NO843438L - Fiberoptisk fargeforsterker - Google Patents

Description

Oppfinnelsen angår lysforsterkere og spesielt fiberoptiske flyktige feltforsterkere som anvender låsende fargestoffer.

Det er velkjent at visse klasser av molekyler kan eksiteres til høyere energinivåer og at disse vil sende ut lys når de returneres til lavere energinivåer. Dette prinsipp er blitt brukt for å lage lasere og lysforsterkere. Noen av disse innretningene anvender neodymdopet fiberoptiske bølgeledere og andre anvender låsende fargestoffer. Lysenergi fra en pumpelyskilde ble koplet til materialet som skal eksiteres enten ved tverrpumping eller ved endepumping for å frembringe eksitasjonsenergien. Tverr eller transverspumping betyr at eksitasjonsenergien blir påtrykt det aktive medium fra utsiden av fiberen fra en retning forskjellig fra retningen som lyset forplanter seg i fiberen. Endepumping betyr at pumpesignalet blir koplet inn i enden av bølgelederen som fører utgangssignalet fra innretningen. Flyktigfeltet på utsiden av kjernen i disse endepumpede innretninger eksiterer forsterkningsmediet.

Et eksempel på en fargestofflaserinnretning er beskrevet av N. Perisamy i "Evanescent Wave-Coupled Dye Laser Emission In Optical Fibers", Applied Optics, Vol. 21, Nr. 15, 1. august 1982 på side 2693. Perisamy viste farve-stofflaseremisjon inn i en multimodefiberbølgeleder. Bølgelederen ble lukket i et kapillærrør som inneholdt et låsende fargestoff som virket som kappen for fiberen og hadde en lavere indeks enn fiberkjernen. En laser pumpet fargestoffet. Det emiterte lyset fra fargestoffet ble samlet i bølgelederen.

N. Perisamy og F. P. Schafer viste laserforsterkning ved transvers eller tverrpumping av et fargestoff somomga en optisk fiber i en artikkel med tittel "Laser Amplification In An Optical Fiber By Evanescent Field Coupling", utgitt i Applied Physics, Issue 24, 1981 på sidene 201-203. Der ble en nitrogenlaser anvendt for å tverrpumpe en fargestoff oppløsning som lå utenfor en multimodefiber som førte et signal som skulle forsterkes. Flykigfeltet til signalet som skulle forsterkes utløste emisjonen av lys fra det eksiterte fargestoffet. En annen fargestofflaser som an-vendte det samme fargestoffet ble brukt for å innføre signalet som skulle forsterkes slik at bølgelengden til signalet som skulle forsterkes var tilpasset emisjonsbølge-lengden til det eksiterte fargestoffet.

En annen multimodefiber optisk forsterker ble vist av H. Injeyan, 0. M. Stafsudd og N. G. Alexopoulos i "Light Amplification By Evanescent Wave Coupling In A Multimode Fiber", utgitt av Applied Optics, Vol. 21, No. 11, 1. Juni 1982 på sid3 1928. Der ble en multimodefiber omgitt av et fargestoffhulrom som inneholdt et resirkulerende låsende fargestoff. Fargestoffet ble temperaturstyrt og fiberen ble endepumpet. Flyktigfeltet til de høyere ordensmodi strakte seg inn i fargestoffet leverte eksitasjonsenergien. Som et resultat ble bare høyere ordensmodi forsterket siden de lavere ordensmodi ikke hadde noen særlig inntrengning av sine flyktigfelter inn i fargestoffet. Totalforsterkningen til innretningen ble omtrent 10% siden bare de høyere ordensmodi ble forsterket og kontinuerlig bølge(C.W.)pumping ble brukt. De høyere ordensmodi førte bare en del av det totale inngangslyset.

Alle disse multimodeinnretninger har ulempene med modale dispersjonseffekter. Modale dispersjonseffekter opptrer i pulser som sendes ned en slik bølgeleder og forårsaker at pulsene sprer seg ut og mister sin opprinnlige form slik at de til slutt blir ulesbare. Videre har ved multimode-bølgeledere bare de høyere ordensmodi tydelig inntrengning av sine flyktigfelter inn i kappen. Denne flyktigfeltinntrengning er nøkkelen for å sørge for eksitasjon i endepumpeinnretninger og er nøkkelen ved kopling av det emiterte lyset fra det aktive mediet inn i bølgelederen. Ved multimodefibre vil imidlertid bare en fraksjon av den totale inngangslysenergien forplante seg i disse høyere ordensmodi, slik at disse innretninger forsterker bare en fraksjon av det totale inngangslyset.

En enkelmodusbølgelederlaser ble vist av C. J. Koester i "Laser Action By Enhanced Total Internal Reflection" publisert i IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. QE-2, nr. 9, septemper 1966 på side 580. Der ble en passiv (dvs. ikkedopet) kjerne av monomodusfiber dekket med en neodymdopet kappe som hadde en indeks lavere enn kjernen. Flyktigf eltet til lys som forplantet seg i kjernen eksiterer Nd atomene i kappen i denne innretningen, og emitert lys fra de eksiterte atomene inneslutte i kappen forårsaket forsterkning som viste seg ved at man oppnådde en større enhetsrefleksjonskoeffesient ved kjernekappegrensesnittet. Denne type struktur har imidlertid atskillige ulemper. For det første vil tilstedeværelsen av Nd atomer i kappen forårsake at fiberen har mer tap pga. absorpsjon og spredning. For det andre er bare en type av atomer tilstede som forsterkningsmedium og med bare med et begrenset antall elektroniske energitilstander. således er bølgelengdene til lys som kan absorberer og emiteres begrenset til et smalt område ved bølgelengder som er relatert til energigapene mellom kvanteenerginivåene i atomet. Derfor har denne innretningen en smal nyttig båndbredde av frekvenser som kan forsterkes.

En endepumpet enkelmodus tynnfilmbølgelederfargestofflaser med flykigfeltpumping ble vist i "Evanescent Field Pumped Dye Laser" av E. P. Ippen og C. V. Shank utgitt i Applied Physics Letters, Vol. 21, nr. 7, 1. oktober 1972, på side 301. Der ble en tynnfilms monomodus glassbølgerleder an-ordnet på et glassubstrat, og doblet Nd:YAG laserpumpet stråling ble endekoplet inn i bølgelederen ved hjelp av prismekopling. Et fargestoffkammer som inneholdt et låsende fargestoff ble forseglet over bølgelederen slik at flyktigfeltet fra pumpestrålingen eksiterte fargestoff molekylene som lå nær overflaten av filmen. De eksiterte molekylene sendte så ut lys når de falt tilbake til lavere energinivåer hvilket lys ble koplet ved hjelp av flyktigfeltkopling inn i tynnfilmbølgeledere.

En ulempe med denne tynnfilm-prismekoplede type struktur er de høye koplingstapene og innretningsvanskligheter på grunn av prismekoplingen. Prismekopling forårsaker tap ved begge ender av tynnfilmbølgelederen ved sending av lys inn i bølgelederen og ved uttakingen av utgangslys fra bølgelederen. Andre måter å kople lys inn i integrert optisk tynnfilmbølgeleder er tilgjengelige, men disse andre måter medfører også tap.

Videre er tynnfilmbølgeledere også svært tapsspringene når det gjelder forplantningstap på grunn av urenhetene som blir tilført under fremstillingen av glasset. Disse urenheter forårsaker spenninger i glasset som genererer absorpsjon og spredningstap, spesielt hvor overgangselementer så som jern eller kopper er tilstede som urenheter. De tradisjonelle måtene å fremstille glass på forårsaker tilstedeværelsen av slike uønskede urenheter. Slik tap er svært uønsket ved forsterkings og laseranvendelser.

De transverspumpede og endekoplede innretningene beskrevet ovenfor har også ulempene at de genererer en stor del støy, på grunn av molekylene til det aktive mediet som er langt fra kjernen, blir eksitert i tillegg til molekylene når kjernen. Bare molekylene nær kjernen bidrar til forsterkningen siden flykingfeltet til signalet som skal forsterkes bare trenger inn en kort avstand inn i det aktive medium. Bare de molekylene som ligger innenfor rekkevidden til dette flyktigfeltet blir stimulert for å utløse lys i fase med signalet som skal forsterkes for å addere seg til styrken av dette signal. Molekylene som ligger utenfor rekkevidden til flyktigfeltet absorberer energi og slipper ikke denne ut synkront med signalet som skal forsterkes, men de slipper ut lysenergi spontant. Således forbruker disse ytre molekyler pumpeenergi. Videre forårsaker de spontane utsendelsene støy. Dvs. at delen av dette spontant utsendte lys som ble koplet inn i bølgelederen opptrer som støy. Denne støy har hindret andre fagkyndige på området siden den har en tendens til å maskere det forsterkede signalet og derved kom disse tidligere fagkyndige til å tro at gode signal til støyegen-skaper ikke var mulig.

De ikke-sirkulerende aktive mediumutførelsene har også ulempen at de aktive mediummolekylene eller atomene tilslutt går inn i hva som blir kalt "Triplett" nivået. Triplettnivået er et eksitert energinivå som har en lang levetid. Elektroner som faller fra triplettnivået til grunnenerginivået vil ikke sende ut lys, men i stedet gi ut energi i form av ikke-strålet energi. På grunn av den lange levetiden i triplettnivået, øker populasjonen om molykyler i dette ikke-brukbare energinivået over tid når eksitasjonsenergien er en kontinuerlig bølge eller eksitasjonsenergien består av pulser som har en avstand som er kortere enn triplettnivåets levetid. Dersom ikke disse molekyler i triplettnivået blir tatt fra flyktigfeltom-rådet, vil forsterkningen til innretningen avta over tid ettersom størrelsen av triplettnivåpopulasjonen øker. Blekeeffekter kan også opptre.

Følgelig har det reist seg et behov for en lysforsterker som har høy forsterkning, lav modal dispersjon og lave tak og som er lett å anvende og effektiv i monomodusf iber-optiske systemer uten utstrakte vanskligheter ved koplingen av forsterkeren til kretsen. Videre bør forsterkeren ha en rimelig stor båndbredde og den bør være i stand til å arbeide uavbrutt uten tap av effektivitet, og den bør ikke kreve utstrakt pumpeenergi. Videre bør den gi et rent utgangssignal som er fritt for overdrevet støy. Oppfinnelsen er et apparat og en fremgangsmåte for å forsterke lys. Det er også vist en fremgangsmåte for å fremstille apparatet for å forsterke lys. Apparatet består av en monomodufiberoptisk bølgeleder som har en del av sin kappe fjernet over et valgt område for å danne en flat, oval overflate som er adskilt fra kjernen en forutbestemt avstand. Et aktivt medium så som et låsende fargestoff blir plassert i kontakt med den ovale overflaten til fiberen slik at flyktigfeltet til lys som forplanter seg i fiberen gjennomtrenger den ovale overflaten og inn i fargestoffet. En tilstrekkelig kappemengde ble fjernet for å sørge for en forutbestemt absorpsjonsmengde av energi fra flyktigfeltet av fargestoffet. Brytningsindeksen til fargestoffer er avstemt slik at det er forutbestemt størrelse mindre enn brytningsindeksen til kjernen for derved ikke å forstyrre den styrte modus vesentlig. I den foretrukne utførelse blir fargestoffet bragt til å flyte over den ovale overflaten til fiberen og temperaturen til fargestoffet blir styrt for å opprettholde de ovenfornevnte brytningsindekstilpassning og avstemnings-kriterier.

Fremgangsmåten for å anvende det ovenfornevnte apparat for å forsterke lys består i endepumping av fiberen med pumpe-lys ved eller nær toppabsorpsjonsbølgelengden til fargestoffet med en lyskilde så som en laser. Et probesignal som skal forsterkes har en bølgelengde ved eller nær bølgelengden til topplysemisjon for det bestemte fargestoffet som er valgt blir endekoplet inn i fiberen samtidig eller kort etter at pumpesignalet blir påtrykt. Probesignalet kan så adskilles fra pumpesignalet ved utgangen av fiberen ved hjelp av en egnet frekvensselektiv innretning så som et prisme. I den foretrukne utførelsen blir et låsende fargestoff kontinuerlig bragt til å flyte over overflaten av fiberen i området hvor kappen delvis er fjernet. Det flytende fargestoffet blir styrt med hensyn til temperatur slik at dets indeks forblir hovedsaklig avstemt ved det forutmestemte punktet er litt mindre enn indeksen til kjernen.

Fremgangsmåten for å fremstille forsterkerapparatet består i å slipe eller polere en del av kappen av fiberen i et forutbestemt område for å danne en flat oval overflate slik at en redusert mengde av kappemateriale eksisterer mellom kjernen og den flate overflaten til kappen. Mengden av kappematerialet som blir fjernet kan styres ved hjelp av en teknikk som er kalt ol jedråps-prøve. Tilstrekkelig materiale blir fjernet for utstrålt energitap fra flyktigfeltet til lyset som forplanter seg i fiberen slik at man har en 40 til 60 dB transmisjonstap gjennom fiberavsnittet med den reduserte kappen. Området 40-60 dB er ikke kritisk for oppfinnelsen, dvs. at det bare er et eksempel. En hver mengde av inntrengning av flyktigfeltet inn i det aktive medium som forårsaker strålingstap vil gi noe forsterkning. Hvorvidt denne forsterkning er nyttig avhenger av anvendelsen.

Etter at en del av kappene er blitt fjernet blir et kammer eller en fargestoffkanal forseglet rundt fiberens seksjon med redusert kappe slik at et låsende fargestoff kan bringes i kontakt med fiberen for å frembringe den ønskede forsterkning. I noen utførelser kan fargestoffkammeret være fylt før det blir forseglet rundt delen av fiberen med delen av kappe fjernet og i andre utførelser blir en resirkulerende pumpe og temperaturstyreenhet festet til kammeret slik at temperaturstyrt fargestoff kanresirku-leres gjennom kammeret.

Den fiberoptiske lysforsterkeren i henhold til oppfinnelsen innbefatter en monomodusfiberoptisk bølgeleder som har en kjerne og en kappe, og hvor en del av kappen er fjernet i et området for å danne en overflate, og et medium som er i stand til å absorbere lysenergi og sende ut lysenergi etter at det er blitt eksitert, og mediumet dekker over flaten som er dannet ved å fjerne delen av kappen fra den fiberoptiske bølgelederen. Et foretrukket medium er et flytende fargestoff som har sin brytningsindeks avstemt til en forutbestemt verdi mindre enn brytningsindeksen til kjernen til den fiberoptiske bølgelederen. I den foretrukne utførelsen av lysforsterkeren i henhold til oppfinnelsen er en temperaturstyreinnretning innebefattet for å styre temperaturen til mediet.

Mediet som anvendes har fortrinnsvis en lysabsorpsjonstopp ved en første lysbølgelengde og en lysemisjonstopp ved en andre lysbølgelengde. I den foretrukne formen av lysfor-sterken blir mediet eksitert av et flyktig felt til et pumpelyssignal som forplanter seg gjennom bølgelederen, og det utsendte eller emiterte lyset blir emitert hovedsaklig som respons på stimuleringen av flyktigfeltet til et probelyssignal som forplanter seg gjennom bølgelederen. Probelyssignalet er ved den andre lysbølgelengden. Pumpelyssignalet er ved den første lysbølgelengden.

I en foretrukken utførelse innbefatter lysforsterkeren videre en pumpelyskilde for å mate pumpelyssignalet ved omtrent den første bølgelengden til den fiberoptiske bølgelederen for eksitering av mediet, og en signallyskilde for å mate probelyssignalet ved omtrent den andre bølgelengden til den fiberoptiske bølgelederen for forsterking.

Et annet element ved den foretrukne utførelsen av lysforsterkeren er et hulrom forseglet over overflaten dannet ved fjerningen av kappen fra bølgelederen, idet hulrommet inneholder mediet som er i stand til å absorbere lysenergi og sende ut lysenergi. Hulrommet innbefatter fortrinnsvis videre inngangs- og utgangsporter slik at mediet kan sirkuleres inn og ut av hulrommet.

Lysforsterkeren innbefatter fortrinnsvis også en pumpe for å forflytte mediet over overflaten dannet ved fjerningen av kappen fra bølgelederen.

Oppfinnelsen skal nå beskrives med henvisning til tegn-ingene der fig. 1 er en tegning av f orsterkersystemet i henhold til oppfinnelsen. Fig. 2 er et tverrsnitt av fiberen 20 tatt etter linjen 2-2 på fig. 1. Fig. 3 er en perspektiv tegning av fiberholderen og forsterkeren. Fig. 4 er en kurve over oljedråpe-prøve restultater for å be-stemme riktig mengde kappe som skal fjernes. Fig. 5 viser virkningen av polering inn i kjernen på transmisjonstap. Fig. 6 viser bølgelengdeavhengigheten av inntrengningen til flyktigf eltet inn i kappen. Fig. 7 viser noen av de kjemiske oppbygningene av fargestoffer som er egnet til låsing og lysforsterking. Fig. 8 viser energinivåene til et typisk molekyl av et fargestoff som er vist på fig. 7. Fig. 9 (a) - (c) viser prosessene med absorpsjon, spontan emisjon og stimulert emisjon som opptrer under endringene i kvantiseringsnivåer. Fig. 10 viser forsterknings-mekanismen ved stimulert emisjon. Fig. 11 viser absorpsjons- og emisjonskurvene for et typisk låsende fargestoff så som Rhodamin 6G. Fig. 12 viser den virkelige absorpsjonskurven for Rhodamin 610 fargestoff anvendt i den foretrukne utførelsen når dette er plassert på fiberoverflaten 72. Fig. 13 viser absorpsjonsfølsom-heten for energi av fargestoffet som en funksjon av fargestoffets brytningsindeks og bølgelengde.

På fig. 1 er det vist en foretrukken utførelse av oppfinnelsen og fargestofforsterkeren. En monomodusfiberoptisk bølgeleder 20 er mekanisk festet til en fiberholder 22. Formålet med fiberholderen 22 er å sikre mekanisk fiberen 20 og å avdekke en del av kappen av fiberen 20 slik at denne kan fjernes ved å polere overflaten 26. I den for-trukne utførelsen er fiberholderen 22 halvparten av en retningskopler hvis oppbygning er velkjent for fagkyndige. I store trekk er strukturen en quartz-blokk som har en spalte dannet i seg med omtrent de samme dimensjoner som diameteren til fiberen 20. Spalten er buet og har en kurveradius som er stor i forhold til diameteren til fiberen. Spalten eller sporet kan ha en dybde ved senteret 24 i blokken 22 slik at en del av kappen til fiberen 20 utstrekker seg litt over den flate overflaten 26 til blokken. Fiberen 20 kan være limt inn i spalten ved hjelp av et egnet klebemiddel. Blokken 22 og klebemidlet har fortrinnsvis omtrent den samme termiske ekspansjonskoeffi-sienten og omtrent den samme hardheten som fiberen slik at poleringen fjerner kappen, klebemidlet og deler av overflaten 26 i omtrent det samme forhold. En del av kappen kan så bli fjernet ved å polere overflaten 26. Mengden som ble fjernet vil bli beskrevet nedenfor.

Fiben 20 har en kjernediameter som generelt er mindre enn 10 y , og den bør være fremstilt av relativt rent sili-sium (Si02). Det er spesielt ønskelig å anvende en fiber 20 med en svært lav konsentrasjon av overgangselementer så som jern og kopperurenheter så vel som en svært lav konsentrasjon av hvilke som helst andre urenheter så som 0H-ioner. Slike urenheter forårsaker spenninger i strukturen til fiberen hvilken kan forårsake absorpsjon og spredningstap.

En pumpelyskilde så som laseren 28 gir et pumpelyssignal. I den foretrukne utførelsen har pumpelyset en første forutbestemt bølgelengde som passer til toppabsorpsjonsbølge-lengden til det aktive mediet så som det låsende fargestoffet. Pumpelyset skal mate eksitasjonsenergien som er nødvendig for å eksitere molekylene til det aktive mediet så som fargestof f oppløsningen 30 som er i kontakt med overflaten til fiberen 20 nær senteret 24 til koplerhalv-delen 22 hvor en del av kappen er blitt fjernet. Pumpelyssignalet fra laseren 28 blir rettet gjennom et dikroisk speil 32 inn i en linse 34. Det dikroiske speilet 32 er en standard utførelse som velkjent på området. Dets funksjon er å sende laserpumpesignalet, symbolisert ved linjen 36, gjennom speilet 32 og inn i linsen 34 med små eller ingen transmisjonstap, men hovedsaklig å reflektere et probelyssignal som skal forsterkes, symbolisert ved linjen 38, slik at hele eller hovedsaklig hele lyssignalet 38 blir rettet inn i linsen 34 og blir kombinert med pumpesignalet til en enkel kolimert stråle 42. En annen høyst ønskelig fremgangsmåte for å kople involverer anvendelsen av en bølgelengdemultiplekser retningskopler for å kombi-nere både pumpe og probesignalene som entrer to porter til kopleren til et forent signal som forlater en port av kopleren.

Probesignalet på linjen 38 blir forsynt av en CW (kontinuerlig bølge) fargestofflaser 40. Den er av konvensjonell utførelse så lenge som den kan forsyne et probesignal med en andre forutbestemt bølgelengde som er avstemt ved eller nær toppemisjonsbølgelengden for det aktive mediet. I den foretrukne utførelsen bør den andre forutbestemte bølge-lengden (sammenlignet med pumpebølgelengden) nære ved eller hovedsaklig nær bølgelengden til emisjonstoppen for en fargestoffsoppløsning 30 som er kontakt med overflaten til fiberen 20 i området hvor delen av kappen er fjernet. På samme måte bør bølgelengden til pumpelyssignalet 36 som mates av pumpelaseren 28 være ved eller nær absorpsjonstoppen til fargestoffoppløsningen 30 som er i kontakt med området til fiberen 20 hvor delen av kappen er fjernet. Som det vil sees senere, er absorpsjonstoppbølgelengden og emisjonstoppbølgelengden ikke de samme.

Pumpelaserne 28 blir pulset i noen utførelser særlig hvor ikke-resirkulerende fargestoff ble brukt som et aktivt medium. Pumpelaseren 28 kan imidlertid være en CW laser dersom fargestoffoppløsningen 30 ble resirkulert slik at stadig nye fargestoffmolekyler ble trukket i kontakt med overflaten til fiberen 20 i området hvor en del av kappen er fjernet. Laserfargestoff kan entre hva som blir kalt en "Triplett" tilstand eller energinivå som har lang levetid og som er unyttig ved lase- og forsterkningsanvend-elser. Flere detaljer vedrørende dette triplettnivå vil bli gitt nedenfor. Den pulsede laseren 28 kan anvendes ved en statisk fargestoffoppløsning 30 dersom tidsav-standen mellom pumpepulsene fra laseren er slik at hvilke som helst molekyler i fargestoffoppløsningen 30 som har falt i energi til triplettnivået har hatt tid til å komme tilbake til grunnenerginivået før ankomsten av neste puls fra laseren 28. Videre må pulsvarigheten være kort nok slik at triplettnivået ikke blir vesentlig i populasjon under pumpepulsen. Dersom dette ikke er tilfellet vil forsterkningen bli mindre under senere tidspunkter i pulsen. Fotobleking kan også opptre i ikke resirkulerende utførelser, hvilket kan gjøre disse ubrukbare. Dette be-grenser uheldigvis den maksimale pulsrepetisjonshastig-heten hvorved pulser kan forsterkes siden probesignalet bare kan påtrykkes under varigheten til et pumpesignal. Dersom pulsavstanden fra laseren 28 er for tett sammen, vil populasjonen av molekyler i fargestoffoppløsningen 30 som er i triplettnivået begynner å vokse. Disse molekyler er ubrukbare eller unyttige ved fargestofflåsing eller lysforsterkning fordi, når de faller tilbake til grunnenerginivået, blir ikke noe lys sluppet ut, bare andre ikke-strålende former for energi.

Linsen 34 kan være en hvilken som helst linse som bringer strålen 42 som representerer det kombinerte probesignalet 38 og pumpesignalet 36 til et fokalpunkt på enden 44 av fiberen 20. Linsen 34 må bringe det alt vesentlige av lyset i strålen 42 inn i aksepteringsvinkelen til den enkle modus til fiberen 20 for å unngå vesentlige kop-lingstap.

Ethvert annet arrangement enn laseren 28, laseren 40, og det dikroiske speilet 32 og linsen 34 kan anvendes, dersom arrangementet kan pumpe fiberen 20 samtidig med pumpesignalet 36 og probesignalet 38. F.eks., dersom to lasere kan siktes eller på annen måte koples inn i fiberen 20, så er det ikke noe behov for det dikroiske speilet 32 eller linsen 34. Heller ikke behøver lyskildene å være lasere. Enhver lyskilde som kan forsyne lys med den riktige bølge-lengde for pumpesignalet og probesignalet vil være til-fredstillende. Det er bare nødvendig at to forskjellige lyssignaler kan koples inn i fiberen 20 og at bølge-lengdene til disse lyssignalene er slik at bølgelengden pumpesignalet er tilpasset absorpsjonstoppen til fargestoffet og at bølgelengden til probesignalet er tilpasset emisjonstoppet til fargestoffet 30.

Lysforsterkning i den foretrukne utførelse opptrer som følge av samvirket mellom flyktigfeltene til pumpesignalet 36 og fargestoffoppløsningen 30 idet fargestoffmolekyler eksiteres og samvirket mellom flyktigfeltet til probesignalet og fargestoffmolekylene for å stimulere emisjon av lys. Det kombinerte pumpesignalet 36 og probesignalet 38 i sin forsterkede form blir sendt fra enden 46 av fiberen 20 og blir kollimert av en linse 48 til den kombinerte strålen 50.. Strålen 50 blir oppdelt av et prisme 52 til en separat pumpestråler 36 og en forsterket probesignal-stråle 54. Prismet 52 utfører denne oppdeling eller av-delingsfunksjonen på grunn av at den kombinerte strålen 50 inneholder to signaler med forskjellige bølgelengder. Disse forskjellige bølgelengder møter forskjellige brytningsindekser i prismen 52 og de blir derfor endret i sin forplantningsretning både ved luftglassgrensesnittet 56 på prismet 52 og luftgassgrensesnittet 58 på prismet 52. De endrede vinklene til strålene 36 og 54 resulterer i en rommelig adskillelse av pumpesignalet 36 fra probesignalet 54. Prismet 52 bør være et høydispersjonsmateriale som gir maksimal adskillelse av strålene med forskjellige

bølgelengder.

En konvensjonell topp eller smalf ilter 60 som har et reflekterende belegg på en side og et absorberende belegg på den andre siden fungerer slik at bare probesignalfre-kvensen passerer gjennom dette og alle andre frekvenser reflekteres. Toppfilteret 60 hjelper således til å fil-trere ut enhver støy ved andre frekvenser enn probesignal-frekvensen, hvilken støy ville ha en tendens til å maskere forsterkningseffektene til fargestoffoppløsningen 30. Det forsterkede filtrerte probesignalet 54 blir så sendt videre til en avalans fotodetektor som er av konvensjonell utforming.

På grunn av av fiberen 20 er en monomodusfiberoptisk bølgeleder vil man oppnå mange fordeler. For det første kan fiberen på en enkel måte lages til et eksisterende fiberoptisk system så som en signalprosessor eller gyro uten store vanskligheter. Kjente anordninger og fremgangsmåter for å kople energi inn i monomodusfibere er tilgjengelig for å kople forsterkeren inn i andre fiberoptiske systemer. F.eks. kan fiberen 20 være fiberen til en fiberoptisk resirkulerende forsinkelseslinje, og en fiberoptisk retningskopler kan anvendes for å multiplekse pumpesignalet 36 inn i fiberen 30 som kan være skjøtet inn i forsinkelseslinjen. Detaljene vedrørende en slik kopler er gitt i en paralell US-patentsøknad med tittelen "Fiber Optic Directional Coupler", serienr. 139,551 inngitt 11. april 1980, og er tilgjengelig i en publisert vitenskaplig artikkel med tittel "Single Mode Fibre Optic Directional Coupler" av R. A. Bergh, G. Kotler og H. J. Shaw, publisert i Electronics Letters, vol. 16, nr. 7, 27. mars 1980. Detaljene vedrørende andre akseptable kopiere og andre apparater som kan anvendes for å kople pumpesignalet 36 og probesignalet 38 inn i fiberen 20 er velkjent på området.

En ytterligere fordel ved å anvende en monomodusfiberoptisk bølgeleder 30 er at denne er et medium med svært lavt tap. Dersom fiberen er i det alt vesentlige ren, dvs. at det er få urenheter i silisiummaterialet som ut-gjør fiberkjernen og kappen, vil svært små absorpsjonstap opptre under forplantningen av lys gjennom fiberen. Videre gir monomodusfiberen bare en forplantningsmodus. Derfor er det ingen modal dispersjon av lyssignalene som forplanter seg gjennom fiberen 20. Som det er velkjent på området, resulterer dispersjonseffekter i en utsmøring eller spredning av lyspulsene hvis komponenter forplanter seg forskjellige banelengder. Dette skjer fordi de forskjellige komponentene forplanter seg ved forskjellig hastigheter på grunn av at forplantningen i forskjellige modi har forskjellige banelengder. Siden banelengden for hver modus er forskjellig, må lyset som forplanter seg i hver modus forplante seg lenger enn lyset som forplanter seg i en annen modus hvilket resulterer i forskjellige ankomsttider for lyskomponentene som startet samtidig. Monomodusfiber eliminerer dette problem. Således kan kortere pulser anvendes med mange forskjellig frekvens-komponenter uten at det skjer noen forringing av pulsen som forplanter seg gjennom fiberen til forsterkeren.

I motsetning til fiberoptiske bølgeledere har integrerte optiske bølgeledere mye høyere transmisjonstap for lys som forplanter seg gjennom dem. Tapene for integrerte optiske bølgeledere ble målt uttrykt ved desibel pr. cm. i motsetning til tap for monomodusfiberoptiske bølgeledere som ble målt uttrykt ved desibel pr. km.

En ytterligere fordel ved å anvende monomodusfiberoptiske bølgeledere er at hele den styrte energien er inneholdt i en modus som har et flyktigfelt som strekker seg inn i kappen. Siden dette flyktigfeltet er nøkkelen ved frem-bringelsen av eksitasjonen av det aktive mediet så som fargestoffmolekylene, kan bare modi som har et flyktigfelt som strekker seg inn i det aktive mediet bli forsterket. Dvs. at flyktigfeltet får en endepumpet forsterker er det som bringer molekylene i det aktive mediet til å stige til høyere energinivåtilstander. Flyktigfeltet til probesignalet er koplingmekanismen som stimulerer i faseemisjonene fra disse eksiterte molekyler og som kopler det emiterte lyset tilbake inn i bølgelederen. Det er således åpenbart at dersom en multimodefiberoptisk bølgeleder ble brukt, vil bare de modi som har tilstrekkelig flyktigfeltinntreg-ning inn i det aktive mediet bli forsterket. Imidlertid har bare de høyere ordensmodi tilstrekkelig inntregning av flyktigfeltet inn i det aktive mediet. Derfor vil bare disse høyere ordensmodi bli forsterket og de lavere ordensmodi vil ikke bli forsterket. Derfor vil ikke hele energien i et signal som forplanter seg gjennom en multi-modef iber bli forsterket, siden bare en fraksjon av den totale signalenergien bæres i de høyere ordensmodi. Dette resulterer i en lavere totalforsterkning for multimode-fiberoptiske forsterkere.

Med henvisning til fig. 2 er det vist et tverrsnitt av fiberen 20 tatt langs linjen 2-2 på fig. 1. Fig. 2 den relative elektriske feltfordelingen til lysbølgen som forplanter seg i en kjerne 64 av fiberen og dets forhold til kappen 66 og fargestoffoppløsningen 30. Diameteren til kjernen 64 er valgt slik at den bare gir støtte til en modus i bølgelengdeområdet til pumpesignalene 36 og probesignalet 38. Generelt er denne diameter mindre enn 10 y . Den elektriske feltfordelingen fiberen 20 er vist ved den strekede linjen 68. Den matematiske utledningen av feltfordelingen 68 er velkjent og innvolverer løsninger av Maxwells ligninger. Mange variable størrelser er involvert og det vil ikke her bli gjort noe forsøk på å definere matematisk feltfordelingen siden denne utledning er velkjent på området.

Delene av kurven 68 utenfor diameteren D til kjernen 64 representerer flyktigfeltet i kappen 66 og fargestoff-oppløsningen 30. Mengden inntrengning av flyktigfeltet inn i kappen blir generelt større ettersom diameteren D til kjernen 64 blir mindre. De monomodusf iber som har kjernediametre på 10 y eller mindre er der således mer flyktigfeltinntrengning inn i kappen enn i multimodefibere med kjerner av størrelsesorden 50 til 60 y i diameter. Derfor arbeider monomodusfibre bedre for lysforsterknings-innretninger ved anvendelse av flyktigfeltpumping og flyktigfeltkopling av den emiterte lysenergien inn i kjernen på grunn av den større inntrengningen av flyktigfeltet inn i kappen.

Det kan sees av fig. 2 at del 70 av kappen 66 er blitt fjernet. Denne del av kappen 70 kan fjernes med enhver metode som nøyaktig kan styre mengden av kappemateriale som fjernes. Det er viktig at nøyaktig styring av mengden kappemateriale som fjernes blir opprettholdt slik at kjernen 64 ikke avdekkes. Mengden av kappemateriale som blir fjernet er bestemt av mengden flyktigfelt som strekker seg forbi overflaten 72 inn i det aktive mediet. Fargestoffoppløsningen 30 er plassert i kontakt med overflaten 72 til fiberen 20 slik at en del av flyktigf eltet, representert ved det skraverte arealet 74, strekker seg inn i fargestoffoppløsningen. Mengden av kappemateriale 70 som må fjernes er således gitt ved, som det vil bli beskrevet mer detaljert senere, sikringen av mengden inntrengning av flyktigfeltet forbi overflaten 72 som gitt av tapet av lysenergi som forplanter seg gjennom fiberen 20. Et relativt høyt transmisjonstap i størrelsesorden 40 til 65 dB er ønskelig, siden dette indikerer at en relativt stor inntrengning av flyktigfeltet forbi overflaten 72 har funnet sted. Dersom imidlertid for meget kappemateriale blir fjernet, slik at overflaten 72 når den ytre omkretsen til kjernen 64 eller går inn i den ytre omkretsen til kjernen 64 eller går inn i den ytre omkretsen, vil dette resultere i svært høye og uakseptable tap. Disse tap er resultatet av modusforstyrrelse.

Med henvisning til fig. 3 er det vist en perspektivtegning av fiberholderen 22 på fig. 1. I den foretrukne utførel-sen består fiberholderen av en rektangulær basis eller blokk 22 med en enkelmodusfiberoptisk bølgeleder montert i en longitudinal buet spalte eller spor 76. Sporet 76 er dannet i blokken 22 før pussing og optisk polering av overflaten 26. Fiberen 20 består av en kommersielt tilgjengelig fiber av quartzglass som er dopet slik at den har en sentral kjerne (ikke vist) og en ytre kappe. Diameteren til kappen, Dc på fig. 2, er i størrelsesorden 100 y .

Sporet 76 har en kurveradius på omtrent 25 cm, og det har en bredde som er litt større enn fiberdiameteren. Når således fiberen 20 er montert i sporet 76 danner fiberen en bane som er gitt av bunnveggen til sporet 76. Dybden av sporet 76 varier fra et minimum ved senteret 24 til et maksimum ved kantene 78 av blokken 22. Formen på dette spor tillater at den fiberoptiske bølgelederen 20, når den er montert i sporet 76, gradvis konvergerer mot senteret 24 av blokken og divergerer mot kantene 78 av blokken 22. Dette eliminerer enhver skarp bøyning eller bråe kurver i retningen til fibrene 20 hvilket kunne forårsake energitap ved modusforstyrrelse, dvs. strålingstap forårsaket når innfallsvinkelen til lysbølgene som forplanter seg i kjernen av fiberen 20 overskrider den kritiske vinkelen ved kjerne/kappegrensesnittet, og derved forårsakes at noe energi blir sendt gjennom kjernekappegrensesnittet og tapes som utstråling. Det hindrer også at fiberen brytes under poleringen siden fiberendene ligger under quartz-overflaten som blir polert. På fig. 2 og 3 er sporet 76 vist rektangulært i tverrsnitt, men det vil forstås at sporet 76 kan ha ethvert annet egnet tverrsnitt, så som et U- eller V-formet tverrsnitt. Teknikker for å danne

sporet 76 er velkjent på området.

Ved senteret 24 av sporet 76 er dybden av sporet mindre enn diameteren Dc til fiberen 20, mens ved kantene av blokken 22 er dybden av sporet 76 fortrinnsvis i det minste så stor som diameteren Dc til fiberen 20. Siden en del 70 av kappen må fjernes, gjør utstrekningen av overflaten av kappemateriale over overflaten 26 av fiberholderen 22 det enkelt å fjerne denne delen av kappen. Dette blir gjort ved å feste fiberen 20 i sporet 76 ved hjelp av et egnet klebemiddel så som epoksy vist ved 78 på fig. 2 og polere overflaten 26 inntil den riktige mengde av kappematerialet er blitt fjernet. Det er også mulig å gjøre spordybden ved senteret 24 lik diameteren av fiberen. I dette tilfellet må delen 70 av kappen som skal fjernes bli fjernet ved samtidig å polere fiberen og hele overflaten 26 inntil den nødvendige mengde kappemateriale er blitt fjernet. Siden bare noen få y av kappematerialet skal fjernes, tillater denne poleringsmåte god pre-sisjon og styring.

Poleringen av overflaten 26 danner den ovale planare overflate 72 på fiberen 20. Overflaten 72 kan bringes tettere til kjernen 64 ved fortsatt polering av overflaten 26 inntil en tilstrekkelig mengde av materialet av overflaten 26 og en korresponderende mengde av materiale i kappen 66 er blitt fjernet. Når imidlertid for meget materiale er blitt fjernet, dvs. at overflaten 72 nærmer seg for tett til kjernen 64, vil det ikke være mulig og tilføre kappematerialet tilbake på fiberen 20, og fiberen 20 og fiberholderen 22 kan være ubrukbare for forsterkningsformål.

Det vil sees av prosedyrene ovenfor at en gradvis fjerning av den fiberoptiske kappen 66 er resultatet. Denne grad-vise fjerning av kappematerialet hindrer bakoverrefleks jon forårsaket av en brå grenseendring eller diskontinuitet, og derved unngås overdrevne tap av lysenergi.

Det sees av fig. 2 at flyktigfeltet utenfor diameteren til kjernen 64 avtar hurtig med avstanden inn i kappen. Nok kappemateriale 70 må være fjernet slik at det flyktigfeltdelen 74 strekker seg vesentlig inn i fargestoffoppløs-ningen 30 med tilstrekkelig feltstyrke til å forårsake tilstrekkelig eksitasjon av molekylene til fargestoffopp-løsningen 30. For å avgjøre hvor meget kappemateriale som skal fjernes fra overflaten 26 for å gi dette resultat, blir en oljedråpeprøve brukt.

Med henvisning til fig. 4 er det vist en rekke kurver 80, 82, 84, 86, som hver representerer en forskjellig mengde materiale som må fjernes fra kappen, dvs. forskjellige nærheter for overflaten 72 til til kjernen 64. Kurvene viser strålingstap som en funksjon av indeksen til olje plassert på kappedelen 70. Slike tap indikerer graden av inntregning av flykigfeltet 74 (fig. 2). Fig. 4 ble avle-det ved å måle mengden av lys som ble sendt ut av fiberen 20 med en gitt mengde inngangsenergi når oljedråper som har forskjellige brytningsindekser blir plassert på overflaten 72 sammenlignet med lysenergien som ble sendt i fraværet av en oljedråpe. Prøveresultatene som er vist på fig. 4 ble frembragt ved å anvende en seks-y kjerne av corningglassfiber med kurveradius til det halve kopler-sporet 76 satt til 25 cm. Bølgelengden til lyset var 1,064 U og inngangsenergien var 0,7 mW.

Kurven 80 illusterer starttrinnet med en liten mengde av kappematerialet 70 fjernet. Indeksen til kjernen til den bestemte fiberen som ble brukt i prøven var omtrent 1,46. Som det velkjent på området, når kappeindeksen er litt lavere enn indeksen til kjernen, så vil fullstendig intern refleksjon med liten eller ingen tap finne sted. Dette korresponderer til området på horisontalaksen mellom indeksen 1,42 og indeksen 1,46 benevnt med referansetall 82 på fig. 4. For oljedråper som har en brytningsindeks i området 82 fåes ingen tap som siden total intern reflek sjon finner sted. Ettersom indeksene til oljedråpen nærmer seg indeksen til kjernen, opptrer ingen tap inntil indeksen til oljen omtrent når indeksen til kjernen. Dette fenomen er vist ved den oppovergående overgangslinjen 100 rundt indeksen 1,46 på fig. 4. Kurven 80 viser at for en liten mengde kappemateriale fjernet, vil tapene for oljedråpeindeksverdier på 1,46 og høyere aldri over-skride omtrent 3 dB. Tapene stiger til topps ved indeksverdier som ligger litt høyere enn 1,46, og blir så noe mindre for høyere indeksverdier. Disse tap er resultatet av inntrengningen av fluktigfeltet 74 (fig. 2) forbi overflaten 72 hvilket resulterer i strålingstap. Siden kurven 80 representerer en fjernet del 70 av kappen som er liten, korresponderer den til en overflate som ligger lenger til høyre enn overflaten 72 som vist på fig. 2, slik at delen 74 av flyktigfeltsfordelingskurven 68 strekker seg ut av kappen bare med en liten del.

Kurven 82 på fig. 4 representerer tapene som oppstod når omtrent ytterligere 1 y av kappedelen 70 ble fjernet. Dette korresponderer til en overflate som er vendt mot venstre mot toppen til flyktigfeltkurven 68 i forhold til overflaten for kurven 80. Som det vil sees av fig. 2 vil en bevegelse til venstre av overflaten 72 mot kjernen resultere i mer flyktigfeltstyrke utenfor fiberoverflaten 72 siden styrken til flyktigfeltet ved overflaten 72 øker ettersom overflaten 72 kommer nærmere kjernen 64. Ettersom indeksen til oljedråpen på overflaten 72 blir økt inntil den er tilpasset eller overskrider kjerne litt, øker tapene til omtrent 12 eller 13 dB. For oljedråper med høyere indeksverdier minsker tapene med et tap på 5 dB som karakteristisk for en olje med en indeks på 1,7. For maksimal forsterking bør idielt mengden av flyktigfelt 74 på fig. 2 som strekker seg forbi overflaten 72 bli maksi-malisert, og kappedelen 70 som blir fjernet bør være stor nok slik at overflaten 72 er nær nok kjernen slik at resultatet i tap ligger mellom 40 og 65 dB for en olje med indeks på 1,46 eller litt høyere. Kurvene 84 og 86 på fig. 4 representerer akseptable posisjoner for overflaten 72 i forhold til kjernen 64 for adekvat forsterkning når en fargestoffoppløsning 30 er plassert i kontakt med overflaten 72.

Differansen mellom kurven 80 og kurven 82 på fig. 4 er omtrent 1 tilleggs y av kappen fjernet, dvs. at overflaten 72 på fig. 2 er omtrent 1 y nærmere kjernen 64. På samme måte representerer forskjellen mellom kurvene 82 og 84 omtrent en tilleggs y av kappedelen 70 fjernet. Det er imidlertid åpentbart av fig. 4 at for kurven 84, vil tapene for en oljeindeks som ligger litt over 1,46 være 45 dB som er mer en tre ganger tapene som ble funnet på kurven 82 for en oljedråpe med den samme indeksen. Dette ikke-lineære fenomen er resultatet av den klokke-formede fordelingen av størrelsen til det elektriske feltet vist ved kurven 68 på fig. 2. Dvs. at ettersom overflaten 72 nærmer seg tettere til kjernen 64 i like avstandsøkninger vil mengden av tap øke med en vesentlig høyere størrelse for hver tilleggsøkning.

Ingen absolutt verdi for avstanden til overflatens 72 for kjernen kan spesifiseres på grunn av at mengden av flyktigfelt som strekker seg forbi overflaten 72 avhenger av bølgelengden til lyset i kjernen så vel som kjernediamet-eren og de relative indekser til kjernen 64, kappe 66 og det aktive medium 30.

En bør være omhyggelig og ikke polere så langt at overflaten 72 kommer i kontankt med kjernen 64.

Fig. 5 viser virkningene av å polere inn i kjernen på transmisjonstap. Fig. 5 representerer stasjonen hvorved en 6 y kjerne, monomodus, fiberoptisk bølgeleder som fører lys med en bølgelengde på 1,064 y i en halvkopler som vist på fig. 3 fikk for meget kappemateriale fjernet, slik at kjernen 64 ble avdekket. Kurven på fig. 5 representerer den normaliserte transmiterte energien forby det avdekkede kjerneområdet når oljedråper med forskjellige indekser ble plassert på overflaten 72 som normalisert av den transmiterte energien for ingen olje på overflaten 72, dvs. et luftglassgrensesnitt. Den negative dB skalaen indikerer at transmisjonen av energi øker i forhold til den transmiterte energien for luftglassgrensesnittet, mens den positive dB skalaen indikerer at den transmiterte energien med oljedråpen på overflaten 72 minsker i forhold til et luftglassgrensesnitt. Kurven 101 på fig. 5 viser at det ikke er mye relativ endring mellom luftgassgrense-snittransmisjonen og transmisjonen med en oljedråpe tilstede for oljedråper som har en indeks som varierer i området mellom 1,41 og 1,45. I virkeligheten blir omtrent hele lyset tapt for dette området enten med luft eller glass i grensesnittet. Dvs. at pumpene på kurven representerer energien transmitert med olje ved hver indeks tilstede på den avdekkede kjernen som funksjon av energien transmitert i fraværet av oljen. For oljeindeksverdien mellom 1,45 og 1,46 finner imidlertid en markert økning i transmisjonen med oljedråpen tilsstede sted. Dette er fordi oljedråpen virker for å erstatte det manglende kappemateriale når den har en indeks som ligger litt mindre enn i kjerneindeksen, dvs. omtrent 1,46. Dvs. at oljedråpen synes å erstatte det tapte kappemateriale og forårsaker økt intern refleksjon og derved elimineres transmisjonstap og gjennomføringsenergien som kan forplante seg forbi seksjonen av fiberen hvor kappedelen er blitt fjernet økes. Ettersom oljedråpeindeksen ble økt forbi 1,46 bandt imidlertid en markert minskning i mengden av energi som ble sendt forbi det fjernede kappeområdet sted. Dette er resultatet av transmisjonstapene hvorved lys unnslapp kjernen på grunn av den høyere indeksen til oljedråpen sammenlignet med indeksen til kjernen idet lyset ble tapt i rommet ved stråling. En fargestoffor-sterker kunne utføres i monomodusfiber med hele kappen

fjernet og kjernen avdekket i et området dersom indeksen til fargestoffet blir omhyggelig avstemt og kontrollert for å forbli i området som ligger like under kjerneindeksen på 1,46.

En bør merke seg at de eksperimentelle resultatene vist på fig. 4 og 5 er avhengig av bølgelengden til lyset i fiberen, diameter til kjernen, materialet, og kvaliteten til den fiberoptiske bølgelederen, indeksene til kjernen og kappen til den fiberoptiske bølgelederen og til oljen, og kurveradius til sporet i fiberholderen 22. Alle disse faktorer spiller en rolle ved bestemmelse av tapene i fiberen og mengden av inntregning av flyktigfelt forbi overflaten 72. Fig. 4 og 5 illustrerer imidlertid generelt prinsippene som fargestofforsterkeren er basert på.

På fig. 6 er det vist en kurve over bølgelengdeavhengig-heten til inntregningen til flyktigfeltet inn i kappen.

Fig. 6 viser strålingstap som funksjon av bølgelengde. Dataene på fig. 6 ble frembragt ved å anvende halvkopleren vist på fig. 3. Dataene ble frembragt ved å plassere en dråpe med indekstilpassende olje som hadde en indeks på 1,464 på overflaten 72 for å få frem kurven 88 og ved å plassere en indekstilpassende oljedråpe som hadde en indeks på 1,468 på overflaten 72 for å få frem kurven 90. Bølgelengden til inngangslyset ble så variert mellom 565 nm og 610 nm, og mengden av strålingstap med oljedråpen tilstede i forholdet til strålingstapet i fraværet av oljedråpen ble målt. Forholdet ble uttrykt i desibel. Det sees av fig. 6 at de lengre bølgelengder har større tap hvilket indikerer en større inntregning av flyktigfeltet forbi overflaten 72 inn i den indekstilpassende oljen.

Forsterkningen som finner sted i lysforsterkeren i henhold til oppfinnelsen opptrer når en låsende fargestoffopp-løsning er plassert i kontakt med overflaten 72 og fargestoffmolekylene blir eksitert til høyere energinivåer ved hjelp av flyktigfeltet til pumpelyssignalet 36. Etter at fargestoffmolekylene er blitt eksitert, forårsakes stimulert emisjon av flyktigfeltet til probesignalet 38 som stimulerer de eksiterte fargestoffmolekylene slik at disse foretar en "nedover" energiovergang og frigjør koherente fotoner som har en bølgelengde som er nøyaktig tilpasset bølgelengden til probesignalet 38.

Fig. 7 viser den kjemiske strukturen til noen rhoda-minlasende fargestoffer som er egnet for lysforsterkning. Det er andre fargestoffer som også er egnet for dette formål og de kjemiske strukturer vist på fig. 7 er ment kun å være illustrative. Det spesielle fargestoffet valgt for den foretrukne utførelsen er rhodamin B, men rhodamin 6G kan også aksepteres. Akseptabiliteten til et bestemt fargestoff forforsterkning og låsing avhenger av bølge-lengden til pumpesignalet og bølgelengden for probesignalet som skal forsterkes. Fargestoffet bør velges slik at dets toppabsorpsjonsbølgelengde i det alt vesentlige er tilpasset bølgelengden til pumpesignalet slik at toppemi-sjonsbølgelengden i hovedsak er tilpasset bølgelengden til probesignalet som skal forsterkes. Atomer, molekyler og krystaller absorberer og emiterer elektromagnetiske bølger i form av lys med en karakteristisk bølgelengde. Ifølge kvantemekanikkteorien kan den interne energien til et atom, molekyl, eller et krystall bare h visse diskrete verdier, som blitt kalt kvantiseringsnivåer. Når et elektron utfører en overgang fra et energinivå E2til et lavere energinivå E-^ vil lys som har en frekvens som har proporsjonal med energidifferansen E2- E^bli absorbert eller sendt ut. Energi kan også utveksles på andre måter ved siden av emisjon og absorpsjon av lys. Dersom h er Planck's konstant, så har frekvensen til det emiterte lyset gitt ved ligningen (1) nedenfor:

Hvor Fq er i Hertz. Ligning (1) representerer Bohr tilstanden .

Det er flere måter som et atom, molekyl eller halvleder kan absorbere eller emitere lys som et resultat av overgang mellom to kvanteenerginivåer. På fig. 9 (a) til (c) er det vist en skjematisk fremstilling av disse flere energiabsorpsjons og emisjonsfenomen. Fig. 9 (a) illustrerer situasjonen når et atom eller molekyl til å begynne med er i et høyere energinivå E2og spontant faller til et lavere energinivå E-^og derved sender ut lys ved en frekvens Fq som er tilfeldig når ingen eksternlys eller utløsningsmekanisme er tilstede. Denne prosess blir kalt spontan emisjon. Når et stort antall atomer eller molekyler til å begynne med er tilstede i det øvre energinivået E2, vil fasene til bølgene som utstråles fra de forskjellige atomer eller molekyler under deres nedover-overgang være uavhengige. Dvs. at det emiterte lyset er ikke koherent og tilfeldig i forplantningsretning.

Fig. 9(b) og (c) illusterer to valg i de andre overgangs-prosessene som kan finne sted når et foton med frekvens Fq eller svært nær til Fq blir pumpet inn i atomet eller molekylet fra en ekstern kilde. Den første muligheten er vist på fig. 9(b) som illustrerer absorpsjon av fotonet av inngangslyset hvilket forårsaker eksitasjon av elektronene til atomet eller molekylet fra energinivå E-^til energinivå E2. Denne prosessen blir kalt resonantabsorption.

Den andre muligheten i denne situasjon er vist på fig. 9(c). Det er atomet eller molekylet til å begynne med på energinivå E2hvor fotonet med frekvens fQankommer. Det ankomne foton medfører at det eksiterte atomet eller mole kylet emiterer et foton med lys som har den samme fase og den samme frekvensen som inngangslyset. Sannsynligheten for denne emisjon er proporsjonal med intensiteten til inngangslysfotonet. Denne prosess blir kalt stimulert emisjon og danner grunnlaget for laserdrift og lysforsterkning.

På fig. 8 er det vist energinivåene til virkelige fargestoffer som anvendes for fargestofflasere og fargestoff-lysforsterkere. Situasjonen er noe mer komplisert i virkelige fargestoffer fordi flere enn to energinivåer er involvert på grunn av de mange atomene som kan utgjøre molekylene. Grunnenerginivået er indikert med bokstaver G. I virkeligheten er dette båndet av energinivåer som er representert av grunnivåene for de forskjellige atomene som utgjør molekylet til fargestoffet. Absorpsjon av en energi fra flyktigfeltdelen 74 i fargestoffoppløsningen vist på fig. 2 kan finne sted mellom to forskjellige energinivåer eller bånd indikert ved tilstandene Sl og S2 på fig. 8. Energibåndet representert ved S2 er hoved-pumpebåndet til hvilket majoriteten av fargestoffmolekylene blir eksitert av flyktigfeltet til pumpesignalet 36. Denne absorpsjon er representert av den heltrukne linjen 92 fra grunnenerginivået G til pumpebåndet S2. Et mindre absorpsjonsfenomen ved en forskjellig bølgelengde finner sted mellom et grunnivå eller tilstand G og et første energinivå Sl.

Sl tilstanden er et bånd av energinivåer benevnt som den metastabile tilstanden for fargestoffmolekylene. Fargestof fmolekyler eksitert til S2 pumpebåndet faller nesten umiddelbart tilbake til den Sl metastabile tilstanden og gir fra seg ikke-strålingsenergi som angitt med den strekede linjene 96 på fig. 8. Levetiden for de eksiterte molekylene i S2 pumpebåndet er meget hardt, og er av størrelsesorden pikosekunder. På en annen side er levetiden for de eksiterte fargestoffmolekylene i den meta stabile Sl tilstanden i størrelsesorden nanosekunder. Dette er de metastabile tilstandene som er nyttige siden hvert molekyl som faller fra den metastabile Sl tilstanden tilbake til grunntilstanden frigjør et foton som har en bølgelengde som er avhengig av energigapet mellom Sl tilstanden og grunntilstanden. Denne emisjon er angitt med den heltrukne linjen 98. Dette er nedoverovergangene angitt med linjen 98 når de er stimulert av inkomne fotoner som har en bølgelengde som omtrent er lik bølgelengden til lyset som utsendes i dette nedoverhoppet, som er grunnlaget for forsterkningen i henhold til oppfinnelsen. Maksimal forsterkning vil bli funnet når det maksimalt mulige antall fargestoffmolekyler blir eksitert av flyktigfeltet til pumpesignalet til de metastabile tilstandene .

Derfor maksimal forsterkning sted når flyktigfeltdelen 74 på fig. 2 strekker seg vesentlig inn i fargestoffoppløs-ningen 30. Denne inntrengning kan maksimaliseres ved omhyggelig å avstemme indeksen til fargestoffoppløsningen slik at denne er på et nivå like under indeksen til kjernen eller 1,46 i det bestemte eksemplet som er beskrevet her. Dette maksimalforsterking fargeindeksavstem-ningspunkt er vist på fig. 4 som et punkt med grunnen til den vertikalt stigende linjen 100 hvor oljedråpeindeksen er tilpasset indeksen til kjernen. Når fargestoffopp-løsningen er avstemt til dette indekspunkt som er bare litt mindre enn indeksen til kjernen, opptrer fargestoffet overfor modusen som forplanter seg i fiberkjernen 64 som kappemateriale siden kappematerialdelen 76 og den fjernede delen 70 begge har indekser som ligger litt lavere enn kjerneindeksen. Derfor oppnås minimale modusforstyrrelse når fargestoffoppløsningsindeksen eller brytningen holdt avstemt til det maksimale forsterkningspunktet vist på fig. 4 og dette er også punktet for maksimal inntrengning av flyktigfeltet 74 inn i fargestoffoppløsningen 30. Siden mengden av flyktigfeltinntrengning inn i kjernen av henger av mange faktorer heri innbefattet dimensjonen til kjernen 64. Bølgelengden til lyset som forplanter seg i kjernen, nærheten av overflaten 72 til kjernen, og de relative indekser til kjernen 64, og kappen 66 og fargestof f oppløsningen 30, vil enhver kombinasjon av para-meterene ovenfor som gir tilstrekkelig inntrengning av flyktifeltet inn i f argestoffoppløsningen 30 for å gi 40 til 65 dB tap for oljedråperesultatene vist på fig. 4, være adequate.

Som angitt ovenfor må fargestoffoppløsningsindeksen omhyggelig kontrolleres for å oppnå maksimal forsterkning. Dette ble gjort ved å kontrollere temperaturen til fargestof f oppløsningen og med å velge visse oppløsninger for å oppløse fargestoffpulveret. Idet nevnte oppløsningen blir blandet i det riktige forhold. Tabellen på i tillegg A gir typene av oppløsninger som anvendes for forskjellige fargestoffpulvere som er kommersielt tilgjengelige for fargestofflaser og forsterkningsinretninger. Søylene lengst til høyere indikerer bølgelengden for å absorp-sjonstopper og bølgelengdene for emisjonstopper for de forskjellige oppløsninger som er opplistet. Dvs. at søylen merket ^ ABS indikerer den maksimale bølgelengden for hovedabsorpsjonsbåndet for denne bestemte oppløsning og dette bestemte fargestoffpulver. Søylen merken ^ LAS gir den omtrentlige låsende bølgelengde for en lysblink-lampe pumpet oppløsning.

De stimulerte emisjonsfotoner representert ved overgangslinjen 98 på fig. 8 blir koplet inn i kjernen 64 ved flyktigf eltkopling . Dvs. at fotonene blir emitert i fase med det inkomne foton og de hever amplituden til lyset i hele modus. Tilfeldige fargestoffmolekyler som spontant emiterer lys forskjellig fra den stimulerte emisjonen vil emitere fotoner med tilfeldig fase og retning i forhold til de innkomne signaler. Disse fotoner vil bli fanget i kjernen 64 og vil opptre i utgangen som støy bare dersom Deres forplantningsretning ligger innenfor en akseptabel vinkel til den styrte modus hvilket vil være velkjent for fagkyndige. Alle andre fotoner vil stråle bort og vil ikke finnes i utgangssignalet. Endepumpeutførelsen for eksitering av fargestoffoppløsningsmolekylene medfører et renere utgangssignal som har mindre støy på bakgrunn av dette foran nevnte faktum. Dvs. for transvers pumping hvor pumpeenergien blir rettet inn i fargestoffoppløs-ningen fra et punkt utenfor fiberkjernen 64, f.eks., fra retningen til pilen 102 på fig. 2, vil eksitasjon av mange fargestoffmolekyler som ligger utenfor rekkevidden til flyktigfeltet til probesignalet kunne bli forårsaket. Disse fargestoffmolekyler kan spontant emitere fotoner under tiden som flykigfeltet til probesignalet passerer gjennom fargestoffoppløsningen. Siden mange av disse eksiterte fargestoffmolekylene vil ligge utenfor området med stimulerte emisjon av flyktigfeltet til probesignalet, vil endringene til mange fler av disse spontant emiterte fotoner blir innfanget idet åpningsvinklen til den styrte modus er mye større. Dette skaper uønsket støy og kan maskere forsterkningseffektene til flyktigfeltet som kopler de stimulerte emisjonene inn i den styrte modus. Normalt vil flyktigfeltet bare strekke seg en svært kort distans inn i fargestoffoppløsningen 30 slik at majoriteten av fargestoffoppløsningen ligger utenfor området for flyktigfeltkopling.

Dersom fargestoffmolekylene utenfor området for flyktigfeltene blir eksitert, vil dette resultere i mer støy fra spontan emisjon. Det er derfor ønskelig å eksitere bare de fargestoffmolekylene som ligger innenfor denne svært smale flyktigfeltinntrengningsavstand fra overflaten 72 slik at det ikke er så mange f argestof f molekylerutenf or området til flyktigfeltkoplingene som blir eksitert og spontant kan emitere lys for derved å forårsake uønsket støy. Fig. 10 illustrerer mekanismen for forsterkning ved hjelp av stimulert emisjon. Fig. 10 (a) illustrerer energinivåene til de eksiterte fargestoffmolekylene symbolsk når det ikke er noen inngangssignal eller probelys tilstede. I en slik situasjon er bølgefunksjonen som representerer nivåer til et elektron for det høyere energinivå 2 uavhengig av bølgefunksjonen for det lavere energinivå 1. Fig. 10 (b) representerer tilfellet hvor en ekstern stimulering så som et inngangslysfoton er tilstede. I den situasjon er de to bølgefunksjonene ikke lenger uavhengige, men nivået eller tilstanden for det eksiterte atomet må være representert ved omhyllingen av de to bølgefunksjonene. Dvs. at det er rommelig interferens (beating) mellom de to funksjonene. Derfor blir de elektriske ladningene polarisert i retningen til det elektriske feltet til inngangsbølgene, og således osillerer den elektriske ladningsfordelingen mellom samme fase som inngangsbølgens. Såleds opptrer atomet selv som en liten dipol og sender ut lys med den samme fasen. Fig. 11 viser en toppabsorpsjonskurve for rhodamin 6G fargestoff i forhold til emisjonsbølgelengdekurven for det samme fargestoffet. Det vil sees at det er et bølge-lengdeområdet rundt hver topp som representerer varierende grader av absorpsjon og emisjon. Teori ville forutsi at det bare ville forutsi at det bare ville være et eller flere diskrete bølgelengder som korresponderer nøyaktig til de spesifikke energigap mellom de metastabile tilstandene og grunntilstanden. Siden hvert molekyl er opp-bygd av mange atomer er imidlertid den elektroniske strukturen til molekylet svært kompleks og det er tilsynelat-ende hundrer av forskjellige energinivåer representert i hvert molekyl. Videre vibrerer hvert molekyl på grunn av termisk energi som gjør det til en bevegelig kilde og et sluk for energi. Bevegelsen forårsaker doblerskift i de forskjellige bølgelengdene som sendes ut og absorberes slik at hundreder av spektrallinjer trenger sammen om

bånd.

Fordelen med å anvende fargestoffmolekyler i motsetning til atomer til et aktivt medium så som neodym er større båndbredde. Dvs. at molekylene har mer kompleks elektron-isk struktur sammenlignet med den elektroniske strukturen til atomer. Således er det flere energinivåer tilgjengelig for anvendelse til absorbering og emitering av energi, og derfor er det flere energigap som representerer indivi-duelle spektrallinjer til en gitt frekvens i molekyler i motsetning til atomer. Browns bevegelse på grunn av termisk aktivitet forårsaker at disse spektrallinjene trenger sammen på grunn av dobleskiftene i sine frekvenser. Dette resulterer i bredere båndbredder for lys som kan absorberes og emiteres hvilket gjør innretningen mer anvendbar. Absorpsjonskurven er merket 104 og emisjonskurven er merket 106. Det kan sees av fig. 11 at topp-absorpsjonsbølgelengden er litt kortere enn toppemisjons-bølgelengden, og at det er et område med bølgelengder hvorved fargestoffet både absorberer og emiterer. I det området vil den kurven som har den høyeste amplituden styre nettoresultatet med hensyn til hvorvitt lys blir absorbert eller emitert. Dvs. at for inngangslys i dette overlappende bølgelengdeområde hvorvitt mer lys kommer ut enn det som gitt inn er avhengig av hvor bølgelengden er i området og de relative størrelsene til absorpsjons og emisjonskurvene ved denne bestemte bølgelengden. Grunnen for at absorpsjons og emisjonstoppene er adskilt uttrykt ved bølgelengde er at pumpebåndenerginivået er høyere og tilstrekkelig energi må absorberes for å forflytte elektronene til fargestoffmolekylet fra grunnenerginivået til S2 tilstanden på fig. 8. Emisjonskurven er imidlertid resultatet av elekstronenes fall fra den lavere energime-tastabile tilstand Sl på fig. 8 tilbake til grunntilstanden G. Siden dette fall i energi er mindre enn økningen i energi under absorpsjon, vil frekvensen til lyset som emiteres være mindre ved toppemis jon enn f re- kvensen til lyset som absorberes ved toppabsorpsjon, hvilket er gitt av likning (1). Således emisjonsbølge-lengden lenger. Derfor bør pumpesignalet 36 ha en topp hvis bølgelengde er avstemt til toppabsorpsjonsbølge-lengden mens probesignalet bør ha en bølgelengde avstemt til toppemisjonsbølgelengden for å oppnå maksimal forsterkning.

Fig. 12 viser absorpsjonskurven for fargestoffet anvendt i den foretrukne utførelsen, hvilket var rhodamin 610. Låsende fargestoffer har forskjellige absorpsjonsegenskaper i "løs vekt" enn de har når de er plassert på en halvkopler og eksitert flyktigfeltet til styrt modus. Kurven på fig. 12 viser for et eksempel absorpsjonen for rhodamin 610 fargestoff dersom det er plassert på typen av halvkopler beskrevet ovenfor. Absorpsjonsegenskapene vil endre seg dersom noen av koplerparametrene blir endret. Videre vil absorpsjonsegenskapene endre seg med temperaturen, siden indeksen til fargestoffet endrer seg med faktor av størrelsesorden -10^ pr. grad C. Fig. 12 er således bare et eksempel.

Det bestemte fargestoffet og oppløsningskombinasjonen som anvendes i den foretrukne utførelsen var rhodamin 610 med oppløsningsmidlene etylenglykol og glyserol blandet i et forutbestemt forhold. Fargestoffkonsentrasjonen var 4 x 10 mol. Den sammensatte indeksen var omtrent 1,456 ved arbeidtemperaturen, men ble justert til å begynne med slik at den var litt høyere slik at oppvarmingen av fargestoffet under pumpingen bragte indeksen ned til 1,456 når maksimal forsterkning ble funnet. Etylenglykoloppløs-ningen hadde en indeks på 1,4318. Glyserolen hadde en indeks på 1,4746 ved romtemperatur og den ble blandet i et volum slik at volumet av glyserol i forhold til volumet etylenglykol var 1,3. Dette bestemte fargestoff ogopp-løsningskombinasjon hadde en toppforsterkning på 22 dB ved 600 nanometer når pumpingen ble utført av en Q koplet

Dd:YAG laser som var frekvensdoblet til 532 nanometer.

Fig. 13 viser følsomheten overfor pumpeabsorpsjon for forsterkeren i forhold til fargestoffindeksen som en variabel faktor. Den øvre kurven på fig. 13 representerer et fargestoff med en høyere indeks på 1,456 mens den lavere kurven representerer en lavere fargestoffindeks på 1,454. Kurven er opptegnet uttrykt ved transmisjonen i dB gjennom en halvkopler med fargestoffene som har de gitte indekser plassert på overflaten 72 som en funksjon av bølgelengden til inngangslyset. Det fremgår klart at mye mer lys ble absorbert for den høyere fargestoffindeksen på n = 1,456. Det er åpenbart at fargestoffet med den høyere brytningsindeksen som ligger nærmere kjerneindeksen på 1,46 forårsaker større inntrengning av flyktigfeltet i fargestoffet, hvilket resulterer i mer forsterkning.

Fargestoffabsorpsjonsegenskapene er svært avhengig av temperaturen til fargestoffet som nevnt ovenfor. Siden indeksen til fargestoffet endrer seg med endrende temperatur, vil mengden av inntrengning av flyktigfeltdelen 74 på fig. 2 inn i fargestoffet endrer seg med en endrende temperatur på grunn av en endring i de matematiske løs-ningene av maxwells likninger forårsaket av endringen i indeks. Siden oppheting av fargestoffoppløsningen 30 finner sted når lysenergi blir absorbert i fargestoffopp-løsningen, blir i den foretrukne utførelsen fargestoffopp-løsningen 30 resirkulert av en resirkulasjonspumpe og en temperaturstyreenhet 110 på fig. 2. Denne resirkulasjonspumpe og temperaturstyreenhet er konvensjonell, og enhver innretning som er i stand til å forflytt fargestoffopp-løsningen til og fra overflaten 72 på halvkopleren vil være anvendbar. Pumpen og temperaturstyreenheten 110 er koplet til et fargestoffhulrom eller kanal 112 som kan være et adskilt hulrom eller en væskekanal som er forseglet til overflaten 72 på en slik måte f argestof f oppløs-ningen 30 i hulrommet fukter fullstendig og dekker over flaten 72 i halvkopleren. Dvs. fargestoffhulrommet 102 kan være av enhver oppbygning som er forseglet til overflaten 26 og som kan holde fargestoffoppløsningen 30 i kontakt med den polerte kappeoverflaten 72 som er igjen etter fjerningen av kappedelen 70 fra fiberen 20. Det bør omhyggelig sørges for at sporet 76 fylles fullstendig med et egnet klebemiddel så som epoksy slik at den jevne flate overflaten 26 blir frembragt for å forsegle fargestoffhulrommet 112.

Resirkulasjonspumpen har nok en fordelaktig effekt. Molekylene til fargestoffoppløsningen 30 kan bli bleket og således ubrukbare for lysforsterkning etter et visst antall eksitasjoner. Dvs. at etter at et bestemt farge-stoffmolekyl er blitt eksitert i størrelsesorden 10 ganger, brytes molekylet opp og derved blir det ubrukbart for videre forsterkning. Resirkulasjonspumpen 110 i en mulighet for kontinuerlig å sende nye fargestoffmolekyler i kontakt med overflaten 72 slik at prosentdelen blekede fargestoffmolekyler innenfor inntregningsområdet til flyktigfeltdelen 74 forblir liten. Dette gir en fordel for oppfinnelsen i forhold til de tidligere kjente innretninger hvor det aktive mediumsatomer eller molekyler permanent var innlemmet i fiberkjernen eller kappen såsom ved dif us jon av neodymatomer inn i en fiber som det aktive medium. Når et aktivt mediums molekyl permanent blir inn-ført i en bølgelengdeleder eller blir dopet inn i en fiberkappe eller kjerne, kan det ikke fjernes når det blir bleket og derved blir innretningen innoperativ for å ut-føre sitt påtenkte formål. Innleirede atomer, i motsetning til molekyler, vil imidlertid ikke bli bleket siden de ikke brytes opp.

Tilslutt eliminerer resirkulasjonspumpen 112 problemet med triplettnivåer eller tilstander. På fig. 8 sees det at det har to tilleggsenerginivåer merket Tl og T2. Disse energinivåer blir kalt tripletttilstandene og er ubrukbare til lysforsterkning av grunner som nevnt ovenfor. Atomer eller molekyler i disse triplettilstandene har en tendens til å forbli der en relativt lang tid, dvs. i størrelses-orden mikrosekunder, siden de faller tilbake til grunn-energinivåtilstanden. Videre, når de faller tilbake til grunntilstanden, sender de ikke ut synlige lys, men i steden frigjør de energi i andre former; disse andre former er vanligvis ikke-strålende energi, som representert ved overgangslinjen 114 som representerer en overgang fra triplettilstanden Tl til grunntilstanden. Som indikert ved de strekede overgangslinjene 116 og 118 vil en eller annen prosentdel av de eksterte atomene eller molekylene i den metastabile tilstanden Sl falle ned til triplettilstanden Tl uten å utløse noen strålende lysenergi. Mens de befinner seg i denne triplettilstanden vil disse atomer eller molekyler på effektiv måte bli fjernet fra systemet idet de ikke lenger er tilstand til å sørge for stimulert emisjon av probesignalet.

Videre når de er triplettilstanden Tl kan atomene eller molekylene eksiteres til et høyere nivås triplettilstand T2 ved å absorbere pumpeenergi fra pumpesignalet 36 som er gitt overgangslinjen 120. Fall fra T2 triplettilstanden tilbake til Tl triplettilstanden utløser ikke noe synlig lys som indikert ved overgangslinjen 122. Derfor representerer begge triplettilstandene Tl og T2 unyttige tilstander for lysforsterkning, siden de absorberer energi uten å utløse koherent lys via stimulerte emisjon for å forårsake forsterking av probesignalet 38. Dersom fargestof f oppløsningen 30 ikke blir kontinuerlig oppfrisket og forflyttet over overflaten 72, så vil tilslutt en stor prosentdel av atomene eller molekylene nær overflaten 72 og innenfor området av flyktigfeltinntrengning 74 være i triplett tilstand. Dette er spesielt et problem for et statisk fargestoffsystem med et kontinuerlig bølgepumpsig-nal og et kontinuerlig bølgeprobesignal. Tilslutt vil forsterkningen til et slikt statisk system falle ut, og systemet vil ikke være anvenbart for sitt tiltenkte formål. En løsning vil være å anvende pulsede pumpesignaler hvor pulsavstanden mellom pumpepulsene var tilstrekkelig lang slik at molekylene i triplettilstanden har tid nok til å falle tilbake til grunntilstanden. Dette vil imidlertid på effektiv måte begrense den maksimale pulshastig-heten til systemet siden levetidene til molekyler i triplettilstanden er relativt lang i forhold til levetidene i de andre energitilstandene så som den metastabile tilstanden. I et kontinuerlig bølgesystem med et statisk fargestoffall vil forsterkningen falle i omtrent 100 nanosekunder etter som triplettilstandspopulasjonen begynner å bygge seg opp. Pulsavstanden som er nødvendig for å unngå triplettilstandsoppbygning i en statisk fargestof f allutførelse er i størrelsesorden millisekunder.

En løsning som ble brukt i den foretrukne utførelsen er anvendelsen av resirkulasjonspumpen 110. Resirkulasjonspumpen feier kontinuerlig fargestoffmolekylene bort fra overflaten 72 slik at molekyler som har gått inn i triplettilstanden ikke kan forblir nær overflaten 72 og derved bruke opp pumpeenergi og ikke bidra til lysforsterkning. Mens disse atomer er i reservoaret og påventer resirkula-sjon tilbake til overflaten 72 har de tilstrekkelig tid til å falle tilbake til grunnenerginivået og være klar igjen for ytterligere forsterkningstjeneste.

Selv om oppfinnelsen er blitt beskrevet med henvisning til den foretrukne utførelse skulle det være åpenbart for fagkyndige at atskillige modifikasjoner kan utføres uten at rammen for oppfinnelsen som angitt i kraven forlates. Alle slike modifikasjoner er dekket av de vedheftede patentkrav.

Claims (11)

1. Fiberoptisk lysforsterker, karakterisert ved at den omfatter en monomodusfiberoptisk bølgeleder som har en kjerne og kappe, og hvor en del av kappen er fjernet i et område for å danne en overflate; og et medium som er i stand til å absorbere lysenergi og sende ut lysenergi etter at det er blitt eksitert, idet mediet dekker overflaten som er dannet ved å fjerne delen av kappen til den fiberoptiske bølgelederen.

2. Lysforsterker som angitt i krav 1, karakteri sert ved at mediet er et flytende fargestoff som har sitt brytningsindeks avstemt til en forutbestemt verdi som er mindre enn brytningsindeksen til kjernen til den fiberoptiske bølgelederen.

3 . Lysforsterker som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 eller 2, karakterisert ved at den omfatter en temperaturstyreinnretning for å styre temperaturen til mediet.

4. Lysforsterker som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 3, karakterisert ved at mediet har en lysabsorpsjonstopp ved en første lysbølgelengde og en lysemisjonstopp ved en andre lysbølgelengde.

5. Lysforsterker som angitt i krav 4, karakteri sert ved at mediet blir eksitert av flyktigfeltet til et pumpelyssignal som forplanter seg gjennom bølge-lederen, og det emiterte lyset blir emitert hovedsaklig som respons på stimuleringen av flyktigffeltet til et probelyssignal som forplanter seg gjennom bølgelederen.

6. Lysforsterker som angitt i krav 5, karakteri sert ved at probelyssignalet er ved den lysbølge-lengden.

7. Lysforsterker som angitt i krav 6, karakteri sert ved at pumpelyssignalet er ved den første lysbølgelengden.

8. Lysforsterker som angitt i et hvilket som helst av kravene 5 til 7, karakterisert ved at den omfatter: en pumpelyskild for å mate pumpelyssignalet ved omtrent den første bølgelengden til den fiberoptiske bølgelederen for å eksitere mediet; og en signallyskilde for å mate probelyssignalet ved omtrent den andre bølge-lengden til den fiberoptiske bølgelederen for forsterkning.

9. Lysforsterker som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 8, karakterisert ved at den omfatter et hulrom forseglet over overflaten dannet ved fjerningen av kappedelen fra bølgelederen idet hulrommet inneholder mediet.

10. Lysforsterker som angitt i krav 9, karakteri sert ved at det omfatter inngangs og utgangsporter i hulrommet slik at mediet kan sirkuleres inn og ut av hulrommet.

11. Lysforsterker som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 10, karakterisert ved at den omfatter en pumpe for å forflytte mediet over overflaten dannet ved fjerningen av kappedelen fra bølgelederen.