Un laser à fibre Brillouin avant | Marquage laser Hebei Co., Ltd

Nature Communications volume 13, Numéro d'article : 3554 (2022) Citer cet article

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Les lasers à fibre basés sur la diffusion Brillouin stimulée vers l'arrière fournissent des largeurs de raie étroites et servent dans les applications de traitement et de détection du signal. La diffusion Brillouin stimulée dans les fibres se produit également dans le sens direct, avec des largeurs de bande d'amplification plus étroites de deux ordres de grandeur. Cependant, les lasers Brillouin vers l'avant n'ont encore été réalisés dans aucune plate-forme de fibre. Dans ce travail, nous rapportons un premier laser à fibre Brillouin direct, utilisant une fibre nue à maintien de polarisation de type panda. La lumière de pompage dans un axe principal fournit une amplification Brillouin pour un signal laser co-propagatif de la polarisation orthogonale. La rétroaction est fournie par des réseaux de Bragg aux deux extrémités de la cavité de la fibre. Des régimes de fonctionnement monomode, à quelques modes et multimodes sont observés. Le seuil laser présente une sensibilité environnementale unique : il est élevé lorsque la fibre est partiellement immergée dans l'eau en raison de l'élargissement des spectres de diffusion Brillouin vers l'avant. Les résultats établissent un nouveau type de laser à fibre, avec un potentiel de cohérence ultra-élevée et de détection de précision des médias à l'extérieur de la gaine.

Les lasers à fibre basés sur la diffusion Brillouin stimulée vers l'arrière (SBS vers l'arrière) sont étudiés et utilisés depuis plus de trente ans1,2. En raison de la largeur de bande de gain relativement étroite du SBS arrière dans les fibres, de l'ordre de 30 MHz, un seul mode laser longitudinal peut être sélectionné même dans des cavités de fibre relativement longues à plage spectrale libre étroite. Les lasers à fibre Brillouin sont utilisés dans la génération et le traitement de signaux photoniques micro-ondes3 et dans les gyroscopes à fibre optique4. Les lasers SBS inversés ont également été démontrés avec succès dans des plates-formes de micro-résonateur et de photonique intégrée, telles que le fluorure de cadmium5, le verre de chalcogénure6, la silice7, le silicium8 et le nitrure de silicium dans la silice9.

Le SBS dans les fibres optiques et les guides d'ondes peut également avoir lieu dans le sens direct10,11,12,13. Le SBS direct couple entre deux ondes optiques co-propagées et des ondes acoustiques guidées qui sont principalement transversales10,11,12,13. Par rapport au mécanisme arrière, le SBS avant implique généralement des ondes acoustiques à basse fréquence et sa largeur de raie est généralement plus étroite, atteignant des centaines de kHz dans les fibres nues ou revêtues de polyimide14. Les bandes passantes de gain étroites permettent la sélection de modes longitudinaux uniques de cavités de fibre encore plus longues. De plus, la durée de vie des photons dans de telles cavités à fibres longues peut être encore plus longue que celle des phonons, ce qui permet un rétrécissement de la largeur de raie laser par rapport à la pompe2.

La réalisation de lasers SBS directs dans les fibres est confrontée à un défi fondamental : contrairement à l'effet rétroactif, le SBS direct dans un seul mode optique guidé spatial conduit à la modulation de phase d'une onde de pompe d'entrée continue et ne fournit pas d'amplification stimulée d'un signal laser15. Pour cette raison, les lasers SBS directs sont difficiles à obtenir dans les fibres monomodes standard. Le laser Brillouin direct peut être atteint dans un processus intermodal, entre des champs optiques de pompe et de signal qui se co-propagent dans des modes spatiaux distincts16. Des démonstrations marquantes de lasers SBS avant intermodaux ont été signalées dans des guides d'ondes à l'intérieur de membranes de silicium suspendues17. Ces dispositifs nécessitent des capacités de fabrication spécialisées. De plus, les durées de vie des photons de signal dans les lasers au silicium SBS directs sont plus courtes que celles des phonons, par conséquent, ils ne prennent actuellement pas en charge le rétrécissement de la largeur de raie optique. Le SBS direct a fait l'objet d'études approfondies dans les fibres standard10,11,12,13, à maintien de polarisation (PM)18 et spécialisées dans les fibres cristallines nanostructurées et photoniques19,20,21. Cependant, à notre connaissance, les lasers SBS avant n'ont encore été signalés dans aucune plate-forme de fibre.

Dans ce travail, nous proposons et démontrons un premier laser à fibre SBS avant. Le laser est basé sur une fibre PM standard de type panda. La fibre laser mesure 30 mètres de long et elle est dépouillée de son revêtement protecteur pour améliorer les interactions opto-mécaniques. Le laser est piloté par une amplification SBS avant intermodale18. Une lumière de pompage continue est appliquée le long d'un axe principal de la fibre, et un signal laser est obtenu dans l'état orthogonal. La rétroaction du signal laser est fournie sous la forme de réseaux de Bragg sur fibre (FBG) aux deux extrémités de la fibre. En raison de la biréfringence de la fibre PM, la rétroaction est fournie au signal laser uniquement pendant que la pompe non résonnante passe les FBG avec de faibles réflexions résiduelles. Plusieurs régimes de fonctionnement sont observés, impliquant un seul mode acoustique guidé, peu de modes acoustiques, ou avec de nombreux signaux dus à plusieurs modes et à leur mélange. La largeur de raie du laser monomode diminue avec la puissance de sortie et atteint quelques kHz, limitée par la dérive thermique des modes longitudinaux de la cavité dans l'environnement du laboratoire. La durée de vie des photons de signal dans la cavité de la fibre est 10 fois plus longue que celle des ondes acoustiques, c'est pourquoi le laser Brillouin avant est prometteur pour le rétrécissement de la largeur de raie avec une stabilisation environnementale appropriée. La puissance de pompe seuil du laser SBS direct est de l'ordre de 500 mW. La puissance de sortie du laser est actuellement limitée à 250 μW par l'apparition d'un laser SBS arrière intra-modal dans la cavité, une limitation qui peut être atténuée. Des extensions du concept peuvent conduire à des capteurs de précision de milieu à l'extérieur de la gaine de fibre. Comme premier exemple, nous démontrons l'effet de l'eau à l'extérieur de la gaine de fibre nue sur le système laser. Bien que la présence d'eau n'affecte pas la cavité optique, elle réduit le coefficient de gain SBS direct et élève le seuil d'effet laser. Une telle sensibilité à l'environnement est unique au mécanisme SBS avant.

La figure 1a montre la coupe transversale schématique d'une fibre PM de type panda. Des tiges de contrainte en silice dopées au verre B2O3 induisent une biréfringence permanente entre les axes principaux lent \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) et rapide \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}\) . La figure 1b présente une illustration schématique de la relation de dispersion de la lumière guidée dans les deux modes de polarisation. Nous notons les indices effectifs des états lent et rapide par \({n}_{s,f}\), respectivement, et la différence entre eux par \(\triangle n={n}_{s}-{n}_{f}\). La fibre PM prend également en charge un grand ensemble discret de modes acoustiques guidés qui se propagent dans la direction axiale18. Chaque mode \(m\) est caractérisé par une fréquence de coupure \({\varOmega }_{m}\), en dessous de laquelle il ne se propage pas.

a Coupe transversale schématique d'une fibre PM de type panda. b Illustration des relations de dispersion entre fréquence temporelle et nombre d'onde axial pour la lumière guidée dans les axes principaux lent (bleu) et rapide (marron) d'une fibre PM. La relation de dispersion d'un mode acoustique guidé de la même fibre est également représentée (en vert). Le mode acoustique est caractérisé par une fréquence de coupure en dessous de laquelle il ne peut pas se propager. Les processus SBS vers l'avant peuvent coupler la lumière entre les deux axes principaux18 (violet). Le couplage est adapté en nombre d'onde pour une seule bande latérale. Dans cet exemple, la lumière polarisée le long de l'axe rapide peut être décalée en fréquence par le processus SBS avant intermodal. Le processus de décalage vers le haut correspondant est entravé par la non-concordance des nombres d'onde. En revanche, la diffusion Brillouin avant intramodale couple une onde de pompe d'entrée aux bandes latérales supérieure et inférieure, conduisant à la place à une modulation de phase (noir). c Profil transversal normalisé calculé des oscillations de densité dans un mode acoustique guidé d'une fibre PM de type panda, avec une fréquence de coupure de 68 MHz.

La relation de dispersion entre la fréquence et le nombre d'onde axial d'un mode acoustique guidé est illustrée sur la figure 1b. Près de la coupure, le nombre d'onde axial de l'onde acoustique s'annule et le mode devient entièrement transverse10,11,12,13. Le profil de déplacement de matière des modes acoustiques proches de la coupure est également majoritairement transversal10,11,12,13. La vitesse de groupe axiale de l'onde acoustique s'approche de zéro à la coupure, tandis que la vitesse de phase axiale devient infiniment grande. La figure 1c montre le profil transversal normalisé et calculé numériquement des oscillations de densité pour un mode acoustique guidé d'une fibre PM de type panda, avec une fréquence de coupure de 68 MHz.

Considérons une onde de pompe optique de fréquence \({\omega }_{p}\) qui est polarisée le long de l'axe \(\hat{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\). L'onde de pompe peut être couplée à une onde de signal polarisée co-propagée \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) de fréquence \({\omega }_{p}-\varOmega\) dans un processus SBS avant intermodal (Fig. 1b18). Le couplage s'effectue par une onde acoustique stimulée de fréquence \(\varOmega\) et de nombre d'onde axial \({q}_{z}=\left(-\Delta n{\omega }_{p}+{n}_{s}\varOmega \right)/c\approx -\Delta n{\omega }_{p}/c\). Ici \(c\) est la vitesse de la lumière dans le vide. L'onde acoustique se propage dans la direction \(-\hat{{{{{\boldsymbol{z}}}}}}}\) (Fig. 1b18). Désignons les niveaux de puissance optique de l'onde de pompe polarisée \(\hat{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\) et de l'onde de signal orthogonale par \({P}_{y,x}\left(z\right)\), respectivement, où \(z\) est la coordonnée axiale. Le couplage SBS direct des deux niveaux de puissance est décrit par les équations couplées suivantes18 :

Ici \({\gamma }_{m}\left(\varOmega \right)\) est le coefficient de SBS avant intermodal via le mode acoustique \(m\), en unités de [W−1 × m−1]18 :

Dans l'éq. (3), \({\varGamma }_{m}\) est la largeur de raie modale, qui signifie également le taux de décroissance de l'énergie acoustique. Le coefficient de gain obtient sa plus grande valeur de magnitude \({\gamma }_{0m}\) à la coupure, \(\varOmega ={\varOmega }_{m}\). \({\gamma }_{0m}\) est purement imaginaire et positif18, d'où l'Eq. (1) et éq. (2) décrire l'amplification de Brillouin de l'onde de signal polarisée à basse fréquence, \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) et l'atténuation de la pompe18. La magnitude \(\left|{\gamma }_{0m}\right|\) dans la fibre PM non revêtue de type panda atteint l'ordre de 1 [W−1 × km−1]18. La force de l'effet sur la résonance est comparable à celle de la non-linéarité de Kerr.

Le couplage SBS direct intermodal de la pompe à un signal de bande latérale supérieure polarisé \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) polarisé de fréquence \({\omega }_{p}+\varOmega\) est gêné par une discordance de nombre d'onde \(\left|\Delta k\right|=2{n}_{s}\varOmega /c\), d'environ 10 [rad × m−1]18. Ce décalage devient appréciable sur des fibres PM d'au moins plusieurs dizaines de centimètres de long. Cette asymétrie entre le couplage des ondes de pompe aux bandes latérales inférieure et supérieure contraste fortement avec les processus SBS directs dans un seul mode optique spatial, comme dans les fibres monomodes standard10,11,12,13. Le SBS direct intramodal est caractérisé par un couplage symétrique aux deux bandes latérales par la même onde acoustique stimulée, entraînant une modulation de phase plutôt qu'une modulation ou une amplification d'amplitude (voir Fig. 1b15). La modulation de phase ne renforce pas les ondes acoustiques guidées. Par conséquent, un processus SBS direct intermodal est nécessaire pour obtenir un gain et un effet laser SBS directs.

Le laser à fibre SBS avant proposé sur une fibre PM est illustré à la Fig. 2. Une cavité laser est définie par des FBG aux deux extrémités d'une fibre PM nue testée. Les réseaux sont conçus pour une réflectivité maximale de plus de 99 % pour la lumière polarisée \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) à la fréquence \({\omega }_{p}-\varOmega \approx {\omega }_{p}\). En raison de la biréfringence de la fibre PM, les mêmes réseaux transmettent la lumière de pompage de la même fréquence qui est polarisée le long de l'axe \(\hat{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\) avec une faible réflectivité. La bande passante de réflexion des réseaux doit être suffisamment étroite pour distinguer les deux polarisations. Les pertes globales de propagation aller-retour de la lumière polarisée le long de l'axe \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) sont de l'ordre de 2 à 3 % (voir la caractérisation expérimentale dans la section suivante.) L'amplification SBS directe intermodale induite par des centaines d'ondes de pompe de niveau milliwatt sur des dizaines de mètres de fibre PM nue peut surmonter ces pertes et atteindre un seuil d'effet laser. La fréquence optique du laser SBS avant serait inférieure à celle de la pompe, d'une différence \({\varOmega }_{m}\) qui correspond à un mode acoustique guidé pour lequel \(\left|{\gamma }_{0m}\right|\) est grand.

a Illustration schématique d'un laser SBS avant dans une fibre PM. Une cavité est définie par des réseaux de Bragg à fibre aux deux extrémités d'une section de fibre nue. b La lumière de pompe polarisée le long de l'axe rapide (marron) fournit une amplification de diffusion Brillouin vers l'avant intermodale pour la lumière polarisée le long de l'axe lent (bleu), à une fréquence optique particulière. Le signal d'axe lent à cette fréquence est fortement réfléchi par les réseaux. c En raison de la biréfringence de la fibre PM, la lumière de pompe à polarisation axiale rapide (brune) à une fréquence optique similaire passe les réseaux avec une faible réflectivité.

La figure 3a (traces rouges et vertes) montre les spectres mesurés et calculés \(2{{{{\rm{Im}}}}}}\left\{{\sum }_{m}{\gamma }_{m}\left(\varOmega \right)\right\}\) de SBS avant intermodal dans une fibre MP nue de 30 mètres de long testée (pour la configuration de mesure, les protocoles et les détails des calculs, voir Méthodes et référence antérieure18). Le spectre se compose de résonances rares et étroites, avec des pics observés aux fréquences de 68, 169 et 220 MHz, entre autres. L'amplitude du coefficient SBS direct à 169 MHz a été estimée à 1,4 ± 0,2 W−1 × km−1 (voir Méthodes pour la procédure de mesure). Les largeurs de raie des pics spectraux se situent entre 200 et 600 kHz.

a Spectres normalisés mesurés (en pointillés rouges) et calculés (en pointillés verts) du couplage SBS avant intermodal de la puissance entre les deux axes principaux d'une fibre PM nue de 30 mètres de long testée. La trace bleue montre un spectre de battement entre le laser SBS avant et une réplique d'oscillateur local de l'onde de pompe, et la trace noire montre un spectre de battement correspondant de la diffusion Brillouin avant intermodale spontanée à partir de la cavité laser (voir Fig. 5 ci-dessous et plus loin dans le texte). b Spectres de réflectivité mesurés de la cavité formée par deux FBG, inscrits aux deux extrémités de la fibre. Les traces rouges (bleues) correspondent à la lumière polarisée le long des axes principaux rapides (lents). La flèche noire indique la longueur d'onde du laser SBS avant prévu. A cette longueur d'onde, les réseaux fournissent une rétroaction de réflectivité efficace à la lumière polarisée le long de l'axe lent uniquement. c Cavity ring down mesure de la lumière polarisée à axe lent à la longueur d'onde de la réflectivité maximale des réseaux. d Vue agrandie d'une partie du panneau c tracé. Les mesures suggèrent une durée de vie de 12 μs, correspondant à des pertes aller-retour de 2,5 %.

La figure 3b montre les spectres de réflectivité de la cavité formée par deux FBG, épissés aux deux extrémités d'une même fibre. Les longueurs d'onde de Bragg des deux réseaux étaient initialement décalées de 0,4 nm. Avant la mesure de la Fig. 3b, l'un des réseaux a été réglé en contrainte dans une étape linéaire avec un micromètre de précision manuel pour aligner les deux longueurs d'onde. Un tel alignement réduit au minimum les pertes de propagation aller-retour des signaux laser potentiels. Les longueurs d'onde de la réflectivité maximale pour les polarisations \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) et \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\) diffèrent de 0,45 nm (décalage de fréquence de 55 GHz) en raison de la biréfringence de la fibre PM. La longueur d'onde destinée au laser est notée par la flèche noire sur la figure 3b. À cette longueur d'onde, les réseaux fournissent une rétroaction de réflectivité efficace à la lumière polarisée le long de l'axe lent \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) uniquement.

La figure 3c présente les mesures d'anneau vers le bas de la cavité de la lumière polarisée \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}\) dans la fibre testée. La lumière d'une diode laser d'une puissance de 10 mW a été modulée en intensité en répétant des impulsions d'une durée de 100 ns et d'une période de 50 μs dans un modulateur électro-optique. La longueur d'onde du laser a été ajustée avec précision pour correspondre à la réflectivité maximale des deux FBG en utilisant le réglage du courant et de la température. Un isolateur à la sortie de la diode laser empêchait les réflexions des réseaux de cavité d'atteindre la source. La lumière à l'extrémité de la fibre a été détectée par un photorécepteur d'une sensibilité de 50 V × W−1 et d'un temps de montée de 2 ns. La tension de sortie du détecteur a été échantillonnée par un oscilloscope numérique à 500 méga échantillons par seconde. Les traces ont été moyennées sur 1024 impulsions répétées. La trace détectée consiste en une série infinie de répliques d'impulsions, dans une enveloppe décroissante qui représente la durée de vie de \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) lumière polarisée dans la cavité de la fibre PM. La durée de vie est estimée à 12 μs, correspondant à des pertes aller-retour de 2,5 % dans la cavité de 30 mètres de long. La puissance de pompe nécessaire pour obtenir la même quantité de gain SBS direct est estimée à 600 ± 100 mW.

La figure 4a montre une illustration schématique de la configuration laser. La lumière de la pompe a été tirée de la même diode laser utilisée précédemment. La largeur de raie du laser de pompe est spécifiée à 1,25 kHz. La sortie laser était divisée en deux voies. La lumière dans un bras a été amplifiée dans un amplificateur à fibre dopée à l'erbium (EDFA) de puissance de sortie variable, aligné avec l'axe principal rapide de la fibre PM testée et lancée dans la cavité laser via un séparateur de faisceau de polarisation. Un filtre passe-bande et un isolateur (non représenté) ont été utilisés pour supprimer l'émission spontanée amplifiée de l'amplificateur et empêcher les réflexions de revenir vers la source, respectivement. Dans les expériences de laser, la longueur d'onde de la pompe était alignée sur celle de la réflectivité maximale des réseaux le long de l'axe lent, afin de fournir une rétroaction maximale pour les signaux laser SBS potentiels vers l'avant. L'onde de pompe polarisée à axe rapide, par contre, traverse les réseaux avec seulement une faible réflectivité résiduelle. Dans les mesures de diffusion Brillouin spontanée, la longueur d'onde de pompe était désaccordée de la réflectivité maximale des réseaux de 0,5 nm. Avec un tel désaccord, la lumière diffusée spontanément vers l'axe lent recevait une rétroaction négligeable des FBG.

a Illustration schématique de la configuration expérimentale d'un laser SBS avant dans une fibre PM. EDFA : amplificateur à fibre dopée à l'erbium ; PBS : diviseur de faisceau de polarisation ; PC : contrôleur de polarisation ; FBG : réseau de Bragg sur fibre. b Densité spectrale de puissance (PSD) du battement détecté entre la sortie à axe lent de la cavité de la fibre PM et une réplique de l'oscillateur local de l'onde de pompe d'entrée. La puissance de pompe optique était de 27,5 dBm. La trace a été acquise par un analyseur de spectre électrique (ESA) en mode max-hold pendant trois minutes. Un seul pic à la fréquence de 68 MHz est observé. Ce pic correspond au laser SBS direct à travers un mode acoustique guidé avec cette fréquence de coupure. c Identique au panneau b, avec une puissance de pompage de 28 dBm. Quatre pics sont observés, représentant le laser SBS vers l'avant à travers des modes acoustiques de fréquences de coupure de 68, 169, 320 et 347 MHz (voir Fig. 3a). d Identique aux panneaux b et c, avec une puissance de pompage de 28,5 dBm. Un grand nombre de pics spectraux correspondent au laser SBS direct à travers plusieurs modes acoustiques guidés ainsi qu'à des produits d'inter-mélange.

La forme d'onde dans la deuxième branche de sortie de la source à diode laser était alignée avec l'axe principal lent et servait d'oscillateur local. La puissance \({P}_{{LO}}\) de l'oscillateur local était de 2 mW. La lumière émise par la cavité laser a été mélangée avec l'oscillateur local dans un coupleur PM. L'utilisation de composants PM à l'extérieur de la cavité de la fibre a permis de battre entre les signaux laser et l'oscillateur local sans dérive de polarisation ni évanouissement. La sortie combinée a été détectée par un photorécepteur de sensibilité \({{{{{\mathscr{R}}}}}}\) = 22,5 V × W−1 et un temps de montée de 18 ps. La tension du détecteur a été observée à l'aide d'un oscilloscope numérique en temps réel et d'un analyseur de spectre électrique. L'amplitude de tension \(V\) évolue avec celle du champ optique émis par la cavité laser.

La figure 4b présente une mesure d'analyseur de spectre électrique de la densité spectrale de puissance \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\) de la tension détectée. La trace a été acquise en mode de fonctionnement max-hold, pendant trois minutes, avec une résolution spectrale de 1 MHz. La puissance de la pompe était de 27,5 dBm. Un seul pic est observé dans le battement entre l'émission de la cavité et l'oscillateur local, à 68 MHz. Cette fréquence correspond à celle de la résonance SBS avant intermodale d'ordre le plus bas de la fibre PM testée (Fig. 3a). Les résultats indiquent un effet laser Brillouin direct dans la cavité de la fibre à travers un mode acoustique guidé de fréquence de coupure de 68 MHz. L'acquisition a été répétée des milliers de fois. Dans la plupart des cas, le laser SBS direct à fréquence unique a été obtenu via le mode acoustique 68 MHz, mais des traces à pic unique ont également été acquises aux fréquences 169 MHz et 220 MHz (mais avec une probabilité plus faible). Ces fréquences correspondent également aux pics primaires d'amplification SBS directe dans la fibre testée (Fig. 3a). Le coefficient SBS direct à 68 MHz n'est pas le plus grand de tous les modes (Fig. 3a). D'autre part, le mode de fréquence inférieure bénéficie de la durée de vie acoustique la plus longue, ce qui peut donner la préférence au laser à cette fréquence SBS directe.

Lorsque la puissance de la pompe a été portée à 28 dBm, quatre pics ont été observés aux fréquences de 68, 169, 320 et 347 MHz (Fig. 4c). Les trois fréquences supplémentaires correspondent aux pics dominants du SBS aller intermodal dans la fibre (voir Fig. 3a). Lorsque la puissance de pompe a encore été augmentée à 28, 5 dBm, de nombreuses composantes spectrales ont été observées dans le signal laser (Fig. 4d). Les pics sont attribués à de multiples modes acoustiques guidés et à un mélange non linéaire entre les signaux laser.

La figure 5a montre la transformée de Fourier à court terme (STFT) \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega ,t\right)\right|}^{2}\) d'une trace de 200 ms de la tension de sortie détectée \(V\left(t\right)\), où \(t\) représente le temps. La puissance de la pompe était de 29 dBm. La fenêtre STFT était longue de 250 μs. On observe un effet laser SBS vers l'avant à plusieurs fréquences. Les pics laser s'allument et s'éteignent sur une échelle de temps de millisecondes. La dynamique est probablement due à la dérive environnementale des modes de cavité longitudinaux à travers les pics de gain SBS avant étroits. La plage spectrale libre des modes longitudinaux est de 3,4 MHz, beaucoup plus large que les centaines de largeurs de raie de kHz d'amplification SBS avant. Des changements de température de l'ordre de 10−4 °K sont suffisants pour balayer un mode de cavité longitudinale à travers les largeurs de raie SBS avant22. La figure 5b montre une partie d'une trace \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega ,t\right)\right|}^{2}\) proche de 169 MHz, reprise avec une puissance de pompage de 29 dBm. La fréquence laser instantanée dérive sur des dizaines de kHz sur des échelles de temps de millisecondes. La dérive limite le rétrécissement de la largeur de raie laser lorsqu'elle est observée pendant des millisecondes ou plus.

une amplitude relative (échelle dB) de la transformée de Fourier à court terme (STFT) du battement détecté entre le signal laser et l'oscillateur local sur 200 millisecondes. La puissance de la pompe était de 29 dBm. Plusieurs signaux laser via des modes acoustiques de différentes fréquences s'allument et s'éteignent sur une échelle de temps de quelques millisecondes, en raison de la dérive environnementale des modes de cavité longitudinaux sur les bandes passantes de gain étroites du SBS avant. b Vue agrandie d'une carte STFT similaire à celle du panneau a, avec la même puissance de pompe. La fréquence laser instantanée à travers le mode acoustique de 169 MHz dérive de dizaines de kHz en quelques millisecondes. c Puissance optique mesurée du signal de sortie laser en fonction de la puissance de pompe optique. Les résultats sont présentés pour le laser SBS avant passant par le mode acoustique 68 MHz. Les marqueurs bleus indiquent des points de données, la trace rouge représente une ligne de tendance. Un seuil d'effet laser est observé à un niveau de puissance de pompe de 26,5 dBm. d Largeur de raie demi-largeur mesurée en fonction de la puissance de sortie du laser, pour le même mode indiqué dans le panneau c. La largeur de raie a été calculée par transformée de Fourier à court terme des formes d'onde détectées, avec une durée temporelle de 250 μs. Les largeurs de raie diminuent de 6 à 8 kHz bien en dessous du seuil à 2,5 à 3,5 kHz bien au-dessus du seuil. Ces dernières valeurs sont limitées par la transformation. La dérive environnementale limite le rétrécissement supplémentaire de la largeur de raie laser lorsqu'elle est observée sur des millisecondes ou plus. e Densité spectrale de puissance du battement entre l'émission spontanée de la cavité de la fibre à travers le mode acoustique à 169 MHz et l'oscillateur local (bleu, voir Fig. 3a). La largeur de raie à mi-largeur de la diffusion Brillouin directe intermodale spontanée est de 250 kHz. La trace verte montre le spectre d'amplification SBS vers l'avant à travers le même mode acoustique (Fig. 3a). La largeur de raie de la courbe de gain est de 175 kHz. La trace magenta montre le spectre du battement entre le signal laser au-dessus du seuil et l'oscillateur local, sur une trace de 2 ms. La puissance de la pompe était de 28 dBm. La largeur de raie battante est réduite à 5 kHz.

La figure 5c présente la puissance de sortie du laser \({P}_{s}\) en fonction de la puissance optique de l'onde de pompe d'entrée. Les résultats sont présentés pour le laser SBS avant passant par le mode acoustique 68 MHz. La puissance de sortie du laser est estimée à \({P}_{s}={\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}/\left(2{{{{{\mathscr{R}}}}}}{P}_{{LO}}\right)\). Un seuil clair est identifié à un niveau de puissance de pompe de 26,5 dBm. Le seuil observé est en accord général avec la valeur attendue de 28 ± 1 dBm, sur la base des coefficients mesurés du SBS aller intermodal et des pertes aller-retour dans la cavité (Fig. 3). La puissance de sortie du signal laser sature à 250 μW, en raison de l'apparition d'un SBS arrière dans la cavité de la fibre (voir ci-dessous). L'efficacité de la pente différentielle de la puissance de sortie du laser entre le seuil et la saturation est d'environ 0,005. La faible efficacité différentielle suggère que les pertes intra-cavité, comme dans l'épissage entre les sections de fibre, sont beaucoup plus importantes que les pertes à travers le FBG de sortie. L'épissage à l'intérieur de la cavité peut être éliminé avec l'inscription des FBG sur une seule section de fibre continue.

La figure 5d montre la largeur de raie laser demi-largeur, calculée comme l'écart type de \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\), en fonction de la puissance de sortie \({P}_{s}\). Les résultats sont présentés pour le même mode de panneau (c). Les spectres ont été calculés en utilisant STFT avec des fenêtres de 250 μs de long. Les largeurs de raie diminuent de 6 à 8 kHz bien en dessous du seuil vers 2,5 à 3,5 kHz bien au-dessus du seuil. Une diminution supplémentaire de la largeur de raie a été limitée par la dérive thermique (voir ci-dessus).

La figure 5e montre les spectres de SBS direct intermodal spontané de la cavité laser à fibre (trace bleue, voir Fig. 3a). La largeur de raie de diffusion spontanée à mi-largeur est de 250 kHz. La largeur de raie observée correspond à une durée de vie acoustique de 1,2 μs, 10 fois plus courte que celle des photons signal dans la cavité laser. Par conséquent, le laser à fibre SBS avant fonctionne à un régime qui peut conduire à un rétrécissement de la largeur de raie optique, avec une stabilisation appropriée des dérives environnementales. Le panneau montre également le spectre d'amplification du SBS direct via le même mode acoustique (vert, largeur de raie de 175 kHz, voir Fig. 3a) et le spectre de la tension de sortie détectée au-dessus du seuil (magenta, puissance de pompe de 28 dBm). Le spectre a été calculé par la transformée de Fourier d'une trace de 2 millisecondes. La largeur de raie laser est de 5 kHz, beaucoup plus étroite que celles du spectre d'amplification et de l'émission spontanée.

Le laser SBS avant dans la cavité de la fibre PM est accompagné d'un laser SBS arrière intra-modal. Les fréquences des composants laser SBS arrière sont inférieures à celles des signaux laser pompe et SBS avant par des décalages de l'ordre de 11 GHz. Le laser SBS arrière le long de l'axe rapide est fortement supprimé par la faible réflectivité de la cavité à cette polarisation, inférieure à 1% (Fig. 3b). Cependant, le SBS arrière peut atteindre un seuil de lasing le long de l'axe lent. La réflectivité de la cavité aux fréquences laser SBS arrière le long de l'axe lent est d'environ 40 % (Fig. 3b). La rétroaction de la cavité est beaucoup moins efficace que celle des signaux laser SBS avant (> 99%), mais le coefficient de gain du SBS arrière est nettement plus fort, estimé à 200 W−1 × km−1 dans la fibre testée. Par conséquent, une puissance intra-cavité de dizaines de mW fournit un gain SBS arrière suffisant pour surmonter la rétroaction des réseaux moins efficaces et atteindre le laser dans l'axe lent grâce à ce mécanisme concurrent.

Un laser SBS arrière a été observé dans les mesures d'analyseur de spectre électrique radiofréquence de \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\) (Fig. 6). Les traces ont été acquises en mode max-hold pendant 3 min, et la résolution spectrale était de 1 MHz. Un premier signal SBS arrière est obtenu en raison d'une diaphonie de polarisation partielle de l'onde de pompe d'axe rapide vers l'axe lent. Le composant qui fuit bénéficie de la forte rétroaction des FBG à la fréquence de pompe d'entrée, donc même une diaphonie de polarisation initiale faible s'accumule dans la cavité et atteint le seuil de laser SBS arrière. Cette première tonalité SBS vers l'arrière apparaît à un décalage de 10,84 GHz par rapport à la fréquence de pompe (Fig. 6a), en accord avec le décalage de fréquence de Brillouin dans les fibres standard23.

a Densité spectrale de puissance de battement entre la sortie de la cavité laser et l'oscillateur local, mesurée par un analyseur de spectre électrique (ESA). L'ESA a acquis des données en mode max-hold pendant 3 min. La puissance de la pompe était de 26,3 dBm. Un signal à une fréquence de 10,84 GHz est dû au laser SBS arrière dans la cavité de la fibre PM, entraîné par une fuite résiduelle de l'onde de pompe d'entrée de l'axe principal rapide vers l'axe lent. b Identique au panneau a, pour un niveau de puissance de pompe de 28,4 dBm. Des pics laser SBS arrière supplémentaires sont observés à des fréquences de décalage de 10,91 GHz et 11,01 GHz. Ces signaux sont pilotés par des composants laser SBS directs via les modes acoustiques des fréquences 68 MHz et 168 MHz.

De plus, les signaux laser SBS avant eux-mêmes peuvent atteindre des niveaux de puissance suffisants dans la cavité pour devenir des ondes de pompage efficaces pour des composants laser SBS arrière supplémentaires. La figure 6b montre deux signaux SBS arrière supplémentaires de décalages de 10,91 et 11,01 GHz, entraînés par des tonalités laser SBS avant via les modes acoustiques 68 et 169 MHz. La bande passante de gain du SBS arrière est de 30 MHz, beaucoup plus large que la plage spectrale libre de 3,4 MHz des modes longitudinaux dans la cavité de fibre de 30 mètres de long. Un effet laser à quelques modes longitudinaux est donc observé dans chaque signal SBS arrière. Pour des puissances de pompe suffisamment élevées, un grand nombre de composants SBS avant et arrière et un mélange entre eux ont été observés. L'apparition du laser SBS arrière limite la puissance intra-cavité des composants laser SBS avant à des dizaines de mW et leurs puissances de sortie à seulement 250 μW. Les moyens possibles de modifier l'équilibre entre le laser SBS avant et arrière sont discutés dans la section suivante.

Le système laser à fibre SBS avant est sensible aux milieux à l'extérieur de la limite de la gaine, même si ces milieux n'affectent pas la cavité optique. Pour illustrer cette propriété unique, la cavité de la fibre nue a été partiellement ou totalement immergée dans l'eau. L'eau à l'extérieur de la gaine élargit les pics spectraux du SBS direct et réduit les coefficients de gain maximaux d'un ordre de grandeur24. Les sections immergées contribuent donc peu à l'amplification directe du SBS le long de la cavité. Comme le montre la figure 7, le seuil d'effet laser a été élevé de 1,5 dB lorsque 40 % de la longueur de la fibre était immergée dans l'eau. Le laser ne pouvait pas être atteint lorsque la fibre était mouillée sur toute sa longueur. Une telle sensibilité aux conditions extérieures à la cavité est unique au mécanisme SBS avant. Les résultats illustrent le potentiel du laser à fibre SBS avant dans les applications de détection.

Puissance optique mesurée du signal de sortie laser en fonction de la puissance de pompe optique. Les résultats sont présentés pour le laser SBS avant passant par le mode acoustique 68 MHz. La cavité de la fibre nue a été maintenue à l'air (rouge), immergée dans l'eau sur 40 % de sa longueur (bleu) ou entièrement immergée dans l'eau (noir). Les marqueurs montrent des points de données et les traces en pointillés représentent les lignes de tendance. L'immersion partielle a élevé le seuil laser de 1,5 dB, car le coefficient SBS avant dans la section immergée est réduit d'un ordre de grandeur. Le laser ne pouvait pas être atteint avec la fibre mouillée sur toute sa longueur.

Un laser Brillouin avant a été démontré à l'aide d'un processus intermodal dans une fibre PM de type panda prête à l'emploi. Les résultats établissent un premier laser à fibre Brillouin direct. La cavité laser était définie par des réflecteurs de Bragg à fibre aux deux extrémités d'une fibre de 30 mètres de long. La puissance de pompe seuil était d'environ 500 mW, en accord avec les attentes. La puissance de sortie était de 250 μW. Des régimes d'un seul mode acoustique, de quelques modes et de plusieurs modes ont été observés. Le laser s'appuyait sur les caractéristiques asymétriques du SBS avant intermodal, dans lequel une bande latérale d'une onde de pompe d'entrée est effectivement amplifiée tandis que la génération de l'autre est entravée par la non-concordance des nombres d'onde16,17,18,19,20,21. Cette propriété contraste avec les processus SBS directs intramodaux, comme dans les fibres monomodes standard, où la même onde acoustique stimulée induit deux bandes latérales sans rupture de symétrie et conduit à un comportement de modulation de phase plutôt qu'au gain15.

Les largeurs de raie laser SBS avant sont de l'ordre de 2,5 à 3,5 kHz, lorsqu'elles sont observées sur 250 μs. Ces largeurs de raie sont limitées par la transformation et sont 50 fois plus étroites que les largeurs de bande de gain modal du processus SBS direct14,18, ainsi que la largeur de bande d'émission spontanée. Lorsqu'elles sont observées sur des temps d'intégration plus longs, les largeurs de raie laser sont élargies par les dérives environnementales des modes longitudinaux de la cavité à fibre longue. Les dérives allument et éteignent également les signaux laser, car les modes traversent les largeurs de bande de gain qui sont plus étroites que leur plage spectrale libre. Une meilleure stabilité peut être obtenue en utilisant une cavité encore plus longue, dans laquelle la plage spectrale libre correspondrait à la bande passante de gain, comme dans de nombreux lasers à fibre SBS arrière25.

La durée de vie des photons dans la cavité a été mesurée à 12 μs à l'aide de l'anneau de cavité. La durée de vie des phonons s'est avérée plus courte : de l'ordre de 1 μs ou moins. Avec cette hiérarchie entre les durées de vie, on peut s'attendre à un rétrécissement de la largeur de raie laser par rapport à celle de l'onde de pompe2,17,26. Si la longueur de la cavité est allongée, la durée de vie des photons augmenterait encore tandis que celle des phonons resterait inchangée. Le rétrécissement de la largeur de raie n'a pas pu être atteint dans l'expérience actuelle en raison de la dérive environnementale (voir ci-dessus). Notez également que les lasers Brillouin directs démontrés dans des guides d'ondes à membrane de silicium suspendu ne fonctionnaient pas dans ce régime : les durées de vie des phonons dans ces lasers sont plus longues que celles des photons laser17.

La puissance de sortie modeste rapportée dans ce travail est compromise par le laser SBS arrière qui l'accompagne. Une première tonalité SBS vers l'arrière est commandée par la diaphonie de polarisation de l'onde de pompe d'entrée. Cette contribution peut être évitée en utilisant de meilleurs composants PM avec une fuite plus faible. Des tonalités SBS arrière supplémentaires sont stimulées par les signaux laser SBS avant eux-mêmes. L'apparition de ces tonalités peut être élevée à des puissances intracavitaires plus élevées avec un équilibre plus favorable entre les effets avant et arrière. Les FBG avec des spectres de réflexion plus nets supprimeraient davantage la rétroaction fournie aux composants SBS arrière, et les fibres avec une gaine plus petite amélioreraient le SBS avant. Enfin, la rétroaction pour SBS arrière peut être totalement évitée dans une configuration de cavité en anneau de fibre, avec un isolateur intégré. Une fibre PM plus longue serait nécessaire dans ce cas, pour compenser les pertes d'insertion à l'échelle dB de divers composants. La puissance intra-cavité serait finalement limitée à plusieurs watts, par SBS arrière spontané amplifié sur un seul passage, même en l'absence de rétroaction des réseaux. Ce seuil peut être poussé plus haut avec un anti-guidage acoustique au cœur de la fibre27. Contrairement aux lasers à base de guides d'ondes en silicium17, le niveau de puissance intra-cavité ne serait pas limité par l'absorption à deux photons.

Les pertes à l'intérieur de la cavité de la fibre étaient dominées par celles des épissures entre les FBG et la section de fibre principale de 30 mètres de long. Ces pertes pourront être supprimées dans les réalisations futures grâce à l'inscription de réseaux sur une seule fibre continue. La puissance de la pompe au seuil de lasing serait réduite en conséquence. Le seuil peut être réduit de manière significative dans les configurations de cavité annulaire dans lesquelles la pompe et le signal peuvent être résonnants. Alors qu'une fibre nue a été utilisée dans ce travail, une amplification SBS directe similaire peut être obtenue dans des fibres PM disponibles dans le commerce recouvertes de fines couches de polyimide14.

La diffusion Brillouin vers l'avant est affectée par les propriétés mécaniques des substances à l'extérieur de la gaine24. Cette propriété sert de base aux capteurs directs à fibre Brillouin14,24,28,29,30,31. Les lasers à fibre SBS vers l'avant peuvent être extrêmement sensibles aux changements de milieu à l'extérieur de la gaine et/ou du revêtement, ou aux caractéristiques du revêtement lui-même. Comme première démonstration de la sensibilité environnementale, nous avons montré que le seuil d'effet laser était élevé lorsque la cavité de la fibre était partiellement immergée dans l'eau. Semblables aux configurations SBS arrière correspondantes32, les capteurs laser SBS avant peuvent devenir des ordres de grandeur plus sensibles que les configurations sans rétroaction.

En conclusion, un nouveau type de laser à fibre a été proposé et démontré pour la première fois, basé sur le SBS direct intermodal dans une fibre PM de type panda standard. Le principe peut conduire à des sources laser hautement cohérentes et à des capteurs SBS directs ultra-précis.

Les méthodes ci-dessous ont déjà été décrites dans nos travaux antérieurs18. Ils sont brièvement répétés ici pour être complets et pour la commodité du lecteur.

La configuration pour la caractérisation Brillouin directe des fibres PM est illustrée à la Fig. 8. Deux ondes de pompe Brillouin ont été tirées d'une source de diode laser commune dans la gamme de longueurs d'onde de 1550 nm. Une onde de pompe a été décalée en fréquence de \({\varOmega }_{{IF}}\) = 2π × 9 GHz à l'aide d'un modulateur à bande latérale unique. L'intensité de la première onde de pompe a été modulée à une basse fréquence \({f}_{1}\) = 2π × 50 kHz. La pompe a été amplifiée par un EDFA à une puissance de 500 mW et appliquée à la fibre testée le long de l'axe rapide à travers un séparateur de faisceau à polarisation. La deuxième onde de pompe a été décalée spectralement par un décalage variable \({\varOmega }_{{IF}}+\varOmega\) à l'aide d'un deuxième modulateur à bande latérale unique, modulé en intensité à la fréquence \({f}_{2}\) = 2π × 40 kHz, amplifié à une puissance de 500 mW et lancé le long de l'axe lent de la fibre testée. A l'extrémité de la fibre, l'onde de pompe à axe lent était détectée par un photorécepteur. Le couplage Brillouin direct entre les ondes de pompe a été quantifié en surveillant le signal détecté à la différence de fréquence \({f}_{1}-{f}_{2}\)33.

PBS : séparateur de grains de polarisation ; EOM : modulateur d'amplitude électro-optique ; SSB : modulateur à bande latérale unique ; EDFA : amplificateur à fibre dopée à l'erbium.

Les niveaux de puissance d'entrée des ondes optiques participant au SBS avant intermodal sont notés \({P}_{x,y}\left(t\right)={\bar{P}}_{x,y}\left[1+{\beta }_{1,2}{{\cos }}\left({f}_{1,2}t\right)\right]\) (voir également la sous-section précédente). Ici, \({\beta }_{1,2}\) représente les profondeurs de modulation connues des deux champs et \(t\) désigne le temps. La puissance de sortie du champ d'axe lent est modulée à la différence de fréquence \({f}_{1}-{f}_{2}\) due au SBS direct, avec une profondeur de modulation de :

Ici \(L\) est la longueur de la fibre PM. La modulation à la fréquence \({f}_{1}-{f}_{2}\) est détectée par l'amplificateur synchrone et son amplitude \({V}_{{out}}\) est enregistrée.

Le coefficient non linéaire du SBS aller intermodal est estimé à l'aide du protocole suivant. Une onde d'entrée de puissance moyenne \({\bar{P}}_{x}\) est modulée à la fréquence \({f}_{1}-{f}_{2}\) à l'aide d'un signal d'amplitude contrôlable \(V\) et d'un modulateur avec \({V}_{\pi }\). L'onde optique modulée est détectée et surveillée. La tension \(V\) varie jusqu'à ce que la lecture du détecteur corresponde à la valeur précédente \({V}_{{out}}\) de la mesure SBS directe. Nous désignons cette tension de modulation par \({V}_{{ref}}\). Comme la profondeur de modulation correspond à celle de l'expérience SBS vers l'avant, nous pouvons trouver18 :

Ici \({J}_{1}\) est la fonction de Bessel de premier ordre de première espèce, et \({V}_{{ref}}\ll {V}_{\pi }\). L'équation (5) conduit à :

Les modes acoustiques guidés des fibres PM ont été résolus par analyse numérique de l'équation des ondes élastiques34 :

Ici \(x,y\) sont les coordonnées transversales, \({v}_{L,S}\left(x,y\right)\) représentent les vitesses acoustiques des ondes de dilatation et de cisaillement, et \({\mathop{{{{{{\boldsymbol{u}}}}}}\limits^{ \rightharpoonup }}_{m}\left(x,y\right)\) représente le profil transversal normalisé du déplacement du matériau en mode acoustique \(m\ ). Les paramètres de la silice étaient35 : \({v}_{L}\) = 5 996 m × s−1, \({v}_{S}\) = 3 740 m × s−1, diamètre extérieur de 125,5 μm et densité \(\rho\) = 2 200 kg × m−3. Les paramètres des barres de contrainte en silice dopées au B2O3 étaient36 : \({v}_{L}\) = 4 895 m × s−1, \({v}_{S}\) = 4 100 m × s−1 et \(\rho\) = 2 080 kg × m−3. Les rayons des tiges étaient de 17,25 μm et leurs centres étaient situés à ± 27,5 μm de l'axe de la fibre. Le diamètre du champ de mode optique était de 10,4 μm.

Les taux de décroissance acoustique dans différents médias ont été approximés comme : \(\varGamma\left(\varOmega\right)={\varGamma}_{0}+{\varGamma}_{2}{\varOmega}^{2}\)37. Les coefficients \({\varGamma}_{0.2}\) ont été ajustés à partir de l'expérience. Pour la silice, nous avons trouvé : \({\varGamma}_{0}\) = 1,25 × 106 rad × Hz, \({\varGamma }_{2}\) = 1,6 × 10−12 rad−1 × Hz−1, et pour les tiges de contrainte : \({\varGamma }_{0}\) = 7,25 × 106 rad×Hz et \({\varGamma }_{2}\) = 1,6 × 10−12 rad−1 × Hz−1. Les largeurs de raie modales ont été estimées sur la base du confinement relatif de l'énergie acoustique :

Ici \(\rho \left(x,y\right)\) est la densité locale.

Les données sources sous-jacentes aux Fig. 1c, 3, 4b à d, 5, 6 et 7 sont fournies sous forme de fichier Source Data. https://figshare.com/articles/dataset/Data_Fig_A_Forward_Brillouin_Fibre_Laser_csv/19927028.

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Cette recherche a été financée en partie par le ministère israélien des sciences et de la technologie, Grant no. 61047. Gil Bashan est soutenu par le programme de bourses Adams de l'Académie israélienne des sciences et des sciences humaines. Hilel Hagai Diamandi est reconnaissant à la Fondation Azrieli pour l'attribution d'une bourse Azrieli.

Faculté d'ingénierie et Institut des nanotechnologies et des matériaux avancés, Université Bar-Ilan, Ramat-Gan, 5290002, Israël

Gil Bashan, H. Hagai Diamandi, Elad Zehavi, Kavita Sharma, Yosef London et Avi Zadok

Actuellement au Département d'informatique et de mathématiques appliquées, Institut Weizmann des sciences, Rehovot, 7610001, Israël

H. Hagai baigné

Actuellement à la Division de physique appliquée, Soreq NRC, Yavne, 81800, Israël

Yosef Londres

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GB a proposé l'idée et initié le projet. GB, HHD, YL et AZ ont effectué une analyse mathématique. GB, HHD et YL ont effectué des calculs numériques. GB, HHD, KS, YL et AZ ont conçu le montage expérimental. GB, HHD, EZ et KS ont collecté des données expérimentales. GB, HHD et EZ ont analysé les données expérimentales. AZ a rédigé le brouillon du manuscrit. Tous les auteurs ont commenté le projet de manuscrit. AZ a géré le projet.

Correspondance à Avi Zadok.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature Communications remercie le(s) relecteur(s) anonyme(s) pour leur contribution à la relecture par les pairs de ce travail. Des rapports d'examen par les pairs sont disponibles.

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Réimpressions et autorisations

Bashan, G., Diamandi, HH, Zehavi, E. et al. Un laser à fibre Brillouin avant. Nat Commun 13, 3554 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-31246-y

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Reçu : 10 mars 2022

Accepté : 10 juin 2022

Publié: 21 juin 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41467-022-31246-y

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