DE2320109A1 - Verfahren zur stabilisierung der frequenz und intensitaet der strahlung eines leistungsgaslasers und laser zur durchfuehrung des verfahrens - Google Patents

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Patentanwälte

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19-'April 1973

AGENCE NATIONALE DE VALORISATION DE LA RECHERCHE -ANVAR-Neuilly sur Seine (Prankreich)

Verfahren zur Stabilisierung der Frequenz und Intensität der Strahlung eines Leistungsgaslasers und Laser zur Durchführung des Verfahrens

Zahlreiche Anwendungen von Lasern, z.B. die Holographie, die Meßtechnik oder die Untersuchung der Brillouin- oder Raman-Diffusion ,erfordern eine starke Lichtintensität und eine sehr große Monoehromatizität. Erstere erhält man durch Verwendung von Lasern großer Länge, die eine große Leistung abgeben, letztere durch Verwendung von Schwingungstypwählern oder -selektoren, die evtl. Einrichtungen zur Frequenzstabilisierung zugeordnet sind.

Um einen Laser monofrequent (oder vom Mono- oder Einschwingungs typ) zu machen, d.h. um unter allen möglichen Schwingungstypen einen einzigen auszuwählen, kennt man bereits ver-

schiedene Verfahren. Das zeitlich erste und gleichzeitig einfachste besteht in der Verwendung eines genügend kurzen Lasers, damit der Frequenzabstand zwischen zwei aufeinander folgenden Longitudinalschwingungstypen vergleichbar mit der Dopplerbreite der verwendeten Spektrallinie wird. Ein einziger Longitudinalschwingungstyp kann dann schwingen, und der Laser ist von der Konstruktion her monofrequent. Daraus ergibt sich unvermeidbar, daß die Ausgangsleistung eines derartigen Lasers gering ist, z.B« für einen Gaslaser vom Helium-Neon-Typ größenordnungsmäßig 0,1 mW bei 6328 S beträgt.

Eine andere Lösung besteht in der Benutzung eines langen Lasers, für den der Frequenzabstand zwischen zwei aufeinander folgenden Longitudinalschwingungstypen viel kleiner als die Doppler-Breite ist, weshalb er in mehreren Schwingungstypen schwingen kann; daher wird diesem Laser ein Schwingungstypwähl er zugeordnet, der unter allen möglichen Schwingungstypen die Auswahl eines einzigen gestattet. Es sind bereits mehrere Schwingungstypwähler bekannt, insbesondere einer, der das Fox-Smith-Interferometer mit drei Spiegeln verwendet (vgl. P.W. Smith, I.E.E.E. Journal of Quantum Electronics, Band QE 2, Nr. 9, September 1966, Seite 666). Dieses Interferometer besteht aus drei Spiegeln, die zwei Resonanzräume begrenzen, von denen der eine lang ist und den Hauptresonanzraum bildet, in dem .sich das Verstärkermedium befindet, während der andere kurz ist und die, Lage der Schwingungsfrequenz bestimmt. Dieses Spektralwahlverfahren gestattet die Erreichung eines Monofrequenzlasers mit hoher Leistung, z.B. von größenordnungsmäßig 50 mW für einen Gaslaser vom Helium-Neon-Typ für eine Spektrallinie von 6328 S.

Ein anderes Verfahren besteht darin, in den Laserresonanzrraum ein Perot-Fabr.y-Normal im wesentlichen senkrecht zur Laserachse einzubringen. Dieses Normal wählt, wenn es sorgfältig

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relativ zum Hauptresonanzraum des Lasers positioniert ist, einen einzigen der mögliehen Longitudinalsehwingungstypen aus und macht so den Laser monofrequent. Es gestattet die Erzielung von Laseremissionsleistungen, die im wesentlichen äquivalent dem vorhergehenden Spektralwahlverfahren sind (vgl. z.B. J.D. Currie "High Power, single mode helium-neon laser", Applied Optics, Band 8, Nr. 5, Mai I969).

Wenn auch derartige Verfahren und Vorrichtungen zur Spektralwahl im wesentlichen den Bau monofrequenter Laser hoher Leistung gestatten, so erhöhen sie jedoch beträchtlich die Komplexität des Resonators, was beträchtliche Schwankungen der Frequenz und der Intensität der Ausgangsstrahlung hervorruft. Die bisher in Erwägung gezogenen Verfahren zur Verringerung dieser Schwankungen bestehen in der Verbesserung der Stabilität des passiven Resonanzraums, der die Schwingungsfrequenz bestimmt. Jedoch wirkt sich auch jede Drift (thermischen oder mechanischen Ursprungs) des Bezugsresonanzraums auf die Emissionsfrequenz der Laserstrahlung aus. Andererseits^sxn derartigen Vorrichtungen die Frequenz gekennzeichnet relativ zu einer mechanischen Referenz, die bei vielen Anwendungen schlecht zur Untersuchung von .atomaren Phänomenen paßt.

Es sind ferner verschiedene Verfahren und Vorrichtungen bekannt zur Frequenzstabilisierung der Strahlung eines Gaslasers in Bezug auf eine atomare Referenz anstatt auf eine mechanische Referenz.

Wenn der in seiner Frequenz zu stabilisierende Laser ein kurzer Laser vom Einschwingungstyp ist, gibt es nach dem bekannten Stand der Technik mehrere Stabilisierungsverfahren.

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Das erste besteht in der Anwendung des Zeeman-Effekts, der dank der Anwendung eines Magnetfelds gestattet, bestimmte Verstärkungslinien in zwei Komponenten aufzuspalten, die nach links und nach rechts zirkularpolarisiert sind, und die Intensität dieser beiden Komponenten zu vergleichen. Wenn die Schwingungsfrequenz des Lasers eine Lage entsprechend der Mitte der nicht aufgespaltenen Spektrallinie einnimmt, schwingen die beiden Komponenten, nämlich die rechte und die linke, mit derselben Intensität. Für jede andere Lage haben jedoch die beiden Komponenten eine unterschiedliche Intensität, was ein Kriterium zur Einstellung der Schwingungsfrequenz auf die Linienmitte darstellt. Bei einer Abwandlung dieses Verfahrens kann eine Absorptionslinie durch denselben Effekt aufgespaltet werden, und die Absorptionen entsprechend der rechten und der linken Komponente werden verglichen. (Derartige Verfahren für kurze Laser vom Einsehwingungstyp mit Frequenzstabilisierung sind z.B. beschrieben von T.G. Polanyi und I. Tobias in US-PS J5 153 557 vom 1. Juli 1969).

Obwohl derartige bekannte Verfahren und Vorrichtungen zur Frequenzstabilisierung im wesentlichen den Bau eines Lasers mit guten Spektraleigenschaften erlauben, haben sie jedoch den Nachteil, die Frequenzstabilisierung des Lasers nur in der Mitte der Verstärkungslinie des verwendeten Gases zu gestatten.

Ein anderes bekanntes Verfahren besteht in der Frequenzmodulation des Schwingungstyps des Lasers und in der Untersuchung der Modulation der Ausgangsintensität. Im wesentlichen hängen die Parameter (Phase und Amplitude) der Intensitätsmodulation eines Lasers von der Lage des Resonanzschwingungstyps relativ zur Mittenfrequenz der Verstärkungslinie ab.

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Die Frequenzmodulation erhält man im allgemeinen durch sehr leichtes Vibrieren eines der den Resonanzraüm bildenden Spiegel, was auf eine sehr leichte Verschiebung der optischen Frequenz der Laserschwingung_hinausläuft (vgl. z.B. eine der ältesten Veröffentlichung von W.R.C. Rowley und D.C. Wilson in "Nature", Nr. 4.908, 23. November 1963: "Wavelength stabilization of an Optical Maser"). Bei einer derartigen Vorrichtung ist die Sehwingungsfrequenz auf das Maximum der Verstärkungskurve fixiert. Dieses Verfahren ist ungenau, insbesondere wegen der Abflachung einer Gauss-Kurve, wie sie das charakteristische Verstärkungsprofil von Gaslasern darstellt. Es ist praktisch sehr schwierig, das Maximum einer Gauss-Kurve zu ermitteln, die außerdem gegenüber der Theorie stärker abgeflacht ist, und zwar aus Gründen»der Sättigung der Emissions-Intensität in Nähe des Maximums.

Ein genaueres Verfahren, das später entwickelt wurde, besteht in der Ausnutzung des sogenannten "LAMB-dip"-Phänomens (vgl. W.E. Lamb, "Physical Review", 134, Nr. 6A, 1964, S. 1429). Dieses Phänomen betrifft das Auftreten eines Lochs am Scheitel oder Maximum der Intensitätskurve. Die Existenz dieses Lochs, das auf einen nichtlinearen Effekt zurückzuführen ist, hängt von den experimentellen Bedingungen des Laserbetriebs ab: Intensität, Druck und Art der Gase. Das Auftreten des "LAMB-dip"-Phänomens wird ausgenutzt zur Frequenzstabilisierung von kurzen Lasern vom Einschwingungstyp durch ein Verfahren zur Einstellung auf die Mitte dieser Löcher. Diese Einstellung vollzieht sich noch durch eine Frequenzmodulation und durch Vergleich der Kennwerte dieser Modulation mit denen der Ausgangsintensität des so modulierten Lasers. Im Vergleich zum Verfahren nach Wilson hat dieses Stabilisierungsverfahren, das den "LAMB-dip"-Effekt ausnutzt, den Vorteil, die Frequenz auf die Mitte eines Profils einzustellen, das schmaler ist als die Gesamtverstärkungskurve von einem Gasmedium. Es ist im wesentlichen bekannt durch eine von Lamb stammende Theorie, daß dieses Loch eine Lorentz-Form hat, deren Breite typischer-

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weise größenordnungsmäßig 100 MHz betragen kann, während die Gesamtverstärkungskurve eines Gasmediums eine Gauss-Kurve ist, die am Scheitel viel flacher verläuft und außerdem viel breiter ist, typischerweise eine Breite von ca. 150Ö MHz aufweist.

Diese bekannten Frequenzstabilisierungsverfahren mittels Modulation der Schwingungsfrequenz haben die folgenden Nachteile:

Die Emissionsfrequenz des Lasers wird notwendigerweise auf die Mitte des Profils der Emissionslinie des verwendeten Mediums stabilisiert,

das verwendete Korrektursignal bei der Regelung oder Stabilisierung der Schwingungsfrequenz wird gewonnen durch schwaches Oszillieren der Resonanzfrequenz des Laserresonanzraums, und zwar um das "LAMB-dip" zu überstreichen. In der Praxis wird diese Modulation so vorgenommen, die möglichst schwach gewählt wird, daß sie mit dem Wert des Verhältnisses von Korrektursignal zu Rauschen vergleichbar wird. Die Intensität des Korrektur signal's} die eine Punktion der Abtastamplitude quer zum "LAMB-dip" ist, ist daher begrenzt.

Wenn die Emissionsfrequenz des Lasers gut auf einen bestimmten Bereich eingestellt ist, ändert sie sich Jedoch wegen desselben Prinzips des Verfahrens, was eine gewisse Unsicherheit über den Momentanwert der Frequenz mit sich bringt.

Schließlich sind diese Freqüenzstabilisierungsverfahren trotz ihrer Eignung im großen und ganzen (abgesehen von den oben genannten Nachteilen) für kurze Laser vom Einschwingungstyp nicht anwendbar auf lange Laser, die durch Verwendung eines Schwingungstypwählers monofrequent gemacht werden, was weiter unten noch deutlicher erkennbar sein wird.

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Außer diesen Frequenzstabilisierungsverfahren ist ein weiteres Verfahren bekannt, das in der Verwendung des sogenannten magnetischen "LAMB-dip"-Phänomens besteht und auf den Erfinder zurückgeht (vgl. z.B. FR-PS 6943193 vom 12.Dezember 1969 "Procede de stabilisation en frequence d'un laser a gaz monomode et laser a gaz en comportant application" und A. Le Floch et al., "Applied Physics Letters", Band 17, Nr. 1, S. 40 - 42, 1. Juli I97O, "Frequency stabilization of a gas laser using the magnetic LAMB-dip"). In diesen Veröffentlichungen ist das Prinzip des magnetischen "LAMB-dip" und seine Anwendung zur Frequenzstabilisierung der Emission eines kurzen Gaslasers vom Einschwingungstyp beschrieben. Dieses Verfahren besteht darin, mittels eines Magnetgleichfelds ein magnetisches "LAMB-dip" in einer der beiden Zeeman-Komponenten zu erzeugen und die Frequenz des einzigen Schwingungstyps auf die Mitte dieses magnetischen "LAMB-dip" einzustellen bzw. einzuregeln. Diese Einstellung wird vorgenommen durch Erzeugung einer leichten Modulation des Magnetgleichfelds, die praktisch erhalten wird durch dessen Überlagerung mit einer kleinen Wechselkomponente, um die Lage des magnetischen "LAMB-dip" zu modulieren, ohne daß die Schwingungsfrequenz des Lasers geändert wird. Diese Modulation der Lage des magnetischen "LAMB-dip" ruft eine Modulation der vom Laser emittierten Intensität hervor; der Vergleich zwischen diesen beiden Modulationen gestattet die Schaffung eines Kriteriums, das verwendet wird zur Stabilisierung der Schwingungsfrequenz in der Mitte des magnetischen "LAMB-dip".

Die weiteren theoretischen und experimentellen Arbeiten des Erfinders haben gezeigt, daß die Verwendung des magnetischen "LAMB-dip"-Phänomens gestattet einerseits die Frequenzstabilisierung der Emission eines langen Lasers, der früher monofrequent durch eines der bekannten Spektralwahlverfahren

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gemacht wurde, und andererseits die Stabilisierung der Intensität dieser Emission.

Es ist daher Aufgabe der Erfindung, Frequenz und Intensität der Strahlung eines Gaslasers zu stabilisieren, der nicht mehr wie nach dem bekannten Stand der Technik notwendigerweise ein kurzer Laser sein muß, sondern im Gegenteil ein langer Laser und damit von hoher Leistung sein kann.

Ein Verfahren zur Frequenzstabilisierung der Strahlung von einem Leistungsgaslaser ist gemäß der Erfindung dadurch gekennzeichnet, daß ein Schwingungstypwähler benutzt wird, um unter allen schwingfähigen Longitudinalschwingungstypen einen einzigen auszuwählen, der sich in einem Frequenzabstand S von der Mitte der Verstärkungslinie des Gasmediums befindet,

daß ein erstes Magnetfeld, nämlich ein Gleichfeld, am Gasmedium angelegt wird, um eine Aufspaltung in der "Verstärkungslinie durch Zeeman-Effekt zu erzeugen, wobei die, Mitte jeder aufgespaltenen Linie um eine Frequenz AV von der Mitte der Linie beim Feld O entfernt ist,

daß ein zweites axiales Magnetfeld, nämlich ein Wechselfeld, dem Magnetgleichfeld überlagert wird, das die Resonanzfrequenzen unverändert läßt, jedoch die Lage des magnetischen "LAMB-dip" und damit die Ausgangslichtintensität des Lagers moduliert,

daß diese modulierte Ausgangsintensität erfaßt wird,

daß die Änderungen der Ausgangsintensität mit denen des Magnetwechselfelds verglichen werden,

daß ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt wird, und

daß mittels des Stellsignals die Frequenz der Lichtemission des Lasers korrigiert wird, um die Gleichheit von § = Λ^ zu erreichen, so daß die Frequenz» des ausgewählten Schwingungstyps auf die Mitte von einer der beiden aufgespalteten Linien eingeregelt wird.

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Die Erfindung wird dadurch weitergebildet, daß auch die Intensität der Laserstrahlung stabilisiert wird, indem auf den Schwingungstypwähler eingwirkt wird.

Ein Gaslaser ist gemäß der Erfindung gekennzeichnet durch einen Longitudinalschwingungstypwähler, der nur einen einzigen Longitudinalschwingungstyp schwingen läßt,

eine Einrichtung zur Erzeugung eines einstellbaren axialen Magnetgleichfelds in dem aktiven Madium, und

ein erstes Regelsystem zum Regeln der Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps auf die Mitte eines der beiden magnetischen "LAMB-dip", bestehend aus einem ersten Regelkreis, der aufweist eine Einrichtung zur Erzeugung eines einstellbaren axialen Magnetwechs*elfelds in dem aktiven Medium, einen ersten Fühler für die vom Laser abgegebene Lichtintensität und einen ersten Vergleicher zum Vergleich der Änderungen der Ausgangsintensität mit denen des Magnetwechselfelds, wobei der Vergleicher ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt, das auf eine Einilchtung einwirkt, die die Länge L₁ des Resonanzraums variiert.

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Nach einer Ausgestaltung der Erfindung wird die Inten- sität der Laserstrahlung gleichfalls stabilisiert, und zwar durch ein zweites Regelsystem zum Regeln der Lichtintensität, das auf den Longitadinalschwingungstypwähler einwirkt, wobei das zweite Regelsystem eine größere Zeitkonstante als das erste Regelsystem aufweist.

Die Erfindung wird anhand der Zeichnung näher erläutert. Es zeigen:

zwei Schwingungstypwähler, deren einer das Fox-Smith-Interferometer (Fig. la) und deren anderer ein Perot-Fabry-Normal (Fig. Ib) benut zt;

Fig. 2 das Prinzip der Auswahl eines Schwingungstyps aus einer Familie von Longitudinalschwingungstypen mit einem Fox-Smith-Interferometer gemäß Fig. laj

. Fig. 3 die Änderungen der von einem Laser ohne Magnetfeld abgegebenen Lichtintensität, wenn die Länge des Schwingungstypwählers variiert wird;

Fig. 4 die erfaßten Leistungsänderungen auf der Achse und senkrecht zur Achse des Lasers, wenn die Länge des Schwingungstypwählers variiert wird;

Fig. 5 die Änderungen der vom Laser emittierten Lichtintensität in Abhängigkeit vom angelegten Magnetgleichfeld für einen gegebenen Frequenzabstand S des ausgewählten Schwingungstyps von der Mitte der Verstärkungsliniej

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Pig. 6 das Prinzipschema eines Gaslasers, der erfindungsgemäß frequenz- und intensitätsstabilisiert ist; und

Fig. 7 die erhaltenen Ergebnisse der Intensitätsstabilisierung.

Erfindungsgemäß wird ein langer Gaslaser verwendet, der in einer großen Anzahl von Longitudinalschwingungstypen schwingen kann, und man bewirkt gleichzeitig eine Spektralauswahl unter allen diesen Schwingungstypen sowie eine Regelung oder Einstellung der Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps. Es soll daher zunächst das erfindungsgemäß angewandte Spektralauswahlprinzip erläutert werden. Dieser Auswahl greift zurück auf bekannte Verfahren, wie sie weiter oben im Zusammenhang mit der Diskussion des bekannten Stands der Technik genannt wurden und die z.B. ein Fox-Smith-Interferometer (Fig. la) oder ein Perot-Fabry-Normal (Fig. Ib) benutzen. Die Erfindung ist jedoch auf keinen Fall auf diese beiden Einrichtungen beschränkt. Da diese bekannten Verfahren der spektralen Auswahl die meisten bekannten Vorrichtungen zur Frequenzstabilisierung ausschließen, ist es nicht überflüssig, zum Verständnis der mit der Erfindung erreichten Vorteile zunächst das Prinzip dieser spektralen Auswahl zu erläutern, um nachher zu zeigen, daß die erfindungsgemäß vorgeschlagene Frequenzstabilisierung bei Lasern anwendbar ist, die mit derartigen Wähleinrichtungen versehen sind.

In Fig. la ist ein Fox-Smith-Interferometer abgebildet, wie es z.B. in dem eingangs zitierten Artikel beschrieben ist. Dabei wird der Hauptresonanzraum durch zwei Spiegel M₁ und M₂ gebildet; dieser Resonanzraum hat eine Länge L-; ein zweiter Resonanzraum, der viel kürzer ist und die Länge L₂ aufweist,

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wird durch den Spiegel M_g und einen Spiegel IVL begrenzt, der sich außerhalb des vorhergehenden Resonanzraums befindet. Der Resonanzraum mit der Länge L, und der kleine Resonanzraum mit der Länge L₂ sind durch einen Strahlteiler Mh gekoppelt, der in der Praxis ein teil- oder halbdurchlässiger Spiegel sein kann. Wenn ein geeignet angeregtes Verstärkungsmedium in den Resonanzraum eingesetzt wird, der durch die beiden Spiegel M, und M₂ gebildet ist, besteht die dieses Interferometer verlassende Strahlung aus vier Teilbündeln oder -strahlen, nämlich P₁, Pp, P^, und P₂^, deren Intensität vom Reflexionskoeffizienten der verschiedenen verwendeten Spiegel abhängt.

In Pig. Ib ist ein Resonanzraum der Länge L, abgebildet, der durch Spiegel M, und M₂ gebildet ist, und in seinem Innern befindet sich ein Perot-Fabry-Normal 2, das auf einem Halter 4 montiert ist, wobei dieses Normal im wesentlichen senkrecht zur Achse des Resonanzraums der Länge L. angeordnet ist; dieses Normal definiert mit dem Spiegel M₂ einen

Resonanzraum der Länge I^ L.. Es bildet gleichfalls mit dem Spiegel M, einen anderen Resonanzraum mit einer Länge im wesentlichen gleich L.. Die spektrale Auswahl wird durch die Existenz dieser mehreren, untereinander gekoppelten Resonanzräume erreicht, was Resonanzfrequenzkoinzidenzen bestimmt, um einen Schwingungstyp auswählen zu können.

Obwohl die Erfindung nicht auf die ausschließliche Benutzung von einem dieser beiden Spektralwähler beschränkt ist, wird die Beschreibung im folgenden beispielhaft dahingehend erfolgen, daß der lange Laser gemäß der Erfindung monofrequent gemacht wird durch Verwendung des Pox-Smith-Interferometers, wie es in Fig. la gezeigt ist.

Das Prinzip der Wahl eines Schwingungstyps aus einer Familie

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von Longitudinalschwingungstypen ist in Fig. 2 erläutert. Dort ist aufgetragen auf der Abszisse die Frequenz ν und auf der Ordinate die Verluste ρ des Gesamtresonators des Lasers sowie die Verstärkung g des Verstärkermediums. Die Mitte der Spektrallinie ist durch die Frequenz V₀ gekennzeichnet. Die vertikalen Strichpunktlinien deuten schematisch die Longitudinalschwingungstypen des Resonanzraums der Länge L. an, die ohne Sehwingungstypwähler schwingen können. Die Kurve 6 ist ein Doppler-Profil der Verstärkungslinie des Gasmediums, während die Kurve 8 die Verluste angibt, die beim Resonator auftreten, der durch die Spiegel M₂ und M-, gebildet ist und die Länge L₂ hat, die wesentlich kleiner als L. ist; der lange Resonanzraum der Länge L₁ enthält das Verstärkermedium und bildet den aktiven Resonanzraum. Der kurze Resonanzraum der Länge L₂ ist passiv und gestattet die Auswahl von einem der Schwingungstypen des Resonanzraums L.. Vom Verstärkermedium aus gesehen, verhält sich der Resonator, der durch die Spiegel M₂, M-, und M^ gebildet ist, wie ein Spiegel, dessen Reflexionsvermögen in Abhängigkeit von der Frequenz identisch ist mit der Durchlässigkeit eines Perot-Fabry-Normals derselben Länge. Die durch diesen Resonator hervorgerufenen Verluste variieren periodisch in Abhängigkeit von der Frequenz entlang der Kurve 8, wo das Intervall zwischen beiden Löchern oder Vertiefungen gleich c/2Lo ist. Das Intervall zwischen den Resonanzschwingungstypen des Resonanzraums der Länge L. ist e/2L,, was viel kleiner als c/2L₂ ist. Wenn ein Resonanzschwingungstyp des Resonanzraums der Länge L, mit einer Senke von Verlusten zusammenfällt, die durch den Resonanzraum der Länge L₂ hervorgerufen sind, erhält man eine Situation, wie sie in Fig. 2 dargestellt ist, wo ersichtlich ist, daß für die Frequenz V₀ - S die Verstärkung, die durch die Kurve 6 angegeben ist, die durch die Kurve 8 dargestellten Verluste überwiegt; für jeden anderen Resonanzschwingungstyp ist die Verstärkung des Verstärkungsmediums kleiner als die Verluste,

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so daß Schwingungen unmöglich sind. Diese Vorrichtung gewährt also eine spektrale Auswahl,-und zwar in dem Sinn, daß sie unter allen möglichen Schwingungstypen einen einzigen auswählt, sofern das Intervall c/2Lp größer ist als die Breite der Kurve 6.

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Die Frequenz und die Intensität des ausgewählten Schwingungstyps hängen von den Längen L₁ und L₂ ab. Es sei nun angenommen, daß das Interferometer von Fig. la so konzipiert ist, daß seine Längen L, und Lp variabel unterschiedlich sind, was erhalten werden kann, indem die Spiegel M, und Mp an piezoelektrischen Haltern befestigt werden, die diese Spiegel parallel zu sich selbst verschieben können. Wenn man für eine gegebene Länge L, die Länge Lp variiert, z.B. durch Verschieben des Spiegels IVU, verschiebt sich die im Profil abgebildete Senke quer zum Profil 6, was Schwankungen der Laserintensität mit sich bringt, und zwar in Abhängigkeit von den Koinzidenzen mit den Resonanzschwingungstypen des Resonanzraums der Länge L». Dies ist in Fig. 3 abgebildet.

In Fig. 3 ist aufgetragen auf der Abszisse die Frequenz V der Laserstrahlung und auf der Ordinate die Intensität I dieser Strahlung, wenn die Länge L₂ des Schwingungstypwählers variiert wird. Die Änderung von L_p zieht gleichzeitig nach sich eine Änderung der Emissionsfrequenz und eine Änderung der Intensität gemäß Keulen 10. Eine Hüllkurve 12 dieser Keulen ist nichts anderes als das Verstärkungsprofil der verwendeten Linie, verbreitert durch den Doppler-Effekt. Im Fall von Fig. 3 war das verwendete Gasgemisch eine Mischung von Helium und Neon, und der Übergang fand statt in Neon von 6328 S. Man erkennt in dieser Figur ein klassisches "LAMB-dip" 14, das sich in der Mitte der Verstärkungslinie befindet; die Gesamtbreite des Profils 12 beträgt typischerweise größenordnungsmäßig I5OO MHz. Wenn man jede der Keulen 10 untersucht, stellt man fest, daß am oberen Teil dieser Keulen eine Aussparung 16 auftritt, deren Form besser durch

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Betrachten von Pig. 4 ersichtlich wird.

In Fig. 4a sind die Änderungen der Leistung Tu aufgetragen, die vom Laser senkrecht zur Achse des Resonanzraums abgegeben wird. In Fig. 4b sind dargestellt die Änderungen · der Leistung P., die auf der Laserachse erfaßt wird. Auf der Abszisse ist aufgetragen die Frequenz V , die sich mit der Länge L₂ des Schwingungstypwählresonators während der Verschiebung des Spiegels M^, ändert, und zwar mit einem Frequenzmaßstab,der gegenüber dem von Fig. j5 vergrößert ist. In Fig. 4a sind die Keulen 10 erkennbar, die an den Scheiteln Aussparungen 16 aufweisen, die folgendermaßen entstehen: wenn die Lage des Spiegels IYL so ist, daß der Reflexionskoeffizient des Resonatas der durch die Spiegel Mg und M, gebildet ist, maximal ist, d.h. wenn die durch diesen Resonator eingeführten Verluste minimal sind, ist die Aussparung der Kurve 8 von Fig. 2 relativ zum ausgewählten Schwingungstyp zentriert; die Leistung im Innern des Lasers ist also maximal, was einer maximalen auf der Laserachse entnommenen Leistung P. entspricht; dies ist in Fig. 4b durch die Kurve dargestellt; es ist gut erkennbar die Korrespondenz zwischen dem Scheitel der Kurve 18 und dem Grund der Aussparung 16; wenn der Spiegel M, sich verschiebt, nimmt' das Reflexionsvermögen des passiven Zweigs des Interferometers ab, wodurch die Leistung-im Innern des Lasers abnimmt, was sich jedoch in einem leichten Wiederanstieg der Leistung P^ äußert, da das Reflexionsvermögen sich dem optimalen Wert nähert, der einer besseren Abgabe der im Laserinneren gespeicherten Leistung entspricht; man erhält so einen Scheitel 20 auf der Kurve der Änderungen der Leistung P^, wobei dieser Scheitel einem Punkt 22 auf der Flanke der Kurve 18 entspricht. Wenn der Spiegel M, seine Verschiebung fortsetzt, nimmt das Reflexionsvermögen des passiven Resonators weiter ab, was zu einem Abfall der Intensität P₁^ so lange führt, bis die Verluste sehr groß werden

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und die Las er schwingung aufhört. Die Intensitäten P. und Pj, heben sich daher gleichzeitig und für dieselbe Frequenz auf. Es ist ersichtlich, daß die auf der Laserachse entnommene Leistung P₁ proportional zur Leistung P₂ ist, so daß es auf dasselbe hinauskommt, in Fig. 4b die Änderungen der Leistung P. oder die der Leistung P_ anzuzeigen. Die Spiegel M-, Mp und M-* haben im allgemeinen sehr große Reflexionskoeffizienten in der Nähe von Eins, die Leistungen P., Pp und P, sind im allgemeinen schwach, so daß die Nutzleistung des Lasers die Leistung P₂^ ist.

Die vom Erfinder erhaltenen experimentellen Daten der Fig. 5 ^und 4 entsprechen den früher von Smith erhaltenen und in den oben angegebenen Veröffentlichungen beschriebenen, jedoch gestattet ihre Erläuterung ein besseres Verständnis des Verfahrens gemäß der Erfindung, das in der Stabilisierung der Intensität der Laserstrahlung besteht, indem die Korrespondenz zwischen den Kurven 10 und 18 ausgenutzt wird, was im folgenden deutlich werden wird.

Diese Wiederholung von einem der möglichen Verfahren zur Vornahme einer spektralen Auswahl gestattet besser zu verstehen, warum die bekannten Frequenzstabilisierungsverfahren unwirksam bei derartigen Auswahlverfahren sind. Aus Fig. 3 ist nämlich ersichtlich, daß die Lage des klassischen "LAMB-dip" 14 nicht notwendigerweise mit einer der Keulen 10 zusammenfällt, so daß jedes Verfahren, das die Existenz des klassischen "LAMB-dip" ausnutzt, insbesondere dasjenige Verfahren, das in der Frequenzmodulation des Lasers in der Nähe des Grunds des "LAMB-dip" besteht, in diesem Fall nicht anwendbar ist. Im Gegensatz dazu wird das magnetische "LAMB-dip"-Phänomen verwendet, das bereits früher vom Erfinder entwickelt wurde und jetzt gut an lange Laser angepaßt ist, die mit einem Schwingungstypwähler versehen sind.

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Fig. 5 zeigt das magnetische "LAMB-dip"-Phänomen. In Fig. 5 sind insbesondere abgebildet dfe Änderungen der Lichtintensität I von einem Laser in Abhängigkeit von einem Magnetgleichfeld H, das am Verstärkermedium dieses Lasers angelegt ist, und zwar für eine vorgegebene feste Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps, der um den Frequenzabstand 5 von der Mitte V₀ der Verstärkungslinie entfernt ist. Bekanntlich zerlegt das Anlegen eines axialen Magnetfelds bestimmte Verstärkungslinien von gasförmigen Medien, insbesondere die bei 6528 2 des Helium-Neon-Lasers,in zwei zirkularpolarisierte Zeeman-Komponenten, deren eine rechts und deren andere links zirkularpolarisiert ist. Diese Komponenten sind gegenüber der Mitte der Linie beim Magnetfeld Null um eine Größe AV proportional zur Feldstärke H des Magnetgleichfelds verschoben. Es sei jetzt angenommen, daß das Fox-Smith-Interferometer so eingestellt ist, daß ein einziger Schwingungstyp eine Frequenz S von der Linienmitte entfernt aufweist. Wenn S fest ist und die Amplitude H des angelegten Magnetgleichfeids variiert, beobachtet man Änderungen der Intensität I des Lasers, wie sie durch eine Kurve 30 in Fig. 5 dargestellt sind. In dieser Figur variiert auf der Abszisse die Feldstärke H von -H, bis +H,, während die vom Laser abgegebene Intensität I auf der Ordinate aufgetragen ist. Diese Kurve besitzt zwei Aussparungen oder Senken J>2 und 3²J-, die dem magnetischen "LAMB-dip" von einer der beiden Zeeman-Komponenten entsprechen (definiert durch das Vorzeichen von if- man kann im übrigen nur eine Hälfte dieser Kurve betrachten, z.B. von O bis H), und eine Aussparung oder Senke 36 beim Feld Null. Diese Senken, die vom Erfinder nach der Resonanz bezeichnet werden, resultieren von nichtlinearen Phänomen; in Wirklichkeit bilden jedoch allein die Senken 32 und 34 die wirklichen magnetischen "LAMB-dip's"- verknüpft mit dem stationären Charakter der Wellen bei diesen Frequenzen, während die Resonanz 36 beim Feld Null nicht ein wirkliches "LAMB-dip" darstellt,

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weil sie auf den progressiven Charakter der Wellen zurückzuführen ist. ■

Aus theoretischen und experimentellen Arbeiten des Erfinders folgt, daß die Resonanz 32 (oder die Resonanz 34) auftritt, wenn die Bedingung S ?ÄV_Q erfüllt ist, d.h., wenn der ausgewählte Schwingungstyp mit dem Scheitel der Zeeman-Komponente zusammenfällt. Diese Resonanzbedingung kann realisiert werden, indem S festgehalten wird und auf H₀ der Wert der Feldstärke des Magnetfelds eingestellt wird, was der Fall in Fig. 5 ist, oder umgekehrt, indem AV festgehalten wird' und damit H, während die Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps verschoben wird, um sie zur Senke des magnetischen "LAMB-dip" hinzuführen.

Aus Fig. 5 ist ersichtlich, daß das magnetische "LAMB-dip" sehr ausgeprägt ist, was sehr vorteilhaft ist für die Anwendung dieses Phänomens bei der Stabilisierung der Emissionsfrequenz des Lasers. Wenn dieses Phänomen sehr ausgeprägt ist, im Fall eines Lasers hoher Leistung, wie er erfindungsgemäß verwendet wird, dann ist sein Ursprung mit nicht linearen Effekten verknüpft, deren Bedeutung mit der Laserleistung zunimmt. Man kann daher sagen, daß die Anwendung des magnetischen "LAMP-dip" für die Frequenzstabilisierung von Lasern noch besser auf lange Laser als auf kurze Laser vom Einschwingungstyp paßt, für die die emittierte Lichtintensität gering ist.

Nach Auswahl eines Schwingungstyps und Erzeugung eines magnetischen "LAMB-dip" gemäß dem eben beschriebenen Verfahren stabilisiert man erfindungsgemäß die Frequenz der Laseremission, wie sie in der bereits genannten FR-PS 6943193 beschrieben ist. Zu diesem Zweck wird dem konstanten Magnetfeld der Feldstärke H₀, dem ein Frequenzabstand ^V entspricht, eine kleine Wechselfeldkomponente H. cos ω t überlagert, die

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eine Modulation der Laserintensität hervorruft. Die Phase dieser Modulation ändert ihr Vorzeichen, wenn δ - Δν ₀ sein Vorzeichen ändert} man erhält daher ein Kriterium, das die Stabilisierung von £ UmAV₀ erlaubt, d.h. letztlich die Stabilisierung der Schwingungsfrequenz auf den Wert V _Q +AV _Q." Dieser Wert kann selbstverständlich eingestellt werden, indem auf AV_Q, d.h. auf H_Q, eingewirkt wird. Da das magnetische "LAMB-dip" äußerst ausgeprägt ist, ist das Verhältnis Signal/ Rauschen größer als bei den anderen Verfahren, die z.B. ein klassisches "LAMB-dip'.' verwenden; man kann außerdem dieses Signal/Rausch-Verhältnis oder den Rauschabstand erhöhen, indem die Amplitude der Wechselmagnetfeldkomponente erhöht wird, ohne dazu den Wert der Resonanzfrequenz des Schwingungstyps zu ändern, der erfindungsgemäß immer fest bleibt.

Es wird jetzt ein frequenz- und ggf'. intensitätsstabilisierter Laser beschrieben, der das eben beschriebene Verfahren gemäß der Erfindung durchführt. Das Prinzipschema eines derartigen Lasers ist in Fig. 6 gegeben.

In Fig.6 ist ein Gaslaser abgebildet, der mit einem Schwingungstypwähler vom Typ des Fox-Smith-Interferometers versehen ist, es versteht sich jedoch, daß die Beschreibung auch leicht auf einen Laser gelesen werden kann, der ein Perot-Fabry-Normal verwendet, wie es in Fig. Ib gezeigt ist. In Fig. 6 sind zu sehen die Spiegel M₁, Mg, M-, und M₁^, die das Interferometer bilden, das die Schwingungstypwahl erlaubt. Das gasförmige Verstärkermedium ist in einem Gefäß 40 enthalten und durch geeignete, nicht gezeigte Einrichtungen angeregt, die in dem Gasmedium eine Besetzungsumkehr zu erreichen gestatten. Das aktive Gasmedium befindet sich im Resonanzraum der Länge L₁, der durch die Spiegel M₁ und Mg begrenzt ist; die Spiegel M₁ und M-, sind an piezoelektrischen

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Haltern 42 und 44 befestigt, die eine Verschiebung dieser Spiegel unter der Einwirkung elektrischer Spannungen gestatten. Einrichtungen zum Anlegen von Magnetfeldern sind durch eine Solenoidspule 46 gebildet, die von einem Generator 48 gespeist wird; dieser Generator 48 wird gebildet einerseits durch einen Gleichstromgenerator, der im aktiven Medium und mittels der Spule 46 ein Magnetgleichfeld parallel zur Achse des Verstärkermediums und mit der Feldstärke H_Q erzeugt, und andererseits durch einen Wechselstromgenerator der Frequenz ω , durch den dem Magnetgleichfeld H₀ ein Magnetwechselfeld H, cos ω t überlagert werden kann. Zwei Sonden 58 und 60 für die auf der Laserachse emittierte Lichtintensität gestatten die Messung der Leistungen P. und Pp. Wie weiter oben erläutert wurde, erzeugt die vom Magnetwechselfeld H, cos ω t hervorgerufene Modulation eine Modulation der vom Laser abgegebenen Intensität, und diese beiden Modulationen werden in einem Vergleicher 62 verglichen; dieser Vergleicher erzeugt ein Korrektur- oder Stellsignal, das in einer Schaltung 64 verstärkt und am piezoelektrischen Halter 42 angelegt wird, der mit dem Spiegel M, verbunden ist, der die Länge L, bestimmt. Die Gesamtheit der Baugruppen 60, 62, 64 und 42 bildet also einen ersten Regelkreis, der eine Regelung der Länge L, und damit auch der Schwingungsfrequenz des Lasers erlaubt.

Die von der Sonde oder dem Fühler 58 erfaßte Lichtintensität wird mit einem Bezugssignal verglichen, das von einer Schaltung 66 kommt, und zwar in einem Vergleicher 68, der ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt, das am piezoelektrischen Halter 44 angelegt wird, der die Länge Lp des passiven Resonators oder Schwingungstypwählers bestimmt. Die Gesamtheit der Baugruppen 58, 68, 66 und 44 bildet daher einen zweiten Regelkreis,der eine Stabilisierung der Länge Lp und damit der

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Intensität der Laseremission gestattet. Selbstverständlich braucht dieser zweite Regelkreis nicht notwendigerweise vorhanden zu sein.

Falls das Gasgemisch eine Mischung von Helium und Neon ist, und wenn der verwendete Übergang der bei 6328 S ist, kann der- Laser gemäß der Erfindung außerdem ein Element 70 aufweisen, um Schwingungen zu unterdrücken, die von 6328 i? verschieden sind, insbesondere die bei 3,39 /um. Dieses Element kann ein Trog mit Methan sein, dessen Absorption bei 3,39 /um liegt, was bekanntlich sehr wichtig ist und ausreicht, um diese Störschwingung zu unterdrücken. Dies ist in Fig. 6 abgebildet. Dieses Element kann aber auch ein Prisma sein, das so ausgerichtet ist, daß der Hauptresonanzraum genau eingeregelt ist auf 6328 S und verstimmt ist bei 3,39 /um.

Die Arbeitsweise des in Fig. 6 abgebildeten Lasers ist besser verständlich, indem die Intensitätsstabilisierung anhand von Fig. 4 und die Frequenzstabilisierung anhand von Fig. 5 betrachtet werden.

Es sei angenommen, daß die Länge L₂ des passiven Resonators des Schwingungstypwählers so bemessen ist, daß der ausgewählte Schwingungstyp von der Mitte der Verstärkungslinie beim Feld Null einen Wert S hat. Dem konstanten Magnetfeld H_Q entspricht ein magnetisches'LAMB-dip", das um Av _Q gegen die Mitte des VerStärkungsprofils versetzt ist. Je nach dem Vorzeichen von S - Av 0 ^ändert die relative Phase der Modulation der Intensität des Lasers im Verhältnis zur Modulation des Magnetfelds ihr Vorzeichen; der Vergleicher 62, der vorzugsweise ein Phasendetektor ist, erzeugt ein Korrektur- oder Stellsignal, das durch die Schaltung 64 verstärkt und am piezo-

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elektrischen Halter 42 angelegt wird, so daß die Länge L^- der Gleichheit^ = Δν ₀ entspricht. Jeder Länge Lp entspricht daher eine Länge L,, so daß die Schwingungsfrequenz des Lasers in der Mitte des magnetischen "LAMB-dip" 32 (oder '34) von Fig. 5 liegt. Die Lage dieser Senke oder Aussparung kann außerdem willkürlich verschoben werden, indem die Amplitude H₀ des Magnetgleichfelds variiert wird, weil AV direkt proportional zu H_Q ist.

Ohne die Erfindung darauf zu beschränken, d.h. als bloßes Beispiel seien die folgenden Werte für die Magnetfelder angegeben: H_Q hat die Größenordnung von einigen hundert Gauss (was einem Frequenzabstand AV von der Mitte gleich einigen hundert MHz entspricht), H₁ größenordnungsmäßig 10 % von Hw und w/2iT größenordnungsmäßig einige tausend Hz. Wie bereits gesagt wurde, kann das Signal/Rausch-Verhältnis auf jeden Fall auf einen genauen Wert eingestellt werden, indem H, erhöht wird, ohne daß die Frequenzstabilität zerstört wird, weil erfindungsgemäß der Resonanzschwingungstyp festgehalten wird, so daß die Modulation nur die Lage der Verstärkungskurve beeinflußt. Die Sonden oder Fühler 58 und 60 brauchen nicht gesondert beschrieben zu werden, weil sie insbesondere für sich bekannte photoelektrische Detektoren sein können, und ebenso ist eine genauere Beschreibung des Phasendetektors 62 und des Gleichstromverstärkers 64 überflüssig, die für sich bekannt sind und in bekannten Regelkreisen Verwendung finden.

Die Frequenz der Laserstrahlung wird also stabilisiert mittels des erstenJResel.kreises, während die Intensität derselben Strahlung ggf* stabilisiert werden kann durch den zweiten Regelkreis, der auf die Länge Lp einwirkt. Wenn die Länge Lp sich ändert, variiert die vom Laser abgegebene Nutzleistung Pj, entsprechend der Kurve 10 in Fig. 4a. Es versteht

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sich, daß durch direkte Messung dieser Leistung P₁. diese auf jeden Bezugswert eingeregelt werden kann, und zwar mittels einer für sich bekannten Regelung, die auf die Länge Lg einwirkt. Im Gegensatz dazu sieht die Erfindung eine Regelung vor, die die gleichzeitigen Änderungen der Leistung P. ausnutzt, die durch die Kurve 18 in Fig. 4-b dargestellt sind. Tatsächlich zeigt der Vergleich zwischen den Kurven IO und l8, so wie sie bereits weiter oben erläutert wurden, daß man das Maximum der Leistung P₂, (Punkt 20 der Kurve 10) für eine Leistung P₁ erhält, die durch den Punkt 22 dargestellt ist, der sich auf der Planke der Kurve l8 befindet, wo die Änderungen von P, sehr schnell sind, was für eine genaue Regelung um diesen Punkt 22 günstig ist. Genauer gesagt, anstatt die Leistung P^ durch direkte Messung zu regeln, wird erfindungsgemäß die Leistung P- um einen Bezugswert entsprechend dem Punkt 22 geregelt, was eine indirekte Regelung der Leistung P^. gestattet. Zu diesem Zweck erfaßt man die Leistung P₁ mittels des Fühlers 58, und man vergleicht in der Schaltung 68 das von diesem Fühler gelieferte Signal mit einem Bezugssignal vom Generator Wenn der Fühler 58 vom photoelektrischen Typ ist, ist es natürlich bequem, ein elektrisches Bezugssignal zu verwenden, so daß der Vergleicher 68 dann vorzugsweise ein Differenzverstärker ist. Das vom Differenzverstärker 68 abgegebene Korrektursignal oder Stellsignal wirkt anschließend auf den Spiegel M^, über den piezoelektrischen Halter 44 ein, an dem es befestigt ist. Diese Wirkung pflanzt sich fort in einer Änderung der Länge L₂* so daß die Intensität P^ um ihren maximalen Wert geregelt wird, der durch den Punkt dargestellt ist. Dieser zweite Regelkreis für die Intensität der Laserstrahlung korrigiert daher die langsamen Änderungen, die durch Drift des aktiven Resonanzraums des Schwingungstypwählers entstehen (thermische, mechanische oder dergleichen

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Drift;.

Die 7-eitkonstanten der beiden Regelkreise für die Frequenz und die Intensität dürfen nicht beliebig groß sein. Wenn nämlich die Zeitkonstanten benachbart wären, könnte die Modulation der Laserintensität, die durch die Magnetwechselfeldkomponente hervorgerufen ist, eine Änderung der Länge L_p über den zweiten Regelkreis hervorrufen, was selbstverständlich den Laserbetrieb beeinträchtigen würde. Es ist daher notwendig, daß der Regelkreis der Intensität eine Zeitkonstante hat, die viel größer als" die des Regelkreises der Frequenz ist, so daß der Regelkreis der Intensität nur langsame Abweichungen korrigieren kann, während die schnelle Modulation, die durch das Prinzip der Frequenzstabilisierung auferlegt wird, nur für den ersten Regelkreis ausgenutzt werden kann, der auf die Länge L₁ einwirkt. Beispielsweise kann als Ansprechzeit für den zweiten Regelkreis eine Zeit von größenordnungsmäßig 1 s angenommen werden.

Obwohl die langsame Drift des passiven Resonators des Schwingungstypwählers durch den zweiten Regelkreis korrigiert werden kann, ist es wünschenswert, daß dieser Resonator an einem Halter befestigt ist, der aus einem Metall mit sehr geringem Ausdehnungskoeffizienten besteht, insbesondere aus Invar. Ebenso kann man zur Vermeidung jedes magnetostriktiven Effekts, der durch die Magnetwechselfeldkomponente hervorgerufen "sein könnte, den Halter des Schwingungstypwählers durch eine Wand isolieren, die aus einem Werkstoff sehr großer magnetischer Permeabilität besteht, insbesondere aus Mu-Metall,

Obwohl das erfindungsgemäße Verfahren unabhängig von der Art der Spektrallinien in den aktiven Medien von Gaslasern

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angewendet werden kann, spielt eine Spektrallinie eine bevorzugte Rolle, nämlich die bei 6328 Ä von"Neon. Diese Spektrallinie wird unter besonderen Anregungsbedingungen erhalten, die für sich gut bekannt sind. Bei der Realisierung der Erfindung bei 6328 A verwendet man vorzugsweise das IsotopIfcon 20, das einem ausgeprägteren magnetischen "LAMB-dip" als bei normalem Neon entspricht. Man verwendet außerdem vorzugsweise zum Schließen des Gefässes oder Rohres, das das Verstärkermedium enthält, unter dem Brewster-Winkel geneigte Plättchen, die im Hauptresonator eine starke Anisotropie erzeugen. Unter diesen Bedingungen und wegen der schwachen Verstärkung, die durch die Linie von 6328 Ä gezeigt wird, bleibt die Polarisation des elektrischen Feldvektors der Laserstrahlung praktisch linear trotz des vorhandenen Magnetfelds. Für von 6328 A verschiedene Spektrallinien (z.B. für die von 3,39 /Um) oder für Resonanzräume, die keine starke Anisotropie zeigen, braucht die Polarisation unter der Einwirkung des Magnetfelds nicht linear zu bleiben, was zwei elliptische Schwingungen hervorrufen kann, deren Frequenzen verschieden sind. Das würde bedeuten, daß der Laser nicht nur auf einer Frequenz schwingt, was Schwierigkeiten bei der Regelung bewirken würde. Bei 6328 α gestattet die Erzeugung einer starken Anisotropie, wie sie durch die Brewster-Plättchen gezeigt wird, im Gegenteil, daß der Lichtvektor in der Einfallsebene dieser Plättchen bleibt, und zwar für alle Werte des Magnetfelds H und für alle Werte der Frequenzabweichung o" des Sehwingungstjrps von der Spektral linienmitte.

Zur Erläuterung der mit der Erfindung erhaltenen Ergebnisse sind in Fig. 7 die Änderungen der Ausgangsintensität· eines Lasers in Abhängigkeit von der Zeit dargestellt, und zwar unter drei verschiedenen Bedingungen. Die Zeit ist auf der Abszisse aufgetragen, die Zeiteinheit ist die Minute. ·

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In Fig. 7a sind dargestellt die Änderungen der Lichtintensität I eines Lasers, wenn die beiden Regelkreise für Frequenz und Intensität abgeschaltet sind. Diese Figur zeigt, daß die Schwankungen des aktiven und passiven Resonanzraums groß genug sind, um in einigen Minuten die Intensität eines anfangs auf seinen optimalen Wert eingeregelten Lasers zu beseitigen. Die Fig. 7b zeigt die Intensität s änderung desselben Lasers, wenn allein der Frequenzregelkreis In Betrieb'ist; man sieht eine deutliche Verbesserung der Intensitätsstabilität durch Stabilisierung der Länge L,, 'Dennoch gibt es noch leichte Schwankungen infolge Änderungen der Länge Lp des passiven Resonators, der den Schwingungstyp auswählt, da die Länge in diesem Fall nicht geregelt ist. In Fig. 7c sind die Intensitätsänderungen des Lasers gezeigt, wenn gemäß der kompletten Ausführung die beiden Regelkreise in Betrieb sind, so daß gleichzeitig die Frequenz und die Intensität des Lasers stabilisiert werden. Die Stabilität ist in diesem Fall offensichtlich ausgezeichnet..

Die erfindungsgemäßen Laser haben also folgende beträchtlichen Vorteile:

Die Strahlungsfrequenz ist stabilisiert: die Intensität kann ebenfalls stabilisiert sein;

die Frequenz kann stabilisiert werden auf jeden Viert innerhalb des Verstärkungsbereichs des Gasmediums;

die Frequenzregelung läßt den Schwinguncstjrp fest und verschiebt nur die Verstärkungskurve;

das Verfahren eignet sich gut für lange Laser, die eine große Leistung abgeben; und

die Frequenz ist stabilisiert in Be.v.ug auf eine atomare Referenz anstatt auf eine mechanische Rf-.^renz oder Führunr;.

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Claims (24)

1. PatentansOrüche

   Verfahren zur Frequenzstabilisierung der Strahlung eines Leistungsgaslasers, dadurch gekennzeichnet,

   daß ein Schwingungst^pwähler benutzt wird, um unter allen schwingfähigen Longitudinalschwingungstypen einen einzigen auszuwählen, der sich in einem Freouenzabstand S von der Mitte der Verstärkungslinie des Gasmediums befindet,

   daß ein erstes axiales Magnetfeld, nämlich ein Gleichfeld, am Gasmedium angelegt wird, um eine Aufspaltung in der Verstärkungslinie durch Zeeman-Effekt zu erzeugen, wobei die Kitte jeder aufgespaltenen Linie um eine Frecuenz AV von der Mitte der Linie beim Feld O entfernt ist,

   daß ein zweites axiales Magnetfeld, nämlich ein Wechselfeld, dem Magnetgleichfeld überlagert wird, das die Resonanzfrequenzen unverändert läßt, jedoch die Lage des magnetischen "LAM3-dip" und damit die Ausgangslichtintensität des Läsers moduliert,

   daß diese modulierte Ausgangsintensität erfaßt wird,

   daß die änderungen der Ausgangsintensität mit denen des Magnetwechselfelds verglichen werden,

   daß ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt wird, und

   daß mittels des Stellsignals die Frequenz der Lichtemission des Lasers korrigiert wird, um die Gleichheit von & = AV zu erreichen, so daß die Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps auf die Mitte von einer der beiden aufgespaltenen Linien eingeregelt wird.
2. 2. Verfahren nach Anspruch ?, dadurch gekennzeichnet, daß außerdem die Intensität der Laserstrahlung stabilisiert wird, indem diese Intensität auf eine Führungsgröße durch Einwirken

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   auf den Schwingungstypwähler geregelt wird.
3. 3. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Größe der Strahlungsfrequenz bestimmt wird durch Einwirken auf die Größe des Magnetgleichfelds, das seinerseits auf ΛV einwirkt.
4. 4. Verfahren nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Größe der Strahlungsintensität geregelt wird durch Einwirken auf die Führungsgröße.
5. 5. Gaslaser mit frequenzstabilisierter Strahlung, bestehend aus einem aktiven Gasmedium, das in einem Gefäß enthalten ist und sich zwischen einem ersten und einem zweiten Spiegel befindet, die zusammen einen Resonanzraum der 'Länge L, bilden,sowie aus einer Einrichtung zur Anregung des Gasmediums für eine Besetzungsumkehr,

   gekennzeichnet durch

   einen Longitudinalschwingungstypwähler, der nur einen einzigen Longitudinalschwingungstyp schwingen läßt,

   eine Einrichtung zur Erzeugung eines einstellbaren axialen Magnetgleichfelds (H_Q) in dem aktiven Medium (40), und ein erstes Regelsystem zum Regeln der Frequenz des ausgewählten Schwingungstyps auf die Mitte eines der beiden magnetischen "LAMB-dip" (32, 34; Fig. 5), bestehend aus einem ersten Regelkreis, der aufweist eine Einrichtung zur Erzeugung eines einstellbaren axialen Magnetwechselfelds (H,) in dem aktiven Medium, einen ersten Fühler (60) für die vom Laser abgegebene Lichtintensität und einen ersten Vergleicher (62) zum Vergleich der Änderungen der Ausgangsintensität mit denen des Magnetwechselfelds, wobei der Vergleicher ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt, das auf eine Einrichtung

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   einwirkt, die die Länge L, des Resonanzraums (M., Mp) variiert,
6. 6. Laser nach Anspruch 5, gekennzeichnet durch ein zweites Regelsystem zum Regeln der Lichtintensität, das auf den Longitudinalsehwingungstypwähler einwirkt, wobei das zweite Regelsystem eine größere Zeitkonstante als das erste Regelsystem aufweist.
7. 7. Laser nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß die Einrichtung zur Erzeugung des einstellbaren axialen Magnetgleichfelds (H₀) ein erstes Solenoid (46) aufweist, das das Gasmedium (40) umgibt und von einem einstellbaren elektrischen Gleichstromgenerator (48) versorgt wird, und daß die Einrichtung zur Erzeugung des einstellbaren axialen Magnetwechselfelds (H,) ein zweites Solenoid aufweist, das das Gasmedium umgibt, wobei das zweite Solenoid gleichachsig mit dem ersten Solenoid ist und durch einen elektrischen Wechselstromgenerator (48) versorgt wird. *
8. 8. Laser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß das zweite Regelsystem zum Regeln der Lichtintensität aus einem zweiten Regelkreis besteht, der aufweist einen zweiten Fühler (60) für die vom Laser abgegebene Lichtintensität und einen zweiten Vergleicher (68), der einerseits das vom zweiten Fühler (58) abgegebene Signal und andererseits ein Führungssignal empfängt, so daß der zweite Vergleicher ein Korrektur- oder Stellsignal erzeugt, das auf eine Einrichtung einwirkt, die die Frequenz des durch den Schwingungstypwähler ausgewählten Schwingungstyps variiert.
9. 9. Laser nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß der Longitudinalsehwingungstypwähler ein Resonator ist, der durch zwei Spiegel (M₂, M^) gebildet ist, deren einer (Mp) der zweite Spiegel des Resonanzraums der Länge L. ist,

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   während der andere Spiegel des Schwingungstypwählers sich außerhalb des Resonanzraums befindet, und daß dieser Resonator eine optische Länge Lp hat, die viel kleiner als L, ist, und mit dem Resonanzraum durch einen Strahlteiler (M₂.) gekoppelt ist, wobei die Gesamtheit des Resonanzraums der Länge L₁ und des Resonators der Länge L₂ ein Fox-Smith-Interferometer mit drei Spiegeln darstellt.
10. 10. Laser nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der zweite Fühler (58) des zweiten Regelkreises das auf der Laserachse emittierte Licht erfaßt, und daß das Führungssignal einer maximalen Laserintensität in Richtung senkrecht zur Laserachse durch den Strahlteiler.(ML) des Fox-Smith-Interferometers entspricht,
11. 11. Laser nach Anspruch 5* dadurch gekennzeichnet, daß der Schwingungstypwähler ein Perot-Fabry-Normal ist, das sich im Resonanzraum (M,, Mp) des Lasers senkrecht zu dessen Achse befindet.
12. 12. Laser nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der erste und der zweite Fühler (58, 60) für die Lichtintensität photoelektrische Detektoren sind, und daß der erste und zweite Vergleicher (62, 68) ein elektrisches Stellsignal erzeugen.
13. 13. Laser nach Anspruch 6 und 9, dadurch gekennzeichnet, daß die Einrichtung zur Änderung der Länge L, des Resonanzraums (M., Mp) durch eine piezoelektrische Keramik (42) am ersten Spiegel (M₁) des Resonanzraums gebildet ist.
14. 14. Laser nach Anspruch 9» dadurch gekennzeichnet, daß derjenige Spiegel (M-,) des Resonators des Schwingungstypwählers, der

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    nicht zum Resonanzraum (M₁, M₂) gehört, an einer piezoelektrischen Keramik (44) befestigt ist, um die Länge L₂ des Resonators zu variieren.
15. 15. Laser nach Anspruch 11, dadurch gekennzeichnet, daß der Schwingungstypwähler in Form des Perot-Fabry-Normals an einer piezoelektrischen Keramik befestigt ist, die die Lage des Normals relativ zur einem der Spiegel des Resonanz-*· raums (M,, M₂) variieren kann.
16. 16. Laser nach Anspruch 9* dadurch gekennzeichnet, daß der Resonator (M₂, M,) der Länge L₂ auf einem Halter mit geringem Ausdehnungskoeffizient, insbesondere aus Invar, befestigt ist.
17. 17. Laser nach Anspruch l6, dadurch gekennzeichnet, daß der Halter des Resonators (M₂, M₇,) von der Einrichtung zur Erzeugung des Magnetwechselfelds (H.) durch eine Metallwand starker magnetischer Permeabilität, insbesondere aus Mu-Metall, isoliert ist.
18. 18. Laser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß der erste Vergleicher (62) des ersten Regelkreises ein Phasendetektor ist.·
19. 19. Laser nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß der zweite Vergleicher (68) des zweiten Regelkreises ein Differenzverstärker ist, der an einem seinerEingänge ein Signal proportional zur auf der Laserachse abgegebenen Leistung (P₁) und

    an seinem anderen Eingang ein von einem Spannungsgenerator (66) erzeugtes Führungssignal empfängt.
20. 20. Laser nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Gasmedium ein Gemisch von Helium und Neon ist, und

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    daß der Resonanzräum (M,, M₂) und die Anregung so angepaßt sind, daß der Laser beim übergang des Neons von 6528 S arbeitet.
21. 21. Laser nach Anspruch 20, dadurch gekennzeichnet, daß das Gefäß (40), das das aktive Gasmedium enthält, an seinen beiden Enden durch transparente Plättchen verschlossen ist, die unter dem Brewster-Einfallswinkel angeordnet sind, so daß eine starke Anisotropie des Resonanzraums erzeugt wird.
22. 22. Laser nach Anspruch 20, dadurch gekennzeichnet, daß das Neon des Gasgemisches das Isotop Neon 20 ist.
23. 2j5. Laser nach Anspruch 20, gekennzeichnet durch einen Methan enthaltenden Behälter (70) im Resonanzraum (M., Mp).
24. 24. Laser nach Anspruch 20, gekennzeichnet durch ein Im Resonanzraum (M,, Mp) angeordnetes Prisma, das so orientiert ist, daß der Resonanzraum auf 6328 8 abgestimmt ist.

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