EP1625353A1

EP1625353A1 - Gyrolaser a etat solide stabilise par des dispositifs acousto-optiques

Info

Publication number: EP1625353A1
Application number: EP04741486A
Authority: EP
Inventors: Gilles Thales Intellectual Property FEUGNET; Didier Thales Intellectual Property ROLLY; Jean-Paul Thales Intellectual Property POCHOLLE
Original assignee: Thales SA
Current assignee: Thales SA
Priority date: 2003-05-16
Filing date: 2004-04-28
Publication date: 2006-02-15
Also published as: WO2004102120A1; CN1791784B; RU2005139157A; US20060285118A1; US7446879B2; JP2007505325A; CN1791784A; FR2854947A1; RU2350904C2; FR2854947B1

Abstract

Le domaine de l'invention est celui des gyrolasers à état solide. Un des problèmes majeurs inhérents à cette technologie est que la cavité optique de ce type de laser est par nature fortement instable. Pour réduire cette instabilité, l'invention propose d'introduire dans la cavité (1) des pertes optiques contrôlées dépendantes du sens de propagation par la mise en oeuvre de dispositifs acousto -optiques. Plusieurs dispositifs sont décrits mettant en oeuvre différentes configurations de dispositifs acousto-optiques. Ces dispositifs s'appliquent notamment aux lasers à cavités monolithiques et, en particulier, aux lasers de type Néodyme-YAG.

Description

GYROLASER A ETAT SOLIDE STABILISE PAR DES DISPOSITIFS

ACOUSTO-OPTIQUES

Le domaine de l'invention est celui des gyrolasers à état solide utilisés pour la mesure des vitesses de rotation. Ce type d'équipement est notamment utilisé pour les applications aéronautiques.

Le gyrolaser, mis au point il y a une trentaine d'années, est largement commercialisé et utilisé de nos jours. Son principe de fonctionnement est fondé sur l'effet Sagnac, qui induit une différence de fréquence Δv entre les deux modes optiques d'émission se propageant en sens opposé, dits contre-propageants, d'une cavité laser en anneau bidirectionnelle animée d'un mouvement de rotation. Classiquement, la différence de fréquence Δv est égale à :

Δv = 4AΩ /λL

où L et A sont respectivement la longueur et l'aire de la cavité ; λ est la longueur d'onde d'émission laser hors effet Sagnac ; Ω est la vitesse de rotation de l'ensemble. La mesure de Δv obtenue par analyse spectrale du battement des deux faisceaux émis permet de connaître la valeur de Ω avec une très grande précision.

On démontre également que le gyrolaser ne fonctionne correctement qu'au-delà d'une certaine vitesse de rotation nécessaire pour diminuer l'influence du couplage entre modes. La plage de vitesse de rotation située en deçà de cette limite est appelée classiquement zone aveugle.

La condition d'observation du battement, et donc de fonctionnement du gyrolaser, est la stabilité et la relative égalité des intensités émises dans les deux directions. Son obtention n'est pas a priori chose aisée en raison du phénomène de compétition entre modes, qui fait que l'un des deux modes contre-propageants peut avoir tendance à monopoliser le gain disponible, au détriment de l'autre mode.

Ce problème est résolu dans les gyrolasers usuels par l'utilisation d'un milieu d'amplification gazeux, généralement un mélange d'Hélium -Néon, fonctionnant à température ambiante. La courbe de gain du mélange gazeux présente un élargissement Doppler dû à l'agitation thermique des atomes. Les seuls atomes susceptibles de fournir du gain à un mode de fréquence donnée sont ainsi ceux dont la vitesse induit un décalage Doppler de la fréquence de transition qui amène l'atome à résonance avec le mode en question. En forçant l'émission laser à avoir lieu ailleurs qu'au centre de la courbe de gain (par ajustement piézoélectrique de la longueur du chemin optique), on s'assure que les atomes à résonance avec la cavité ont une vitesse non nulle. Ainsi, les atomes pouvant contribuer au gain dans l'une des deux directions ont des vitesses opposées à celles des atomes pouvant contribuer au gain dans la direction opposée. Tout se passe donc comme s'il y avait deux milieux amplificateurs indépendants, un pour chaque direction. La compétition entre les modes ayant ainsi disparu, on obtient une émission bidirectionnelle stable et équilibrée (en pratique, pour pallier d'autres problèmes, on utilise un mélange de deux isotopes différents du Néon). Le caractère gazeux du milieu amplificateur est toutefois une source de complications techniques lors de la réalisation du gyrolaser (notamment en raison de la grande pureté de gaz requise) et d'usure prématurée lors de son utilisation (fuite de gaz, détérioration des électrodes, haute tension utilisées pour établir l'inversion de population...).

Actuellement, il est possible de réaliser un gyrolaser à état solide fonctionnant dans le visible ou le proche infra-rouge en utilisant, par exemple, un milieu amplificateur à base de cristaux de YAG (Yttrium- Aluminium-Grenat) dopé au Néodyme à la place du mélange gazeux Hélium- Néon, le pompage optique étant alors assuré par des diodes laser fonctionnant dans le proche infra-rouge. On peut également utiliser comme milieu amplificateur un matériau semi -conducteur, une matrice cristalline ou un verre dopé avec des ions appartenant à la classe des terres rares (Erbium, Ytterbium...). On supprime ainsi, de facto, tous les problèmes inhérents à l'état gazeux du milieu amplificateur. Toutefois, une telle réalisation est rendue très difficile par le caractère homogène de l'élargissement de la courbe de gain des milieux solides qui induit une très forte compétition entre modes et l'existence d'un grand nombre de régimes de fonctionnement différents, parmi lesquels le régime bidirectionnel équilibré en intensité (dit "régime de battement") est un cas particulier très instable (N. Kravtsov, E. Lariotsev, Self-modulation oscillations and relaxations processes in solid-state ring lasers, Quantum Electronics 24 (10) 841 -856 (1994)). Cet obstacle physique majeur a fortement limité jusqu'à maintenant le développement des gyrolasers à état solide.

Pour pallier cet inconvénient, une solution technique consiste à atténuer les effets de la compétition entre modes contre-propageants dans un laser en anneau à état solide en introduisant dans la cavité des pertes optiques dépendantes du sens de propagation du mode optique et de son intensité. Le principe est de moduler par un dispositif d'asservissement ces pertes en fonction de la différence d'intensité entre les deux modes émis afin de favoriser le mode le plus faible au détriment de l'autre, de façon à constamment asservir l'intensité des deux modes contre-propageants à une valeur commune.

En 1984, il a été proposé de réaliser un dispositif d'asservissement dans lequel les pertes étaient obtenues au moyen d'un ensemble optique composé essentiellement d'un élément à effet Faraday variable et d'un élément polarisant (A.V. Dotsenko, E.G. Lariontsev, Use of a feedback circuit for the improvement of the characteristics of a solid-state ring laser, Soviet Journal of Quantum Electronics 14 (1) 117-118 (1984) — A.V. Dotsenko, LS. Komienko, N.V. Kravtsov, E.G. Lariontsev, O.E. Nanii, A.N. Shelaev, Use of a feedback loop for the stabilization of a beat régime in a solid-state ring laser, Soviet Journal of Quantum Electronics 16 (1 ) 58-63 (1986)).

Le principe de ce dispositif d'asservissement est illustré en figure 1. Il consiste à introduire dans une cavité 1 en anneau, constituée de 3 miroirs 11 , 12 et 13 et d'un milieu amplificateur 19, un ensemble optique disposé sur le trajet des modes optiques contre-propageants 5 et 6, ledit ensemble étant constitué d'un élément polarisant 71 et d'un barreau optique 72 à effet Faraday entouré d'une bobine d'induction 73. A la sortie de la cavité 1 , les deux modes optiques 5 et 6 sont envoyés sur une photodiode de mesure 3. Une partie de ces faisceaux 5 et 6 est prélevée au moyen des deux lames semi -réfléchissantes 43 et envoyée sur les deux photodétecteurs 42. Les signaux issus de ces deux photodétecteurs sont représentatifs de l'intensité lumineuse des deux modes optiques contre-propageants 5 et 6. Lesdits signaux sont envoyés à un module électronique d'asservissement 4, qui génère une intensité électrique proportionnelle à la différence d'intensité lumineuse entre les deux modes optiques. Cette intensité électrique détermine la valeur des pertes infligées à chacun des modes contre- propageants 5 et 6. Si un des faisceaux a une intensité lumineuse supérieure à l'autre, son intensité sera plus atténuée, de façon à ramener les faisceaux de sortie au même niveau d'intensité. On stabilise ainsi le régime bidirectionnel en intensité.

Un gyrolaser à état solide ne peut fonctionner, selon ce principe, que si les paramètres du dispositif d'asservissement sont adaptés à la dynamique du système. Pour que le dispositif d'asservissement puisse donner des résultats corrects, trois conditions doivent être remplies : • Les pertes supplémentaires introduites dans la cavité par le dispositif d'asservissement doivent être du même ordre de grandeur que les pertes propres de la cavité.

• La vitesse de réaction du dispositif d'asservissement doit être supérieure à la vitesse de variation des intensités des modes émis de façon que l'asservissement fonctionne de façon satisfaisante.

• Enfin, la force de rétroaction du dispositif d'asservissement doit être suffisante pour que l'effet induit dans la cavité compense efficacement les variations d'intensité.

Les équations dites de Maxwell -Bloch permettent de connaître les amplitudes complexes Eι,₂ des champs des modes optiques contre- propageants, ainsi que la densité N d'inversion de population. Elles sont obtenues en utilisant un modèle semi-classique (N. Kravtsov, E. Lariotsev, Self-modulation oscillations and relaxations processes in solid-state ring lasers, Quantum Electronics 24(10) 841 -856 (1994)).

Ce sont :

Equation 1 : dEι,₂/dt= - (ω/20ι,₂)Eι,₂ + i(mι_>2/2) E₂,ι ± i(Δv/2) Eι,₂ + (σ/2T)(E_{1 ι2}f Ndx + E_2ι1 f Ne^d )

Equation 2 : dN/d = W - (N/Ti) - (a/Tι)N | Eιe^"ikx + E₂e^ikx I ² où les indices 1 et 2 sont représentatifs des deux modes optiques contre-propageants ; ω est la fréquence d'émission laser hors effet Sagnac ;

Qι_,2 sont les facteurs de qualité de la cavité dans les deux sens de propagation ; mι,₂ sont les coefficients de rétrodiffusion de la cavité dans les deux sens de propagation ; σ est la section efficace d'émission laser ;

I est la longueur de milieu à gain traversée ;

T = L/c est le temps de parcours de chaque mode de la cavité ; k = 2p/? est la norme du vecteur d'onde ;

W est le taux de pompage ; Ti est la durée de vie du niveau excité ; a, paramètre de saturation, est égal à σTi /8p ? ω.

Le second membre de l'équation 1 comprend quatre termes. Le premier terme correspond à la variation du champ due aux pertes de la cavité, le second terme correspond à la variation du champ induit par la rétrodiffusion d'un mode sur l'autre mode en présence d'éléments diffusants présents à l'intérieur de la cavité, le troisième terme correspond à la variation du champ due à l'effet Sagnac et le quatrième terme correspond à la variation du champ due à la présence du milieu amplificateur. Ce quatrième terme a deux composantes, la première correspond à l'émission stimulée, la seconde à la rétrodiffusion d'un mode sur l'autre mode en présence d'un réseau d'inversion de population au sein du milieu amplificateur.

Le second membre de l'équation 2 comprend trois termes, le premier terme correspond à la variation de la densité d'inversion de population due au pompage optique, le second terme correspond à la variation de la densité d'inversion de population due à l'émission stimulée et le troisième terme correspond à la variation de la densité d'inversion de population due à l'émission spontanée.

Les pertes moyennes Pc dues à la cavité après une rotation complète du mode optique valent par conséquent :

Pc = ωT/2G?ι,₂ selon le premier terme du second membre de l'équation 1 .

Les pertes introduites par les dispositifs d'asservissement PA doivent être du même ordre de grandeur que ces pertes moyennes Pc- Ces pertes sont généralement de l'ordre du pour cent.

La vitesse de réaction du dispositif d'asservissement peut être caractérisée par la bande passante γ dudit dispositif d'asservissement. On démontre, en utilisant les équations 1 et 2 (A.V. Dotsenko, E.G. Lariontsev, Use of a feedback circuit for the improvement of the characteristics of a solid- state ring laser, Soviet Journal of Quantum Electronics 14 (1 ) 1 17-1 18 (1984) — AN. Dotsenko, L.S. Komienko, Ν.V. Kravtsov, E.G. Lariontsev, O.E. Νanii, A.Ν. Shelaev, Use of a feedback loop for the stabilization of a beat régime in a solid-state ring laser, Soviet Journal of Quantum Electronics 16 (1) 58-63 (1986)), qu'une condition suffisante d'établissement du régime bidirectionnel stable au-delà de la vitesse de rotation peut s'écrire : γ » ηω/[Oι_,2(ΔvTι)²] avec η = (W-W_Seuii) W. η correspond au taux relatif de pompage au-dessus du seuil Wseuii-

A titre d'exemple, pour un taux relatif de pompage η de 10%, une fréquence optique ω de 18.10¹⁴, un facteur de qualité Qι,₂ de 10⁷, une différence de fréquence Δv de 15 kHz et une durée de vie du niveau excité Ti de 0,2 ms, la bande passante γ doit être supérieure à 40 kHz. Pour que la boucle fonctionne correctement, la relation suivante doit également être vérifiée : (ΔvTi)² »1.

Classiquement, la force de rétroaction du dispositif d'asservissement q est définie de la façon suivante : q = [(Q, - Q>)/( Q\ + Q»)] / [( - )/(*> + Iι)] avec Ii , I₂ intensités lumineuses des deux modes contre- propageants.

Dans ce type d'application, on démontre que le paramètre q doit être supérieur à 1/(ΔvTι)² pour que le dispositif d'asservissement puisse fonctionner correctement.

L'objet de notre invention est de proposer un dispositif stabilisateur pour gyrolaser à état solide comprenant un système d'asservissement entraînant des pertes optiques dépendant du sens de propagation en utilisant le phénomène de diffraction d'une onde lumineuse sur une onde acoustique. Cette solution présente plusieurs avantages significatifs sur les dispositifs de l'art antérieur. Elle est simple à mettre en œuvre puisqu'un seul type de composant doit être inséré dans la cavité, des dispositions particulières permettent de commander l'atténuation de chacun des modes contre-propageants quasi-indépendamment de l'autre.

Plus précisément, l'invention a pour objet un gyrolaser comportant au moins une cavité optique en anneau comprenant au moins trois miroirs, un milieu amplificateur à l'état solide et un système d'asservissement, la cavité et le milieu amplificateur étant tels que deux modes optiques dits contre-propageants peuvent se propager en sens inverse l'un de l'autre à l'intérieur de ladite cavité optique, le système d'asservissement permettant de maintenir la quasi-égalité d'intensité des deux modes contre-propageants, caractérisé en ce que le système d'asservissement comporte au moins, à l'intérieur de la cavité, un modulateur acousto -optique, ledit modulateur comportant au moins un milieu optique d'interaction placé sur le trajet des modes optiques contre-propageants et un transducteur piézoélectrique générant dans le milieu optique d'interaction une onde acoustique périodique.

L'invention sera mieux comprise et d'autres avantages apparaîtront à la lecture de la description qui va suivre donnée à titre non limitatif et grâce aux figures annexées parmi lesquelles :

• La figure 1 représente le principe de fonctionnement du dispositif d'asservissement selon l'art antérieur. • La figure 2 représente le principe général de la diffraction par un modulateur acousto-optique.

• Les figures 3a et 3b représentent la construction des vecteurs d'onde des ondes diffractées par un modulateur acousto - optique dans les sens de propagation direct et inverse.

• Les figures 4a et 4b représentent les efficacités de diffraction en fonction de l'angle d'incidence ou de la fréquence.

• La figure 5 représente les pertes par diffraction comparées des deux modes optiques contre-propageants. • La figure 6 représente un schéma général du gyrolaser selon l'invention.

• Les figures 7a et 7b représentent une première variante et une seconde variante du dispositif selon l'invention comprenant deux modulateurs acousto-optiques. • La figure 8 représente une cavité laser monolithique comportant un dispositif selon l'invention.

• La figure 9 représente une variante du dispositif précédent.

Un modulateur acousto-optique 2 comprend essentiellement une cale piézoélectrique 22 disposée contre un milieu d'interaction 21 transparent au rayonnement optique comme indiqué sur la figure 2. La cale piézoélectrique génère des ultrasons qui vont modifier les propriétés mécaniques et optiques du milieu d'interaction. Plus précisément, une modulation périodique de l'indice optique se produit dans le milieu qui se comporte alors comme un réseau de diffraction optique. Lorsqu'un faisceau lumineux F traverse le modulateur acousto-optique 2, une partie de son énergie est perdue par diffraction. L'énergie du faisceau diffracté D est maximale lorsque le faisceau incident a une direction bien particulière par rapport à l'onde acoustique, l'incidence de Bragg. L'interaction entre ces deux ondes est modélisée par l'interaction élastique entre un photon et un phonon. Cette interaction implique la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement.

Les relations habituelles permettant de retrouver les caractéristiques du faisceau diffracté sont généralement établies en négligeant le décalage en fréquence de l'onde diffractée par rapport à l'onde incidente dans l'équation traduisant la conservation de la quantité de mouvement. On ne peut pas alors mettre en évidence des pertes dépendant du sens de propagation des modes optiques car le problème devient symétrique. Si ce décalage est pris en compte (R. Roy, P.A. Schulz and A.

Walther, Opt. Lett,12, 672 (1987) et J. Neev and F.V. Kowalski, Opt. Lett, 16, 378 (1991 )), on montre que la condition de Bragg pour les deux modes contre-propageants est différente. Autrement dit, les pertes par diffraction sont différentes pour les deux modes contre-propageants. Cette différence de pertes est faible mais elle est suffisante pour établir un système d'asservissement des modes optiques contre-propageants.

Une onde optique est caractérisée classiquement par son vecteur d'onde k, sa pulsation ? et sa longueur d'onde ?. Soit une onde incidente se propageant dans un sens donné pris arbitrairement comme positif, caractérisée par un vecteur d'onde k⁺ et une longueur d'onde ?o, la dite onde a un angle d'incidence 0^ correspondant à l'incidence de Bragg sur un milieu d'interaction d'indice optique n dans lequel se propage une onde acoustique caractérisée par un vecteur d'onde k_s , une vitesse de propagation de l'onde acoustique Vs , une longueur d'onde ?s et une pulsation ?s. Dans le milieu d'interaction, l'onde diffractée de vecteur d'onde k^ se construit dans la direction θ^ comme indiqué sur la figure 3a.

On a alors les relations :

-* → → c e ⁺ = k_j + k_s et ω* = ω^ + ω_s avec k⁺ — = ω⁺ , ⁺ _ά — = ω^ et k_sV_s = ω_s n n c représentant la célérité de la lumière, ⁺, d⁺ et ks représentant les normes des vecteurs d'onde associés.

En projetant sur l'axe Ox perpendiculaire à la direction de k_s , on obtient : k* cos(θB) = k_d Cθs(θ_d) Equation 1

L'onde diffractée étant décalée en fréquence lors de l'interaction avec l'onde acoustique, k⁺ est différent de k et par conséquent l'angle d'incidence ?B⁺ est différent de l'angle de diffraction ?_d ⁺ comme indiqué sur la figure 3a où cette différence est notablement exagérée dans un souci de clarté.

En projetant sur l'axe Oy parallèlement à k_s , on obtient :

-^ sin(θS)= K sin(θj)-k_s Equation 2

En élevant les équation 1 et équation 2 au carré, on obtient : kf fel≈ j fo) f sin²(θS)+ki -2kfk_s sin²(θà)=k sii fo)

puis en ajoutant ces deux équations, on obtient : k ²+k|-2k k_ssin(θ⁺ _B) = kS² k ²+k|-k = 2k k_s sin )

Pour l'onde incidente se propageant en sens opposé pris arbitrairement comme négatif (figure 3b) caractérisée par son vecteur d'onde k^~ et sa longueur d'onde ?o, on trouve successivement :

— — -> c e k^" = k_d -k_s et û)|^_ = ω^ - ω_s avec k;^~ — = coj^", k_d — = ω_det k_sV_s = cot n n

+ _s

Avec la même méthode que précédemment, on obtient successivement :

k^~ cos²(θ_B)=k_d cos²(θ_d) k^~ sin(θë)= - _d sin(θ_d)+k_s kf sin² (θi )+ k| - 2k k_s sin² ( ) = kf sin² (θ_d )

ce qui permet d'obtenir une relation équivalente pour l'onde contre- propageante :

On peut encore écrire ces deux relations sous la forme simplifiée

La différence entre les incidences de Bragg vaut donc :

k,⁺ sin(θ_B)- k; Equation 3

Puisque les ondes diffractées ont des fréquences différentes des ondes incidentes, les deux directions pour lesquelles la diffraction est maximale ne sont pas identiques. Il y a donc un effet non réciproque qui permet d'induire des pertes différentielles.

En présence d'effet Sagnac, les deux ondes contre- propageantes ont des fréquences proches, on peut alors écrire : k⁺ ≈ k^" ≡ k, . Si bien que la relation précédente peut s'écrire :

.2 . ^2 sin(θ^)- sin(θi)≈ ^d _{2 R k} ^d Equation 4 I

Cette relation se décline différemment selon que le modulateur est isotrope ou pas.

Si le modulateur est isotrope d'indice n, • les angles considérés sont faibles,

• la conservation de l'énergie se traduit par : c e π ω A ω_d + ω_s avec k⁺ - = ω_l ⁺ , k_d — = ω_d et k_sV_s = ( soit k_d = k, — V_sk_s n n c

_ _ c _ _ c _ n ω , = ω_d -ω_s avec k, — = ω, , k_d — = ω_det k_sV_s = a soit k_d = k, +— V_sk_s n n c

• les fréquences sont proches si bien que l'on peut les confondre dans les termes où leur différence n'apparaît pas. On a alors: d ≈ k_d ≈ k, ≈ k,

L'Equation 4 se réécrit ainsi : O_R - Θ_R ≈ (k-_d - -_{d +} k_d) _., 2k, (k_d- -k_d)_ k_d -k d⁺

^{2 v}*^ks v.

_Θ ⁺ - Θ = -Ç = 2 n-^-

^{8 B} k_s c

Ainsi l'écart entre les directions pour lesquelles la diffraction est maximale selon le sens de propagation dépend du rapport entre la vitesse de l'onde acoustique et la vitesse de la lumière dans le modulateur. On a aussi :

et de mê k 1 ι \

Ainsi, l'incidence de Bragg usuelle,θ_B = — ^ = — (θ_B + θgj,

I correspond à l'incidence milieu de Θ +_B et Θ_B.

Dans le cas d'un modulateur non isotrope, les équations 1 , 2 et 4 sont encore valables. Cependant, les angles ne sont pas nécessairement faibles et les relatons traduisant la conservation de l'énergie sont différentes.

A titre d'exemple, pour un cristal uniaxe d'indice optique ordinaire n₀ et d'indice optique extraordinaire n_e et dans le cas où l'onde acoustique et les deux ondes incidentes sont polarisées selon l'axe extraordinaire d'indice n_θ et les ondes diffractées polarisées linéairement selon l'axe ordinaire d'indice n₀, la conservation de l'énergie se traduit par : c c ω ï= ω_d + ω_s avec k^ — = ω , k_d — = ω_d et k_s V_s = α^ ce qui conduit à : n_θ ⁿo

_ _ _ c _ c _ ω ,^"= ω_d - ω_s avec k, — = , k_d — = ω_d et k_sV_s = ω^ ce qui conduit à n

-^-k_d = -^ , + V_sk_s ⁿo ⁿe k- ₌ ^ _ _{i +}^V_sk_s

Θ

L'Equation 4 se réécrit alors

2k,^(k^~ - k_d) sin(θ^)- sin(θi)≈ fc -kîk + k ) .. ' n = 2^-^

2k_sk, 2 k_sk,

Ainsi, lorsque le modulateur comporte un matériau uniaxe biréfringent, les incidences pour lesquelles la diffraction est maximale sont différentes et dépendent des indices ordinaire et extraordinaire. Comme dans le cas d'un matériau isotrope, cette différence est à l'origine de pertes non identiques selon le sens de propagation des ondes.

Les relations établies précédemment le sont pour le premier ordre de diffraction, lorsqu'un seul phonon acoustique intervient dans le choc élastique photon-phonon. On peut aussi établir des relations équivalentes avec un choc élastique mettant en jeu plusieurs phonons.

Dans le cas particulier d'une interaction colinéaire dans un milieu non isotrope ou biréfringent, c'est-à-dire dans laquelle les différents vecteurs d'onde ont tous la même direction, il est possible de calculer les variations de fréquence des ondes contre-propageantes.

A titre d'exemple, dans le cas d'un modulateur non isotrope, pour une onde acoustique et deux ondes incidentes polarisées selon l'axe extraordinaire d'indice n» pris inférieur à l'indice ordinaire ιu et les ondes diffractées étant polarisées linéairement selon l'axe ordinaire d'indice n₀, alors la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement se traduisent par :

Les vecteurs étant référencés dans le repère défini sur les figures 3a et 3b. Ce qui conduit, pour l'onde se propageant dans le sens positif, à :

Le cas de l'onde se propageant en sens inverse donne

ce qui conduit à

Equation 6

Les fréquences sont différentes dans les deux sens, il y a là encore un effet non réciproque.

L'expression des pertes L_d et L_d en fonction de l'incidence introduites par une onde acoustique d'intensité l_A interagissant sur une longueur I avec l'onde optique se propageant dans les sens direct (sens positif) et opposé (sens négatif) dans un modulateur est donnée par :

L* = sin²(βl)sinc^{2 β}uπ + β²l² sinc^: π^-(θ, - θ ) βλ_s ^l ' ^{B l} avec sinc(A) : sinus cardinal de la fonction A β ^: π p n⁶p² λi 2 avec M figure de mérite. On a : M = (avec p :

2 - - ^"β" - _PV_S coefficient photoélastique, ? : densité du matériau optique d'interaction),

en supposant que (θ, -Θ_B ) »1 et que la puissance acoustique βλ_s reste faible, ce qui est le cas dans l'application recherchée.

La figure 4a présente l'allure générale des pertes L^±en fonction de l'angle d'incidence ?*. Les pertes sont maximales pour l'incidence de Bragg îd* La largeur à mi hauteur totale, Δθy₂ , est donnée par la relation :

ΔΘ_1/2 = 0.89-^-.

L^" a la même allure que L⁺ mais est décalée en incidence.

Le principe de fonctionnement du dispositif selon l'invention est basé sur cet effet. A une incidence donnée, les pertes sont donc différentes selon le sens de rotation des modes optiques de propagation. En faisant varier l'incidence, les pertes évoluent différemment permettant d'asservir ainsi l'intensité des modes à une valeur commune. Il est possible de créer des pertes différentes selon le sens de propagation d'autant plus importantes que les courbes sont décalées. La différence des pertes ΔL = L⁺ - L^~ normalisée est donnée par :

L⁺ - U L⁺ - U

2 , 2 • = sιn c' π ^(θ, -θ_β ⁺ ) - sin c π ~&. -θ.-) β ²/ ''Max

Les angles Θ_B et Θ_B étant proches de Θ_B, on a, en effectuant un développement limité au premier ordre:

(ΘB - Θ )

Comme

alors

Cette différence est maximale pour θ, -Θ_B = ±0.415 - et vaut

(W. A. Clarkson, A. B. Neilson and D. C. Hanna, Explanation of the mechanism for acousto -optically induced unidirectionnal opération of a ring laser, Opt. Lett, 17, 601 (1992) - W. A. Clarkson, A. B. Neilson and D. C. Hanna, Unidirectionnal opération of a ring laser via the acoustooptic effect, IEEE .Q.E 32. 31 1 (1996)).

la largeur totale à mi -hauteur des pertes L^~ vaut :

Δθ_y2 = 0.89^ = 0.89-^-. I ' ^*s

Le système sera d'autant plus sensible que le rapport entre la différence ? ?B entre les incidences Θ_B et Θ_B et ??y₂ est important. On a :

Un modulateur optimisé fonctionne à la fréquence la plus élevée possible et a une longueur d'interaction aussi grande que possible. Les matériaux d'indice élevé qui permettent d'augmenter le rapport sont à considérer au cas par cas car généralement ils ont une diffusion importante.

Il est également possible de faire varier la longueur d'onde ?s de l'onde acoustique en faisant varier la fréquence de modulation délivrée par la cale piézoélectrique f. Une variation de la fréquence appliquée à la cale piézoélectrique du modulateur change l'angle pour lequel la diffraction est maximale d'une quantité proportionnelle à cette variation de fréquence. Ainsi, changer la fréquence appliquée à un modulateur a le même effet que de le tourner, on change alors l'efficacité de diffraction. Dans ce cas, pour une incidence donnée, les pertes varient en fonction de cette fréquence de modulation comme indiqué sur la figure 4b. On a alors :

fβ* correspond à la fréquence donnant les pertes maximales. A cette fréquence, l'incidence de l'onde sur le modulateur est l'incidence Bragg. Les variations (Δf_s)_B et (Δf_{s 2} correspondant respectivement aux plages angulaires ΔΘB et Δθy₂ sont reliées par :

(Δf_s)_{B =} ΔΘ_{B =} n l f_s

(Δf_s)_γ2 ΔΘ_1/2 0.44 c

Comme démontré ci-dessus, lorsqu'un dispositif acousto-optique est placé sur le trajet de deux ondes contre-propageantes, les pertes par diffraction varient en fonction du sens de propagation. Pour établir un asservissement permettant d'introduire des pertes différentes sur chacun des deux faisceaux optiques, Il existe deux méthodes possibles de mises en œuvre du dispositif selon l'invention. Il est possible soit de faire varier l'angle d'incidence, soit de faire varier la fréquence du dispositif acousto-optique. La variation de l'angle d'incidence nécessite des dispositifs mécaniques asservis en rotation. Par contre, la variation de la fréquence est obtenue par des moyens de mise en œuvre purement électroniques. Il s'agit alors, à travers un circuit de commande sensible à la différence entre les intensités l et L des deux modes contre-propageants de contrôler la fréquence appliquée au modulateur pour privilégier l'onde la plus faible et permettre ainsi une émission bidirectionnelle stable.

Un cas particulièrement favorable est représenté sur la figure 5.

En effet dans ce cas, la largeur de la figure de diffraction est comparable à l'écart entre f_B et f_B . Le point de fonctionnement correspondant à la fréquence appliquée valant fe est idéalement placé dans la mesure où :

• les pertes sont minimisées ;

• la pente est, en ce point, la plus importante, ce qui optimise la sensibilité et linéarise le système. Comme il est indiqué sur la figure 5, tout changement de fréquence augmente fortement les pertes sur un mode et diminue les pertes sur le mode contre-propageant.

Lorsque les courbes ne sont pas autant décalées, l'asservissement est plus complexe à mettre en œuvre car il est nécessaire de dépasser l'extremum d'une des deux courbes pour atteindre un écart entre les pertes suffisant. Le passage par l'extremum rend le système non linéaire.

Il faut noter que la puissance du signal à appliquer au modulateur est faible et bien inférieure à la puissance nécessaire pour déclencher un laser (Q-Switch) ou pour bloquer des modes optiques en phase. Ce dispositif présente également l'avantage de pouvoir régler facilement la valeur absolue des pertes en modifiant la puissance de l'onde acoustique.

Avantageusement , les deux ondes contre-propageantes passent le plus près possible du bord du modulateur depuis lequel l'onde acoustique est générée afin de réduire le retard dû à la propagation de l'onde acoustique jusqu'aux modes optiques.

Il existe différents modes de réalisation possibles. Dans un premier mode de réalisation à asservissement de fréquence, te gyrolaser est composé d'éléments discrets comme indiqué sur la figure 6. La cavité comprend alors un ensemble de miroirs (11, 12, 13 et 14) disposés en anneau. Sur la figure 6, les miroirs sont disposés aux quatre sommets d'un rectangle. Bien entendu, cette disposition est donnée à titre d'exemple et toute autre disposition connue de l'homme du métier peut convenir. Elle comprend un milieu amplificateur 19 qui peut être un cristal de YAG dopé au Néodyme ou tout autre milieu laser. Elle comprend également le modulateur 2 commandé par le dispositif d'asservissement 4 relié aux détecteurs 42. Le modulateur 2 comprend un milieu optique d'interaction 21 et un transducteur piézoélectrique 22. Les ondes acoustiques générés par le transducteur peuvent être transverses ou longitudinales. Deux modes optiques contre-propageants 5 et 6 se propagent dans la cavité. Ils sont décalés en fréquence par effet Sagnac lorsque le gyrolaser est en rotation. Une fraction de ces deux modes est transmise par le miroir 13 et recombinée sur le détecteur photosensible 3 au moyen des lames semi -réfléchissantes 43. Le signal issu de ce photodétecteur permet de retrouver la mesure de la vitesse de rotation du dispositif. Les lames semi -réfléchissantes 43 transmettent une partie des modes 5 et 6 aux détecteurs 42 couplés au dispositif d'asservissement 4. La différence entre les deux intensités issues des deux détecteurs contrôle la boucle d'asservissement. Le modulateur acousto-optique est alimenté par un signal dont la fréquence varie de façon à diminuer les pertes par diffraction sur le mode de moindre intensité et à augmenter les pertes sur le mode de plus forte intensité.

Dans une variante de cette disposition, il est avantageux de disposer plusieurs modulateurs insérés dans la cavité pour contrôler l'intensité des deux ondes comme indiqué sur les figures 7a et 7b.

Cette disposition est intéressante lorsque le dispositif travaille à fréquence élevée. En effet, les pertes augmentent avec la fréquence. Au- delà d'une certaine valeur, la longueur I d'interaction entre les ondes optiques et l'onde acoustique diminue car les cales piézo-électriques doivent avoir des dimensions de plus en plus faibles pour générer l'onde acoustique à la bonne fréquence, la divergence de l'onde acoustique augmente également et contribue encore à diminuer la longueur d'interaction. Ainsi, en multipliant les modulateurs, on augmente la longueur d'interaction (figure 7b). Une variante intéressante est de disposer deux cales piézo électriques de chaque coté du modulateur comme indiqué sur la figure 7a. Les cales sont éventuellement décalées pour éviter que les ondes acoustiques interfèrent. L'avantage de cette géométrie réside dans le fait que chaque onde acoustique privilégie une onde différente. Dans le cas idéal où les modulateurs génèrent deux colonnes acoustiques parallèles, le contrôle de l'intensité se fera via la puissance de chaque onde acoustique. Si les colonnes acoustiques ne sont pas parallèles à cause d'un défaut de réalisation du milieu d'interaction ou de montage des cales, chaque modulateur est alors alimenté par un signal à une fréquence différente afin que les pertes différentielles soient égales (en valeur absolue) à puissance acoustique identique ou voisine. Les fréquences appliquées sont choisies de façon à générer des pertes optimales, c'est-à-dire que la première cale provoque des pertes importantes sur une onde et des pertes faibles sur l'onde se propageant dans le sens opposé, la seconde cale a l'effet inverse. On sépare ainsi les commandes des pertes sur chaque onde alors que dans un dispositif ne comportant qu'un seul modulateur acousto-optique, on agit nécessairement sur les ondes optiques simultanément.

Dans un second mode de réalisation illustré en figure 8, la cavité composé d'éléments discrets est remplacée par une cavité monolithique réalisé, par exemple, dans un bloc de YAG (Yttrium-Aluminium-Grenat). Une facette 13 du cristal joue le rôle de miroir de sortie tandis que les autres facettes (1 1 , 12, 14) sont parfaitement réfléchissantes, l'une pouvant être traitée pour favoriser une polarisation linéaire de la lumière. La génération de l'onde acoustique peut être réalisée directement, par exemple, par l'intermédiaire d'une cale piézo-électrique 22 ou par tout autre moyen connu de l'homme du métier sur un coté de la cavité.

II faut cependant éviter dans ce type de réalisation qu'au cours d'un tour complet l'onde nïnteragisse deux fois avec la colonne acoustique car cela annulerait les pertes différentielles. En effet, dans ce cas, il est facile de voir que les deux ondes rencontrant toutes deux la colonne acoustique une fois dans un sens et la seconde fois dans l'autre sens subissent les mêmes pertes et l'effet non réciproque est perdu. On bloque alors l'onde acoustique, par exemple au moyen d'une ouverture ou de plusieurs ouvertures 23 dans la cavité (figure 8) ou de tout autre dispositif absorbant l'onde acoustique.

Il est également possible de disposer la cale piézo-électrique sur une des facettes de la cavité comme illustré en figure 9.

Un des avantages de cette configuration est la possibilité de réaliser un gyrolaser dit triaxe sensible aux vitesses de rotation selon trois axes perpendiculaires entre eux en adaptant, par exemple, la géométrie polyédrique développée pour les gyrolasers He-Ne.

Claims

REVENDICATIONS

1. Gyrolaser comportant au moins une cavité optique (1 ) en anneau comprenant au moins trois miroirs (11 , 12, 13), un milieu amplificateur (19) à l'état solide et un système d'asservissement (4, 42, 43), la cavité (1) et le milieu amplificateur (19) étant tels que deux modes optiques (5, 6) dits contre-propageants peuvent se propager en sens inverse l'un de l'autre à l'intérieur de ladite cavité optique, le système d'asservissement permettant de maintenir la quasi-égalité d'intensité des deux modes contre-propageants, caractérisé en ce que le système d'asservissement comporte au moins, à l'intérieur de la cavité, un modulateur acousto-optique (2), ledit modulateur comportant au moins un milieu optique d'interaction (21 ) placé sur le trajet des modes optiques contre-propageants et un transducteur piézoélectrique (22) générant dans le milieu optique d'interaction une onde acoustique périodique.

2. Gyrolaser selon la revendication 1 , caractérisé en ce que le système d'asservissement comporte des moyens électroniques permettant de générer l'onde acoustique à une fréquence variable, dépendant de l'intensité des deux modes contre-propageants.

3. Gyrolaser selon les revendications 1ou 2, caractérisé en ce que le système d'asservissement comporte au moins un premier et un second modulateur acousto-optique.

4. Gyrolaser selon la revendication 3, caractérisé en ce qu'un premier moyen électronique permettant de générer une première onde acoustique commande le premier modulateur et un second moyen électronique permettant de générer une seconde onde acoustique commande le second modulateur acousto -optique .

5 . Gyrolaser selon la revendication 4, caractérisé en ce que ledit premier moyen électronique et ledit second moyen électronique fournissent des puissances acoustiques différentes.

6. Gyrolaser selon l'une des revendications 4 ou 5, caractérisé en ce que l'onde acoustique est générée dans le premier modulateur acousto- optique a une première fréquence et l'onde acoustique est générée dans le second modulateur acousto-optique a une seconde fréquence différente de la première fréquence.

7. Gyrolaser selon l'une des revendications 3 à 6, caractérisé en ce que le premier modulateur acousto-optique et le second modulateur sont montés tête-bêche de part et d'autres des modes optiques contre- propageants.

8. Gyrolaser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que le milieu amplificateur (19) et le milieu optique d'interaction (21 ) sont un seul et même milieu.

9. Gyrolaser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que la cavité est monolithique, les modes contre- propageants dits contre-propageants se propageant, à l'intérieur de la cavité, uniquement dans un matériau solide.

10. Gyrolaser selon la revendication 9, caractérisé en ce que le transducteur piézoélectrique est monté sur une des faces de la cavité monolithique.

1 1. Gyrolaser selon la revendication 10, caractérisé en ce que ladite face est également utilisée comme miroir de renvoi des modes optiques contre-propageants.

12. Gyrolaser selon l'une des revendications 8 à 1 1 , caractérisé en ce que la cavité monolithique comporte des moyens d'atténuation des ondes acoustiques afin qu'elles n'interagissent qu'une seule fois avec les modes optiques contre-propageants.

13. Gyrolaser selon la revendication 12, caractérisé en ce que lesdits moyens d'atténuation sont au moins une ouverture pratiquée dans la cavité, ladite ouverture étant située dans la direction de propagation des ondes acoustiques émises.

14. Gyrolaser selon l'une des revendications précédentes caractérisé en ce que ledit gyrolaser est triaxe et est sensible aux vitesses de rotation selon trois axes perpendiculaires entre eux.