DE3906068A1 - Verfahren und einrichtung zum erzeugen einer nichtlinearen wechselwirkung zwischen zwei elektromagnetischen schwingungen - Google Patents

Description

Die vorliegende Erfindung geht aus von einem Verfahren mit den Merkmalen des Oberbegriffs des Patentanspruchs 1, die aus der Veröffentlichung von I. P. Kaminow, APPLIED PHYSICS LETTERS, 16, Nr. 11, 11. Juni 1970, 416-418, bekannt sind. Ferner betrifft dieErfindung Einrichtungen, insbesondere elektro-optische Modulatoren für höchste Frequenzen, zur Durchführung eines solchen Verfahrens.

Aus der obengenannten Veröffentlichung von Kaminow et al. ist ein elektro-optischer Lichtmodulator zur Modulation der 0,633-µm-Strahlung eines He-Ne-Lasers mit der 311-µm-Strahlung (964 GHz) eines HCN-Lasers in einem LiNbO₃-Kristall bekannt. Der Kristall hat die Form eines dünnen Plättchens mit parallelen Hauptflächen. Die modulierende 311-µm-Strahlung fällt durch eine Linse senkrecht zu den Hauptflächen durch das Kristallplättchen, während die zu modulierende 0,633-µm-"Träger"-Strahlung in eine Schmalseite des Kristallplättchens unter einem solchen Winkel zu den Hauptflächen eintritt, daß sie an den beiden Hauptflächen jeweils einmal total reflektiert wird. Die modulierende Strahlung und die modulierte Strahlung verlaufen im Kristall unter einem solchen Winkel in bezug aufeinander, daß eine Phasenanpassung gewährleistet ist, d. h. daß die optische Phasenfront der zu modulierenden Schwingung im Idealfall eine konstante Modulationsfeldamplitude sieht. Würde die Amplitude des durch die modulierende Strahlung erzeugten Modulationsfeldes im Kristall, von der der örtliche Brechungsindex des Kristalles abhängt, während des Durchlaufes der optischen Phasenfront der zu modulierenden Schwingung durch den Kristall oszillieren, so würde dies zu einer unerwünschten Auslöschung der retardierenden bzw. beschleunigenden Beiträge des Modulationsfeldes führen.

Da bei dem bekannten Modulationsverfahren die die Modulation bewirkende nichtlineare Wechselwirkung zwischen der modulierenden Strahlung und der modulierten Strahlung nur längs des Weges der modulierten Strahlung zwischen zwei Reflexionen der modulierten Strahlung an den Hauptflächen des nichtlinearen Kristalles stattfindet, sind die nichtlineare Wechselwirkung und damit der Modulationsgrad relativ klein.

Der vorliegenden Erfindung liegt dementsprechend die Aufgabe zugrunde, die Wechselwirkung zwischen der modulierenden Strahlung (Modulationsstrahlung) und der modulierten Strahlung (Trägerstrahlung) oder ganz allgemein die nichtlineare Wechselwirkung zwischen zwei elektromagnetischen Schwingungen zu verbessern.

Da die modulierende Strahlung oder Schwingung bei dem vorliegenden Verfahren und der vorliegenden Einrichtung längs eines längeren Weges der zu modulierenden Strahlung oder Schwingung auf diese wirksam einwirken kann, läßt sich eine wesentlich stärkere Wechselwirkung und im Falle einer Modulation ein wesentlich höherer Modulationsgrad erreichen.

Im folgenden wird die Erfindung anhand von Ausführungsbeispielen unter Bezugnahme auf die Zeichnungen näher erläutert.

Es zeigt

Fig. 1 eine vereinfachte Darstellung einer Einrichtung zur Durchführung des vorliegenden Verfahrens,

Fig. 2 eine Teilansicht eines elektro-optischen Kristalles, auf die bei der Erläuterung der Erfindung Bezug genommen wird,

Fig. 3 eine Teilansicht der Einrichtung gemäß Fig. 1 und

Fig. 4 eine weitere Eirichtung, die von dem vorliegenden Verfahren Gebrauch macht.

Die vorliegende Erfindung beruht ebenso wie der von Kaminow et al. beschriebene bekannte elektro-optische Lichtmodulator auf einer nichtlinearen Wechselwirkung zweier elektromagnetischer Schwingungen oder Strahlungen, insbesondere "optischer" Strahlungen in einem nichtlinearen optischen Medium, insbesondere einem optischen Medium, dessen Eigenschaften, insbesondere der Brechungsindex, von der Amplitude des elektrischen Vektors einer elektromagntischen Schwingung abhängt. Diese Effekte sind bekannt und brauchen daher nicht näher erläutert zu werden. Geeignete nichtlineare optische Medien sind beispielsweise Kristalle aus LiNbO₃, LiCaO₃, KH₂PO₄ (KDP), KD₂PO₄ (KDDP), KTiOPO₄ (KTP) usw. Durch eine modulierende Strahlung oder Schwingung wird der Brechungsindex eines solchen Mediums periodisch geändert, so daß eine sich durch das Medium ausbreitende, zu modulierende "Träger"-Strahlung periodisch verzögert und beschleunigt wird, was eine Phasenmodulation der Trägerschwingung zur Folge hat.

Bei hohen Modulationsfrequenzen tritt folgendes Problem auf: Wenn während des Durchlaufes einer optischen Phasenfront der Trägerschwingung durch den Kristall die Amplitude des Modulationsfeldes oszilliert, führt dies zu einer Auslöschug der retardierenden und beschleunigenden Beiträge des Modulationsfeldes. Eine optimale Phasenmodulation findet nur dann statt, wenn eine optische Phasenfront der Trägerschwingung eine konstante Modulationsfeldamplitude sieht. Da die modulierende Strahlung oder Schwingung und die Trägerstrahlung oder -schwingung im allgemeinen (jedoch nicht notwendigerweise) erheblich verschiedene Frequenzen bzw. Wellenlängen haben, sind auch die Ausbreitungsgeschwindigkeiten im nichtlinearen optischen Medium unterschiedlich. Bei dem von Kaminow et al. angegebenen bekannten elektro-optischen Lichtmodulator wird eine Phasenanpassung dadurch erreicht, daß die zu modulierende Trägerstrahlung unter einem solchen Winkel schräg zur Ausbreitungsrichtung der modulierenden Strahlung im elektro-optischen Kristall geführt wird, daß eine vorgegebene Wellenfront der Trägerschwingung auf dem Wege zwischen den beiden Hauptflächen des Kristalls (also die Reflexion an der Vorderfläche des Kristalls, wo die modulierende Schwingung eintritt, und der hinteren Fläche des Kristalls) eine Amplitude gleichbleibenden Vorzeichens der modulierenden Schwingung sieht. Dieses Prinzip der Phasenanpassung wird auch bei der vorliegenden Erfindung angewendet.

Bei dem vorliegenden Verfahren durchläuft die zu modulierende Trägerstrahlung einen zickzack-förmigen Weg zwischen den Hauptflächen des Kristalles und wird sowohl in den Abschnitten zwischen der vorderen und der hinteren Fläche als auch in den Abschnitten zwischen der hinteren und der vorderen Fläche wirksam durch die Modulationsschwingung moduliert. Dies geschieht dadurch, daß die Modulationsschwingung nicht nur in einer Richtung, sondern auch in der entgegengesetzten Richtung durch das nichtlineare optische Medium geführt wird. Am zweckmäßigsten geschieht dies durch Erzeugung einer stehenden Welle in einem Resonator.

Die in Fig. 1 vereinfacht dargestellte Einrichtung (10) enthält eine Trägerschwingungsquelle in Form eines Lasers (12), eine Modulationsschwingungsquelle in Form eines Klystrons (14), einen offenen Resonator (16), der durch zwei Spiegel (18, 20) begrenzt ist und ein im Resonator angeordnetes nichtlineares optisches Medium in Form eines Kristalles (22).

Bei dem vorliegenden Ausführungsbeispiel ist der Laser (12) ein He-Ne-Laser, der ein zu modulierendes "Träger"-Strahlungsbündel (24) mit einer Wellenlänge von 633 nm liefert. Das Klystron (14) kann abstimmbar sein und liefert eine Modulationsschwingung mit einer Frequenz von beispielsweise 72 GHz entsprechend einer Wellenlänge von etwa 4,2 mm. Die Spiegel (18, 20) bestehen aus Kupfer, haben einen Krümmungsradius von 100 mm und einen Abstand von 9,2 mm, d. h. drei Wellenlängen der vom Klystron (14) erzeugten Mikrowellenstrahlung (zwei Wellenlängen im Resonator und eine, geometrisch entsprechend dem Brechungsindex verkürzte Wellenlänge im Kristall). Der Kristall (22) bestand aus LiNbO₃ und hatte in Richtung der Achse (26) des Resonators (16) eine Dicke von 0,8 mm, also gleich einer Mikrowellenlänge für einen Brechungsindex von 5,3. Der elektro-optische Kristall ist als resonantes Etalon in dem offenen Mikrowellen-Fabry-Perot-Resonator (16) angeordnet. Die Laserstrahlung und die Mikrowellenstrahlung sind linear polarisiert und die Polarisationsrichtungen sind parallel zur optischen Achse des elektro-optischen Kristalles (22).

Der Laserstrahl (24) folgt einem Zick-Zack-Pfad innerhalb des Kristalles unter Ausnutzung der Totalreflexion, so daß eine Phasenanpassung der optischen Welle der Trägerschwingung (24) an die elektrische Welle der Klystronschwingung erzielt wird. Im einfachsten Fall läuft eine optische Wellenfront gerade so, daß die Projektion der optischen Phasengeschwindigkeit im Kristall (entsprechend einem Brechungsindex n _opt = 2,2 für 633 nm) auf die Resonatorachse (26) gerade der sehr viel geringeren Mikrowellenphasengeschwindigkeit (entsprechend einem Brechungsindex n _mm = 5,3 für 4,2 mm) entspricht, wie es in Fig. 2 dargestellt ist. So sieht eine optische Wellenfront der optischen Trägerschwingung gerade eine konstante Mikrowellenfeldamplitude der Mikrowellenstrahlung, die vom einen zum anderen Resonatorspiegel, z. B. in einem Wegabschnitt (28 a) vom Spiegel (18) zum Spiegel (20), läuft, wohingegen die in der entgegengesetzten Richtung laufende Mikrowelle, also vom Spiegel (20) zum Spiegel (18), bezüglich der optischen Wellenfront in diesem Wegabscnitt schnell oszilliert und daher keinen Nettobeitrag zur Modulation liefert. Bei der vorliegenden Einrichtung ist außerdem noch die zusätzliche Bedingung erfüllt, daß bei der internen Totalreflexion die optische Phasenfront die richtige Phase der gegenlaufenden Mikrowelle (also in der (-x)-Richtung in Fig. 2) übernimmt, so daß die oben erläuterten Bedingungen, die für den Wegabschnitt (28 a) und alle hierzu parallelen Wegabschnitte bezüglich der hinlaufenden (positive x-Richtung) gelten, auch für den benachbarten Abschnitt (28 b) und alle hierzu parallelen Abschnitte des Zick-Zack-Weges für die sich in der negativen x-Richtung ausbreitende Mikrowellenschwingung in entsprechender Weise erfüllt sind. Es tragen also alle Abschnitte des Zick-Zack-Weges zur Modulation bei.

Wie Fig. 3 zeigt, wird die Mikrowellenstrahlung vom Klystron (14) über einen Rechteckhohlleiter (30) und einen Koppelschlitz (32) im Spiegel (18) in den Resonator (16) eingekoppelt. Der Koppelschlitz hat eine Breite von 0,2 mm und eine Länge von 1,5 mm. Zur Verbesserung der Kopplung dient eine Antenne (34) in Form eines etwa U-förmigen, 0,1 mm dicken Drahtes. An der Rückseite des aus Kupfer bestehenden Spiegels (18) bildet sich eine stehende Welle mit einer maximalen Amplitude des elektrischen Feldes E im Abstand von einem Viertel der Hohlleiterwellenlänge von der Rückwand des Spiegels aus. Dort ist der eine Schenkel des die Antelle (34) bildenden Drahtes in der Hohlleitermitte parallel zum elektrischen Feld angeordnet. Der andere Schenkel des die Antenne bildenden Drahtes verläuft entlang des Einkoppelschlitzes (32) und bildet eine Dipolantenne, die in den Resonator strahlt. Die Lage des den Dipol bildenden Schenkels bezüglich des Koppelschlitzes wird so justiert, daß sich eine maximale Einkopplung in den Resonator ergibt.

Die senkrecht zur Resonatorachse (26) verlaufenden Oberflächen des Kristalles (22) liegen vorzugsweise an Knoten des elektrischen Feldes der sich im Resonator (16) ausbildenden stehenden Welle.

Bei einer bevorzugten Ausführungsform der Erfindung ist in diesem Falle der optische Weg der Laserstrahlung im Kristall, bei dem die Projektion der optischen Phasengeschwindigkeit auf die Resonatorachse (26), entsprechend der x-Achse in Fig. 2, also c′ = (c cos R)/n _opt ), doppelt so groß wie die Phasengeschwindigkeit der Mikrowelle C _mn = c/n _mm , wobei c die Vakuumlichtgeschwindigkeit, n _opt dem Brechungsindex des Kristalles für die Laserstrahlung und n _mm den Brechungsindex des Kristalles für die Mikrowellenstrahlung bedeuten. Der entsprechende Winkel R ist hier 38°, also genügend oberhalb des kritischen Winkels (27° bei 633 nm für LiNbO₃). Diese Art der Phasenanpassung ist neu und unterscheidet sich vom Stand der Technik (Kaminow et al., l. c.). Die Phasengeschwindigkeiten können sich auch um einen anderen Faktor als 2 unterscheiden, z. B. 3, 4, usw. auch Verhältnisse kleiner als 1 sind möglich. Eine allgemeine Theorie der Phasenanpassung findet sich im ANHANG.

Die Strahlung des Lasers (12) wird mit einer Strahltaille von 0,1 mm in den Modualtorkristall (22) hineinfokussiert. Dies ergibt einen konfokalen Parameter von etwa 100 mm. Der Strahldurchmesser ist daher über den ganzen optischen Pfad klein gegen die halbe Mikrowellenlänge, so daß die Phasenmodulation über das Strahlpofil homogen ist. Der Laserstrahl wird während eines Durchganges durch den 20 mm langen Kristall (22) etwa dreißigmal reflektiert, also wesentlich öfter als beim Stand der Technik, wo nur eine zweimalige Reflexion stattfindet. Dabei ergibt sich ein Modulationsgrad der Laserstrahlung durch die Mikrowellenstrahlung des Klystrons (14) von ca. 5%.

Das oben beschriebene Ausführungsbeispiel läßt sich selbstverständlich in der verschiedensten Weise abwandeln, ohne den Rahmen der Erfindung zu überschreiten. Die Wellenlängen der miteinander im Kristall (22) wchselwirkenden elektromagnetischen Schwingungen können anders gewählt werden. Mit dem vorliegenden Verfahren lassen sich optische Schwingungen, insbesondere mit Wellenlängen im infraroten Strahlbereich und kürzer mit Modulationsfrequenzen bis in den THz-Bereich modulieren. Die optische Dicke des nichtlinearen Mediums oder Kristalles (22) kann ganz allgemein ein ganzes Vielfaches der halben Mikrowellenlänge im nichtlinearen Medium betragen, also

n _mm d = λ _mm N/2, N = 1, 2, 3 . . .,

wobei d die geometrische Dicke, λ _mm die Mikrowellenlänge und N eine natürliche Zahl sind. Für jede dieser Kristalldicken läßt sich eine Phasenanpassung erreichen, bei der eine konstruktive Aufsummierung der Phasenmodulation in den einzelnen Teilabschnitten des optischen Pfades erfolgt.

Fig. 4 zeigt die Anwendung einer Einrichtung (10) gemäß der Erfindung in Kombination mit einer Frequenzkette (40) zum Erzeugen einer Frequenz, die gleich einem Viertel der Frequenz der Wasserstoff-Lyman-Alpha-Linie F _{L α (1s-2s)} ist.

Die Frequenzkette (40) enthält einen CH₄-stabilisierten He-Ne-Laser (42), der eine sehr frequenzstabile Strahlung mit einer Frequenz f = 88,376181 THz entsprechend einer Wellenlänge von 3,39 µm liefert. Die Laserstrahlung wird in einem ersten Frequenzverdoppler (44) auf 2f verdoppelt, und die verdoppelte Strahlung wird dann in einem zweiten Frequenzverdoppler (46) auf 4f verdoppelt. Die Strahlung der Frequenz 4f stabilisiert eine Halbleiter-Laserdiode (48), die kontinuierliche Strahlung einer Wellenlänge von 0,85 µm emittiert. Die Strahlung der Laserdiode wird in einer Summiereinrichtung (48) mit der Strahlung der Frequenz f vom Laser (42) summiert, die über einen Strahlgang in die Summiereinrichtung (48) eingespeist wird, welcher einen Strahlteiler (50), Umlenkspiegel (52, 54) und einen halbdurchlässigen Spiegel (56) enthält. Die Strahlung der Summenfrequenz 5f stabilisiert eine zweite Laserdiode (58), die bei 0,68 µm emittiert und diese Strahlung wird in einer Summiereinrichtung (60) mit der frequenzverdoppelten Strahlung 2f summiert, die über einen Strahlteiler (62), Umlenkspiegel (64, 66) und einen halbdurchlässigen Spiegel (68) der Summiereinrichtung (60) zugeführt wird. Die Summiereinrichtung (60) liefert Strahlung der Frequenz 7f entsprechend 0,485 µm; diese Frequenz liegt 2,3 THz unter einem Viertel der Frequenz der Wasserstoff-Lyman-Alpha-Linie. Die Strahlung der Frequenz 7f wird nun einer Einrichtung (10) der anhand von Fig. 1 beschriebenen Art zugeführt und dort mit einer Frequenz von 2,3 THz moduliert. Das dabei entstehende untere Seitenband hat nun genau die gewünschte Frequenz (1/4 f _{L α (1s-2s)} . Die erwähnten Bauelemente der Frequenzkette sind bekannt.

Das anhand der Fig. 4 beschriebene Prinzip läßt sich ebenfalls abwandeln: Koppelt man eine Laserdiode mit der Frequenz 5f-2,3 THz phasenstarr an die Frequenz 5f, die von der Laserdiode (58) erzeugt wird, und addiert dann 2f, so erhält man genau ein Viertel der Wasserstofffrequenz entsprechend 486 nm. Die Frequenz 2f kann dabei zum Beispiel durch einen Er : YAP-Laser erzeugt werden, der bei 1,7 µm emittiert und der durch die doppelte Frequenz des CH₄-stabilisierten He-Ne-Lasers (42) stabilisiert ist.

ANHANG Theorie für den Modulationsindex δ

Für eine theoretische Abschätzung des Modulationsindex können wir einen unendlich langen Kristall annehmen, da die transversale Feldverteilung der Mikrowelle mit elektrischer Feldamplitude E₀ und Strahltaille w₀ = 6 mm, E(y) = E₀ · e^-(y/w₀)²/-, konzentriert ist in einem Volumen, das klein ist im Vergleich zur Kristallgröße. Die gesamte Phasenmodulation der Wellenfront ist

t gibt die Eintrittszeit der optischen Welle in den Kristall an, λ _opt der optische Brechungsindex, r₃₃ der elektrooptische Koeffizient und R der Phasenanpassungswinkel. Die Integration folgt dem optischen Pfad durch ein Gauß'sches Mikrowellenfeld, das in einer Zeit

passiert wird und hängt von der Durchlaufzeit r ab entsprechend

ist die Kreisfrequenz der Mikrowelle und r der Ortsvektor. A = 1 bedeutet eine Mikrowellenstehwelle mit Knoten auf der Kristalloberfläche bei x = 0 und B = 1 eine Stehwelle mit Bäuchen bei x = 0 für A² + B² = 1. Für jede Querung j über die Kristallbreite d = c′ · r _d (2jr _d r 2(j+1)d) ist die individuelle Phasenverschiebung δΦ _j die Summe des "zick"-Beitrages mit x = c′r-2(j-1)d und des "zack"-Beitrages mit x = 2jd-c′r, was die Gesamtphasenverschiebung

ergibt (-∞ j +∞). Unter Verwendung der Phasenanpassungsvariablen

ergeben sich die individuellen Beiträge δΦ _j = wΦ _j ^- + δΦ _j ⁺ mit

für eine konstante Mikrowellenamplitude. Auswertung der Integrale ergibt folgendes Resultat:

Folgende Fälle werden als Beispiel erläutert:

1. Normale Phasenanpassung

Im einfachsten Fall ist z. B. δΩ ^- = 0,6 δΩ ⁺ = 2Ω und die Kristalldicke entsprechend

d. h., die Projektion der optischen Phasengeschwindigkeit auf die Resonatorachse entspricht der Mikrowellenphasengeschwindigkeit oder algebraisch ausgedrückt n _opt = n _mm · cos R. Die Kristalldicke entspricht einer Mikrowellenlänge im nichtlinearen Kristall, d = n _mm · λ _mm . Nun gibt es zwei Grenzfälle:

• a) A = 1, B = 0, d. h., Knoten auf der Kristalloberfläche. Einsetzen ergibt δΦ _j = 0.
• b) A = 0, B = 1, d. h., Bäuche auf der Kristalloberfläche. Einsetzen ergibt δΦ _j = 2 · sin (Ω t). In der Summe über alle j wird die Gauß'sche Mikrowellenfeldverteilung dargestellt durch einen Faktor exp (-(2j τ _d /τ _w )²/.Das Ergebnis lautetwΦ (t) = δ₀ sind (Ω t).δ₀ enthält bereits den Faktor 1/2, der von der Tatsache rührt, daß immer nur eine Richtung der beiden laufenden Mikrowellen ausgenutzt wird.

2. Unkonventionelle Phasenanpassung

Hier ist δΩ ^- = -Ω, δΩ⁺ = 3Ω und die Kristalldicke ebenfalls d = n _mm · λ _mm . Das bedeutet, die Projektion der Phasengeschwindigkeit der optischen Welle auf die Resonatorachse ist doppelt so groß wie die Mikrowellenphasengeschwindigkeit, 2 · n _opt = n _mm · cos Φ. Das bedeutet auch, daß sich die Transitzeit der optischen Welle über die Kristalldicke halbiert,

Auch hier gibt es zwei Grenzfälle:

• a) A = 1, B = 0, d. h., Knoten auf der Kristalloberfläche. Einsetzen ergibt und die Summe über alle j ergibt Hierbei ist zu beachten, daß es sich hier gemäß dem unterschiedlichen Phasenanpassungswinkel um ein anderes δ₀ handelt als bei Punkt 1. In LiNbO₃ ist Φ₂ = 38° für unkonventionelle Phasenanpassung. Die normale Phasenanpassung erfolgt bei Φ₁ = 65°. Bei der unkonventionellen Version verringert sich also der Modulationsindex um einen Faktor gegenüber dem Normalfall. Der Phasenanpassungswinkel von 38° ist immer noch erheblich größer als der kritische Winkel für interne Totalreflexion, der bei 633 nm 27° beträgt.
• b) A = 0, B = 1, d. h., Bäuche auf der Kristalloberfläche. Einsetzen ergibt δΦ _j = 0.

Dies alles gilt nur für ideale Kristalldicke und perfekte Phasenanpassung. Der Einfluß von entsprechenden Abweichungen wird im folgenden abgeschätzt. Eine kleine relative Abweichung des Kristalls von der Resonanzbedingung wird durch η und eine kleine Abweichung vom idealen Phasenanpassungswinkel durch ΔΦ = Φ-Φ₂ beschrieben. Bei kleinen Fehlern η und ΔΦ spielen im wesentlichen die Sinus- und Kosinusterme eine Rolle, die im Argument den Term mit dem Faktor 2j-1 enthalten. Exemplarisch wird der Fehler anhand eines solchen Sinusterms abgeschätzt für unkonventionelle Phasenanpassung δΩ ^- = -Ω. Es gilt

Δ[(δΩ ^- + r Ω)(2j-1)r _d ] = Δ r · Ω(2j-1)r _d + Δ r _d · (δΩ ^- + r Ω)(2j-1) =: Δ p · (2j-1),

wobei Δ r = r · tan Φ · ΔΦ. Nun hat man folgende Summe auszuführen:

N ist die Zahl der "Zick-Zack"-Durchläufe, N = r _w /2r _d . Eine Abweichung von ΔΦ = 1° oder von η = 3% reduziert den Modulationsindex auf die Hälfte. Technische Imperfektionen wirken sich also nicht allzu kritisch auf die Modulationseffizient aus.

Claims (14)

1. Verfahren zum Erzeugen einer nichtlinearen Wechselwirkung zwischen einer ersten und einer zweiten elektromagnetischen Schwingung in einem nichtlinearen Medium, bei welchem die erste längs eines Weges durch das nichtlineare Medium geführt wird, der einen solchen Winkel mit der Ausbreitungsrichtung der zweiten elektromagnetischen Schwingung im nichtlinearen Medium bildet, daß sich eine die Wechselwirkung fördernde Phasenbeziehung zwischen beiden Schwingungen im nichtlinearen Medium ergibt, dadurch gekennzeichnet, daß die erste längs eines zickzack-förmigen Weges durch das nichtlineare Medium geführt wird, welcher aus abwechselnd in einer ersten und in einer zweiten Richtung verlaufenden Abschnitten (28 a, 28 b) besteht; daß die zweite Schwingung außerdem in einer der erwähnten Ausbreitungsrichtung wenigstens annähernd entgegengesetzten Richtung durch das nichtlineare Medium geführt wird, so daß die die Wechselwirkung fördernde Phasenbeziehung in den ersten Abschnitten (28 a) zwischen der ersten elektromagnetischen Schwingung und der sich in der ersten Richtung ausbreitenden zweiten elektromagnetischen Schwingung besteht und in den zweiten Abschnitten (28 b) zwischen der ersten elektromagnetischen Schwingung und der sich in der entgegengesetzten Richtung ausbreitenden zweiten elektromagnetischen Schwingung besteht.

2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die erste elektromagnetische Schwingung eine optische Schwingung mit einer Wellenlänge im nahen Infrarot und kürzer ist.

3. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß die zweite elektromagnetische Schwingung eine Schwingung mit einer Wellenlänge im fernen Infrarot oder länger ist.

4. Einrichtung zum Erzeugen einer nichtlinearen Wechselwirkung zwischen einer ersten und einer zweiten elektromagnetischen Schwingung mit einem ersten und einem zweiten Schwingungserzeuger (12 bzw. 14), einem nichtlinearen optischen Medium (22), das durch zwei im wesentlichen parallele Ebenen begrenzt ist, und einem ersten und einem zweiten Strahlengang zum Einkoppeln der ersten bzw. der zweiten elektromagnetischen Schwingung in das nichtlineare Medium (22), dadurch gekennzeichnet, daß der Strahlengang der ersten elektromagnetischen Schwingung einen zickzack-förmigen Weg im nichtlinearen optischen Medium durchläuft und daß der Strahlengang für die zweite elektromagnetische Schwingung so ausgebildet ist, daß sich die zweite elektromagnetische Schwingung in zwei wenigstens annähernd entgegengesetzten Richtungen durch das nichtlineare Medium (22) ausbreitet, wobei die abwechselnden Abschnitte (28 a, 28 b) des Strahlenganges der ersten elektromagnetischen Schwingung im nichtlinearen Medium (22) solche Winkel mit den beiden Ausbreitungsrichtungen der zweiten elektromagnetischen Schwingung bilden, daß in den einen Abschnitten (28 a) eine die Wechselwirkung fördernde Phasenbeziehung mit der sich in der einen Richtung ausbreitenden zweiten elektromagnetischen Schwingung ergibt und in den anderen Abschnitten (28 b) eine die Wechselwirkung fördernde Phasenbeziehung mit der sich in der anderen Richtung ausbreitenden zweiten elektromagnetischen Schwingung ergibt.

5. Einrichtung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das nichtlineare Medium (22) durch zwei im wesentlichen parallele ebene Flächen begrenzt ist.

6. Einrichtung nach Anspruch 4 oder 5, dadurch gekennzeichnet, daß der erste Schwingungserzeuger (12) eine optische Schwingung mit einer Wellenlänge im infraroten Spektralbereich und kürzer liefert.

7. Einrichtung nach Anspruch 4, 5 oder 6, dadurch gekennzeichnet, daß der zweite Schwingungserzeuger (14) eine Schwingung mit einer Wellenlänge im fernen Infrarot und länger liefert.

8. Einrichtung nach einem der Ansprüche 4 bis 7, dadurch gekennzeichnet, daß das nichtlinerare Medium (22) in einem auf die zweite elektromagnetische Schwingung abgestimmten Resonator (16) angeordnet ist.

9. Einrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der Resonator ein durch zwei Reflektoren (18, 20) begrenzter offener Resonator ist.

10. Einrichtung nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, daß die Reflektoren Metallspiegel sind und daß die zweite elektromagnetische Schwingung durch den einen Reflektor (18) hindurch in den Resonator (16) eingekoppelt ist.

11. Einrichtung nach einem der Ansprüche 4 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß das nichtlineare Medium ein nichtlinearer optischer Kristall ist.

12. Einrichtung nach einem der Ansprüche 4 bis 11, dadurch gekennzeichnet, daß der zickzack-förmige Weg der ersten elektromagnetischen Schwingung im nichtlinearen Medium (22) gleich lange hin- und herlaufende Abschnitte (28 a, 28 b) aufweist, und daß die zweite elektromagnetische Schwingung im wesentlichen senkrecht zur mittleren Ausbreitungsrichtung der ersten elektromagnetischen Schwingung im nichtlinearen Medium in dieses eingekoppelt wird.

13. Einrichtung nach einem der Ansprüche 4 bis 12, dadurch gekennzeichnet, daß die Dicke des nichtlinearen Mediums in Ausbreitungsrichtung der zweiten elektromagnetischen Schwingung gleich einem ganzzahligen Vielfachen (einschließlich dem Einfachen) der halben Wellenlänge der zweiten elektromagnetischen Schwingung im nichtlinearen Medium ist.

14. Einrichtung nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, daß das nichtlineare Medium in einem stehenden Wellenfeld der zweiten elektromagnetischen Schwingung so angeordnet ist, daß sich die senkrecht zur Ausbreitungsrichtung der zweiten elektromagnetischen Schwingung verlaufenden Oberflächen des nichtlinearen Mediums in Schwingungsknoten des elektrischen Vektors der zweiten elektromagnetischen Schwingung befinden.