LASER A FIBRE EN HUIT A BASE DE FIBRE

LASER A FIBRE EN HUIT A BASE DE FIBRE MICROSTRUCTUREE
Tarek Ennejah, Faouzi Bahloul, Rabah Attia
Unité de Recherche Composants et Systèmes Electroniques UR-CSE, Ecole Polytechnique de
Tunisie, EPT, BP. 743, 2078, La Marsa, Tunis, Tunisie
[email protected]
RESUME
Les lasers à fibre en huit étant source d’impulsions ultracourtes, présentent de grandes
performances dans les systèmes de communication nécessitant un faible niveau de bruit et
des trains d’impulsions assez stables. Plusieurs configurations de lasers à fibres existent et se
basent sur le principe de fonctionnement de la boucle NOLM (Non linear Optical Loop
Mirror) et NALM (Non linear Amplifying Loop Mirror). Dans ce travail, nous simulons le
comportement d’un laser à fibre en huit à base de FMAS (Fibre Microstructurée Air Silice)
fonctionnant dans le régime de propagation solitonique.
MOTS-CLEFS : Laser à fibre en huit ; FMAS ; propagation solitonique.
1. INTRODUCTION
Les lasers à fibre présentent de nombreux avantages par rapport aux lasers solides ou semiconducteurs. La fibre optique étant l’élément clé de ce type d’application permet de guider la lumière dans
la cavité sans se soucier des effets de diffraction en espace libre. Aussi, ces types de laser ne nécessitent
pas un système de refroidissement. Ils ont un faible coût et un faible encombrement. Les fibres
microstructurées air silice FMAS possèdent plusieurs propriétés intéressantes. Elles permettent grâce à la
souplesse du choix de leurs paramètres géométriques d’obtenir les paramètres linéaires et non linéaires
adéquats pour une application optique donnée. Dans les lasers à fibres, l’exaltation des effets non linéaires
permet d’obtenir de meilleurs résultats d’un point de vue largeur et puissance des impulsions obtenues.
Une fibre standard SMF (Standard Single Mode Fibre) ne permet pas l’obtention d’un paramètre non
linéaire assez important puisque l’aire effective Aeff est de l’ordre de 86μm2. Cependant, avec le fort
confinement du champ dans les FMAS, le paramètre non linéaire peut atteindre une valeur de 52.7 km-1W-1
pour une aire effective pouvant être réduite jusqu’à 2μm2. Dans ce travail, on se propose de modéliser un
laser à fibre microstructurée en huit opérant dans le régime mono-impulsionnel soliton et nous étudions
l’influence du choix des FMAS sur les performances de notre système.
2. DISPOSITIF EXPERIMENTAL
Le LF8 est constitué, comme indiqué dans la Figure 1, de deux coupleurs à coefficient de répartition
de puissance égal à 0.9. Le premier relie deux boucles NOLM et NALM constituées respectivement d’une
FMAS de longueur L1 et d’une FMAS de longueur L2. Le deuxième coupleur est utilisé pour l’injection de
la lumière dans les deux cavités et la sortie des impulsions générées. La cavité non linéaire amplificatrice
comprend aussi un amplificateur optique dopé erbium AFDE (Amplificateur à Fibre Dopée Erbium) de
gain G égal à : G=exp(g×L). g est une fonction qui s’écrit sous la forme g=g0/(1+P0/Ps) avec L, g0,Ps et P0
sont respectivement la longueur (L=35,5m), le gain minimal (g0=1,7 ×0,705), la puissance de saturation
(Ps=0,606mW) et la puissance à l’entrée de la fibre dopée erbium. Les deux isolateurs ont pour rôle
d’éliminer l’impulsion optique se propageant dans le sens anti-horaire et de laisser passer celle se
déplaçant dans le sens horaire. Une impulsion optique à allure sécante hyperbolique est injectée au niveau
du coupleur de la boucle NALM. L’impulsion attaquant la boucle NOLM est divisée en deux impulsions
en contre propagation. L’impulsion transmise à la sortie du premier coupleur circule le long de la boucle
NALM avant de se heurter de nouveau au deuxième coupleur à la sortie du quel nous recueillerons
l’impulsion résultante. La deuxième sortie de ce coupleur étant reliée à l’entrée du premier coupleur
permet d’obtenir en sortie une succession d’impulsions de période correspondant au temps nécessaire pour
traverser les deux cavités [1-2].
Energie
incident
Isolateur 2
Sortie
0, 9
FMAS de longueur
L2=ZD2
NALM
0, 9
FMAS de longueur
L1=ZD1
NOLM
Isolateur 1
G
G=1,3718 pour LAFDE=35.5m
Fig. 1 : Dispositif expérimental.
3. MODELISATION DU LF8 A BASE DE FMAS
En présence d’un équilibre parfait entre SPM (Self Phase Modulation) et GVD (Group Velocity
Dispersion) pour une dispersion anormale ȕ2<0, une impulsion à l’entrée avec une allure sécante
hyperbolique dont la mi-largeur t0 à 1/e de l’impulsion et la puissance crête P0 satisfont la relation
N2=LD/LNL= ȖP0×(t0)2/| ȕ2|=1 se propage sur de longues distances sans déformation (N est l’ordre du
soliton). L’impulsion se propageant ainsi de manière invariante est appelée « soliton brillant
fondamental ». Dans certaines conditions, nous avons une réplique du signal à des distances multiples
d’une distance particulière appelée période du soliton donnée par [3] : ZD=(Ȇ/2)LD=(Ȇ/2) (t0)2/| ȕ2| .
Pour simuler le comportement du LF8, nous utilisons l’algorithme de la méthode à pas fractionnaire
SSFM (Split Step Fourier Method) [4-5]. La propagation de l’impulsion le long des deux boucles se fait
de manière invariante puisque les paramètres linéaires et non linéaires des deux FMAS utilisées ainsi que
le choix du coefficient de répartition des deux coupleurs et le gain de l’amplificateur à fibre dopée erbium
sont choisis de manière à permettre la propagation d’un soliton fondamental tout au long du laser à fibre.
L’impulsion initiale incidente est de mi-largeur à 1/e de l’amplitude maximale égale à 5ps et de puissance
crête P0 égale à 1W. La FMAS de la boucle NOLM est de longueur L1=ZD1=1,9635km, ȕ2=-20ps2km-1, et
d’aire effective Aeff1=11,842μm2. La longueur de la FMAS, son aire effective et son coeficient de
dispersion dans la boucle NALM sont respectivement L2=ZD2=ZD1 Aeff2=14,638μm2, ȕ2=-20ps2km-1. A
partir d’une seule impulsion au départ de mi-largeur à 1/e égale à 5ps et de puissance crête P0 égale à 1W,
il en résulte comme illustré dans la Figure 2 une suite d’impulsions de même largeur mais de puissance
crête égale à 11mW.
(a)
(b)
Fig. 2 : (a) Génération d’impulsions à un taux de répétition fr=75,5Khz, (b) Génération d’impulsions à un taux
de répétition fr=4Mhz.
Le seul facteur pouvant influencer sur le taux de répétition fr des impulsions est la longueur des
deux boucles de FMAS. Plus la longueur est réduite et plus fr est grande. En fait, ayant des aires effectives
très réduites, les fibres microstructurées permettent de réduire davantage la largeur des impulsions
obtenues en réduisant celle de l’impulsion à l’origine et tout en maintenant une même puissance crête.
Pour une boucle NOLM et une boucle NALM composées respectivement de deux FMAS d’aires
effectives Aeff1=2μm2 et Aeff2=2,35μm2, on peut avoir à la sortie un train d’impulsions de largeur t0=2ps.
La figure 3 donne un aperçu sur l’aire effective requise de chaque FMAS utilisée pour assurer la
propagation d’un soliton fondamental tout au long de notre laser pulsé et ceci dépendant seulement de la
largeur de l’impulsion initiale pour une puissance crête fixe égale à 1W à l’entrée. La valeur de la largeur
des impulsions peut être diminué davantage ainsi que le choix des puissances crêtes peut être lui aussi
manipulé par un choix approprié des différents paramètres linéaires et non linéaires des différents
composants optiques constituant le LF8. A titre d’exemple, en réduisant la valeur absolue de la dispersion
anormale ȕ2 pour la première FMAS à 5 ps2/km et pour la deuxième FMAS à 6.17 ps2/km, avec
respectivement des aires effectives Aeff1=2μm2 et Aeff2=2,35μm2, on réduit la valeur de t0 jusqu’à environ
1ps.
(a)
(b)
Fig. 3 : (a) Aeff1(μm2) requise pour la FMAS de la boucle NOLM, (b) Aeff2(μm2) requise pour la FMAS de la
boucle NALM pour la propagation d’un soliton fondamental de largeur t0(ps) quelconque.
CONCLUSION
A travers ce manuscrit, nous avons décrit le principe de fonctionnement d’un laser à FMAS en huit
opérant dans le régime mono-impulsionnel. Nous avons aussi généré des impulsions ultracourtes par le
laser LF8 à base de FMAS. Enfin, nous avons prouvé qu’avec un bon choix des propriétés optiques des
FMAS, les performances du LF8 peuvent être considérablement améliorées.
REFERENCES
[1] V. Tzelpesis, S. Markatos, S. Kalpogiannis, Th. Sphicopoulos, and C. Caroubalos, “Analysis of a Passively Mode
Locked Self Starting All Fiber Soliton Laser,” J. of Light. Technol., vol. 11, no. 11, pp. 1729-1736, 1993.
[2] V. Tzelepis, Th. Sphicopoulos, C. Caroubalos, “Passive harmonic mode locking in all fibre soliton laser: energy
states and stabilities aspects,” IEEE Photo. Technol. Lett., vol. 6, no. 1, pp. 47-49, 1994
[3] V.E. Zakharov and A.B. Shabat, “Exact theory of two-dimensional self-focusing and one-dimensional self-phase
modulation of waves in nonlinear media,” Sov. Phys. JTEP, vol. 34, pp. 62-69, 1972.
[4] G.P. Argrawal, “Nonlinear fiber optics,” Second Ed, New York :Academic press, 1995.
[5] S. Zoldi et V. Ruban, A. Zenchik, and S. Burtsev, “Parallel Implementation of the Split-step Fourier Method
For Solving Nonlinear Schrödinger,” SIAM, vol. 32, no. 1, 1999