DE1282209B

DE1282209B - Optischer Sender

Info

Publication number: DE1282209B
Application number: DET27907A
Authority: DE
Inventors: Gould Gordon
Original assignee: Control Data Corp
Current assignee: Control Data Corp
Priority date: 1964-02-19
Filing date: 1965-01-30
Publication date: 1968-11-07
Also published as: DE1282209C2; SE317753B; GB1097991A; BE659997A; NL6500677A

Description

Die Erfindung betrifft einen optischen Sender zur Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung mittels Beeinflussung der Güte des optischen Resonators (ß-Schaltung), indem in seinem Innern ein Medium variabler Absorption verwendet wird, das sich nach Empfang einer genügenden Energiemenge aus der stimulierten Strahlung selbst sättigt, durchsichtig wird und damit den Weg innerhalb des optischen Resonators freigibt.

Die allgemeine Theorie und die Wirkungsweise von optischen Sendern (Laservorrichtungen) ist heute allgemein bekannt und wurde bereits ausführlich in der Literatur beschrieben.

In vielen Fällen besteht der Wunsch, an Stelle der von derartigen Vorrichtungen normalerweise erzeugten spitzen, verstreuten Impulse mit relativ niedriger Spitzenleistung durch optische Impulssender einzelne Energieimpulse mit hoher Spitzenleistung zu erzeugen. Eine typische Anwendung für derartige scharf definierte Impulse ist die Entfernungsmessung, bei der der Beginn des Impulses einen Zeitgabezyklus einleitet, der beendet wird, wenn der Impuls empfangen wird, der von dem Objekt reflektiert wurde, dessen Entfernung zu messen ist.

Es sind mehrere Ausführungsformen von Geräten zur Erzeugung derartiger einzelner Impulse mit hoher Spitzenleistung bekannt. Eine dieser Ausführungsformen verwendet eine KerrzelIe als einen optischen Verschluß zur Steuerung der Erzeugung von Impulsen hoher Spitzenleistung. Die Verwendung von Kerrzellen hat jedoch den Nachteil, daß eine verhältnismäßig hohe Spitzenleistung zum Schalten derselben aufgewendet werden muß.

Die vorliegende Erfindung bezieht sich ebenfalls auf Geräte zur Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung durch einen optischen Sender, wobei die Güte des optischen Resonators (ß-Schaltung) beeinflußt wird. Hierbei wird zur Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung (manchmal auch »Riesen«-Impulse genannt) von einer optisehen Lawinentechnik Gebrauch gemacht. Bei dieser Technik wird ein Medium variabler Absorption in den übertragungsweg der stimulierten Strahlung im Resonator gebracht, um den Schwellenwert zu steuern, bei dem der optische Sender schwingt. Das Medium variabler Absorption hebt den Energieschwellenwert, bei dem die Schwingung im optischen Sender auftritt, über denjenigen Schwellenwert an, bei dem der optische Sender in Abwesenheit des absorbierenden Mediums schwingen würde. Das Einsetzen der Schwingung bei diesem höheren Schwellenwert »brennt« das absorbierende Medium »durch« und macht es durchlässig, wodurch der Weg innerhalb des optischen Resonators frei wird.

Für einen optischen Sender der eingangs erwähnten Art ist es bereits bekanntgeworden, ein photochromes Glas in den Pfad des stimulierten Lichtstrahls einzufügen. Das Glas wird unter der Wirkung des stimulierten Lichtstrahls durchlässig, während seine Durchlässigkeit für Licht kürzerer Wellenlängen abnimmt. Die vorliegende Erfindung zeigt einen anderen, allgemein anwendbaren Weg zur Steuerung eines optischen Senders ohne die Verwendung eines photochromen Glases, das den Nachteil hat, daß es so angepaßt sein muß, daß es bei einer speziellen Wellenlänge durchlässig wird.

Kennzeichnend für die Erfindung ist, daß das absorbierende Medium entweder vom gleichen Stoff ist wie das stimulierbare Medium oder aber aus einem davon unterschiedlichen Material besteht, das aber nicht photochromes Glas ist.

In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der Erfindung wird die stimulierte Strahlung durch ein stimulierbares Medium erzeugt, beispielsweise durch einen festen Stab aus kristallinem Material (etwa Rubin) oder durch ein Gas. Das innerhalb des optischen Resonators angeordnete Medium variabler Absorption absorbiert die Strahlungsenergie, die anfangs bei der Anregung des stimulierbaren Mediums durch die Anregungsenergiequelle erzeugt wird. Infolge der absorbierenden Wirkung kann die Schwingung in dem stimulierbaren Medium nicht bei dem normalen Schwellenwert einsetzen, da die Verluste in dem optischen Resonator erhöht wurden. Da der Schwellenwert des Einsetzens der Schwingung in dem stimulierbaren Medium erhöht wird, setzt das absorbierende Medium seine Strahlungsabsorbierende Wirkung fort, bis es genügend stimulierte Strahlung aufgenommen hat, um gesättigt zu werden. Das bedeutet, daß von den zwei Energiestufen für die wirksame Absorption die höhere so lange angeregt wird, bis praktisch keine weitere Absorption stattfindet. Nun wird das absorbierende Medium wirkungsvoll durchlässig für die stimulierte Strahlung, so daß die Schwingung in dem stimulierbaren Medium auftreten kann. Infolge der Verzögerung des Einsetzens der Schwingung in dem stimulierbaren Medium, wie sie durch das absorbierende Medium erzielt wird, ergibt sich eine Erhöhung des Schwellenwertes der Schwingung. Hieraus folgt ein Anwachsen der Dichte der in dem stimulierbaren Medium gespeicherten Energie vor dem plötzlichen Verbrauch derselben zum Zeitpunkt des Durchlässigwerdens des absorbierenden Mediums. Durch diese Verzögerung wird die Spitzenleistung des Ausgangsimpulses stimulierter Strahlung erhöht.

Die optische Lawinentechnik der vorliegenden Erfindung ist praktisch auf stimulierbare Medien aller Arten für optische Sender, nämlich feste, flüssige oder gasförmige, anwendbar. Auch das Medium variabler Absorption kann ein geeignet ausgewähltes festes, flüssiges oder gasförmiges Material sein. Die optische Lawinentechnik ist besonders vorteilhaft, da sie die Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung durch Anwendung einer optischen Verschlußwirkung gestattet, die selbst keine Leistung von außen benötigt. Auch wird das für das absorbierende Medium verwendete Material vorzugsweise so gewählt, daß es wieder verwendbar ist, d. h., daß es bei der Erzeugung eines Ausgangsimpulses stimulierter Strahlung unter normal gestalteten Ausgangsleistungsbedingungen nicht zerstört wird.

Die Erfindung wird nun an Hand der Zeichnungen beschrieben. Es zeigt

F i g. 1 ein Diagramm für den Energieaufbau und die Schwingungsbedingungen in einem optischen Sender ohne einen optischen Verschluß,

F i g. 2 einen optischen Sender mit einer Kerrzelle zur Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung,

F i g. 3 einen optischen Sender, der die optische LawinentechnikzurErzeugungvonAusgangsimpulsen hoher Spitzenleistung verwendet,

F i g. 4A und 4 B Energieausgangsdiagramme eines optischen Senders, der die optische Lawinentechnik verwendet, und

F i g. 5 einen optischen Sender nach der optischen Lawinentechnik, bei dem ein gasförmiges Arbeitsmedium und ein gasförmiges absorbierendes Medium verwendet werden.

Es sind schon einige Theorien zur Erklärung der Erzeugung von unregelmäßigen oder spitzenförmigen Ausgangsimpulsen von verhältnismäßig niederer Leistung bei einem optischen Impulssender entwickelt worden, der unter normalen Bedingungen arbeitet. Während keine dieser Theorien vollständig mit den bei arbeitenden optischen Sendern gemachten Beobachtungen übereinstimmt, so gehen sie doch alle das Problem von demselben allgemeinen Standpunkt aus an. Dieser allgemeine Standpunkt paßt zum Teil zu den gemachten Beobachtungen.

Zur Erklärung der Erzeugung von Spitzenausgangsimpulsen in einem Rubinmedium besagen diese verschiedenen Theorien, daß im Schwingungszustand aus irgendeinem Grund die Anregung des stimulierbaren Mediums über seinen Wert im stetigen Zustand hinaus angeregt wird, während die stimulierte Emission zeitweise aussetzt. Wenn dann die stimulierte Emission wieder einsetzt, so wird der Anregungsenergievorrat unter den Wert des stetigen Zustandes verbraucht, der für die Aufrechterhaltung der Schwingung notwendig ist. Während der Zeit der sich verbrauchenden Anregung wird ein Strahiungsimpuls erzeugt. Die Anregung fällt ab, und das Energiefeld verschwindet mit einer Zeitkonstanten, die sich der des optischen Resonators annähert. Hiernach wiederholt sich der Vorgang von selbst, und während der Zeit, während der die Anregungsleistung konstant bleibt, werden die Amplituden des pulsierenden Strahlungsausgangs im wesentlichen auf einen Wert begrenzt, der durch diese Relaxations- oder Kippschwingung bestimmt wird.

An Hand dieser einfachen Theorie kann gezeigt werden, daß eine der notwendigen Bedingungen für das Auftreten von stimulierter Strahlung erfordert, daß eine Frequenz vorhanden ist, bei der gleichzeitig der Gewinn durch das stimulierbare Medium gleich ist bzw. größer ist als die Gesamtsystemverluste, beruhend auf Ausgangskopplungen, Joulescher Wärme an den Reflektoren, Streuungen infolge von Unvollkommenheiten im Medium, Beugungen usw. Eine zweite Bedingung erfordert, daß die Phasenverschiebung über einen sich selbst schließenden Weg einschließlich von Phasenverschiebungen an den Reflektoren gleich Null ist. Die erste dieser Bedingungen ist die »Gewinn«-Bedingung, die zweite die »Phasen«- Bedingung. Für das allgemein verwendeten Rubinmedium sind diese Bedingungen für viele Frequenzen innerhalb eines relativ breiten Bandes erfüllt. Beispielsweise können bei einem Rubinstab von 7 cm Länge Schwingungen nach jeweils 1,2 GHz über eine Bandbreite von 300 GHz um den Mittelpunkt von 4,3 ■ IO⁵ GHz auftreten.

Das beobachtete Verhalten bei einem arbeitenden Rubinmedium weicht von den Vorhersagen gemäß dieser einfachen Theorie insbesondere bezüglich der 60-zeitpulsierenden Art der ausgesandten Strahlung ab. Auch zeigt sich eine in einer »Spitzen«-Modulation der Schwingungsstärke resultierende Instabilität, wenn der Energieaufbau innerhalb des Resonators hinler dem Gewinnaufbau in dem stimulierbaren Medium zurückbleibt.

Die F i g. 1 veranschaulicht annähernd das Verhalten eines typischen Impulsrubinsenders. Zur Zeit t = 0 wird das Anregungslicht (Linie A) eingeschaltet, und die Absorption der Anregungsenergie durch den Rubinstab beginnt den Anregungsenergievorrat des stimulierbaren Mediums, nämlich besagten Rubinstabs (Linie B), in Richtung auf den Schwingungsschwellenwert hin zu vergrößern. Die Schwingungsenergiedichte oder Intensität (Linie C) erfährt keine nennenswerte Steigerung, bevor nicht der Punkt a der Linie C, der Schwingungsschwellenwert des Arbeitsmediums, erreicht ist, worauf ein exponentieller Anstieg beginnt. Bei Punkt b der Linie C hat die Schwingungsenergiedichte einen Wert erreicht, der, wenn das Phänomen der Relaxationsschwingung nicht vorhanden wäre, durch das Anregen aufrechterhalten würde. An diesem Punkt ist die Zuwachsrate an Anregungsenergie des Arbeitsmediums gleich Null, aber der Anregungsenergievorrat ist wesentlich höher als derjenige, welcher durch das Anregen ohne das Vorhandensein von Relaxationsschwingungen aufrechterhalten werden könnte. Die Schwingungsenergiedichte setzt ihren Aufbau fort und geht über das Anregen hinaus, wobei das stimulierbare Medium durchlässig gemacht wird. An diesem Punkt c beginnt der Verfall des Energiedichtefeldes infolge von Resonatorverlusten. Unter üblichen Bedingungen der Rubinschwingung wiederholt sich der Zyklus gemäß den Punkten a', b', c' der F i g. 1. Es ist zu beachten, daß für größere Resonatorverluste höhere Schwellenwerte zur Erzeugung einer Schwingung erforderlich sind.

Aus dieser einfachen Erklärung ist ersichtlich, daß jede Schwingungsspitze, die erscheint, wenn das Medium durchlässig wird, dazu neigt, die in dem Medium gespeicherte Energie zu verbrauchen.

Wenn der Einsatzpunkt oder Schwellenwert der Schwingung durch Einführung eines zeitunabhängigen Gliedes zum Aufzehren der Energie in dem System erhöht wird, so wird der Aufbau der Stimulation verhindert, und die Anregungsenergie des stimulierbaren Mediums geht nicht auf Null. Hieraus folgt ein unvollständiger Verbrauch der Energie. Wenn jedoch unter Verhinderung einer Stimulation der Schwingungsschwellenwert heraufgesetzt werden kann und dann durch plötzliches Erhöhen der Güte des optischen Resonators gesenkt wird, wenn die Schwingung gerade einsetzen soll, so erhöht sich die in einer Spitze abgegebene Energie um den Betrag, um den der Schwellenwert oder Einsatzpunkt erhöht wurde. Dieser Effekt wird ß-Schaltung oder Steuerung des Gütefaktors des optischen Resonators genannt und kann zur Erzeugung einzelner hoher Spitzenleistungsimpulse verwendet werden.

Eine Möglichkeit, den Einsatzpunkt oder Schwellenwert der Schwingung eines stimulierbaren Mediums zu steuern, besteht darin, einen Einfluß auf den Reliexionskoeffizienten des Resonatorgefäßes und damit auf den Wert der Anregung im stetigen Zustand auszuüben. Beispielsweise kann die zum Anregen eines Mediums auf seinen Schwingungsschwellenwert erforderliche Zeit dadurch verlängert werden, daß der Resonatorreflexionskoeffizient auf einem niedrigeren Wert gehalten wird, was einen höheren Resonatorverlust bedeutet. Wird dieser niedrige Reflexionskoeffizient konstant gehalten, so wird die Zeit zwischen den Schwingungspulsierungen wahrscheinlich länger, aber die Ausgangsimpulse werden im wesentlichen gleiche Amplitude besitzen.

Wird der Reflexionskoeffizient des Resonators auf

einem niedrigen Wert nur so lange gehalten, bis die die Lichtanregung oder die elektrische Entladungszum Einsetzen einer Schwingung bei diesem niedrigen anregung, gepulst oder getastet wird. Diese Art von Wert erforderliche Anregung erreicht ist und dann Impulsbetrieb ist jedoch nicht so vorteilhaft, und der Reflexionskoeffizient plötzlich auf einen größeren zwar aus den schon erwähnten Gründen. Es ist Wert (niedrigerer Resonatorverlust) in einer Zeil- 5 deshalb vorzuziehen, daß bei dem Strahlungsverspanne erhöht, die kurz ist im Vergleich zur Dauer stärker das stimulierbare Medium stetig angeregt eines Impulses, dann besitzt das stimulierbare Medium wird, so daß unter geeigneten Bedingungen eine nun einen Anregungsenergievorrat, der über dem stetige Schwingung erzeugt werden kann, liegt, der für die Uberwindung der neuen, niedrigeren Das stimulierbare Medium enthält in einem stetig Verluste (höherer Reflexionskoeffizient) des Gefäßes io angeregten Zustand eine beträchtliche Energie, da zur Erzeugung der Schwingung notwendig wäre. sich Atome, Ionen oder Moleküle infolge Anregung Wenn nach Erreichen eines Anregungsenergieüber- durch elektromagnetische Strahlung mit geeigneter Schusses während der Zeit des niedrigen Reflexions- Frequenz auf einer höheren Energiestufe befinden, koeffizienten, der genügt, um die Schwingung aus- Diese gespeicherte Energie kann in einer kurzen zulösen und die Anregung des Arbeitsmediums gegen 15 Zeitspanne abgegeben werden und ist viel größer als Null zu senken, der Reflexionskoeffizient des Gefäßes die verhältnismäßig geringe Energie, die dem stimuplötzlich erhöht wird, dann tritt die Schwingung bei lierbaren Medium durch die Anregungsenergiequelle einer höheren Anregung auf, als sie für den höheren während einer gleich kurzen Zeitspanne zugeführt Reflexionskoeffizienten notwendig wäre. Somit wird wird.

der Anregungsenergievorrat des stimulierbaren Me- 20 Verschiedene Einrichtungen können zur Steuerung diums weit über seinen ursprünglich für die Schwin- von optischen Sendern zur Erzielung eines derartigen gung bei dem höheren Resonatorverlust (niedrigerer Impulsbetriebes verwendet werden. Reflexionskoeffizient) benötigten Wert hinaus an- Eine Möglichkeit, einen derartigen Impulsbetrieb geregt, und es tritt ein Impuls von kurzer Dauer und zu erreichen, besteht darin, die effektive Anzahl von großer Spitzenamplitude auf. Die Amplitude dieses 25 überschüssigen angeregten Atomen mittels des Impulses ist größer als bei einem stimulierbaren Zeeman- oder Stark-Effektes zu verändern. Dies Medium, das unter normalen Bedingungen ohne gelingt durch einen plötzlichen Wechsel der magnegesteuerten Wechsel des Resonatorgewinns arbeitet, tischen bzw. elektrischen Felder, da die Schwingung durch einen Anregungsenergie- Ein Impulsbetrieb kann auch durch plötzlichen vorrat erzeugt wird, der über dem liegt, der normaler- 30 Wechsel der Resonanzfrequenz des stimulierbaren weise für die Schwingung erforderlich ist, d. h., der Mediums durch den Zeeman- oder Stark-Effekt erzielt Schwellenwert wird zeitweise erhöht, so daß sich eine werden (etwa durch Ändern des magnetischen oder längere Zeit für den Aufbäu der Schwingungsenergie elektrischen Feldes im Gefäß), ergibt und mehr Energie vorhanden ist. Eine Anzahl Der Impulsbetrieb kann auch durch die Verwenkleiner Ausgangsimpulse kann dem ersten großen 35 dung einer Verschlußvorrichtung erreicht werden, Impuls infolge der neuen Bedingung mit niedrigem beispielsweise durch einen rotierenden Reflektor oder Verlust im Resonator folgen. ' eine elektronische Anordnung, etwa eine Kerrzelle,

Die oben geschilderte Wirkungsweise kann als durch die die Strahlung in dem geschlossenen Weg Strahlungsverschlußwirkung betrachtet werden, da des Resonators wirksam gedämpft wird, so daß die tatsächlich ein Verschluß zu einem bestimmten Zeit- 40 Verluste groß genug sind, um eine stimulierte Schwinpunkt geöffnet wird, um die optischen Verluste in gung bei bestimmten Zuständen des Verschlusses dem Resonatorgefäß, abzusenken. Diese Strahlungs- zu verhindern.

Verschlußwirkung kann durch einen Strahlungsmodu- Ein Beispiel einer Ausführungsform für die Erzeulator, beispielsweise eine Kerrzelle, erreicht werden, gung von laufenden Impulsen in einem optischen wie dies in einem anderen Vorschlag des Erfinders 45 Sender ist in F i g. 2 dargestellt. Diese Figur zeigt beschrieben ist. Sie kann aber auch mit gewissen ein Gefäß 401, dessen Inneres 402 mit einem geVorteilen bezüglich der Einfachheit des Gerätes durch eigneten der im vorangehenden beschriebenen stimueine optische Lawinentechnik erzielt werden, wie sie lierbaren Medien gefüllt ist. In F i g. 2 ist das Anreim folgenden beschrieben wird. gungsmittel für dieses Medium der Einfachheit halber Für bestimmte Anwendungen ist es erwünscht, 50 weggelassen. In dem Gefäß 401 befindet sich ein optische Sender so zu betreiben, daß sie laufende Prisma 403. Ein Fenster 404 ist an dem entgegen-Strahlungsenergieimpulse erzeugen. Derartige Impulse gesetzten Ende des Gefäßes 401 angeordnet. Ein werden im allgemeinen die Eigenschaften der Aus- weiteres ähnliches reflektierendes Prisma 405 ist vorgangssignale eines üblichen optischen Senders haben, gesehen und bei dem Gerät nach F i g. 2 außerhalb nämlich schmale Bandbreite, fast ebene Wellenform 55 des Gefäßes 401 angebracht. Es besteht auch die usw. Außerdem werden diese Impulse ihre Energie Möglichkeit, die beiden reflektierenden Prismen 403 auf eine sehr kurze Zeit konzentriert haben. Diese und 405 entweder beide innerhalb des Gefäßes oder Zeitperiode kann kürzer als IO"⁸ Sekunden sein. beide außerhalb des Gefäßes anzuordnen. Die Länge des Impulses kann natürlich größer sein Die Prismen 403 und 405 sind so angeordnet, daß und ist steuerbar, wie auch im gewissen Rahmen 60 die einfallenden Strahlen, wie sie durch die Pfeile 408 die Form des Impulses, was alles später noch erläutert angezeigt werden, auf ihre entsprechenden Flächen wird. Die Intensität des Impulses wird beträchtlich 406 und 407 mit oder annähernd mit dem Brewsterhöher sein als die Strahlungsintensität, die mit ver- Winkel auffallen, und zwar für das Prisma und gleichbaren Geräten erzielt wird, welche in stetigem seine Umgebung. Bei dieser Anordnung wird Strah-Zustand arbeiten. Die Strahlungsverstärker, ob sie 65 lung einer bestimmten Polarität durchgelassen und nun in Resonanz arbeiten oder nicht, können natürlich im Inneren des Prismas reflektiert, während Licht im Impulsbetrieb einfach dadurch angewendet werden, von anderer Polarität teilweise außerhalb von den daß die Quelle der anregenden Energie, beispielsweise entsprechenden Flächen 406 und 407 reflektiert wird.

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Somit ist nur für Licht einer bestimmten Polarität ein geschlossener Weg mit niedrigem Verlust vorgesehen. Eine Kerrzelle 411 ist in dem geschlossenen Strahlungsweg angeordnet, so daß sämtliche diesen geschlossenen Weg durchlaufende Strahlung durch die Kerrzelle 411 gelangt.

Die Kerrzelle ist elektrisch von einem Impulsgenerator und Zeitgeber 412 angeregt. Wie ersichtlich, steuert die Kerrzelle die Ausgangsimpulse der Strahlung, und der Impulsgenerator und Zeitgeber 412 ist entsprechend dimensioniert, um Impulse von geeigneter Dauer und gewünschtem zeitlichem Auftreten zu erzeugen, so daß Strahlungsimpulse mit der bei einer besonderen Anwendung gewünschten Eigenschaft abgegeben werden. Die Konstruktion von Kerrzellen ist allgemein bekannt und wird deshalb hier nicht im einzelnen beschrieben. Es dürfte genügen, darauf hinzuweisen, daß eine Form der Kerrzelle aus einer Anzahl von leitenden Platten besteht (vorzugsweise unter einem Winkel von 45° zur Papierebene in F i g. 2 angeordnet), die durch Leiter 413 mit einer Quelle elektrischen Potentials, beispielsweise dem Impulsgenerator und Zeitgeber 412 verbunden sind. Die Zwischenräume zwischen den leitenden Platten 414 sind mit einem (gewöhnlich flüssigen) Dielektrikum versehen, so daß beim Anlegen von Spannung an die Platten 414 ein elektrisches Feld in dem Dielektrikum erzeugt wird, das einen Wechsel in der Polarisierung einer durch die Kerrzelle laufenden ebenen, polarisierten Welle hervorruft, was allgemein als Kerreffekt bekannt ist.

An den Enden der Kerrzelle 411 sind Prismen 415 vorgesehen, so daß die durch die Pfeile 408 gezeigten Strahlen die Kerrzelle unter einem Winkel mit den äußeren und inneren Flächen des Prismas 415 erreichen, der im wesentlichen gleich dem Brewster-Winkel ist; hierdurch wird die Reflexion an den Flächen des Prismas 415 auf ein Minimum reduziert, was auch den Strahlungsverlust infolge der Einführung der Kerrzelle in das System möglichst verringert.

Da Tür Strahlung einer bestimmten Polarisation in F i g. 2 ein nahezu ungedämpfter, geschlossener Weg vorgesehen ist und da Strahlung von anderer Polarität teilweise aus diesem geschlossenen Weg herausreflektiert wird, ist es verständlich, daß die Anregung der Kerrzelle zum Verschieben der Polarisation der durch sie laufenden Strahlung einen beträchtlichen Verlust der Strahlungsenergie in dem geschlossenen Weg verursacht, etwa durch die Reflexion an den Flächen 406 und 407 der Prismen 403 und 405. Die Polarisation kann durch die Kerrzelle auf verschiedene Art geändert werden; sie kann in eine zirkuläre Polarisation umgewandelt werden oder auf einen neuen Polarisationswinkel verschoben werden, der um 90° von dem ursprünglichen abweicht, oder es können andere Änderungen vorgenommen werden. Jede Änderung in der Polarisation bringt eine Dämpfung der Lichtstrahlen mit sich, wobei die maximale Dämpfung bei einer 90°-Änderung des Winkels der Polarisationsebene erzielt wird.

Wenn somit die Kerrzelle 411 angeregt wird, verhindern Energieverluste des Resonators den Aufbau einer Schwingung, obgleich eine überschüssige Besetzung in einer höheren Energiestufe besteht, von der aus eine sich selbst erhaltende stimulierte Emission infolge der Ubergänge zu einer niedrigeren Energiestufe erfolgen würde, wenn die Bedingungen der Energiespeicherung in dem System in der Nähe des

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Optimums wären. Wenn somit die Kerrzelle bei diesen Bedingungen plötzlich abgeschaltet wird, um die Energie Verluste herabzusetzen, dann wird die durch die höhere Besetzung in dem oberen Energiezustand verkörperte Energie rasch durch stimulierte Emission absinken, wodurch ein Lichtenergieimpuls in dem Resonanzlichtverstärker erzeugt wird.

Ein Ausgangssignal kann von dem optischen Sender gemäß F i g. 2 dadurch erhalten werden, daß die Fläche 407 des Prismas 405 teilweise reflektierend gemacht wird. Dies geschieht etwa durch die Anwendung einer teilweise reflektierenden Beschichtung oder könnte dadurch erfolgen, daß das Prisma 405 um eine senkrecht zur Papierebene stehende Achse gedreht wird, so daß die durch die Pfeile 408 angezeigten Strahlen nicht genau unter dem Brewster-Winkel, sondern unter einem leicht veränderten Winkel einfallen, was in einer teilweisen Reflexion von der Fläche 407 des Prismas 405 resultiert, wodurch Ausgangsstrahlen entstehen, wie sie durch Pfeile 409 angedeutet sind.

Der in F i g. 2 gezeigte und vorstehend beschriebene Apparat ist insofern besonders vorteilhaft, als die Kerrzelle in Zeitabständen betätigt werden kann, die nur IO^-9 Sekunden betragen.

Bei dem Gerät nach F i g. 2 ist die Spitzenleistungsimpulsintensität wesentlich höher als die von einem nicht pulsierenden oder getasteten optischen Sender erzielbare Intensität. Der Leistungszuwachs ergibt sich daraus, daß beträchtliche Energie in dem Inneren 402 des Verstärkergefäßes 401 gespeichert wird, wenn das darin befindliche stimulierbare Medium in einem angeregten Zustand gehalten wird. Diese Energie kann in einem sehr kurzen Impuls mittels der Kerrzelle 411 abgegeben werden, wodurch sich eine sehr hohe Spitzenleistungsimpulsintensität ergibt. Die vorstehenden Ausführungen befaßten sich mit der Form der Güteverschlechterung des Resonators, die eine Kerrzelle verwendet.

Während das oben beschriebene Kerrzellengerät erfolgreich für die Erzeugung von gewünschten hohen Spitzenleistungsausgangsimpulsen mittels einer Strahlungsverschlußwirkung eingesetzt werden kann, leidet diese Ausluhrungsform an dem Nachteil, daß eine verhältnismäßig große Spitzenleistung zur Betätigung der Zelle aufgewendet werden muß. In manchen Fällen ist diese Leistung vergleichbar mit der, die zum Anregen des optischen Senders selbst erforderlich ist.

Die F i g. 3 veranschaulicht ein Gerät, das eine optische Lawinentechnik zur Erzeugung von kurzzeitigen hohen Spitzenleistungsausgangsimpulsen durch eine Strahlungsverschlußwirkung verwendet. Das Gerät besitzt ein stimulierbares Medium 10, welches in diesem Beispiel ein Stab aus Rubinkristall ist. Der Stab 10, der die Länge L₁ und die Querschnittsfläche A₁ besitzt, ist von einer üblichen Anregungslampe 15 umgeben, die von einer geeigneten (nicht gezeigten) äußeren Stromquelle versorgt wird. Die Lampe 15 kann von beliebigem geeignetem Typ sein und dient wie üblich zur Umkehrung der Besetzungsverteilung, Inversion, in dem stimulierbaren Medium. Wird Rubin als stimulierbares Medium verwendet, so kann eine Krypton- oder Xenonlampe verwendet werden. Falls erwünscht, kann die Anregungslarnpe 15 innerhalb eines geeigneten Gefäßes 16 eingeschlossen sein, dessen Innenflächen ganz oder teilweise reflektierend ausgestaltet sind, um das Anregungslicht auf den Stab 10 zu reflektieren.

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Ein Ende des Rubinstabes 10 ist mit einem teilweise strahlungsdurchlässigen und reflektierenden Material beschichtet, beispielsweise ist es ein halbreflektierender Spiegel 18. Die in dem Stab 10 erzeugte stimulierte Strahlung wird von der Spiegelfläche 18 teilweise reflektiert, und das Ausgangssignal des Rubins wird ebenfalls an diesem Ende erzeugt. Das andere Ende 20 des Stabes 10 ist für die stimulierte Strahlung durchlässig. Diese Zwischenfläche und andere können in dem Gerät unter dem Brewster-Winkel angeordnet sein, um die Reflexionsverluste möglichst klein zu halten.

Das durch das Ende 20 des Stabes 10 austretende stimulierte Lichtbündel gelangt durch ein Linsensystem 22, wo sein Querschnitt verkleinert wird, d. h., es wird von einer bikonvexen Linse 23 zu einem kleineren Bündel fokussiert, während eine divergierende bikonkave Linse 24 das Ausgangsbündel der Linse 23 kollimiert. Es ist selbstverständlich, daß das Linsensystem 22 ganz oder teilweise durch äquivalente Reflektor- oder andere optische Mittel ersetzt werden kann, wie sie dem Fachmann bekannt sind.

Das kollimierte enge Bündel an der rechten Seite der bikonkaven Zerstreuungslinse 24 ist auf ein absorbierendes Medium 25 gerichtet, das durch einen Stab von der Länge L₂ und einer Querschnittsfläche A₂ gebildet wird. Bei dem beschriebenen Ausführungsbeispiel ist das absorbierende Medium 25 wie das stimulierbare Medium 10 ebenfalls ein Rubinkristall. In diesem Falle hat das durch den Stab 10 erzeugte Licht genau die Frequenz, die zur Stimulierung eines Elektronenübergangs von einem Zustand der Atome in dem absorbierenden Medium 25 zum andern benötigt wird. Dies erfolgt in der gleichen Weise wie der Elektronenübergang in dem stimulierbaren Medium 10.

Der absorbierende Stab 25 ist nicht angeregt, und seine beiden Enden sind durchlässig für das stimulierte Lichtbündel des Stabes 10. Ein Spiegel 27 ist in der Nähe des rechten Endes des absorbierenden Mediums 25 zur Vervollständigung des Resonators angebracht. Das Licht von dem stimulierten Stab 10 wird also durch das Linsensystem 22 verkleinert und durch das nicht angeregte Absorbermedium 25 geleitet, um durch Spiegel 27 reflektiert zu werden. Das reflektierte Licht läuft durch das absorbierende Medium 25 und das Linsensystem 22 zurück in den Stab 10 durch dessen durchlässiges Ende 20. Dieses Licht wird zum Teil wiederum reflektiert durch den halbdurchlässigen Spiegel 18.

Die Arbeitsweise des Gerätes nach F i g. 3 ist folgende: Wenn die AnregungsenergielampelS angeschaltet wird, wächst die Anregung in dem stimulierten Laserkristall 10, bis die Schwellenwertbedingung für eine Schwingung erreicht ist. Diese Schwellenwertbedingung wird bestimmt sowohl durch den Verlust infolge der Reflexion an den Spiegeln 18 und 27 als auch durch den Verlust infolge der Absorption der Strahlung in dem nicht angeregten Kristall 25. Wenn die Schwellenwertbedingung erreicht ist, beginnt die stimulierte Strahlung, und der Anregungsenergievorrat in diesem Kristall wird verbraucht. Gleichzeitig wird auch der Verlust in dem nicht angeregten Kristallstab 25 reduziert, und zwar infolge der Entfernung der Atome aus dem absorbierenden Grundzustand infolge der Absorption der Strahlung vom Stab 10. Wenn der Anregungsenergievorrat im Kristall 10 und der Verlust im Kristall 25 in demselben Maß verringert werden, wie es der

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Fall wäre, wenn die Intensität der optischen Strahlung in beiden Kristallen die gleiche wäre, dann wird das optische Feld lediglich von seinem Wert bei der Schwellenwertschwingung abklingen. Wenn andererseits der Verlust im Kristall 25 schneller abklingt als der Anregungsenergievorrat, wie es der Fall wäre, wenn die Intensität der optischen Strahlung in dem nicht angeregten Verschlußkristall 25 größer wäre als in dem stimulierten Kristall 10, dann wird sich das optische Feld in dem Kristall 10 von einem Anfangswert zu einem Spitzenwert aufbauen und dann rasch abfallen, wenn sowohl der Anregungsenergievorrat als auch der Absorptionsverlust absinken.

Die letztere Bedingung herrscht tatsächlich vor, da der Lichtausgang vom Kristall 10 durch das Linsensystem 22 verkleinert wird, um einen Strahl größerer Lichtintensität in dem absorbierenden Medium 25 zu erzeugen als in dem stimulierten Kristall 10. Um einen genügend intensiven Impuls von dem Kristall 10 zu erhalten, ist der absorbierende Kristall 25 durchlässig gemacht, um die Energie, die in dem angeregten Kristall 10 gespeichert ist, abzusenken. Da das plötzliche Absenken der Energie infolge des Vorhandenseins des absorbierenden Kristalls 25 bei einem höheren Schwellenwert erfolgt als normal, besitzt der Ausgangsimpuls eine verhältnismäßig hohe Spitzenleistung. Die Dauer des Ausgangsimpulses ist verhältnismäßig kurz, da das absorbierende Medium 25 äußerst schnell von einem absorbierenden in einen durchlässigen Zustand schaltet. Wie im Falle des Kerrzellverschlusses können hinter dem ersten »Riesen«-Impuls nachfolgende Ausgangspulse unterdrückt werden.

Die mathematische Beschreibung der Wirkungsweise des Gerätes gemäß Fig. 3 ist folgende: Wird die Energiedichte in dem stimulierten Kristall 10 mit P₁ und die in dem nicht angeregten absorbierenden Kristall 25 mit P₂ bezeichnet, so ergibt sich die gesamte Energie E in dem Resonator als

E = P₁Zl₁L₁+P₂Zi₂L₂, (1)

wobei A_i und L_i die Fläche und Länge des i-ten Kristalls und L₁ und L₂ und A_i und A₂ die Längen und Querschnittsflächen der Kristalle 10 und 25 sind. Aus der Erhaltung der Energie ergibt sich

P₁A₁=P₂A₂. (2)

Die Energieänderung pro Zeit in dem Resonator, dE

-jj-, ergibt sich aus der Summe von drei Ausdrücken:

a) die Abfallsrate ist infolge der endlichen Zeit-

konstanten τ des Resonators ;

b) die Zuwachsrate infolge der stimulierten Strahlung in dem stimulierten Kristall 10 ist in?*) HvBP_l A₁ L₁;

c) die Abfallsrate infolge Absorption in dem absorbierenden Kristall 25 ist

-(n{²⁾-n™)hv BP₂A₂L₂,

wobei njjl die Besetzungsdichte in der ,/-ten Energiestufe in dem i-ten Kristall ist. Der Einfachheit halber sollen nur zwei nicht entartete Energiestufen 1 und 2 betrachtet werden, mit «ι + ⁿ2 = N = konstant, h ν ist die Energie eines Photons der stimulierten Strahlung, B ist der Einsteinsche fl-Koeffizient.

Nach Addition dieser Änderungsraten erhält man

d£
dr

(hvB) L₁ + L₂

£([nj» -„<»] L₁ -W^2,-ni²»]L₂).

Die Änderung der Besetzungsdichte in dem angeregten Kristall 10 in bezug auf die Zeit ist bestimmt durch das Gegeneinanderwirken zwischen optischem Anregen und stimulierter und spontaner Emission:

f_tW^l)- -«H = <2p«.

■ IAnl¹¹)

[«J¹ '-n/¹'] Bp₁

(4)

wobei ρ die Anregungsgeschwindigkeit und A die Rate oder Änderung der spontanen Emission ist. Die Änderung der Besetzungsdichte in dem absorbierenden Kristall 25 in bezug auf die Zeit wird bestimmt durch das Gegeneinanderwirken von Absorption und spontaner Emission:

[»i ^2,-«i⁽²⁾] = 2 Uu - [;j₂ ⁽²¹

'2 ■

(5)

Die Einführung des absorbierenden Kristalls 25 bewirkt, daß der Schwellenwert des stimulierten Mediums um den Faktor 1 + α erhöht wird.

Als nächstes erhebt sich die Frage, welche Bedingung dann, wenn der Schwellenwert erreicht ist, d£

d. h„ wenn = 0 ist, das Energiefeld von seinem

Anfangswert E₀ anwachsen läßt, so daß infolge des Verlustes im Kristall 25 seine zweite Ableitung

-jp- > 0 schneller abfällt als der Anregungsenergievorrat im Kristall 10. Nach Differenzieren der Gleichung (3) und Einsetzen der Gleichungen (5) und (6)

d£

und nach Auswerten für -37 = 0 erhält man die

/ d²E\

Bedingung, daß die zweite Ableitung [-^p-J größer als Null ist, wenn

Nachdem die Schwellenwertbedingung für das System erreicht ist (^- =Sj, ändern sich die Energie und die Besetzungsverteilung in beiden Kristallen infolge der stimulierten Strahlung rasch. Somit kann in den Gleichungen (4) und (5) der geringe Einfluß der Glieder für das Anregen und die spontane Emission im Vergleich zu den Gliedern der stimulierten Strahlung vernachlässigt werden. Es ergeben sich dann unter Verwendung der Beziehung gemäß Gleichung (2):

A₁

> 1

(H)

(«2

(U .

Iliⁱ')

L₁ +L₂

L₁ +L₇

A₁

Beim Schwellenwert ist

d£
df

A,

0 und

-■ (7)

(2)

N^a>, 0,

£ = E₀ ;

die Gleichung (3) kann geschrieben werden:

L₁+L₂

hvBrL,

wobei

= 1 + a,

h VBtL₂N^w L₁+L₂

(8)

(9)

(10)

40

Somit hängt der Betrag der Verkleinerung des Lichtbündels von dem stimulierbaren Medium zum Erzielen einer automatischen Verschlußwirkung von dem Betrag ab, um den der Schwellenwert für eine Schwingung durch Einfügen des absorbierenden Kristalls erhöht wurde. Bei einer kleinen Vergrößerung des Schwellenwertes ist eine große Verkleinerung erforderlich und umgekehrt.

Die Form der Pulsierung des optischen Senders gemäß F i g. 3 kann durch Integrieren der drei Differentialgleichungen (3), (6) und (7), die den Anfangsbedingungen unterworfen sind, bestimmt werden. Am Schwellenwert ergibt sich:

d£
dt

nj²>

E₀, 0,

N^a>, 0,

[L₁ TL₂]

HvBtL_x

TU ■

60

Aus Gleichung (9) ergibt sich, daß die Größe« die Bedeutung hat, daß in Abwesenheit des absorbierenden Kristalls 25 « = 0 ist und der Schwellenwert Inj^u -n/^u] gegeben ist durch

(L₁-L₂)

Aus den Gleichungen (6) und (7) kann man

(nj^f) -n/°) als Funktion — (nf -n,^<0) erhalten. Nach

Einsetzen in Gleichung (3) kann das Zeitintegral direkt berechnet werden, und E ergibt sich als Funktion der Dichten [^¹' -n/¹*] und [nj²' -n/²⁾] . Dies kann in eine Funktion nur von (nj" — n/¹') umgewandelt werden durch die Beziehung

Ν,.

Uni^u-«/¹W A₂ '

ItvBrL_i

die sich aus dem Verhältnis der Gleichungen (6) und (7) zueinander ergibt und durch Integrierung über die inverse Besetzungsdichte. Da E als eine Funktion

von (n]¹' — η/¹') nun bekannt ist, kann die Gleichung (6) integriert werden, und es ergibt sich

(L₁+L₂) A₁ B

dx

xE(x) '

(nJ"-«,"'Jru

(13)

wobei

E(x) = E₀ + ßlnx + γ(1 -χ) + d(l ~^x~f)

η κ ■ ²⁽¹⁴⁾ und wobei

γ = IivA_iL_x (nj"-»/")™, δ = hv A₂L₂Nⁱ²K

Die Gleichung (13) läßt sich leicht numerisch auswerten.

Fig. 4A zeigt E als Funktion von * ^und Fig. 4B zeigt

dies ist der Umbesetzungsüberschuß normiert auf den Schwellenwert, ebenfalls als eine Funktion von

für eine stimulierte Rubinstrahlung und ein absorbierendes Mittel mit folgenden, im vorangehenden definierten Parametern:

A₂

-9- = ίο,

A₁ L₁ L₂

π 2

7 cm, 7

cm,

Die Zeitkonstante des Resonators ist gegeben als

1 -ν+ Ci_s(L^L₂)C '

wobei

L = Länge des Resonators = 20 cm, r = Radius des Resonators = 0,9 cm, a, = Streukoeffizient = 0,05 cm^-1, c = Lichtgeschwindigkeit = 3 · IO¹⁰ cm/sec.

Ähnliche Kurven können für andere Systeme gezeichnet werden, die andere stimulierbare Medien und absorbierende Medien und/oder andere Resonatorzeitkonstanten verwenden.

Die Arbeitsweise eines stimulierten Rubinstrahles mit einem absorbierenden Medium hat zu den obenstehenden theoretischen Betrachtungen Anlaß gegeben. In einem Fall wurde ein Rubinstab 10 mit einem Durchmesser von 1 cm und mit einer 90°-Orientierung in einem geeigneten Resonatorgefäß stimuliert.

Die hintere Fläche 18 des Stabes war 100%ig versilbert, und die Vorderfläche 20 war zur Reflexionsminderung mit MgF₂ beschichtet. Der andere Spiegel 27 des Fabry-Perot war ungefähr 40 cm von der Fläche 20 des Rubins entfernt, die mit dem Antireflexionsmittel beschichtet war, und bestand aus einem dielektrischen Halbspiegel mit 10%iger Durchlaßfähigkeit. Zwischen dem äußeren Fabry-Perot-Spiegel 27 und der mit dem Antirefiexionsmittel

ίο beschichteten Fläche 20 des Rubinstabes 10 war ein Keplersches Teleskop vorgesehen, das der Linsenanordnung 22 gemäß F i g. 3 entsprach. Ein absorbierendes Medium 25 aus einem 0,04% mit Chrom «dotierten Rubinstab mit 1 cm² Querschnittsfläche und 57° Orientierung war in der Nähe des Brennpunktes des Teleskops angeordnet. Der absorbierende Rubin 25 wurde gedreht, so daß er mit dem durch den 90°-orientierten stimulierten Rubinstab 10 erzeugten stimulierten Licht^- maximal gekoppelt war.

Bei einer Zuführung von 750 elektrischen Joule Anregungsenergie zu dem System trat eine Schwingung in einer einzigen scharfen Spitze nach ungefähr 590 (Asec auf; ohne den absorbierenden Rubin wäre die Schwingung ungefähr nach 400 μβεϋ aufgetreten.

Somit wurde der Schwellenwert der Schwingung durch die Verwendung des absorbierenden Mediums erhöht.

Obwohl das Ausführungsbeispiel der Erfindung, das die optische Lawinentechnik verwendet, für ein Rubinmedium und ein absorbierendes Medium aus Rubin beschrieben wurde, ist offensichtlich, daß die Prinzipien der Erfindung nicht darauf beschränkt sind. Beispielsweise kann ein beliebiges geeignetes stimulierbares Medium in fester, flüssiger oder gas förmiger Form verwendet werden. Viele derartige Stoffe sind bereits dafür bekannt, daß sie zur Erzeugung stimulierter Strahlung bei Zuführung der geeigneten Art von Anregungsenergie verwendbar sind. Entsprechend kann der Stoff des absorbierenden Mediums 25 entweder fest, flüssig oder gasförmig sein. Im allgemeinen wird das absorbierende Medium so gewählt, daß es wieder verwendet werden kann, um viele Ausgangsimpulse zu erzeugen; insbesondere so, daß es genügend widerstandsfähig gegen thermale Schockwirkungen ist, um den hohen Spitzenleistungsausgangsimpulsen des optischen Senders widerstehen zu können.

Obwohl es einfach und bequem ist, für das stimulierbare Medium und das absorbierende Medium dasselbe Material zu verwenden, kann doch ein anderes Absorbermedium in gewissen Fällen vön Vorteil sein. Während die Verwendung des gleichen Stoffes für das stimulierbare Medium und das absorbierende Medium sicherstellt, daß das stimulierbare Medium Licht von geeigneter Frequenz erzeugt, das den Ubergang der Elektronen in den Atomen des absorbierenden Mediums bewirkt, um letzteres in einen durchlässigen Zustand zu bringen, so können doch geeignet gewählte, unterschiedliche Stoffe für das absorbierende Medium und das stimulierbare Medium mit gleichem Erfolg verwendet werden. So kann beispielsweise ein festes, flüssiges oder gasförmiges stimulierbares Medium mit einem unterschiedlichen gasförmigen absorbierenden Medium Verwendung finden. Bekanntlich weisen bestimmte Gase, insbesondere molekulare Gase, zahlreiche Absorptionslinien mit relativ großer Bandbreite auf, und es besteht somit eine große Wahrscheinlichkeit,

daß sie für ein gegebenes stimulierbares Medium brauchbar sind. Auch kann das Absorptionsband eines als absorbierendes Medium verwendeten Gases innerhalb gewisser Grenzen durch Erhöhen des Druckes des Gases verbreitert werden.

Die F i g. 5 zeigt die Prinzipien der optischen Lawinentechnik, angewendet auf ein gasförmiges stimulierbares Medium. Eine vakuumdicht verschmolzene Röhre 50 enthält eine Menge eines geeigneten gasförmigen stimulierbaren Mediums 52, das zur Erzeugung stimulierter Strahlung brauchbar ist. Die Anregungsenergie wird von einer geeigneten radiofrequenten Energiequelle 54 zwei Elektroden 55 zugeführt, die kapazitiv mit der Röhre 50 gekoppelt sind. Das rückwärtige Ende der Röhre besitzt einen halbdurchlässigen Spiegel 57, während das vordere Ende eine durchlässige Fläche 59 aufweist, die unter dem Brewster-Winkel angeordnet ist. Das gasförmige stimulierbare Medium arbeitet in üblicher Weise, wobei die Elektronen des Gases durch die radiofrequente Energie angeregt werden, um einen Ausgangsimpuls zu erzeugen, der normalerweise in Abwesenheit eines absorbierenden Mediums 25 stetig von dem Spiegel 57 ausgesendet würde.

Das absorbierende Medium 25 ist nahe der transparenten Fläche 59 angeordnet und als vakuumdichte Röhre 60 mit zwei durchlässigen Flächen 61 und 62 ausgebildet. Diese Flächen sind ebenfalls unter dem Brewster-Winkel angeordnet. Die Röhre 60 enthält eine gewisse Menge des Gases, das als Absorbermittel in ähnlicher Weise wirkt, wie es schon bei dem absorbierenden Medium gemäß F i g. 3 beschrieben wurde. Ein reflektierender Spiegel 27 ist nahe der Fläche 62 angeordnet, um den optischen Resonator zu vervollständigen.

Bei dem Ausführungsbeispiel gemäß F i g. 5 ist zwischen dem stimulierbaren Medium und dem absorbierenden Medium 25 kein optisches System zum Konvergieren des Strahlenbündels angeordnet. Ein derartiges optisches System kann natürlich, falls erforderlich, vorgesehen sein. Wenn das absorbierende Medium von demselben Stoff ist wie das stimulierbare Medium, dann benötigt es eine höhere Lichtenergiedichte als das stimulierbare Medium, damit seine Sättigungsrate genügend schnell wird für ein Absenken der Energie des stimulierbaren Mediums. Wo das stimulierbare Medium und das absorbierende Medium vom selben Stoff sind, ist ein optisches System für eine notwendige Verkleinerung erforderlich. Dies wurde bereits unter Bezugnahme auf die Gleichungen (10) und (11) erläutert. Sind das stimulierbare Medium und das absorbierende Medium nicht gleich, so kann eine Verkleinerung unnötig sein, da ein absorbierendes Mittel verwendet werden kann, das sich schneller sättigt als das stimulierbare Medium. In diesem Fall wird kein optisches System für eine Verkleinerung benötigt.

Wie oben schon ausgeführt wurde, können für das stimulierbare Medium und das absorbierende Medium gleiche oder verschiedene Gase Verwendung finden. Im allgemeinen genügen wenige Millimeter für die Dicke des absorbierenden Gases bei oder über dem atmosphärischen Druck, um eine entsprechende Absorption für die Verschlußwirkung, wie sie im Zusammenhang mit F i g. 3 beschrieben wurde, zu erzeugen. Es wird darauf hingewiesen, daß die F i g. 5 nicht so maßstabsgerecht gezeichnet ist, als daß die relativ kleine, erforderliche Dicke

des absorbierenden Gases angezeigt würde. Wie schon zuvor hervorgehoben wurde, kann die Bandbreite der Absorptions- oder Spektrallinien des gasförmigen absorbierenden Mediums durch Erhöhen des Gasdruckes verbreitert werden. Auch kann die Dicke des absorbierenden Gases verändert werden, um den Schwingungsschwellenwert des optischen Senders zu steuern.

Werden für stimulierbares Medium und absorbierendes Medium verschiedene Gase verwendet, so sind molekulare Gase für das absorbierende Medium vorzuziehen. Bei molekularen Gasen kann man sehr leicht eine Koinzidenz zwischen dem Absorptionsband des absorbierenden Gases und der Frequenz des Ausgangslichtes des stimulierten Mediums erreichen. Jod und Brom sind besonders als absorbierende Gase geeignet. Molekulare Gase als absorbierendes Medium, die dissoziieren und hierdurch die Wirkung des absorbierenden Mediums fördern, sind von Vorteil. Natürlich können auch andere geeignete molekulare Gase, ob dissoziierbar oder nicht, verwendet werden. Auch ein atomares Gas, das verschieden von dem stimulierbaren Medium ist, kann Verwendung finden, bei dem eine geeignete zufällige Koinzidenz der Spektrallinien auftritt. .

Die Arbeitsweise des gasförmigen optischen Senders nach F i g. 5 entspricht der desjenigen gemäß F i g. 3. Ein Anregen des gasförmigen stimulierbaren Mediums 52 erzeugt stimuliertes Licht, das durch die durchlässige Fläche 59 in das absorbierende Medium 25 austritt. Das absorbierende Gas 25 wird durch das absorbierte stimulierte Licht, das durch den Spiegel 27 in die Röhre 50 zurückreflektiert wird, angeregt. Bei einem vorbestimmten Lichtausgangsschwellenwert des stimulierten Mediums wird das absorbierende Gas »durchbrennen« und praktisch durchlässig werden. Dies ermöglicht, in dem stimulierbaren Medium bei einem höheren Schwellenwert zu einem größeren gespeicherten Energievorrat zu gelangen, als das normalerweise ohne das absorbierende Medium erreichbar ist, und so entsteht ein Ausgangsimpuls am Ende 57 mit einer verhältnismäßig hohen Spitzenleistung.

Es zeigt sich somit, daß die beschriebene optische Lawinentechnik verschiedene Vorteile besitzt. Vor allem ist die Lichtverschlußwirkung passiv, und es werden keine zusätzliche Ausgangsleistung und zugeordnete LeistungsVersorgungen für den Betrieb des absorbierenden Mediums benötigt. Außerdem wird das absorbierende Medium nicht unbedingt jedesmal bei der Erzeugung eines Ausgangsimpulses zerstört. Die Impulswirkung kann kontrolliert werden, so daß einzelne hohe Spitzenleistungsausgangsimpulse erzielbar sind.

Die im vorangehenden beschriebene optische Lawinentechnik kann auch für die Auswahl einer besonderen Eigenschwingung der stimulierten Strahlung aus mehreren erzeugten transversalen Eigenschwingungen Anwendung finden. Bekanntlich ist die Schwingung eines stimulierten Mediums manchmal dadurch gekennzeichnet, daß sie in mehr als einer Eigenschwingung auftritt. Wird der Ausgang des stimulierten Lichts auf einem Schirm abgebildet, so erscheinen die Eigenschwingungen transversaler Art als getrennte Lichtmuster mit Abstand von der optischen Achse des Resonators. Zur Auswahl der Eigenschwingungen werden bereits verschiedene Techniken benutzt; eine einfache Möglichkeit besteht darin,

909523/78

Claims

1 eine Linse und einen Nadellochkollimator zu verwenden, die in den Lichtweg des Resonators eingefügt sind und nur den Durchlauf des Lichtes mit der gewünschten Eigenschwingung gestatten. F i g. 6 zeigt ein System für die Auswahl der Eigenschwingung mittels der optischen Lawinentechnik. Nahe der rückwärtigen Fläche eines entweder festen, flüssigen oder gasförmigen stimulierbaren Mediums 70 ist ein halbdurchlässiger Spiegel 71 angeordnet. Die Anregungsenergiequelle und die anderen Zubehörteile ]0 sind üblicher Bauart und wurden der Klarheit wegen weggelassen. Ebenso wurden die Brewster-Winkelgrenzflächen weggelassen, die, falls erwünscht, Verwendung finden können. Die Vorderfläche des Mediums ist durchlässig, und das stimulierte Licht erscheint an der einen Fläche einer bikonvexen Linse 73, deren Brennpunkt innerhalb der Grenzen des absorbierenden Mediums 25 angeordnet ist. Wie schon erläutert wurde, kann das absorbierende Medium aus festem, flüssigem oder gasförmigem Stoff bestehen und das gleiche oder ein anderes sein als das stimulierbare Medium. Eine weitere bikonvexe Linse 74 ist zwischen dem absorbierenden Medium 25 und dem Spiegel 27 angeordnet. Andere geeignete optische Systeme können wahlweise zur Verkleinerung verwendet werden. Die optischen Linsen 73 und 74 sind physikalisch so angeordnet, daß sie mit den Reflektoren 27 und 31 zusammen den optischen Resonator bilden. Der optische Resonator kann leicht so bemessen werden, daß eine bestimmte transversale Eigenschwingung vorherrscht; dies ist gewöhnlich immer der Fall. Wie sich aus den optischen Grundprinzipien ergibt, besteht nur ein Brennpunkt im Absorber für jede transversale Eigenschwingung (oder jede Riehtung der stimulierten Strahlung). Die Kegel, die das von einer bestimmten Eigenschwingung durchflossene Volumen des absorbierenden Mediums darstellen, können genügend klein gemacht werden, so daß nur eine geringe oder keine Überlappung zwischen benachbarten transversalen Eigenschwingungen besteht. Somit empfängt ein bestimmter doppelkegelartiger Teil des Volumens des absorbierenden Mediums 25 Lichtenergiedichte fast ausschließlich von einer bestimmten vorherrschenden Eigenschwingung und kaum von allen anderen Eigenschwingungen. Infolge seiner höheren Energiedichte wird das Licht von einer gewünschten Eigenschwingung das absorbierende Medium in diesem kleinen doppelkegelartigen Volumteil »durchbrennen« (durchlässig machen), bevor die Lichtenergie der anderen Eigenschwingungen dies mit demselben Ergebnis für ihre entsprechenden Volumteile erreichen kann. Dies bedeutet, daß die in dem stimulierbaren Medium gespeicherte Energie für eine gewünschte Eigenschwingung verbraucht und damit den anderen Eigenschwingungen entzogen wird. Somit erzeugt die optische Lawinentechnik eine Auswahl der Eigenschwingung derart, daß nur die gespeicherte Anregungsenergie für die vorherrschende 209 Eigenschwingung verbraucht wird. Dies ist völlig verschieden von den anderen Eigenschwingungauswahlsystemen, bei denen der Verbrauch der Anregungsenergie mit einer gewünschten Fortpfianzungsrichtung, die eine vorherrschende Eigenschwingung darstellen kann oder nicht, gekoppelt wird, während andere Richtungen blockiert werden. Es ist verständlich, daß die Spitzenausgangsleistung der gewählten Eigenschwingung gleichzeitig durch Anheben des Schwingungsschwellenwertes infolge Verwendung eines absorbierenden Mediums in der vorher beschriebenen Weise erhöht werden kann. Patentansprüche:

1. Optischer Sender zur Erzeugung von Ausgangsimpulsen hoher Spitzenleistung mittels Beeinflussung der Güte des optischen Resonators (ß-Schaltung), indem in seinem Innern ein Medium variabler Absorption verwendet wird, das sich nach Empfang einer genügenden Energiemenge aus der stimulierten Strahlung selbst sättigt, durchsichtig wird und damit den Weg innerhalb des optischen Resonators freigibt, dadurch gekennzeichnet, daß das absorbierende Medium (25) entweder vom gleichen Stoff ist wie das stimulierbare Medium oder aber aus einem davon unterschiedlichen Material besteht, das aber nicht ein photochromes Glas ist.

2. Optischer Sender nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß zur Erzeugung eines konzentrierten Einfalls des stimulierten Lichtbiindels auf das absorbierende Medium ein optisches System (23, 24) zwischen dem stimulierbaren Medium (10) und dem absorbierenden Medium (25) angeordnet ist, das eine Querschnittsbegrenzung des Parallelstrahlbündels im absorbierenden Medium (25) gestattet.

3. Optischer Sender nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das optische System eine vorherrschende Eigenschwingung des stimulierten Lichtbündels auf das absorbierende Medium fokussiert, wodurch die genannte vorherrschende Eigenschwingung das absorbierende Medium verhältnismäßig durchlässig macht, bevor die entsprechenden Schwellenwerte für die anderen Eigenschwingungen erreicht werden.

4. Optischer Sender nach einem oder mehreren der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß das absorbierende Medium gas- oder dampfförmig ist.

5. Optischer Sender nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das Gas des absorbierenden Mediums atomar ist.

6. Optischer Sender nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das Gas des absorbierenden Mediums molekular ist.

7. Optischer Sender nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß das molekulare Gas des absorbierenden Mediums Jod oder Brom ist.

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