Brevet FR2759789A1 — publié le 19980821

UNITE DE TRAITEMENT D'UN SIGNAL OPTIQUE MODULE EN INTENSITE, PROCEDES D'AMPLIFICATION, D'INVERSION DE MODULATION ET DE PRODUCTION DE LUMIERE CALME POUVANT ETRE MIS EN OEUVRE AVEC UNE TELLE UNITE La présente invention se rapporte au domaine du traitement optique de signaux dont l'amplitude ou l'intensité est modulée pour véhiculer de l'information. D'une manière générale, le traitement de signaux optiques est réalisé par des procédés opto-électroniques ou tout-optiques. Dans le premier cas, les dispositifs analogiques existants possèdent une bande passante limitée et rajoutent du bruit au signal traité. Il existe des répéteurs numériques, mais ceux-ci sont également limités en bande passante, en général complexes, et leur prix est élevé. Les dispositifs tout-optiques, fonctionnant sur la base de mécanismes absorptifs, rajoutent du bruit au signal et sont limités en bande passante. Lorsque l'absorption n'est pas présente, il reste néanmoins le problème de dégradation du rapport signal-sur-bruit. Dans ce qui suit, nous décrivons des solutions connues pour effectuer différents types de traitement envisagés selon l'invention. Logique optique Le traitement optique de l'information nécessite la mise en oeuvre de fonctions optiques équivalentes à celles couramment utilisées en électronique. Il existe peu de dispositifs optiques permettant de réaliser de telles fonctions logiques. Par exemple, pour l'inversion d'une modulation, on ne trouve dans la littérature que quelques propositions, basées sur des processus absorptifs (voir F.R. Beyette Jun et al: "Integrated optical inverter using light amplifying optical switch (LAOS)", Electronics Letters, Vol.27, N 6, Mars 1991, pages 497-499, ou Y. Maeda, "Optical signal inverter of erbium-doped yttrium aluminium garnet with red shift of laser diodes", Applied Optics, Vol.33, N 23, Août 1994, pages 5448-5450). Dans le meilleur des cas, le temps de réponse est de quelques nanosecondes, et ne peut pas être réduit à cause du temps de recombinaison des charges photocréées ou du principe même de la boucle d'asservissement. Il est souhaitable de ne pas mettre en jeu d'absorption de la lumière afin de ne pas être limité par le temps de recombinaison. Il est par ailleurs souhaitable de pouvoir réaliser le traitement en onde progressive. Dans l0 cette configuration, la bande passante n'est pas limitée par la présence d'une cavité optique. Amplification paramétriaue Un des principaux problèmes associés à l'amplification paramétrique optique est l'intensité du faisceau de pompage nécessaire pour obtenir le processus de transfert d'énergie. Depuis les débuts de l'optique non- linéaire, des efforts importants ont été consacrés au développement de matériaux de plus en plus performants, permettant d'abaisser le seuil de l'interaction non- linéaire. Ceci peut être illustré par les nombreux travaux consacrés à l'accord de phase artificiel (voir M.M. Fejer et al: "Quasi-Phase- Matched Second Harmonic Generation: Tuning and Tolerances", IEEE Journal of Quantum Electronics, Vol. 28, N 011, Novembre 1992, pages 2631-2654). Une configuration particulièrement intéressante est celle o les deux modes de l'amplificateur paramétrique, usuellement appelés "signal" et "complémentaire" (ou "idler"), sont excités. Son facteur de bruit peut être alors quasiment égal à 1, c'est-à-dire qu'il amplifie sans dégrader le rapport signal-sur-bruit (voir J.A. Levenson et al: "Reduction of quantum noise in optical parametric amplification", Journal of the Optical Society of America B, Vol. 10, 1993, pages 2233-2238). Une autre approche proposée dans la littérature, appelée "transistor optique", repose sur la génération du second harmonique en présence d'un désaccord de phase entre le fondamental et l'harmonique (voir G.I. Stegeman et al: "Large nonlinear phase shifts in second-order nonlinear- optical processes", Optics Letters, Vol.18, N01, janvier 1993, pages 1315). Dans ce cas, la bande passante est limitée par le désaccord de phase. Cette contrainte peut être contournée lorsqu'un signal faible à 2w est également injecté (voir P. St. J. Russell: "All-optical high gain transistor action using second-order nonlinearities", Electronics Letters, Vol.29, N 13, juin 1993, pages 1228- 1229). On note que le principe même du dispositif décrit dans ce dernier document implique un fort transfert d'énergie entre la pompe et le signal, de telle sorte que l'utilisation de la même pompe pour une deuxième fonction est impossible. Dans leur article "The Improvement of Signal to Noise Ratio with Nonlinear Amplification in Inline Phase- Sensitive Amplifier System" (Proceedings of the OAA Conference, 1996, Monterey, papier SaC5, pages 258-261), A. Takada et al décrivent une expérience de transmission par fibre, dans laquelle la propagation sur une grande longueur de fibre provoque un déphasage non- linéaire par effet Kerr, et un interféromètre de type Mach-Zhender non- linéaire à fibre réalise une amplification paramétrique dépendante de la phase afin de pallier l'atténuation et les dégradations du signal transmis sur la longue fibre. Ce système opère dans un régime de saturation du gain, ce qui conduit à un reformatage des impulsions optiques, qui à son tour réduit le bruit classique et contribue à diminuer la dégradation du BER (Bit Error Rate ou taux d'erreur binaire) causée par l'amplification classique. Cette amélioration n'est valable que si le bruit quantique est négligeable par rapport au bruit classique; dans le cas contraire, l'ensemble introduit un excès de bruit qui dégrade le rapport signal- sur-bruit quantique. On note qu'en dehors du contexte de la transmission, ce système ne réalise aucun traitement utile: la raison d'être de l'amplificateur paramétrique est l'atténuation provoquée par la propagation sur une grande distance. Génération de lumière calme Un laser parfait monomode produit un faisceau optique dont les fluctuations obéissent à une statistique isotrope, c'est-à-dire que les valeurs du champ électrique selon deux phases perpendiculaires présentent des fluctuations identiques. Le laser est dit parfait en ce sens que la variance de ces deux valeurs de champ, qui sont conjuguées, est à la limite fixée par les relations d'incertitude de Heisenberg. De façon équivalente, le principe de Heisenberg peut être exprimé à l'aide des variables conjuguées que sont le nombre de photons (ou l'énergie, ou l'intensité qui lui sont proportionnelles) et la phase. Dans le cas du laser parfait, la statistique est poissonnienne, c'est-à-dire que le nombre de photons suit une loi de Poisson dont la variance est égale à la valeur moyenne. Tout autre source classique de lumière produit un nombre de photons dont la variance est au moins égale à la moyenne. Cependant, on a été capable dans certains cas de produire des faisceaux ayant des fluctuations quantiques sub-poissonniennes, c'est-à-dire comportant un nombre de photons dont la variance est inférieure à la valeur moyenne. On parle alors de lumière calme car ses fluctuations d'intensité sont inférieures à la limite du bruit de grenaille ("shot noise"). Une telle lumière peut être obtenue sans violer le principe de Heisenberg au prix d'une certaine augmentation de la variance de la phase, les fluctuations des deux valeurs du champ selon les deux phases perpendiculaires n'étant plus isotropes ("squeezed states"). Différents dispositifs ont été proposés pour générer une lumière calme à partir d'une source laser. Certains dispositifs proposés reposent sur l'effet Kerr optique dans une cavité (voir R.E. Slusher et al: "Observation of squeezed states generated by four-wave mixing in an optical cavity", Physical Review Letters, Vol.55, N 22, Novembre 1985, pages 2409-2412). La bande passante est alors limitée par celle de la cavité (environ 20 MHz). De plus, les fluctuations du faisceau lumineux dues à des sources de bruit classiques (thermiques, mécaniques...), doivent être quasiment éliminées préalablement. Une autre catégorie de dispositifs repose sur un effet opto-mécanique: la pression de radiation sur un miroir mobile (voir C. Fabre et al: "Quantum-noise reduction using a cavity with movable mirror", Physical Review A, Vol.49, N 2, février 1994, pages 1337-1343; ou A. Heidmann et al: "Photon noise reduction by reflection from a movable mirror" Physical Review A, Vol.50, N 5, Novembre 1994, pages 4237-4243). Dans ces dispositifs, l'ensemble doit être refroidi à des très basses températures pour augmenter la bande passante, jusqu'à des valeurs qui restent faibles néanmoins (quelques MHz). Différentes méthodes dans lesquelles on modifie la statistique d'un faisceau laser à l'aide d'une boucle de réaction ont été proposées (voir S. Machida et al: "Observation of sub-poissonian photoelectron statistics in a negative feedback semiconductor laser", Optics Communications, Vol. 57, N 4, Mars 1986, pages 290- 296), mais ces méthodes sont également limitées à des très faibles bandes passantes incompatibles avec les besoins pour le traitement de l'information. Un but de la présente invention est de proposer un mode de traitement optique de signaux modulés en amplitude qui ne dégrade pas le rapport signal-sur-bruit, et qui autorise de très larges bandes passantes de fonctionnement. L'invention vise encore à proposer une unité de traitement capable d'effectuer différentes fonctions selon les valeurs de certains paramètres de réglage, telles que les fonctions de logique optique, d'amplification optique et/ou de production de lumière calme évoquées ci-dessus. L'invention propose ainsi une unité de traitement d'un signal optique d'entrée modulé en intensité, comprenant: - des moyens déphaseurs agencés pour recevoir le signal optique d'entrée et lui appliquer, sensiblement sans atténuation, un déphasage non-linéaire dépendant de son intensité; et - des moyens d'amplification optique paramétrique pour appliquer au signal optique déphasé produit par les moyens déphaseurs une amplification sensible à la phase par interaction avec un faisceau de pompage. On combine ainsi deux transformations réalisées sur l'état quantique du faisceau lumineux. L'ensemble de ces deux transformations donne lieu à un effet qui ne peut pas être obtenu lorsque seule une des transformations est mise en oeuvre. L'effet conjugué permet d'obtenir une modification désirée de l'intensité. Cette modification est accompagnée d'une distorsion de la répartition du bruit quantique, dont on peut maintenir la projection sur l'axe d'intensité, de sorte que le rapport signal-sur-bruit peut être préservé. L'amplification dépendante de la phase et le déphasage non-linéaire peuvent être obtenus en utilisant des non-linéarités optiques du second ordre ou du troisième ordre. Le faisceau lumineux constituant le signal d'entrée subit d'abord un déphasage non-linéaire du type Kerr (phase du champ lumineux qui dépend de l'intensité), ce qui crée un déplacement non-linéaire de la phase du faisceau optique. Cette phase non-linéaire est accompagnée d'un changement de l'état quantique du faisceau lumineux. Cet état quantique modifié constitue l'entrée de la deuxième composante de l'unité qui produit une amplification paramétrique dépendante de la phase (selon la phase à l'entrée, le signal est amplifié ou atténué). Cette opération s'accompagne d'une modification du bruit quantique du faisceau lumineux. L'unité selon l'invention permet d'obtenir l'amplification, l'inversion ou l'égalisation de modulations d'une porteuse dans le régime des petits signaux. Pour utiliser la non-linéarité paramétrique, le dispositif peut être pompé par un faisceau optique intense. Le passage d'une fonction à une autre est obtenu soit par changement de l'intensité moyenne du signal d'entrée, soit par changement d'un décalage de phase entre la pompe et le signal (qui peut être réalisé en ajustant la différence de marche entre la pompe et le signal). Une particularité importante de l'invention est la possibilité d'obtenir une opération sans dégradation du rapport signal-sur-bruit. Une deuxième particularité est sa grande bande passante. La bande passante de l'unité est limitée soit par celle de l'interaction non-linéaire en régime d'onde progressive, soit par celle du résonateur en régime cavité. Dans le premier cas la bande passante peut dépasser les 600 GHz. Les longueurs d'onde de fonctionnement sont déterminées par la configuration particulière adoptée: le type d'effet non-linéaire employé pour l'amplification dépendante de la phase et pour le déphasage non-linéaire, et le type de matériau. Par exemple, lorsqu'une non-linéarité du second ordre est utilisée, il est nécessaire de réaliser la condition d'accord de phase entre les trois ondes en interaction (c'est-à-dire que la différence de vitesse des trois ondes dans le milieu ne doit pas conduire à une annulation de l'effet non- linéaire). Cette condition peut être réalisée soit par des méthodes "naturelles" (biréfringence), soit par des méthodes artificielles comme le quasi-accord de phase (inversion périodique de domaines). L'invention se rapporte également à des procédés de traitement d'un signal optique d'entrée modulé en intensité, dans lesquels: - on applique au signal optique d'entrée, sensiblement sans atténuation, un déphasage non linéaire dépendant de son intensité; et - on amplifie le signal optique déphasé par interaction avec un faisceau de pompage dans un amplificateur optique paramétrique sensible à la phase. L'un de ces procédés est un procédé d'amplification, dans lequel la gamme d'intensité du signal optique d'entrée et le décalage de phase entre le faisceau de pompage et le signal sont tels que le gain différentiel entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée soit plus grand que 1. Un autre de ces procédés est un procédé d'inversion de modulation, dans lequel la gamme d'intensité du signal optique d'entrée et le décalage de phase entre le faisceau de pompage et le signal sont tels que le gain différentiel entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée soit négatif. Un troisième de ces procédés est un procédé de production de lumière calme dans lequel la gamme d'intensité du signal optique d'entrée et le décalage de phase entre le faisceau de pompage et le signal sont tels que les fluctuations quantiques du signal de sortie de l'amplificateur paramétrique soient sub-poissonniennes. Une telle lumière calme peut notamment être observée dans des cas o le gain différentiel entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée est proche de 0. D'autres particularités et avantages de la présente invention apparaîtront dans la description ci-après d'exemples de réalisation non limitatifs, en référence aux dessins annexés, dans lesquels: - la figure 1 est un schéma de principe d'une unité de traitement optique selon l'invention; - la figure 2 est un graphique montrant les variations de l'intensité du signal (a) et du bruit (b) à la sortie en fonction de l'intensité du signal à l'entrée dans une unité selon l'invention; - les figures 3 et 4 sont des graphiques correspondant à celui de la figure 2 et montrant respectivement les variations du gain en régime de petits signaux et celles du facteur de bruit; - la figure 5 est un graphique intensité de sortie/ intensité d'entrée illustrant une façon de sélectionner la fonction assurée au moyen d'un faisceau de contrôle; - la figure 6 est un schéma montrant des moyens de superposition et d'annulation du faisceau de contrôle; - les figures 7 à 12 sont des graphiques illustrant l'influence de la gamme d'intensité du signal d'entrée et de la phase du faisceau de pompage sur les fonctions assurées par une unité selon l'invention; et - les figures 13 à 15 sont des vues schématiques de matériaux non-linéaires employés dans des unités selon l'invention. L'unité de traitement optique représentée sur la figure 1 comporte deux parties principales 1, 2 successivement traversées par le signal optique modulé en intensité. La première partie est un milieu 1 auquel est présenté le signal optique d'entrée, et qui produit un déphasage non-linéaire ALNL dépendant de l'intensité Is du signal d'entrée. Ce milieu 1 est transparent à la longueur d'onde de fonctionnement, c'est-à-dire qu'il ne provoque pratiquement aucune atténuation du signal. Comme indiqué sur la figure 1, le déphasage non- linéaire peut être produit par l'effet Kerr qui résulte d'une nonlinéarité du troisième ordre. L'expression du déphasage non-linéaire est alors de la forme AoNL = 2nns(Z/ks) Is (1) o ks est la longueur d'onde du signal, ns l'indice non- linéaire à cette longueur d'onde, et z la longueur de propagation dans le milieu 1. Un exemple d'un tel milieu 1 à effet Kerr est une fibre en silice pour laquelle l'indice non-linéaire est ns-3,2.10-20 m2W-1 à une longueur d'onde ks=1,054 pm (voir G.P. Agrawal: "Nonlinear Fiber Optics", Academic Press, 1989). Par exemple, un déphasage ADNL de 2 radians peut être obtenu avec z=50m de fibre lorsque le signal d'entrée a une puissance-crête de 10W, ce qui correspond à une puissance moyenne d'environ 20 mW si le signal provient d'une source laser à blocage de modes, ou d'environ 10 gW si le signal provient d'une source laser déclenchée à blocage de modes. On note que l'effet Kerr n'est pas le seul effet physique capable de produire le déphasage non-linéaire dans le milieu 1. Un déphasage de la même forme (formule (1)) peut être notamment être obtenu, de manière plus efficace, avec une cascade de non-linéarités du second ordre dans un matériau quasi-accordé en phase, tel que le niobate de lithium (LiNbO3) (voir P. Vidakovic et al: "Large Nonlinear Phase Shift Due to Cascaded X(2) in Quasi-Phase-Matched Bulk LiNbO3", article à paraître dans la revue Optics Letters le 1er mars 1997), ou le titanyl phosphate de potassium (KTiOPO4 ou KTP) (voir M.L. Sundheimer et al: "Large Nonlinear Phase Modulation in Quasi-Phase-Matched KTP Waveguides as a Result of Cascaded Second-Order Processes", Optics Letters, Vol. 18, N 17, Septembre 1993, page 1397- 1399). L'indice non-linéaire est alors ns-2,4.10-17 m2W-1, de sorte qu'un déphasage A4NL de 2 radians peut être obtenu par exemple avec z=lcm de matériau et une puissance-crête de 66 W, ce qui correspond à une puissance moyenne d'environ 130 mW si le signal provient d'une source laser à blocage de modes, ou d'environ 60 gW si le signal provient d'une source laser déclenchée à blocage de modes. La seconde partie de l'unité de traitement est un amplificateur sensible à la phase (PSA) 2, dont l'entrée reçoit le signal déphasé délivré par le milieu 1. A l'entrée de l'amplificateur 2, un coupleur 3 pouvant consister en une lame dichroïque comme dans l'exemple simple schématisé sur la figure 1, superpose au signal déphasé un faisceau de pompage issu d'une source laser 4. Le faisceau de pompage et le signal traversent un milieu non-linéaire transparent o se produit le transfert d'energie, et en sortie duquel un autre coupleur 5 sépare le faisceau de pompage du signal amplifié. Le faisceau de pompage est de pulsation 2o, o est égal à, ou très proche de, cos=2c/ks. On sait que pour que l'amplificateur 2 soit sensible à la phase, il est nécessaire que ses deux modes (signal et complémentaire) soient excités. Le gain G d'un amplificateur paramétrique sensible à la phase dépend de la non-linéarité du milieu employé, de la longueur z d'interaction dans ce milieu, de l'intensité Ip du faisceau de pompage, et d'une phase relative 0 du faisceau de pompage par rapport au signal d'entrée de l'amplificateur qui excite ses deux modes. Par exemple, dans le cas d'une non-linéarité du second ordre X(2) dans un cristal de type II (voir l'article précité de J.A. Levenson et al): (2) (2) (2) G=cosh(2x(2) Vpz) + sinh(2x(2)pz)cos20 (2) p p Pour 0=0, le gain G est maximal, et appelé ci-après gain paramétrique Go. Dans l'exemple de la relation (2), il est donné par: GO =exp(2x(2)Vpz) (3) p (3) Si le milieu non- linéaire est de type I, ce qui est le cas des cristaux quasi-accordés en phase, les deux modes de l'amplificateur sont de même polarisation. Dans un milieu de type I dégénéré en o, les deux modes sont en outre de même pulsation èzs, et l'amplificateur est toujours sensible à la phase. C'est le cas du LiNbO3 ou du KTP quasi- accordé en phase. Dans le cas du LiNbO3, une interaction pompe/signal sur une longueur z=l cm permet d'obtenir un gain paramétrique GO=4 avec un faisceau de pompage de longueur d'onde Xs/2=527 nm ayant une puissance-crête de l'ordre de 250 W, correspondant à une puissance moyenne d'environ 250 gW si la source 4 est un laser déclenché à blocage de modes (voir D.J. Lovering et al: "Noiseless Optical Amplification in Quasi-Phase-Matched Bulk Lithium Niobate", Optics Letters, Vol.21, N 18, Septembre 1996, pages 1439-1441). Si le milieu de type I n'est pas dégénéré en e, les deux modes sont de pulsations différentes 1 et 2 avec o1+X2=2e, et l'amplificateur pourra être sensible à la phase si la largeur spectrale du signal d'entrée couvre les pulsations 1 et (02. Dans un milieu non-linéaire de type II, les deux modes ont des directions de polarisation perpendiculaires. L'amplificateur est sensible à la phase lorsque le signal déphasé fourni à son entrée est polarisé à 45 par rapport à ces deux directions de polarisation. Dans le cas o l'amplificateur 2 est précédé par le milieu 1 introduisant le déphasage non-linéaire AàNL, la phase relative 0 dépend de l'intensité Is du signal d'entrée de l'unité de traitement: O =O- NL (4) o (0 représente le décalage de phase entre le faisceau de pompage et le signal d'entrée de l'amplificateur en l'absence de déphasage non- linéaire (quand Is tend vers zéro dans la formule (1)). On voit que l'association en série des deux effets non-linéaires pourra ainsi conférer des propriétés particulières au signal de sortie de l'unité. La figure 2 représente, avec des unités arbitraires, les variations de l'intensité du signal de sortie de l'unité (courbe (a)) et celles de l'intensité du bruit quantique de sortie (courbe (b)) en fonction de l'intensité Is du signal d'entrée, dont la statistique est poissonnienne. Ces variations ont été obtenues par une simulation dans laquelle le décalage de phase était I0=0 et le gain paramétrique G0=4. La courbe de la figure 3 correspond à la dérivée de la courbe (a) de la figure 2, c'est-à-dire au gain différentiel g de l'unité de traitement, ou gain en régime de petits signaux (Is de la forme IS=Io0+i(t), o i(t) est la modulation porteuse d'information avec i(t)" l); II. inversion de modulation (g III. génération de lumière calme (gO). Dans les régions I et II, le facteur de bruit en régime de petits signaux est proche de 1 (en valeur absolue). Ceci montre que, contrairement aux dispositifs optiques analogiques classiques, l'unité selon l'invention fonctionne sans apport de bruit supplémentaire. Dans les régions III, o le gain différentiel g est proche de zéro, le facteur de bruit FB n'est pas un paramètre significatif. La saturation du gain s'accompagne d'un infléchissement de la puissance du bruit, comme le montre la figure 2, de sorte qu'on pourra observer des fluctuations d'intensité sub-poissonniennes dans le signal de sortie si le signal d'entrée de l'unité est issu d'une source, telle qu'un laser classique, émettant de la lumière avec une statistique poissonnienne. L'unité délivre alors de la lumière calme, qu'on peut observer au moyen d'un analyseur de spectre. Les figures 5 et 6 illustrent comment on peut passer d'une région de fonctionnement à une autre, c'est-à-dire sélectionner le type de traitement effectué par l'unité, en réglant la gamme d'intensité du signal d'entrée. Un faisceau de contrôle, de longueur d'onde ks et d'intensité programmable, est superposé au signal à traiter au moyen d'un coupleur 17 à l'entrée du milieu 1 produisant le déphasage non-linéaire, et un faisceau d'annulation est éventuellement injecté dans l'unité par la sortie de l'amplificateur sensible à la phase 2 au moyen d'un autre coupleur 18 pour supprimer le faisceau de contrôle à la sortie. Le rapport signal-sur-bruit est alors préservé lorsque la réflectivité du coupleur 18 est élevée (voir M. Kitagawa et al: "Number- phase minimum-uncertainty state with reduced number uncertainty in a Kerr nonlinear interferometer", Physical Review A, Vol. 34, nO 5, Novembre 1986, pages 3974-3988). Dans l'exemple représenté, l'unité 1,2 fonctionne en inverseur de modulation lorsque le faisceau de contrôle a l'intensité Il, et en amplificateur lorsqu'il a l'intensité 12. Une autre possibilité pour sélectionner le traitement effectué par l'unité selon l'invention consiste en un réglage du décalage de phase 40' Ce réglage de (0 décale la phase 8 à laquelle est sensible l'amplificateur 2 (cf. relation (4)). Le décalage o0=0p-Os est la différence entre la phase 0p de la pompe et la phase os du signal à l'entrée de l'amplificateur en l'absence de déphasage non- linéaire (Is-O), prises par rapport à une référence commune arbitraire. Le décalage (0 peut donc être réglé en jouant sur le trajet optique (distances parcourues et/ou indices linéaires des milieux traversés) soit du faisceau de pompage soit du signal jusqu'à l'entrée de l'amplificateur. Par exemple, la phase 4p de la pompe peut être ajustée simplement à l'aide d'un miroir 6 (figure 1) monté sur un actionneur piézoélectrique 7 dans le trajet suivi par le faisceau de pompage entre sa source 4 et l'amplificateur 2. L'actionneur 7 peut être commandé par un circuit d'asservissement pour que le traitement souhaité soit accompli. Les figures 7 et 8 montrent le gain différentiel g et le facteur de bruit FB en régime de petits signaux en fonction de la phase 4p de la pompe dans une configuration donnée (os fixée) lorsque l'intensité du signal d'entrée (à laquelle s'ajoute l'intensité du petit signal modulant) correspond à un déphasage non linéaire ADNL de 0,5 radian. Les courbes A, B et C ont été obtenues par simulation pour des gains paramétriques de G0=2, G0=4 et Go=8, respectivement. On voit que le réglage de la phase op permet de choisir un traitement en amplification (g>l), en inversion de modulation (g différentiels les plus élevés. Les figures 9 et 10 (respectivement 11 et 12) sont des graphiques obtenus dans les mêmes conditions que ceux des figures 7 et 8, mais pour une intensité du signal d'entrée donnant lieu à un déphasage non- linéaireADNL de 1 radian (respectivement 2 radians). Lorsque AàNL augmente, les gains différentiels observés deviennent plus importants, les gains différentiels observés en inversion se rapprochent de ceux observés en amplification simple, et le facteur de bruit est de plus en plus proche de l'idéal I FBI =1 en amplification mais aussi en inversion de modulation. Si la phase réglée est celle os du signal optique déphasé à l'entrée de l'amplificateur 2, ce qui est équivalent, ce réglage peut être effectué soit en amont, soit en aval du milieu déphaseur 1, par exemple au moyen d'un ou plusieurs miroirs mobiles. Dans tous les cas, l'unité de traitement selon l'invention ne met pas en jeu d'abscrption lumineuse, de sorte qu'on obtient une bande passante très élevée. Lorsque l'un au moins des deux effets non- linéaires est réalisé dans un résonateur optique, la présence de la cavité limite alors la bande passante. Cette limitation dépend du facteur de qualité de la cavité. Dans un tel cas, la bande passante maximale ne dépassera généralement pas quelques dizaines de MHz. Lorsque l'unité de traitement est réalisée en configuration d'onde progressive, la valeur de cette bande passante dépend essentiellement de la configuration et des matériaux non-linéaires adoptés. Elle se situe alors dans l'échelle de quelques centaines de GHz. Une unité selon la présente invention peut être hybride ou monolithique. Elle peut être fabriquée par la mise en série de deux matériaux différents (par exemple séléniure de zinc ZnSe pour le déphasage non- linéaire suivi de KTP pour l'amplification paramétrique sensible à la phase) ou, de préférence, à partir d'un seul matériau capable de produire les deux effets non-linéaires. Ceci est possible à partir de matériaux organométalliques, semiconducteurs, organiques et de verres. On peut ainsi envisager une grande variété de réalisations. Une famille de ces réalisations faisant appel à un contrôle de fonctionnalité par l'intensité du signal peut être conçue d'une manière très compacte et stable. Le décalage de phase (0 entre la pompe et le signal est alors fixé, une fois pour toutes, "mécaniquement" lors de la réalisation du dispositif, par le contrôle des différentes longueurs intervenantes. Dans le mode de fonctionnement o la fonctionnalité est sélectionnable par réglage du décalage de phase (0 entre la pompe et le signal, un système d'asservissement de ce décalage de phase permettra le choix de l'intensité de sortie et la commutation entre les différents modes de fonctionnement. La phase peut alors être contrôlée par des méthodes mécaniques (des miroirs montés sur cales piézoélectriques) ou par des méthodes optoélectroniques. Des fibres en silice peuvent être employées pour constituer les deux parties d'une unité selon l'invention. De telles fibres optiques sont couramment utilisées pour obtenir un déphasage non-linéaire de type Kerr, par exemple dans les "boucles de Sagnac". L'indice non-linéaire accumulé sur une longueur de 100 mètres permet d'obtenir des déphasages de l'ordre de n pour de relativement faibles puissances de signal. Par ailleurs, ces mêmes fibres peuvent présenter une non-linéarité du second ordre lorsqu'elles sont traitées thermiquement et/ou électriquement pour obtenir un quasi-accord de phase (QPM) (voir P.G. Kazansky et ai: "High Second-Order Nonlinearities Induced in Lead Silicate Glass by Electron Beam Irradiation", Optics Letters, Vol. 18, No. 9, Mai 1993, pages 693-695). Une réalisation possible représentée sur la figure 13 consiste en une fibre 8 de 100 mètres dont les 10 derniers centimètres sont traités pour obtenir la non- linéarité du second ordre. Un coupleur permet d'injecter et d'extraire le faisceau de pompage dans le milieu non-linéaire du second ordre. Les figures 14 et 15 montrent schématiquement deux cristaux monolithiques 9, 10 d'un matériau non-linéaire tel que LiNbO3 pouvant être le siège des deux effets mis en série selon l'invention. Soit Ak la différence de vecteurs d'onde entre la pompe et la combinaison des ondes portant l'information. L'amplification paramétrique a été démontrée dans le niobate de lithium quasi-accordé en phase (Ak=0, voir l'article précité de D.J. Lovering et al.). Un effet de cascade non- linéaire, équivalent à l'effet Kerr, a d'autre part été démontré lorsqu'un léger désaccord de phase (Ak0zO) est réalisé dans le quasi- accord de phase (article précité de P. Vidakovic et al.). Une réalisation possible représentée sur la figure 14, consiste à réaliser dans le cristal 9 un guide de 2 centimètres dont la première moitié 11 est légèrement désaccordée en phase et la deuxième moitié 12 est parfaitement accordée en phase (Ak=0). Le faisceau de pompage peut être injecté à l'entrée du guide ou par un coupleur implanté dans la deuxième partie de celui-ci. La figure 15 présente une autre variante, constituée d'un tronçon 13 de matériau sans accord de phase mis en sandwich entre deux tronçons 14, 15 accordés en phase (Ak = 0). Le tronçon non accordé en phase (Ak * 0), d'une longueur égale à la moitié de la longueur de cohérence (/Ak), permet d'obtenir le déphasage non-linéaire. La longueur du dernier tronçon 15 est telle qu'il permet l'amplification paramétrique lorsqu'un faisceau de pompage est injecté à l'aide d'un coupleur. REVENDICATIONS 1. Unité de traitement d'un signal optique d'entrée modulé en intensité, comprenant: - des moyens déphaseurs (1) agencés pour recevoir le signal optique d'entrée et lui appliquer, sensiblement sans atténuation, un déphasage non-linéaire (AINL) dépendant de son intensité (Is); et - des moyens d'amplification optique paramétrique (2) pour appliquer au signal optique déphasé produit par les moyens déphaseurs une amplification sensible à la phase par interaction avec un faisceau de pompage. 2. Unité selon la revendication 1, dans laquelle les moyens déphaseurs (1) et les moyens d'amplification optique paramétrique (2) sont dans deux portions distinctes d'un même élément monolithique (8; 9; 10). 3. Unité selon la revendication 2, dans laquelle ledit élément monolithique est une fibre optique (8). 4. Unité selon la revendication 2, dans laquelle ledit élément monolithique est un cristal de matériau non- linéaire ayant au moins une région (11, 12; 14, 15) quasi- accordée en phase. 5. Unité selon l'une quelconque des revendications 1 à 4, comprenant en outre des moyens de sélection de fonction par réglage de la gamme d'intensité du signal optique d'entrée. 6. Unité selon la revendication 5, dans lequel lesdits moyens de sélection comprennent des moyens (17) pour superposer au signal optique d'entrée un faisceau de contrôle de même longueur d'onde et d'intensité programmable. 7. Unité selon l'une quelconque des revendications 1 à 6, comprenant en outre des moyens (6, 7) de sélection de fonction par réglage d'un décalage de phase (DO) entre le faisceau de pompage et le signal déphasé à l'entrée des moyens d'amplification optique paramétrique (2). 8. Unité selon la revendication 7, dans laquelle lesdits moyens de sélection par réglage du décalage de phase comprennent au moins un miroir mobile (6) sur lequel se réfléchit le faisceau de pompage le signal optique d'entrée ou le signal optique déphasé. 9. Procédé d'amplification d'un signal optique d'entrée modulé en intensité, dans lequel: - on applique au signal optique d'entrée, sensiblement sans atténuation, un déphasage non-linéaire (AMNL) dépendant de son intensité; et - on amplifie le signal optique déphasé par interaction avec un faisceau de pompage dans un amplificateur optique paramétrique sensible à la phase (2), la gamme d'intensité (Is) du signal optique d'entrée et un décalage de phase ("0) entre le faisceau de pompage et le signal optique déphasé étant tels que le gain différentiel (g) entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée soit plus grand que 1. 10. Procédé d'inversion de la modulation d'un signal optique d'entrée modulé en intensité, dans lequel: - on applique au signal optique d'entrée un déphasage non-linéaire (AFNL) dépendant de son intensité; et - on amplifie le signal optique déphasé par interaction avec un faisceau de pompage dans un amplificateur optique paramétrique sensible à la phase (2), la gamme d'intensité (Is) du signal optique d'entrée et un décalage de phase (0O) entre le faisceau de pompage et le signal optique déphasé étant tels que le gain différentiel (g) entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée soit négatif. 11. Procédé de production de lumière calme à partir d'un signal optique d'entrée issu d'une source laser dans lequel: - on applique au signal optique d'entrée, sensiblement sans atténuation, un déphasage non-linéaire (ADNL) dépendant de son intensité; et -onamplifie le signal optique déphasé par interaction avec un faisceau de pompage dans un amplificateur optique paramétrique sensible à la phase (2), lagammed'intensité (Is) dusignal optiqued'entrée et un décalage de phase ("D) entre le faisceau de pompage et le signal optique déphasé étant tels que les fluctuations quantiquesdu signal de sortie de l'amplificateurparamétrique soient sub-poissonniennes. 12. Procédé selon la revendication 11, dans lequel ladite gamme d'intensité (Is) et ledit décalage de phase (O0) sont telsque legaindifférentiel (g) entre le signal de sortie de l'amplificateur paramétrique et le signal optique d'entrée soit proche de 0.