DE1589970B2 - Optisches Verfahren zur Erzeugung der zweiten Harmonischen als Summenfrequenz - Google Patents

Description

Nutzstrahl nochmals mit derselben Frequenz, aber im Gegentakt moduliert. Der durch dieses Verfahren erzeugte Nutzstrahl weist aber eine Frequenz auf, die gleich ist der Mittenfrequenz der Eigenschwingungen des optischen Senders, also gleich der Mittenfrequenz der Grundschwingung (ErstenHarmonischen).

Die vorliegende Erfindung hat die Aufgabe, ein Verfahren der eingangs genannten Art zur Erzeugung der Zweiten Harmonischen zu schaffen, das als Nutzstrahl einen unmodulierten, monochromatischen Strahl erzeugt, d. h. ein Verfahren, bei welchem nur die Mittenfrequenz der Eigenschwingungen des optischen Resonators verdoppelt wird.

Erfindungsgemäß ist das Verfahren dadurch gekennzeichnet, daß erstens die zu mischende kohärente optische Strahlung der Frequenz / noch innerhalb des optischen Resonators ihres sie erzeugenden optischen Senders (Laser) eine Phasenkopplung mittels Frequenzmodulation f±f_m mit einer Frequenz f_m erfährt, die ungefähr der Differenz zweier benachbarter Eigenschwingungen des optischen Resonators gleich ist, daß zweitens außerhalb des optischen Senders eine Aufspaltung dieser frequenzmodulierten kohärenten Strahlung in zwei senkrecht zueinander polarisierte Strahlen erfolgt, von denen der eine gegenüber dem anderen um ein ungeradzahliges Viel-

faches einer Zeit T = _TJ- verzögert und mithin bezüglich der ihm aufgeprägten Frequenzmodulation im Gegentakt gegenüber dem anderen Stahl ist, und daß drittens der eine der beiden Strahlen als ordentlicher und der andere Strahl als außerordentlicher Strahl den nichtlinearen Kristall durchläuft derart, daß ein unmodulierter monochromatischer Strahl extrem schmaler Linienbreite mit der Summenfrequenz (J+fm) + (J-fm) als Zweite Harmonische entsteht.

Das erfindungsgemäße Verfahren ermöglicht es, auf einfachem und direktem Weg einen unmodulierten monochromatischen Lichtstrahl extrem schmaler Linienbreite mit der doppelten Frequenz der Grundschwingung der kohärenten optischen Strahlung zu erzeugen, wobei der erzeugte Lichtstrahl insbesondere im Ultraviolettgebiet liegen kann.

An Hand der in der Zeichnung schematisch dargestellten Ausführungsbeispiele einer Anordnung zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens wird dieses Verfahren nachstehend näher erläutert. Es ist F i g. 1 das Schema einer ersten Anordnung,

F i g. 2 ein zur Erläuterung der Wirkungsweise dieser Anordnung dienendes Diagramm,

F i g. 3 das Schema einer zweiten Anordnung.

Die in F i g. 1 dargestellte Anordnung zeigt ein stimulierbares Medium V innerhalb eines von zwei Spiegeln Sl und 52 begrenzten optischen Resonators. Zwischen dem stimulierbaren Medium V, z. B. He-Ne in einem Gasentladungsrohr, und dem teildurchlässigen Spiegel 52 befindet sich ein optisch nichtlinearer doppelbrechender Kristall NL, z. B. aus Kalium-Dihydrogenphosphat (KDP), während zwischen dem stimulierbaren Medium V und dem undurchlässigen Spiegel 51 ein Frequenzmodulator M angeordnet ist. Die Strahlung dieses optischen Senders hat die Wellenlänge Λ = 1,15 μιη. In bezug auf die Strahlenachse Al der Anordnung ist die optische Achse A 2 des Kristalls NL unter dem Winkel # für maximale Wechselwirkung angeordnet. Dieser Winkel ΰ beträgt für diese Wellenlänge unter Verwendung eines KDP-Kristalls etwa 60°. Der Frequenzmodulator M besteht z. B. ebenfalls aus einem KDP-Kristall, dessen optische Achse in Strahlrichtung liegt. Ferner sind an zwei einander gegenüberliegenden Flächen des Kristalls des Modulators M mit einer Öffnung zum Durchlaß des Strahles versehene Elektroden vorgesehen, denen von einem Oszillator O eine Spannung mit einer Frequenz f_m von z.B. 100 MHz zugeführt wird. Das Achsensystem des Modulator-Kristalls wird so gewählt, daß das Achsenkreuz der induzierten Doppelbrechung gleich orientiert ist wie dasjenige des Kristalls NL. Infolge der angelegten Spannung verändert sich der Brechwert des Modulatorkristalls M im Takt der Frequenz f_m\ die dadurch bewirkte Änderung der optischen Weglänge zwischen den Spiegeln 51 und 52 hat eine Frequenzmodulation der in dem optischen Resonator ausgelösten Strahlen zur Folge.

Aus einem optischen Sender gehen bekanntlich kohärente Lichtstrahlen von verschiedener Eigen-· frequenz hervor, und in F i g. 2 ist schematisch die Intensität / mehrerer Eigenschwingungen mit ausgezogenen Strichen in Funktion der Lichtfrequenz / dargestellt. Der Abstand Af zwischen zwei benach-

Eigenfrequenzen ist gleich

wobei c die

Lichtgeschwindigkeit und / den optischen Abstand zwischen den Spiegeln 51 und 52, die den optischen Resonator begrenzen, bedeutet. Zwischen den ver_schiedenen Eigenschwingungen besteht keine feste Phasenbeziehung, was zur Folge hat, daß in Ermangelung weiterer Maßnahmen die Intensität der aus dem optischen Sender austretenden Nutzstrahlen starken Schwankungen unterworfen ist, indem sich die Teilstrahlen von verschiedener Eigenfrequenz in zufälliger Weise überlagern.

Wenn die verschiedenen, in einem optischen Sender entstehenden Eigenschwingungen frequenzmoduliert werden, und zwar mit einer Modulationsfrequenz f_m, die der Frequenz Af nahezu gleich ist, dann ergibt sich in an sich bekannter Weise eine feste Phasenkopplung zwischen den verschiednen Eigenschwingungen, und es stellt der Nutzstrahl eine frequenzmodulierte Schwingung mit der Modulationsfrequenz f_m dar, also eine Trägerfrequenz / mit Seitenbändern in den Abständen Af. Wenn man im Nutzstrahl lediglich eine einzige unmodulierte Frequenz wünscht, kann man nach einem bekannten Verfahren den Nutzstrahl noch einmal mit derselben Frequenz f_m, aber im Gegentakt modulieren, wobei dann die Energie aller Seitenbänder in die allein übrigbleibende Trägerfrequenz / übergeht.

Mit der vorliegenden Anordnung wird ebenfalls ein einfrequenter Nutzstrahl erzeugt, wobei aber dessen Frequenz praktisch gleich dem Doppelten, nämlich 2/, der betrachteten Trägerfrequenz / ist.

Durch die Doppelbrechung des Kristalls NL wird bewirkt, daß außer der betrachteten Gruppe von Eigenschwingungen auch noch eine zweite Gruppe von Eigenschwingungen auftritt, die in F i g. 2 gestrichelt dargestellt ist und die als Ganzes gegenüber der ersten Gruppe um eine kleine Frequenz Zl₁/ verschoben ist. Diese beiden Strahlengruppen sind senkrecht zueinander polarisiert und gehen als ordentlicher und außerordentlicher Strahl durch den Kristall NL hindurch. Infolge der Nichtlinearität des Kristalls NL treten diese beiden Strahlen in Wechselwirkung, und es ergibt sich ein Ausgangsstrahl von doppelter Frequenz, wobei dieser Effekt praktisch nur dann auftritt, wenn die optische Achse Al unter dem an-

gegebenen Winkel«? von etwa 60° zur Richtung Al der Strahlen liegt. Dieser Wert ist kritisch, denn bei sehr geringen Abweichungen von dem übrigens etwas temperaturabhängigen Optimalwert von ■& nimmt die Wechselwirkung sehr rasch ab.

Bezeichnet man die elektrische Feldstärke des ordentlichen bzw. des außerordentlichen Strahls mit e₀ bzw. e_a, so kann man dieselben wie folgt darstellen:

e₀ = A · cos{2 nft + q ■ sin 2 nf_mt} ,

e_a = B- cos {2 Ttf't + 2 nf'T + q ■ sin /„ 2 π(ί+Τ)};

dabei ist / bzw. /' die Frequenz der zentralen Eigenschwingung der beiden genannten Gruppen von Eigenschwingungen, q der Modulationshub und T die relative Verzögerung der Modulation des einen Strahles in bezug auf den anderen Strahl. Die Frequenzen / und /' sind praktisch gleich der Mittenfrequenz des stimulierbaren Mediums. Durch geeignete Polung der Elektroden des Modulatorkristalls M wird erreicht, daß der Brechwert für den ordentlichen Strahl zunimmt, während gleichzeitig der Brechwert für den außerordentlichen Strahl abnimmt, was zur Folge hat, daß T= ^l

Es ist dann

2 fm

wird.

e_a = B · cos {2 π/7 + 2 π/Τ - q - sin 2 π/W}.

Betrachtet man im Modulationsprodukt e₀ - e_a den Summenanteil, so wird derselbe proportional zu

K-A-B-cos {2n(f+f')t + 2n(f'T)},

wobei K den nichtlinearen Kopplungsfaktor darstellt.

Es erübrigt sich, den Differenzanteil des Modulationspunktes e₀ · e_a zu betrachten, da die Differenzfrequenz /—/' nicht in den gleichen Bereich fällt.

Nach dem beschriebenen Verfahren erhält man somit mit dem optischen Sender einen Nutzstrahl s von nur einer Frequenz, wobei diese Frequenz praktisch doppelt so groß ist, wie die sonst mit einer entsprechenden Anordnung erzielte Frequenz /. E^s ist noch zu erwähnen, daß die Modulationsfrequenz f_m nicht genau mit der Frequenzdifferenz Af benachbarter Eigenschwingungen übereinstimmen darf, damit die Anordnung auf die beschriebene Weise arbeitet. Der Unterschied zwischen f_m und Af muß aber sehr gering sein, etwa in der Größenordnung von einigen Promille.

Bei einer in F i g. 1 gestrichelt angedeuteten Variante liegt der nichtlineare Kristall NL' außerhalb des teildurchlässigen Spiegels 52, statt zwischen ihm und dem stimulierbaren Medium V. Falls der Modulatorkristall M selbst nicht doppelbrechend ist, muß jetzt an Stelle des Kristalls NL ein anderer, gestrichelt dargestellter doppelbrechender Kristall D in das Innere des optischen Resonators gebracht werden, um die beiden senkrecht zueinander polarisierten Strahlen verschiedener Trägerfrequenz / und /' zu erzeugen. An den früheren Überlegungen ändert sich dadurch nichts, und der aus dem nichtlinearen Kristall NL' austretende Strahl s' ist ein einfrequenter Lichtstrahl, dessen Frequenz gleich der Summe der Trägerfrequenzen / und /', also nahezu gleich 2/ ist. Ob die eine oder die andere Variante günstiger ist, hängt vom Verhältnis der inneren Verstärkung zu den inneren Verlusten auf dem Weg eines Strahls vom Spiegel 51 zum teildurchlässigen Spiegel 52 und zurück ab.

Bei der Anordnung nach F i g. 3 ist zwischen den Spiegeln 51 und 52 ein stimulierbares Medium V angeordnet, welches eine Polarisationsrichtung bevorzugt, z. B. durch unter dem Brewsterwinkel vor- ■ gesehene Austrittsfenster. Zwischen dem stimulierbaren Medium V und dem teildurchlässigen Spiegel 52 befindet sich wieder der durch den Oszillator O erregte Frequenzmodulator M. Unter diesen Umständen wird der durch den Spiegel 52 austretende Strahl nur in einer Richtung polarisiert sein, und es wird dafür gesorgt, daß die Polarisationsebene etwa unter 45° zu der der Zeichnungsebene entsprechenden Ebene' der Anordnung geneigt ist. In der Strahlenachse A1 liegen zwei strahlenaufteilende Glan-Thompson-Pris-_: men Gl und G 2. Durch das Prisma Gl wird der Strahl in zwei orthogonal zueinander polarisierte Teilstrahlen ze-rlegt, von denen der eine direkt und der andere über einen Spiegel 53 zum Prisma G 2 gelangt. Von dort gelangen die Teilstrahlen dann gemeinsam in einen nichtlinearen, doppelbrechenden Kristall JVL, dessen optische Achse A2 wieder unter dem Winkel & zur Strahlenachse A1 geneigt ist.

Die Differenz der optischen Wege der beiden Teilstrahlen zwischen den Prismen Gl und G 2 wird so justiert, daß die Verzögerung zwischen den beiden Schwingungen ein ungradzahliges Vielfaches von

T =

2/«

2/

ist. Im Kristall NL wird wieder das Modulationsprodukt der beiden Schwingungen mit den Feldstärken e₀ und e_a gebildet. Der einzige Unterschied gegenüber der früheren Ableitung ist der, daß nun lediglich eine Gruppe von Eigenschwingungen m vorhanden ist. Es ist also f'=f zu setzen, und man erhält einen einfrequenten Strahl, dessen Frequenz 2/ gleich dem Doppelten der, Frequenz / der Haupteigenschwingung des optischen Senders ist.

Um Verluste zu vermeiden, müssen die von der Strahlung durchgesetzten Oberflächen der Bauteile M, V, D, NL für die gewählte kohärente Wellenlänge entspiegelt sein.

Hierzu 1 Blatt Zeichnungen

Claims (3)

! 589 970 1 2 Die Erfindung betrifft ein optisches Verfahren zur Patentansprüche: Zweiten Harmonischen als Summenfrequenz außerhalb eines die kohärente optische Strahlung in der

1. Optisches Verfahren zur Erzeugung der Grundschwingung (Ersten Harmonischen) erzeugenden Zweiten Harmonischen als Summenfrequenz außer- 5 optischen Senders (Laser) unter Ausnutzung der halb eines die kohärente optische Strahlung in der Wechselwirkung dieser kohärenten Strahlung in einem Grundschwingung (Ersten Harmonischen) erzeu- optisch nichtlinearen doppelbrechenden Kristall und genden optischen Senders (Laser) unter Aus- unter Beachtung der Phasenbeziehung zwischen ordentnutzung der Wechselwirkung dieser kohärenten lichem und außerordentlichem Strahl durch Variation Strahlung in einem optisch nichtlinearen doppel- io der Richtung der optischen Achse gegenüber dem einbrechenden Kristall und unter Beachtung der fallenden Strahl, wobei die Zweite Harmonische durch Phasenbeziehung zwischen ordentlichem und außer- Mischung zweier senkrecht zueinander polarisierter ordentlichem Strahl durch Variation der Richtung Strahlen gleicher Frequenz und Eingangsphase als der optischen Achse gegenüber dem einfallenden Summenfrequenz entsteht.

Strahl, wobei die Zweite Harmonische (2/) durch 15 Ein Verfahren dieser Art, bei welchem die Dar¹-

Mischung zweier senkrecht zueinander polarisierter stellung der Zweiten Harmonischen als Summe aus

Strahlen gleicher Frequenz (/) und Eingangsphase einer lediglich in ihrer Polarisationsebene aufgespal-

als Summenfrequenz entsteht, dadurch ge- tenen Strahlung erfolgt, ist aus ZAMP, Zeitschrift für

kennzeichnet, daß erstens die zu mischende angewandte Mathematik und Physik, Bd. 17, Nr. 3

kohärente optische Strahlung der Frequenz / noch 20 vom 25. Mai 1966, S. 477 bis 478, bzw. aus Journal

innerhalb des optischen Resonators (51, 52) ihres of Applied Physics, Bd. 37, Nr. 4, August 1966,

sie erzeugenden optischen Senders (Laser) eine S. 3584 bis 3586, bekannt.

Phasenkopplung mittels Frequenzmodulation Es ist ferner aus der britischen Patentschrift 1 025 407

/■/·,/··> bekannt, zwischen den Spiegeln eines auf die Grund-

(/ ± Jm) J₅ schwingung abgestimmten optischen Resonators einen

mit einer Frequenz (f_m) erfährt, die ungefähr der nichtlinearen doppelbrechenden Kristall anzuordnen,

Differenz zweier benachbarter Eigenschwingungen dessen optische Achse gegenüber dem einfallenden

des optischen Resonators gleich ist, daß zweitens Strahl unter· einem bestimmten Winkel angeordnet

außerhalb des optischen Senders eine Aufspaltung wird, so daß die Strahlung in der Grundschwingung

dieser frequenzmodulierten kohärenten Strahlung 30 den Kristall als ordentlicher Strahl durchläuft und eine

in zwei senkrecht zueinander polarisierte Strahlen harmonische Schwingung hervorruft, die den Kristall

erfolgt, von denen der eine gegenüber dem anderen als außerordentlicher Strahl durchläuft, wobei die

j ,,· -tr- if u ■ τ -+π ^l beiden Strahlen innerhalb des Kristalls die gleiche

umeinungeradzanligesVielfacheseinerZeitr=^-^- _, , . ,. , .. . , °

^b 2/„, Phasengeschwindigkeit haben.

verzögert und mithin bezüglich der ihm auf- 35 Hierbei ist es aus der deutschen Auslegeschrift geprägten Frequenzmodulation im Gegentakt ge- 1169 585 bekannt, daß die nichtlineare Wechselgenüber dem anderen Strahl ist, und daß drittens wirkung zwischen dem ordentlichen und außerder eine der beiden Strahlen als ordentlicher und ordentlichen Strahl, welche gemeinsam einen doppelder andere Strahl als außerordentlicher Strahl den brechenden nichtlinearen Kristall durchlaufen, für nichtlinearen Kristall (NL) durchläuft derart, daß 40 einen bestimmten Winkel zwischen der optischen Achse ein unmodulierter monochromatischer Strahl ex- des Kristalls und der Strahlenrichtung maximal ist. trem schmaler Linienbreite mit der Summen- Bei den beiden genannten bekannten Verfahren frequenz (/ + f_m) + (/ — fm) = 2/ als Zweite werden aber die Frequenzen aller verstärkten Eigen-Harmonische entsteht. schwingungen des optischen Resonators verdoppelt,

2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekenn- 45 so daß der Nutzstrahl nicht monochromatisch ist, zeichnet, daß die beiden senkrecht zueinander sondern eine erhebliche Bandbreite aufweißt,
polarisierten Strahlen mittels eines zwischen zwei Aus Applied Physics Letters, Bd. 8, Nr. 9 vom Spiegeln (51, 52) eines optischen Resonators an- 1. Mai 1966, S. 231 bis 233, ist es bekannt, zur Vergeordneten Frequenzmodulators (M) und eines Stärkung der in einem nichtlinearen, am Ausgang eines ebenfalls zwischen diesen Spiegeln (51, 52) an- 50 optischen Senders angeordneten Kristall erzeugten geordneten doppelbrechenden Kristalls (NL; D) Zweiten Harmonischen die Eigenschwingungen des derart erzeugt werden, daß diese Strahlen ver- optischen Resonatorsmit einer Frequenz zu modulieren, schiedene, jedoch praktisch gleiche Trägerfrequen- die ungefähr der Differenz zweier benachbarter Eigenzen (/, /') haben (F i g. 1). schwingungen gleich ist. Auch bei diesem Verfahren

3. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekenn- 55 werden die Frequenzen aller verstärkten Eigenzeichnet, daß zunächst ein einziger frequenz- schwingungen des optischen Resonators verdoppelt, modulierter Strahl erzeugt wird, aus welchem was eine erhebliche Bandbreite des Nutzstrahls zur außerhalb des optischen Resonators (51, 52) durch Folge hat.

Aufspaltung die beiden senkrecht zueinander polari- Aus Applied Optcis, Bd. 5, Nr. 10, Oktober 1966, sierten Strahlen gewonnen werden, die somit die 60 S. 1639 bis 1651, ist schließlich bekannt, die vergleiche Trägerfrequenz (/) haben, daß dann der schiedenen Eigenschwingungen eines optischen Senders eine Strahl gegenüber dem anderen im Gegentakt mit einer Frequenz zu modulieren, die der Differenz verzögert wird und schließlich beide Strahlen zweier benachbarter Eigenschwingungen nahezu gleich gemeinsam den nichtlinearen Kristall (NL) durch- ist, so daß der Nutzstrahl eine frequenzmodulierte laufen (F i g. 3). 65 Schwingung mit einer Trägerfrequenz und Seitenbändern in den Abständen der genannten Differenz ist. Um im Nutzstrahl nur eine einzige Frequenz zu erzielen, wird nach dem bekannten Verfahren der