Hintergrund der Erfindung
-
Diese Erfindung bezieht sich allgemein auf optische
Oszillatoren und insbesondere auf einen optischen Oszillator,
dessen Frequenz abgestimmt werden kann, um über eine
vorbestimmte Bandbreite zu wobbeln.
-
Die Verwendung von Kommunikationen mittels Lichtleitfasern
hat sich in jüngeren Jahren schnell ausgedehnt und hat bei
vielen Anwendungen Mikrowellenkommunikationen ersetzt. Aus
diesem Grund wurde viel Forschung und Entwicklung von
optischen Kommunikationen durchgeführt, besonders von
heterodynen Kommunikationssystemen, die optische Heterodyn-Empfänger
verwenden. Wenn ein optischer Heterodyn-Einpfänger abgestimmt
wird, wird tatsächlich statt eines Filters ein
Lokaloszillator abgestimmt. Es ist folglich erwünscht, kontinuierlich
gewobbelte optische Oszillatoren zu entwickeln, die in
optischen Heterodyn-Empfängern verwendet werden können.
-
Bei der Mikrowellenkommunikation bilden Mikrowellentest- und
Meß-Geräte einen wichtigen Teil der
Kommunikationsausrüstung. Diese Test- und Meß-Geräte schließen beispielsweise
Netzwerkanalysatoren und Spektrumanalysatoren ein. Das Herz
beider dieser Geräte ist ein kontinuierlich gewobbelter
Oszillator. Mit dem Erscheinen optischer Kommunikationen ist
es wichtig, optische Entsprechungen der
Mikrowellen-Netzwerkanalysatoren und -Spektrumanalysatoren zu entwickeln. Es
ist daher erwünscht, einen kontinuierlich gewobbelten
optischen Oszillator zu schaffen. Weitere wichtige
Mikrowellengeräte, die abstimmbare Oszillatoren enthalten, sind
Mikrowellen-Synthesizer (genaue abstimmbare Oszillatoren) und
Mikrowellen-Wobbelvorrichtungen (schnell gewobbelte
Oszillatoren). Wiederum wird es erwünscht sein, kontinuierlich
gewobbelte optische Oszillatoren zu entwickeln, die als
optische Entsprechungen dieser Geräte verwendet werden können.
-
Aus dem obigen ist es offensichtlich, daß es erwünscht ist,
optische Oszillator-Wobbelvorrichtungen zu schaffen, die bei
den oben beschriebenen optischen Geräten verwendet werden
können, die den Heterodyn-Empfängers, den
Netzwerkanalysator, den Spektrumanalysator, den Synthesizer und die
Wobbelvorrichtungen einschließen.
-
Für eine kurze Rückschau der verschiedenen
Kommunikationsschemata mit optischen Fasern sei der Artikel "Ultimate
Performance of Heterodyne/Coherent Optical Fiber
Communications", von T. Okoshi, Journal of Lightwave Technology, Bd.
LT-4, Nr. 10, Seiten 1556 bis 1562 (Oktober 1986),
betrachtet.
-
Im Zusammenhang mit einem optischen Heterodyn-Empfänger ist
es möglich, daß der lokale optische Oszillator in diskreten
Schritten abgestimmt wird, solange die Schrittgröße exakt
mit dem Kanalabstand synchronisiert ist. Beispielsweise
wurde von Coquin, G.A. und Cheung, K.W., in "Electronically
tunable external cavity semiconductor laser", Electron.
Lett., Bd. 24, Seiten 599 bis 600, 1988, und von Coquin u.a.
in "Single- and Multiple-Wavelength Operation of
Acoustooptically Tuned Semiconductor Lasers at 1.3 µm, "IEEE
Journal of Quantum Electronics, Bd. 25, Nr. 6, Seiten 1575 bis
1579 (Juni 1989), von diskret abstimmbaren
Externhohlraumlasern (ECL; ECL = external cavity lasers) unter Verwendung
von Halbleiterlasern und akustooptischen abstimmbaren
Filtern (AOTF; AOTF = acoustooptic tunable filter) in linearen
Rückkopplungskonfigurationen berichtet.
-
Zwei Probleme entstehen jedoch beim Entwerfen derartiger
abstimmbarer optischer Oszillatoren. Erstens kann die
Kombination eines zu starken verbleibenden Reflexionsvermögens von
der antireflektierend beschichteten (AR-beschichteten; AR =
antireflection) Laser-Facette und einer zu großen optischen
Bandbreite für die AOTFs verhindern, daß der optische
Oszillator bei den Externhohlraum-Frequenzmoden abgestimmt ist.
-
Die optischen Wellenlängen, auf die zugegriffen werden kann,
können auf die restlichen Fabry-Perot-Moden (F-P-Moden) des
Halbleiterchip-Hohlraums begrenzt sein, da, wenn das AOTF
zwischen den restlichen Chip-F-P-Moden abgestimmt ist,
dasselbe eine nicht ausreichende Verlustselektivität aufweist,
um die Verstärkungsmaxima, die durch eine konstruktive
Interferenz zwischen den Chip-Facetten bewirkt werden, zu
überwinden.
-
Selbst wenn die restlichen F-P-Moden des Halbleiterchip-
Hohlraums ein Abstimmen auf die Externhohlraummoden nicht
verhinderten, kann zweitens das selektive Abstimmen zwischen
den diskreten Externhohlraummoden schwierig sein. Unter
Berücksichtigung dieser und weiterer Probleme wurden
kontinuierlich abgestimmte optische Oszillatoren vorgeschlagen. Ein
solcher Oszillator wurde von Favre u.a. in "External-Cavity
Seiniconductor Laser with 15 nm Continuous Tuning Range",
Electronics Letters, Bd. 22, Nr. 15, 17. Juli 1986, Seiten
795 bis 796, vorgeschlagen. Der Laser, der von Favre
vorgeschlagen wurde, macht es notwendig, daß ein Gitter
kontinuierlich gedreht und von einem Verstärkerchip weg- oder zu
demselben hinbewegt wird, um die Frequenz des Lasers
kontinuierlich abzustimmen. Wie detailliert nachfolgend erläutert
wird, ist es schwierig, die notwendige mechanische Präzision
unter Verwendung mechanischer Abstimmvorrichtungen zu
erreichen. Es ist daher erwünscht, einen verbesserten
kontinuierlich gewobbelten optischen Oszillator mit verbesserten
Charakteristika zu schaffen.
-
Diese Aufgabe wird durch einen elektrisch abstimmbaren
Externhohlraumlaser gemäß Anspruch 1 gelöst.
-
Ein elektrisch abstimmbarer Laser ist aus Springer Series in
Electronics and Photonics, Bd. 29, Photonic Switching II,
Proceedings of International Topical Meeting, 12. bis 14.
April 1990, Seiten 241 bis 244, Kobe, Japan, bekannt. Der
bekannte Laser weist einen akustooptischen Modulator mit
einem Eingang auf, mit dem ein HF-Signalgenerator gekoppelt
ist. Ein Wanderwellenverstärker ist durch eine die
Polarisation beibehaltende Faser, einen Isolator und einen
Richtungskoppler mit dem akustooptischen Modulator gekoppelt,
wobei diese Elemente zusammen eine Faser-Ringlaseranordnung
bilden.
Kurze Beschreibung der Zeichnungen
-
Fig. 1 ist ein schematisches Schaltungsdiagramm eines
kontinuierlich abstimmbaren
Gitter-Externhohlraumlasers, um eine herkömmliche optische
Oszillator-Wobbelvorrichtung zu zeigen.
-
Fig. 2 ist eine nicht maßstabsgetreue graphische
Darstellung der spektralen Merkmale von abstimmbaren
Lasern.
-
Fig. 3A bis 3C sind schematische Diagramme von drei
optischen Oszillator-wobbelvorrichtungen, die AOTFs
verwenden.
-
Fig. 4 ist ein schematisches Diagramm eines Doppel-AOTF-
Ring-ECL, der einen optischen Isolator und zwei
Halbwellen-Verzögerungsplatten verwendet.
-
Fig. 5 ist ein schematisches Diagramm eines Doppel-AOTF-
Ring-ECL, der einen optischen Isolator, zwei
Halbwellen-Verzögerungsplatten und zwei Strahlteiler
verwendet.
-
Fig. 6 ist ein Ausführungsbeispiel gemäß der Erfindung und
offenbart ein schematisches Diagramm eines doppelt
durchlaufenen Einzel-AOTF-Ring-ECL, der einen
optischen Isolator und zwei
Halbwellen-Verzögerungsplatten verwendet.
-
Fig. 7 ist ein schematisches Diagramm einer optischen
Oszillator-Wobbelvorrichtung.
-
Fig. 8 ist eine teilweise schematische und teilweise
Querschnittansicht eines Abschnitts des Systems von
Fig. 7.
Detaillierte Beschreibung der Erfindung
-
Zuerst wird ein allgemeiner Hintergrund eines einfachen
optischen Isolators beschrieben. Diesem folgt eine Erläuterung
eines Gitter-abgestimmten Halbleiterlasers, bevor die
Erfindung erläutert wird, die das kontinuierliche Abstimmen unter
Verwendung von AOTFs schafft.
Einfache optische Resonatormoden
-
Ein Laser ist ein optischer Resonator. Alle Oszillatoren
erfordern einen Verstärker und eine Rückkopplung. Bei einem
Laser kann die Rückkopplung durch einen optischen Resonator
geliefert werden, der in seiner einfachsten Form zwei
Spiegel aufweist, die derart angeordnet sind, daß Licht zwischen
den Spiegeln rückwärts und vorwärts reflektiert wird. Es ist
eine elementare Eigenschaft eines solchen Resonators, die
durch die Anforderung auferlegt wird, daß die Phase des
optischen Feldes nach einem Umlauffortlaufend ist, daß ein
diskreter Satz von optischen Resonanzfrequenzen existiert.
Die Resonanzfrequenzen sind gleichmäßig durch ein Intervall
c/(2nL) beabstandet, wobei c die Lichtgeschwindigkeit ist, n
der Brechungsindex des Mediums zwischen den Spiegeln ist,
und L die Hohlraumlänge ist. In dem Fall, in dem der
optische Resonator zwei Spiegel verwendet, ist die Hohlraumlänge
L der Abstand zwischen den Spiegeln. Jede dieser
Resonanzfrequenzen wird als ein Longitudinalmode des Resonators
bezeichnet. Der Mode kann durch eine ganze Zahl q spezifiziert
sein, wobei die Frequenz des q-ten Modes lautet:
-
fq = q c/(2nL) (1)
-
Physikalisch ist die Mode-Zahl q die Anzahl von Stehwellen
(beabstandet um eine halbe Wellenlänge) zwischen den zwei
Spiegeln.
-
Der Laserverstärker kann viele, sehr unterschiedliche Formen
annehmen. Obwohl Aspekte der Erfindung auf viele Arten von
optischen Verstärkern anwendbar sind, ist der optische
Halbleiter-Verstärker von speziellem Interesse. Daher sollte es,
obwohl der Verstärker, der nachfolgend erläutert wird, als
Halbleiter-Verstärker bezeichnet wird, offensichtlich sein,
daß andere Typen von optischen Verstärkern ebenfalls
verwendet werden können und innerhalb des Bereichs der Erfindung
liegen.
-
Bei dem Halbleiter-Verstärker wird eine optische Verstärkung
durch eine optisch stimulierte Rekombination von Löchern und
Elektronen in einem pn-Übergang bewirkt. Das emittierte
Licht weist eine Photonenenergie in der Nähe der
Bandabstandsenergie auf, wobei jedoch eine begrenzte Verteilung
der Photonenenergie und daher der Photonenfrequenz
existiert. Wenn beispielsweise die Photonenwellenlänge eines
verwendeten Lasers in dem Bereich von 1,3 µm bis 1,5 µm
liegt, werden die Frequenzen der Photonen, die durch den
Laser emittiert werden, in einem Bereich von 230 THz bis 200
THz liegen. Die Verstärkungsbandbreite beträgt tyischerweise
20 THz, was gleich 20.000 GHz ist.
-
Außerdem ist ferner ein optischer Wellenleiter in dem
Material gebildet, um den optischen Strahl auf die kleine
Verstärkungsregion in der Nähe des pn-Übergangs zu begrenzen.
Der optische Zwei-Spiegel-Hohlraum ist durch die
geschnittenen Spiegelfacetten an jedem Ende des Halbleiterchips
gebildet. Diese Spiegel sind typischerweise um 0,25 mm
beabstandet, was einen Moden-Freguenzabstand von etwa 175 GHz zur
Folge hat. Da der Modenabstand viel geringer als die
Verstärkungsbandbreite ist, ist es möglich, daß mehrere Moden
gleichzeitig oszillieren, wobei dies im allgemeinen
auftritt.
Dies ist in Fig. 2 (nicht maßstabsgetreu)
dargestellt, in der die Moden als vertikale Linien 10, 12, 14, 16
unter der Hüllkurve 40 gezeigt sind. Das Reflexionsvermögen
des zerklüfteten Spiegels ist frequenzunabhängig, weshalb
die Moden mit der höchsten Verstärkung oszillieren.
Gitter-abgestimmter Halbleiterlaser
-
Um die Wellenlänge eines Halbleiterlasers abzustimmen und zu
steuern ist es notwendig, die Rückkopplungswellenlänge zu
steuern. Eine Möglichkeit, um dies durchzuführen, besteht
darin, einen Externhohlraum zu bilden, der ein
Wellenlängen-selektives Filter enthält, beispielsweise das in Fig. 1.
Bei dieser Konfiguration ist eine Facette 12 des Laserchips
10 antireflektierend beschichtet, um das
Facetten-Reflexionsvermögen zu verschlechtern. Das Licht von dieser
Facette wird durch eine Linse 24 parallel gerichtet und
beleuchtet ein planares Brechungsgitter 16 in der
Littrow-Konfiguration. Das Gitter bricht den einfallenden Lichtstrahl mit
Winkeln, die von der Wellenlänge abhängen.
-
Bei der Konfiguration von Fig. 1 wird ein Teil des Lichts,
das von dem Laser 10 emittiert wird, durch eine Linse 14 auf
ein Gitter 16 fokussiert. Das Gitter 16 bricht das Licht und
ein Teil des gebrochenen Lichts wird durch die Linse 14
fokussiert, um den Wellenleiter 20 wieder zu betreten. Ein
solcher Teil des Lichts, der zu dem Laser zurückgeführt
wird, induziert eine Emission von Licht in einer Hüllkurve
50 von Fig. 2, und beschränkt die Lichtemission auf
bestimmte Longitudinalmoden 52 bis 64. Das Gitter 16 und der Laser
10 bilden daher einen Externhohlraumlaser, bei dem die
zulässigen Longitudinalmoden auf die Moden 52 bis 64 und alle
Moden 10 bis 16 beschränkt sind, die in das Durchlaßband 50
fallen, wie in Fig. 2 gezeigt ist, Es sei bemerkt, daß zu
darstellenden Zwecken in Fig. 2 das Durchlaßband 50 und die
Frequenzmoden 52 bis 64 und 10 bis 16 nicht maßstabsgerecht
gezeichnet wurden.
-
Bei Littrow ist die Wellenlänge oder Frequenz, die
retroreflektiert wird:
-
λ = 2dsinθ oder ν = c/2dsinθ (2)
-
wobei d = der Abstand zwischen Gitterlinien,
-
θ = der Gitterwinkel, wie er in Fig. 1 aufgezeichnet
ist.
-
Andere Wellenlängen werden entweder über (kürzere
Wellenlängen) oder unter (längere Wellenlängen) dem einfallenden
Strahl gebrochen. Wenn der rücklaufende Strahl auf den
Laserwellenleiter 20 abgebildet wird, wird nur die Littrow-
Wellenlänge der Gleichung 2 exakt abgebildet und in den
Wellenleiter gekoppelt. Die Bilder der anderen Wellenlängen
sind verschoben. Sobald die Verschiebung größer als ein
Strahldurchmesser ist, existiert keine Rückkopplung mehr in
den Verstärker. Die Bandbreite dieses Gitterfilters wird in
vielen elementaren Physik-Lehrbüchern berechnet und lautet
wie folgt:
-
Δλ/λ Δν/ν = 1/N (3)
-
wobei Δλ = die Wellenlängenbandbreite
-
λ = die Mittenwellenlänge
-
Δν = die Frequenzbandbreite
-
ν = die Mittenfrequenz
-
N = die Anzahl von Gitterlinien, die durch den
einfallenden optischen Strahl beleuchtet werden.
-
Bei vielen abstimmbaren Externhohlraumlasern (ECLs) kann der
Filterdurchlaßbereich etwa 20 GHz betragen, der Modenabstand
des Lasers etwa 2 GHz und die
Verstärker-Verstärkungsbandbreite etwa 20.000 GHz. Diese Charakteristika sind zusammen
in Fig. 2 aufgezeichnet. Bezugnehmend auf Fig. 2 ist die
Linie 40 eine Darstellung der Gesamtverstärkung des
Halbleiterlasers 10 von Fig. 1. Wie in Fig. 2 gezeigt ist, weist
die Gesamtverstärkungskurve 40 eine Bandbreite von etwa
20.000 GHz auf. In anderen Worten heißt das, daß ein
alleinstehender Halbleiterlaser 10 Licht mit einer Bandbreite, die
in Fig. 2 gezeigt ist, emittieren wird. Die Lichtemission
durch den Laser 10 wird durch eine Rekombination von
Elektronen und Löchern bewirkt, welche eine Lichtemission bei
oder in der Nähe der Bandabstandsenergie des Materials der
aktiven Region des Lasers bewirkt. Wenn der Laser 10
folglich als ein alleinstehendes Bauelement ohne irgendeine
Rückkopplung verwendet wird, wird er Licht init einer
Bandbreite, die in Fig. 2 gezeigt ist, emittieren.
-
Die Nettoverstärkung pro Hohlraumumlauf ist das Produkt der
Verstärker-Verstärkung und des Filterverlusts, wie dieselben
in Fig. 2 aufgezeichnet sind. Bei einer richtigen Filterung
und Abstimmung wird nur der Hohlraummode in dem
Filterdurchlaßbereich mit der höchsten Verstärkung oszillieren.
Folglich kann der Oszillationsmode durch das Abstimmen des
Filters ausgewählt werden, was durch das Drehen des Filters
gexnäß Gleichung 2 erreicht wird. Dies ist der elementare
Grundsatz des Gitter-abgestimmten ECL.
Kontinuierliche Abstimmung des Gitterhohlraums
-
Wie in dem vorherigen Abschnitt verdeutlicht wurde, ist die
ECL-Frequenz durch zwei Faktoren bestimmt, die
Hohlraummodefrequenzen und die Filter-Durchlaßbereich-Frequenz, wobei
der Oszillationsmode durch die Filterfrequenz ausgewählt
wird (den Gitterwinkel in Gleichung 2).
-
Wenn die Frequenz des Oszillationsmodes aus der spitzen
Filter-Übertragungsfrequenz gezogen wird, nimmt die
Nettoverstärkung desselben ab. Zur gleichen Zeit wird die Frequenz
eines benachbarten Modes zu der Filterspitze hinbewegt,
wobei die Nettoverstärkung zunimmt. An der
Verstärkungsübergangsfrequenz
springt der Mode.
-
Das alleinige Ändern der Hohlraumlänge wird bewirken, daß
die ECL-Frequenz periodisch von Mode zu Mode springt. Dies
findet statt, da der Kamm von gleichmäßig beabstandeten
Hohlraummoden über den Filter-Durchlaßbereich abgetastet
wird. Wenn das Gitter 16 von dem Laser 10 wegbewegt wird,
erhöht dies die Größe der Hohlraumlänge L in der Gleichung
1, was eine entsprechende Abnahme der Frequenzen der
Longitudinalmoden 52 bis 64, die in Fig. 2 gezeigt sind, zur
Folge hat. In anderen Worten heißt das, daß die zulässigen
Longitudinalmoden 52 bis 64 frequenzmäßig alle zu dem Ursprung
in Fig. 2 hin verschoben werden. Wenn das Gitter 16 ohne
jede Drehung bewegt wird, bleibt die Hüllkurve 50 stationär.
Wenn der Longitudinalmode 60 der dominante Mode mit der
höchsten Amplitude unter den Moden ist, bevor das Gitter 16
bewegt wird, wird die Emission im Mode 60 amplitudenmäßig
abnehmen, wenn das Gitter 16 von dem Laser 10 wegbewegt
wird, während die Lichtemission im Mode 62 amplitudenmäßig
zunehmen wird. An einem bestimmten zeitlichen Punkt werden
die Amplituden der Longitudinalmoden 60 und 62 gleich sein;
danach wird der Mode 62 der dominante Mode mit der höchsten
Amplitude. Dies ist als Mode-Springen (mode hopping)
bekannt, bei dem der Longitudinalmode einer bestimmten
Frequenz mit der größten Amplitude von einem zum anderen
springt. Folglich springt die Laserfrequenz periodisch mit
einer sich ändernden Hohlraumlänge, bleibt jedoch innerhalb
eines Longitudinalmodenabstands der Filterfrequenz. Wenn ein
Oszillator, beispielsweise der in Fig. 1, in einem
Heterodyn-Empfänger verwendet ist, bewirkt das Moden-Springen, daß
die Aufnahmefrequenz des Heterodyn-Empfängers ebenfalls von
einer Frequenz zu einer anderen springt, was unerwünscht
ist.
-
In gleicher Weise bewirkt das Drehen des Gitters, um die
Filterfrequenz abzustimmen, ebenfalls, daß die Moden des
Lasers periodisch springen. In diesem Fall bleiben die
Hohlraum-Longitudinalmoden frequenzmäßig fest, während sich die
Filterhüllkurve 50 über den Modenkamm in Fig. 2 bewegt.
Während sich die Filterspitzenübertragung von Mode zu Mode
bewegt, springt der Laser frequenzmäßig.
-
Da das Drehen des Gitters die Filterfrequenz versetzt und
das Ändern der Hohlraumlänge die Frequenz des q-ten
Longitudinalmodes ändert, ist es möglich, den Laser ohne ein
Moden-Springen abzustimmen, wenn sowohl die Hohlraumlänge als
auch der Gitterwinkel auf eine koordinierte Weise abgestimmt
werden. In anderen Worten heißt das, daß der Grundsatz des
Abstimmens ohne Moden-Springen auf der Idee des
gleichzeitigen Abstimmens der Hohlraummoden und der Filterfrequenz
basiert, derart, daß ein Mode stets bei der
Spitzenfilterübertragungsfrequenz bleibt. Dies ist die Idee, die in der
Schrift von Favre u.a. mit dem Titel "External Cavity
Semiconductor Laser with 15 nm Continuous Tuning", Electronics
Letters, Bd. 22 (1986). Continuous Tuning Using AOTF,
umrissen ist. Es ist schwierig, die Rotations- und Translations-
Bewegungen gleichzeitig und genau mechanisch zu steuern, um
ein kontinuierliches Abstimmen ohne ein Moden-Springen zu
erreichen. Daher ist es erwünscht, andere verbesserte
Systeme zu schaffen, die einfacher zu steuern sind.
-
Die hierin beschriebene Erfindung ist ein neuartiges
Konzept, bei dem ein kontinuierliches Abstimmen elektronisch
ohne bewegliche Teile erreicht wird. Bei dem elektronisch
abgestimmten Laser gemäß der Erfindung und den Beispielen,
die für das Verstehen der Erfindung nützlich sind, wurde das
Gitterfilter durch ein oder mehrere akustooptische
abstimmbare Filter (AOTFs) ersetzt. Der auf einem AOTF basierende
Hohlraum wird sicherlich schneller abstimmen und könnte zu
einem kleineren, billigeren und robusteren Laser als die
mechanisch abgestimmte Implementierung, die oben beschrieben
wurde, führen
-
Typischerweise werden AOTFs unter Verwendung von
doppelbrechenden Kristallen, beispielsweise LiNbO&sub3;, hergestellt. Das
AOTF beruht auf einem Brechungsgitter, das durch eine sich
sinusförmig ausbreitende akustische Welle erzeugt wird, die
kollinear mit dem optischen Strahl erzeugt wird, um ein
optisches Filter zu bilden. Statt das Licht in
unterschiedliche Winkel zu brechen, wie das Strichgitter, bricht das AOTF
die gefilterte Wellenlänge aus einer linearen Polarisation
in die orthogonale Polarisation. Danach wird ein Polarisator
verwendet, um das gefilterte Licht auszuwählen. Ein Merkmal,
das das AOTF mit dem herkömmlichen Gitter gemeinsam hat,
besteht darin, daß seine Auflösung ebenfalls nur von der
Anzahl der beleuchteten Gitterlinien abhängt (Gleichung 3).
-
Bei einer speziellen Realisierung eines AOTF wird eine
akustische Oberflächenwelle an einem Punkt auf der Oberfläche
eines doppelbrechenden Kristalls erzeugt, auf der sich die
akustische Oberflächenwelle entlang der Oberfläche zu einem
zweiten Punkt auf der Kristalloberfläche ausbreitet, an dem
die Oberflächenwelle abgeleitet oder absorbiert wird. Die
akustische Wanderwelle ändert den Brechungsindex des
Kristalls. Wenn sich auch Licht durch den gleichen Kristall
ausbreitet, bewirken daher die periodischen Änderungen des
Brechungsindex in dem Kristall eine Lichtbrechung. Da eine
sich ausbreitende akustische Welle ein periodisches
Variationsmuster in dem Brechungsindex einstellt, ist die Wirkung
der akustischen Welle auf die Lichtausbreitung ähnlich der
des Gitters von Fig. 1. In dem Fall des Bewegens des Gitters
bewirkt die relative Bewegung zwischen dem Verstärker und
dem Gitter eine Doppler-Verschiebung der optischen
Laserfrequenz des Lasers. In dem Fall des AOTF bewirkt das Muster
des variierenden Brechungsindex, der sich relativ zu dem
optischen Verstärker bewegt, eine gleichartige
Doppler-Verschiebung der Laserfrequenz. Der Abstand, um den sich die
sich ausbreitende akustische Welle ausbreitet, ist als die
akustische Interaktionslänge bekannt. Je größer die
akustische Interaktionslänge ist, eine umso größere Anzahl von
Mustern eines variierenden Brechungsindex trifft das sich
ausbreitende Licht und desto schmaler ist der
Filterdurchlaßbereich. Daher hat in diesem Sinne die akustische
Interaktionslänge die gleiche Wirkung wie die Anzahl von
beleuchteten
Gitterlinien in Gleichung 3.
-
In diesem Fall ist der Linienabstand gleich der akustischen
Wellenlänge, so daß der Filterdurchlaßbereich umgekehrt
proportional zu der akustischen Interaktionslänge ist. Außerdem
ist die Spitzenwellenlänge des optischen Filters oder die
Frequenz:
-
λ = νaΔβ/fa oder ν = cfa/vaΔβ (4)
-
wobei va = die akustische Geschwindigkeit
-
Δβ = der Unterschied des außerordentlichen und des
normalen Brechungsindex in dem Kristall
-
fa = die Frequenz der akustischen Welle
-
c = die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum
-
AOTFs werden tpyischerweise durch elektronische
Vorrichtungen betrieben, bei denen die Frequenz der sich ausbreitenden
akustischen Oberflächenwelle durch das Ändern der
elektronischen Treiberfrequenz geändert werden kann. Folglich wird
die Filterabstimmung durch ein Ändern der elektronischen
Treiberfrequenz erreicht.
-
Wie oben analog zu dem Externhohlraumlaser mit abstimmbarem
Gitter erläutert wurde, besteht ein weiteres wichtiges
Merkmal des AOTF darin, daß das gefilterte Licht als eine Folge
dessen, daß sich seine Brechung von dem "Gitter" (das durch
das Muster des sich ändernden Brechungsindex gebildet ist)
mit Schallgeschwindigkeit bewegt, doppler-verschoben ist.
Wenn sich die akustische Welle in die gleiche oder eine
entgegengesetzte Richtung zu der des Lasers bewegt, ist die
Grße der Doppler-Verschiebung gleich der Frequenz der
akustischen Welle. Das Vorzeichen der Doppler-verschiebung
hängt von der Polarisierung des Eingangsstrahls und der
Richtung der akustischen Welle ab.
-
Aufgrund der AOTF-Doppler-Verschiebung ändert das einfache
Ersetzen des Brechungsgitter-Filters in einem ECL durch ein
AOTF das Verhalten des Lasers signifikant. w. Streiffer und
J. Whinnery, Applied Physics Letters, Bd. 17, Seiten 335 bis
337 (1970), zeigten, daß die Doppler-Verschiebung zu einer
unerwünschten spektralen Verbreiterung des Lasers führt.
Eine Lösung für dieses Problem besteht darin, ein zweites AOTF
innerhalb des Laser-Resonators zu plazieren, um die
Doppler-Verschiebung, die durch das erste AOTF auferlegt ist, zu
beseitigen. In diesem Fall sind die Longitudinalmoden des
AOTF-Hohlraums die gleichen wie die des herkömmlichen Zwei-
Spiegel-Hohlraums. Mehrere Autoren berichteten von
Hohlraumentwürfen dieses Typs.
-
Andererseits kann gemäß der Erfindung die
Doppler-Verschiebung ausgenutzt werden, um die Longitudinalmoden des Lasers
abzustimmen. Dies wird die Hohlraumlängen-Einstellung
ersetzen, die bei dem kontinuierlich abgestimmten Gitterhohlraum,
der oben beschrieben wurde, durchgeführt wurde.
-
Um besser zu verstehen, wie dies funktioniert, sei wiederum
der Gitter-abgestimmte Hohlraum von Fig. 1 betrachtet. Es
sei angenommen, daß die Laser-Länge durch ein Inkrement dL
erhöht ist, welches verglichen mit der Hohlraumlänge L klein
ist. Außerdem sei angenommen, daß die Bewegung mit einer
konstanten Geschwindigkeit v durchgeführt wird. Unter
Verwendung von Gleichung 1 beträgt die Abstimmrate des q-ten
Longitudinalmodes:
-
dfq/dt = dfq/dL x dL/dt = -qc/2nL² v = -f v/L (5)
-
Folglich ändert sich die Laserfrequenz mit einer konstanten
Rate proportional zu der Gittergeschwindigkeit.
-
Die Moden-Abstimmrate kann ebenfalls unter Verwendung eines
alternativen Standpunkts berechnet werden. Da sich das
Gitter
bewegt, ist das Licht, das von demselben reflektiert
wird, doppler-verschoben. Wenn eine Frequenz fq auf das
Gitter einfällt, das sich mit der Geschwindigkeit v wegbewegt,
dann ist die Frequenz des reflektierten Strahls:
-
fq' fq[1-2nv/c]
-
Die Frequenzänderung bei der Reflexion ist:
-
Δf = fq'-fq = (-2nv/c)fq
-
Außerdem sei angenommen, daß das Zeitintervall, die das
Licht benötigt, um einen Umlauf in dem Hohlraum
durchzuführen, wie folgt lautet:
-
T = 2nL/c
-
Da die Frequenz bei jedem Umlauf verschoben wird, ist die
Änderungsrate der Laserfrequenz:
-
dfq/dt = Δf/T = -fq v/L
-
Dies ist die gleiche Antwort, die direkt aus Gleichung 1
berechnet wurde. Der springende Punkt ist, daß das Versetzen
des Gitters oder des Spiegels in einem herkömmlichen
Hohlraum die Longitudinalmoden des Lasers mittels einer
Doppler-Verschiebung von dem sich bewegenden Spiegel oder Gitter
abstimmt. Jede andere Einrichtung des Erzeugens einer
Doppler-Verschiebung in dem Hohlraum wird das gleiche bewirken.
Das AOTF ist eine derartige Einrichtung.
-
Es gibt mehrere mögliche Beispiele des kontinuierlich
abgestimmten AOTF-Lasers, der in Fig. 3 dargestellt ist, die zum
Verstehen der Erfindung brauchbar sind. In allen Fällen
existieren zwei in Reihe geschaltete AOTFs. Die Verwendung nur
eines AOTF erzeugt ebenfalls eine Doppler-Verschiebung in
der Laser-Frequenz; jedoch ist mit den gegenwärtig
verfügbaren AOTFs der Betrag der Frequenzverschiebung unter
Verwendung nur eines AOTF zu groß, um brauchbar zu sein. Aus
diesem Grund werden im allgemeinen zwei oder mehr AOTFs
verwendet. Statt des exakten Beseitigens der Doppler-Verschiebung
durch das Treiben der Vorrichtungen mit exakt der gleichen
Frequenz werden dieselben gemäß einem Aspekt dieser
Erfindung mit etwas unterschiedlichen akustischen Frequenzen, fa1
und fa2 getrieben. Wie oben in Gleichung 4 genannt wurde,
werden die optischen Durchlaßbereiche der Filter ebenfalls
leicht versetzt sein, wobei jedoch, solange fa1 und fa2 nahe
genug beieinander sind, die Bandpaß-Verstimmung nicht
signifikant sein wird.
-
Es existieren zwei allgemeine Klassen von AOTF-Hohlräumen:
lineare und eine ringförmige. Bei den linearen Hohlräumen
läuft der optische Strahl bei einem Hohlraumumlauf zweimal
durch die AOTFs. In diesem Fall ist die Nettoänderung der
optischen Frequenz pro Umlauf aufgrund der
Doppler-Verschiebung 2(fa1-fa2). Wenn die Hohlraum-Umlaufzeit T ist, beträgt
die Modell-Chirp-Rate (model chirp rate):
-
dv/dt = 2(fa1-fa2)/T
-
In Ringhohlräumen läuft der Strahl nur einmal pro Umlauf
durch die AOTFs. Folglich sollte der Faktor "2", der in der
obigen Gleichung erscheint, daher weggelassen werden.
-
Wenn die Frequenzen fa1 und fa2 konstant jedoch
unterschiedlich gehalten werden, wird der Mode bald aus der
Filterbandbreite abgestimmt werden. Dies ist der gleiche Effekt wie
der, der auftritt, wenn der Gitterwinkel fest ist, und das
Gitter in dem Gitter-abgestimmten ECL versetzt wird. In
beiden Fällen tritt ein Moden-Springen auf. Damit das ECL
kontinuierlich abgestimmt wird, muß der Bandpaß des AOTFs
abgestimmt werden, um dem Chirp-Mode zu folgen. Dies ist
wiederum analog zu dem kontinuierlich abgestimmten
Gitterhohlraum. Bei dem Gitter-abgestimmten Laser müssen der
Gitterwinkel
und die Gitterposition für eine kontinuierliche
Abstimmung gleichzeitig eingestellt werden. Bei dem
AOTF-abgestimmten Hohlraum müssen die absoluten Treiberfrequenzen für
die zwei AOTFs für eine kontinuierliche Abstimmung
gleichzeitig eingestellt werden.
-
Als ein Beispiel seien bestimmte AOTF-Vorrichtungen
betrachtet, die für ein Experiment aufgebaut wurden. Diese
Vorrichtungen sind für die Laserwellenlängenregion von 130 nm
entworfen. Es ist beabsichtigt, den Laser über näherungsweise
100 nm zu wobbeln. Der Durchlaßbereich des AOTF-Filters ist
bei 1.300 nm zentriert, wenn dieselben bei näherungsweise
200 MHz betrieben werden. Wenn die optische Umlaufzeit eine
Nanosekunde beträgt, und 2(fa1-fa2) 10 kHz ist, beträgt die
Chirp-Rate 10.000 GHz pro Sekunde, was näherungsweise 56 nm
pro Sekunde ist. Folglich können wir den gesamten
Abstimmbereich von 100 nm in weniger als zwei Sekunden abtasten.
-
Die Fig. 3A bis 3C sind schematische Diagramme der drei
optischen Oszillator-Wobbelvorrichtungen, die AOTFs verwenden.
Wie oben beschrieben ist, breitet sich das Licht in den
Wobbelvorrichtungen der beiden Fig. 3A, 3B in dem
Rückkopplungsweg zweimal durch AOTF1, AOTF2 aus, wohingegen bei der
Ring-Typ-Konfiguration von Fig. 3C sich das Licht nur einmal
durch die zwei AOTFs ausbreitet. Außerdem ist ein weiterer
Unterschied bemerkenswert. In Fig. 3A muß der Laser 102 nur
auf einer Seite mit einer Antireflexionsbeschichtung 112
beschichtet sein. Wie bekannt ist, sind
Antireflexionsbeschichtungen nicht perfekt, so daß eine bestimmte
Restbrechung stets an einer derartigen Beschichtung auftritt,
welche unerwünschte Oszillationen und ein diskontinuierliches
Abstimmen in dem Laser 102 bewirken. Aus diesem Grund ist es
bevorzugt, Antireflexionsbeschichtungen auf beiden Seiten
des Lasers zu verwenden, beispielsweise Beschichtungen 152,
154 in den Wobbelvorrichtungen der Fig. 3B, 3C. Wenn beide
Enden des Lasers derartige Beschichtungen aufweisen, ist die
Güte (Q) des unechten Hohlraums in dem Laser 150 reduziert.
Aus diesem Grund sind beide Enden des Lasers 150 durch
Antireflexionsbeschichtungen
152, 154 beschichtet. Dies kann
tatsächlich die Wirkung des Reduzierens der andernfalls
strengen Anforderungen für Antireflexionsbeschichtungen
hoher Qualität aufweisen.
-
Um die Abstimmbarkeit des Externhohlraumlasers zu
verbessern, ist es im allgemeinen erwünscht, die Longitudinalmoden
10 bis 16, die durch den Halbleiterlaser erzeugt werden, zu
unterdrücken. Eine Verlustgrenzanalyse für die
Externhohlraum-Laserkonfigurationen der Fig. 3A bis C zeigt, daß die
Ringkonfiguration der Fig. 3C diese Unterdrückung am besten
erreicht. Wenn die Moden 10 bis 16 unterdrückt sind, müssen
nur die Moden 52 bis 64 beim Analysieren der Charakteristika
des optischen Oszillators betrachtet werden.
-
Bei der Verlustgrenzanalyse wird der Umlaufverlust des
inneren Hohlraums des Verstärkungschips mit dem des äußeren
Hohlraums der Rückkopplung für die drei
Rückkopplungskonfigurationen der Fig. 3A bis C verglichen. Der Umlaufverlust
eines Laserhohlraums beträgt:
-
al - ln(r&sub1;r&sub2;)
-
wobei al der innere Verlust in dem inneren Hohlraum des
Chips ist, und r&sub1; und r&sub2; die Spiegel-Reflexionsvermögen
sind. Unter der Annahme, daß (al) der inneren Hohlräume für
alle drei Konfigurationen gleich ist, ergibt ein
Verlustdifferenzvergleich des inneren Hohlraums des Verstärkungschips
und des externen Hohlraums der Rückkopplung in einem Umlauf
des Lichts eine Differenz von Logarithmen. Diese Differenz
von Logarithmen kann auch als ein Logarithmus eines
Verhältnisses ausgedrückt werden, und ist so nachfolgend in der
zweiten Spalte von Tabelle I gezeigt.
-
Bei den Konfigurationen, die in den Fig. 3A bis C
dargestellt sind, ist eine Anzahl von Komponenten gezeigt, wobei
eine Anzahl von Annahmen bezüglich dieser Komponenten
getroffen ist. Jede Konfiguration weist einen Halbleiterlaser,
zwei AOTFs, eine oder mehrere Parallelrichtungslinsen und
einen oder mehrere reflektierende Spiegel auf. Bei der
einseitigen linearen Konfiguration von Fig. 3A weist, da Licht
den Halbleiterlaser nur durch eine Facette verläßt und
betritt, nur diese Facette eine antireflektierende
Beschichtung auf. Außerdem wird nur eine Parallelrichtungslinse und
ein reflektierender Spiegel benötigt. Sowohl bei der
zweiseitigen linearen Konfiguration von Fig. 3B und der
Ringkonfiguration von Fig. 3C weisen, da Licht durch beide Facetten
austritt oder eintritt, beide Facetten antireflektierende
Beschichtungen und zugeordnete Parallelrichtungslinsen auf.
Die zweiseitige lineare Konfiguration erfordert ferner zwei
reflektierende Spiegel, während die Ringkonfiguration,
obwohl sie in Fig. 3C mit vier reflektierenden Spiegeln
gezeigt ist, zumindest drei reflektierende Spiegel erfordert.
-
In der Analyse sind ein Kopplungsfaktor für den Verstärker,
Ca, ein Kopplungsfaktor für das Filter Cf, ein
Übertragungsfaktor für jedes AOTF, t, ein Reflexionsvermögen-Faktor für
jeden reflektierenden Spiegel, rm, ein Reflexionsvermögen-
Faktor für jede antireflektierende Beschichtung, rc,
enthalten. Bei den Verlust-Unterschiedsvergleichen sind folgende
Parameterwerte angenommen:
-
rm² = 1,0
-
rc² = 10&supmin;³
-
ca² = 0,5
-
cf² = 1,0
-
t² = 0,8
-
Da die Verlustunterschiede in Form eines differentiellen
Verlustes ausgedrückt sind, wird danach der
Gesamtverlustunterschied in dB berechnet und in der dritten Spalte der
Tabelle I als der Exponent von (10,0 x differentieller
Verlustunterschied) gezeigt. Aus diesen Berechnungen ist in
Tabelle I zu sehen, daß die Ringkonfiguration einen viel
höheren Verlustunterschied aufweist, mit dem sie gegenüber dem
Einzelchiphohlraum zu unterscheiden ist, verglichen mit der
einseitigen linearen Hohlraumkonfiguration, und eine
signifikant höhere Verlustdifferenz verglichen mit der
zweiseitigen linearen Hohlraumkonfiguration.
Tabelle I Verlustgrenzanalyse
-
Die Fig. 4 und 5 zeigen alternative Ausführungsbeispiele von
Lasern mit einer externen Ringkonfiguration, die zum
Verstehen der Erfindung brauchbar sind. Eine elementare
Ringkonfiguration ist in Fig. 4 dargestellt. Die auf AOTFs basierende
Ringkonfiguration ist in Fig. 4 gezeigt. Der auf AOTFs
basierende Ring-ECL in Fig. 4 enthält zwei Filter, die auf
eine solche Art und Weise ausgerichtet sind, daß kein Netto-
Chirp (net chirp) bei einem Umlauf des Hohlraums existiert.
Die zwei Filter verwenden die gleiche Eingangspolarisation,
um einen Vorteil aus der Strahlsteuerungs-Reduzierung zu
ziehen, die für eine Eingangspolarisation geboten ist, wenn
die Eingangs/Ausgangs-Flächen des AOTF keilförmig sind. Auf
diese Weise kann die Strahlsteuerung in einem planaren Ring
unter Verwendung einer einzelnen AOTF-Kristallform minimiert
sein. Die Konfiguration verwendet einen Isolator, I, um
einen unidirektionalen Wanderwellenbetrieb zu erzwingen, und
zwei Halbwellen-Verzögerungsplatten. Die Platte R1 dient zum
Kompensieren der Polarisationsrotation, die durch I bewirkt
wird (45º für eine einzelne Stufe; 90º für zwei Stufen), so
daß das zweite AOTF, F2, die gleiche Eingangspolarisation
wie das erste AOTF, F1, empfängt. Die Wellenplatte R2 dreht
die Polarisation der gefilterten Ausgabe von F2 zurück zu
der Hochverstärkungspolarisation des Verstärkerchips, A, der
eine antireflektierende Beschichtung auf beiden Facetten
aufweist. Parallelrichtungslinsen, L1 und L2, sind
verwendet, um das Licht von und auf A zu fokussieren, während
hochreflektierende Spiegel, M1, M2 und M3, verwendet sind,
um das Licht um den Ring-Rückkopplungsweg zu reflektieren.
Die Ausgabe des Ringlasers wird dann durch einen teilweise
durchlässigen Spiegel, M1, entnommen. Die nicht
umgewandelten Ausgangsstrahlen, b&sub1; und b&sub2;, werden in dieser
Konfiguration nicht verwendet.
-
Eine Variation des Doppel-AOTF-Ring-ECL ist in Fig. 5
gezeigt. Diese Konfiguration verwendet die nicht umgewandelten
Filterausgaben (die in Fig. 4 als b&sub1; und b&sub2; gezeigt sind)
als zusätzliche Laserausgaben, wobei dieselben mit
Polarisationswürfel-Strahlteilern, C1 und C2, extrahiert werden.
Diese Variation kann vorteilhaft sein, wenn die AOTFs, F1
und F2, einen geringen Wirkungsgrad aufweisen.
-
Eine Ring-ECL-Konfiguration gemäß der vorliegenden Erfindung
gemäß Anspruch 1 ist in Fig. 6 gezeigt. Diese Konfiguration
ist einzigartig dahingehend, daß eine Chirp-Kompensation mit
einem einzelnen AOTF, F, erreicht wird. Dies ist bei einer
retroreflektierenden linearen Konfiguration nicht möglich.
Die Konfiguration verwendet einen Einzel-AOTF-Ring, bei dem
das Filter F doppelt durchlaufen wird, wobei bei jedem
Durchlauf eine Chirp-Kompensation erzeugt wird. Prismen, P1
und P2, leiten das Licht zu und von F.
-
Wie gezeigt ist, unterscheidet die Ringkonfiguration stärker
gegen einzelne Chirp-Hohlraummoden als eine lineare
Konfiguration. Die Fähigkeit, ein unidirektionales Oszillieren des
Rings unter Verwendung eines inneren optischen Isolators zu
bewirken, kann die Einfach-Longitudinalmode-Stabilität
aufgrund der Beseitigung des räumlichen Loch-Brennens (spatial
hole burning) in dem Verstärkungsmedium verbessern. Ferner
ermöglicht es die Ringkonfiguration, ein einzelnes Filter in
einer Doppel-Durchlauf-Anordnung zu verwenden, wodurch der
Chirp bei jedem Umlauf selbst-kompensiert wird. Dies ist in
einer retroreflektierenden linearen Konfiguration nicht
möglich, es sei denn, zwei Filtervorrichtungen sind verwendet.
-
Fig. 7 ist ein schematisches Diagramm einer optischen
Oszillator-Wobbelvorrichtung, das ein Beispiel zur weiteren
Erklärung der Erfindung zeigt. Wie in Fig. 7 gezeigt ist,
weist die Wobbelvorrichtung 200 einen Laser 202, dessen
beide Enden Antireflexionsbeschichtungen aufweisen, Linsen 204,
eine die Polarisation beibehaltende (Rückkopplungs-) Faser
206, ein integriertes optisches Filter 210, das zwei AOTFs
210a, 210b enthält, einen Polarisator 212 und zwei
elektronische Treiber 222, 224 auf. Der Treiber 224 wird durch eine
Abstimmungssteuerung 226 gesteuert. Ein Richtungskoppler 232
koppelt die Faser 206 mit einem Ausgang 234. Ein weiterer
Richtungskoppler 242 koppelt die Faser 206 mit einem
Rückkopplungs-Steuerweg, der einen Polarisator 252, eine
Photodiode 254 und eine Steuerschaltung 256 aufweist, die den
Treiber 222 steuert. Der Laser 202 sendet Licht einer
bestimmten linearen Polarisation zu der Faser 206, wobei
solches Licht durch das erste AOTF 210a in die orthogonale
Polarisation umgewandelt wird. Ein derartiges umgewandeltes
Licht wird durch den Polarisator 212 gefiltert und durch das
zweite AOTF 210b zurück in die ursprüngliche Polarisation
umgewandelt und durch einen optischen Isolator 262 geleitet,
bevor es zu dem Laser 202 zurückgeführt wird, um eine
weitere Lichtemission in der Filterbandbreite einzuführen. Ein
Teil des Lichts in der Faser 206 wird ferner durch den
Koppler 242 durch einen Rückkopplungs-Steuerweg gekoppelt. Der
Polarisator 252 kann verwendet sein, um entweder die Größe
des Lichts in der ursprünglichen Polarisation, das durch den
Laser 202 emittiert wird, oder alternativ die Größe des
Lichts der orthogonalen Polarisation zu erfassen. Die Größe
eines solchen Lichts wird durch die Photodiode 254 erfaßt,
wobei eine derartige Größe durch die Steuerschaltung 256
verwendet wird, um die Frequenz fa2 des Treibers 222 zu
steuern.
-
Die Wobbelvorrichtung von Fig. 7 ist daher unter Verwendung
optischer Fasern anstelle der Spiegel, wie in Fig. 3C, in
der Ringkonfiguration realisiert. Der optische Isolator 262
erzwingt eine unidirektionale Oszillation des Rings, was zur
Folge hat, daß Licht nur von einem der zwei
Richtungskoppler-Ausgangstore bei 234 austritt. Obwohl beide AOTFs in
Serie auf dem gleichen Substrat gezeigt sind, ist es
offensichtlich, daß sich dieselben auf getrennten Substraten, die
mit einer Faser verbunden sind, befinden können.
-
Um den Laser auf eine spezifische Wellenlänge abzustimmen,
wird ein Computer oder eine manuelle Steuerung verwendet, um
fa2 unter Verwendung der Beziehung von Gleichung 4
abzustimmen. Dies-stellt die Mittenfrequenz des akustooptischen
Filters auf die gewünschte Laserwellenlänge ein. Der Treiber
222 wird dann verwendet, um den Lasertätigkeits-Hohlraummode
auf die Mittenfrequenz des akustooptischen Filters
abzustimmen. Wenn die optische Frequenz zu hoch ist, wird fa1 derart
abgestimmt, daß sie kleiner als fa2 ist, was bewirkt, daß
die optische Frequenz mit einer Rate, die durch Gleichung 7
gegeben ist, auf eine niedrige Frequenz abgestimmt wird.
Wenn die optische Frequenz zu gering ist, wird fa1
abgestimmt, um größer als fa2 zu sein. In der Praxis ist es
erwünscht, den Treiber 222 mittels einer automatischen Rück
kopplungs-Steuerschleife zu steuern, wie in Fig. 7 gezeigt
ist. Wenn das optische Signal in dem AOTF-Filter-Bandpaß
zentriert ist, ist das Licht in der gefilterten Polarisation
maximiert und das Licht in der orthogonalen Polarisation
minimiert. Das optische Signal von der Diode 254 wird in ein
elektrisches Signal umgewandelt. Der Polarisator 252 kann
verwendet sein, um eine oder beide der optischen
Polarisationen auszuwählen. Ein Steuerverfahren besteht darin, fa1
abzustimmen, bis das gefilterte Polarisationssignal
maximiert ist. Eine Standard-Zittersteuer-Schaltung wird
verwendet.
-
Fig. 8 ist eine teilweise schematische und teilweise Quer
schnitt-Ansicht eines Abschnitts des Systems von Fig. 7. Der
Einfachheit halber sind identische Komponenten in diesen
Figuren durch die gleichen Bezugszeichen bezeichnet. Um den
Aufbau des Systems 200 zu vereinfachen, können folglich die
Linsen 204 einfach durch einen runden Abschnitt der Enden
der Faser 206 gebildet sein.