DE2439536A1

DE2439536A1 - Lichtgesteuerter lichtmodulator

Info

Publication number: DE2439536A1
Application number: DE2439536A
Authority: DE
Inventors: John A Armstrong; Daniel R Grischkowsky
Original assignee: International Business Machines Corp
Current assignee: International Business Machines Corp
Priority date: 1973-12-28
Filing date: 1974-08-17
Publication date: 1975-07-10
Also published as: FR2256566B1; US3864020A; JPS5099562A; GB1454627A; FR2256566A1

Description

Aktenzeichen der Anmelderin: YO 973 018

Lichtgesteuerter .uichtmodulator -

Stand der Technik ·

Auf vielen Gebieten der Technik insbesondere auf den Gebieten der Technik der Datenübertragung und Datenverarbeitung/ der Lasertechnik usw. werden Lichtmodulatoren verwendet, die als mechanische, elektrooptische oder magnetooptische Vorrichtungen ausgebildet sein können. Die elektrooptischen Lichtmodulatoren bestehen im allgemeinen aus einem Kaliumdihydrogenphosphat(KDP)-Kristall, dessen Brechzahl durch Anlegen eines elektrischen Feldes geeigneter Größe geändert wird. Das modulierende elektrische Feld kann z.B. durch eine Mikrowellenquelle erzeugt werden. Durch die Änderung der Brechzahl wird die Geschwindigkeit des die Vorrichtung durchsetzenden Lichtes geändert, so daß eine den radiofrequenten Steuersignal entsprechende Phasenmodulation des Lichtstrahls erzeugt wird. Es sind auch optisch aktive Substanzen bekannt, die die Polarisationsebene eines sie durchsetzenden linear polarisierten Lichtstrahls drehen. Andere Substanzen zeigen diese Eigenschaft nur in Gegenwart eines starken Magnetfeldes. Diese als Faradayeffekt bekannte Erscheinung ist die Grundlage einer andere Art von Lichtmodulatoren.

Die bekannten elektrooptischen oder magnetooptischen Lichtmodulatoren benötigen sehr große Steuerleistungen. So liegen die zur Steuerung eines Faradayeffektinodulatorai erforderlichen

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magnetischen Felder in der Größenordnung von einigen Kilogauß, während zur Steuerung elektrooptischer Modulatoren Spannungen in der Größenordnung von mehreren 1 000 Volt benötigt werden. Darüberhinaus sind derartige Anordnungen sehr kostspielig und kompliziert.

Weiterhin war es schon lange Zeit bekannt, das Gleichgewicht der Besetzungsverteilungen von Atomen in ihren Grundzuständen und angeregten Zuständen durch optisches Pumpen zu stören. Im Zusammenhang mit der vorliegenden Erfindung ist das sogenannte Zeemanpumpen von besonderer Wichtigkeit,, wie es beispielsweise in der Literaturstelle "Progress in Optics" von E. Wolf, Vol. V, Seiten 5 bis 8, North-?Holland Publishing Company, Amsterdam, Holland, 1966, beschrieben wird. Durch dieses Verfahren werden in den verschiedenen magnetischen Teilbereichen des Grundzustandes und der angeregten Zustände der Atome ungleiche Besetzungen erzeugt. Diese Art des Pumpens wird durch die quantenmechanischen Auswahlregeln ermöglicht, die die Absorption von zirkulär polarisiertem Licht betreffen, das sich in Richtung des magnetischen Feldes fortpflanzt. Das Zeemanpumpen kann bei Atomen angewendet werden, die den Zeemaneffekt aufweisen, der in der Aufspaltung der Spektrallinien einer einem mittleren magnetischen Feld ausgesetzten Substanz besteht.

Weiterhin wurde in letzter Zeit das Phänomen des sogenannten "adiabatischen Folgens" (adiabatic following) untersucht. Dieses Phänomen wird beispielsweise in der Literaturstelle "Self-Defocusing of Light by Adiabatic Following in Rubidium Vapor" von D. Grischkowsky und J.A. Armstrong, Physical Review A, Vol. 6, Nr. 4, Oktober 1972, der Literaturstelle "Adiabatic Following and Slow Optical Pulse Propagation in Rubidium Vapor, von D. Grischkowsky, Physical Review, A, Vol. 7, Nr. 6, Juni 1973 und in der Literaturstelle "Observation of Self-Steepening of Optical Pulses with possible Shock Formation" von D. Grischkowsky, Eric Courtens und J.A. Armstrong, Physical Review Letters, Vol. 31, Nr. 7, 13« August 1973 beschrieben. Die Bezeichnung "Adiabatisches Folgen¹* beschreibt den Zustand, in dem das Pseudomoment des

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genäherten Resonanzübergänges dem effektiven Feld eines Laserimpulses folgt. Adiabatisches Folgen findet statt, wenn zwei Bedingungen erfüllt sind; 1. Im rotierenden Koordinatensystem muß sich die Richtung des effektiven Feldes im Vergleich zur Präzessionsfrequenz des Pseudomoments um das effektive Feld langsam_ändern; 2. die Impulsbreite muß kurz im Vergleich zu den Relaxationszeiten des atomaren Systems sein. ' . '

Aufgabe

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen außerordentlich schnellen, verlustarmen und als vollständig passives Element aus- · gebildeten Lichtmodulator anzugeben, der durch einen relativ energiearmen Lichtstrahl gesteuert v/erden kann. Diese Aufgabe wird durch die im Anspruch 1 und in den Unteransprüchen beschriebene Erfindung gelöst. :.'".-.""

Vorteile

Der erfindungsgemäße Modulator ist nicht nur einfacher als die bisher bekannten elektrooptischen oder magnetooptischen Modulatoren sondern benötigt zu seinem Betrieb auch wesentlich geringere Steuerleistungen. Darüberhinaus können mit diesem Modulator Öffnungszeiten von weniger als einer Pikosekunde und Amplitudenmodulationen mit Frequenzen bis zu 3 χ 10 Hz durchgeführt werden. Zur Steuerung benötigt man einen Lichtstrahl, der nur 1/1000 der Leistung des zu steuernden Lichtstrahls aufweist.

Beschreibung Die Erfindung wird anhand der Figuren näher erläutert. Es zeigen:

Fign. la und Ib ein Ausführungsbeispiel der Erfindung, Fign. 2, 3 und 4 Energieniveaudiagrainme der in dem in den

^{y73 Olß} 509828/042 3

Fign. la und Ib dargestellten kohärenten Rotator enthaltenen Atome.

Der erfindungsgeraäße Modulator besteht aus der Kombination eines kohärenten Rotators 3 und eines Polarisators 4. Wie aus Fig. la ersichtlich, ändert sich in Abwesenheit eines steuernden Strahls der Drehwinkel der Polarisationsebene Φ des linej?ar polarisierten gesteuerten Strahles nicht als Funktion der Zeit. Die Durchlaßrichtung des Polarisators 4 schließt mit der Polarisationsebene des zu steuernden Strahles 1 einen rechten Winkel ein, so daß dieser den Polarisator nicht in gerader Richtung durchsetzen kann, sondern ihn als Strahl 5 um 90° abgelenkt verläßt. Bei Vorliegen eines Steuerstrahls 2, ändert sich der Winkel φ. so daß ein Teil des gesteuerten Strahles 1 den Polarisator 4 durchsetzen kann. Wird φ gleich π/2, so wird der gesteuerte Strahl, wie aus Fig. Ib ersichtlich, vom Polarisator 4 vollständig durchgelassen.

Der kohärente Rotator 3 enthält Atome, Ionen, Moleküle oder Exzitonen, deren Zustand sich aus den drei in den Fign. 2, 3 und 4 wiedergegebenen Energieniveaudiagramms ergibt. Jedes der in diesen Figuren gezeigten Niveaus 10 und 20 ist zweifach degeneriert, d.h. für jeden Energiezustand liegen zwei magnetische Teilniveaus vor. Die Arbeitsniveaus 10 und 20 sind durch zirkulär polarisierte elektrische Dipolübergänge σ und σ verbunden, wobei das Niveau 20 den atomaren Grundzustand darstellt. Weiterhin ist das in Fig. 3 dargestellte Niveau A als ein beliebiges Niveau zu betrachten, das durch σ und σ -übergänge mit dem Niveau 10 verbunden ist, während das in Fig. 4 dargestellte Niveau B als ein beliebiges Niveau zu betrachten ist
übergänge verbunden ist.

Niveau zu betrachten ist, das mit dem Niveau 20 durch σ und σ -

Die Besetzungsdichte der Atome in den +1/2 oder -1/2-Zuständen des Niveaus 20 wird mit N₂ oder N₂ bezeichnet. In gleicher Weise werden die Dichtzahlen der Atome in den +1/2 oder -l/2~Zuständen des Niveaus 10 mit Ν_χ oder N bezeichnet. In Abwesenheit des Steuerstrahls 2 befinden sich alle Atome im Grundzustand 20 und

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und N₂ = Ni = N/2, wobei N die atomare Besetzungsdichte ist.

Die Frequenz ν des zirkulär polarisierten σ -Steuerstrahls ist in angenäherter Resonanz mit der Frequenzdifferenz \) zwischen den beiden Arbeitsniveaus 10 und 20. Die Frequenz ν des linear polarisierten gesteuerten Strahls liegt relativ weit von den Resonanzfrequenzen jeder der drei Übergangsfrequenzen V , VL oder

O Ά

V_n, die in den Fign. 2, 3 oder 4 dargestellt werden. Im folgenden sei angenommen, daß unter Berücksichtigung des Energieniveaudiagram]
ist.

gramms nach Fig. 2 der Abstand zwischen ν und ν am kleinsten

^ ^ m ο

Der Rotationswinkel φ der Polarisation des zu steuernden Strahls beim Durchgang durch den kohärenten Rotator jrfwird definiert durch die Gleichung

φ_ = π(η⁺~η~) ί/λ · (1)

*■» m

wobei η (η ) die Brechzahlen für die σ. (σ ) Komponenten des gesteuerten Strahls, % die Länge des kohärenten Rotators und X^ die Wellenlänge des gesteuerten Strahls ist. Im Grenzfall, wenn die Zeemanaufspaltung sich dem Wert Null nähert, kann die Gleichung für φ wie folgt geschrieben werden .

♦o - r; ^{-h(vv_o, h(V_1n-V₀) K <²>

wobei P₁₂ der absolute Wert des Matrixelements des Operators für das elektrische Dipolmoment für die a± übergänge zwischen den Arbeitsniveaus 10 und 20 ist. Durch eine leichte Umformung wird die Gleichung (2) zu , ,

2TT²AP^ ^ ^

* - ^{-^(N - ^Νί^{} + (N}2 - ^Rl>>

λ h(v -vT ^{(N2 ^Νί^{} + (N}2 m m ο

Wird dem kohärenten Rotator 3 ein a"-Steuerstrahl zugeführt, so werden die Atome in eine überlagerung der σ" Grundzustände und der angeregten Zustände überführt, wodurch (ΐζ-^Νΐ) geändert wird, ₀₁₈ 509828/0423 _;

— b — '

In der Schreibweise der kohärenten Optik ist (N„- U.) - -(N/2) cos# ^ - wobei θ der Winkel zwischen dem Pseudomoment und der Fortpflanzungsrichtung (positive ζ Achse) des Steuerstrahles ist. (N*-!!*) = N/2 wird durch den Steuerstrahl nicht geändert. Demnach wird durch die Anwesenheit des SteuerStrahls die Gleichung (2)

π ÄP N

^{ψ =} W- ^{[1 + cos ei (4>}

Erfüllt der Steuerstrahl die Bedingungen für adiabatisches Folgen so kann der Ausdruck für cos θ wie folgt explizit geschrieben werden

m "1

wobei E, die elektrische Feldstärke des σ Steuerstrahls ist.

Zunächst sei angenommen, daß v-, < ν , um alle mit der Selbstfokussierung zusammenhängenden Probleme zu eliminieren. Die Ansprechzeit t (Schaltzeit) des adiabatisch betriebenen Modulators ist angenähert t = l/(v -v,). Die Wirkung des zu steuernden Strahls auf die Arbeitsniveaus 10 und 20 muß stets wesentlich geringer sein als die Wirkung des Steuerstrahls. Diese Bedingung ist erfüllt, wenn

m _ d ₍₆₎

V^vo

wobei E der Spitzenwert des elektrischen Feldes des linear polarisierten gesteuerten Strahls ist.

Im folgenden sei angenommen, daß das Material des kohärenten Rotators aus Rubidiumdampf besteht. Ferner sei angenommen, daß die Arbeitsniveaus der P. ,,,-Linie (7948°0 des Rubidiums entsprechen.

' -l
Ist ferner iv_o~v_d)/c = 1 cm , so ist die Schaltgeschwindigkeit t angenähert gleich 30 psec. Ferner sei angenommen, daß im Bereich des Spitsenwerters des Steuerimpuls θ = 120° ist. Da

P₁₂ · 6,16 χ 10*¹⁸ ESE für diesen übergang iet, erfordert

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ein Winkel θ = 120° eine Spitzenintensität des Steuerstrahls von

2 — 1 ■ ~ "

nur 400 Kw/cm . Ist j ν - ν_o |/c = 100 cm , so ist bei ^E _m/²-1 U_n"" v_o |. i\0,25 E-/ j ν -ν j die Intensität des gesteuerten Strahls mehr als tausend Mal so hoch wie die Intensität des Steuerstrahls. Ist der kohärente Rotator 100 cm lang - was ein praktisch realisierbarer Wert ist ~ so kann berechnet werden, daß die atomare Besetzungsdichte N = 1,3 χ 10 /cm erforderlich ist um φ = π/2 im Spitzenbereich des Steuerimpulses zu realisieren. Diese Besetzungsdichte entspricht einer Temperatur der Rubidiumzelle von nur 155 C, die leicht verwirklicht und aufrechterhalten werden kann. Mit diesen Parametern des Modulators und des Steuerstrahls ist es möglich, den Modulator in etwa 30 psec vollständig zu öffnen und zu schließen, den Modulator im offenen Zustand zu halten und den gesteuerten Strahl mit einer in bezug auf die Zeit von 30 psec sich langsam ändernden Amplitude zu modulieren.

In diesem Zusammenhang ist es von Interesse, den Wert φ = -n/2 mit dem Drehwinkel φ_ρ zu vergleichen, der mit Hilfe des Faradayeffekts in der gleichen Zelle bei Anlegung eines Magnetfeldes H erreicht werden kann. In diesem Fall wird der Drehwinkel ώ~ der Polarisationsebene des gesteuerten Strahls aufgrund des Faradayeffekts beim Durchgang durch den Rotator durch die Beziehung

φ_ρ = ττ(η⁺-η~) VA_m ' (7)

definiert, die wie folgt erweitert v/erden kann,

wobei 2 6 die Zeemanaufspaltung zwischen den σ und σ Linien ist.

ο -v
m ο

Da 6<<iv_~v_i v/ird φ_ρ durch folgenden Ausdruck angenähert

26 = l cm entspricht einem relativ starken magnetischen Feld von H = 8 KG. In diesem Fall ist das Verhältnis φ /Φ-e, = 50. Daraus

C Jt?

ergibt sica_f daß der erfindungsgemäße kohärente Rotator im Ver-

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gleich zu anderen bekannten Vorrichtungen einen äußerordentlich großen Drehwinkel liefert.

Nimmt man an, daß V, = ν und daß der Steuerimpuls nicht-adiaba tisch angewendet wird, so ergibt sich, daß das Pseudomoment in einer Ebene senkrecht zu E, eine Präzession ausführt, und θ durch die Beziehung

θ = ir - (V^ P_l2/#) /q E_d dt (10)

bestimmt wird, wobei # = h/2 tr. Um die Diskussion zu vereinfachen, sei angenommen, daß E, zum Zeitpunkt t = 0 plötzlich angelegt und dann konstant gehalten wird, dann ist

θ = π - ( Λ P₁₂/#)E_dt, (11)

und Gleichung (4) für φ wird

-TT²Ap² N π P₁,E-t . '

WV ⁽^⁾

m m ο ^r

Somit wird φ oszillieren und der Modulator eine Folge von Impulsen

/2 P E
mit der Wiederholungsfrequenz 12 d übertragen. Es sei darauf

hingewiesen, daß die Wiederholungsfrequenz proportional zur Größe des steuernden Feldes ist. Der Modulator wandelt Änderungen des steuernden Feldes in Impulswiederholungsfrequenzen um.

Zur Veranschaulichtung der Vorgänge anhand eines numerischen Beispiels wird von Kaliumdampf ausgegangen, der eine sehr kleine Hyperfeinaufspaltung hat. v_ = v, und die Intensität des steuernden

sfci 2 ο α
Strahles auf 4 MW/cm erhöht. Dann ist

/2 P₁₂E,

^{= 5}'^{5 cm} · Wird |v -v l/c = 10 cm , so ergibt sich für

13 3 den Maximalwert von φ = π/2, N^O,65 χ 10 /cm mit 1 = 100 cm.

Für kürzere Schaltzeiten wird die erforderliche Leistung des Steuerstrahls größer. Es sei darauf hingewiesen, daß bei Verwendung eines Modulators mit den in den Fign. 3 und 4 dargestellten Energieyo 973 018 509828/ 042 3

niveausenemata die Frequenzen V, und v vollständig anders sein

α . m

können. Beispielsweise kann ein eben sichtbarer Lichtstrahl einen. 10 Ji-CO₂ Leserstrahl von außerordentlich hoher Energie vollständig

modulieren. Anstelle der σ zirkulär polarisierten Steuerstrahlen können in bestimmten Fälle
strahlen verwendet werden.

können in bestimmten Fällen auch σ zirkulär polarisierte Steuer

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Claims

- ίο -

PATENTANSPRÜCHE

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Lichtgesteuerter Lichtmodulator, gekennzeichnet durch einen aus einem eine Zeemanaufspaltung der durch atomare übergänge erzeugten optischen Spektren aufweisenden Material bestehenden Rotator (3), bei dem die Besetzungsdichte der Atome in den magnetischen Zeemanteilniveaus der Grundzustände und der angeregten Zustände durch einen zirkulär polarisierten Steuerstrahl (2) gesteuert werden, und durch einen im Wege des den Rotator verlassenden Strahles angeordneten Polarisator (4), der einen linear polarisierten gesteuerten Strahl (1) als Funktion der beim Durchgang durch den kohärenten Rotator bewirkten Winkeldrehung der Polarisationsebene durchläßt.
2. Lichtgesteuerter Lichtmodulator nach Anspruch 1, daß das

im kohärenten Rotator (3) enthaltene Material aus einem oder mehreren Alkalimetallen besteht.
3. Lichtgesteuerter Lichtmodulator nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das im kohärenten Rotator (3) enthaltene Material Rubidium ist.
4. Lichtgesteuerter Lichtmodulator nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das im kohärenten Rotator (3) enthaltene Material Kalium ist.
5. Lichtgesteuerter Lichtmodulator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Frequenz v, des SteuerStrahls (2) in Resonanz oder annähernd in Resonanz mit der Frequenzdifferenz ν zwischen den Arbeitsniveaus der atomaren Zu--

stände der Atome des kohärenten Rotators (3) ist, und daß die Frequenz ν des gesteuerten Strahls (1) einen großen Abstand von der Frequenzdifferenz ν zwischen den Arbeitsniveaus aufweist.

oiö 509828/042 i

- ii - .
6. Lichtgesteuerter Lichtmodulator nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß ν ^ < V ist und daß die Impulse des steuernden Strahls (2) adiabatisch zur Einwirkung gebracht werden. ,
7. Lichtgesteuerter Lichtmodu.lator nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß V-, = ν und daß die Impulse des steuernden Strahles (2) nicht adiabatisch zur Einwirkung gebracht werden.

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