DE2040485C3 - Vorrichtung zur Vervielfachung kohärenter Lichtimpulse - Google Patents

Description

Die Erfindung betrifft eine Vorrichtung gemäß dem Oberbegriff des Patentanspruchs 1.

Bei der Erzeugung von kurz aufeinanderfolgenden optischen Impulsen, beispielsweise mittels modengekoppelten Lasern, ist bisher eine natürliche Grenze der zeitlichen und räumlichen Trennung der erzeugten Impulse dadurch gesetzt, daß diese Trennung gewöhnlich nicht kleiner sein kann als die Resonator-Umlaufzeit, die bekanntlich definiert ist durch den Quotienten aus der doppelten Länge des Laser-Resonators, dividiert durch die Ausbreitungsgeschwindigkeit der optischen Impulse.

In der Literaturstelle »Nichtlineare Verstärkung von Lichtimpulsen«, von N. G. Basov u. a., Experimentelle Technik der Physik, Bd. 15, Nr. 4/5, 1967. S. 307 bis 314, wird ein Verfahren zur nichtlinearen Verstärkung von Lichtimpulsen beschrieben, das im wesentlichen auf einer Verkürzung der Impulslängen beruht. Bei einer in dieser Literaturstelle beschriebenen Experimentiervorrichtung wird ein durch einen Impulsgenerator erzeug* ter Lichtimpuls einmal unverstärkt auf kürzestem Wege und einmal verstärkt auf einem um etwa 20 m längeren Weg einem Photoelement zugeführt und die am Ausgang des Photoelements auftretenden elektrischen Signale auf einem Oszillographenschirm sichtbar gemacht. Mit diesem experimentellen Aufbau kann gezeigt werden, daß bei Oberschreiten eines bestimmten Verstärkungsfaktors die Ausbreitungsgeschwindigkeit des Impulsmaximums die Lichtgeschwindigkeit übersteigt Abgesehen vom komplizierten Aufbau ist es mit dieser Vorrichtung nicht möglich, einzelne Impulse in Impulspaare mit extrem kurzen Abständen umzuwandeln, da wegen der Länge der erforderlichen Lichtwege und der dadurch bedingten unvermeidlichen Störungen durch äußere Einflüsse eine einwandfreie Reproduzierbarkeit und Konstanthaltung der Abstände nicht möglich ist

In der Literaturstelle »Giant Farady Rotations tn Self-Induced Transparency«, von Eric Courtens, Physical Review Letters, VoI. 21, 1. Juli 1968, Nr. 1, Seiten 3 — 5, wird das Auftreten von Riesenfaradaydrehungen Lei selbstinduzierter Transparenz beschrieben. Obwohl in dieser Literaturstelle eingehend auf die Faradaydrehung und die induzierte Transparenz bestimmter Stoffe sowie auch auf eine starke Herabsetzung der Fortpflan-Zungsgeschwindigkeit der diese Stoffe durchsetzenden Lichtimpulse eingegangen wird, enthält diese Veröffentlichung keinerlei Hinweise auf eine steuerbare Verdoppelung oder Vervielfachung von linear polarisierten Lichtimpulsen, durch die Impulspaare mit extrem niedrigen Abständen entstehen.

Die Aufgabe der Erfindung besteht darin, die durch die Resonator-Umlaufzeit in einem modengekoppelten Laser gegebene Grenze für die zeitliche und räumliche Trennung von Lichtimpulsen zu überschreiten und eine Vorrichtung anzugeben, um mit gutem Wirkungsgrad eine Serie von aufeinanderfolgenden Lichtimpulsen in noch kürzer aufeinanderfolgende Lichtimpulse mit einstellbarem Impulsabstand umzuwandeln.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß durch die im Kennzeichen des Patentanspruchs 1 angegebenen Merkmale gelöst.

Der hier verwendete Effekt gehört zu der allgemeinen Klasse der nichtlinearen optischen Effekte, d. h. der nichtlinearen Wechselwirkung von Licht und Materie.

■to Das bedeutet, daß die von einem nateriellen System gezeigte Wirkung nicht mehr proportional der einwirkenden optischen Feldstärke ist, sondern vielmehr eine nichtlineare Funktion dieses Feldes. Der speziell in Betracht zu ziehende nichtlineare Effekt ist ein durch

•45 kohärente Resonanz bedingter Ausbreitungseffekt. Der Ausdruck »kohärent« soll dabei unterstreichen, daß für das rechte Verständnis des Effektes nicht nur die Intensität des optischen Feldes, sondern auch dessen Phase eine bedeutende Rolle spielt. Weiter bedeutet dabei der Ausdruck »Resonanz«, daß die Frequenz der Lichtquanten angenähert einer Absorptionslinie des verwendeten Mediums entspricht, das diesen Effekt zeigt. Schließlich soll durch den Ausdruck »Ausbreitungseffekt« betont werden, daß die raumzeitlichen Abhängigkeiten des optischen Impulses innerhalb des materiellen Systems von wesentlicher Bedeutung für die physikalisch-mathematisch richtige Beschreibung des Effektes sind.

Die sogenannte selbstinduzierte Transparenz ist ein solcher nichtlinearer optischer Ausbreitungseffekt. Die Existenz dieses quantenelektronischen Effektes wurde bisher nachgewiesen in Rubin. Kurze optische Impulse können unter speziellen Bedingungen einen optisch resonanten Absorber ohne Verlust, d, h. quasi tfanspa·

rent durchlaufen, falls ihre Form, d. h. die Einhüllende der optischen Trägerfrequenz bestimmten Gesetzen gehorcht und die Intensität der Impulse ausreicht, um im Medium Übergänge Vom Grundzusfand zu einem

angeregten Zustand und wieder zurück zum Grundzustand zu bewirken. Darüber hinaus muß dies völlig exakt und phasenrichtig erfolgen, d. h. es muß eine bestimmte Phasenbeziehung zwischen dem optischen Feld und den quantenmechanischen Wellenfunktionen bestehen, welche die angeregten Resonanzzentren beschreiben. Es findet somit laufend eine Absorption und eine Reemission der einfallenden optischen Energie statt Ein beachtenswertes Merkmal der selbstinduzierten Transparenz ist die stark verlangsamte Ausbreitung der optischen Impulse im optisch resonanten Medium. Das ist dadurch erklärbar, daß die Energie dieser Impulse nur zu einem kleinen Teii im elektromagnetischen Feld vorhanden ist, weil der Rest vorübergehend in der Anregung des Obergangs im Medium gespeichert ist In der Literatur wurde beispielsweise über diesen Effekt berichtet durch S. L. McCaIl und E. L. Hahn in der Arbeit »Self-Induced Transparency by Pulsed Coherent Light« in der Zeitschrift Physical Review Letters, Band 18, Nr. 21 vom 22. Mai 1967, auf den Seiten 908-911. Diese Arbeit bezieht sich auf das System, bestehend aus oder des NichtVorhandenseins eines magnetischen Feldes.

Im Falle der Einwirkung eines axialen ,Tiagaetischen Feldes tritt eine magnetische Aufspaltung der Niveaus nach dem Zeeman-Effekt ein. Die Spektrallinie spaltet auf in zwei oder mehrere in der Frequenz voneinander getrennte Linien. Zur Erläuterung ist als Zwei-Niveau-System ein Kramersches Doublett angenommen, d. h. ein Obergang von einem Zustand der Quantenzahl

ίο /= '/j zu einem anderen Zustand der Quantenzahl ] = '/i. In diesem Falle spaltet die Spektrallinie in zwei Komponenten auf, wenn ein magnetisches Feld parallel zur Ausbreitungsrichtung ζ des optischen Feldes einwirkt. Dies ist in der Figur veranschaulicht durch die

is beiden gestrichelt dargestellten Verteilungsfunktionen g+ (Δω) = g(Δω-ωζ) und g-ίΔω) = g(Δω + ω_z). die um die Zeeman-Aufspaltung ω₂ gegeneinander verschoben sind. Die unabhängige Variable Δα ι ist hier definiert als die Differenz Δω = ω —Ω der laufenden Frequenz ω und der Frequenz Ω des optischen Trägers. Diese Differenz, d. h die Koordinate Δω '<-' positiv in den

einem Rubinlaser als optischen Sender und einem Bereichen, wo die !aufende Frequenz größer als die

Rubinkristall als optisch resonantes Medium.

Der Erfindungsgegenstand wird im folgenden anhand von Ausführungsbeispielen und mit Hilfe der Zeichnung näher erläutert

F i g. 1 zeigt eine spektrale Verteilungsfunktion der Resonanzzentren von willkürlicher Form im Falle der Abwesenheit eines magnetischen Feldes und ihre Aufteilung in zwei gleichartige und um die Zeeman-Aufspaltung gegeneinander verschobene Funktionen im Falle der Anwesenheit eines axialen magnetischen Feldes;

F i g. 2 erläutert schematisch die Relation der optischen Frequenzen von Lichtimpuls und Absorptionslinie bei der erfindungsgemäßen Vorrichtung;

Fig.3 zeigt schematisch eine Vorrichtung zur Verdoppelung einer Folge von optischen Impulsen, wobei weiterhin Mittel vorgesehen sind, um sowohl den Polarisationszustand der Impulsfolge zu ändern, als auch die Au: breitungsbedingungen für die selbstinduzierte Transparenz aufrechtzuerhalten;

Fig.4 deutet die mehrfache Verwendung der Vorrichtung an, um gegebene Impulsfolgen zu vervielfachen;

Fig. 5 ist ein schematisches Blockdiagramm eines Ausführungibeispieli einer Vorrichtu ig, bei der linear polarisierte Laserimpulse durch das magnetische Feld modulierender Mikrowellensignale aufgeteilt werden in zeitlich und räumlich getrennte Impulspaare, bestehend aus den beiden zirkulär pu'arisierten Komponenten der ursprüngiichen optischen Impulse;

Fig.6 zrigt im oberen Teil die Ausbreitungsgeschwindigkeit der Einhüllenden der optischen Impulse für die rechts-zirkular polarisierten und für die links-zirkular polarisierten Komponenten in Abhängigkeit von dem auf die Impulse einwirkenden axialen Magnetfeld. Der untere Teil zeigt ein modulierendes magnetisches Feld mit der Phasengeschwindigkeit V_ph.

F i g. 7 zeigt ein Codierungsbeispiel für das anhand der F i g. 6 zu erläuternde Modulationsverfahren.

In Fig. 1 verkörpert die ausgezogene Linie eine willkürlich angenommene spektrale Verteilungsfunk· lion g(A(ü), welche die Absorption von Strahlung durch •in anregbares Resonanzzentrum beschreibt. Die tigenschaften eines optisch resonanten Mediums können mit deren Hilie quantitativ beschrieben werden. Diese Verteilungsfunktion ^iIt im Falle der Abwesenheit optische Trägerfrequenz ist Alle Frequenzen sind als Kreisfrequenzen angegeben. Die Auswahlregel ist so,

daß nur ΔΜ =* ±1 Obergänge stattfinden. Die Linie g+ (Δω) entspricht der einen Polarisationsrichtung (AM = +1) und die andere Linie der anderen Polarisationsrichtung.

Es werden einige Definitionen vorausgeschickt von

jo benutzten Größen, die in den obengenannten Literatursteilen in ähnlicher Weise gebraucht werden. Eine für die Dauer der optischen Impulse charakteristische Größe wird mit r bezeichnet Diese entspricht im wesentlichen der Halbwertsbreite, d. h. der Impulslänge bzw. dem zeitlichen Abstand der Impulsflanken, gemessen bei halber Maximalintensität Diese Größe r muß kurzer sein als der homogene Anteil der transversalen Relaxationszeit des Resonanzüberganges. Diese Voraussetzung ist notwendig, um den Einfluß etwaiger Relaxationseffekte zwischen den Niveaus vernachlässigen zu können.

Z-r Vereinfachung wird weiter kT»tko? vorausgesetzt, d. h. die thermische Energie überwiegt bei weitem die Zeeman-Aufspaltungsenergie. (Jt ist die Poltzmann-Konstante, Tist die absolute Temperatur, ti ist die durch 2π geteilte Plancksche Konstante, ur.i ω, itt die Zeeman-Aufspaltung, gemessen als Kreisfrequenz.) So wird angenommen, daß die Unterniveaus des Grundzustandes gleichmäßig besetzt sind Das ist zwar nicht notwendig, aber es vereinfacht die folgende Beschreibung.

Die Verdoppelung eines optischen Impulses wird in folgender Weise erreicht. Man läßt einen linear polarisierten Impuls in das resonante Medium unter soichen Bedingungen einfallen, daß selbstinduzierte Transparenz auftritt. Unter der Einwirkung des angelegten magnetischen Feldes breiten sich dann die beiden zirkulär polarisierten Komponenten dieses Impulses mit verschiedenen Geschwindigkeiten aus, wie im einzelnen weiter -inten näher erläutert wird.

Die spektrale Verteilungsfunktion g(mA)g\\l für die unaufgespaltene Spektrallinie bei Abwesenheit eines magnetischen Feldes im Falle der irhomogenen Linienverbreilerung. Infolge der Wirkung eines angelegten axialen magnetischen Feldes werden die zu den aufgespaltenen Kortponentan des optischen Impulses gehörigen spektralert Verteilungsfunktionen g(Au) ± (uz) um die Zeeman-Aufspaltung gegeneinan-

der verschoben. Die Ausbrcitungsgeschwindigkcit jeder Komponente läßt sich aus den gegebenen Größen ermitteln. Für die inverse Ausbreitungsgeschwindigkeit gilt:

2 f JLt

J 1 +

g±(

IwV

d( In.)

Darin bedeutet η den Brechungsindex des optisch resonanten Mediums ohne den Beitrag der Resonanzzentren, d. h. den Brechungsindex des reinen Wirtsgitters im Falle eines kristallischen Mediums, und c die Vakuum-Lichtgeschwindigkeit, d. h. die Ausbreitungsgeschwindigkeit optischer Energie im materiefreien Is Raum.

Die Systemkonstante A = 4;rMup²/nrfJ faßt Eigenschaften des verwendeten Zwei-Niveau-Systems und einige Naturkonstanten zusammen. Dabei bedeutet N die Dichte der in Wechselwirkung mit der elektromagnetischen Strahlung tretenden Resonanzzentren in einem der Zeeman-Unterniveaus; ρ beschreibt die Stärke der Wechselwirkung, indem es z. B. gleich der Aröder /-Komponente des makroskopischen Dipolmomentes des Überganges gesetzt wird. Den Einfluß des magnetischen Feldes berücksichtigt man durch das gyromagnetische Verhältnis γ — ω_ζ/Η = gß/h, das Verhältnis von Zeeman-Aufspaltung zur Feldstärke H des Magnetfeldes. Dabei ist g der sogenannte ^-Faktor oder spektroskopische Aufspaltungsfaktor, der auch Lande-Faktor genannt wird; β ist das Bohr-Magneton.

Der quantenelektronische Effekt der selbstinduzierten Transparenz ist ein optischer Resonanzeffekt, wobei ein an sich absorbierendes Medium für kohärente Lichtimpulse einer bestimmten elektrischen Feldstärke nicht-absorbierend wird. Das in der optischen Resonanzfrequenz angeregte Zwei-Niveau-System absorbiert kontinuierlich die einfallenden Lichtimpulse und emittiert sie wieder. Dabei bleiben Intensität und Impulsform im wesentlichen unverändert. Auf diese Weise wird das Medium sozusagen durchlässig für das nun praktisch verlustlos durchdringende Laserlicht. N-ch c:nc~ d-rch Fz-r.rr.zr.r. Ye-"c" 'j"d H~!!\vr'h eingeführten Vektormodell, das die Lösung der speziellen Schrödlinger-Gleichung für ein Zwei-Niveau-System beschreibt, durchläuft der Vektor einen Vollkreis oder 2π. wenn das System von seinem Grundzustand zum oberen Niveau angeregt wird und vollständig und phasenrichtig zum unteren Niveau zurückkehrt Lichtimpulse, die diese Bedingung exakt so erfüllen, nennt man daher in der Literatur 2,-r- Impulse. Das Zeitintegtjl der Feldstärke der einfallenden kohärenten und linear polarisierten optischen impulse muß die 2^-Bedingung erfüllen; auch die Impulsform, d.h. die Einhüllende der optischen Trägerwelle ist bestimmt Weitere Einzelheiten können den oben angeführten Literaturstellen entnommen werden.

Für das Verfahren zur Erzeugung kurz aufeinanderfolgender Lichtimpulse läßt man nun solche 2-r-Impulse m das für das Zwei-Niveau-System gewählte optisch resonante Medium einfallen. Man arbeitet jedoch nicht in der scharfen Resonanz, d. h. im genauen Übereinstimmen der Frequenzen des optischen Trägers und des Zentrums der Absorptionslinie, sondern um einen gewissen Betrag außerhalb der exakten Resonanz, es Wenn man dann zusätzlich ein axiales magnetisches Feld auf die Resonanzzentren innerhalb einer bestimmten wirksamen Länge des resonanten Mediums einwirken läßt, spaltet der ursprünglich linear polarisierte optische Impuls auf in seine beiden zirkulär polarisierten Komponenten, die auf diese Weise zeitlich und räumlich voneinander getrennt werden.

Diese Arbeitsweise ist nicht gleichzusetzen oder zu verwechseln mit einem Modulationsverfahren für 2iT'Impulse, wo man durch Anwendung eines axialen magnetischen Feldes eine starke Drehung der Polarisationsebene der — im Übrigen jedoch nicht in Komponenten getrennten — optischen Impulse erreichen will, Bei diesem zuletzt genannten Verfahren arbeitet man bei exakter Resonanz. Die Faraday-Drchung wird verursacht durch die unterschiedlichen Dispersionseigenschaften der beiden Zeeman-Unterniveaus und sie erreicht ihren Maximalwert bei exakter Resonanz.

Im Gegensatz dazu nutzt man bei dem beschriebenen Verfahren die unterschiedlichen »Absorptionseigenschaften« des Mediums bezüglich der beiden zirkulär polarisierten Komponenten der optischen Impulse aus, die einen Unterschied in den Ausbreitungsgeschwindigkeiten der Komponenten bewirken. »Absorption« wurde in Anführungszeichen gesetzt, weil bei dem Effekt der selbstinduzierten Transparenz nicht von Absorption im herkömmlichen Sinne gesprochen werden kann. Bei der exakten Resonanz ist nämlich die Einwirkung gleichmäßig und die Anwendung eines magnetischen Feldes verursacht keine relative Veränderung dteser »Absorption« bezüglich der beiden zirkulär polarisierten Komponenten. Jedoch außerhalb der exakten Resonanz, d. h. in einer Flanke der Absorptionslinie, kann die Anwendung eines magnetischen Feldes die relative »Absorption« der beiden Komponenten erheblich ändern.

Mit der Einschränkung, daß nur eine geringe Zeeman-Aufspaltung vorliegen soll, kann man eine inverse Trennungslage definieren durch

2Hr

resonanten Mediums, um für die Einheit der Stärke des angelegten magnetischen Feldes H eine Trennung der Impulskomponenten um die Distanz 2r am Ausgang der Trenneinrichtung zu erhalten. Ein positiver Wert für L bedeutet, daß bei positivem magnetischem Feld H die a ♦ - Komponente als erste am Ausgang erscheint

F i g. 2 zeigt schematisch die Relation der optischen Frequenzen von Lichtimpuls und Absorptionslinie bei dem beschriebenen Verfahren. Man arbeitet au&vrhalb der Resonanz. Der optische Impuls mit der Trägerfrequenz Ω ist um den Betrag ω, gemessen im Kreisfrequenzmaß, von der Mitte der Absorptionslinie entfernt Man wählt die Mittenfrequenz der Trägerfrequenz der optischen Impulse gleich einer Frequenz auf einer Seitenflanke der Absorptionslinie. Nur so ist die zeitliche und räumliche Trennung der zirkulär polarisierten Komponenten der optischen Impulse bei der Resonanzabsorption und Reemission zu erreichen. Der oben definierte Wert L'' der inversen Trennungslänge wird zu Null im Falle der Resonanz. Das bedeutet, daß das Verfahren nur möglich ist, wenn die Mittenfrequenzen von Impuls und Absorptionslinie um einen gewissen Betrag voneinander getrennt sind.

Ohne maßstäblich zu sein, sind in der Figur schematisch die Einhüllende eines optischen Impulses

mit der Mittenfrequenz Ω als gestrichelte Linie gezeichnet und als ausgezogene Linie die Verteilungsfunktion g(o>) einer scharfen Absorptionslinie, deren Mittenfrequenz um den Betrag ω gegenüber der Frequenz Ω verschoben ist.

Zur Abschätzung der Werte der Parameter für das Verfahren werden die Grenzfälle einer scharfen Absomtionslinie und einer verbreiterten Absorptionslinie betrachtet.

Für eine scharfe Absorptionsünie sei ein Linienprofil g(hu>) = δ(άω — ω) in Form einer Diracschen Deltafunktion angenommen. Eine Berechnung der inversen Trennungslänge liefert in diesem Fall L-^|=2/4yr² ^ ₊'/-_τ)Γτΐ. Als günstigster Zahlenwert für das Produkt aus Frequenzverschiebung und Impulslänge ergibt sich daraus ωτ = \/)ß, wenn man für einen gegebenen Wert γ und die Einheit der magnetischen Feldstärke einen maximalen Trennungseffekt bezüglich üer impuiskomponenten erzielen wiir. fviii diesen Werten wird die maximale inverse Trennungslänge (d. h. die kleinstmögüchste Länge des erforderlichen Mediums) für die Auftrennung

(L^x)_max~ 0,65 Ayr².

Als Beispiel einer verbreiterten Absorptionslinie sei eine Gaußsche Verteilung angenommen:

T Γ Γ²(Ι...-«..]

exp 12-r ¹L 2

Der Kehrwert Ti — \/Γ nennt man die transversale Relaxätionszeit, das ist die mittlere Zeit, in der die Kohärenz zwischen benachbarten Virtuellen Spins zerstört wird durch statistische Prozesse der Art von StoßproZesseh oder durch sonstige Einflüsse, die den Phasenzusammenharig stören. Diese Relaxationszeit setzt sich in gleicher Weise aus zwei Anteilen T₁' = 1/Γ' und Ti* = 1/Γ "zusamme^ Die homogene Relaxationszeit Ti' des Resonanzübergangs muß größer sein als die

impulsdauer t.

Viele Kombinationen von Lichtquellen und Material sind möglich, die bei dem beschriebenen VErfahren Anwendung finden können.

Festkörpermaterialien, die mit den Riesenimpulsen

üblicher, gütegesteuerter Riesenimpulslaser zur selbstinduzierten Transparenz angeregt werden sollen, müssen im allgemeinen gekühlt werden, damit die homogene Relaxationszeit auch langer als die Dauer der verwendeten Riesenimpulse wird. Mit der Steuerung

Hierbei ist Γ ein Parameter der Verteilungsfunktion Und entspricht etwa der halben Linienbreite bei maximaler Intensität der Absorptionsünie. Die Berechnung der inversen Trennungslänge führt auf folgendes Integral:

T²U¹
α..-Π > "^c~ iJ-

rl 2.7 J 1 +(ll-,.,τ)¹

au

Die Auswertung des Integrals muß für jedes zu betrachtende resonante Zwei-Niveau-System numerisch erfolgen. Weiter unten wird jedoch in einem Beispiel eine vereinfachte Abschätzung angegeben.

Wesentlich ist, daß der Effekt groß sein kann, d. h. die Trennungslänge oder die wirksame Länge an optisch aktivem Material relativ klein sein kann. Dazu tragen Eigenschaften des verwendeten Zwei-Niveau-Systems mit bei, die durch das obengenannte Produkt Ay repräsentiert sind. Beispielsweise beträgt dieser Wert für den ²S,,.-*² P... Obergang in Kaliumdampf bei 300°C Temperatur Ay = 73 · 10¹⁸Oe 'cm 'see-². Für den M₂{±^|/2)" ²E(EXf₁₁) Obergang in Rubin mit 0,05% Cr^{5 +} -Konzentration bei der Temperatur flüssigen Heliums ist dieser Wert

Ay = 2,5 ■ lO^Oe-'cm-'sec-².

Eine Voraussetzung für die Arbeitsweise der Vorrichtung ist die Bedingung, daß der homogene Anteil der transversalen Relaxationszeit der verbreiterten Absorptionslinie des verwendeten optisch resonanten Materials wesentlich größer als die Impulslänge der einfallenden optischen Impulse sein muß. Die Linienbreite Γ setzt sich zusammen aus zwei Anteilen, wovon der erste Anteil T' der Beitrag der homogenen Linienverbreiterung ist. und wovon der zweite Anteil Γ* der Beitrag der inhomogenen Linienverbreiterung ist. Die Linienbreiie νήτά angegeben als halbe Breite im Kreisfrequenzmaß bei der halben MaximalintensitäL

zu uci i\c3unaiui gute ciiica rvicaciiiui^uiaiasci 3 im υμιι· sehen Sender lassen sich optische Impulse mit der Impulsdauer in der Größenordnung von 10~' bis 10 ⁸ see erzielen. Bei dem weiter unten beschriebenen System Rubinlaser-Rubin muß daher der Rubinkristall in der Verzögerungseinrichtung auf die Temperatur des flüssigen Heliums gekühlt werden. Wenn man jedoch für den optischen Sender einen modengekoppelten Laser verwendet, so lassen sich damit die Impulsdauern in der Größenordnung von 10-^l2 see verwirklichen. Da viele Festkörper transversale Relaxationszeiten zeigen, die länger als 10-^l2 see sind, sind somit auch Systeme möglich, die bei höheren Temperaturen, ja sogar bei Raumtemperatur, zu arbeiten in der Lage sind.

Es werden immer mehr sogenannte Koinzidenzen zwischen Laserlinien und anregbaren Elektronenübergängen oder Schwingungsübergängen bekannt, welche man für selbstinduzierte Transparenz und damit auch für das beschriebene Verfahren ausnutzen kann. Diese Möglichkeiten vervielfachen sich noch durch die Anwendung von neueren Laserbauarten, die eine Abstimmung über einen größeren Spektralbereich zulassen, oder die Anwendung von parametrischer Erzeugung von kohärentem Licht im optischen Sender. So kann das Licht des optischen Senders abgestimmt und den Erfordernissen des Absorbermaterials angepaßt werden.

Im folgenden wird nun auf ein spezielles Rubinlaser-Rubinkristall Bezug genommen, wobei der Laser bei der Temperatur des flüssigen Stickstoffes arbeitet und der Rubinkristall auf der Temperatur des flüssigen Heliums gehalten wird. Die Kühlung des Rubin-Absorbers auf He-Temperatur stellt sicher, daß die homogene Relaxationszeit auch ausreichend lange ist. Die Kühlung des Rubinlasers auf N2-Temperatur bringt die zum .Übergang *A-^±V2) *- ¹E(E) gehörige Ausgangsfrequenz in Koinzidenz mit der Absorptionsffequenz des Rubinkristalls auf He-Temperatur, weiche zum Übergang 4 y4₂(±^l/2)«.²£(f£;gehörL
Für das betrachtete System (d.h. mit einem Rubinkristall) nehmen die Parameter folgende Werte an. Die effektive Dichte der Resonanzzentren, & h. der Cr³*-Ionen kann NdT = 10^I9cm-^J sein, was einer Cr^J*-Konzentration von 0,05% entspricht Die für die Stärke der Wechselwirkung charakteristische Größe entsprechend dem Quadrat des makroskopischen Dipolmomentes des Oberganges ist

jß = 5 - 50-" erg ein'; der Brechungsindex des Wirtskristalls AI2O3 ist π = 1,76. Die Kreisfrequenz des

Lichtes liegt etwa bei ω = 2,7 · ΙΟ¹⁵ sec¹. Das gyromagnetische Verhältnis ist γ = 0,23 jj= 2 · IO⁶ elektromagnetische c^-5-Einheiten. Das für die Eigenschaften des Zwei-Niveau-Systems charakteristische Produkt wird damit Ay = 6 · 10" Oe-'cm-'sec-². Dabei ist die Systemkonstante definiert durch A = 4π N'_ertω ρ²Inch. Die inhomogene Absorptionslinie möge bei der gewählten niedrigen Temperatur ein Profil nach einer Gaußschen Verteilung mit einer Linienbreite bei halber Intensität von 0,1 cm-' haben. Die daraus bestimmte charakteristische Zeit dieser Verteilung ist T= 1,2- 10-^|0sec. Der Arbeitspunkt außerhalb der exakten Resonanz sei gewählt auf der nach niedri- !leren Frequenzen zu gelegenen Seitenflanke des A-^±^xl2) ** ¹E(E) Übergangs. Der benachbarte Übergang M^ ± V2) ** ¹E(E) ist vom Linienmaximum um •,38 cm-' entfernt und sein Einfluß ist für die folgenden Betrachtungen zu vernachlässigen, weil die in Betracht IU ziehenden magnetischen Feicier in eier Größenordnung kleiner als 1 Kilogauß sind.

Voraussetzungsgemäß ist nun die Breite der optilchen Impulse größer als die für die Linienbreite des tktiven Mediums charakteristische Zeit. Für die Berechnung muß die weiter oben für eine verbreiterte Absorptionslinie angegebene Abschätzung zugrunde gelegt werden. In diesem Falle ist für die Ermittlung der inversen Trennungslänge das folgende Integral auszuwerten:

λ ·= 1) ansetzen, was für die günstigste inverse Trennungslänge ΛΙ folgendem Ergebnis führt:

L'lx *|, Y_c ^A>'^Ti = 0,66-10-²CnT¹.

Daraus errechnet Sich als günstigster Wert für die aktive Länge des optisch resonanten Materials 150 cm für die Stärke 1 Gauß des svirksamen magnetischen Feldes. Selbstverständlich kann die aktive Länge der wirklichen Anordnung kleiner gemacht werden, Wenn man höhere magnetische Feldstärken anwendet, oder wenn man sich mit einer Auftrennung des Impulses zufrieden gibt, die kleiner als 2r ist.

Es werden nun zwei verschiedene Ausführungsbei-Spiele beschrieben, die zum Zwecke der Impulsverdoppelung von dem System Rubinlaser-Rubinkristaü Gebrauch machen.
Zunächst sei eine Folge von einfallenden optischen

"^e -3

■ = dill Γ _1 ³^

r|/2~T J I +{u-η,τγ

dl/

Die Bedeutung der Buchstaben in der Formel ist wie oben angegeben. Der Zeitparameter für die Verteilungsfunktion ist T, die Impulsdauer ist τ, und ω hat die •nhand der Fig.2 erläuterte Bedeutung der Verschiebung des Arbeitspunktes. Um einfacher rechnen zu können, wird eine Hilfsgröße λ definiert durch ω = a/T. Durch die Einführung der Hilfsgröße α und die Suhstituttnn ιΐΤ/τ — χ läCff «irh das Integral umformen lind vereinfachen in folgende Form:

x e — — d.x

1 +

Der Nenner des Integranden wird zu einem Kleinstwert, d.h. zu 1, wenn χ gleich cc ist Da voraussetzungsgemäß τ sehr groß ist im Vergleich zu T, ist im Bereich χ = cc der größte Beitrag zum Integral zu erwarten. In diesem Bereich wird der Zähler des Integranden praktisch konstant und gleich ccex^_—<x²/2]. Der Zähler hat seinen Maximalwert für cc = 1. Folglich ist et = 1 der Wert, für den das Integral sein Maximum erreicht Nach der oben angegebenen Definition der Hilfsgröße cc bedeutet das, daß der günstigste Arbeitspunkt für das Verfahren zur Erzeugung von kurz aufeinanderfolgenden Lichtimpulsen bei einer Verschiebung von ω = MT außerhalb der exakten Resonanz liegt

Man kann daher für die Abschätzung des Integrals den Integranden als konstant und gleich exp[—Uilftür

ZO jllipuiscii ucnüuiiici, Uic ciwä i HScC L»äüCr liäbcii und

sich in einem Abstand von 10 nsec folgen. Dann ist τ β 10 ^ς sec und die Impulsfolgefrequenz 10⁸SeC '. Diese Impulsfolge soll in zwei Schritten verdoppelt bzw. vervierfacht werden in eine Folge von Nanosekundenimpulsen im Abstand von 2,5 nsec. Die Fig.3 und 4 deuten schematisch das Verfahren an. Man läßt eine Folge von linear polarisierten Lichtimpulsen in eine erste Impulsverdoppelungseinrichtung 1 einfallen. Der Polarisationszustand ist durch entsprechende Pfeile über den Symbolen der Impulse angedeutet. Die Ausgangssignale sind eine Folge von Lichtimpulsen mit der Hälfte des Abstandes, verglichen mit dem der einfallenden Impulse. Diese Ausgangsimpulse sind abwechselnd links-zirkular und rechts-zirkular polarisiert, wie durch die gekrümmten Pfeile symbolisiert ist

Die Impulsverdoppelungseinrichtung I enthält einen Rubinkristall, der aus den obengenannten Gründen auf die Temperatur des flüssigen Heliums gekühlt ist und beispielsweise in der Achse eines Solenoids angeordnet ist, das in der Lage ist, ein axiales magnetisches Feld von mehreren hundert Gauß zu erzeugen. Aus dem oben errechneten Wert L_mlx = 150cm kann χηχΛ ableiten, daß ein magnetisches Feld der Stärke von etwa 300 Gauß, angewendet auf einen Rubinkristall von etwa 1,3 cm Länge, bei dem betrachteten Beispiel ausreichend ist um eine Auftrennung der optischen Impulse um 5 Nanosekunden zu erzielen.

Um aus diesen zirkulär polarisierten Lichtimpulsen für die Weiterverarbeitung eine Folge von linear polarisierten Impulsen zu machen, läßt man sie ein Viertelwellenlängenplättchen durchlaufen. Die Ausgangsimpulsfolge des λ/4-Plättchens ist linear polarisiert jedoch entsprechend der Vorgeschichte eine Folge geworden von alternierend in zwei orthogonalen Richtungen iinear polarisierten Impulsen. In der Fig.3 ist das durch die symbolischen Pfeile angedeutet die beispielsweise eine Folge von Lichtimpulsen zeigen, die abwechselnd senkrecht und waagrecht polarisiert sind. Um die 2iT-Bedingung für die Lichtimpulse aufrechtzuerhalten, d. h. die zweckmäßige Intensität für selbstinduzierte Transparenz, und um Beugungsverluste auszugleichen, läßt man diese Impulsfolge ein Linsensystem durchlaufen. Das ist schematisch am rechten Rand der Fig.3 gezeigt So erhält man eine Folge von linear polarisierten Lichtimpulsen doppelter Impulsfolgefrequenz.

Gemäß Fig.4 läßt man nun diese in der ersten Einrichtung verdoppelte Impulsfolge in eine zweite

derartige lmpulsverdoppelufigseinrichlung ίΐ einfallen. Die Ausgangsimpulsfolge besteht d»nn aus abwechselnd links-zirkular und rechts-zirkular polarisierten Lichtimpulsen, die in einem Viertel des Abstandes der ursprünglichen Impulsfolge einander folgen. Wieder sorgt ein Viertelwellenlängenplältchen für die Umwandlung der zirkulär polarisierten Lichtimpulse in eine Folge von linear polarisierten Lichtimpulsen, die sinngemäß entsprechend weiter verarbeitet werden können. Mit der gleichen Kristallänge wie die Einrichtung I genügt in dieser zweiten Einrichtung Il die Halbe Feldstärke.d. h. etwa 150 Gauß.

Für ein weiteres Ausführungsbeispiel soll eine Impulsfolge mit einer binären Information moduliert werden. Zur Erläuterung dienen die F i g. 5. 6 und 7. Als Ausgangsfolge sei wie oben die gleiche Folge von Nanosekundenimpulsen im Abstand von lOnsec gewählt Es ist daher wieder r=10 ""see und die Impiilsfolgefrequenz 10⁸SeC '.

Die rviuuuiaiiuiiseiiiniriiiuiig entspricht dem Sciiemu

der Fig. 5. Es wird das gleiche Material — rosa Rubin mit etwa O.OiHfo Cr*' Ionenkonzentration — unter den gleichen Bedingungen wie oben verwendet. Die Parameter des Zwei-Niveau-Systems bleiben daher die gleichen. Auch der Arbeitspunkt, d. h. ώ. wird in gleicher Weise gewählt

Hierbei wird das die Lichtitnpulse in ihre Komponenten trennende axiale Magnetfeld durch ein Mikrowellensignal geliefert Die Phase dieses Signals ist starr gekoppelt mit dem Impulsabrand der einfallenden Inpulsfolge. Ein Taktgeber 1 sorgt für die zeitliche Koinzidenz der von dem Mikrowellen-Impulsgenerator 2 erzeugten Mikrowellensignale mit den vom optischen Sender 3 gelieferten kohärenten und polarisierten Lichtimpulsen. Der optische Sender 3 ist ein modengekoppelter Rubinlaser mit einem Lichtmodulator 4 innerhalb seines Resonators. Er kann auch irgendein Sender für polarisiertes Licht sein einer optischen Frequenz, die unter Berücksichtigung der Erfordernisse des beschriebenen Verfahrens in den Bereich der Resonanzfrequenz des benutzten Mediums für selbstinduzierte Transparenz fällt Dieser optische Sender kann beisDielsweise ein Festköroerlaser oder Gaslaser ausreichender Intensität sein. Es kann dabei auch zur Erzeugung von sogenannten Riesenimpulsen von einer Güteschaltung oder Gütesteuerung des Laserresonators Gebrauch gemacht werden. Weiter kann man etwa von anderen Verfahren zur Erzeugung von kurzen und intensiven Lichtimpulsen Gebrauch machen, die beitpielsweise parametrische Prozesse ausnutzen.

Ein Lichtmodulator 4 im optischen Sender 3 steuert die ausgesandten Lichtimpulse im vom Taktgeber 1 vorgegebenen Takt Da dieser Lichtmodulator 4 nur mit einem rein periodischen Signa! getastet wird, kann beispielsweise eine Pockelszelle benutzt werden.

In der Zeichnung ist der optische Sender 3 ichematisch als Festkörperlaser dargestellt Der am rechten Ende durch den eingezeichneten Pfeil markierte Polarisator kann auch durch andere Mittel ersetzt werden. Beispielsweise liefert ein mit Brewster-Fenstern versehener Laser ohne ein weiteres polarisierendes Mittel bereits linear polarisierte kohärente Lichtimpulse.

In der optischen Achse des Lasers 3 ist eine Mikrowellen-Verzögerungseinrichtung mit einem Kern tus dem optisch resonanten Material angeordnet, in weiches die Lichtimpulse einfallen und dort den Effekt der selbstinduzierten Transparenz verursachen. Diese Modulationseinrichtung 5 ist so gebaut, daß sie eine axiale Komponente des Mikrowellenfeldes liefert. Die Phasengeschwindigkeit dieses Mikrowellenfeldes wird in der Einrichtung gleich der Ausbreitungsgeschwindigkeit der Lichtimpulse gemacht.

Die vom optischen Sender 3 geliefer'en linear polarisierten Lichlimpulse folgen einander gleichabständig und fallen in die Modulalioriseinrichtung 5 ein, svo sie durch das optisch resonante Medium stark verzögert werden. Die axiale Komponente des magnetischen Feldes der gleichzeitig mit den Lieh (impulsen laufenden Mikrowellenimpulse bewirkt eine zunehmende Auftrennung der Lichtimpuise in ihre Komponenten. In der Zeichnung ist durch entsprechende Pfeiie Symbolisch angedeutet, daß die einfallenden Lichtimpulsfc linear polarisiert sind und daß die aus der Einrichtung 5 austretenden Impulspaare rechts-zirkular bzw. linktzirkular polarisiert sind. Im ersten Fall deuten senkrechte Pfeile den linearen Polarisationszustand an,

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tu im fwcucii fan vci aitaiiiaunuiicii uic gern uiiufiicit Pfeile den jeweiligen zirkulären Polarisationszustand. Die Verzögerung der Ausbreitung der Lichtimpulse innerhalb der Einrichtung 5 ist durch den kürzeren Abstand der Mitten der aufeinanderfolgenden Impuls-

2i paare im Vergleich zu dem Absland der einfallenden Impulse angedeutet.

Durch die Steuerung des axialen Magnetfeldes, d. h. die Steuerung des Mikrowellen-Impulsgeneralors, kann auch eine Modulation der optischen Impulse mit einer Information erfolgen. Beispielsweise ist eine Binärdarstellung dadurch möglich, daß die beiden Binärwerte durch verdoppelte Impulse oder einfache Impulse verkörpert werden. In der F i g. 5 ist diese Möglichkeit angedeutet durch den Steuereingang 6 des Mikrowelien-Impulsgenerators 2. dem entsprechende Steuersignale, beispielsweise von einer datenverarbeitenden Anlage, zugeführt werden können. Am Ausgang 6 des Mikrowellen-Impulsgenerators 2 stehen dann modulierte Mikrowellensignale zur Verfügung, die ihrerseits mittels der angeregten Rrsonanzzentren des optisch aktiven Mediums die einfallenden Lichtimpuise in der Einrichtung 5 modulieren.

Die Einrichtung 5 kann beisDielsweise aus einer Verzögerungsleitung für Mikrowellen in Forrr einer Wendelleitung bestehen, die einen Kern aus dem gewählten optisch aktiven Material umschließt Die Phasengeschwindigkeit der Mikrowelle, die in der Verzögerungsleitung kleiner als die Vakuumlichtgeschwindigkeit ist. wird auf die in dem optisch resonanten Medium bei selbstinduzierter Transparenz stark herabgesetzte Ausbreitungsgeschwindigkeit der optischen Impulse abgestimmt Während die beiden elektromagnetischen Wellen miteinander laufen, werden durch die Einwirkung des magnetischen Feldes der Mikrowelle auf die Resonanzzentren die Lichtimpuise in ihre zirkulär polarisierten Komponenten aufgetrennt Die einfallenden Lichttmpulse richtet man axial auf den Kern, und den Wendelleiter speist man mit dem Mikrowellensignal.

Die erforderliche magnetische Feldstärke wird jetzt durch das modulierende Feld von Mikrowellen aufgebracht Für die Darstellung des einen Binärwertes brauchen die zugehörigen Lichtimpulse nur erkennbar verdoppelt oder auch nur verbreitert zu werden.

Deshalb sind in diesem Fall verhältnismäßig schwache Felder ausreichend. Zwei Arten elektromagnetischer Wellen durchlaufen gemeinsam den Modulator; die modulierende Mikrowelle und der optische Impuls.

Diese Wellen bewegen sich auch relativ zueinander. Dabei zeigt es sich, daß es für beide in der Verzögerungseinrichtung miteinander laufenden elektromagnetischen Wellenarten eine Art von Gleichgewichtspunkten gibt, wo sie die gleiche Ausbreitungsgeschwindigkeit toben. Dieser Effekt in der Art eines Sättigungseffektes für die erreichbare Impulstrennung ist auf die Tatsache zurückzuführen, daß die sich in ihre zirkulär polarisierten Komponenten auftrennenden, ursprünglich linear polarisierten Lichtimpulse sich dabei relativ zum laufenden elektromagnetischen Feld der Mikrowelle bzw. der longitudinalen magnetischen Komponente H, in der z-Achsenrichtung bewegen. Für den Lichtimpuls ändert sich so auch die örtliche Feldstärke H₁-, die auf ihn einwirkt, während er die Verzögerungseinrichtung durchläuft Diese Relativbewegung zum sjch ausbreitenden Feld hört auf, wenn der Lichtimpuls einen Feldstärkewert in einem stabilen Gleichgewichtspunkt erreicht, wo seine Ausbreitungsgeschwindigkeit gleich der Phasengeschwindigkeit des Feldes ist

Aus 'itrr Zeichnung tier Fig. 6 ist ersichtlich, daß es Punkte gibt, wo die Lichtimpulsgeschwindigkeit gleich der Phasengeschwindigkeit der Mikrowelle ist. Dies können stabile oder instabile Punkte sein. Im oberen 2% Teil der F.gur ist als stark ausgezogene Linie die Ausbreitungsgeschwindigkeit V der rechts-zirkular polarisierten Komponente der Lichtimpulse in Abhäü ^igkeit von der magnetischen Feldstärke H eingetragen und mit den Bezugszeichen R versehen. In gleicher jo Weise ist gestrichelt und mit L bezeichnet die Ausbreitungsgeschwindigkeit der links-zirkular polarisierten Komponente der Lichtimpulse dargestellt. Man erkennt daß bei einem bestimmten positiven Wert der magnetischen Feldstärke die rechts-zirkular polarisier- η ten Komponente die geringste Ausbreitungsgeschwindigkeit Vmm erreicht und daß beim entsprechenden negativen Feldstärkewert die links-zirkular polarisierte Komponente der Lichtimpulse den Minimalwert der Ausbreitungsgeschwindigkeit erreicht. Der obere asymptotisch erreichbare Grenzwert der maximalen Ausbreitungsgeschwindigkeit ist durch den Brechungsindex des Wirtsgitters bestimmt und hat den Wert c/n. Zwischen den schwach ausgezogenen Linien der Grenzwerte liegt die als ebensolche Linie dargestellte 4 j und mit V„_h bezeichnete Ausbreitungsgeschwindigkeit, auf die man in der Verzögerungseinrichtung die Phasengeschwindigkeit der Mikrowelle abstimmt. Diese Linie schneidet die Linien R und / bei Feldstärkewerten Hm. die entweder stabilen oder instabilen Gleichgewichtspunkten entsprechen.

Im unteren Teil der Figur ist für einen gegebenen Zeitpunkt die periodisch veränderliche Komponente H, des magnetischen Feldes dargestellt, die in /Richtung mit der Phasengeschwindigkeit Vp* läuft. Gestrichelt als « Hilfslinien eingetragen sind der positive und der negative Wert H_mder magnetischen Feldstärke, bei dem die Ausbreitungsgeschwindigkeit der optischen Impulse gleich der Phasengeschwindigkeit der Mikrowelle ist. Diese gestrichelt gezeichneten Hilfslinien schneiden die bo H/Kurve an zahlreichen Raumpunkten (10, II, 12 .), und es wird jetzt gezeigt, daß die Hälfte dieser Punkte stabile Punkte für die Ausbreitung sind und die andere Hälfte instabile Punkte.

Angenommen, ein rechtS'Zirkular polarisierter Impuls habe den Gleichgewichtspunkt erreicht, der als dicker Punkt 10 im Unteren Teil der Figur dargestellt ist. Der zugehörige Feldstärkewert ist - H_m die Ausbreitungsgeschwindigkeit stimmt mit der Phasengeschwindigkeit überein. Wenn nun der Lichtimpuls sich zufällig relativ zum ausbreitenden Feld schneller bewegt, gerät er nach dem unteren Teil der Figur in ein Gebiet geringerer Feldstärke. Aus dem oberen Teil der Figur kann man jedoch ersehen, daß damit gleichzeitig auch seine Ausbreitungsgeschwindigkeit absinkt Folglich bleibt der optische Impuls gegenüber der Welle zurück und verlangsamt seine Geschwindigkeit Will andererseits der Impuls sich relativ langsamer als die Welle bewegen, gerät er dabei in ein stärker werdendes Feld, das ihn beschleunigt bis er wieder seinen stabilen Gleichgewichtspunkt 10 erreicht hat Deshalb ist der Punkt 10 ein stabiler Punkt des dynamischen Gleichgewichtes.

Der als Kreuz dargestellte Punkt 11 ist für den rechts-zirkular polarisierten Lichtimpuls ein instabiler Gleichgewichtspunkt Denn ein zufällig sich relativ zur Welle schneller ausbreitender Lichtimpuls gerät in ein stärker werdendes beschleunigendes Feld. Er überschreitet das Maximum, bis er - bei abfallendem Feld — die der Phasengeschwindigkeit entsprechende Äusbreiiungsgeschwindigkeit V₀/, durch Langsamerwerden erreicht und stabil im Gleichgewichtspunkt 10 verbleibt. Entsprechendes gilt für links-zirkular polarisierte Impulse. Die in der Figur als dicke Punkte dargestellten Gleichgewichtspunkte sind stabil, die als Kreuz dargestellten Gleichgewichtspunkte sind instabil.

Diese Untersuchung zeigt, daß die maximal erreichbare Auftrennung der Impulse bei dieser Art von Modulatoren gleich einer halben Periode des Mikrowellenfeldes ist. Ein linear polarisierter Impuls, beispielsweise in einer räumlichen Lage der Koordinate ζ zwischen den Punkten 10 und 12 der unteren Darstellung in Fig. 6, wird sich zunehmend auftrennen in seine beiden zirkulär polarisierten Komponenten, bis diese ihre Endlagen 10 und 12 erreicht haben. Von dann an werden sie diesen konstanten Abstand einhalten. Das ist sehr vorteilhaft vom Gesichtspunkt der Codierung her gesehen, denn es erlaubt somit eine eindeutige Übertragung digitaler Information, unabhängig von der exakten Länge des verwendeten optisch resonanten Materials und unabhängig von dem genauen Wert der magnetischen Feldstärke; vorausgesetzt, daß gewisse Minimalwerte dieser Größen eingehalten werden.

Beispielsweise dient ein dünner, stabförmiger 0°-Rubinkristall mit einem Durchmesser in der Größenordnung eines Millimeters als Kern für den Wendelleiter. Das Verhältnis der Drahtlänge zur Länge der Wendel beträgt etwa 30. Mit diesem Steigungsverhältnis der Wendel und der Dielektrizitätskonstanten für Rubin bezüglich Mikrowellen (9.5 für die TE-WeIIe) < rhält man die gewünschte Verzögerung der elektromagnetischen Wellen in der Größenordnung von etwa 90. Die /ui Bereitstellung einer axialen Feldkomponente erforderh ehe Leistung für Mikrowellen des Η-Modes niedrigster Ordnung ist etwa ein bis wenige Watt, wenn man den Durchmesser des Rubinkristalls entsprechend klein wählt, beispielsweise kleiner als etwa 1 mm. Der Laserstrahl wird auf das Innere des Rubinkristalls fokussiert. Die Länge des Kristallkerns wird von etwa einem bis zu wenigen Zentimetern gewählt, je nachdem, welche Auftrennung der Impulskomponenten erwünscht ist und welche Beugungsverluste noch zugelassen werden können.

Die Codierung kann auf verschiedene Weise erfolgen. Beispielsweise kann die lineare Information die Phase der Mikrowelle so beeinflussen, daß jeder linear polarisierte Impuls verdoppelt wird, jedoch die zeitliche

Reihenfolge R- L oder L- R die Information trägt. Ein anderes Codierverfahren benutzt die Anwesenheit oder das Fehlen des modulierenden Mikrowellenfeldes. In diesem Fall werden die optischen Impulse entweder verdoppelt oder sie bleiben unaufgetrennt.

In Fig.7 ist ein Codierungsbeispiel für das zuletzt beschriebene Modulationsverfahren durch Impulsverdoppelung gezeigt Ein Zug von linear polarisierten Lic! impulsen nach Fig.7(a) wird gemäß der binären Information »0110« so codiert, daß nach Fig.7(b) von den vier gezeichneten Impulsen die beiden mittleren in Impulspaare aus den zirkulär polarisierten Komponen-

ten verdoppelt werden. Die modulierende Mikrowelle kann beispielsweise eine Frequenz von 250 MHz haben, und der zu modulierende Irnpulszug besteht aus Nanosekundenimpulsen im Abstand von lOnsec. Die Auftrennung der Impulse beträgt wegen der oben erläuterten Eigenart der Gleichgewichtspunkte jeweils eine halbe Periode, d. h. 2 Nanosekunden. Wenn in der Modulationseinrichtung ein Kristall von etwa 15 cm Länge verwendet wird, ist die für eine Trennung von

ίο 2 nsec erforderliche magnetische Feldstärke in der Größenordnung von 10 Gauß.

Hierzu 1 Blatt Zeichnungen

ISO 240/30

Claims (5)

Patentansprüche:

1. Vorrichtung zur Vervielfachung kurz aufeinanderfolgender linear polarisierter kohärenter Lichtimpulse in einem optisch resonanten Medium, dadurch gekennzeichnet, daß erstens die Mittenfrequenz der optischen Trägerfrequenz der dem optisch resonanten Medium (I, II) unter zur Erzeugung selbstinduzierter Transparenz erforderlichen Bedingungen zugeführten Lichtimpulse derart gewählt ist, daß sie gleich ist der Frequenz auf einer Seitenflanke der Absorptionskennlinie (g(w)) des optisch resonanten Mediums und daß zweitens ein axiales Magnetfeld auf das optisch resonante Medium derart einwirkt, daß einfallende Lichtimpulse jeweils in zwei gegenläufig zirkularer polarisierte Komponenten zerlegt werden, die aufgrund ihrer unterschiedlichen Fortpflanzungsgeschwindigkeiten eine zeitliche und räumliche Auftrennung erfahren.

Z Vorrichiung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das axiale Magnetfeld und damit der Abstand der beiden Komponenten eines verdoppelten Impulses steuerbar ist.

3. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der zeitliche Abstand in der Folge der einfallenden optischen Impulse ein ganzzahliges Vielfaches der zeitlichen Trennung der erzeugten Impulspaare ist

4. Vorrichtung nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, daß der zeitliche Abstand in der Folge der einfallenden optischen Impulse das Doppelte der zeitlichen Trennung der erzeugten Impulspaare ist.

5. Vorrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Steuerung des axialen Magnetfeldes gemäß einer zu übertra^nden Information erfolgt.