DE2745847A1

DE2745847A1 - Nichtlineares interferometer

Info

Publication number: DE2745847A1
Application number: DE19772745847
Authority: DE
Inventors: Peter William Smith
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1976-10-15
Filing date: 1977-10-12
Publication date: 1978-05-18
Also published as: FR2368055A1; JPS5350757A; BE859530A; NL7711143A; IT1087822B

Description

27AbOAV

Beschreibung

Die Erfindung bezieht sich auf ein nichtlineares Interferometer mit einem Interferometer-Resonator zum Empfang von einfrequenter linearpolarisierter optischer Einzelmoden-Energie und zur Abgabe von optischer Ausgangsenergie.

Es ist ein nichtlineares Interferometer bekannt, dessen Interferometer-Resonator im wesentlichen mit einem Kerr-Medium ausgefüllt ist, siehe den Artikel "Theory of Nonresonant Multistable Optical Devices" von F. H. Felber und J. H. Marburger, Applied Physics Letters, Band 28, Nr. 12, 15.Juni 1976, Seiten 731 - 733· Es handelt sich dabei um den Typus eines bistabilen Interferometers, das im Gegensatz zu anderen bekannten Interferometervorrichtungen nicht von Resonanz- oder Absorptionseigenschaften des Mediums abhängt. In einem Kerr-Medium ist der Brechungsindex eine Funktion des zeitlichen Mittelwertes der optischen Energiedichte innerhalb des Mediums. Wie von Felber et al. angegeben, liefert dieser Interferometertypus eine bistabile Vorrichtung, die unterschiedliche Verstärkung zeigt und als Speicherelement, Leistungsbegrenzer oder optischer Schalter benutzt werden kann, wenn die Vorrichtung geeignet vorgespannt wird. Da der ausgenutzte

Effekt nicht von Resonanzeigenschaften des Mediums abhängt, kann die Vorrichtung durch ein unabhängiges Feld vorgespannt werden, dessen Frequenz von der des verstärkt werdenden Feldes verschieden ist. Leider erfordert die ein Kerr-Medium benutzende Vorrichtung nach Felber et al. Lei-

8 2 stungsdichten in der Größenordnung von 10 Watt/cm , um die bistabilen Eigenschaften zu erzeugen. Diese hohe Leistung ist für alle bekannten Medien erforderlich, da die Abhängigkeit des Brechungsindexes von der Energiedichte ein sehr niedriger Größeneffekt ist.

Gemäß der Erfindung können nun Interferometer mit niedrigerem Leistungsbedarf realisiert werden, wenn innerhalb des Resonators ein elektrooptisches Medium, dessen Brechungsindex eine Funktion hieran angelegter Spannungen ist, für eine hierin erfolgende Wechselwirkung mit der optischen Energie angeordnet ist sowie eine Spannungserzeugungseinrichtung vorgesehen ist, die, ansprechend auf die optische Resonatorausgangsenergie, Spannung an das elektrooptische Medium abgibt.

Nachstehend ist die Erfindung anhand eines in der Zeichnung dargestellten Ausführungsbeispieles im einzelnen beschrieben; es zeigen:

Fig. 1 eine schematische Ansicht des Ausführungsbeispiels,

2 7 A b 8 4 7

Fig. 2 ein Diagramm zur Darstellung des Ubertragungsfaktors als Funktion der Rückkopplungsspannung zur besseren Verdeutlichung der Wirkungsweise und

Fig. 3 ein Diagramm zur Darstellung des bistabilen Verhaltens des Ausfuhrungsbeispiels.

Im allgemeinen ist nach der Erfindung der Interferometer-Resonator mit einem elektrooptischen Material im v/esentlichen ausgefüllt, das mit Anschlüssen zum Anlegen einer Spannung versehen ist. Der Brechungsindex des elektrooptischen Materials hängt von dieser Spannung ab, der Resonator kann also durch Ändern der Größe der an das elektrooptische Medium gelieferten Spannung abgestimmt werden. Ein Photodetektor wird dann so angeordnet, daß er auf die Energiedichte der optischen Strahlung innerhalb des Resonators anspricht, und die von ihm entwickelte Spannung wird an die Anschlüsse des elektrooptischen Mediums gekoppelt. Die resultierende Vorrichtung weist äußere Eigenschaften auf, die mit den für die Vorrichtung nach Felber et al. vorhergesagten Eigenschaften identisch sind, Jedoch treten diese Eigenschaften bereits bei Verwendung einer optischen Strahlung auf, die um viele Größenordnungen kleiner sein kann als die bei Verwendung eines Kerr-Mediums erforderliche Strahlung.

Bei dem dargestellten Ausführungsbeispiel ist ein Strahlteiler

zur Abtastung der optischen Energie am Ausgang des Resonators vorgesehen, und die damit abgezweigte optische Energie wird auf einen Photodetektor gerichtet, dessen Ausgangssignal nach Verstärkung an das elektrooptische Material angekoppelt wird. Wie nachstehend noch im einzelnen erörtert wird, benötigen integrierte optische Versionen dieser Apparatur keinen Strahlteiler oder äußere Verstärkung.

Im einzelnen ist bei der Ausführungsform nach Fig. 1 eine Strahlungsquelle 10 dargestellt, die einen Einzelmode einer linearpolarisierten, einfrequenten optischen Strahlung an den Eingang eines Fabry-Perot-Interferometers 20 längs der optischen Achse 10 liefert. Die Quelle 10 kann irgendeine der zahlreichen Quellen für optische Strahlung sein, die von den Einflüssen der am Fabry-Perot-Interferometer 20 reflektierten Energie geeignet entkoppelt ist. Bei der dargestellten Ausführungsform weist die Strahlungsquelle 10 einen bei 632,8 nm stimuliert emittierenden Helium/Neon-Laser auf, der mit dem Eingang eines variablen Dämpfungsgliedes 16 gekoppelt ist. Das variable Dämpfungsglied 16 gestattet eine kontinuierliche Änderung der auf das Fabry-Perot-Interferometer 20 einfallenden optischen Strahlungsleistung. Ein Glan-Thompson-Prisma 13 ist von der Ausgangsstrahlung des variablen Dämpfungsgliedes 16 beaufschlagt und läßt nur eine einzige Polarisation der optischen Strahlung des Lasers 12 zum Eingang eines

H a ? 0 / Π 6 2 9

27AS847 - 7 -

Faraday-Rotaxionsgliedes 14 durch. Der Ausgang des Faraday-Rotationsgliedes liefert den linearpolarisierten Strahlungs-Einzelmode längs der optischen Achse 11 und verhindert darüberhinaus, daß reflektierte Strahlung den Betrieb des Lasers 12 beeinflussen könnte.

Die sich längs der optischen Achse 11 fortpflanzende optische Energie wird in den Eingang eines Fabry-Perot-Resonators eingekoppelt, der aus den Spiegeln 21 und 22 aufgebaut ist. Entsprechend einem Ausführungsbeispiel hat jeder Spiegel 21 und 22 einen Durchmesser von 10 cm bei einem gegenseitigen Abstand der beiden Spiegel von etwa 10 cm. Ferner hat jeder Spiegel ein Reflexionsvermögen von 80 96 bei 632,8 nm, und "die Güte (finesse) des Resonators ist etwa gleich 7. Der durch die Spiegel 21 und 22 gebildete Fabry-Perot-Resonator ist im wesentlichen mit einem elektrooptischen Medium 23 ausgefüllt, das auf (gegenüberliegenden) Flächen mit Anschlüssen 24 und 25 zum Anlegen einer Spannung versehen ist, um so den Brechungsindex des elektrooptischen Materials ändern zu können. Das elektrooptische Medium ist bei dieser Ausführungsform ein Kaliumdihydrogenphosphat-Block (KDP-Block), es kann aber auch ein anderes elektrο - optisches Material, z. B. Lithiumniobat (LiNbO,), verwendet werden. Einean die Anschlüsse 24 und 25 angelegte Spannung von 1000 Volt ist bei dieser Ausführungsform ausreichend, um die Phase des den Modulator pas-

- 8 sierenden Lichtes um iT zu ändern.

Die aus dem Fabry-Perot-Resonator längs der Achse 26 austretende optische Energie trifft auf einen Strahlteiler 27, der den größeren Teil längs des Weges 28 passieren läßt. Die restliche, am Strahlteiler 27 reflektierte Energie läuft längs des Weges 29 zum Eingang eines Photodetektors 30. Bei dieser Ausführungsform ist der Photodetektor 30 aus einer Solarzelle aufgebaut, mit einer der vom Laser 12 gelieferten Strahlungswellenlänge entsprechenden Empfindlichkeit. Der Ausgang des Photodetektors 30 ist über einen Verstärker 31 mit den Anschlüssen 24 und 25 des elektrooptischen Mediums 22 gekoppelt. Bei dieser Ausführungsform liefert der Verstärker 31 eine Ausgangsspannung von etwa 1000 V für eine am Detektor einfallende Leistung von 1 Mikrowatt. Wie nachstehend noch ersichtlich werden wird, hängt die Größe des erforderlichen Ausgangssignals vom benutzten elektrooptischen Medium und von der Empfindlichkeit des Photodetektors ab.

Das elektrooptische Medium liefert einen spannungsabhängigen Brechungsindex η entsprechend folgender Gleichung

η = n₀ + n₂(V) (1)

Hierin ist η der Brechungsindex, wenn die an den Anschlüs-

Ii 0 9 9 ? Π / 0 6 2 9

sen 24 und 25 anstehende Spannung gleich Null ist, und n₂ ist der Brechungsindex, v/ie sich dieser aufgrund des Umstandes einstellt, daß eine Spannung an die Anschlüsse des elektrooptischen Materials geliefert wird. Aus einem Vergleich vorstehender Gleichung (1) mit Gleichung 1 in dem oben genannten Artikel von Felber et al. ist ersichtlich, daß der vom elektrooptischen Material erzeugte Brechungsindex einen identischen Effekt wie der von einem Kerr-Medium gelieferte haben, wenn die dem Medium zugeführte Spannung dazu gebracht wird, eine Funktion der optischen Energiedichte innerhalb des Resonators zu sein. Wenn diese Spannung eine Funktion der optischen Ausgangsenergiedichte des Resonators ist, wird sie auch eine Funktion der optischen Energiedichte innerhalb des Resonators sein, da diese beiden Energiedichten durch die Transmittanz (Durchlässigkeit) des Ausgangsspiegels 22 des Fabry-Perot-Resonators verknüpft sind.

Da die optische Ausgangsintensität eine Funktion der an das elektrooptische Medium gelieferten Spannung ist und da des weiteren diese Spannung eine Funktion der optischen Ausgangsdichte ist, kann die Wirkungsweise dieser Fabry-Perot-Apparatur leicht anhand einer graphischen Lösung weitgehend desselben Typus erläutert werden, wie dieser in der oben erwähnten Arbeit von Felber et al. angegeben ist.

?n /0629

Im Diagramm der Fig. 2 ist die Kurve 40 der Verlauf des vom Fabry-Perot-Resonators entwickelten Übertragungsfaktors T in Abhängigkeit von der an die Anschlüsse 24 und 25 des elektrooptischen Mediums angelegten Spannung V. Der Übertragungsfaktor T ist einfach das Verhältnis der Intensität I. der übertragenen optischen Strahlung zur Intensität I. der einfallenden optischen Strahlung. Diese durch die Kurve 40 dargestellte Kennlinie ist identisch mit der Kennlinie, wie diese durch Abstimmen des Fabry-Perot-Resonators durch Ändern des Abstandes zwischen den Spiegeln 21 und 22 erhalten würde. Bei der vorliegenden Anordnung bleibt jedoch dieser Abstand konstant und die Abstimmung erfolgt durch Ändern der an den Anschlüssen des elektrooptischen Mediums anstehenden Spannung, die ihrerseits den Brechungsindex des elektrooptischen Mediums innerhalb des Resonators ändert. Bei bestimmten Spannungswerten an den Anschlüssen 24 und 25 erreicht man Resonanz und die Mehrfachreflexionen der optischen Energie innerhalb des Resonators interferieren im Sinne einer Verstärkung, wodurch das meiste der einfallenden Energie zum Ausgang des Resonators gekoppelt wird. Diese Resonanzstellen sind bei den Punkten 41 und 42 auf der Kurve 40 in Fig. 2 dargestellt. Für andere Spannungswerte ändert sich der Übertragungsfaktor des Resonators, und an einigen Stellen findet innerhalb des Resonators eine auslöschende Interferenz der optischen Energie statt. An diesen Stellen wird nur sehr

ti η q a ? η / ο 6 2 9

2 7 A b 8 4 7 - 11 -

wenig der einfallenden Energie zum Ausgang des Resonators gekoppelt. Eine solche Auslöschungsinterferenz-Stelle ist in Fig. 2 durch den Punkt 43 auf der Kurve 40 dargestellt. Zum Erhalt eines optimal bistabilen Verhaltens wird der Abstand der Spiegel 21 und 22 so eingestellt, daß sich der Resonator an einer Stelle niedriger übertragung befindet, wenn die an die Anschlüsse des elektrooptischen Mediums gelieferte Spannung gleich Null ist.

In Fig. 2 ist weiterhin eine Kurvenschar dargestellt, die die Beziehung zwischen der Intensität der optischen Ausgangsstrahlung 1+ und der am Ausgang des Verstärkers 31 entwickelten Spannung zeigt. In Fig. 2 sind diese Kurven mit 51 bis 57 bezeichnet. Jede dieser Kurven 51 bis 57 gibt die Verknüpfung zwischen der Intensität der optischen Ausgangsstrahlung I. und der Ausgangsspannung des Verstärkers 31 für einen bestimmten Wert der Intensität I_i der optischen Eingangsstrahlung. Eine Kurvenschar ist deswegen notwendig, da auf der Ordinate in Fig. 2 das Verhältnis der Intensitäten und nicht einfach die Intensistät der optischen Ausgangsstrahlung aufgetragen ist. Die Schnittpunkte der Kurven 51 bis 57 mit der Kurve 40 liefern die Stellen, bei denen die Apparatur nach Fig. 1 arbeiten wird, wenn die Rückkopplungsschleife geschlossen wird.

Obgleich in Fig. 2 eine diskrete Anzahl von Kurven für die

3fi?n/0629

27AS847

Beziehung zwischen der Intensität der optischen Ausgangsenergie und der Ausgangsspannung des Verstärkers 31 dargestellt sind, können diese Kurven auch als eine einzige Kurve aufgefaßt werden, die über das durch die Koordinatenachsen gelieferte Feld streicht, v/obei die spezielle Steigung der Kurve vom Intensitätswert der einfallenden optischen Energie I^ abhängig ist. Für die in Fig. 2 dargestellten Kurven ist die Ordinate die Lage der überstreichenden Kurve bei einem Intensitätswert der einfallenden optischen Energie gleich Null. Mit zunehmenden Intensitätswerten der einfallenden Strahlung streicht die Kurve über die entsprechend den Kurven 51 bis 57 entsprechenden Positionen und hat umso niedrigere Steigung, je höher die Intensität der einfallenden optischen Energie wird.

Wenn die einfallende Energie von Null aus erhöht wird, dann erreicht die Apparatur nach Fig. 1 Arbeitspunkte, wie diese durch die Schnittpunkte 60 bis 65 dargestellt sind. Bei allen diesen Arbeitspunkten bleibt der Übertragungsfaktor T auf einem sehr kleinen Wert und die Eingangsenergie v/ird größtenteils nicht zum Ausgang gekoppelt. Für eine weitere Intensitätszunahme der optischen Eingangsenergie über den Punkt 65 hinaus, muß der Arbeitspunkt auf eine dem Schnittpunkt 66 in Fig. 2 entsprechende Stelle springen. Folglich tritt bei diesem Intensitätswert der einfallenden Energie, der in Fig. 2

8 20/0629

mit I.ς- bezeichnet ist, eine plötzliche Zunahme des Übertragungsfaktors T auf, und es erscheint daher plötzlich ein viel größerer Prozentsatz der Eingangsenergie am Ausgang. Für jede weitere Intensitätszunahme der einfallenden Energie, die beispielsweise den Schnittpunkten 67 und 68 in Fig. 2 entspreche, bleibt die Ausgangsleistung im wesentlichen konstant, da der Übertragungsfaktor mit zunehmender Eingangsenergie abnimmt. Wenn die einfallende Energie über die Schnittpunkte 67 und 66 verringert wird, befindet sich der Fabry-Perot-Resonator gleichwohl in Resonanz, und die zur Aufrechterhaltung dieses Zustandes erforderliche Energie ist nicht mehr so groß wie die zum Herstellen des Resonanzzustandes erforderliche Energie. Demgemäß arbeitet der Fabry-Perot-Resonator bei abnehmender Eingangsenergie an den den Punkten 69 und 70 entsprechenden Stellen mit einem zunehmenden Übertragungsfaktor, so daß höhere Ausgangsenergiewerte als jene geliefert werden, welche bei der selben Intensität der einfallenden Energie während des anfänglichen Betriebes an den Punkten 64 bzw. 63 geliefert wurden. Dieser höhere Wert der optischen Ausgangsenergie wird mit abnehmender Eingangsenergie bis zu der Resonanzstelle entsprechend dem Punkt 41 in Fig. 2 aufrechterhalten. An dieser Stelle verursacht eine weitere Abnahme der Eingangsenergie, daß der Fabry-Perot-Resonator auf einen Arbeitspunkt entsprechend dem Schnittpunkt 62 zurückfällt, wodurch eine plötzliche Abnahme der optischen

809820/0629

Ausgangsenergie bei einer sehr kleinen Änderung der Eingangsenergie resultiert.

In Fig. 3 ist ein Diagramm der Ausgangsleistung in Abhängigkeit von der Eingangsleistung der Interferometer-Apparatur dargestellt. Die auf der Abszisse aufgetragenen Punkte P... bis Pjß entsprechend den identisch numerierten Iitensitätswer- ten der einfallenden optischen Strahlung entsprechend den Kurven 51 bis 56. Wie in Fig. 3 dargestellt, führen zunehmende Werte der optischen Eingangsleistung zu einer vergleichsweise niedrigen optischen Ausgangsleistung bis zu dem mit P-₅ in Fig. 3 bezeichneten Wert. Dieses entspricht der mit I Ji- in Fig. 2 bezeichneten Eingangs intensität. An dieser Stelle nimmt die Ausgangsleistung für eine kleine Änderung der Eingangsleistung plötzlich zu, worauf dann jede weitere Zunahme der Eingangsleistung nur noch zu einer sehr kleinen Änderung der Ausgangsleistung führt. Nachdem dieser Sprung aufgetreten ist, hält eine nachfolgende Verringerung der Eingangsleistung die Ausgangsleistung gleichwohl auf einem viel höheren Wert verbleibt als dieses für die entsprechenden, anfänglich zugeführten Eingangsleistungen der Fall war. Bei dem Wert von P_i2 (entsprechend der Eingangsintensität I_i2 in Fig. 2) führt jede weitere Abnahme der Eingangsleistung zu einem plötzlichen Abfall der Ausgangsleistung, wie dieses in Fig. 3 dargestellt ist.

809820/0629

Die im Diagramm nach Fig. 3 benutzten Skalen für Ordinate und Abszisse sind nicht identisch. Jede Abszisseneinheit entspricht einer größeren Leistungsänderung als die gleiche Längeneinheit auf der Ordinate. Bei identischen Maßstäben auf beiden Koordinatenachsen läge der Punkt 80 in Fig. 3, der jener Stelle entspricht, bei welcher im Fabry-Perot-Resonator Resonanz auftritt, sehr dicht bei dem Schnittpunkt mit einer unter 45° verlaufenden Koordinatenursprungsgeraden. Wie in Fig. 3 dargestellt, arbeitet die vorliegende Interferometer-Apparatur bei optischen Ausgangsleistungen in der Größenordnung von 0,5 Mikrowatt. Dieses ist eine beachtliche Verbesserung gegenüber der bekannten, mit einem Kerr-Medium arbeitenden Apparatur, wo Energiedichten in der Größenordnung von 10 Watt/cm erforderlich sind.

Obgleich nicht dargestellt, kann die gesamte Apparatur in Form einer sogenannten integrierten Optik auf einem einzigen Substrat aufgebaut sein. Hierbei kann der Fabry-Perot-Resonator mit dem elektrooptischen Medium unter Verwendung eines titandiffundierten Lithiumniobat-Streifenleiters auf einem Lithiumniobatkristall der in der Arbeit "Efficient Strip-Waveguide Modulation" von I. P. Kaminow und L. W. Stulz, Applied Physics Letters, Band 27, Nr. 10, 15. Nov. 1975 erzeugt werden. Die Diffusion eines Gitters an jedem Ende des Streifenleiters bei diesem Modulatortyp kann einen Resonator

8 η 9870/0629

der bei der vorliegenden Erfindung erforderlichen Art erzeugen. Die Anwendung eines integrierten optischen Photodetektors in Kontakt mit einem Medium höheren Brechungsindexes, das einen Teil des Streifens bedeckt, kann als die Spannungsquelle dienen, deren Spannung an die Elektroden des Modulators nach Kaminow et al. rückzukoppeln ist. Ein geeigneter integrierter Photodetektor ist beschrieben in der Arbeit "Integrated Optical Photodetector" von D. B. Ostrowsky etal., Applied Physics Letters, Band 22, Nr. 9, 1. Mai 1973, Seiten 463 - 464.

8 ί H 8 ? η / 0 6 2 9

e e r s e i t e

Claims

BLUMBACh · vVESER . BERGEN · KRAMER ZWIRNER · HIRSCH · BREHM ,, r. . , o . ,7 I 14 30 η I PATENTANWÄLTE IN MÜNCHEN UND WIESBADEN Patentconsult Radedeestraße 43 8000 München 60 Telefon (089) 883603/38360·; Telex 05-212313 Telegramme Palenlconsull Patentconsult Sonnenberger 3traüe 43 62C0 Wiesbaden Telefon (06121) 562943/5i'993 Telex 04-186237 Telegramme Palentconsult Western Electric Company, Incorporated New York, N.Y., USA Smith 22 Nichtlineares Interferometer Patentansprüche

1. Interferometer mit einem Interferometer-Resonator zum Empfang von einfrequenter linearpolarisierter optischer Einzelmoden-Energie und zur Abgabe optischer Ausgangsenergie, dadurch gekennzeichnet, daß innerhalb des Resonators (21, 22) ein elektrooptisches Medium (23), dessen Brechungsindex eine Funktion hieran angelegter Spannungen ist, für eine hierin erfolgende Wechselwirkung mit der optischen Energie angeordnet ist und daß eine Spannungserzeugungseinrichtung (30) vorgesehen ist, die, ansprechend auf die optische Resonatorausgangsenergie, Spannung an das elektrooptische Medium abgibt.

München: R. Kramer Dipl.Ing. · W. Weser Dipl.Phys. Or. rer. nal. ■ P. Hirsch Diol.-Ing. . H. P. Brehm Dipl.-Chem. Dr. phil. nal. Wiesbaden: P. G. Blurrbach Dipl.-Ing. · P. Bergen Dipl.-Ing. Dr. jur. · G. Zwirner Dipl.-Ing. Dipl. W.-Ing.

f: Π :■! R ? 0 / 0 6 2 9

2. Interferometer nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß ein Strahlteiler (27) zum Abzwei gen eines Teils der optischen Ausgangsenergie für einen Photodetektor (30) vorgesehen ist, der hierauf ansprechend die dem elektrooptischen Medium zuzuführende Spannung erzeugt.

? η / 0 6 2 9