DE19635919A1

DE19635919A1 - Vorrichtung zur Erzeugung von Femtosekunden- und Pikosekunden-Impulsen von mit Breitbereich-Laserdiodenfeldern mantelgepumpten modenverkoppelten Faserlasern

Info

Publication number: DE19635919A1
Application number: DE19635919A
Authority: DE
Inventors: Martin E Dr Fermann; Donald J Dr Harter
Original assignee: IMRA America Inc
Current assignee: IMRA America Inc
Priority date: 1995-09-05
Filing date: 1996-09-04
Publication date: 1997-03-06
Anticipated expiration: 2016-09-05
Also published as: US5627848A; JPH09167869A; JP3479795B2; DE19635919B4

Description

Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf modenverkoppelte Fa serlaser zur Erzeugung von Femtosekunden- und Pikosekunden-Im pulsen und insbesondere auf modenverkoppelte Faserlaser, die doppelt-bemantelte, mit Laserdiodenfeldern gepumpte Fasern ver wenden.

Modenverkoppelte Faserlaser werden im allgemeinen als ideale Kandidaten für kompakte Feld-geeignete Quellen von Femtosekun den- und Pikosekunden-Impulsen angesehen. Jedoch hängt der mög liche kommerzielle Erfolg irgendeiner sehr schnellen Technolo gie auf der Grundlage von Faserlasern beträchtlich von der Ver fügbarkeit von einfachen Laserentwürfen, die in Kosten und Kom plexität mit alternativen Lösungen konkurrieren können, ab. Zu diesem Zweck sind passiv modenverkoppelte Faserlaser insbeson dere attraktiv, da sie für ihren Betrieb keiner teueren Modula tionseinrichtungen bedürfen.

Seit über passiv modenverkoppelte Faserlaser zuerst von M.E. Fermann, M. Hofer, F. Haberl, A.J. Schmidt und L. Turi in "Additive-pulse-compression mode locking of a neodymium fiber laser" in Optics Letters, Vol. 16, Nr. 4 (1991) berichtet wur de, wurden zwei Systeme entwickelt, die kommerziell lebensfähig erscheinende passiv modenverkoppelte Faserlaser zur Erzeugung von Femtosekunden-Impulsen versprechen; siehe M.E. Fermann, L.M. Yang, M.L. Stock und M.J. Andrejco, "Environmentally sta ble Kerr-Type mode-locked erbium fiber laser producing 360-fs pulses" in Optics Letters, Vol. 19, Nr. 1 (1994), im folgenden als System 1 bezeichnet, und E.A. DeSouza et al., "Saturable Absorber Mode locked Polarisation Maintaining Erbium-doped Fibre Laser", in Electronics Letters, Vol. 29, Nr. 5 (1993), im fol genden bezeichnet als System 2.

Es wurden zwei verschiedene Systeme entwickelt, die kommerziell lebensfähige Pikosekunden-Impuls-Laser versprechen; siehe M.E. Fermann, K. Sugden und I. Bennion, "High-power soliton fiber laser based on pulse width control with chirped fiber Bragg gratings", in Optics Letters, Vol. 20, Nr. 2 (1995), im folgen den als System 3 bezeichnet, und B.C. Barnett et al., "High power erbium-doped fiber laser mode locked by a semiconductor saturable absorber", in Optics Letters, Vol. 20, Nr. 5 (1995), im folgenden als System 4 bezeichnet.

Die Systeme 2 und 4 beruhen auf einem sättigbaren Absorber für eine Initiierung von Modenverkopplung und auch für eine statio näre bzw. kontinuierliche Impulsformung. Im Gegensatz dazu ver wenden die Systeme 1 und 3 einen sättigbaren Absorber nur zur Initiierung der Modenverkopplung und erhalten eine stationäre bzw. kontinuierliche Impulsformung durch nichtlineare Polarisa tionsentwicklung in der Faser. Vorteilhafterweise enthalten die Systeme 1 und 3 zusätzlich ein Kompensationsschema auf der Grundlage von zwei Faraday-Dreheinrichtungen, das lineare und nichtlineare Polarisationsverschiebungen stark unterdrückt.

In dem vorherrschenden Pikosekunden-System ermöglicht System 3 die Bildung eines weiten Bereichs von Impulsbreiten einfach durch Veränderung der resonatorinternen Dispersion mit einem gechirpten Faher-Bragg-Gitter (CFBG); siehe z. B. M.C. Farries, K. Sugden, D.C.J. Reid, I. Bennion, A. Malony und M.J. Goodwin in "Very broad reflection bandwidth (44nm) chirped fiber gra tings and narrow bandpass filters produced by the use of an amplitude mask", Electronics Letters, Vol. 30, Nr. 11 (1994).

Während diese Systeme im Labor sehr gut funktionieren, sind diese Systems aus kommerzieller Sicht nur von geringem Interes se, da diese Systeme teuere Pumpquellen, wie beispielsweise Ionen- oder Festkörper- bzw. Halbleiterlaser, Haupt-Oszillator- Leistungsverstärker-Laserdioden ("master-oscillator power am plifier laser diodes") oder auch Hochleistungs-angeschlossene Einzelmoden-Diodenlaser ("high-power pig-tailed single-mode diode lasers") benötigen. Im Gegensatz dazu können passiv mo denverkoppelte Festkörper- bzw. Halbleiterlaser, die ähnliche Impulsbreiten erzeugen, routinemäßig mit wenig kostenden Mehr fach-Streifen-Laserdiodenfeldern für einen breiten Bereich ge pumpt werden, wie von K.J. Weingarten, U. Keller, T.H. Chiu und J.F. Ferguson in "Passively mode-locked diode-pumped solid state lasers that use an antiresonant Fabry-Perot saturable absorber", Optics Letters, Vol. 18, Nr. 8 (1993), und D. Kopf, K.J. Weingarten, L.R. Brovelli, M. Kamp und U. Keller in "Diode-pumped 100-fs passively mode-locked Cr:LiSAF laser with an antiresonant Fabry-Perot saturable absorber", Optics Let ters, Vol. 19, Nr. 24 (1994) offenbart. Die Machbarkeit eines Pumpens mit Laserdiodenfeldern macht passiv modenverkoppelte Festkörper- bzw. Halbleiterlaser trotz ihre typischerweise be deutend größeren physikalischen Dimensionen sehr attraktiv.

Um die Kosten zu minimieren, sollten modenverkoppelte Faserla ser Laserdiodenfelder verwenden. In der Tat ist es schon lange bekannt, daß Dauerbetriebs-Faserlaser mittels Laserdiodenfel dern gepumpt werden können, wenn eine doppeltbemantelte Struk tur beim Faserentwurf verwendet wird; siehe z. B. US-Patent Nr. 4 815 079 von Snitzer et al. Gemäß Snitzer et al. wird die Fa ser derart entworfen, daß sie zwei Mäntel besitzt, wobei der äußere Mantel einen niedrigen Brechungsindex und der inneren Mantel einen bedeutend höheren Brechungsindex besitzt, was zu einer typischen numerischen Apertur für Lichtführung durch den inneren Mantel zwischen 0,20 und 0,60 führt. Der Faserkern be sitzt dann einen ebenfalls höheren Brechungsindex und ist in nerhalb des inneren Mantels angeordnet, so daß der Kernort be deutend gegenüber dem Mittelpunkt des inneren Mantels versch oben ist.

Snitzer et al. offenbaren alternativ, daß der innere Mantel eine nahezu rechteckige Form aufweist. Diese beiden Entwürfe stellen sicher, daß in den inneren Mantel eingeschleustes Licht den Faserkern so oft wie möglich kreuzt, so daß das Licht wir kungsvoll absorbiert werden kann, wenn der Faserkern mit einem Verstärkungsmaterial aus seltenen Erden dotiert ist. Der Faser kern kann dann als einmodig entworfen sein. Als Folge davon kann ein einmodiges Laserausgangssignal erhalten werden, wenn die Faser in einer Resonatoreinrichtung angeordnet wird. Es ist jedoch zu beachten, daß eine perfekt annehmbare Ausführung von doppelbemantelten Fasern mit mittelpunktssymmetrischen Faser strukturen, d. h. einem in der Mitte des inneren Mantels an geordneten Faserkern, kürzlich vorgeführt wurden; H. Zelmer, U. Williamkowski, A. Tunnerman und H. Welling, "High-power cw neodymium-doped double-clad fiber lasers", CLEO 95, paper CMB4. Derartige Pumpschemata wurden in dem US-Patent Nr. 3 808 549 von Maurer zuvor vorausgesagt. Der Faserentwurf kann dann auf den einer Einmoden-Standardfaser mit einer Beschichtung mit niedrigem Index (wie beispielsweise Silikongummi), die tatsäch lich vor dem Kommen vom Acrylat-Beschichtungen der Industrie standard für die Faserherstellung war, verringert werden.

Passive Modenverkopplung wurde kürzlich in derartigen mittel punktssymmetrischen doppeltbemantelten Neodym-dotierten Fasern, die mittels von Mehrfachstreifen-Laserdiodenfeldern mantelge pumpt werden, demonstriert; M. Minden et al. in "Long-pulse coherent waveforms from a fiber laser", CLEO 95, paper CTuR2. Insbesondere wurde ein nicht-gechirptes Fasergitter mit niedri ger Bandbreite verwendet, um die Bandbreite der erzeugten Im pulse zu beschränken, und ein sättigbarer Absorber wurde sowohl für die Impuls-Initiierung als auch für die stationäre bzw. kontinuierliche Impulsformung verwendet. Jedoch wurden keine Schemata für die Kompensation von linearen und nichtlinearen Polarisationsverschiebungen in dem Resonator verwendet und es konnten nur Impulsbreiten von ∼ 500 psec und länger erzeugt werden. Desweiteren war in dieser Arbeit keine Einrichtung zur Steuerung der resonatorinternen Dispersion und keine Einrich tung zur Unterdrückung von Mantelmoden enthalten. Daher war es in dieser Arbeit bisher nicht möglich, mantelgepumpte Faserla ser zu konstruieren, die Femtosekunden- oder Pikosekunden-Im pulse erzeugen.

Es ist eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung, Femtosekunden- und Pikosekunden-Impulse von doppeltbemantelten, mit Breitbe reich-Laserdiodenfeldern gepumpten Faserlasern zu erzeugen. Die Verwendung von doppeltbemantelten Fasern vereinfacht die Kopp lung von Pumpleistung in den Faserkern bedeutend, während die Möglichkeit der Herstellung einer Hochleistungs-Faseroszilla toreinrichtung bestehen bleibt. Das offenbarte und beanspruchte neue System kompensiert lineare Doppelbrechung der doppeltbe mantelten Faser vorteilhaft, was zu einer Kompensation von li nearen und nichtlinearen Polarisationsverschiebungen in derar tigen Fasern führt.

Experimentelle Ergebnisse zeigen, daß geführte Mantelmoden in derartigen Fasern dazu neigen, eine reine passive Modenverkopp lung vom Kerr-Typ (d. h. eine passive Modenverkopplung ohne die Verwendung eines sättigbaren Absorbers) zu vermeiden, auch wenn Modenabstreifeinrichtungen verwendet werden. Die offenbarten Ausführungsbeispiele zeigen optimale Positionen für den Einbau von Modenabstreifeinrichtungen. Die Oszillation von Femtosekun den- und Pikosekunden-Soliton-Impulsen in der Oszillatorein richtung gemäß der vorliegenden Erfindung wird durch Verwendung eines geeigneten Ausmaßes von Dispersion in dem Resonator und Verwendung einer Kombination von Impulsformung induziert durch nichtlineare Polarisationsentwicklung und eines sättigbaren Absorbers sichergestellt. Bei alternativen Anordnungen enthält das System aktiv modenverkoppelte Faserlaser, Faser-Ringlaser und allgemeinere Resonatorentwürfe.

Die vorstehenden und andere Aufgaben, Merkmale und Vorteile der Erfindung werden aus der folgenden genauen Beschreibung von derzeit bevorzugten Ausführungsbeispielen in Verbindung mit der Zeichnung offensichtlich.

Es zeigen:

Fig. 1 den Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkoppel ten Faserlasersystems gemäß einem ersten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung,

Fig. 2 Autokorrelationskurven (Fig. 2A) und entsprechende Im pulsspektren (Fig. 2B) von erzeugten Impulsen mit einer Halb werts-Breite von 560 fsec,

Fig. 3 Autokorrelationskurven (Fig. 3A) und entsprechende Im pulsspektren (Fig. 3B) von erzeugten Impulsen mit einer Halb werts-Breite von 3 psec,

Fig. 4 den Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkoppel ten Faserlasersystems gemäß dem ersten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung, das ein Abstimmelement und ein zweites Bragg-Gitter enthält,

Fig. 5 den Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkoppel ten Faserlasersystems mit einem dispersions-kompensierten Reso nator gemäß einem zweiten erfindungsgemäßen Ausführungsbei spiel,

Fig. 6 den Aufbau eines mantelgepumpten aktiv modenverkoppelten Faserlasersystems gemäß einem dritten erfindungsgemäßen Aus führungsbeispiel,

Fig. 7 den Aufbau eines mantelgepumpten aktiv modenverkoppelten Faserlasersystems mit einem Ringresonator gemäß einem vierten erfindungsgemäßen Ausführungsbeispiel,

Fig. 8 einen Doppeldurchgangs-Aufbau eines mantelgepumpten mo denverkoppelten Faserlasersystems gemäß einem fünften erfin dungsgemäßen Ausführungsbeispiel,

Fig. 9 den Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkoppel ten Faselasersystems gemäß einem sechsten erfindungsgemäßen Ausführungsbeispiel,

Fig. 10 einen alternativen Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkoppelten Faserlasersystems gemäß einem sechsten erfin dungsgemäßen Ausführungsbeispiel, und

Fig. 11 einen Aufbau eines mantelgepumpten passiv modenverkop pelten Faserlasersystems gemäß einem siebenten erfindungsgemä ßen Ausführungsbeispiel.

Fig. 1 veranschaulicht den Aufbau einer mantelgepumpten passiv modenverkoppelten Faseroszillatoreinrichtung, die Femtosekun den- oder Pikosekunden-Impulse erzeugt, gemäß einem ersten Aus führungsbeispiel der vorliegenden Erfindung. In dem System ge mäß dem ersten erfindungsgemäßen Ausführungsbeispiel wird nicht versucht, die Dispersion der Verstärkungsfaser zu kompensieren; ein dispersions-kompensierter Resonator wird im folgenden in Verbindung mit Fig. 4 beschrieben. Bei der Anordnung gemäß Fig. 1 wird eine einzelnes Stück einer Er³⁺-dotierten, mit Yb³⁺ emp findlich gemachten Faser 101 als ein Verstärkungsmaterial ver wendet, um ein Pumpen des Er³⁺ über eine Energieübertragung vom Yb³⁺ zu ermöglichen; siehe IEEE Photonics Technology Letters, "Diode-Array Pumping of Er³⁺/Yb³⁺ Co-doped Fiber Lasers and Amplifiers", J.D. Minelly et al., Vol. 5, Nr. 3 (1993).

Ein zu bevorzugender Aufbau der Faser 101 enthält Er³⁺ und Yb³⁺ Dotierpegel vom 800 ppm bzw. 8000 ppm in einem Phosphoalumino silikatglass-Grundmaterial. Der Kerndurchmesser der Faser be trägt 6 µm mit einer numerischen Apertur (NA) von 0,16. Der innere Mantel besitzt einen Durchmesser von 100 µm und ist mit Siliziumgummi beschichtet, um dem inneren Mantel eine effektive numerische Apertur von 0,4 zu geben. Gemäß diesem Aufbau ist der Faserkern in der Mitte der Faser 101 angeordnet, um die Möglichkeit einer Bildung von Spleißstellen mit niedrigem Ver lust in der doppeltbemantelten Faser 101 zu erlauben. Nichtsde stotrotz wird eine wirksame Absorption von Schrägstrahlen von dem Pumplaser durch Aufwickeln der Faser 101 auf eine Trommel mit einem Durchmesser von 3,5 cm erreicht; demnach kann die Faserlänge in der Oszillatoreinrichtung auf 7,7 m verringert werden. Die Erfinder der vorliegenden Erfindung haben auf expe rimentellem Weg herausgefunden, daß eine gute Laserfunktion mit Verstärkungsfaserlängen zwischen 5 bis 10 m erreicht werden kann. Es wurde festgestellt, daß eine derartige Faser aufgrund einer geringen Elliptizität bzw. Abplattung des Faserkerns und einer Eigen- bzw. Restspannung zwischen dem Faserkern und dem Mantels durch den Herstellungsvorgang eine Doppelbrechung von Δn ∼ 1,5×10^-6 zeigt, was zu einer Interferenzlänge von ∼ 10 cm bei der Signalwellenlänge von 1,56 µm führt.

Weiterhin wird gemäß Fig. 1 die Faser 101 über Linsen 108 und 109 und einen dichroitischen Spiegel 102 von einem 1W, 100×1 µm Breitbereich-Standard-Laserdiodenfeld 103, das bei einer Wel lenlänge von 976 nm arbeitet, gepumpt. Der dichroitische Spie gel 102 kann beispielsweise eine Durchlässigkeit von < 80% bei der Wellenlänge von 976 nm besitzen und dadurch einen Durchlaß des gepumpten Lichts erlauben, und eine Reflektion < 98% bei der Signalwellenlänge von 1,56 µm und dadurch die von der Faser austretenden und vom Spiegel 106 reflektierten Signale reflek tieren. Bei Verwendung eines Abbildungssystems (die Linsen 108 und 109) mit einer Vergrößerung von 1 kann eine Koppeleffizienz bis hinauf zu 60% in den inneren Mantel der aktiven Faser 101 erreicht werden. Die Krümmung der Spiegel 102 und 106 und die Brennweiten der Linsen 108 und 109 werden bevorzugt ausgewählt, um eine optimale Kopplung des gepumpten Lichts von dem Dioden feld 103 in die doppeltbemantelte Faser 101 zu ergeben.

Wie in Fig. 1 gezeigt, wird eine Modenabstreifeinrichtung 104 am entgegengesetzten Ende der Faser 101 eingebaut, indem die Siliziumgummibeschichtung durch eine Substanz mit hohem Index, wie beispielsweise Akrylat oder eine Flüssigkeit mit einem hö heren Brechungsindex als der innere Mantel, ersetzt wird. Die Modenabstreifeinrichtung 104 funktioniert, um Mantelmoden in der Oszillatoreinrichtung stark zu dämpfen. Die Enden der dop peltbemantelten Faser 101 werden in einem Winkel von ungefähr 10° abgeschnitten, um eine Rückkopplung in das Laserdiodenfeld 103 zu vermeiden und ungewollte Rückkopplung in die doppeltbe mantelte Faser 101 zu beseitigen.

Das gechirpte Faser-Bragg-Gitter (CFBG) 105, das im folgenden genauer beschrieben wird, ist an einem Ende des Resonantors in Fig. 1 gezeigt. Die Brennweite der Linse 112 wird derart ausge wählt, daß eine optimale Kopplung des Signallichts in das ge chirpte Faser-Bragg-Gitter 105 erfolgt. Als eine Alternative kann das System gemäß dem ersten Ausführungsbeispiel optional angewendet werden, indem das gechirpte Faser-Bragg-Gitter 105 durch einen Spiegel (nicht gezeigt) ersetzt wird. Bei dieser Anordnung wird die Krümmung des Spiegels zusammen mit der Brennweite der Linse 112 bevorzugt ausgewählt, um eine optimale Reflektion des Signallichts von der Spiegelrückseite in den Kern der doppeltbemantelten Faser 101 zu erreichen.

Zur Kompensation von linearen Polarisationsverschiebungen in dem Faserresonator enthält der Resonatorentwurf bevorzugterwei se zwei Faraday-Dreheinrichtungen 113 und 114, wie sie im vor stehend beschriebenen System 1 verwendet werden. Trotz der nie drigen Doppelbrechung der Faser 101 wurde festgestellt, daß, wenn sie erst einmal gewickelt war, auch Umgebungs-induzierte nichtlineare Polarisationsveränderungen in der Faser 101 mini miert werden konnten. Dies erlaubt vorteilhaft die Verwendung von nichtlinearer Polarisationsentwicklung als der stationäre bzw. kontinuierliche Modenverkopplungs-Mechanismus (siehe Sy stem 1), während weiterhin ein hinsichtlich der Umgebung stabi ler Resonatorentwurf erhalten wurde. Wie in dem vorstehend be schriebenen System 1 kann die erforderliche Phasenvorspannung zwischen den zwei Polarisations-Eigenmoden der Faser durch Po sitionierung der Viertelwellenplatte 115 und der Halbwellen platte 116, wie gezeigt, und Drehen von ihnen in einen geeigne ten Winkel erreicht werden.

Ohne das gechirpte Faser-Bragg-Gitter 105 wird die Disperion des Resonators beherrschend durch die Faserdispersion gesteuert und wurde als D₂ ∼ 0,2 psec geschätzt, d. h. die Faser war soliton-unterstützend. Die resonatorinterne Dispersion kann durch optionales Einfügen des 5 mm langen negativ gechirpten Faser-Bragg-Gitters 105, wie in Fig. 1 gezeigt, gesenkt werden.

Das Gitter 105 besitzt bevorzugterweise eine Bandbreite von 17 nm, ist bei ∼ 1,56 µm zentriert, besitzt eine Dispersion von -3,40 ps² und einen Spitzen-Reflektionswert von ∼ 90%. Das zu der resonatorinternen Polarisationseinrichtung 117 zurückgewor fene Licht ist als das Ausgangssignal verwendbar. Eine drehbare Viertelwellenplatte (nicht gezeigt) kann optional zwischen der Polarisationseinrichtung 117 und dem gechirpten Faser-Bragg- Gitter 105 (oder dem optionalen Spiegel) eingefügt werden, um eine anpaßbare Ausgangssignalkopplung in der zu der in Fig. 1 gezeigten entgegengesetzten Richtung zu erhalten.

Es wurde festgestellt, daß ohne das Fasergitter 105 (d. h. mit einem Spiegel) der Faserlaser einen maximale Dauer-Ausgangs leistung von 60 mW erzeugt; eine Faserausgangssignal, das kaum brechungsbegrenzt ist (zu mehr als 99%). Jedoch werden aufgrund der doppeltbemantelten Struktur typischerweise Mantelmoden nicht vollständig unterdrückt, auch bei Anwesenheit einer Mode nabstreifeinrichtung 104. Desweiteren kann gestreutes Licht von dem Faserkern (aufgrund von Faserinhomogenitäten und der star ken auf die Faser 101 angewendeten Biegung) auch in dem Mantel eingefangen werden und zu einem inkohäerenten Hintergrund mit sehr niedrigem Pegel bei dem Faserausgangssignal führen. Insbe sondere bei irgendwelchen Faserdiskontinuitäten (z. B. Faser spleißen) kann ein Bruchteil dieses Hintergrunds, der propor tional zu 1/N ist, wobei N die gesamte Modenanzahl in dem Man tel ist, in den Grundmode rückgekoppelt werden.

Der inkohärente Hintergrund mit niedrigem Pegel wirkt als ein starkes Injektionssignal für einen Dauerbetrieb des Lasers und daher ist die Initiierung von Modenverkopplung unter derartigen Bedingungen typischerweise schwierig, wie von H.A. Haus und E.P. Ippen, Optics Letters, Vol. 16, S. 1331 (1991) berichtet. In der Tat fanden die Erfinder der vorliegenden Erfindung her aus, daß irgendwelche Versuche, eine Modenverkopplung vom Kerr- Typ in dem vorstehend beschriebenen Resonator durch Ozillieren eines der Resonatorspiegel (wie es im System 1 geschah) zu in itiieren, fehlschlugen.

Erfindungsgemäß kann die Modenverkopplung durch Aufnehmen eines sättigbaren Absorbers 118 an einem Ende des Resonators, wie in Fig. 1 gezeigt, initiiert werden. Der sättigbare Absorber 118 kann auf InGaAsP basieren, wie in den Systemen 2 und 4 (siehe auch H. Lin et al., CLEO 95, paper JTuE1). Die Strahlungsbe handlung ist erforderlich, um die Lebensdauer des sättigbaren Absorbers zu verringern; im allgemeinen fanden die vorliegenden Erfinder heraus, daß die Ladungsträger-Lebensdauer des sättig baren Absorbers bevorzugt zehnmal kürzer als die Resonator- Umlaufzeit in dem Laser ist.

Die Linsen 111 und 110 können zur Fokussierung des Signallichts an dem sättigbaren Absorber verwendet werden, wobei ein Brenn punktdurchmesser von zwischen 2 und 30 µm auf dem Absorber be vorzugterweise in diesem besonderen System verwendet wird.

In der Gegenwart des sättigbaren Absorbers 118 kann eine selbstbeginnender modenverkoppelter Vorgang zuverlässig er reicht werden, obwohl der Laser immer noch polarisationsemp findlich ist (d. h. empfindlich auf die Einstellung der Viertel- und Halbwellen-Platten 115 und 116), was anzeigt, daß der Ab sorber 118 die Beginn-Kennlinie des Modenverkopplungsvorgangs steuert, wohingegen eine nichtlineare Polarisationsentwicklung die stationäre bzw. kontinuierliche Impulsformung vorwiegend steuert. Es ist jedoch zu beachten, daß sowohl die nichtlineare Polarisationsentwicklung als auch der sättigbare Absorber 118 eine große Rolle in dem Impulsbildungsverfahren spielen.

Eine Verringerung in der Polarisationsempfindlichkeit des Sy stems kann mittels Verringerung des Brennpunktdurchmessers auf dem sättigbaren Absorber 118 erreicht werden. Jedoch resultiert dies in einer damit verbundenen niedrigeren Schadensschwelle des sättigbaren Absorbers 118. Daher wird zum Treffen eines Kompromisses der Brennpunktdurchmesser auf dem sättigbaren Ab sorber bevorzugterweise irgendwo in dem Bereich zwischen 2 und 30 µm optimiert, abhängig davon, ob die Polarisationsempfind lichkeit oder die Schadensschwelle als für ein besonderes Sy stem am wichtigsten betrachtet werden.

Ähnlich resultiert die Entfernung der Farady-Dreheinrichtungen in einer großen Verringerung in der Laserstabilität, da die große Doppelbrechung in der Faser 101 die Bildung irgendeiner stabilen Impulsformung durch nichtlineare Polarisationsentwick lung verhindert. Die einzigen in diesem Fall erhaltbaren stabi len Impulse besitzen Breiten in der Größenordnung von 10fachen psec, was anzeigt, daß sie vorwiegend durch den sättigbare Ab sorber geformt werden, wohingegen die Verteilung der nichtli nearen Polarisationsentwicklung unbedeutend ist.

Fig. 2 zeigt eine Autokorrelationskurve (Fig. 2A) und das ent sprechende Spektrum (Fig. 2B) der mit dem Resonatorentwurf ge mäß Fig. 1 erzeugten Impulse in der Abwesenheit eines Filter gitters 105. Die Impulsbreite beträgt 560 fsec und das Zeit- Bandbreiten-Produkt ist 0,32, wenn eine sech²-Form angenommen wird. Die Impulsenergie beträgt 40 pJ. Bei der Wiederholrate von 13 MHz entspricht dies einer mittleren Ausgangsleistung von 500 µW. Bei diesem Aufbau kann ein Einzelimpulsbetrieb durch Betreiben der Laserdiode mit einer Pumpleistung von nur ∼ 150 mW sichergestellt werden. Das maximale Stabilitätssystem für den Einzelimpulsbetrieb wird in diesem Fall für eine angelegte Pumpleistung zwischen 148 und 151 mW erhalten, d. h. die Pum pleistung muß gesteuert werden, daß sie innerhalb ±1% liegt.

Fig. 3 zeigt eine Autokorrelationskurve (Fig. 3A) und das ent sprechende Spektrum (Fig. 3B) der in der Gegenwart des Faser gitters 105 (wie in Fig. 1 gezeigt) erzeugten Impulse. Die Im pulsbreite beträgt 3 psec und das Zeit-Bandbreiten-Produkt 0,32, unter der Annahme einer sech²-Form. Die Impulsenergie beträgt 1 nJ. Bei der Wiederholrate von 13 MHz entspricht dies einer mittleren Ausgangsleistung von 13 mW. Bei diesem Aufbau kann ein Einzelimpulsbetrieb durch Betätigung der Laserdiode mit einer Pumpleistung von 800 mW sichergestellt werden. Hierbei muß die Pumpleistung innerhalb von nur ±10% gesteuert werden (d. h. 730 bis 880 mW), um den Einzelimpulsbetrieb si cherzustellen. In der Gegenwart des Fasergitters 105 funktio niert der erfindungsgemäße Laser in der Abwesenheit der Mode nabstreifeinrichtung 104 zufriedenstellend, so wie eine wirksa me Modenabstreifung durch die vor dem Fasergitter 105 angeord nete Monomodenfaser durchgeführt wird.

Der Aufbau des ersten Ausführungsbeispiels dient nur als ein Beispiel für einen besonderen Resonatorentwurf, der die Erzeu gung von Femtosekunden- und Pikosekunden-Impulsen erlaubt. Ebenso kann irgendeine andere mit seltenen Erden dotierte dop peltbemantelte Faser als ein Verstärkungsmaterial verwendet werden und kann auch passiv modenverkoppelt werden, um Piko sekunden- und Femtosekunden-Impulse zu erzeugen. Um die Funk tion des Systems in dem Soliton-System sicherzustellen, kann ein negativ gechirptes Faser-Bragg-Gitter hinzugefügt werden. Desweiteren können ohne weiteres Wellenlängenabstimmelemente zwischen der Polarisationseinrichtung 117 und der Linse 112 eingefügt werden, um die Emissionswellenlänge des Lasers abzu stimmen. Ähnlich können Wellenlängenabstimmelemente in irgend eines der offenbarten Ausführungsbeispiele aufgenommen werden. Die Wellenlängenabstimmelemente können aus vielen verfügbaren Einrichtungen, wie beispielsweise Etalons, optischen Filtern, doppelbrechenden Abstimmplatten und sperrigen Gittern ("bulk gratings") ausgewählt werden. Durch Kombination eines (oder mehrerer) Wellenlängenabstimmelements (e) mit einem zweiten (oder mehreren) Bragg-Gitter(n) können auch Impulse bei zwei (oder mehr) verschiedenen Wellenlängen erhalten werden. Ein Beispiel für einen Resonatorentwurf mit zwei Bragg-Gittern 105 und 119 und einem Wellenlängenabstimmelement 120 ist in Fig. 4 gezeigt. Es ist jedoch zu beachten, daß das zweite Bragg-Gitter weggelassen werden kann, wenn nur eine wellenlängenabstimm barer Einzelwellenlängen-Laser gewünscht ist.

Fig. 5 veranschaulicht ein zweites Ausführungsbeispiel der vor liegenden Erfindung. In den Fig. 5 bis 11 werden den in den vorangehenden Figuren gezeigten Elementen ähnliche Elemente mit denselben Bezugszahlen bezeichnet. Gemäß diesem Ausführungsbei spiel kann zur Erzeugung von Femtoimpulsen eine Vereinfachung des Systems durch Anordnen des sättigbaren Absorbers 118 an einem Ende des Resonators, hinter der Polarisationseinrichtung, und durch Positionieren einer integrierten Faraday-Drehspiegel einrichtung (FRM) 202 am anderen Ende des Resonators, wie in Fig. 5 gezeigt, verwirklicht werden. Durch die Bandbreite des Verstärkungsmaterials (d. h. der Faser 101) beschränkte Impulse können durch Kombination einer Länge einer mantelgepumpten Fa ser mit negativer (positiver) Dispersion mit einer Länge einer undotierten Standard-Monomodenfaser 201 mit positiver (negati ver) Dispersion erhalten werden, um die gesamte Resonatordis persion zu Null zu machen. Hier ist es auch vorteilhaft, ir gendeine nichtdoppelbrechende Faser direkt vor der Faraday- Drehspiegeleinrichtung 202 anzuordnen, um die Umgebungsempfind lichkeit des Resonators zu minimieren. Beispielsweise kann eine 5 m Länge der Er/Yb Faser 101 (wie unter Bezugnahme auf Fig. 1 diskutiert) und eine Länge von 0,80 m eine Faser mit hoher po sitiver Dispersion 201 verwendet werden, um die gesamte Resona tordispersion ungefähr zu Null zu machen. In diesem Fall sind bandbreitenbeschränkte gauß-förmige Impulse mit Impulsenergien bis hinauf zu 50 pJ und Impulsbreiten bis hinunter zu 170 fsec erreichbar.

Fig. 6 stellt einen Aufbau gemäß einem dritten Ausführungsbei spiel dar. Durch Einfügen einer zusätzlichen akusto-optischen oder elektro-optischen Modulationseinrichtung in den Resonator kann ein aktiv modenverkoppelter mantelgepumpter Faserlaser konstruiert werden. Derartige Modulationseinrichtungen 301, 302 können bequemerweise entweder am rechten oder linken Ende des Resonators, wie in Fig. 6 gezeigt, angeordnet werden. Bevorzug terweise kann eine drahtangeschlossene ("pig-tailed) Faser- Modulationseinrichtung nur auf der linken Seite des Resonators eingefügt werden, um ein kompaktes System sicherzustellen. Ein Spiegel 303 könnte dann ausgewählt werden, um das Signallicht nur teilweise zu reflektieren und könnte somit als eine Aus gangskopplungseinrichtung verwendet werden.

Fig. 7 veranschaulicht ein viertes Ausführungsbeispiel der vor liegenden Erfindung. Wie in Fig. 7 gezeigt, kann die doppeltbe mantelte Faser 101 auch Teil eines Ringresonators sein, um ei nen modenverkoppelten Ringlaser zu erhalten. Im Prinzip kann eine zusammenstoßende modenverkoppelte Impuls-Funktion in die sem Fall erhalten werden, indem der sättigbare Absorber 118 zwischen den Linsen 111 und 110 angeordnet wird, wie gezeigt. Jedoch ist zu beachten, daß lineare Polarisationsverschiebungen in diesem Resonator nicht kompensiert werden und daher die Langzeit-Stabilität dieses Resonators beschränkt sein kann. Jedoch kann in dieser Art von Resonator eine Modulationsein richtung 301 irgendwo innerhalb des vom Signallicht durchquer ten Rings angeordnet werden. Die Umgebungsstabilität des Ring resonators kann durch Verwendung einer hochdoppelbrechenden Faser durch den Resonator sichergestellt werden. Um die Oszil lation des Lasers in einem Einzel-Polarisationszustand sicher zustellen, kann eine Polarisationseinrichtung (nicht gezeigt) eingefügt werden, wobei seine Achsen nach einer der Faserachsen ausgerichtet sind. Ein Laserausgangssignal könnte erhalten wer den, indem entweder die Spiegel 102 oder 106 teilreflektierend gemacht werden oder eine Faserkoppeleinrichtung auf die Faser 201 gespleißt wird.

Bei einem fünften Ausführungsbeispiel wird die doppeltbemantel te Faser 101 in eine Vielzahl von Resonatorentwürfen eingefügt, wobei die doppeltbemantelte Faser 101 in einem Doppel-Pfad- Aufbau in Verbindung mit einer Faraday-Drehspiegeleinrichtung verwendet wird, um Polarisationsverschiebungen in dem Resonator zu kompensieren. Ein allgemeiner Entwurf eines derartigen Reso nators ist in Fig. 8 gezeigt. Der zwischen den Spiegeln 102 und 106 angeordnete Modenverkopplungs-Mechanismus 501 kann ein gesamt-optischer Schalter, eine durch eine externe optische Impulsquelle induzierte Phasen- oder Amplitudenmodulation, ei nen akusto- oder elektrooptische Modulationseinrichtung oder ein sättigbarer Absorber sein. Es ist zu beachten, daß irgen deine Länge der monomodigen Faser auch mittels Spleißen an der doppeltbemantelten Faser befestigt werden kann. Hier ist ein Resonatorentwurf gezeigt, bei dem der dichroitische Pumpspiegel 502 bei der Übertragung von Signallicht verwendet wird. Es kann auch ein dichroitischer Pumpspiegel verwendet werden, der Si gnallicht reflektiert und Pumplicht durchläßt. Ein Laseraus gangssignal könnte durch teilweise reflektierend Machen eines der Spiegel 102 oder 106 erhalten werden.

Gemäß einem sechsten Ausführungsbeispiel wird eine niedrig doppelbrechende doppeltbemantelte Faser konstruiert, um ein Femtosekunden-Lasersystem durch Entfernen der Faraday- Dreheinrichtungen, wie in Fig. 9 gezeigt, zu bilden. Alternativ kann mit einem optimierten Faser- und sättigbarem Absorberent wurf der sättigbare Absorber 118 auch direkt mit dem Spiegel 601 zusammengefügt werden. Der Spiegel 107 wird dann keinen sättigbaren Absorber enthalten. Der Spiegel 502 könnte im Prin zip auch beseitigt werden und das Pumplicht könnte über eine einzelne dichroitische Polarisationseinrichtung (nicht gezeigt) in den Resonator gekoppelt werden.

Wenn einmal die Faraday-Dreheinrichtungen entfernt sind, kann das gechirpte Faser-Bragg-Gitter 105 zu der doppeltbemantelten Faser 101, wie in Fig. 10 gezeigt, gespleißt werden. Es ist zu beachten, daß durch sehr Kleinmachen der Dispersion des gechir pten Faser-Bragg-Gitters auf diese Weise auf ein Femtosekunden laser konstruiert werden kann. Das Ausgangssignal eines derar tigen Lasers kann bequemerweise an einer Polarisationseinrich tung 117 erhalten werden, wobei die Gesamt-Faser Polarisations steuereinrichtung angepaßt werden kann, um das gewünschte Aus gangssignal zu geben. Es ist jedoch zu beachten, daß wie in einem Ringresonator die Langzeit-Stabilität derartiger Systeme beschränkt sein wird, da lineare Polarisationsveränderungen in dem Faserresonator nicht kompensiert werden. Derartige Stabili tätsprobleme können durch Verwendung eines sättigbaren Absor bers mit einer kurzen Ladungsträger-Lebensdauer (<100 psec) beseitigt werden. Alternativ kann der gesamte Resonator als hoch-doppelbrechende Faser gemacht werden. Wie beim Ringreso nator sollten dann die Polarisationsachsen aller Fasern ausge richtet sein und sollte die Polarisationseinrichtung auch zu einer der Polarisationsachsen der Fasern ausgerichtet sein. Eine Ausgangssignalkopplung kann dann von einer Polarisations- Beibehaltungs-Koppeleinrichtung erhalten werden.

Gemäß einem siebenten Ausführungsbeispiel, bei dem die Faraday- Dreheinrichtungen entfernt sind, kann ein gechirptes Faser- Bragg-Gitter 701 direkt in der Faser 101 gebildet werden, um ein Pikosekunden- (oder Femtosekunden-) Lasersystem, wie in Fig. 11 gezeigt, zu erzeugen. Der sättigbare Absorber 118 kann direkt mit dem einen Ende des Resonators zusammengefügt werden, um ein sehr kompaktes System zu ergeben. Der Spiegel 107 und der sättigbare Absorber können teilreflektierend gemacht wer den, um eine Ausgangssignalkopplung zu ermöglichen. Alternativ kann eine Faserkoppeleinrichtung vor dem Spiegel 107 eingeführt werden, um eine Ausgangssignalkopplung zu erzeugen.

Zusammengefaßt, wurden eine Femtosekunden- und eine Pikosekun den-Impulserzeugung in doppeltbemantelten mit seltenen Erden dotierten Faser, die von Breitbereich-Laserdiodenfeldern ge pumpt werden, das erste Mal demonstriert. Die vorwiegende Ver wendung für Resonatorkomponenten mit niedrigen Kosten sollte die Wettbewerbsfähigkeit dieser Technologie bedeutend erhöhen. Obwohl hier zahlreiche beispielhafte Ausführungsbeispiele ge zeigt und beschrieben wurden, wird der Fachmann erkennen, daß zahlreiche Modifizierungen und Veränderungen möglich sind und es ist beabsichtigt, daß die Erfindung nur durch die anhängen den Ansprüche beschränkt ist.

Es wird eine Technik zur Erzeugung von Pikosekunden- und Femto sekunden-Impulsen von modenverkoppelten doppeltbemantelten, mit Breitbereich-Laserdiodenfeldern mantelgepumpten Faserlasern offenbart. Unter Verwendung einer Erbium/Ytterbium-Faseroszil latoreinrichtung werden 560 fsec Impulse mit Impulsenergien von bis zu 40 pJ bei einer Wellenlänge von 1560 nm erzeugt. In einem dispersions-kompensierten Resonator werden Impulse so kurz wie 170 fsec mit Impulsenergien von bis zu 50 pJ erhalten. Durch Addition eines gechirpten Faser-Bragg-Gitters zur zusätz lichen resonatorinternen Dispersionssteuerung werden Impuls breiten von 3 psec mit Impulsenergien von bis zu 1 nJ erhalten. Ein sättigbarer Absorber wird zum Impulsbeginn verwendet, wobei eine nichtlineare Polarisationsentwicklung für eine stationäre bzw. kontinuierliche Impulsformung ausgenützt wird. Ein umge bungsstabiler Entwurf wird durch Verwendung von doppelbrechen den Fasern und einem Kompensationsschema für linear und nichtli neare Polarisationsverschiebungen in dem Resonator sicherge stellt.

Claims

1. Modenverkoppelter Laser mit:
einer doppeltbemantelten, in einem Resonator angeordneten und als ein Verstärkungsmaterial funktionierenden Faser (101) zur Erzeugung von Laserenergie in Form von Impulsen kürzer als 100 psec,
einem mit einem Ende der doppeltbemantelten Faser gekoppelten Laserdiodenfeld (103) zum Pumpen der doppeltbemantelten Faser mit Pumplicht,
einer innerhalb des Resonators angeordneten Reflektoreinrich tung (102) zur Reflektion von Energie entlang einer die dop peltbemantelte Faser passierenden Achse,
einer Ausgangseinrichtung (117) zum Empfang von innerhalb des Resonators erzeugter Laserenergie und zur Ausgabe eines Teils der Laserenergie,
einer Modenverkopplungs-Initiierungseinrichtung (118; 301, 302) zur Initiierung einer Erzeugung von kurzen Impulsen in dem Resonator,
einer Einrichtung (104) zur Unterdrückung von Mantelmoden in der doppeltbemantelten Faser, und
einer Einrichtung (105; 201) zur Steuerung der Dispersion in dem Resonator.

2. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die Modenverkopplungs-Initiierungseinrichtung einen sättigbaren Halbleiter-Absorber enthält.

3. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 2, wobei der sättigbare Halbleiter-Absorber an einem Ende des Resonators angeordnet und teilreflektierend ist, um eine Ausgangssignal kopplung zu erzeugen.

4. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 2, wobei innerhalb des Resonators enthaltene Fasern eine Doppelbrechung von weniger als 5×10^-7 besitzen, und der sättigbare Halbleiter-Absorber eine Ladungsträger- Lebensdauer von weniger als 100 psec aufweist.

5. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die Modenverkopplungs-Initiierungseinrichtung eine akusto- optische oder elektro-optische Modulationseinrichtung (301, 302) ist, die mit einer externen optischen Impulsquelle eine Amplituden- oder Phasenmodulation induziert.

6. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, mit einer Einrichtung (113, 114) zur Kompensation von linearen Pha senverschiebungen innerhalb der doppeltbemantelten Faser.

7. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 6, wobei die doppeltbemantelte Faser eine Doppelbrechung größer als 1×10^-7 besitzt, um nichtlineare Impulsformung durch nichtlinea re Polarisationsentwicklung in der Anwesenheit der Einrichtung zur Kompensation von linearen Phasenverschiebungen in dem Reso nator zu stabilisieren.

8. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 7, mit einer Viertel-Wellenplatte (115) und eine Halb-Wellenplatte (116), die zur Steuerung einer linearen Phasenverzögerung zwi schen zwei Polarisations-Eigenmoden der doppeltbemantelten Fa ser verwendet werden.

9. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 6, wobei
die Einrichtung zur Kompensation (113, 114) von linearen Pha senverschiebungen erste und zweite innerhalb des Resonators angeordnete Faraday-Dreheinrichtungen aufweisen, wobei die er ste Faraday-Dreheinrichtung zu einem Ende des Resonators hin angeordnet ist und die zweite Faraday-Dreheinrichtung zu dem anderen Ende des Resonators hin angeordnet ist, und
der Laser weiterhin eine zwischen der ersten Faraday-Drehein richtung und dem einen Ende des Resonators angeordnete Pola risationseinrichtung (117) aufweist.

10. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 9, mit einer Viertel-Wellenplatte (115) und einer Halb-Wellenplatte (116), die zur Steuerung einer linearen Phasenverzögerung zwi schen zwei Polarisations-Eigenmoden der doppeltbemantelten Fa ser verwendet werden.

11. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 9, mit einer zwischen der Polarisationseinrichtung und dem einen Ende des Resonators angeordneten Halb-Wellenplatte (116), wobei die Halb-Wellenplatte eine anpaßbare Ausgangskopplung bildet.

12. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 6, wobei die Einrichtung zur Kompensation von linearen Phasenverschie bungen eine zum einen Ende des Resonators hin angeordnete erste Faraday-Dreheinrichtung und eine am anderen Ende des Hohlraums angeordnete Faraday-Drehspiegeleinrichtung aufweist, wobei der modenverkoppelte Laser weiterhin eine zwischen der ersten Faraday-Dreheinrichtung und dem einen Ende des Resonators an geordnete Polarisationseinrichtung (117) aufweist.

13. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 12, mit einer Faser mit niedriger Doppelbrechung mit einer Doppelbre chung von weniger als 1×10^-7, wobei die Faser mit niedriger Doppelbrechung vor dem Faraday-Drehspiegeleinrichtung angeord net ist.

14. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die Einrichtung zur Steuerung der Dispersion eine Dispersion- Kompensationsfaser (201) ist.

15. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 14, wobei die Dispersions-Kompensationsfaser an einem Ende des Resonators gespleißt ist.

16. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die Einrichtung zur Steuerung der Dispersion ein gechirptes Faser-Bragg-Gitter ist.

17. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 16, wobei das gechirpte Faser-Bragg-Gitter direkt in der doppeltbemantel ten Faser gebildet ist, so daß die doppeltbemantelte Faser über das gechirpte Faser-Bragg-Gitter gepumpt wird.

18. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 16, wobei das gechirpte Faser-Bragg-Gitter an ein Ende des Resonators gespleißt ist.

19. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 16, mit einem zweiten, innerhalb des Resonators angeordneten gechirpten Faser-Bragg-Gitter.

20. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die doppeltbemantelte Faser eine mit Material aus seltenen Erd en dotierte Glasfaser ist.

21. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei die Ausgabeinrichtung (303) eine zur Ausgabekopplung verwendete Faserkoppeleinrichtung ist.

22. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei innerhalb des Resonators enthaltene Fasern polarisations beibehaltend sind, mit einer linearen Doppelbrechung größer als 5×10^-7 und ausgerichteten Polarisationsachsen, wobei der Laser weiterhin eine Polarisationseinrichtung mit in einer der Pola risationachsen der Fasern ausgerichteten Achse aufweist.

23. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, wobei der Resonator ein Ringresonator ist und der modenverkoppelte Laser weiterhin monomodige Fasern und einen Modenverkopplungs- Mechanismus aufweist, die innerhalb des Ringresonators angeord net sind.

24. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, mit
einer Faraday-Drehspiegeleinrichtung (202) zur Kompensation von linearen Phasenverschiebungen in der doppeltbemantelten Faser und
einer Polarisationseinrichtung und einer Halb-Wellenplatte, die zusammen eine Kompensation für die durch den Faraday-Drehspie geleinrichtung induzierte 90° Polarisationsdrehung bilden, auf weist.

25. Modenverkoppelter Laser nach Anspruch 1, mit einer Abstimmeinrichtung (120) zur Wellenlängenabstimmung einer Ausgangswellenlänge, wobei die Abstimmeinrichtung zumindest eines von Etalons, optischen Filtern, doppelbrechenden Abstimm platten und sperrigen Gittern aufweist.