Le domaine de l'invention est celui des gyrolasers à état solide utilisés notamment dans les centrales inertielles. Ce type d'équipement est utilisé, par exemple, pour les applications aéronautiques.

Le gyrolaser, mis au point il y a une trentaine d'année, 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 induite entre les deux modes optiques par le mouvement de rotation est égale à :

Δv = 4AΩ /XL

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.

Dans les gyrolasers usuels, le milieu amplificateur est un mélange gazeux d'atomes d'Hélium et de Néon en proportion appropriée. 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 de l'usure prématurée de la cavité lors de son utilisation due, en particulier, aux fuites de gaz et aux détériorations des électrodes haute tension utilisées pour établir l'inversion de population.

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 dopés avec des ions de type terre rare comme le Néodyme, Œrbium ou lΥtterbium à la place du mélange gazeux Hélium-Néon ; le pompage optique étant alors assuré par des diodes lasers fonctionnant dans le proche infra-rouge. On supprime ainsi, de facto, tous les problèmes inhérents à l'état gazeux du milieu amplificateur.

Il est également possible de réaliser un gyrolaser à état solide à partir de milieux semi-conducteurs pompés optiquement ou électriquement. Les gyrolasers actuels de ce dernier type sont monolithiques et sont de dimensions réduites. Ils ne permettent pas d'une part d'atteindre des précisions comparables à celles des gyrolasers gazeux et d'autre part d'implémenter des méthodes optiques soit pour supprimer le couplage en fréquence à faibles vitesses de rotation, phénomène dit de la zone aveugle, soit pour compenser des phénomènes de bruit d'origine thermique.

L'objet de l'invention est un gyrolaser à état solide comportant un milieu semi-conducteur à cavité externe et constitué d'éléments discrets assemblés, offrant ainsi la possibilité de réaliser des cavités de grande dimension permettant à la fois d'atteindre les précisions voulues et d'insérer des éléments optiques dans la cavité.

Plus précisément, l'invention a pour objet un gyrolaser comportant au moins une cavité optique en anneau et un milieu amplificateur à l'état solide agencés de façon que deux ondes optiques de longueur d'onde moyenne λ ₀ puissent se propager en sens contraire à l'intérieur de la cavité, caractérisé en ce que les dimensions de la cavité sont sensiblement supérieures à celles du milieu amplificateur et que ledit milieu amplificateur est un milieu semi-conducteur d'indice optique moyen n, à structure verticale comportant un empilement de zones de gain planes et parallèles entre elles. Avantageusement, le milieu semi-conducteur comporte un miroir plan, disposé sous les zones de gain et parallèle aux dites zones de façon que les deux ondes optiques se propageant à l'intérieur de la cavité sont réfléchies par ledit miroir, après traversée des zones de gain.

Avantageusement, les ondes optiques se propageant à l'intérieur de la cavité sont réfléchies par le miroir sous une incidence oblique i, le

miroir est un empilement dit de Bragg optimisé pour être totalement réfléchissant à la longueur d'onde moyenne λo et sous ladite incidence oblique i et l'empilement des zones de gain comporte sur la surface opposée à celle du miroir un traitement antireflet à la longueur d'onde moyenne λ ₀ et sous l'incidence oblique i.

Avantageusement, le milieu amplificateur est agencé de façon que les maxima d'intensité de la figure d'interférence obtenue par les ondes optiques se propageant à l'intérieur du milieu semi-conducteur sont situés dans les plans des zones de gain, lesdites zones de gains sont alors distantes entre elles de — ^ , . .

2« cos(/)

Avantageusement, le gyrolaser comporte des moyens de photo¬ détection de l'intensité des ondes contre-propagatives, les modulations d'intensité desdites ondes constituant le signal de mesure de vitesse ou de position angulaire du gyrolaser. L'invention a également pour objet un système de mesure angulaire ou de vitesse angulaire, comportant au moins un gyrolaser selon l'invention.

Avantageusement, les cavités des gyrolasers du système de mesure sont orientées de façon à réaliser des mesures dans trois directions indépendantes.

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 un schéma d'un gyrolaser selon l'invention ;

• la figure 2 représente la géométrie d'un milieu laser à semi conducteur en forme de ruban ;

• la figure 3 représente la géométrie d'un milieu laser à semi conducteur à structure verticale ;

• les figures 4 et 5 représentent la géométrie de l'onde stationnaire créée dans une structure par une onde incidente et par sa réflexion sur un miroir disposé sous ladite structure ;

• la figure 6 représente l'état de polarisation des ondes incidente et réfléchie dans le cas de la figure 4 ;

• la figure 7 représente la géométrie de l'onde stationnaire créée dans une structure par deux ondes incidentes se propageant en sens inverse et par leurs réflexions sur un miroir disposé sous ladite structure ;

• la figure 8 représente les variations d'intensité de l'onde stationnaire dans la configuration de la figure 7.

La figure 1 représente le schéma de principe d'un gyrolaser selon l'invention. Il comprend :

• une cavité 1 réalisé dans un premier matériau et comprenant plusieurs miroirs de renvoi 3 et 4, et un miroir partiellement réfléchissant 5 ;

• un milieu amplificateur à semi-conducteur 2 ; • éventuellement, des éléments optiques 6 et 7 représentés en pointillés, utilisés, par exemple, pour éliminer la zone aveugle ou pour introduire des compensations thermiques ;

• l'ensemble étant agencé de sorte que deux ondes optiques puissent se propager dans deux directions opposées à l'intérieur de la cavité. Ces deux ondes sont représentés par un trait double sur la figure 1. Ces ondes traversent les différents éléments optiques disposés dans la cavité ;

• et un dispositif de mesure opto-électronique 8 représenté en pointillés permettant de calculer le paramètre angulaire mesuré à partir de la figure d'interférence des deux ondes contre- propageantes issues du miroir partiellement réfléchissant 5.

Indépendamment des matériaux mis en œuvre et des longueurs d'onde d'utilisation, les choix principaux concernant le milieu semi- conducteur sont :

• sa structure ;

• et son mode de fonctionnement en transmission ou en réflexion.

Les milieux semi-conducteurs sont disponibles principalement sous deux types de structure :

• en ruban. La figure 2 représente une telle structure 2. La zone active 21 dans laquelle à lieu l'émission stimulée est continue. L'émission du faisceau optique 22 se fait par une des faces latérales 23. Le mode optique 22 se propageant dans cette structure peut être multimode. Dans ce cas, la géométrie du faisceau est dissymétrique comme indiqué sur la figure 2. La hauteur du mode correspondant à sa dimension selon l'axe AR dit rapide est alors généralement de quelques microns et sa largeur correspondant à sa dimension selon l'axe AL dit lent est de plusieurs dizaines de microns. Le mode optique se propageant dans cette structure peut également être monomode. Il est alors symétrique. On parle alors de structures dites monomode transverse. Pour les applications en gyrométrie, l'utilisation d'un milieu laser semi-conducteur en forme de ruban monomode transverse est compliquée. En effet, il faut que le mode ait un diamètre de quelques microns à l'intérieur de la cavité du ruban, et un diamètre de plusieurs dizaines de microns à l'extérieur de la cavité. La propagation du mode dans la zone active doit aussi être guidée. L'utilisation d'un ruban non monomode transverse n'est pas plus aisée puisque le mode en plus d'être focalisé et guidé sur l'axe lent doit être fortement elliptique.

• Verticale. La figure 3 représente une telle structure. Le milieu actif est alors discontinu. Il est composé d'un empilement de zones actives 24 fines, dont l'épaisseur vaut typiquement une dizaine de nanomètres séparées par des épaisseurs 25 égale à λ/2n. La lumière est alors émise par les faces de dessus 26 ou de dessous 27 et le mode se propageant dans ce type de cavité possède une symétrie de révolution. Ces structures sont dites VCSEL, acronyme anglo-saxon de Vertical Cavity Surface Emitting Laser, lorsque le laser est complètement monolithique, les zones de gains étant alors prises en sandwich entre deux empilements de Bragg, l'un totalement réfléchissant et l'autre, le miroir de sortie, ayant une transmission d'environ 0.1 %. Lorsque le miroir de sortie est un élément discret, ces cavités sont dites VECSEL, acronyme anglo-saxon de Vertical External Cavity Surface Emitting Laser. Sur la figure 3, seul l'empilement de zones actives est représenté. Le miroir totalement réfléchissant peut être un miroir de Bragg ou

un miroir diélectrique rapporté sur la structure. Le traitement de la face de la structure opposée au miroir peut comporter un traitement antireflet. Il est également possible, en ajustant son coefficient de réflexion, de favoriser l'émission monomode de ces structure.

Pour les applications en gyrométrie, l'utilisation d'une structure verticale est plus appropriée, dans la mesure où les zones de gain peuvent avoir un diamètre d'une centaine de microns, proche des dimensions du faisceau optique circulant dans la cavité, ce qui permet également une propagation de l'onde non guidée.

Cependant, ces structures verticales ne peuvent pas être simplement utilisées en transmission dans un gyrolaser. En effet, soit deux ondes contre-propageantes dont les vecteurs champ électrique sont notées ÎL + et É avec E ₊ = Ë ₀₊ e ⁱ⁽ ^ ^t+φJ et E _^ = Ë _0^ e ⁱ⁽ ^ ^F " ^ûJ+φ - ^> k représentant classiquement le vecteur d'onde de l'onde, ω sa pulsation, φ sa phase à l'origine. Les signes + et - indiquent le sens de propagation de l'onde. Dans la cavité du gyrolaser, le champ électrique total E _t provenant de l'interférence des deux ondes vaut:

_C _ Ë _o i(k.r-ω ₊ t+φ ₊ ) , p -K-k.r-ω.t+φ ) et l'intens

I, = Ë _t .Ë _t ^* -ω_)t + φ ₊ -φ_)

Pour un point fixe dans la cavité, l'intensité évolue donc temporellement entre un maximum et un minimum avec une pulsation égale à (ω ₊ - ω_), si bien qu'il semble que l'onde se déplace par rapport à ce point. Si on dispose dans la cavité une structure verticale fonctionnant en transmission, les maxima d'intensité peuvent se superposer aux zones de gain. L'onde stationnaire n'est alors plus libre de se déplacer sous l'effet d'une rotation. On obtient ainsi un «verrouillage en fréquence par le gain» qui rend de fait le dispositif inutilisable en tant que gyrolaser.

Le fonctionnement en réflexion de ces structures verticales permet de s'affranchir des inconvénients précédents.

La figure 4 représente une structure verticale 2 vue en coupe fonctionnant en réflexion. Pour simplifier, on considère que la structure est assimilable à un milieu actif 28 d'indice n, sur lequel est déposé un miroir 29.

Lorsqu'elle est éclairée par une seule onde, l'onde incidente 30 et l'onde réfléchie 31 par le miroir 29 interfèrent dans le milieu actif 28. Cette zone d'interférence 32 est représentée sur la figure 4 par une zone triangulaire hachurée. On indicera par le signe + les paramètres liés à l'onde incidente et par le signe +r les paramètres liés à l'onde réfléchie. On note également i l'angle d'incidence.

Dans le repère (O, Ox, Oy) de la figure 4, les vecteurs propagations k ₊ et k _+r des ondes incidente et réfléchie s'écrivent dans le milieu actif, respectivement :

r 2π sιn(ι) - 2π ^• sir© k, = n )\ et k _+r = --n λ cos(ι) λ ₀ ;os(i)

Le champ E ₊ représentatif de l'onde incidente vaut :

E _ P _o i(k ₊ .r ^' ~ω ₄ t + φ ₊ ) ^c + — ^I -o+ ^tî et le champ É_ représentatif de l'onde incidente réfléchie s'écrit, si le coefficient de réflexion vaut VRe" ^Po : É_ = jR É _Ç)+r é ^Cκ ' ^{rr →J +ψ< +φ«)}

Dans la zone où les deux ondes se superposent, le champ électrique total E _tota |, au point r est donné par :

E _ F r -ω _f t + φ ₍ ) , /π ^" E _Q l(k. _r .r -θ) ₍ t + φ ₍ +φ ₀ ) tota _l - H) ₊ + vκ t _o+r e et l'intensité totale l _t qui vaut classiquement Ê _ωtal .Ê _t ^* _otal est égale à :

Soit encore, en remplaçant les vecteurs d'onde par leurs expressions en fonction de la longueur d'onde λo :

Le produit scalaire E ₀₊ .É _0+r dépend de la polarisation de l'onde incidente. La figure 6 représente une base d'états possibles de polarisation linéaire de l'onde incidente et de l'onde réfléchie, états appelés perpendiculaire et parallèle selon que le vecteur représentatif du champ électrique de l'onde se trouve dans le plan d'incidence ou lui est perpendiculaire. Ces vecteurs sont notés E _+// , E+ _r// , E ₊₁ , E _+ri sur la figure 6.

Dans le cas où l'onde est dans un état de polarisation parallèle, le produit scalaire E ₀₊ .E _0+r vaut ^0+r co^π-2i). Dans le cas où l'onde est dans un état de polarisation perpendiculaire, le produit scalaire E ₀₊ .E ₀₊₁ . vaut

EΛE _0+r

Pour simplifier les expressions, on choisit E ₀₊ et E _0+r réels et R, coefficient de réflexion en intensité égal à 1. L'intensité totale se réécrit alors:

La figure d'interférence correspondante à l'intensité It est fixe. Elle est composée d'un réseau de franges d'interférences planes, équidistantes λ _n et parallèles au miroir avec un pas de

2n cos(i)

La figure 5 représente la structure des franges d'interférence 33 dans le repère (O, Ox, Oy, Oz). Chaque parallélépipède représente la position des maxima d'intensité.

La figure 7 représente une structure verticale 2 vue en coupe fonctionnant en réflexion. Pour simplifier, on considère que la structure est assimilable à un milieu actif 28 d'indice n, sur lequel est déposé un miroir 29.

Lorsqu'elle est éclairée par deux ondes contre-propagatives de fréquences différentes, 4 ondes 30, 31 , 35 et 36 interfèrent alors:

• Une première onde incidente 30 circulant dans un premier sens noté + qui vaut, avec les mêmes notations que précédemment, i(k ₊ .r -ω.t + φ.J

E ₀₊ e' l'onde réfléchie 31 correspondant à cette première onde incidente qui vaut VRE ₀₊ e i'(-k_.r - ω _f t + q> ₍ +φ ₀ )

• une seconde onde incidente 35 circulant dans le sens opposé noté - qui vaut É ₀ _e ^{i(S F} -° ^{) t+φ )} , • l'onde réfléchie 36 correspondante à cette seconde onde incidente qui vaut ; Le champ total E _tota | s'écrit alors :

E _ C αKk, r-ω.t+φj fθ C _β K-k_.r-ω ₊ t+φ _τ +φ ₀ ) total ^~ "-0 ₊ ^ + V r\ C ₀₊ C

₊ £ gi(k_.r-(0-t+φ-) _ _| _ /p | gi(-k ₊ .r-ω_t+(p +φ ₀ )

Comme précédemment, pour simplifier les calculs, on choisit de prendre les modules des champs électriques réels et égaux, et R, coefficient de réflexion en intensité égal à 1. Le champ total s'écrit alors:

— (φ ₊ +φ_ +φ ₀ -ω ₊ -ω t)

' F-'total = 2 ^ώ e ^{c 2}

co is kl, .7 τ — ^fi > ₊ - ^β - -t _H + PrP- -% ) - <P ₊ -<P- + <Po E _n

Com

Alors

On a :

A partir de l'expression du champ total, on calcule la valeur de l'intensité totale Itotaie qui vaut :

Ainsi, lorsque deux ondes circulent dans le milieu d'indice n, comme c'est le cas lorsque l'on est en présence d'émission bidirectionnelle dans un gyrolaser, l'intensité maximale est localisée selon des lignes fixes parallèles au miroir. La figure 8 illustre cette figure d'interférence.

Si le milieu est composé d'un empilement de zones actives fines, en faisant coïncider ces lignes avec les zones actives, on optimise ainsi le fonctionnement du laser. II existe bien une onde progressive le long de ces lignes, mais elle n'introduit qu'une faible modulation de la saturation du gain. En effet, i! existe

généralement un grand nombre de maxima à l'intérieur des faisceaux optiques interférant. L'onde progressive introduit au plus une variation d'un maximum, variation négligeable.

A titre d'exemple, pour une longueur d'onde λo égale à 1 micron, pour une incidence moyenne i de 45 degrés et un indice optique moyen n de 3, deux maxima de l'onde progressive se déplaçant dans le plan des miroirs selon Ox sont séparés d'une distance d égale à : d = \ , ≈ ^λ ° ≈ Q.l μm 2n sin(/j 2«x0.23

Par conséquent, un faisceau lumineux d'un diamètre moyen de 100 microns comportent 140 maxima. Ainsi, et sans tenir compte du profil gaussien du mode qui renforce le rôle du centre du faisceau par rapport à ses bords, la modulation du gain vaut au plus 1 maximum sur 140 soit 0.7%.

Une modulation aussi faible n'entraîne pas de verrouillage par le gain. Elle entraîne une légère modulation de la puissance de sortie qui peut avantageusement être utilisée comme signal de lecture.

Pour optimiser ce fonctionnement, le miroir totalement réfléchissant est un empilement dit de Bragg ou un miroir diélectrique reporté optimisé pour l'incidence voulue. Cet empilement ou ce miroir permet d'atteindre des coefficients de réflexion proches de 100%.

Les zones de gains, fabriquées par-dessus cet empilement, λ doivent être bien positionnées. Pour cela, leur pas est de — ^- et la

2n cos(i) position de la première zone par rapport à l'empilement est optimisée de façon à tenir compte des déphasages fixes éventuels de façon à ce que toutes les zones de gain coïncident avec les lignes parallèles au plan de la structure pour laquelle l'intensité est maximale.

Sur la face de sortie, un autre empilement peut être fabriqué avec un coefficient de réflexion plus ou moins important si on désire bénéficier dans la zone de gain d'un effet de sous cavité augmentant le gain effectif vu par la cavité du gyrolaser. Dans le cas de l'utilisation d'un faisceau de pompe, l'empilement traversé par le faisceau de pompe peut aussi être réalisé pour être antireflet à la longueur d'onde dudit faisceau de pompe.

On remarque aussi que les possibilités d'émission multimode par saturation non uniforme du gain, encore appelée en terminologie ang!o~

saxonne « spatial hole burning » sont réduites. En effet, le pas de la figure d'interférence évolue peu en fonction de la longueur d'onde. Ainsi, pour un semi-conducteur émettant à 1 micron et de largeur de gain de 1 nanomètre, le pas évolue au plus de 0,1 %. Par conséquent, la seule façon pour une onde d'exploiter une zone de gain non saturée serait d'avoir une longueur d'onde très différente, ce qui est impossible à cause de la largeur spectrale du gain.