Généralités sur le laser et sur son bruit

Généralités sur le laser et sur son bruit 

Les ingrédients nécessaires pour la réalisation d’un laser sont au nombre de quatre : un milieu amplificateur (l’amplification est réalisée par l’émission stimulée qui nécessite un mécanisme de pompage pour atteindre ce régime), une cavité ou résonateur qui permet des passages répétés dans le milieu amplificateur (leur association résulte en un oscillateur), le filtrage fréquentiel apporté par cette même cavité ou un élément externe qui fixe le régime d’opération du laser. Un quatrième élément est absolument primordial : il s’agit de la génération des premiers photons susceptibles d’être amplifiés. Si en régime permanent, leur nombre est bien inférieur aux photons stimulés, il n’en demeure pas moins qu’en leur absence, l’effet laser n’existerait pas. Ils sont le plus généralement liés à l’émission spontanée. Ce phénomène spontané touche aux notions fondamentales de l’interaction avec le champ du vide. Il est la première source de bruit à laquelle s’ajoutent le bruit d’amplification, le bruit de détection et les bruits techniques. Ces notions statistiques ont été soulignées et étudiées dès la conception, la réalisation et l’explication du fonctionnement des premiers lasers. Leurs propriétés de bruit et de cohérence [37, 38], sont un élément essentiel dans les télécommunications optiques ainsi que pour la réalisation de capteurs actifs.

Principe de fonctionnement 

Le fonctionnement d’un laser repose donc sur trois composantes : un milieu amplificateur, un résonateur optique (composé dans notre exemple de 2 miroirs) et une source d’énergie (mécanisme de pompage).

Le milieu amplificateur est constitué d’atomes ayant différents niveaux d’énergie. Le régime d’amplification optique est obtenu par un pompage (qui peut être optique, électrique, chimique, par collisions …). Cela consiste à amener plus d’atomes sur un niveau d’énergie dit excité que sur un niveau d’énergie plus faible que l’on peut appeler fondamental. Cela réalise une inversion de population soit une différence de population positive entre le nombre d’atomes sur l’état excité et sur l’état fondamental. Ce système permet d’atteindre le régime d’amplification optique, où l’émission stimulée est prépondérante. Un signal optique qui traverse le milieu amplificateur est alors amplifié. L’émission spontanée étant elle-aussi amplifiée, cela se fait au détriment d’une dégradation du rapport signal à bruit (quantifiée par le facteur de bruit de l’amplificateur). Le résonateur optique peut être constitué de deux miroirs situés aux extrémités de l’oscillateur. L’un des miroirs est réfléchissant (ou partiellement réfléchissant), le second est alors semiréfléchissant permettant la sortie du faisceau laser. L’oscillateur permet plusieurs allers et retours dans le milieu amplificateur et donc une bien plus grande amplification optique. Lorsque cette amplification compense sur un aller et retour les pertes (liées au milieu par des diffusions ou absorptions parasites et à la cavité par le(s) miroir(s) semi réfléchissant(s)), le régime laser est alors atteint.

Absorption, émission spontanée et émission stimulée

Trois phénomènes d’interaction avec la matière sont nécessaires pour la description du processus laser [39].
– L’absorption (figure 1.2(a)). Un atome passe d’un niveau d’énergie E1 à un niveau d’énergie au dessus E2 en absorbant un photon ayant une énergie hν correspondant à la différence de niveau d’énergie (E2 −E1).
– L’émission spontanée (figure 1.2(b)) Un atome, d’énergie E2, passe spontanément au niveau inférieur E1 par interaction avec le champ du vide.
– L’émission stimulée . L’atome peut se désexciter dans l’état le moins énergétique en émettant un photon stimulé dont le rayonnement correspond à la même longueur d’onde, la même phase, le même état de polarisation et la même directivité que le photon incident. L’émission stimulée introduit la notion de gain ou d’amplification du rayonnement incident puisqu’à partir d’un photon, on en produit deux.

Conditions d’oscillation d’un laser

Pour obtenir l’effet laser, il est nécessaire de privilégier l’émission stimulée au détriment des deux autres processus. Deux conditions doivent être respectées pour favoriser cette émission stimulée. Pour avoir un amplificateur de lumière, il est nécessaire qu’il y ait davantage d’atomes dans l’état excité que dans l’état  : il faut provoquer une “inversion de population” et donc sortir de l’état d’équilibre thermodynamique. Pour réaliser ce déséquilibre, un pompage est nécessaire pour apporter sans cesse de l’énergie et surpeupler la population d’atomes dans l’état excité. Ce dernier peut être d’origine électrique (lasers à semi-conducteurs), optique (lasers à solide, lasers à fibre), électronique (laser à gaz) ou même chimique (lasers au fluorure d’hydrogène (HF)). La puissance nécessaire pour atteindre ce déséquilibre peut être abaissé en augmentant le taux d’émission stimulée. Cela peut être réalisé par « amplification résonante » en enfermant le milieu amplificateur dans une cavité résonante pour y accumuler l’énergie lumineuse. Grâce à cette cavité résonante qui constitue un oscillateur optique, on favorise l’émission stimulée suivant l’axe de propagation de la lumière dans la cavité.

Principe de l’oscillateur laser

Un laser est une source de lumière cohérente, c’est à dire une onde électromagnétique sinusoïdale dans le temps (mathématiquement parlant). Un laser peut donc être vu comme un oscillateur. Tout oscillateur peut être présenté, selon la sémantique propre à l’automatique, comme un circuit bouclé composé d’un amplificateur et d’un filtre sélectif (figure 1.3). Un laser peut être modélisé comme un oscillateur. Le système amplificateur de lumière est un milieu dans lequel on a réalisé une inversion de population donnant lieu à une amplification définie par le coefficient d’amplification en intensité (gain G) pour un faisceau lumineux traversant un milieu amplificateur.

Généralités sur le bruit d’un laser 

On a vu dans la partie précédente que l’émission spontanée joue un rôle essentiel dans le démarrage des lasers. C’est en effet elle qui apporte le “premier photon” que le milieu actif va ensuite pouvoir amplifier par émission stimulée et qui va donc provoquer le démarrage de l’oscillation laser. Cependant, une fois que le laser a atteint son régime stationnaire, l’émission spontanée continue à se manifester puisqu’il y a toujours une population non nulle dans l’état excité de la transition laser. Cette émission spontanée a un caractère aléatoire : elle est émise avec une direction, une phase et une polarisation aléatoire. Elle n’est pas, par conséquent, toujours émise dans le mode laser. Mais quand elle y est, elle s’ajoute au champ présent dans la cavité du laser avec une phase aléatoire. Elle va donc être responsable d’une évolution stochastique du champ laser et donc d’un bruit. Le “bruit” d’un laser est un terme qui désigne les fluctuations aléatoires des paramètres d’émission du laser (intensité, fréquence d’émission). Ces fluctuations peuvent avoir un impact négatif pour les nombreuses applications du laser, plus particulièrement dans le domaine de la métrologie et des capteurs optiques. Par exemple, des mesures de localisation basées sur des méthodes interférométriques sont très sensibles aux fluctuations de fréquence du laser utilisé. De plus, la vitesse et la portée de transmission dans les liaisons optiques sont limitées par le bruit des lasers.

En pratique, le signal généré par un oscillateur n’est jamais parfaitement sinusoïdal . Il est perturbé par diverses sources de bruit qui s’additionnent au signal ou modulent directement son intensité, sa phase ou sa fréquence créant ainsi des fluctuations d’amplitude qui font varier l’intensité du signal et des fluctuations de fréquence et de phase qui font varier la fréquence ν0 de la porteuse. Dans le cas d’un laser, ces sources de bruit peuvent être classées en deux catégories :
– le bruit technique est causé par les vibrations acoustiques ou mécaniques de la cavité laser, les variations lentes (par exemple la température de la pièce), les battements entre différents modes longitudinaux ou transverses et le bruit de la pompe transféré au laser;
– le bruit quantique qui provient du milieu à gain (émission spontanée) et de la cavité (perte et couplage dans la cavité). Très souvent, la contribution du bruit technique est bien plus conséquente que celle du bruit quantique.

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Table des matières

Introduction
1 Généralités sur le laser et sur son bruit
1.1 Principe de fonctionnement
1.1.1 Absorption, émission spontanée et émission stimulée
1.1.2 Conditions d’oscillation d’un laser
1.2 Principe de l’oscillateur laser
1.2.1 Fonction de transmission d’une cavité passive
1.2.2 Fonction de transfert de la cavité F-P
1.2.3 Gain d’un laser
1.2.4 Fonction de transfert généralisée
1.3 Les lasers utilisant des phénomènes non-linéaires
1.3.1 Oscillateur paramétrique optique
1.3.2 Laser Raman
1.3.3 Laser Brillouin
1.4 Généralités sur le bruit d’un laser
1.4.1 Bruit d’intensité
1.4.2 Bruit de phase et largeur spectrale
1.4.2.1 Largeur spectrale d’un laser
1.4.2.2 Bruit de phase d’un laser
1.4.2.3 Bruit de fréquence d’un laser
1.4.2.4 Relation entre la DSP du bruit de fréquence d’un laser et sa largeur spectrale
1.5 Bancs de mesure de bruit des laser ATOS
1.5.1 Mesure du bruit d’intensité d’un laser
1.5.1.1 Principe de mesure du bruit d’intensité
1.5.1.2 Acquisition des mesures
1.5.1.3 Protocole de mesure
1.5.1.4 Mesure du bruit “plancher” du banc
1.5.1.5 Estimation du bruit de grenaille grâce à une source de référence
1.5.1.6 Mesure du RIN d’un laser
1.5.2 Technique de mesure classique de largeur de raie
1.5.2.1 Méthode hétérodyne
1.5.2.2 Méthode auto-hétérodyne décorrélée
1.5.3 Mesure du bruit de fréquence du laser
1.5.3.1 Mesure du bruit de fréquence avec un discriminateur de fréquence
1.5.3.2 Méthode auto-hétérodyne corrélée
1.5.3.3 Validation des deux bancs
1.6 Conclusion
2 Les fibres optiques microstructurées en verre de chalcogénure
2.1 Comment augmenter les effets non-linéares dans une fibre optique?
2.2 Fibres optiques microstructurées silice
2.2.1 Technique de fabrication
2.2.2 Nombre de modes
2.2.3 Pertes de transmissions et longueur effective d’une fibre
2.2.4 Aire effective
2.2.5 Dispersion chromatique
2.2.6 Biréfringence
2.3 Les fibres en verre de chalcogénure
2.4 Fibres microstructurées en verre de chalcogénure
2.4.1 Fibres ATOS
2.4.2 Technique de fabrication
2.4.3 Injection de la lumière dans les fibres ATOS
2.4.4 Caractérisation des fibres ATOS
2.4.4.1 Pertes de transmissions
2.4.4.2 Aire effective
2.4.4.3 Analyse modale
2.4.5 Effets non-linéaires dans les MOFs en verre de chalcogénure
2.4.5.1 Auto-modulation de phase
2.4.5.2 Le mélange à quatre ondes
2.4.5.3 Effet Raman dans les MOFs en verre de chalcogénure
2.5 Conclusion
3 Rétrodiffusion Brillouin dans les fibres microstructurées en verre de chalcogénure
3.1 La diffusion de la lumière
3.1.1 La diffusion Brillouin spontanée
3.1.1.1 La diffusion Brillouin spontanée dans une fibre optique
3.1.1.2 Largeur à mi hauteur du spectre Brillouin et amortissement acoustique
3.1.2 La diffusion Brillouin stimulée (SBS)
3.1.2.1 Générateur et amplificateur Brillouin
3.1.3 Le coefficient de gain Brillouin
3.1.4 Le spectre de diffusion Brillouin
3.1.5 Le seuil Brillouin
3.1.5.1 Définition du seuil Brillouin
3.1.5.2 Calcul du seuil Brillouin dans une fibre optique
3.1.5.3 Influence de la largeur spectrale de la pompe
3.2 Etude expérimentale de la diffusion Brillouin
3.2.1 Estimation du coefficient du gain Brillouin via la mesure du seuil Brillouin
3.2.1.1 Banc expérimental
3.2.2 Caractérisation du spectre de diffusion Brillouin
3.2.2.1 Etat de l’art des méthodes utilisées
3.2.2.2 Mesure de la largeur du spectre Brillouin par détection hétérodyne
3.2.3 Validation des bancs de mesure dans une fibre standard silice
3.2.3.1 Mesure de la puissance seuil Brillouin
3.2.3.2 Caractérisation et FWHM du spectre de diffusion Brillouin
3.3 Caractérisation Brillouin des fibres microstructurées en verre de chalcogénure
3.3.1 Spectre optique de la composante rétrodiffusée
3.3.2 Spectre de la diffusion Brillouin
3.3.3 Largeur du spectre de diffusion Brillouin
3.3.4 Coefficient du gain Brillouin
3.3.5 Influence d’une réduction du diamètre de cœur sur la diffusion Brillouin
3.4 Conclusion
4 Le laser Brillouin dans les fibres en verre de chalcogénure
4.1 Le laser Brillouin
4.2 Configurations pour le BFL
4.2.1 Etat de l’art
4.2.2 Laser à fibre Brillouin en verre de chalcogénure à cavité Fabry-Perot
4.2.3 Cavité non-résonante avec circulateur
4.3 Spectre optique du BFL
4.4 Seuil du laser Brillouin
4.4.1 Détermination du seuil théorique du laser Brillouin
4.4.2 Mesure expérimentale du seuil du laser Brillouin
4.4.3 Discussion
4.5 Bruit d’un laser Brillouin
4.5.1 Réduction du bruit d’un laser Brillouin par rapport à sa pompe optique
4.5.2 Sources de bruit d’un laser Brillouin
4.5.3 Mesure expérimentale du RIN d’un laser Brillouin
4.5.4 Largeur spectrale du laser Brillouin
4.5.4.1 Mesure expérimentale de la largeur de raie d’un laser Brillouin
4.5.4.2 Réduction de la largeur de raie d’un laser Brillouin par rapport à celle de sa pompe
4.5.5 Mesure expérimentale de la DSP du bruit de fréquence d’un laser Brillouin
4.6 Comparaisons avec un laser Brillouin à fibre silice classique
4.6.1 Seuil du laser SMF-28 BFL
4.6.2 RIN et bruit de fréquence du laser SMF-28 BFL
4.7 BFL avec un plus petit seuil et de meilleures propriétés de bruit
4.7.1 Seuil du GeAsSe BFL
4.7.2 RIN du GeAsSe BFL
4.7.3 Bruit de fréquence du GeAsSe BFL
4.8 Laser Brillouin opérant sur le Stokes d’ordre 2
4.8.1 Seuil laser du 2nd ordre Brillouin
4.8.2 Cohérence du Stokes d’ordre 2
4.8.3 Bruit d’intensité du Stokes d’ordre 2
4.8.4 Comment réduire le bruit d’intensité du Stokes d’ordre 1
4.9 Ondes Stokes d’ordres supérieures
Conclusion

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