice. Il est constitué d’une section active et d’une section passive, elle-
16
même divisée en une section de phase et une section de Bragg. Ces différentes sections sont isolées électriquement. Le réseau de Bragg joue le rôle d’un miroir sélectif en longueur d’onde qui définit la longueur d’onde d’émission du laser.
La section active est une zone amplificatrice par émission stimulée. Elle est constituée d’un matériau quaternaire dont l’énergie de bande interdite est proche de la longueur d’onde d’émission souhaitée. La section passive est composée d’un matériau quaternaire dont l’énergie de bande interdite est très éloignée de celle de la zone active pour qu’elle soit transparente pour l’émission laser issue de la zone active [Renaudier 2006].
Figure I.2 : Schéma d’un laser DBR à trois sections [Renaudier 2006].
Dans les lasers DBR mono fréquences, la section de Bragg réalise la sélection en longueur d’onde pour rendre le laser monomode longitudinal. On peut changer la longueur d’onde d’émission du laser en modifiant l’indice effectif de la zone de Bragg par l’injection d’un courant, mais il apparaît alors des sauts de modes réguliers. L’injection d’un courant dans la section de phase modifie son indice et déplace le peigne de modes longitudinaux. On peut ainsi aligner un mode longitudinal avec le réseau de Bragg de manière à atteindre des longueurs d’onde situées entre deux sauts de modes [Bergonzo 2003].
Section passive
Section active I Bragg
I a
17
Dans le cas de notre laser, les paramètres du réseau de Bragg, notamment sa longueur effective, sont choisis pour permettre un fonctionnement multimode. Par ailleurs, la section de phase a pour rôle de réaliser le couplage entre les sections active et passive qui sont de dimensions et d’indices différents. Cette section ne dispose pas de connexion électrique. Seule la section active (courant 𝐼𝐼 𝑎𝑎 ) et la section de Bragg (courant
𝐼𝐼 𝐵𝐵𝑟𝑟𝑎𝑎𝐵𝐵𝐵𝐵 ) sont connectées. Dans nos expériences, l’injection du courant se fait
simultanément sur les deux sections.
Le composant sur embase (Fabriqué par III-V lab) est monté dans un module de laboratoire réalisé au laboratoire FOTON (Fig. I.3). Un collimateur est placé à la sortie du laser, puis une lentille montée sur un support (𝜃𝜃, 𝜑𝜑) assure le couplage dans la fibre.
Figure I.3 : Le module du laboratoire FOTON.
I.2.2 Caractérisation de la source
Nous avons caractérisé ce laser à la fois dans le domaine optique et dans le domaine RF.
I.2.2.1 Spectre optique
La Fig. I.4 représente le spectre optique du laser relevé pour deux valeurs du courant. Il est centré à 1,55 µm et présente une vingtaine de modes longitudinaux occupant une bande de 7 nm environ. L’intervalle entre modes est de 42 GHz. On note que le profil du spectre n’est pas plat. La Fig. I.4(a) est le spectre obtenu pour un courant de 100 mA insuffisant pour obtenir le verrouillage des modes. Celui-ci apparaît autour
Puce laser Réglage
(θ,φ)
Connecteur FC
18
de 140 mA (seuil d’autopulsation). Le spectre de la Fig. I.4(b) obtenu pour un courant de 200 mA fait apparaître une réduction de la largeur des modes (la résolution de l’analyseur de spectre optique est de 0,05 nm dans les deux cas). La puissance du pic le plus intense à 1553,72 nm pour une valeur du courant injecté de 200 mA est de -8,73 dBm.
(a) (b)
Figure I.4 : Spectre optique du laser à DBR à 100 mA et 200 mA : (a) spectre avant l’autopulsation ; (b) spectre après l’autopulsation.
En fait, on observe dans le cas général l’apparition de deux systèmes de modes de
polarisation différentes qui ne se superposent pas. Ils sont attribués à l’existence de
l’émission simultanée en mode TE et en mode TM [Renaudier 2006] Les indices étant
légèrement différents dans les deux cas, les ISL diffèrent légèrement ce qui conduit à des
spectre d’émission différents. En pratique, on sélectionne un des deux systèmes à l’aide
d’un polariseur. La Fig. I.5 représente ces deux systèmes séparés par polarisation.
19
Figure I.5 : Les deux systèmes modes observés à la sortie du laser DBR détectés suivant deux polarisations croisées.
La puissance optique totale de tous les modes mesurée au puissance-mètre en fonction du courant injecté est donnée en Fig. I.6. Le seuil d’émission du laser est de 40 mA. On observe à partir de cette valeur une évolution quasi linéaire jusqu’à 80 mA et un effet de saturation avec un maximum à 140 mA. Cette région correspond au fonctionnement multimode du laser (Fig. I.6(a)). A partir de 150 mA, le blocage de mode prend effet (Fig. I.6(b)) et on observe de nouveau l’augmentation de la puissance délivrée par le laser, avec toutefois une pente inférieure à celle du fonctionnement multimode.
-45 -40 -35 -30 -25 -20 -15 -10 -5 0
1543 1545 1547 1549 1551 1553
P ui ss a nc e o pt ique ( dB m )
Longueur d'onde (nm) Polarisation 1
Polarisation 2
20
Figure I.6 : Mesure de la puissance optique totale du laser (somme de tous les modes) en fonction du courant d’alimentation.
On a relevé en Fig. I.7 l’évolution de la longueur d’onde du mode le plus puissant du laser avec le courant. On observe une évolution linéaire avec une sensibilité de la fréquence d’émission du laser de 375 MHz/mA. Dans les sources à semi-conducteurs, il est bien connu qu’une modification du courant d’alimentation du composant a pour conséquence à la fois à une variation de la puissance optique et à une variation de la fréquence optique. Il en résulte que la modulation directe du courant du composant conduit à associer une modulation d’amplitude à la modulation de fréquence. On verra dans la suite du document les problèmes causés par cette caractéristique. Nous avons dans la mesure du possible, et lorsque nous en disposions, utilisé de préférence des modulateurs de phase externes.
0 100 200 300 400 500 600 700 800
0 50 100 150 200 250 300
Pu issa nc e ( µW )
Courant (mA)
Puissance (µW)
21
Figure I.7 : Variation de la longueur d’onde en fonction du courant injecté.
I.2.2.2 Influence de la température sur la largeur des modes
La largeur des modes optiques du laser DBR auto-impulsionnel est déterminée par une technique hétérodyne (Fig. I.8) dans laquelle on réalise le battement entre un mode du laser DBR et un laser DFB dont le mode optique fait environ 1 MHz de large.
Figure I.8 : Battement hétérodyne entre le laser DBR et le laser DFB.
La mesure a été faite pour différente valeurs de la température (Fig. I.9). A T=25
°C, on observe un spectre assez large, de l’ordre du GHz. Au-dessous de 24 °C, un pic plus étroit (300 MHz) apparait qui s’affine et devient plus intense lorsqu’on baisse la température. La largeur de ce mode présente un minimum d’environ 30 MHz entre 19 et 18 °C puis ré-augmente lorsque la température décroit au-dessous de 18 °C. On voit ici l’importance de bien choisir la température de régulation pour ce type de laser. On travaillera à la température de 18 °C.
1553,55 1553,6 1553,65 1553,7 1553,75 1553,8 1553,85 1553,9
150 160 170 180 190 200 210 220 230 240 250
Lo ng ue ur d' onde (nm )
Courant (mA) longueur d'onde (nm)
Analyseur de spectre
optique
Analyseur de spectre électrique Laser MLLD
Laser
monofréquence
22
Figure I.9 : Dépendance de la largeur de raie d’un mode du laser DBR avec la température.
I.2.2.3 Spectre radiofréquence
La fréquence d’autopulsation du laser DBR auto-impulsionnel étant de 42 GHz, la caractérisation du battement RF (battement de tous les modes) nécessite en principe de disposer d’une photodiode, d’une électronique associée ainsi que d’un analyseur de spectres RF dont les bandes passantes sont au moins égales à cette valeur. Ce n’était pas le cas lorsque nous avons réalisé cette caractérisation. En revanche, nous disposions d’un modulateur d’intensité fonctionnant jusqu’à 20 GHz (Avanex IM-10) de type Mach- Zehnder). Nous avons ainsi modulé le laser auto-impulsionnel de manière à générer des bandes latérales de part et d’autre de chaque mode du laser auto-impulsionnel (Fig. I.10(a)). Pour une fréquence de modulation de 18 GHz, l’écart de fréquence entre les bandes latérales des modes N et N+1 est de 42 GHz – 2 x 18 GHz = 6 GHz.
Le laser modulé est envoyé sur une photodiode rapide de bande passante 10 GHz qui permet de visualiser le battement sur un analyseur de spectre électrique (Fig. I.10(b)).
On mesure ainsi un battement de largeur environ 3 MHz (Fig. I.11).
0 50 100 150 200 250 300
16 17 18 19 20 21 22 23 24
La rg eu r d e ra ie à - 3 dB (MH z)
Température (°C)
23
(a)
(b)
Figure I.10 : Schéma de principe de la caractérisation du laser dans le domaine RF.
Figure I.11 : Spectre de battement des deux bandes latérales (RBW = 100 kHz).
ν
6 GHz
42 GHz
6 GHz
18 GHz 18 Ghz
Photodiode 10 GHz Laser MLLD
Modulation d’amplitude Analyseur de spectre
optique
Analyseur de spectre électrique
-97 -95 -93 -91 -89 -87 -85 -83 -81 -79 -77
6,23 6,24 6,25 6,26 6,27 6,28 6,29 6,30 6,31 6,32 6,33
P ui ss a nc e ( dB m )
Fréquence (GHz)
Spectre de battement des deux bandes latérales
Largeur à -3dB = 3 MHz
2 MHz
24
I.2.3 Faisabilité de l’asservissement d’un mode du laser auto-impulsionnel sur une référence via une cavité de transfert
L’objectif de notre travail est de démontrer la possibilité de la stabilisation en fréquence du peigne de fréquences généré par le laser auto-impulsionnel et d’étudier les conditions de cette stabilisation ainsi que ses performances. Même s’il nous est vite apparu que le laser DBR n’était pas le meilleur choix pour envisager la réalisation d’un peigne de fréquence de qualité métrologique, nous avons voulu vérifier que l’asservissement de la fréquence d’un mode de cette source sur un laser monofréquence de référence par une méthode optoélectronique était réalisable.
Nous ne disposions à l’époque que d’une seule source monofréquence dont la longueur d’onde coïncidait avec les modes du peigne du laser auto-impulsionnel (un laser de type DFB d’une largeur de 1 MHz). Ce laser doit donc jouer à la fois le rôle de référence de fréquence (la fréquence d’un mode du laser auto-impulsionnel est asservie sur la fréquence du laser DFB) et de laser d’analyse (on caractérise la stabilité en fréquence obtenue à partir du battement entre le laser DFB et un mode du laser auto- impulsionnel). On utilise pour cela une cavité optique, dite cavité de transfert selon la Fig. I.12. La cavité de transfert est un résonateur commercial Fabry Perot confocal d’intervalle spectral libre (ISL) 10 GHz et de largeur de raie 100 MHz (finesse d’environ 100). Sa longueur est contrôlée par une céramique piézoélectrique (PZT).
Dans le cas d’une cavité passive dans un environnement stable, notamment en température, il suffit de fixer la fréquence d’un mode de la cavité pour fixer les fréquences de l’ensemble des modes. La cavité se comporte alors comme une grille de fréquences (la mise en œuvre et les caractéristiques des cavités de transfert seront étudiées en détail dans les chapitres suivants). Dans le montage de la Fig. I.12, la cavité permet d’éviter les variations relatives de fréquence entre les deux lasers et assure ainsi un battement stable.
Dans un premier temps, la fréquence d’un mode de la cavité Fabry Perot est asservie sur le laser DFB de référence en agissant sur la PZT de la cavité. Dans un second temps, en agissant sur le courant d’injection du laser auto-impulsionnel, on verrouille la fréquence d’un de ses modes sur le mode de la cavité situé à 40 GHz du laser de référence.
On obtient ainsi un battement RF stable à 2 GHz entre le laser de référence et le mode
du laser auto-impulsionnel voisin de celui verrouillé sur la cavité.
25
Figure I.12 : Principe du transfert de stabilité de fréquence.
Pour réaliser l’asservissement d’un mode d’une cavité sur la fréquence du laser ou bien l’asservissement de la fréquence optique du laser sur celle d’un mode d’une cavité, on module en phase ou en fréquence le faisceau à l’entrée de la cavité et on détecte le signal d’erreur sur le signal fourni par un photodétecteur placé en sortie de la cavité. A l’entrée de la cavité, le champ modulé en fréquence est de la forme :
e ( t ) = E 0 e i [ 2 π ν t + β sin ( 2 π F t ) ] (I.2) où 𝜐𝜐 est la fréquence optique du laser, 𝐹𝐹 la fréquence de modulation et 𝛽𝛽 l’indice de modulation. On peut encore l’écrire :
= ∑ ( ) ( + )
n
t nF i
J n
E t
e ( ) 0 β e 2 π ν (I.3) où 𝐽𝐽 𝑛𝑛 est la fonction de Bessel d’ordre 𝑛𝑛 . Si la réponse en fréquence de la cavité est 𝐺𝐺(𝜐𝜐) , le champ à la sortie de la cavité est donné par :
( ) ( )
∑ +
=
n
t nF i n
n G
J E t
s ( ) 0 β e 2 π ν (I.4) où on a posé 𝐺𝐺 𝑛𝑛 = 𝐺𝐺(𝜐𝜐 + 𝑛𝑛𝐹𝐹) . Le signal fourni par le photodétecteur est proportionnel à :
( ) ( ) ( )
∑∑ ∗ −
∗ =
n m
t F m n i m n m
n J G G
J E
s
s 0 2 β β e 2 π . (I.5) Le signal d’erreur de l’asservissement est généré par une détection synchrone. Il s’écrit comme le résultat du filtrage passe-bas du produit 𝑠𝑠 ∗ 𝑠𝑠 × cos(2𝜋𝜋𝐹𝐹𝜋𝜋 + 𝛷𝛷) ou 𝛷𝛷
ν ν
10 GHz ν
Laser de référence
Cavité
Laser autopulsant
42 GHz
2 GHz
26
représente la phase de la détection. Comme on a cos(2𝜋𝜋𝐹𝐹𝜋𝜋 + 𝛷𝛷) =
1
2 (𝑒𝑒 𝑖𝑖2𝜋𝜋𝜋𝜋𝜋𝜋+𝛷𝛷 + 𝑒𝑒 𝑖𝑖2𝜋𝜋𝜋𝜋𝜋𝜋+𝛷𝛷 ) , il vient :
( ) { ( ) ( ) ( )
( ) ( ) e ( ) } .
e 2
cos
1 2
1 2 2
0
φ π
φ π
β β
β β φ
π
−
−
∗ −
+ +
∗ −
∗
+
= +
× ∑∑
t F m n i m n m n
n m
t F m n i m n m n
G G J
J
G G J
J E
t F s
s (I.6)
Le filtrage passe-bas conduit à ne conserver que les termes de fréquence nulle dans l’expression (I.6), c’est-à-dire pour lesquels 𝑛𝑛 − 𝑚𝑚 + 1 = 0 ou 𝑛𝑛 − 𝑚𝑚 − 1 = 0 , soit 𝑛𝑛 − 𝑚𝑚 = ±1. On trouve alors l’expression du signal d’erreur :
( ) ( ) ( ) ( )
∑ + + ∗ + − − ∗ −
=
n
i n n n
n i n n n
n J G G J J G G
E J β β φ β β φ
ε e e
2 1 1 1 1
2
0 . (I.7)
On a tracé en Fig. I.13 l’allure du signal démodulé à la sortie de la cavité pour une réponse en fréquence de la cavité de la forme :
𝐺𝐺(𝜐𝜐) = 1+𝑖𝑖 1 𝜐𝜐
∆𝜐𝜐
(I.8)
qui modélise bien le comportement d’un résonateur de Fabry Perot autour d’une
résonance, ∆𝜐𝜐 étant la largeur HWHM de la résonance de la cavité. On obtient une allure
dispersive qui passe par 0 à la fréquence centrale du mode et qui est bien adaptée à
l’asservissement. La fréquence de modulation étant très faible devant la largeur de la
résonance, l’optimum du signal correspond à la phase de détection 𝛷𝛷 = 0 . Quand la phase
de détection est tournée de 90 °, le signal détecté s’annule.
27
(a)
(b)
Figure I.13 : Le signal d’erreur : (a) Réponse en fréquence de la cavité ; (b) Signal d’erreur détecté en sortie de cavité pour plusieurs phases de détection. L’axe des fréquence est gradué en largeur de raie ∆𝝊𝝊 (𝐇𝐇𝐇𝐇𝐇𝐇𝐇𝐇) .
Pour notre expérience, nous ne disposions à l’époque que d’un seul modulateur électro-optique. Plutôt que de moduler directement le courant des lasers avec les problèmes de modulation d’amplitude associés (cf. § I.2.2.2.1), nous avons choisi de moduler la longueur de la cavité à la même fréquence que le laser de référence avec un déphasage permettant la détection en quadrature du signal d’erreur à l’aide d’une seconde détection synchrone pour le verrouillage du mode du laser auto-impulsionnel sur un mode de la cavité (Fig. I.14).
-10 -5 0 5 10
-10 -5 0 5 10
φ = π/2 φ = π/4
φ = 0
28
Figure I.14 : Principe de la détection en quadrature des signaux d’erreur.
On peut en effet noter que du point de vue de la détection, il est équivalent de moduler la fréquence du faisceau laser ou la longueur de la cavité.
Dans l’expérience de la Fig. I.14, les deux lasers traversant la cavité sont modulés de la même manière à la fréquence 𝐹𝐹 avec un indice 𝛽𝛽 1 et ne pourraient être séparés à la sortie. On impose une modulation supplémentaire au laser de référence à la même fréquence 𝐹𝐹 avec un indice 𝛽𝛽 2 et un déphasage 𝛼𝛼 . Le signal d’erreur issu du MLLD, est donné par l’expression (I.7) avec 𝛽𝛽 = 𝛽𝛽 1 :
= ∑ ( ) + ( ) + ∗ + ( ) − ( ) − ∗ −
n
i n n n
n i n n n
n
MLLD E J J G G φ J J G G φ
β β
β β
ε e e
2 1 1 1 1 1 1 1 1
2
0 (I.9)
et n ce qui concerne le laser de référence, il faut considérer un champ de la forme : e ( t ) = E 0 e i [ 2 π ν t + β
1sin ( 2 π F t ) + β
2sin ( 2 π F t + α ) ] (I.10) qui s’écrit encore :
e ( t ) = E 0 e i [ 2 π ν t + B sin ( 2 π F t + θ ) ] (I.11) avec 𝐵𝐵 = �𝛽𝛽 1 2 + 𝛽𝛽 2 2 + 2𝛽𝛽 1 𝛽𝛽 2 cos 𝛼𝛼 et tan 𝜃𝜃 = 𝛽𝛽 𝛽𝛽 2 sin 𝛼𝛼
1 +𝛽𝛽 2 cos 𝛼𝛼 . On choisit 𝛼𝛼 pour avoir 𝜃𝜃 =
±𝜋𝜋/2 . Il faut alors :
2
cos 1
β
α = − β (I.12)
d’où l’on déduit :
2 1 2
2 β
β −
=
B . (I.13)
On note qu’il faut avoir 𝜋𝜋 2 < 𝛼𝛼 < 3𝜋𝜋 2 et 𝛽𝛽 2 > 𝛽𝛽 1 . Le signal détecté issu du laser de
référence est alors de la forme :
29
( ) ( ) ( ) ( )
∑ + + ∗ ± + − − ∗ − ±
=
n
i n n n
n i
n n n
n
ref E J B J B G G J B J B G G 2
1 1
2 1 1
2
0 e e
2
φ π φ π
ε . (I.14)
On voit que pour une même phase de détection, les détections synchrones « voient
» les signaux issus des deux lasers en quadrature. On choisit ainsi une phase de détection sur la détection synchrone « ref » qui annule le signal issu du laser MLLD et une phase tournée de 90 ° sur la détection synchrone « MLLD ». Chaque signal d’erreur est ainsi optimisé à la sortie de sa propre détection synchrone.
La détection synchrone « ref » génère le signal d’erreur pour l’asservissement d’un mode de la cavité sur le laser de référence, la commande étant appliquée à la PZT. La bande de correction est de 500 Hz. Pour le verrouillage du mode du laser auto- impulsionnel sur un mode de la cavité, la correction s’étend jusqu’à 1 kHz, ce qui permet de maintenir constant sur le long terme l’écart de fréquence entre les deux sources sans pour autant altérer les modes du laser auto-impulsionnel.
Cette expérience nous a permis de démontrer la possibilité d’un asservissement et l’intérêt d’utiliser une cavité de transfert pour assurer à la fois l’asservissement d’un mode et de caractériser l’effet de cet asservissement sur un autre mode.
I.2.4 Faisabilité de l’injection optique (première tentative sur le laser auto- impulsionnel à 42 GHz)
Nous montrerons dans le chapitre IV l’intérêt de l’injection optique d’une source monofréquence pour la stabilisation en fréquence du peigne de fréquences généré par le laser auto-impulsionnel. Nous verrons qu’on peut ainsi lui transférer la pureté spectrale et la stabilité de la source monofréquence.
Nos premiers tests d’injection optique ont été réalisé avec le laser DBR, la source
monofréquence étant un laser DFB de largeur spectrale 2 MHz. Le schéma de principe
du montage est donné en Fig. I.15.
30
Figure I.15 : Injection optique du laser auto-impulsionnel par le laser monofréquence de type DFB.
Le laser DFB est injecté dans le laser auto-impulsionnel à travers un circulateur qui joue le rôle d’isolateur optique afin d’éviter tout retour du laser « esclave » (le laser auto-impulsionnel) vers le laser « maitre » (le laser DFB). Le signal de sortie du circulateur (3) est amplifié par un amplificateur EDFA et filtré optiquement dans 1 nm (filtre 4 modes du laser auto-impulsionnel). La caractérisation est réalisée par une méthode hétérodyne en faisant le battement d’un mode du peigne du laser DBR différent du mode injecté avec un deuxième laser DFB de caractérisation, de largeur optique 1 MHz. Le spectre du battement détecté par une photodiode de bande passante 15 GHz est donné en Fig. I.16. On note que l’injection d’un mode a un effet d’affinement sur les autres modes du peigne. On observe la réduction de la largeur optique du mode analysé qui passe de 2 GHz à moins de 10 MHz, soit une réduction de la largeur du mode d’un facteur 200.
Analyseur spectre de optique Analyseur
spectre de électrique Photodiode
15 GHz Filtre optique
accordable
BW = 1 nm
5050
MLLD
Laser DFB 2 CP2 2 MHz
EDFA
Laser CP1 DFB 1 2 MHz
10 90
Puissance mètre
optique ISL 42 GHz
3-10 GHZ
Att
1 23
