FR 2009057 A1 19700130 FR 6910794 A 19690417 69 10794 1 2009057 L'invention concerne un procédé pour la modulation de la lumière utilisant l'effet Faraday. L'effet Faraday est l'effet faisant tourner magnétiquement le plan de polarisation d'une lumière polarisée rectilignement par application d'un champ 5 magnétique axial, c'est-à-dire, un champ magnétique agissant dans la direction de propagation de la lumière. Pour établir le champ de commutation, on doit normalement appliquer des champs magnétiques de valeur considérable pour créer des effets perceptibles. Par conséquent, les modulateurs de lumière conçus suivant ledit principe nécessitent généralement une quantité élevée d'énergie 10 pour la commande. Si l'on essaie de profiter des propriétés des matériaux utilisés pour, par exemple, établir le champ intérieur du modulateur de lumière en partie par un matériau ferrimagnétique, on augmente considérablement le temps de commutation d'un tel modulateur de lumière et il devient trop lent pour des applications utiles dans les systèmes de transmission d'infor-15 mation à haute capacité de canal. Donc, un objet de l'invention est de fournir un procédé de modulation de la lumière utilisant l'effet Faraday qui soit suffisamment rapide et qui agisse avec des champs magnétiques de commande plus faible que ceux utilisés antérieurement. 20 Le procédé de l'invention pour la modulation de la lumière, utilisant l'effet Faraday, est caractérisé par le fait, que dans le but de faire tourner le plan de polarisation d'une lumière polarisée rectilignement, on fait agir un champ magnétique axial sur les impulsions de lumière cohérente dans un milieu de résonance optique dans des conditions telles qu'une transparence auto-25 induite s e produise. D'autres objets caractéristiques et avantages de la présente invention ressortiront mieux de l'exposé qui suit, fait en référence aux dessins annexés à ce texte, qui représentent un mode de réalisation préféré de celle-ci. La figure 1, est une vue schématique d'une réalisation du procédé de 30 modulation par laquelle les impulsions d'un laser polarisées rectilignement sont converties en impulsions optiques codées par des signaux hyperfréquences, de modulation. La figure 2 montre le schéma des niveaux d'énergie d'une vapeur alcaline excitée dont les termes sont séparés par un champ magnétique ainsi que les % 35 transitions radiatives permises. La figure 3 montre les vecteurs représentant les composantes de polarisation circulaire gauche ou droite, respectivement, de la lumière de la figure 2 dans leur cadre de rotation, et leur rapport avec la polarisation du système excité. 40 La figure 4 indique qualitativement la durée d'une impulsion de lumière 69 10794 2 2009057 comparée avec un signal hyperfréquence de modulation dans un dispositif à retard hélicoïdal. La figure 5 est le schéma des niveaux d'énergie d'un système excité à l'état solide, par exemple, du rubis. 5 L'effet quantique de "transparence auto •"induite" est un effet optique non linéaire par lequel un milieu normalement opaque devient transparent à des impulsions de lumière cohérente lorsqu'on lui applique un champ électrique supérieure à un seuil. Les impulsions de lumière incidente sont absorbées et ré-émises de façon 10 continue par le système que l'on excite à sa fréquence de résonance optique. De ce fait l'intensité et la forme des impulsions reste essentiellement inchangées, et le milieu devient qùasi tranéparent à la lumière du laser qui la traverse pratiquement sans aucune atténuation. Dans la littérature, on parle des "impulsions 2ir" en considération du 15 modèle vectoriel de Feynman qui se rapporte à l'équation de SchrSdinger par laquelle on étudie le problème. Dans ce modèle, les vecteurs respectifs tournent de 2ïï quand un système è deux niveaux est excité de son état fondamental à son niveau le plus élevé et retourne à son état fondamental. Une propriété de telles irrpulsions 2ir est le fait, que à l'intérieur 20 du milieu de résonance la vitesse de propagation de la lumière, c'est-à-dire,® la vitesse du signal est fortement diminuée dans les conditions de transparence auto-induites. Cependant, on ne rapporte pas dans la littérature, que dans ce cas un effet Faraday intense est associé à la transparence autc-indui-te, lequel permet d'obtenir une rotation Faraday importante de la lumière 25 polarisée avec des champs magnétiques axiaux relativement faibles. La figure 1 montre schématiquement, sous forme d'un diagramme une réalisation du procédé de modulation. Le champ magnétique axial qui module les impulsions de lumière est établi par des signaux hyperfréquences coïncidents de même vitesse de propagation. Un oscillateur principal 1 contrôle la coïn-30 cidence dans le temps et dans l'espace des vitesses de propagation des signaux hyperfréquences émis par le générateur d'impulsions hyperfréquences 2 avec les impulsions de lumière cohérente et polarisée émise par l'émetteur optique 3. L'émetteur optique 3 peut être un émetteur émettant une lumière polarisée à une fréquence optique correspondant à la fréquence de résonance du milieu 35 utilisé pour la transparence auto-induite. Il peut être constitué par exemple par un laser à gaz, ou à solide, d'intensité convenable. L'émetteur optique peut aussi être un oscillateur paramétrique de lumière ou un laser dit à impulsions géantes. Dans l'émetteur optique 3, un modulateur de lumière 4 de conception clas-40 sique est utilisé pour commander le taux de répétition des impulsions de lu 69 10794 3 2009057 mière émises en fonction de la fréquence de l'oscillateur principal 1. Puisque ce modulateur de lumière 4 n'est commuté que par des signaux périodiques, tous les problèmes en rapport avec une transmission à haute vitesse de signaux aléatoires, telles que des informations, n'existent pas ici, et une cellule 5 de Pockels peut être utilisée dans ce cas. La modulation par des signaux périodiques de fréquence peuvent aller jusqu'au domaine des hyperfréquences élevées, peut être effectuée par des circuits résonnants à coefficient de surtension Q élevé avec une puissance relativement basse. Cependant, des circuits de cette sorte ne peuvent pas être utilisés pour des signaux de modulation aléatoires, 10 tels que ceux que l'on code avec les informations à transmettre. Dans les dessins, l'émetteur optique 3 est représenté schématiquement sous forme d'un laser à état solide. Du côté droit le rectangle comprenant une flèche indique un polariseur qui peut être remplacé par tout autre moyen de polarisation. C'est-à-dire, qu'un laser muni de fenêtres de Brewster pourra émettre des 15 impulsions de lumière cohérente polarisées rectilignement, sans aucun autre moyen de polarisation. Dans l'axe optique du laser 3, on a représenté un dispositif à retard 5 comprenant le matériau de résonance sur lequel tous ont les impulsions lumineuses causant par là l'effet de transparence auto-induite. Ce dispositif à retard 20 5 agit aussi comme une ligne à retard pour les hyperfréquences dont la vitesse de phase est rendue égale à la vitesse de propagation des impulsions de lumière. Par exemple, dans un système de transmission d'information MIC (modulation par impulsions codées), on introduit les signaux de support d'information dans une entrée de signal 6. Ainsi, le générateur d'impulsions hyperfréquence 25 2 est modulé de telle façon, que sa ligne de sortie 7 transporte des signaux digitaux en synchronisme avec les impulsions lumineuses émises par l'émetteur optique 3. Ces signaux hyperfréquences sont les signaux de modulation de la lumière émise par l'émetteur optique 3, et ces signaux sont introduits dans le dispositif à retard 5. Les impulsions lumineuses bloquées en phase équidis-30 tante 8 provenant de l'émetteur 3 entrent dans le dispositif à retard 5 où elles sont retardées de façon importante par le milieu de résonance optique à cause de l'absorption et de la ré-émission résonante. On indique cela sur le dessin par la rangée d'impulsions séparée par des écarts plus faibles. La composante axiale du champ magnétique des impulsions hyperfréquences se pro-35 pageant avec les impulsions lumineuses commande la polarisation de ces impulsions lumineuses par rotation respective de leur plan de polarisation suivant le code des signaux de modulation 7. Par conséquent, les signaux de sortie S sont des impulsions optiques codées en fonction de la direction de leur plan de polarisation. Pour utiliser ces impulsions, on emploie un analyseur 40 (non montré) à la sortie du dispositif à retard 5^ ^e telle sorte que la lumiè 69 10794 4 2009057 re polarisée rectilignement qui n'est pas modulée soit juste éteinte. Par suite de cela, chaque impulsion lumineuse qui est modulée par un signal hyperfréquence créée par rotation de son plan de polarisation un signal brillant qui traversera l'analyseur. 5 Afin de mieux comprendre l'invention, nous allons présenter dans ce qui suit une théorie simplifiée de la transparence auto-induite pour expliquer quelques unes des propriétés des impulsions 2ir. Le premier résultat de ces explications sera la preuve du retard important desdites impulsions lumineuses comme on l'a déjà montré d'une manière semblable dans l'art antérieur. 10 Cependant, on montrera également que l'on peut s'attendre à trouver un effet Faraday géant, résultat qui n'a pas encore été publié. Cet effet Faraday puissant à la résonance optique par lequel dans les conditions de la transparence auto-induite, les impulsions lumineuses ne subissent qu'un affaiblissement négligeable, est le fondement du procédé décrit 15 de modulation de lumière. La propagation des impulsions 2tt, c'est-à-dire, l'absorption et la ré-émission de la lumière polarisée rectilignement dans un système atomique à deux niveaux d'un milieu de résonance optique, est relié à la diminution de la vitesse du signal. On peut déduire simplement ce résultat d'une observa-20 tion des énergies. Le flux d'énergie à travers une section unitaire peut être calculé de deux façons. La première est d'intégrer la densité d'énergie durant la durée des impulsions, à un moment donné. Une partie de la densité énergétique doit être trouvée dans l'onde électromagnétique et une autre partie dans l'excitation des centres de résonance du milieu. On désigne par UBm la 25 partie due au champ électromagnétique et par Uc la partie due au système excité à deux niveaux. Puisque la longueur des impulsions 2u est Vt, le contenu énergétique par unité de surface est E = Vt (U + U ) (1) em c où V est la vitesse de groupe et t la durée d'une impulsion. 30 La seconde façon est d'intégrer dans le temps l'énergie traversant une section unitaire. Puisque le flux est situé entièrement dans l'onde électromagnétique, et se propage avec la vitesse de phase de ladite onde, on obtient une seconde expression, pour le contenu énergétique par unité de surface; E =» - t U C2) n em 35 où c est la vitesse de la lumière dans le vide et n l'indice de réfraction du milieu sans tenir compte des centres de résonance, c'est-à-dire, l'indice de réfraction de l'hôte. En égalant (1) et (2) on obtient: U * u ,, c em 1 n n c v = n •ïr-*rou V= ïï + c • m (3) em c em 69 10794 5 2009057 La moyenne exact que l'on doit utiliser pour U et U ne peut être c em calculé qu'à partir de la forme exacte de l'impulsion. Cependant, à partir des résultats déjà cités dans l'art antérieur, il apparait, que l'intensité 2 lumineuse Ç et l'inversion de population dans le système excité dépendent du S temps de manière identique. Par conséquent, le rapport U /U peut être calcu- em c lé à partir des valeurs de pics de U et U . em c ■On a pour des ondes polarisées circulairement dans le cas de la résonance: tUemJpic Zàax* ~~ C4) TT T K où k est une valeur indiquant la force d'interaction entre l'onde électroma-10 gnétique de la lumière et le système excité à deux niveaux. k = 2p/ HT, C -fi=h/2ir), p est la composante x ou y des moments bipolaires électriques macroscopiques de la transition excitée. h=2irfi est la constante de Plank. Dans le cas de la résonance on a: 15 «V pic * N * " 151 où N est le nombre de centres d'excitation et œ la pulsation de la lumière u »2irv. En introduisant les valeurs de pic de U et de U dans l'équation (3) em c on obtient la vitesse de groupe réciproque de la lumière dans le cas de la 20 résonance : 1 n ir N 1tot2k2 V c ne Ce résultat correspond à celui cité dans l'art antérieur. Dans ce qui suit on va montrer à l'aide des figures 2 et 3, qu'outre la réduction connue de la vitesse de propagation de la lumière dans le cas de 25 la résonance, on peut aussi s'attendre à l'existence d'un effet Faraday géant quand un champ magnétique axial H est présent. Pour évaluer l'ampleur de la rotation du plan de polarisation, on se référera à un système microscopique à deux niveaux d'énergie comme on le décrit danp la figure 2. Un tel diagramme de niveaux d'énergie est caractéristique 30 des niveaux d'une vapeur alcaline excitée avec des transitions de l'état fon- 2 2 damental au premier état excité P-]/2" Ces deux états sont séparés par une différence d'énergie hio, où u) est la pulsation ou la fréquence angulaire de la lumière et -f)=H/2ir est la constante de Planck divisée par 2tt, ou le moment angulaire élémentaire. L'application 35 d'un champ magnétique axial H sépare les niveaux en doublets avec une différence de fréquence Au. Les nombres quantiques magnétiques Mj affectés aux 6 2009057 69 10794 10 15 20 25 30 35 différents niveaux sont indiqués dans le schéma. Une impulsion lumineuse polarisée rectilignement, centrée sur une fréquence u peut être décomposée en ses composantes circulaires gauche et droite, correspondant aux transitions du diagramme de niveau indiquées par L ou R, respectivement. Dans la figure 3, les deux composantes de la lumière sont montrées sous forme de vecteur dans leur système de coordonnées de rotation respectif. La direction de la rotation est indiquée par une flèche désignée par L ou R, respectivement, dans la partie inférieure des cercles. On peut décrire le comportement d'une impulsion 2ir en l'absence de champ magnétique de la façon suivante. Dans la région d'absorption, c'est-à-dire pour le front avant de l'impulsion 2tt, le dipole macroscopique P° ou P° IL iR est en rstard de 90° sur le champélectrique représenté dans la figure par les vecteurs EL ou ER, respectivement. Au maximum dB l'impulsion 2ir, c'est-à-dire pour l'inversion complète de la population du niveau supérieur, le moment dipolaire devient nul. Dans la région d'émission, c'est-à-dire pour le front arrière de l'impulsion 2ir, le dipole macroscopique P°^j_ ou P°fR» est en avance de 90° sur le champ. Dans cette description l'index supérieur 0 du symbole P pour le dipole indique l'absence de champ magnétique. L'index inférieur i indique le commencement et f la fin de l'impulsion 2ir. Ces conditions varient avec l'application d'un champ magnétique axial dans la direction z, qui est la direction de propagation de la lumière. L'indice supérieur H est utilisable dans ce cas. Maintenant le dipole PD tourne de légèrement plus vite que le champ électrique E^ de la composante polarisée circulairement à droite de l'impulsion lumineuse, et P^ légèrement moins vite que EL. La différence correspond à la différence de pulsation ± Au résultant H du partage des niveaux magnétiques dans la figure 2. Cela entraîne que P^, est écarté de P ^ d'un angle =A tion P comme source du champ électrique, il se produit aussi une rotation du plan de polarisation du champ électrique attribué. Les vecteurs E du champ émis par l'impulsion 2tt tournent aussi du même angle Il est important de remarquer, que ces champs émis ne sont pas ceux de la section transversale z, correspondant à la figure 3, mais sont les champs qui se produisent plus loin dans le matériau, à une section transversale z + Az. Pour évaluer cette longueur Az on considère que l'énergie électromagnétique traversant une section unitaire en z est entièrement absorbée et ré-émise par le matériau sur la longueur Az. En utilisant les définitions données ci-dessus, cela peut s'écrire: c (7) 69 10794 7 2009057 Le dédoublement de Zeeman des niveaux d'énergie dû au champ magnétique appliqué à une valeur K 0 H Au s —___ qù g est ie facteur de Landé et B le magnéton de Bohr. La rotation spécifique de Faraday © en radian par unité de longueur et unité de champ magnétique est calculée de la façon suivante: Az.H c H U c fi U em em On peut voir dans cette équation, que comme la diminution de la vitesse du signal, la rotation de Faraday est aussi proportionnelle au rapport U /U . c em En comparant l'équation t8î avec l'équation C3J, on peut voir qu'une rotation de Faraday importante et une réduction de vitesse importante sont toutes les deux reliées à des valeurs importantes du rapport Uc/U . Dans le cas de dédoublement magnétique des niveaux Au, satisfaisant à la condition Aut« 1, les valeurs de pic de U et U peuvent être prises em c dans les équations (4) et (5), de telle sorte que finalement la rotation spécifique de Faraday prenne la forme: ne On peut voir d'après cette équation, que cette rotation du plan de polarisation ne dépend pas seulement des paramètres physiques du système, mais aussi du carré de la durée de l'impulsion. Pour des systèmes particuliers, l'effet est très Important, même pour des impulsions courtes. Cet effet de rotation de Faraday, extrêmement important à la résonance optique est utilisé dans le procédé de la modulation de lumière, dont une réalisation est décrite à l'aide de la figure 1. Le dispositif à retard peut être réalisé par plusieurs procédés. Dans un dispositif hélicoïdal, les vitesses de groupe et de phase des impulsions hyperfréquences peuvent être rendues égales et plus petites que la vitesse de la lumière dans le vide. Cette vitesse de phase est alors fixée pour être égale à la vitesse de propagation de l'impulsion lumineuse qui est beaucoup plus petite qu'une période de l'onde hyperfréquence. Lorsque les deux ondes se propagent ensembles, la polarisation de la lumière tourne. Le mode d'oscillation du dispositif hélicoïdal est l'ordre inférieur du mode H. % Un autre dispositif de retardement peut être construit à partir d'un ensemble de cavités résonnantes couplées et accordées. Dans un dispositif à retard dans lequel une ligne à retard hélicoïdal entoure un noyau de matériau de résonance optique, on peut diriger l'impulsion lumineuse axialement sur ce noyau et introduire le signal hyperfréquence dans Hhélice. La correspondance doit être telle que les ondes électromagnétiques 69 10794 8 2009057 voyagent ensemble dans le dispositif à retard. La partie supérieure de la figure 4 montre la composante Hd'une telle impulsion hyperfréquence en fonction du temps. La forme de l'impulsion est représentée par l'enveloppe dessinée en pointillés, comprenant quelques pé-5 riodes de la fréquence porteuse. La partie inférieure de la figure montre une impulsion lumineuse ou plus précisément l'enveloppe d'une impulsion lumineuse. Ce dessin permet la comparaison qualitative de la durée d'une impulsion lumineuse avec celle d'un signal de modulation hyperfréquence. En considérant le fait que à l'intérieur du dispositif à retard la vitesse de phase 10 de l'onde hyperfréquence égale la vitesse de propagation de la lumière dans le milieu de résonance, on peut lire la coordonnée temps t comme coordonnée de longueur z. Le dessin montre alors, qu'à l'intérieur du dispositif à retard 1'impulsion lumineuse remarquablement courte se propage avec l'impulsion hyperfréquence de modulation dans la région d'amplitude maximum du champ magnétique 15 axial. Puisque l'émission d'impulsions lumineuses cohérentes et polarisée rectilignement est bloquée en phase avec les signaux hyperfréquences de modulation au moyen de l'oscillateur principal, les temps d'arrivée au dispositif à retard des deux sortes d'impulsions peuvent effectivement être mis en coînci-20 dence. Suivant la modulation ou le codage désirés l'impulsion hyperfréquence, engendre, quand elle est présente, un champ magnétique axial à l'intérieur du dispositif à retard, qui est fait d'une ligne à retard pour les ondes hyperfréquences et est rempli avec le matériau de résonance optique. Quand elles se propagent ensemble dans le dispositif à retard, le champ magnétique axial 25 agit sur l'impulsion optique et fait tourner son plan de polarisation. Le fonctionnement du modulateur est soumis à plusieurs conditions dépendant de la largeur de ligne. La largeur de ligne optique r est composée de deux parties. La première partie est la contribution I" de ce que l'on appelle l'élargissement de ligne homogène et la seconde partie est la contribution 30 r* de ce que l'on appelle l'élargissement de ligne inhomogène. Dans les deux cas, la largeur de ligne T' ou r* est mesurée en pulsations comme la demi largeur de 1'.impulsion lumineuse à la demi intensité. La grandeur inverse T2 = 1/r est appelée le temps de relaxation, qui est constitué de façon similaire de deux parties T ' et T^*. Le temps de relaxation T^' de l'élargisse-35 ment de ligne homogène de la transition résonnante doit être supérieur à t. Ceci est une condition nécessaire pour le fonctionnement du modulateur de lumière. Plusieurs combinaisons de lumière et de matériau sont possibles, que l'on peut utiliser dans le procédé de modulation décrit. 40 Par exemple, on peut utiliser des gaz comme système de résonance. Dans 69 10794 9 2009057 ce cas le temps de relaxation est relativement long, habituellement de l'ordre du temps d'émission spontané. On peut alors utiliser des transitions très fortes et travailler à des températures élevées. On peut par exemple utiliser comme cela a été fait dans l'art antérieur, un laser à CO^ et un absorbeur 5 à fluorure de soufre (SF_). La fréquence de sortie du laser coïncide avec b une fréquence d'absorption du gaz SF b Un point essentiel, est que le temps de relaxation homogène du matériau d'absorption utilisé soit plus grand que la durée des impulsions optiques de l'émetteur. Les matériaux solides que l'on doit exciter pour auto-10 induire la transparence par des lasers à mode bloqué à Impulsions géantes de conception conventionnelle doivent être refroidis de manière à ce que le temps de relaxation homogène soit réellement plus grand que la durée des impulsions géantes du laser utilisé. Les impulsions optiques d'une durée de l'ordre de -9 -8 10 à 10 sec. peuvent être obtenues par déclenchement d'un laser à impul- 15 sions géantes. Comme on le décrit ci-dessous, dans un dispositif laser à rubis- absorbeur à rubis, le cristal de rubis dans le dispositif à retard doit par conséquent être refroidi à la température de l'hélium liquide. Cependant, si l'émetteur optique est un laser à mode bloqué, à impulsions géantes des -12 durées d'impulsions de l'ordre de 10 sec peuvent etre réalisées. Puisque 20 plusieurs matériaux à l'état solide ont des temps de relaxation transversale -12 supérieurs à 10 sec. on peut utiliser des dispositifs qui peuvent fonctionner à des températures élevées, même à la température ambiante. On connaît un nombre croissant de soit disant coïncidence entre les lignes lasers et des transitions atomiques ou moléculaires excitable, qui peuvent 25 être utilisées pour la transparence auto-induite et de là pour le procédé de modulation décrit. Ces possibilités sont accrues par l'utilisation de dispositifs lasers que l'on peut accorder dans un grand domaine de spectres ou par l'utilisation de la conversion paramétrique pour l'émission de lumière cohérente. Ainsi, la lumière de l'émetteur optique peut être accordée et sa-30 tisfaire aux conditions du matériau d'absorption. La figure 5 est utilisée pour la description d'un dispositif à laser à rubis et à cristal de rubis, dans lequel le laser fonctionne à la température de l'azote liquide et le cristal de rubis à la température de l'hélium.liquide. % En plus des raisons, données ci-dessus, concernant le temps de relaxation 35 homogène suffisarrment important, c'est aussi la raison pour laquelle la fréquence de sortie d'un laser à rubis à la température de l'azote correspondant à la transition 4A2(±3/2) E("Ë) conïncide alors avec une fréquence d'absorption du cristal de rubis à la température de l'hélium correspondant à la transition 4A2(± 1/2D -m- 2E (I). 40 Un champ magnétique axial agissant dans la direction de propagation de 69 10794 10 2009057 la lumière entraine un dédoublement Zeeman du niveau, On désigne par L' et R" ou L et R, respectivement, les transitions permises auxquelles se rapportent l'émission de la lumière polarisée circulairement droite ou gauche, respectivement . On va décrire maintenant une évaluation quantitative de la rotation de Faraday dans ce système. Une impulsion optique polarisée rectilignement se propageant dans la direction des z peut se représenter comme ayant un vecteur de champ électrique E dans la direction des x et peut frapper le moyen de résonance optique au point z=0. L'impulsion peut être décomposée en ses composantes circulaire droites et gauches. E (z,t) » Ç (z,t) { Ix cos (ut - kz + ij») - y sin (ut - kz + + Ix cos (ut - kz - i|i) + y sin (ut - kz - I } ■ 2 Ç (z,t) cos (ut - kz) (x cos 4> ~ y sin i|») (10) où x et y désignent les vecteurs unités des axes de coordonnées, u est la fréquence centrales la nombre d'onde k «= nQ.u/c correspond au vecteur de propagation de la lumière quand aucun centre de résonance n'est présent. La quantité i^=0 a l'incidence de l'onde, sur le milieu actif. Dans sa propagation à l'intérieur du milieu actif de Faraday augmente proportionnellement avec la coordonnée de longueur et représente l'angle de la rotation de Faraday. Comme on l'a déjà mentionné ci-dessus dans la définition de la quantité k, p désigne la composante x ou y du moment dipolaire électrique macroscopique de la transition résonnante. On peut obtenir la transparence auto-induite quand l'enveloppe de l'impulsion optique est donnée par la fonction suivante: Ç (z,t) ■ —— sechl— (t--^) I (11) PT T On peut exprimer de la façon suivante l'inverse de la vitesse du signal: ,2 M t2 _ _ t j... (12) . 4irp . N t * 1 _ n + eff. j g(w) dw V c n.fi.c - « 1 + (w+w)2 t2 L'énergie intégrée des impulsions lumineuses par section unitaire est donc: 2 E = ,c fi-. (13) ir . p2 . t t est le paramètre déterminant la durée de l'impulsion optique. V est la vitesse de propagation de l'impulsion lumineuse dans le moyen de résonance. N .. est la densité effective des centres résonnants. g(w) est la fonction eff de distribution normale expliquant l'élargissement de ligne inhomogène produit 69 10794 n 2009057 30 par les centres de résonance, w est l'incrément de la pulsation de la lumière mesurée à la fréquence centrale oj.w est la pulsation proportionnelle au champ magnétique axial effectif H, qui correspond à la moitié du dédoublement Zeeman de la transition excitée. 5 Dans la description se rapportant à la figure 5, il existe une coïncidence 2 — 4 entre les énergies de transition E (E) -*-»■ A„ C± 3/2] du laser à rubis à 2 — 4 la température de avec celle de la transition E(E) •«-*■ A (± 1/2) du cristal de rubis à la température de He. La largeur de la ligne est déterminée par l'élargissement inhomogène et atteint environ 0,1 cm . Une telle largeur 10 de ligne permet l'utilisation à mode bloqué du laser à rubis avec une impulsion -10 de durée t de l'ordre de 100 psec. t10 sec). On peut centrer le spectre de l'impulsion lumineuse à environ 14 421,7 -1 cm . En considération des lignes étroites du laser à rubis, les transitions 4 2 du niveau A^ C± 3/2) au niveau E(E) dans le cristal de rubis ne jouent aucun 15 rôle dans l'effet Faraday. Leur fréquence est trop éloignée de la transition 4 2 — considérée A^ Ci 1/21 ECE). La densité effective des centres de résonance peut être supposée égale à la différence de densité d'un état de l'un des niveaux inférieurs et d'un niveau supérieur. Puisque dans l'état non excité 2 — du rubis, les niveaux E(E) ne sont pas peuplés, on peut supposer une densité 20 égale pour la population des quatre niveaux fondamentaux à 4,2°K. La valeur pour la densité effective des centres de résonance peut alors être supposée 3+ égale au quart de la densité des ions Cr dans le cristal de rubis. La rotation de Faraday du plan de polarisation peut être calculée de la façon suivante à partir des différences d'énergie entre les transitions 25 créant les composantes polarisées circulairement de l'impulsion lumineuse. 2 4 Les facteurs de Landé ont des valeurs g^ ( E) = 2,445 et ( A^ ) = 1,984. On peut en déduire la pulsation comme fonction du champ magnétique : w = I g^ ( 2E) - g11 (4a23 ' ' = 0,23 ~ L'angle de la rotation de Faraday est donné par : ,2 *= (9) Hzsz 4»P «"Wtw f g (w)jJw (15) 2 , n . fî . c 1 + (w+w) t2 Par exemple le cristal de rubis à la température de l'hélium liquide 3+ peut avoir une concentration ionique en Cr d'environ 0,1%. A cette temperature de 4,2°K on est sûr que le temps de relaxation homogène est beaucoup plus grand que la durée d'impulsion t. Alors les paramètres prennent les valeurs 35 suivantes : t = 10 sec Neff 3 1019 cm"3 69 10794 12 2009057 2 _ c Jn-41 3 p - 5 . 10 erg cm n = 1,76 15-1 u = 2,72 Dans le cas de champs magnétiques faibles, c'est-à-dire, de petites va-5 leurs de w, l'intégrale des équations (12) et (15) devient pratiquement indépendante de w et prend la valeur 1/2 pour lesdites largeur de ligne et de durée d'impulsion t. A partir de ces valeurs, on peut calculer l'énergie de 2 l'impulsion cornue étant d'environ 3,7 millijoules/mm de section et la vitesse g de propagation est égale à 3,3 x 10 cm/sec. En tenant compte de la longueur 10 z, la rotation de Faraday spécifique peut être calculée 6 = 4>/zH = 0,35 Degré/Gauss cm. Un, tel modulateur à rubis peut être réalisé en utilisant un dispositif à retard hélicoïdal. Pour cela on utilise un petit barreau de rubis de quelques millimètres de diamètre, qui sert de noyau pour l'hélice et le rapport de 15 la longueur du conducteur à la longueur de l'hélice doit être de 30 environ. Ce rapport, considéré en fonction de la constante diélectrique du rubis pour les hyperfréquences (9,5 pour l'onde TE), donne un ralentissement total de l'onde de 90. L'énergie hyperfréquence nécessaire dans le mode H d'ordre le plus bas 20 dans le but d'obtenir un champ magnétique axial de 1 gauss peut être rendue inférieure à 1 watt en utilisant un rubis de petit diamètre, par exemple, plus petit que 2 mm. Le faisceau optique est focalisé dans le rubis. La longueur du barreau de rubis peut être de un à quelques centimètres suivant le degré de rotation désiré et les pertes par diffraction dans le faisceau. 25 En utilisant une fréquence porteuse de l'ordre de 2 GHz on peut construi re un dispositif MIC avec une largeur de bande effective de plusieurs centaines de MHz. Avec une énergie hyperfréquence d'environ 10 watts dans le mode de l'hélice approprié et un rubis de 2cm de long et de 1,5 cm de diamètre, la valeur de la rotation sera alors de l'ordre de 5 à 10°. Celà signifie qu'une 30 fraction importante de la puissance de la lumière incidente peut sortir d'un analyseur disposé après le rotateur de Faraday, et cette lumière peut alors être utilisée pour transmettre des informations. A plusieurs points de vue, le rubis n'est probablement pas le meilleur matériau, et plus particulièrement si 1'on considère la valeur au facteur de 35 Landé (g) qui est de 0,23, donc relativement possible. On peut espérer trouver d'autres matériaux ayant une valeur g de 2 ou plus et qui réduira l'intensité du champ magnétique nécessaire dans les mêmes proportions. On obtiendra la même réduction de l'énergie hyperfréquence nécessaire, puisque l'énergie est proportionnelle au carré de l'intensité du champ nécessaire. On peut aussi 69 10794 13 2009057 diminuer la puissance de la modulation par l'utilisation d'un matériau présentant des transitions plus fortes puisque la rotation de Faraday croît avec la grandeur de l'élément de matrice de transition. Pour ces raisons on recommande l'utilisation de matériaux ayant des facteurs g importants et des éléments de matrice de transition plus forts. On peut combiner plusieurs matériaux pour le laser et l'absorbeur. Des impulsions lumineuses plus courtes permettent un taux de répétition plus élevé, cela signifie une augmentatin de la largeur de bande effective d'un système de transmission d'information. Bien que 1'on ait décrit dans ce qui précède et représenté sur les dessins, les caractéristiques essentielles de l'invention appliquées à un mode de réalisation préféré de celle-ci, il est évident que l'homme de l'art peut y apporter toutes modifications de forme ou de détail qu'il juge utiles sans pour autant sortir du cadre de ladite invention. 69 10794 14 2009057 REVENDICATIONS 1.- Procédé de modulation de la lumière, utilisant l'effet Faraday, caractérisé en ce que pour faire tourner la plan de polarisation d'un faisceau de lumière polarisée rectilignement, on fait agit un champ magnétique axial sur 5 dès impulsions de lumière cohérente dans un milieu résonnant optique de manière à faire apparaître une transparence "auto-induite". 2.- Procédé selon la revendication 1 dans lequel le champ magnétique axial est engendré par des signaux hyperfréquences se propageant en synchronisme avec les impulsions lumineuses. 10 3.- Procédé selon la revendication 2 dans lequel le synchronisme dans le temps et dans l'espace des impulsions lumineuses et des signaux hyperfréquences est obtenu par un oscillateur pilote commandant la fréquence de répétition des impulsions lumineuses. 4.- Procédé selon la revendication 1 dans lequel le temps de relaxation ho-15 mogëne du matériau résonnant est plus grand que la durée de l'impulsion lumineuse. 5.- Dispositif de transmission d'information à modulation par impulsions optiques codées faisant application du procédé de la revendication 1 et caractérisé en ce qu'il comprend une source lumineuse émettant des impulsions de 20 lumière polarisée rectilignement, des moyens pour ralentir les dites impulsions lumineuses, un générateur de signaux hyperfréquences, un oscillateur pilote synchronisant ladite source lumineuse et ledit générateur de signaux hyperfréquences de manière à ce que les signaux hyperfréquences émis coïncident avec les impulsions lumineuses, des moyens pour introduire dans ledit 25 générateur d'hyperfréquence des informations codées par impulsions et un milieu optique susceptible de présenter une transparence "auto-induite" dans lequel les dites impulsions lumineuses sont modulées par les dits signaux hyperfréquences. ,