DE102004022654A1

DE102004022654A1 - Heterodynstrahl-Bereitstellung mit Aktivsteuerung zweier orthogonaler Polarisierungen

Info

Publication number: DE102004022654A1
Application number: DE102004022654A
Authority: DE
Inventors: Joanne Y. Sunnyvale Law; Kerry D. Campbell Bagwell; Eric S. Redwood City Johnstone; Elizabeth A. Lake Oswego Nevis
Original assignee: Agilent Technologies Inc
Current assignee: Agilent Technologies Inc
Priority date: 2003-05-15
Filing date: 2004-05-07
Publication date: 2004-12-23
Also published as: NL1026201C2; US20050185190A1; JP2004341534A; NL1026201A1; US7009709B2

Abstract

Ein Polarisierungssteuersystem umfaßt eine Strahlquelle, die eine erste Strahlkomponente, die Licht mit einer ersten Polarisierung und einer ersten Frequenz enthält, und eine zweite Strahlkomponente erzeugt, die Licht mit einer zweiten Polarisierung und einer zweiten Frequenz enthält. Ein Polarisierungszustandsmodulator stellt die Polarisierungen der Komponenten zur Übertragung auf einer einzelnen optischen Faser ein. Ein Detektorsystem mißt Polarisierungen der Komponenten, wenn diese aus der optischen Faser ausgegeben werden, und bestimmt, wie der Polarisierungszustandsmodulator einzustellen ist, damit die erste und die zweite Komponente die erwünschten Ausgangspolarisierungszustände ergeben. Die Strahlquelle kann unter Verwendung eines Zeeman-Teilungslasers, eines Lasers, der ein doppelbrechendes Element enthält, eines Paars von Phasenverriegelungslasern und/oder einer Vielzahl von Konfigurationen elektrooptischer oder akustooptischer Kristalle implementiert sein, die betrieben werden, um die Frequenzdifferenz zwischen den Strahlkomponenten zu erzeugen oder zu verbessern.

Description

Meßoptiken in einem polarisierungsbasierten oder multiplexierten Heterodyn-Interferometer, wie z. B. für Präzisionsmessungen bei einer Halbleiterbauelement-Herstellungsausrüstung verwendet wird, benötigen im allgemeinen einen Lichtstrahl, der Orthogonalpolarisierungskomponenten umfaßt, die leicht unterschiedliche Frequenzen aufweisen. Die Lichtquellen, wie z. B. Laser, die die erforderlichen Strahlen erzeugen, erzeugen jedoch auch Wärme- und Temperaturgefälle, die im allgemeinen für einen Präzisionsbetrieb der Interferometer-Meßoptiken inakzeptabel sind. Folglich müssen die Lichtquellen im allgemeinen von den Meßoptiken getrennt sein. Eine Übertragung der Polarisierungskomponenten auf einer einzigen optischen Faser wird im allgemeinen nicht eingesetzt, da selbst eine polarisierungsbeibehaltende (PM-) Faser üblicherweise die Polarisierungen für die Präzisionsmessungen zu sehr verändert.

Bei einem System zur Strahlbereitstellung führt ein Strahlteiler eine Polarisierungskomponente einer ersten PM-Faser zu und führt die zweite Polarisierungskomponente einer zweiten PM-Faser zu. Die beiden separaten Fasern tragen die beiden Komponentenstrahlen zu den Interferometeroptiken nahe an dem Meßort. Polarisierer, Ausrichtungsoptiken und ein Kombinierer können dann die beiden Komponentenstrahlen rekombinieren, so daß sich die Strahlen entlang eines gemeinsamen Wegs bewegen. Geeignete Ausrichtungsoptiken umfassen z. B. Kollimatoren, flache durchlässige Fenster, Polarisierungsoptiken, Strahlteiler und Gesamt- und Teilreflektoren zum Verschieben und Neigen der Strahlen. Die Interferometeroptiken reflektieren dann einen der Komponentenstrahlen weg von einer Stufe, die gerade gemessen wird, und reflektieren die weitere Komponente weg von einem Referenzreflektor. Die Phasendifferenz zwischen den beiden Strahlen nach jeweiligen Reflexionen zeigt die Verschiebung oder Bewegung der Stufe an.

Herkömmliche Interferometersysteme, die zwei PM-Fasern zur Strahlbereitstellung verwenden, benötigen oftmals empfindliche Ausrichtungsprozesse für die Optiken und den Kombinierer, die die beiden Komponentenstrahlen rekombinieren. Zusätzlich ist, wenn über zwei Faserwege verfügt wird, im allgemeinen eine Duplizierung von Ausrüstung oder optischen Komponenten erforderlich, was die Systemkosten und -größe erhöht. So könnte ein System, das die Polarisierung der beiden Lichtstrahlen in einer einzelnen Faser beibehält, Kosten und Komplexität reduzieren.

Es ist die Aufgabe der vorliegenden Erfindung, ein Polarisierungssteuersystem mit verbesserten Charakteristika zu schaffen.

Diese Aufgabe wird durch ein Polarisierungssteuersystem gemäß Anspruch 1 gelöst.

Bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung umfaßt ein Polarisierungssteuersystem eine Strahlquelle, die zwei Strahlkomponenten mit orthogonalen Polarisierungen und unterschiedlichen Frequenzen erzeugt. Ein Polarisierungszustandsmodulator stellt die Polarisierungszustände der beiden Strahlkomponenten zur Übertragung auf einer einzelnen optischen Faser ein. An dem Ausgang von der Faser mißt ein Detektor die Ausgangspolarisierungen der Komponenten. Ein derartiger Detektor umfaßt drei Detektorwege, die ein erstes Schwebungssignal, ein zweites Signal und ein drittes Signal aus den beiden Lichtstrahlen erzeugen. Ein Amplitudendetektor bestimmt die Amplitude des ersten Schwebungssignals bei einer Schwebungsfrequenz. Ein Phasenkomparator bestimmt die Phasendifferenz zwischen dem zweiten und dem dritten Signal. Das System verwendet dann die Amplitude und die Phasendifferenz zur Bestimmung, wie der Polarisierungs zustandsmodulator eingestellt werden soll, um dem ersten und dem zweiten Lichtstrahl die erwünschte Polarisierung zu verleihen, wenn dieselben aus der Faser ausgegeben werden.

Die Strahlquelle kann unter Verwendung eines Zeeman-Teilungslasers, eines Lasers, der ein doppelbrechendes Element enthält, eines Paars von Phasenverriegelungslasern und/oder einer Vielzahl von Konfigurationen elektro-optischer oder akustooptischer Kristalle implementiert sein, die betrieben werden, um die Frequenzdifferenz zwischen den Strahlkomponenten zu erzeugen oder zu verbessern.

Bevorzugte Ausführungsbeispiele der vorliegenden Erfindung werden nachfolgend Bezug nehmend auf die beiliegenden Zeichnungen näher erläutert. Es zeigen:
1 ein Polarisierungssteuersystem bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung zum Beibehalten der polarisierten Zustände zweier orthogonal polarisierter Lichtstrahlen;
2 und 3 Flußdiagramme von Verfahren zum Betreiben des Polarisierungssteuersystems aus 1;
4 ein Polarisierungssteuersystem bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung zum Beibehalten der Polarisierungszustände zweier orthogonaler linear polarisierter Lichtstrahlen;
5 einen Polarisierungszustandsmodulator in dem Polarisierungssteuersystem aus 4;
6A bis 6D Polarisierungssteuersysteme zum Beibehalten der Polarisierungszustände zweier orthogonaler, linear polarisierter Lichtstrahlen bei Ausführungsbeispielen der Erfindung;
7 eine nicht-entfernte Konfiguration eines Polarisierungssteuersystems bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung;
8 ein Polarisierungssteuersystem unter Verwendung eines Zitterns zur Beibehaltung der polarisierten Zustände zweier orthogonaler Lichtstrahlen bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung;
9 ein System gemäß einem Ausführungsbeispiel der Erfindung, das einen Zeeman-Teilungslaser und eine Aktivsteuerung einer Polarisierungsausgabe aus einer optischen Faser verwendet;
10 einen Zeeman-Teilungslaser mit Hohlraumelementen zur Steuerung und Stabilisierung einer Frequenzdifferenz und Polarisierung;
11A und 11B alternative Ausführungsbeispiele von Lasern unter Verwendung von doppelbrechenden Materialien in Laserhohlräumen, um eine Frequenzdifferenz zwischen Polarisierungskomponenten zu erzeugen;
12A und 12B Polarisierungssteuersysteme gemäß Ausführungsbeispielen der Erfindung, die Phasenverriegelungslaser verwenden;
13 ein Polarisierungssteuersystem gemäß einem Ausführungsbeispiel der Erfindung, bei dem eine Strahlquelle einen elektrooptischen Modulator beim Erzeugen eines Heterodynstrahls verwendet;
14A bis 14C Strahlquellen, die eine Vielzahl unterschiedlicher Konfigurationen zur Verwendung akustooptischer Modulatoren bei getrennten Polarisierungskomponenten beinhalten;
15 eine Strahlquelle, die eine akustische Doppelfrequenzwelle in einem akustooptischen Kristall verwendet, um eine Frequenzdifferenz zwischen divergierenden gebeugten Strahlen zu erzeugen;
16A bis 16C Strahlquellen, die divergierende Strahlen, die die gleiche Polarisierung aufweisen, in orthogonal polarisierte Strahlen umwandeln;
17A bis 17E Strahlquellen, die gebeugte und nicht gebeugte Strahlen von akustooptischen Kristallen mit alternativen Konfigurationen verwenden; und
18 eine Strahlquelle, die einen akustooptischen Kristall verwendet, der separate Wechselwirkungsregionen aufweist, durch die sich Schallwellen ausbreiten.
Gemäß einem Aspekt der Erfindung verwendet ein Strahlbereitstellungssystem für ein Heterodyn-Interferometer eine einzelne Faser zur Bereitstellung eines Heterodynstrahls, der Frequenzkomponenten mit orthogonalen linearen Polarisierungen enthält. Um Frequenzkomponenten bereitzustellen, die die erforderlichen Ausrichtungen aufweisen, mißt das Strahlbereitstellungssystem die Größe und Phase einer Schwebungsfrequenz in einer Polarisierungskomponente und stellt aktiv die Polarisierungen der Strahlen, die in die Faser eingegeben werden, ein, um die Größe des Schwebungssignals zu minimieren.
1 stellt ein Polarisierungssteuersystem 10 bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung dar. Das System 10 ist in einer Fernbetriebskonfiguration implementiert, bei der sich ein Polarisierungszustandsmodulator l4 vorgeschaltet zu einer optischen Faser 16 befindet, die ein Interferometersystem beliefert.
Ein Polarisierungszustandsmodulator (PSM) wandelt im allgemeinen einen Eingangspolarisierungszustand in einen Ausgangspolarisierungszustand um. Eines oder mehrere externe Eingangssignale bzw. Eingaben, die an den PSM angelegt werden, steuern die Polarisierungsumwandlung, wobei sich im allgemeinen der Ausgangspolarisierungszustand von dem Eingangspolarisierungszustand unterscheidet. Ein PSM 14 kann z. B. aus mehreren variablen Verzögerern bestehen. Ein Verzögerer (oder eine Wellenplatte bzw. Wave-Plate) ist eine optische Vorrichtung, die eine Lichtwelle in zwei Orthogonalpolarisierungskomponenten auflöst und eine Phasenverschiebung (oder Verzögerung) zwischen denselben erzeugt. Die resultierende Lichtquelle weist im allgemeinen eine unterschiedliche Polarisierungsform auf. Idealerweise verändern die Verzögerer einfach die Polarisierungsform eines Lichtstrahls ohne ein Polarisieren oder Induzieren einer Intensitätsveränderung in dem Lichtstrahl. Ein variabler Verzögerer weist eine Verzögerung auf, die durch externe Mittel verändert werden kann, wie z. B. durch das Anlegen einer Spannung.
In dem System 10 erzeugt eine Lichtquelle 12 (1) einen Lichtstrahl E1 mit einem Polarisierungszustand P1 und einer Frequenz ω1 und (2) einen Lichtstrahl E2 mit einem Polarisierungszustand P2 und einer Frequenz ω2. Bei einem Ausführungsbeispiel umfaßt die Strahlquelle 12 einen Helium-Neon- (HeNe-) Laser und elektrooptische Komponenten, die benötigt werden, um die erwünschten Polarisierungen und Frequenzen zu erzeugen. Die Strahlquelle 12 kann z. B. ein 5517D-Laser, hergestellt durch Agilent Technologies, sein. Der PSM 14 empfängt Lichtstrahlen E1 und E2 und stellt anfängliche Polarisierungszustände P1 und P2 auf Polarisierungszustände P1' bzw. P2' ein, bevor die Lichtstrahlen E1 und E2 in die Faser 16 abgesetzt werden. Der PSM 14 ist wirksam bzw. betreibbar, um einen Eingangspolarisierungszustand P1 oder P2 in jeden erwünschten Ausgangspolarisierungszustand P1' oder P2' zu verändern. Bei einem Ausführungsbeispiel umfaßt der PSM 14 einen spannungsgesteuerten variablen Verzögerer 18, der mit 0° ausgerichtet ist, einen spannungsgesteuerten variablen Verzögerer 20, der mit 45° ausgerichtet ist, und einen spannungsgesteuerten variablen Verzögerer 22, der mit 0° ausgerichtet ist. Spannungen V1, V2 und V3 steuern die jeweiligen Verzögerer 18, 20 und 22, um jeweilige Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 zu erzeugen.
Die Faser 16 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 stromabwärts zu Interferometeroptiken an einem Meßort. Bei einem Ausführungsbeispiel ist die Faser 16 eine polarisierungsbeibehaltende (PM-) Faser. Experimente zeigen, daß die Faser 16 die Polarisierungszustände P1' und P2' der Lichtstrahlen E1 und E2 in Polarisierungszustände P1'' bzw. P2'' ändert, die im allgemeinen von der Temperatur und der mechanischen Verformung der Faser 16 abhängen. Trotzdem erzeugt die Faser 16 eine vernachlässigbare Veränderung an der orthogonalen Beziehung zwischen den Polarisierungszuständen der Lichtstrahlen E1 und E2.
An dem Meßort unterteilt ein Strahlteiler 24 die Lichtstrahlen E1 und E2 in zwei Wege. Ein Ausgangsweg 26 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu dem Entfernungsmeß-Interferometer- (im folgenden „DMI"-) System. Ein Überwacherweg 28 trägt einen Bruchteil der Leistung von den Lichtstrahlen E1 und E2 zu Komponenten, die die Polarisierungszustände P1'' und P2'' der Strahlen E1 und E2, wie im folgenden beschrieben ist, überwachen. Einige oder alle der Komponenten entlang des Überwacherwegs 28 können sich entweder an dem Meßort oder von dem Meßort entfernt befinden. Lichtaustrittskomponenten 38, 52 und 62 z. B. können mit jeweiligen Mehrmodenfasern in Verbindung mit Fokussierungslinsen gekoppelt sein, die zu den Detektorkomponenten weg von dem Meßort führen.
Ein Strahlteiler 30 teilt die Lichtstrahlen E1 und E2 auf dem Überwacherweg 28 in zwei Wege. Ein Weg 32 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu einem ersten Detektorweg 34 und ein Weg 36 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu anderen Detektorwegen. Der erste Detektorweg 34 umfaßt einen Polarisierer 38, der es erlaubt, daß die Komponenten der Lichtstrahlen E1 und E2 in einem ausgewählten Polarisierungszustand P3 einen Lichtdetektor 40 erreichen. Eine Fokussierungslinse kann zwischen dem Polarisierer 38 und dem Lichtdetektor 40 eingefügt sein, um das Licht zu fokussieren. Ansprechend auf die empfangene Lichtintensität überträgt der Lichtdetektor 40 ein Schwebungssignal B1 mit einer Schwebungsfrequenz von (ω1 – ω2) zu einer Amplitudenerfassungsvorrichtung 42. Ein Schwebungssignal B1' stellt die optische Leistung dar, die bei der Schwebungsfrequenz (ω1 – ω2) erfaßt wird. Ein Verstärker kann zwischen dem Lichtdetektor 40 und der Amplitudenerfassungsvorrichtung 42 eingefügt sein, um das Schwebungssignal B1 zu verstärken. Vor dem Polarisierer 38 kann der erste Detektorweg 34 wahlweise eine oder mehrere Wellenplatten 37 umfassen. Die Wellenplatten 37 und der Polarisierer 38 sind gemäß der erwünschten Ausrichtung der Ausgangspolarisierungszustände der Lichtstrahlen E1 und E2 ausgewählt. Insbesondere können die Wellenplatten 37 und der Polarisierer 38 so ausgewählt sein, daß das Schwebungssignal B1 klein (idealerweise Null) ist, wenn die Polarisierungen P1'' und P2'' entlang der erwünschten Richtungen sind.
Ein Strahlteiler 44 empfängt die Lichtstrahlen E1 und E2 von dem Weg 36 und unterteilt dieselben in zwei Wege. Ein Weg 46 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu einem zweiten Detektorweg 48 und ein Weg 50 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu einem weiteren Detektorweg. Der zweite Detektorweg 48 umfaßt einen Polarisierer 52, der es ermöglicht, daß die Komponenten der Lichtstrahlen E1 und E2 in einem ausgewählten Polarisierungszustand P4 einen Lichtdetektor 54 erreichen. Eine Fokussierungslinse kann zwischen dem Polarisierer 52 und dem Lichtdetektor 54 eingefügt sein. Ansprechend auf die empfangene Lichtintensität überträgt der Lichtdetektor 54 ein Schwebungssignal B2 an einen Phasendetektor 56. Ein Verstärker kann zwischen dem Lichtdetektor 54 und den Phasendetektor 56 eingefügt sein. Vor dem Pola risierer 52 umfaßt der zweite Detektorweg 48 wahlweise eine oder mehrere Wellenplatten 51. Die Wellenplatten 51 und der Polarisierer 52 sind ausgewählt, um ein großes Schwebungssignal B2 abhängig von der erwünschten Ausrichtung der Ausgangspolarisierungszustände der Lichtstrahlen E1 und E2 zu erzeugen.
Der Weg 50 trägt die Lichtstrahlen E1 und E2 zu einem dritten Detektorweg 58. Der dritte Detektorweg 58 umfaßt einen Polarisierer 62, der es ermöglicht, daß die Komponenten der Lichtstrahlen E1 und E2 in einem ausgewählten Polarisierungszustand P5 einen Lichtdetektor 64 erreichen. Eine Fokussierungslinse kann zwischen dem Polarisierer 62 und dem Lichtdetektor 64 eingefügt sein. Ansprechend auf die empfangene Lichtintensität überträgt der Lichtdetektor 64 ein Schwebungssignal B3 an den Phasendetektor 56. Ein Verstärker kann zwischen dem Lichtdetektor 64 und dem Phasendetektor 56 eingefügt sein. Vor dem Polarisierer 62 umfaßt der dritte Detektorweg 58 wahlweise eine oder mehrere Wellenplatten 60. Die Wellenplatten 60 und der Polarisierer 62 sind ausgewählt, um ein Schwebungssignal B3, das eine unterschiedliche Phasenbeziehung zu dem Schwebungssignal B2 aufweist, für jede der zwei möglichen Lösungen von E1 und E2, entsprechend einer minimalen Amplitude zu erzeugen, die durch die Amplitudenerfassungsvorrichtung 42 in dem ersten Detektorweg 34 erfaßt wird. Bei einem Ausführungsbeispiel befindet sich die Phasenbeziehung um 90° außer Phase (d. h. die Schwebungssignale B2 und B3 sind in Quadratur), wenn die Strahlen E1 und E2 die erwünschten Polarisierungen aufweisen.
Der Phasendetektor 56 bestimmt eine Phasendifferenz ΔΨ zwischen den Schwebungssignalen B2 und B3. Die Amplitudenerfassungsvorrichtung 42 bestimmt eine Amplitude B1' des Schwebungssignals B1 bei der Schwebungstonfrequenz (d. h. ω1 – ω2). Eine Steuerung 43 verwendet die Amplitude B1' und die Phasendifferenz ΔΨ, um Steuerspannungen oder -signale V₁, V₂ und V₃ zu erzeugen, die an den PSM 14 angelegt wer den, um die erwünschten Polarisierungszustände P1'' und P2'' der Lichtstrahlen E1 und E2 zu erzielen. Die Verstärker können zwischen der Steuerung 43 und dem PSM 14 eingefügt sein, um die Steuersignale V₁, V₂ und V₃ zu verstärken. Die Steuerung 43 kann unter Verwendung analoger oder digitaler Komponenten implementiert sein.
Insbesondere stellt die Steuerung 43 den PSM 14 ein, bis die Schwebungstonamplitude B1' eines zweier lokaler Minima erreicht. Die Schwebungstonamplitude B1' weist zwei lokale Minima auf, wobei ein Minimum linearen Polarisierungen P1'' und P2'' entspricht, die die erwünschten Ausrichtungen aufweisen, und das andere Minimum den linearen Polarisierungen P1'' und P2'' entspricht, die um 90° gedreht sind. Die Steuerung 43 verwendet die Phasendifferenz ΔΨ, um eindeutig die Polarisierungszustände von E1 und E2 zu bestimmen, da die Phasendifferenz ΔΨ unterschiedliche Werte an den beiden Minima aufweist, die den beiden Ausrichtungen von E1 und E2 entsprechen. Die exakte Entsprechung zwischen den Werten der Phasendifferenz ΔΨ und den Ausrichtungen von E1 und E2 kann herkömmlicherweise unter Verwendung der Jones-Rechnung hergeleitet werden.
2 stellt ein Ausführungsbeispiel eines Verfahrens 100 zum Verwenden des Systems 10 zum Verriegeln in eine erwünschte Polarisierungsausrichtung dar. Bei Schritt 104 führt die Steuerung 43 eine globale Suche nach einer anfänglichen Lösung der Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 durch, die ein lokales Minimum mit der korrekten Polarisierungsausrichtung erzeugen würden. Die Werte von Γ1, Γ2 und Γ3 in der anfänglichen Lösung werden als die anfänglichen Verzögerungswerte verwendet. Ein Ausführungsbeispiel des Schritts 104 ist später Bezug nehmend auf 3 beschrieben.
In Schritten 106 bis 114 stellt die Steuerung 43 die Verzögerung Γ1 des Verzögerers 18 ein, um den minimalen Wert der Schwebungstonamplitude B1' zu finden, der mit der Verzöge rung Γ1 erzielt werden kann. Insbesondere wählt bei Schritt 106 die Steuerung 43 den Verzögerer 18 aus. Bei Schritt 108 inkrementiert die Steuerung 43 die Verzögerung Γ1 durch ein Einstellen der Spannung V1. Bei Schritt 110 bestimmt die Steuerung 43, ob die Schwebungstonamplitude B1' abgenommen hat. Falls dies der Fall ist, folgt Schritt 108 auf Schritt 110. Andernfalls folgt 112 auf Schritt 110.
Bei Schritt 112 dekrementiert die Steuerung 43 die Verzögerung P1 durch ein Einstellen der Spannung V1. Bei Schritt 114 bestimmt die Steuerung 43, ob die Schwebungstonamplitude B1' abgenommen hat. Falls dies der Fall ist, folgt Schritt 112 auf Schritt 114. Andernfalls folgt Schritt 116 auf Schritt 114.
In Schritten 116 bis 124 stellt die Steuerung 43 die Verzögerung Γ2 des Verzögerers 20 ein, um den minimalen Wert der Schwebungstonamplitude B1' zu finden, der mit der Verzögerung Γ2 erzielt werden kann. Schritt 126 folgt auf Schritt 124, sobald der minimale Wert der Schwebungstonamplitude B1' erzielt wurde. In Schritten 126 bis 134 stellt die Steuerung 43 die Verzögerung Γ3 des Verzögerers 22 ein, um den minimalen Wert der Schwebungstonamplitude B1' zu finden, der mit der Verzögerung Γ3 erzielt werden kann. Schritt 136 folgt auf Schritt 134, sobald der minimale Wert der Schwebungstonamplitude B1' erzielt wurde.
Bei Schritt 136 zeichnet die Steuerung 43 den Wert der Schwebungstonamplitude B1' für die gegenwärtige Iteration auf. Bei Schritt 138 bestimmt die Steuerung 43 die Phasendifferenz ΔΨ zwischen den Schwebungssignalen B2 und B3. Bei Schritt 140 bestimmt die Steuerung 43, ob der Wert der Phasendifferenz ΔΨ den erwünschten Ausgangspolarisierungszuständen von E1 und E2 entspricht. Die Phasendifferenz ΔΨ entspricht unter Umständen nicht den erwünschten Ausgangspolarisierungszuständen, wenn es eine große und plötzliche Änderung des Zustands der Faser 16 gibt, der eine große und plötzliche Veränderung der Polarisierungszustände der Strahlen E1 und E2 bewirkt, was bewirken kann, daß die Steuerschleife eine Verriegelung momentan verliert, wobei so das System unter Umständen danach nicht auf die gleiche anfängliche Lösung verriegelt ist. Falls dies der Fall ist, folgt Schritt 104 auf Schritt 140, bei dem das Verfahren 100 wiederholt wird, um nach einer weiteren anfänglichen Lösung der Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 zu suchen. Wenn die Phasendifferenz ΔΨ den erwünschten Ausgangspolarisierungszuständen von E1 und E2 entspricht, folgt Schritt 142 auf Schritt 140.
Bei Schritt 142 bestimmt die Steuerung 43, ob die gegenwärtige Schwebungstonamplitude B1' die gleiche wie die Schwebungstonamplitude B1' ist, die aus der vorherigen Iteration aufgezeichnet wurde. Falls dies der Fall ist, folgt 136 auf Schritt 142 und das Verfahren 100 läuft schleifenmäßig durch, bis die Schwebungstonamplitude B1' einen Wert verändert. Wenn die gegenwärtige Schwebungstonamplitude B1' nicht die gleiche wie die Schwebungstonamplitude B1' ist, die aus der vorherigen Iteration aufgezeichnet wurde, folgt Schritt 106 auf Schritt 142 und das Verfahren 100 wird wiederholt, um nach einer weiteren minimalen Schwebungstonamplitude B1' zu suchen.
3 stellt ein Ausführungsbeispiel von Schritt 104 dar, bei dem die Steuerung 43 einige oder alle der Polarisierungszustände von E1 und E2 nach einer anfänglichen Lösung der Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 durchsucht, die die erwünschte Ausrichtung der Polarisierungszustände der Strahlen E1 und E2 erzeugt. Bei Schritt 174 initialisiert die Steuerung 43 die Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 auf Null. Minimale Werte einer Null-Verzögerung werden hier angenommen, die Suche kann jedoch von jedem minimalen Wert der Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 beginnen, der durch die Verzögerer erzielbar ist oder nach dem gesucht werden soll. Bei Schritt 176 zeichnet die Steuerung 43 die Phasendifferenz ΔΨ zwischen den Schwebungssignalen B2 und B3 auf, die mit den gegenwärtigen Werten der Verzögerungen Γ1, Γ2 und Γ3 erzeugt werden. Bei Schritt 178 bestimmt die Steuerung 43, ob die Verzögerung Γ3 ihren maximalen Wert überschreitet. Der maximale Wert kann die maximale Verzögerung sein, nach der gesucht werden soll oder die ein Verzögerer erzielen kann. Wenn die Verzögerung Γ3 ihren maximalen Wert überschreitet, folgt Schritt 182 auf Schritt 178. Wenn die Verzögerung Γ3 ihren maximalen Wert nicht überschritten hat, folgt Schritt 180 auf Schritt 178. Bei Schritt 180 inkrementiert die Steuerung 43 die Verzögerung Γ3 durch ein Einstellen der Spannung V3. Auf Schritt 180 folgt Schritt 176 und die obigen Schritte werden schleifenmäßig durchlaufen, bis die Verzögerung Γ3 ihren Maximalwert überschreitet.
Bei Schritt 182 reinitialisiert die Steuerung 43 Γ3 auf Null. Bei Schritt 184 inkrementiert die Steuerung 43 die Verzögerung Γ2 durch ein Einstellen der Spannung V2. Bei Schritt 186 bestimmt die Steuerung 43, ob die Verzögerung Γ2 ihren maximalen Wert überschreitet. Falls dies der Fall ist, folgt Schritt 188 auf Schritt 186. Wenn die Verzögerung Γ2 ihren maximalen Wert nicht überschritten hat, folgt Schritt 176 auf Schritt 186 und die obigen Schritte werden schleifenmäßig durchlaufen, bis beide Verzögerungen Γ3 und Γ2 ihre maximalen Werte überschreiten.
Bei Schritt 188 reinitialisiert die Steuerung 43 Γ2 auf Null. Bei Schritt 190 inkrementiert die Steuerung 43 die Verzögerung Γ1 durch ein Einstellen der Spannung V1. Bei Schritt 192 bestimmt die Steuerung 43, ob die Verzögerung Γ1 ihren maximalen Wert überschreitet. Falls dies der Fall ist, folgt Schritt 194 auf Schritt 192. Wenn die Verzögerung Γ1 ihren maximalen Wert nicht überschritten hat, folgt Schritt 176 auf Schritt 192 und die obigen Schritte werden schleifenmäßig durchlaufen, bis die Verzögerungen Γ3, Γ2 und Γ1 ihre maximalen Werte überschreiten. Bei Schritt 194 wählt die Steuerung 43 die Werte der Verzögerungen Γ3, Γ2 und Γ1 aus, die eine erwünschte Phasendifferenz ΔΨ₀ erzeugen, was den erwünschten Ausgangspolarisierungszuständen der Komponentenstrahlen E1 und E2 entspricht, wie bei der anfänglichen Lösung für das Verfahren 100.
4 stellt eine Implementierung des Systems 10 in 1 dar, im folgenden das System 10A, die auf eine spezifische Ausrichtung der Polarisierungszustände bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung anwendbar ist. Bei dem System 10A weist der Lichtstrahl E1 von der Strahlquelle 12 zu Beginn eine vertikale lineare Polarisierung (VLP) P1 auf und der Lichtstrahl E2 weist zu Beginn eine horizontale lineare Polarisierung (HLP) P2 auf. In dem System 10A sollten die Polarisierungszustände P1'' und P2'' der Lichtstrahlen E1 und E2 an dem Ausgang der Faser 16 die gleichen wie die Polarisierungszustände P1 bzw. P2 sein. Bei diesem Ausführungsbeispiel ist der Polarisierer 38 mit 90° ausgerichtet, der Polarisierer 52 ist mit 45° ausgerichtet, die Wellenplatte 60 ist eine Viertelwellenplatte, die mit 45° ausgerichtet ist, und der Polarisierer 62 ist mit 90° ausgerichtet.
5 stellt ein Ausführungsbeispiel eines PSM 14A dar, der verwendet wird, um die Polarisierungszustände der Komponentenstrahlen E1 und E2 in dem System 10A (4) einzustellen. Der PSM 14A ist ein drehbarer variabler Verzögerer, der aus einem elektrooptischen Kristall hergestellt ist, wie z. B. Lithium-Niobat-Kristall (LiNbO₃), mit einer Lichtausbreitung in der z-Richtung und Spannungen, die in der x- und der y-Richtung angelegt werden. Die Polarisierungsachsen und die Verzögerung des LiNbO₃ werden durch ein Verändern der Spannungen V_x und V_y gesteuert, so daß jeder Eingangspolarisierungszustand in jeden Ausgangspolarisierungszustand umgewandelt werden kann, wenn sowohl V_x als auch V_y über einen Bereich [–V_π, V_π) arbeiten, wobei die Halbwellenspannung V_Π gleich λd/(2n 3 / 0r₂₂L) ist, wobei λ die Wellenlänge des Lichtstrahls ist, d die Breite und Höhe des Blocks aus LiNbO₃, n₀ der herkömmliche Index von LiNbO₃ ist und r₂₂ der elektrooptische Koeffizient von LiNbO₃ ist.
Bei einem Ausführungsbeispiel kann das System 10A ein Verfahren verwenden, das dem Verfahren 100 (2 und 3) ähnelt, um die erwünschten Polarisationszustände der Komponentenstrahlen E1 und E2 beizubehalten. Die Steuerung 43 führt zuerst eine globale Suche durch, um anfängliche Werte der Spannungen V_x und V_y zu finden, die eine erwünschte Phasendifferenz ΔΨ₀ erzeugen. Die Steuerung 43 führt dann fortwährend eine Minimum-Suche durch, um auf das Minimum zu verriegeln, das der erwünschten Phasendifferenz ΔΨ₀ entspricht.
Wenn eine PM-Faser in den oben beschriebenen Systemen verwendet wird, werden die Komponentenstrahlen E1 und E2 üblicherweise einer kleinen Polarisierungsveränderung unterzogen (z. B. Leistungsveränderung von weniger als 20 durch den Polarisierer). So besteht unter Umständen kein Bedarf nach einem PSM, der alle möglichen Eingangspolarisierungszustände erzeugen kann, um die erwünschten Ausgangspolarisierungszustände zu finden und auf dieselben zu verriegeln. Tatsächlich kann ein ordnungsgemäßer Entwurf den Bereich von Polarisierungszuständen, nach denen gesucht werden muß, reduzieren, wodurch die Beseitigung einiger variabler Verzögerer und möglicherweise der Quadraturerfassung ermöglicht wird. Es muß z. B. nur nach Polarisierungszuständen, die die Hälfte der Poincare-Kugel bedecken (ein mathematischer Aufbau, der alle Polarisierungszustände beschreibt), gesucht werden.
6A stellt eine Implementierung des Systems 10 in 1 dar, im folgenden das System 10B, die auf kleine Veränderungen der Polarisierungszustände bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung anwendbar ist. In dem System 10B erzeugt die Strahlquelle 12 einen VLP-Strahl E1 und einen HLP-Strahl E2. Das System 10B behält dann die Polarisierungszustände der Komponentenstrahlen E1 und E2 an dem Ausgang der Faser 16 bei.
Ein Verzögerer 252 und ein PSM 14B werden verwendet, um einen Teilsatz der möglichen Polarisierungszustände der Komponentenstrahlen E1 und E2 zu erzeugen. Der Verzögerer 252 ist eine Halbwellenplatte, die mit 22,5° ausgerichtet ist. Der PSM 14B umfaßt (1) einen variablen Verzögerer 254, der mit 0 ausgerichtet ist und eine variable Verzögerung aufweist, die von 0 bis λ/2 reicht, und (2) einen variablen Verzögerer 256, der mit 45° ausgerichtet ist und eine variable Verzögerung aufweist, die von 0 bis λ/2 reicht. Der Verzögerer 252 und der PSM 14B ermöglichen es, daß in etwa die Hälfte der Poincare-Kugel durchsucht werden kann, so daß das System 10B auf nur eines der beiden Minima der Schwebungstonamplitude B1' verriegelt, da der Entwurf die weitere Lösung ausschließt. Ferner erlauben es der Verzögerer 252 und der PSM 14B, daß die Polarisierungszustände fortwährend ohne Unterbrechungen innerhalb der Region von Interesse (z. B. Hälfte der Poincare-Kugel), die andernfalls einen oder mehrere zusätzliche variable Verzögerer erfordern würde, um eine endlose (d. h. rücksetzfreie) Polarisierungssteuerung bereitzustellen, abgetastet werden können.
Das System 10B umfaßt nur einen Detektorweg, d. h. den ersten Detektorweg 34, der das Schwebungssignal B1 erzeugt. Die Steuerung 43 verwendet nur das Schwebungssignal B1, um auf das einzige Minimum innerhalb der Eingangspolarisierungszustände zu verriegeln, die der PSM 14B erzeugen kann. Eine globale Suche nach einer anfänglichen Lösung wird nicht benötigt, da nur ein Minimum innerhalb der Eingangspolarisierungszustände zugänglich ist, die die Verzögererplatte 252 und der PSM 14B erzeugen können. Eine Suche nach der anfänglichen Lösung in der Hälfte der Poincare-Kugel wird dennoch benötigt.
6B stellt ein System 10C dar, das dem System 10B ähnelt, jedoch einen unterschiedlichen Verzögerer und einen unterschiedlichen PSM verwendet. Insbesondere verwendet das System 10C eine Viertelwellenplatte 262, die bei –45 ausge richtet ist, sowie den PSM 14A (5). Wie oben beschrieben ist, ist der PSM 14A ein drehbarer variabler Verzögerer, der durch Spannungen V_x und V_y gesteuert wird, wobei die Spannung V_x über einen Bereich [0, V_π] arbeitet und die Spannung V_y über einen Bereich [–V_π, V_π] arbeitet. Der Verzögerer 262 und der PSM 14A ermöglichen es, daß in etwa die Hälfte der Poincare-Kugel fortwährend ohne Unterbrechungen der Polarisierungszustände durchsucht werden kann, die anderweitig einen oder mehrere zusätzliche drehbare variable Verzögerer erfordern würden, um eine endlose Polarisierungssteuerung bereitzustellen.
Während die erwünschten Polarisierungszustände für ein Heterodyn-Interferometer üblicherweise einem VLP-Strahl E1 und einem HLP-Strahl E2 entsprechen, ist es möglich, ein System zu entwerfen, das Komponentenstrahlen E1 und E2 auf andere Polarisierungszustände als VLP und HLP verriegelt, während dennoch der VLP- und der HLP-Zustand erhalten werden, bevor E1 und E2 in das Interferometer gelangen. 6C stellt ein derartiges System 10D bei einem Ausführungsbeispiel der Erfindung dar. Das System 10D ähnelt den Systemen 10B und 10C mit Ausnahme der unten beschriebenen Modifizierungen. Die Eingangspolarisierungszustände sind ein VLP-Strahl E1 und ein HLP-Strahl E2. Das System 10D verwendet weder den Verzögerer 252 (6A) noch den Verzögerer 262 (6B). Der PSM 14D umfaßt (1) einen variablen Verzögerer 254D, der mit 45° ausgerichtet ist und über einen Verzögerungsbereich von 0 bis λ/2 arbeitet, und (2) einen variablen Verzögerer 256D, der mit 0° ausgerichtet ist und über einen Verzögerungsbereich von λ/2 bis 3λ/2 arbeitet. Eine Viertelwellenplatte 600, die mit 45° ausgerichtet ist, ist in dem Detektorweg 34 vor dem Polarisierer 38 enthalten, so daß die minimale Schwebungsamplitude einem Linkszirkularpolarisierungs- (LCP-) Zustand des Strahls E1 und einem Rechtszirkularpolarisierungs- (RCP-) Zustand des Strahls E2 entspricht. Eine zweite Viertelwellenplatte 602, die mit 45° ausgerichtet ist, ist in dem Weg 26 enthalten, um den LCP-Strahl E1 und den RCP-Strahl E2 in einen VLP- Strahl E1 und einen HLP-Strahl E2 umzuwandeln, bevor dieselben in das Interferometer gelangen.
6D stellt ein System 10E dar, das die Merkmale des Systems 10B und des Systems 10D in einem Ausführungsbeispiel der Erfindung kombiniert. In dem System 10E erzeugt die Strahlquelle 12 Komponentenstrahlen E1 und E2 mit Polarisierungszuständen, die von der Anwendung abhängen. Ähnlich wie bei dem System 10B können ein Verzögerer 252E und ein PSM 14E einen Teilsatz der möglichen Polarisierungszustände der Komponentenstrahlen E1 und E2 erzeugen. Die Verzögerung und die Ausrichtung des Verzögerers 252E hängen von den Eingangspolarisierungszuständen und den erwünschten Ausgangspolarisierungszuständen von E1 und E2 ab. Ähnlich wie bei dem System 10D ist ein Verzögerer 600E in dem Detektorweg 34 vor dem Polarisierer 38 enthalten, so daß die minimale Schwebungsamplitude den erwünschten Polarisierungszuständen von E1 und E2 entspricht. Ein Verzögerer 602E ist in dem Weg 26 enthalten, um die Komponentenstrahlen E1 und E2 in die erwünschten Polarisationszustände umzuwandeln, bevor die Komponentenstrahlen E1 und E2 in das Interferometer gelangen. Wieder hängen die Verzögerung und die Ausrichtung des Verzögerers 602E von den erwünschten Polarisationszuständen der Strahlen E1 und E2 ab.
Die verschiedenen Ausführungsbeispiele des Polarisierungssteuersystems, die oben beschrieben sind, wurden alle in einer Fernoperationskonfiguration gezeigt, bei der sich der PSM vorgeschaltet zu der Faser und dem Meßort befindet. 7 stellt ein Ausführungsbeispiel eines Nichtfern-Polarisierungssteuersystems 300 dar, bei dem sich ein PSM 314 nachgeschaltet zu einer Faser 316 nahe dem Meßort befindet. Wie dies zu sehen ist, setzt eine Lichtquelle 312 zwei Lichtstrahlen mit Orthogonalpolarisierungszuständen und unterschiedlichen Frequenzen in die Faser 316 ab. Die Faser 316 trägt dann die beiden Lichtstrahlen zu dem PSM 314. Der PSM 314 stellt die Polarisierungszustände der beiden Lichtstrahlen vor einem Senden derselben an einen Ausgangsweg und einen Überwacherweg ein. Der PSM 314 kann unter Verwendung ähnlicher Prinzipien wie derjenigen, die in Verbindung mit den 1, 4, 5, 6A und 6B erläutert wurden, implementiert sein. Der Ausgangsweg führt zu Interferometeroptiken. Der Überwacherweg führt zu einem Erfassungs- und Steuerblock 334, der die Rückkopplungssteuerung zu dem PSM 314 erzeugt, um die erwünschten Ausgangspolarisierungszustände der beiden Lichtstrahlen beizubehalten. Block 334 kann auf eine ähnliche Weise implementiert sein, wie oben Bezug nehmend auf die 1, 4, 6A und 6B beschrieben ist.
8 stellt eine weitere Implementierung des Systems 10 in 1, im folgenden das System 10F, dar, die unter Verwendung eines Zitterns auf die erwünschte Schwebungstonamplitude B1' verriegelt. Die Technik eines Zitterns erzeugt kleine Modulationsterme für jedes Steuersignal, um die Erfassung der Ableitung des erfaßten Signals (einschließlich Vorzeichen) zu unterstützen. Diese Technik filtert auch Veränderungen der Amplitude, die durch die Amplitudenerfassungsvorrichtung 42 erfaßt werden, aufgrund weiterer Faktoren, wie z. B. mechanischer Schwingung und Temperaturvariation, heraus. Das System 10F ähnelt dem System 10, umfaßt jedoch zusätzlich Signalgeneratoren 402, 404 und 406 und Addierer 408, 410 und 412. Die Signalgeneratoren 402, 404 und 406 erzeugen kleine orthogonale Modulationssignale s1, s2 und s3 (die bei Frequenzen f1, f2 und f3 sinuswellenförmig sein könnten). Die Steuerung 43 erfaßt die Signale s1, s2 und s3 und erzeugt drei Signale 414, 416 und 418 unter Verwendung von Korrelationstechniken, die zu entsprechenden Steuerzittersignalen s1, s2 und s3 hinzugefügt werden, um Steuersignale V₁, V₂ und V₃ zu den variablen Verzögerern 18, 20 bzw. 22 zu erzeugen.
Verschiedene weitere Anpassungen und Kombinationen von Merkmalen der offenbarten Ausführungsbeispiele sind innerhalb des Schutzbereichs der Erfindung. Die erwünschten Ausgangspolarisierungszustände müssen z. B. nicht die gleichen wie die Eingangspolarisierungszustände sein, die aus der Lichtquelle hervorgehen. Ein Ausführungsbeispiel des Systems 10B in 6A kann für Eingangspolarisierungszustände verwendet werden, die einem linkszirkular polarisierten Strahl E1 und einem rechtszirkular polarisierten Strahl E2 aus dem Laser entsprechen, sowie zum Erzeugen erwünschter Ausgangspolarisierungszustände, die einem VLP-Strahl E1 und einem HLP-Strahl E2 entsprechen. Bei einem derartigen Ausführungsbeispiel wäre der Verzögerer 252 eine Viertelwellenplatte, die mit 90° ausgerichtet ist. Ähnlich kann ein Ausführungsbeispiel des Systems 10C in 6B für Eingangspolarisierungszustände verwendet werden, die einem linkszirkular polarisierten Strahl E1 und einem rechtszirkular polarisierten Strahl E2 aus dem Laser entsprechen, sowie zum Erzeugen erwünschter Ausgangspolarisierungszustände, die einem VLP E1 und einem HLP E2 entsprechen. Bei einem derartigen Ausführungsbeispiel wäre der Verzögerer 262 nicht erforderlich.
Verschiedene alternative Ausführungsbeispiele des PSM können in den oben beschriebenen Ausführungsbeispielen verwendet werden. Ein Ausführungsbeispiel des PSM umfaßt zwei oder mehr Faserpressen, deren Doppelbrechungseigenschaften durch das Anlegen mechanischer Belastungen variiert werden. Mechanische Belastungen werden an die Faserpressen ansprechend auf die Steuersignale von der Steuerung 43 angelegt. Ein weiteres Ausführungsbeispiel eines PSM umfaßt zwei oder mehr Flüssigkristallzellen, deren Verzögerungen und/oder Polarisierungsachsen ansprechend auf die Steuersignale von der Steuerung 43 variiert werden. Noch ein weiteres Ausführungsbeispiel des PSM umfaßt zwei oder mehr mechanisch drehbare Wellenplatten mit fester Verzögerung. Die Wellenplatten werden ansprechend auf die Steuersignale von der Steuerung 43 gedreht. Noch ein weiteres Ausführungsbeispiel des PSM umfaßt zwei oder mehr photoelastische Modulatoren, deren lineare Doppelbrechungen durch das Anlegen mechanischer Belastungen induziert werden. Mechanische Belastungen werden an diese photoelastischen Modulatoren ansprechend auf die Steuersignale von der Steuerung 43 angelegt.
Verschiedene alternative Ausführungsbeispiele der Strahlquelle, die den anfänglichen Heterodyn-Lichtstrahl bereitstellen, können ebenso verwendet werden. 9 stellt ein exemplarisches Ausführungsbeispiel der Erfindung dar, bei dem eine Strahlquelle 12A einen Zeeman-Teilungslaser 502 umfaßt, wie z. B. bei dem oben erwähnten 5517D-Laser. In dem Zeeman-Teilungslaser 502 erzeugt ein axiales Magnetfeld, das an den Resonanzhohlraum in dem Laser angelegt wird, einen Strahl mit zwei orthogonalen zirkular-polarisierten Komponenten, die unterschiedliche Frequenzen aufweisen. Das optische System 504, das vorzugsweise eine Viertelwellenplatte umfaßt, wandelt die orthogonalen zirkular-polarisierten Komponenten in orthogonale linear-polarisierte Komponentenstrahlen E1 und E2 um, die geeignet zur Polarisierungssteuerung sind, wie oben beschrieben ist.
Ein optisches System 505, das eine oder mehrere Wellenplatten umfaßt, wandelt die beiden orthogonalen Polarisierungen von der Strahlquelle 12A in zwei geeignete orthogonale Polarisierungszustände um. Die ausgewählten orthogonalen Polarisierungszustände hängen von der genauen Konfiguration des PSM ab, wie z. B. denjenigen, die in den 6A bis 6D gezeigt sind. Die Wellenplatten in dem System 505 können abhängig von dem Aufbau der Strahlquelle 12A mit der Wellenplatte 504 kombiniert sein. Weitere unten erläuterte Ausführungsbeispiele können auch ein ähnliches optisches System 505 umfassen, das die hier beschriebene Funktion aufweist. Diese Beschreibung wird jedoch nicht in jedem der folgenden Ausführungsbeispiele wiederholt.
Die Strahlquelle 12A überträgt den Doppelfrequenz- oder Heterodyn-Strahl durch den PSM 14 und eine polarisierungsbeibehaltende optische Faser 16 zu dem Strahlteiler 24 und durch den Strahlteiler 24 zu einem Weg 26 zu weiteren Interferometeroptiken. Wie oben beschrieben ist, kann der PSM entweder der Faser vorausgehen, wie in 9 gezeigt ist, oder der Faser folgen, wie in 7 gezeigt ist. Der Strahlteiler 24 leitet außerdem einen Bruchteil des Heterodyn-Strahls in ein Polarisierungsüberwachungssystem 70. Das Überwachungssystem 70, das allgemein bestimmt, ob der Ausgangsstrahl aus dem Übertragungssystem, das die optische Faser 16 und den PSM 14 umfaßt, die erwünschten Polarisierungskomponenten aufweist, kann unter Verwendung eines Schwebungssignalamplitudendetektors mit oder ohne Phasendetektor, wie oben beschrieben ist, implementiert sein. Basierend auf den Messungen des Überwachungssystems 70 stellt die Steuerung 43 die Steuersignale für den PSM 14 wie erforderlich ein, um letztendlich zu den Ausgangsstrahlkomponenten E1'' und E2'' zu führen, die die erwünschten Polarisierungen P1'' und P2'' aufweisen.
Abhängig von der Konfiguration des PSM 14 können Doppelbrechungswellenplatten nach dem Teiler 24 enthalten sein, falls dies benötigt wird, um die beiden orthogonalen Polarisierungskomponenten in dem Strahl 26 in eine vertikale und eine horizontale lineare Polarisierungskomponente umzuwandeln. Allgemeiner können ähnliche Elemente, die feste Veränderungen der orthogonalen Polarisierungen bereitstellen, bei jedem der offenbarten Ausführungsbeispiele der Erfindung vorgesehen sein, obwohl die Erläuterung derartiger Elemente nicht wiederholt wird.
10 stellt ein spezifisches Ausführungsbeispiel eines aktiv stabilisierten Zeeman-Teilungslasers 12B dar, der einem Laser ähnelt, der in dem U.S.-Patent Nr. 5,586,133 offenbart ist, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist. Der Zeeman-Teilungslaser 12B umfaßt ein Rohr 510, das Elektroden 520 und 522 enthält, die getrieben werden können (z. B. mit einem HF-Signal), um eine Besetzungsumkehrung in einem Laserverstärkungsmedium 524 zu bewirken. Ein Ausgangskopplerspiegel 528 und ein Reflektor 518 befinden sich an den Enden des Rohrs 510 und definieren die Länge des Resonanzhohlraums.
Ein Permanentmagnet 526 erzeugt ein axiales Magnetfeld entlang der Richtung eines Lichtstrahls 530, das zwischen dem Ausgangskopplerspiegel 528 und dem Reflektor 518 oszilliert. Das axiale Magnetfeld weist zwei Wirkungen auf das Laserverstärkungsmedium 524 auf. Das angelegte Magnetfeld bewirkt den Zeeman-Effekt, der eine Verstärkungskurve des Mediums 524 in zwei Verstärkungskurven aufteilt, nämlich eine für linkszirkular polarisiertes Licht und die andere für rechtszirkular polarisiertes Licht. Zusätzlich teilt der Faraday-Effekt den realen Teil der Brechungsindexkurve in zwei Kurven, nämlich eine für linkszirkular polarisiertes Licht und die andere für rechtszirkular polarisiertes Licht. Als ein Ergebnis weist der Ausgangsstrahl 530, der durch den Ausgangskopplerspiegel 528 durchgelassen wird, eine linkszirkular polarisierte Komponente mit einer Wellenlänge auf, die sich von der Wellenlänge der rechtszirkular polarisierten Komponente des Lichtstrahls 530 unterscheidet. Ein optisches Element 534, wie z. B. eine Viertelwellenplatte, kann die orthogonalen zirkularpolarisierten Komponenten des Strahls 530 in orthogonale lineare Komponenten umwandeln.
Der Zeeman-Teilungslaser 12B verwendet ferner eine einstellbare magnetooptische Vorrichtung in dem Rohr 510 und um dasselbe herum, um die Teilungsfrequenzdifferenz zwischen den beiden Polarisierungen zu erhöhen. Die magnetooptische Vorrichtung umfaßt ein optisch transparentes Medium 512 in dem Weg des Strahls 530 in dem Rohr 510, einen Permanentmagneten 514, der außerhalb der Umhüllung 510 ist und das optisch transparente Medium 512 umgibt, und einen Elektromagneten 516, der den Permanentmagneten 514 umgibt. Der Permanentmagnet 514 und der Elektromagnet 516 erzeugen ein Magnetfeld mit einstellbarer Größe entlang der Richtung des Laserstrahls 530. Da der Faraday-Effekt viele Größenordnungen stärker in dem optisch transparenten Medium 512 als in dem Laserverstärkungsmedium 524 ist, kann die Größe der Frequenzteilung, die durch das optisch transparente Medium eingeführt wird, sehr viel größer als die des Laser verstärkungsmediums sein. Zusätzlich zu einem Erhöhen der Frequenzteilung erlaubt das optisch transparente Medium außerdem eine aktive Stabilisierung der Frequenzdifferenz zwischen den Polarisierungskomponenten.
Um die absoluten Frequenzen und die Differenzfrequenz der Polarisierungskomponenten des Strahls 530 zu stabilisieren, reflektiert ein Strahlteiler 532 einen Teil des Strahls 530 zu einem Detektor 540. Bei dem dargestellten Ausführungsbeispiel erfaßt der Detektor 540 die Frequenzdifferenz zwischen den beiden orthogonalen Polarisierungskomponenten des Strahls 530 und erfaßt zumindest eine der Komponentenfrequenzen. Wenn sich eine erfaßte Frequenz von der erwünschten Frequenz unterscheidet, stellt eine Treiberschaltung 542 eine Hohlraumlänge des Rohrs 510 (z. B. durch Einstellen der Leistung an ein Heizelement 536, was bewirkt, daß sich das Rohr 510 ausdehnt oder zusammenzieht), ein, wie dies benötigt wird, um die Ausgangsfrequenz einzustellen. Der Detektor 540 erzeugt außerdem ein elektrisches Signal, das die Differenz- oder Schwebungsfrequenz für die Polarisierungskomponenten des Strahls 530 aufweist. Eine Rückkopplungssteuerschaltung 546 vergleicht das Signal von dem Detektor 540 mit der Frequenz eines elektronischen Oszillators 544 und stellt aktiv den Strom durch den Elektromagneten 516 ein, um das Magnetfeld in dem Medium 512 auf eine Stärke zu setzen, die die erwünschte Frequenzdifferenz liefert.
Ein Einschließen eines doppelbrechenden Materials in einen Laserhohlraum ist ein weiteres Verfahren zum Erzeugen eines Heterodyn-Strahls, wie in dem U.S.-Patent Nr. 5,091,912 beschrieben ist, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist. 11A zeigt schematisch einen Laser 12C, der einen doppelbrechenden Block 558 und ein weiteres Laserverstärkungsmedium 560 in einem Resonanzhohlraum 550 umfaßt, der eine Länge aufweist, die durch die Trennung von Spiegeln 552 und 554 definiert ist. In einer bekannten Anordnung kann ein Spiegel 554 flach sein, wäh rend der andere Spiegel 552 kugelförmig konkav und mittig um den Spiegel 554 ist. Der Laser 12C umfaßt ebenso Elektroden oder weitere Mittel (nicht gezeigt) zum Bewirken einer Lasertätigkeit, z. B. zum Bewirken einer Gasentladung unter Verwendung eines HF-Stroms. Eine Öffnung 556, die nahe an dem konkaven Spiegel 552 plaziert ist, kann den grundlegenden Transversalmodus des Strahls 570 in dem Resonanzhohlraum 550 auswählen.
Wie in 11A gezeigt ist, sind die Positionen der Öffnung 556, des doppelbrechenden Blocks 558 und weiterer Komponenten des Lasers 12C derartig, daß zwei orthogonale lineare Polarisierungskomponenten, die durch die optischen Achsen des doppelbrechenden Blocks 558 definiert werden, separate Wege 572 und 574 mit unterschiedlichen optischen Längen aufweisen, was bewirkt, daß der Resonanzhohlraum 550 zwei Resonanzmodi aufweist. Eine erste Platte 562, die für die Mittenfrequenz der beiden Modi eine Viertelwelle ist, befindet sich in unmittelbarer Nähe zu dem doppelbrechenden Block 558 auf der Seite des Blocks 558, an der der normale Strahl und der außerordentliche Strahl dem gleichen Weg folgen. Die neutralen Linien der Viertelwellenplatte 562 befinden sich in 45° von den Polarisierungsachsen des doppelbrechenden Blocks 558, um so die Lichtintensitäten der beiden Modi, die in dem Laseraktivitätshohlraum 510 angeregt werden, auszugleichen. Eine zweite Viertelwellenplatte 564, die ebenso in dem gemeinsamen Weg der beiden Strahlen plaziert ist, ist weiter entfernt von dem Block 558 als die Platte 562. Eine Winkeleinstellung der Platte 564 um die Richtung der Lichtstrahlen kann die Differenz zwischen den Frequenzen der beiden Resonanzmodi einstellen.
Die Frequenzdifferenz kann durch eine Winkeleinstellung der Platte 564 verändert werden. Folglich kann ein Rückkopplungssteuersystem, das demjenigen ähnelt, das in dem Absatz mit Bezugnahme auf 10 erläutert wurde, die Frequenzdifferenz zwischen den beiden Polarisierungskomponenten von dem Laser 12C stabilisieren. In diesem Fall stellt die Rückkopplungssteuerung den Winkel der Platte 564 ein, um die Frequenzdifferenz zu verändern.
11A stellt ein Ausführungsbeispiel des Lasers 12C dar, bei dem eine Ausgabe durch den Spiegel 552 eine kollineare Ausgabe von beiden Frequenz-/Polarisierungskomponenten liefert. Alternativ würde eine Ausgabe durch den Spiegel 554 separate Strahlen bereitstellen, die unterschiedliche Frequenzen und Polarisierungen aufweisen.
11B zeigt einen Laser 12D, der eine Konfiguration aufweist, die zwei doppelbrechende Blöcke 558 und 568 verwendet. Die Komponenten des Lasers 12D sind so angeordnet, daß eine Zone des Hohlraums 550, in der die inhärenten Oszillationszustände räumlich getrennt sind, von beiden Spiegeln 552 und 566 entfernt ist, die folglich konkave Spiegel sein können. Insbesondere sind die doppelbrechenden Blöcke 558 und 568, die im wesentlichen identisch sein können, so in dem Hohlraum 550 positioniert, daß die Ausbreitungswege der beiden Polarisierungszustände außerhalb einer Zone zusammenlaufen, die das aktive Laseraktivitätsmedium 560 überspannt. Der so gebildete Laser 12D kann eine bessere Immunität gegenüber einer Verformung des Hohlraums 550 aufweisen.
Eine weitere Technik zum Erzeugen eines Heterodyn-Strahls, der Polarisierungskomponenten mit unterschiedlichen Frequenzen enthält, verwendet ein Paar von Phasenverriegelungslasern. 12A zeigt ein System, das eine Strahlquelle 12E umfaßt, die zwei Laser 602 und 604 enthält. Der Laser 602, der ein frequenzstabilisierter Laser sein kann, richtet einen Strahl, der eine erste Frequenz f1 aufweist, in einen Reflektor oder einen Polarisierungsstrahlteiler (PBS) 606. Der PBS oder der Reflektor 606 reflektiert eine Polarisierungskomponente des Eingangsstrahls zu einem zweiten PBS 608, der transparent für diese Polarisierungskomponente ist. Der PBS 608 empfängt außerdem einen Strahl, der eine Frequenz f2 aufweist, von dem Laser 604 und re flektiert eine Polarisierungskomponente, die orthogonal zu der durchgelassenen Polarisierungskomponente von dem PBS 606 ist. Ein resultierender kombinierter Strahl 610 von dem PBS 608 umfaßt orthogonale Polarisierungskomponenten, die jeweilige Frequenzen f1 und f2 aufweisen.
Eine genaue Steuerung der Frequenzdifferenz f2 – f1 kann unter Verwendung einer aktiven Rückkopplung beibehalten werden. Insbesondere umfaßt die Strahlquelle 12E einen Strahlteiler 612, der einen Teil des Strahls 610 durch einen Polarisierer 614 in einen Detektor 616 reflektiert. Mit dem Polarisierer 614, der eine Achse aufweist, die sich in 45° zu den Polarisierungen der Frequenzkomponenten des Strahls 610 befindet, kann der Detektor 616 ein elektrisches Signal erzeugen, das die Schwebungsfrequenz f2 – f1 der beiden Frequenzkomponenten aufweist. Eine Phasenverriegelungsschaltung 618 vergleicht die Frequenz des Signals von dem Detektor 616 mit einer elektronischen Referenzfrequenz von einem Oszillator 620 und erzeugt ein Steuersignal, das die Ausgangsfrequenz f2 des Lasers 614 setzt. Die Phasenverriegelungsschaltung 618 kann z. B. die Leistung steuern, die an ein Heizelement oder eine weitere Vorrichtung geliefert wird, die die Länge des Resonanzhohlraums in dem Laser 604 steuert. Auf diese Weise kann die Frequenzdifferenz f2 – f1 streng gesteuert werden, wie dies für Präzisionsinterferometermessungen erforderlich ist.
12B stellt eine Strahlquelle 12F gemäß einem Ausführungsbeispiel dar, das gekoppelte Zeeman-Teilungslaser 622 und 624 verwendet, um einen Heterodyn-Strahl mit den erwünschten Eigenschaften zu erzeugen. Der Laser 622 erzeugt einen Strahl mit links- und rechtszirkular polarisierter Komponente, die Frequenzen f1 und f2' aufweisen. Eine Viertelwellenplatte 626 zwischen dem Laser 622 und dem PBS 606 wandelt die orthogonalen zirkular-polarisierten Komponenten in eine vertikale und eine horizontale linearpolarisierte Komponente um, derart, daß der PBS 606 nur Licht reflektiert, das die Frequenz f1 aufweist. Ähnlich erzeugt der Laser 624 einen Strahl mit einer links- und einer rechtszirkular polarisierten Komponente, die Frequenzen f1' und f2 aufweisen, und eine Viertelwellenplatte 628 zwischen dem Laser 624 und dem PBS 608 wandelt orthogonale zirkular-polarisierte Komponenten in eine vertikale und eine horizontale linear-polarisierte Komponente um, derart, daß der PBS 608 nur Licht reflektiert, das die Frequenz f2 aufweist. Bei einem Ausführungsbeispiel, bei dem die PBS 606 und 608 identisch sind, kann eine Halbwellenplatte 607 zwischen den PBS 606 und 608 enthalten sein, so daß die Polarisierungskomponente, die in dem PBS 606 reflektiert wird, durch den PBS 608 durchgelassen wird. Der Detektor 616, wie er oben beschrieben wurde, kann einen Teil des kombinierten Ausgangsstrahls aus dem PBS 608 messen, um es zu ermöglichen, daß die Phasenverriegelungsschaltung 618 den Laser 624 steuert, wie dies erforderlich ist, um eine erwünschte Frequenzdifferenz f2 – f1 beizubehalten.
Der Ausgangsstrahl aus der Strahlquelle 12E oder 12F kann so mit einem Polarisierungssteuersystem verwendet werden, das einen PSM 14, eine optische Faser 16, einen Strahlüberwacher 70 und eine Steuerung 43 umfaßt, die die oben beschriebenen Funktionen aufweisen. Alternativ können die Funktionen des Strahlüberwachers 70 und des Detektors 616 in ein einzelnes System integriert sein, das die Eigenschaften des Ausgangsstrahls mißt und aktiv sowohl den PSM 14 als auch die gekoppelten Lichtquellen steuert um sicherzustellen, daß der Heterodyn-Strahl, der für Interferometermessungen verwendet wird, die erwünschten Frequenzen und Polarisierungen aufweist. Das U.S.-Patent Nr. 6,052,186 beschreibt ferner Strahlquellen, die Duallasersysteme umfassen, und ist hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen.
Eine weitere Weise zur Erzeugung eines Heterodyn-Strahls für ein Interferometer besteht in einer Verwendung eines elektrooptischen Modulators bei dem Ausgangsstrahl aus einem Laser. 13 zeigt ein Beispiel einer Strahlquelle 12G, die einen elektrooptischen Modulator 632 verwendet, um die Frequenzen der orthogonalen zirkular-polarisierten Komponenten aufzuteilen, die aus einem Laser 630 ausgegeben werden. Der Laser 630 kann ein monochromatischer Laser oder ein Zeeman-Teilungslaser sein und der elektrooptische Modulator 632 kann aus einem Material, wie z. B. Lithium-Niobat hergestellt sein. Der Modulator kann konfiguriert sein, um als eine sich drehende Halbwellenplatte zu wirken, die eine Frequenzverschiebung zwischen der links- und der rechtszirkularen Polarisierungskomponente erzeugt. Da der Modulator eine Frequenzverschiebung zwischen der links- und der rechtszirkularen Polarisierungskomponente erzeugt, muß der Laser 630 sowohl die links- als auch die rechtszirkulare Komponente (bei der gleichen oder unterschiedlichen Frequenzen), vorzugsweise mit ähnlichen optischen Leistungen, erzeugen. Eine oder mehrere Wellenplatten können zwischen dem Laser 630 und dem Modulator 632 enthalten sein, um Polarisierungszustände des Strahls aus dem Laser 630 in eine links- und eine rechtszirkulare Polarisierung umzuwandeln. Das folgende geht von einem Modulator aus, der aus Lithium-Niobat-Kristall hergestellt ist, obwohl auch weitere Materialien verwendet werden können. Damit der Modulator als eine sich drehende Halbwellenplatte wirkt, legt ein verstärkter elektrischer Oszillator 634 eine erste Wechselspannung der Form V_πsin(2πf_at) an den elektrooptischen Modulator 632 an, um eine entsprechende elektrische Feldkomponente in der X-Richtung senkrecht zu der Ausbreitung des Strahls zu erzeugen, und ein weiterer verstärkter Oszillator 636 legt eine zweite Wechselspannung der Form V_πcos(2πf_at) an, um eine entsprechende elektrische Feldkomponente in der Y-Richtung senkrecht zu der Ausbreitung des Strahls zu erzeugen, wobei V_π die Halbwellenspannung ist und f_a die Treiberfrequenz ist. Die außer Phase stehenden angelegten Spannungen V_πsin(2πf_at) und V_πcos(2πf_at) bewirken, daß der elektrooptische Modulator 632 als eine Halbwellenplatte wirkt, die eine Achse aufweist, die sich mit einer Winkelrate von πf_a Radian pro Sekunde dreht. Als ein Ergebnis erzeugt der Modulator 632 eine Frequenzdifferenz von 2f_a zwischen der links- und der rechtszirkular polarisierten Komponente des Strahls, der den Modulator 632 durchläuft. Ein optisches Element, wie z. B. eine Viertelwellenplatte 638, kann die orthogonalen zirkularen Polarisierungen in eine orthogonale lineare Polarisierung umwandeln, die geeignet für ein Polarisierungssteuersystem ist, das den PSM 14, die optische Faser 16, den Monitor 70 und die Steuerung 43 umfaßt.
Akustooptische Modulatoren (AOMs) können auch verwendet werden, um die Frequenzdifferenz zwischen Polarisierungskomponenten zu erzeugen oder zu erhöhen. Das U.S.-Patent Nr. 5,485,272 z. B. beschreibt mehrere Heterodyn-Strahlquellen, die AOMs verwenden, und ist hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen. Ein Beispiel eines AOM ist eine akustooptische Bragg-Zelle (z. B. ein uniaxialer doppelbrechender Kristall) mit einem angebrachten elektroakustischen Wandler. Der elektroakustische Wandler wandelt das elektrische Signal in Schallwellen um, die der Wandler durch den doppelbrechenden Kristall absetzt. Bei einem Ausführungsbeispiel kann der doppelbrechende Kristall derart ausgerichtet sein, daß Schallwellen sich entlang der optischen Achse des Kristalls ausbreiten. Die Schallwellen, die in dem Material erzeugt werden, erzeugen Brechungsindexvariationen in dem Material, was zu einem dreidimensionalen Beugungsgitter führt, das als Bragg-Gitter bekannt ist. Dieses Gitter beugt einen Strahl, der durch den Modulator läuft, in eine Vielzahl von Beugungsordnungen.
Um so viel Strahlung wie möglich in einer gebeugten Ordnung zu konzentrieren, sollte die Bedingung von Bragg für diese bestimmte Ordnung erfüllt sein. In dem Fall eines Maximierens einer gebeugten Leistung in die erste Ordnung z. B. sollte die Bedingung sinθ_d = λf_a/(2V_a) erfüllt sein, wobei θ_d der Winkel ist, den der Eingangsstrahl mit den Bragg-Gitterlinien bildet, f_a die akustische Frequenz ist, λ die optische Wellenlänge des Eingangsstrahls ist und V_a die akustische Geschwindigkeit ist. Als ein Ergebnis der Bragg- Beugung wird die optische Ausgangswelle aus dem doppelbrechenden Kristall nicht nur einer Beugung, sondern auch einer Frequenzverschiebung unterzogen. Nur die ungebeugte Ordnung breitet sich durch den Kristall ohne Veränderung von Ausbreitungswinkel und optischer Frequenz aus; alle weiteren gebeugten Ordnungen werden einer Veränderung des Ausbreitungswinkels sowie einer Verschiebung der optischen Frequenz abhängig von mehreren Parametern unterzogen, wie z. B. der gebeugten Ordnung, der Ausbreitungsrichtung der Schallwelle relativ zu der des Eingangsstrahls und der Treiberfrequenz. Der Text „Acousto-Optic Devices: Principles, Design, and Applications" (Akustooptische Bauelemente: Prinzipien, Entwurf und Anwendungen), Jieping Xu & Robert Stroud, John Wiley & Sons Inc., 1992, beschreibt die Funktionsweise von AOMs detaillierter.
Die 14A bis 14C stellen einige alternative Ausführungsbeispiele für Heterodyn-Strahlquellen unter Verwendung eines oder mehrerer AOMs dar.
14A stellt eine Strahlquelle 12I dar, die einen Zeeman-Laser 640 und ein Paar von AOMs 642 und 652 verwendet. Ein Polarisierungsstrahlteiler 648 richtet eine erste (z. B. vertikale lineare) Polarisierungskomponente und eine zweite (z. B. horizontale lineare) Polarisierungskomponente in zwei separate Wege. Der Eingangsstrahl kann dann in die Kristalle der AOMs 642 und 652 in dem Bragg-Winkel für die erste gebeugte Ordnung eintreten. Ein Oszillator 654 mit einem Verstärker 656 treibt den AOM 652, um eine sich bewegende Schallwelle zu erzeugen, die die Frequenz der gebeugten zweiten Polarisierungskomponente verschiebt. Bei diesem Ausführungsbeispiel erhöhen sowohl der AOM 642 als auch der AOM 652 die Frequenzen der ersten und der zweiten Polarisierungskomponente, so daß eine hinzugefügte Frequenzdifferenz zwischen den Polarisierungskomponenten gleich der Differenz der Treiberfrequenzen zu dem AOM 642 bzw. AOM 652 ist, die als ungleich Null ausgewählt ist. Diese Konfiguration ermöglicht eine Erzeugung von Polari sierungskomponenten, die eine Frequenzdifferenz aufweisen, die wesentlich kleiner als jede Treiberfrequenz zu dem AOM 642 oder 652 ist.
Da eine Ausbreitungsrichtung des gebeugten Strahls sich von der des Eingangsstrahls im allgemeinen unterscheidet, werden Ausrichtungsoptiken 643 und 653 verwendet, um den Ausbreitungswinkel der separaten Polarisierungskomponenten einzustellen, die aus den jeweiligen AOMs 642 und 652 ausgegeben werden, so daß sich dieselben entlang der erforderlichen Wege zum Eintreten in den Strahlkombinierer 650 bewegen. Der Strahlkombinierer 650 rekombiniert die Polarisierungskomponenten in einen kollinearen Strahl, der zur Übertragung auf einer einzelnen Faser 16 in einem Polarisierungsüberwachungssystem geeignet ist, das den PSM 14, den Strahlüberwacher 70 und die Steuerung 43 umfaßt.
14B zeigt eine weitere Konfiguration, die in der Lage ist, einen Strahl mit Polarisierungskomponenten zu erzeugen, die eine Frequenzdifferenz aufweisen, die wesentlich kleiner als jede Treiberfrequenz zu dem AOM ist. In 14B umfaßt eine Strahlquelle 12J einen Polarisierungsstrahlteiler 658 und einen Strahlkombinierer 660, die unter Verwendung eines doppelbrechenden Materials implementiert sind. Jedes Element 658 oder 660 kann ein doppelbrechendes System, wie z. B. ein Wollaston-Prisma, ein Fresnel-Prisma, ein Koester-Prisma oder ein Rochon-Prisma, sein. Derartige doppelbrechende Systeme können separate optische Elemente sein oder in das Material der AOMs 642 oder 652 integriert sein. Alternativ können statt eines doppelbrechenden Elements weitere Systeme, wie z. B. ein Beugungsgitter oder ein Phasengitter, zum Strahlteilen und/oder -kombinieren verwendet werden.
Polarisierungsoptiken 662 können unmittelbar nach dem Zeeman-Teilungslaser 640, falls dies nötig ist, enthalten sein, so daß Licht, das auf den PBS 658 einfällt, linear mit 45° zu der Polarisierungsachse des PBS 658 polarisiert wird. Als ein Ergebnis tragen die beiden Polarisierungskomponenten, die aus dem PBS 658 austreten, ähnliche optische Leistungen, was im allgemeinen für Heterodyn-Interferometer-Anwendungen bevorzugt wird, und weisen Polarisierungsrichtungen 643 bzw. 653 auf, wie in 14B gezeigt ist. Die Polarisierungsoptiken 662 können auch ausgewählt sein, um einen willkürlichen anderen Polarisierungszustand als die lineare Polarisierung bei 45° zu erzeugen, wenn unterschiedliche optische Leistungen für die beiden Strahlen erwünscht werden. Die getrennten Strahlkomponenten von dem PBS 658 durchlaufen jeweilige AOMs 642 und 652, die jeweilige optische Achsen 641 und 651 aufweisen. Der PBS 658 ist derart entworfen, daß die beiden Ausgangsstrahlen jeden der AOMs 642 bzw. 652 bei dem Bragg-Winkel der erwünschten gebeugten Ordnung betreten.
Die AOMs 642 und 652 bewirken Frequenzverschiebungen in den jeweiligen durchlaufenden Strahlen. Die entgegengesetzten Treiberrichtungen zu dem AOM 642 und 652 in 14B führen zu der Erzeugung eines Strahls mit zwei Polarisierungskomponenten, deren Frequenzdifferenz durch die Frequenzdifferenz der beiden Treiberfrequenzen gegeben ist. Alternativ kann die Frequenzdifferenz zwischen den beiden Polarisierungen gleich der Summe der Treiberfrequenzen gemacht werden, wenn die Treiberrichtungen die gleichen für den AOM 642 und AOM 652 sind; diese Konfiguration ist im allgemeinen jedoch für Heterodyn-Interferometer weniger nützlich.
14C stellt eine weitere Strahlquelle 12K dar, bei der ein Strahlteiler 658 die Polarisierungskomponenten trennt, beide Polarisierungskomponenten jedoch sequentiell durch AOMs 664 und 666 richtet, die jeweilige optische Achsen 663 und 665 aufweisen. Die getrennten Polarisierungskomponenten bewegen sich in entgegengesetzten Richtungen durch den AOM 664. Folglich ist das Vorzeichen der Frequenzverschiebung, die der AOM 664 einführt, für die beiden Polarisierungskomponenten entgegengesetzt. Eine Beugung der getrennten Polarisierungskomponenten in dem AOM 664 richtet die Pola risierungskomponenten in den AOM 666, der wieder entgegengesetzte Frequenzverschiebungen einführt, bevor der Strahlkombinierer 660 die Polarisierungskomponenten in einen kollinearen Strahl rekombiniert. Ein System, das eine Serie von drei oder mehr AOMs umfaßt, kann ähnlich aufgebaut sein. Der resultierende Ausgangsstrahl aus der Strahlquelle 12K enthält einen Strahl mit zwei Polarisierungskomponenten, deren Frequenzen sich um zweimal die Differenz zwischen den Treiberfrequenzen unterscheiden, die an den AOM 664 bzw. AOM 666 angelegt werden. Als ein Ergebnis kann ein Strahl mit zwei orthogonal polarisierten Komponenten, die eine Frequenzdifferenz aufweisen, die wesentlich kleiner als die doppelte akustische Frequenz ist, erzeugt werden.
Bei einem weiteren Ausführungsbeispiel der Strahlquelle 12K kann der Laser 640 ein Zeeman-Teilungslaser sein. Polarisierungsoptiken 641, die dem Laser unmittelbar folgen, wandeln die links- und die rechtszirkulare Polarisierung aus dem Zeeman-Teilungslaser 640 in zwei Ausgangsstrahlen mit orthogonalen linearen Polarisierungen um, die eine Polarisierungsrichtung aufweisen, die mit der Polarisierungsachse des Polarisierungsstrahlteilers 658 ausgerichtet ist. Als ein Ergebnis teilt der PBS 658 die beiden Strahlen, jeder mit einer unterschiedlichen Frequenz, in zwei orthogonal polarisierte Strahlen, die sich durch die AOMs 664 bzw. 666 ausbreiten. Bei diesem Ausführungsbeispiel werden die beiden AOMs verwendet, um die Frequenzteilung zwischen den beiden orthogonalen Komponenten zu erhöhen, die eine anfängliche Frequenzdifferenz ungleich Null aufweisen, wenn sie aus dem Zeeman-Teilungslaser 640 austreten. Der Polarisierungsstrahlteiler 660 rekombiniert dann die beiden Strahlen, um einen einzelnen Ausgangsstrahl mit zwei orthogonalen linearen Polarisierungen und einer erhöhten Frequenzteilung zu bilden.
15 stellt eine Strahlquelle 12L dar, die eine Quelle 670 eines monochromatischen Strahls und eine akustooptische Bragg-Zelle 672 umfaßt, die eine alternative Technik zum Erzeugen eines Heterodyn-Strahls verwendet. In der Strahlquelle 12L weist der einzelne Lichtstrahl 671, der auf die akustooptische Bragg-Zelle 672 auftrifft, vorzugsweise eine lineare Polarisierung auf, die mit 45° zu der Ebene der Figur ausgerichtet ist. Ein verstärkter Oszillator 674 treibt die Bragg-Zelle 672, um sich bewegende Schallwellen zweier Frequenzen f_a und f_b zu erzeugen. Die akustooptische Bragg-Zelle 672 beugt den Lichtstrahl von der Lichtquelle 670, was zu einem Lichtstrahl 682 führt, der der sich bewegenden Schallwelle der Frequenz f_a zugeordnet ist, sowie einem Lichtstrahl 684, der der sich bewegenden Schallwelle der Frequenz f_b zugeordnet ist. Die Lichtstrahlen 682 und 684, die im allgemeinen die gleiche Polarisierung wie der Eingangsstrahl 671 aufweisen, unterscheiden sich frequenzmäßig um etwa die Frequenzdifferenz |f_a – f_b| und divergieren mit einem kleinen Winkel, der der Trennung zwischen den Beugungsmaxima entspricht. Die elektrische Ausgabe des Leistungsverstärkers 674 kann so eingestellt werden, daß die Strahlen 684 und 682 in etwa die gleiche optische Leistung tragen. Die Quelle 670, die akustooptische Bragg-Zelle 672 und der Oszillator 674 können so eine Quelle 680 eines divergenten Heterodyn-Strahls bilden.
Ein weiteres optisches System 676 wandelt die beiden Frequenzkomponenten, die die gleiche Polarisierung, jedoch unterschiedliche Ausbreitungsrichtungen aufweisen, in zwei parallele Strahlen um, die orthogonale lineare Polarisierungen aufweisen. Bei einem exemplarischen Ausführungsbeispiel fallen die Strahlen 684 und 682 nach einem Austreten aus der Bragg-Zelle 672 auf ein doppelbrechendes Prisma 676 ein, das aus einem Kristall (z. B. Quarz) hergestellt ist, wobei die optische Achse parallel zu der Scheitelkante ist. Ein Scheitelwinkel α des doppelbrechenden Prismas 676 erfüllt Gleichung 1. In Gleichung 1 ist δ' die Winkeltrennung zwischen den Strahlen 684 und 682, n_o und n_e sind der normale bzw. der außerordentliche Brechungsindex und θ ist der Austrittswinkel des Ausgangsstrahls 678 relativ zu der Normalen von der Ausgangsoberfläche des Prismas 676. Das doppelbrechende Prisma 676 wirkt auf die Zwischenstrahlen 684 und 682, um jeden in zwei orthogonal polarisierte Strahlen zu teilen, einen parallel und einen senkrecht zu der Ebene der Figur, um zwei Ausgangsstrahlen 682A und 684A und zwei Störstrahlen 682B und 684B zu erzeugen. Die Störstrahlen 682B und 684B weisen Ausbreitungsrichtungen auf, die sich von denen der Ausgangsstrahlen 682A und 684A unterscheiden, und können durch eine Öffnung 678 oder durch eine herkömmliche Stiftloch-Raumfilteranordnung eliminiert werden. Die Lichtquellen, die der Strahlquelle 12L ähneln, sind in dem U.S.-Patent Nr. 4,684,828 näher beschrieben, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist.
16A stellt eine Strahlquelle 12M dar, die ein alternatives optisches System zum Umwandeln von Strahlen 682 und 684, die die gleiche Polarisierung, jedoch unterschiedliche Frequenzen und unterschiedliche Ausbreitungsrichtungen aufweisen, in parallele Strahlen 692 und 694 dar. Bei diesem Ausführungsbeispiel fallen die Strahlen 682 und 684 auf eine Phasenverzögerungsplatte 686 ein, die üblicherweise aus einem doppelbrechenden Kristall hergestellt ist. Die Richtungen von Polarisierungen der einfallenden Strahlen 682 und 684 betragen im wesentlichen 45° zu der Ebene der Figur und die optische Achse 687 der Phasenverzögerungsplatte 686 befindet sich in einem Winkel β bezüglich einer Normalen zu der Eintrittsfläche der Phasenverzögerungsplatte 686. Auf ein Eintreten in die Platte 686 hin teilt der Strahl 684 sich in interne Strahlkomponenten 684Y und 684X, wobei die internen Strahlkomponenten 684Y und 684X normal bzw. außerordentlich polarisiert sind. Ähnlich bildet der Strahl 682 interne Strahlkomponenten 682Y und 682X, wobei die internen Strahlkomponenten 682Y und 682X normal bzw. außerordentlich polarisiert sind. Da die Strahlkomponenten 684 und 682 in unterschiedlichen Winkeln relativ zu der optischen Achse 687 auf die Verzögerungsplatte auftreffen, breiten sich die außerordentlich polarisierten Strahlkomponenten 684X und 682X innerhalb der Verzögerungsplatte 686 mit Phasengeschwindigkeiten aus, die unterschiedlichen Brechungsindizes entsprechen.
Im allgemeinen zeigt Gleichung 2 den Brechungsindex für einen außerordentlich polarisierten Strahl an, der sich mit einem Winkel θ in bezug auf eine optische Achse eines doppelbrechenden Kristalls ausbreitet. In der Gleichung 2 sind n_o und n_e der normale und der außerordentliche Hauptbrechungsindex des doppelbrechenden Kristalls. Die unterschiedlichen Brechungsindizes für die Strahlkomponenten 682X und 684X können aus der Gleichung 2 bestimmt werden. Der Brechungsindex für die normal polarisierten Strahlkomponenten 682Y und 684Y beträgt n_o. Gemäß diesen Brechungsindizes sind die Ausrichtung der optischen Achse 687 und die Dicke der Verzögerungsplatte 686 derart ausgewählt, daß die Verzögerungsplatte 686 eine Phasenverschiebung von pπ Radian in dem Strahl 682X relativ zu dem Strahl 682Y und eine Phasenverschiebung von (p + 1) π Radian in dem Strahl 684X relativ zu dem Strahl 684Y einführt, wobei p eine Ganzzahl ist. Üblicherweise ist der Winkel β auf einen Wert gesetzt, der im wesentlichen gleich 45° ist. 1/n2 = cos2θ/n2o + sin2θ/n2e Gleichung 2
Die Strahlen 682X, 682Y, 684X und 684Y treten aus der Phasenverzögerungsplatte 686 als Strahlen 682A, 682B, 684A bzw. 684B aus. Als eine Folge der in die Strahlen 682X, 682Y, 684X und 684Y eingeführten Phasenverschiebungen ist die Polarisierung von Teilen der Strahlen 682A und 682B, die einander überlappen, im wesentlichen 45° zu der Ebene aus 16A und im wesentlichen orthogonal zu der Polarisierung von Teilen der Strahlen 684A und 684B, die einander überlappen, was im wesentlichen 135° zu der Ebene aus 16A ist. Die Richtungen einer Ausbreitung der Strahlen 682A und 682B sind parallel und die Richtungen einer Ausbreitung der Strahlen 684A und 684B sind parallel, da die Eintritts- und Austrittsfläche der Verzögerungsplatte 686 im wesentlichen parallel sind.
Es gibt eine kleine seitliche Verschiebung S_b zwischen den Strahlen 682A und 682B und zwischen den Strahlen 684A und 684B in 16A, wobei die beiden seitlichen Verschiebungen im wesentlichen gleich sind. Die seitlichen Verschiebungen sind hauptsächlich eine Folge der Differenz in der Richtung der jeweiligen Energieflußvektoren und der Wellenfrontvektoren für die außerordentlich polarisierten Strahlen 682X und 684X in der Phasenverzögerungsplatte 686. Die seitlichen Verschiebungen zwischen den Strahlen 682A und 682B und zwischen den Strahlen 684A und 684B, dargestellt in 16A, sind zu Zwecken einer klaren Darstellung der Wirkungen übertrieben. Üblicherweise ist die seitliche Verschiebung S_b wesentlich kleiner als die Punktgröße der Strahlkomponenten 682A, 682B, 684A und 684B.
Wieder Bezug nehmend auf 16A treten die Strahlen 682A, 682B, 684A und 684B in ein doppelbrechendes Prisma 688 ein, das vorzugsweise aus einem negativen uniaxialen Kristall hergestellt ist, wie z. B. LiNbO₃ oder KDP. Die optische Achse des doppelbrechenden Prismas 688 befindet sich in einem Winkel von 45° zu der Ebene aus 16A. Alternativ ist für ein doppelbrechendes Prisma 688, das aus einem positiven uniaxialen Kristall hergestellt ist, z. B. Quarz oder TeO₂, die optische Achse des doppelbrechenden Prismas 688 in einem Winkel von 135° zu der Ebene aus 16A ausgerichtet.
Auf ein Eintreten in das doppelbrechende Prisma 688 hin teilt sich jeder der Strahlen 682A, 682B, 684A und 684B in normal polarisierte Strahlen (mit etwa 135° polarisiert) und außerordentlich polarisierte Strahlen (mit etwa 45° polarisiert). Da die Strahlen 682A und 682B einander wesentlich überlappen und da die Verzögerungsplatte 686 eine Phasendifferenz zwischen diesen beiden Strahlen einführt, interferieren die normal polarisierten Strahlen von den Strahlen 682A und 682B destruktiv miteinander, wobei sich dieselben im wesentlichen aufheben. So sind die normal polarisierten Strahlen von 682A und 682B in 16A nicht gezeigt. Umgekehrt interferieren die außerordentlich polarisierten Strahlen von den Strahlen 682A und 682B konstruktiv miteinander und gehen aus dem Prisma 688 als Strahlen 682C bzw. 682D aus, die sich wesentlich überlappen und Polarisierungen von 45° aufweisen. Ähnlich interferieren die außerordentlich polarisierten Strahlen von den Strahlen 684A und 684B destruktiv miteinander, wobei sich dieselben im wesentlichen aufheben. So sind die außerordentlich polarisierten Strahlen von 684A und 684B in 16A nicht gezeigt. Die außerordentlich polarisierten Strahlen von den Strahlen 684A und 684B interferieren konstruktiv miteinander und gehen aus dem Prisma 688 als Strahlen 684C bzw. 684D aus, die sich wesentlich überlappen und Polarisierungen von –45° aufweisen.
Der Scheitelwinkel α₂ des doppelbrechenden Prismas 688 ist so ausgewählt, daß die Strahlen 682C und 682D das doppelbrechende Prisma 688 parallel zu den Strahlen 684C und 684D verlassen. Dies ist möglich, da die Strahlen 682C und 682D aus Strahlen hervorgehen, die sich als außerordentlich polarisierte Strahlen in dem Prisma 688 ausbreiten, und die Strahlen 684C und 684D aus Strahlen hervorgehen, die sich als normal polarisierte Strahlen in dem Prisma 688 ausbreiten. Als ein Ergebnis erzeugt das System, wenn die Strahlen 682 und 684 im wesentlichen gleiche Intensitäten aufweisen, ein Paar von Ausgangsstrahlen mit im wesentlichen gleicher Intensität, den Strahl 692 (aus der Überlagerung der Strahlen 682C und 682D gebildet) und den Strahl 694 (aus der Überlagerung der Strahlen 684C und 684D gebildet), die sich parallel zueinander ausbreiten und orthogonale Polarisierungen aufweisen (45° bzw. –45°). Es gibt eine kleine seitliche Verschiebung ungleich Null zwischen den Strahlen 682D und 684D, nämlich S_a. Üblicherweise ist diese Ver schiebung kleiner als etwa 100 μm. Die Strahlen 682C und 682D weisen das gleiche Frequenzprofil auf wie die erste Eingangsstrahlkomponente 682 und die Strahlen 684C und 684D weisen das gleiche Frequenzprofil auf wie die zweite Eingangsstrahlkomponente 684, das sich von dem der Strahlen 682C und 682D unterscheidet, wenn z. B. die Strahlen 682 und 684 aus einem akustooptischen Modulator innerhalb der Lichtquelle 680 hervorgehen.
In einigen Fällen wie z. B. dann, wenn die seitliche Verschiebung S_b nicht vernachlässigbar ist, ist die destruktive Interferenz zwischen Teilen der Strahlen 682A und 682B, die sich als normal polarisierte Strahlen innerhalb des Prismas 688 ausbreiten, unvollständig. Ähnlich kann auch die destruktive Interferenz zwischen Teilen der Strahlen 684A und 684B, die sich als außerordentlich polarisierte Strahlen innerhalb des Prismas 688 ausbreiten, unvollständig sein. Selbst in diesen Fällen jedoch stellt das doppelbrechende Prisma 688 sicher, daß der Strahl 692 (der aus außerordentlich polarisierten Strahlen ausgeht) eine Polarisierung orthogonal zu der Polarisierung des Strahls 694 aufweist (der aus den normal polarisierten Strahlen hervorgeht). Teile der Strahlen 682A und 682B, die sich als normal polarisierte Strahlen innerhalb des Prismas 686 ausbreiten und sich aufgrund einer destruktiven Interferenz nicht vollständig aufheben, gehen als Störstrahlen aus, die von den Strahlen 692 und 694 weg divergieren. Ähnlich gehen Teile der Strahlen 684A und 684B, die sich als außerordentlich polarisierte Strahlen innerhalb des Prismas 688 ausbreiten und sich aufgrund einer destruktiven Interferenz nicht vollständig gegenseitig aufheben, als Störstrahlen aus, die ebenso von den Strahlen 692 und 694 weg divergieren. Aufgrund der Divergenz kann ein Raumfilter verwendet werden, um die Störstrahlen von den Ausgangsstrahlen 692 und 694 zu trennen.
Viele Variationen der in 16A gezeigten Vorrichtung sind möglich. Eine Halbwellenplatte oder Viertelwellenplat te kann z. B. zwischen dem Phasenverzögerer 686 und dem doppelbrechenden Prisma 688 derart plaziert sein, daß die Ausgangsstrahlen 694 und 692 bei dem oben erläuterten Ausführungsbeispiel linear und orthogonal in anderen Richtungen als 45° und –45° polarisiert sind. Die optische Achse des doppelbrechenden Prismas 688 ist dann in einem Winkel von 90° zu der Ebene aus 16A ausgerichtet, wenn das Prisma aus einem negativen uniaxialen Kristall hergestellt ist, oder 0°, wenn das Prisma aus einem positiven uniaxialen Kristall hergestellt ist. Bei einem weiteren Ausführungsbeispiel kann ein Wollaston-Prisma das doppelbrechende Prisma 688 ersetzen und im wesentlichen die gleiche Funktion durchführen.
Bei einem weiteren Ausführungsbeispiel für 16A kann ein zweites doppelbrechendes Prisma (nicht gezeigt) die seitliche Verschiebung zwischen den Strahlen 682D und 684D reduzieren oder im wesentlichen beseitigen. Insbesondere bewirkt das zweite doppelbrechende Prisma eine ausgleichende seitliche Verschiebung, die von dem Scheitelwinkel des zweiten doppelbrechenden Prismas abhängt, und der Scheitelwinkel des zweiten doppelbrechenden Prismas kann ausgewählt sein, um die ursprüngliche Verschiebung zu beseitigen.
16B stellt eine weitere Variante des Ausführungsbeispiels aus 16A dar, die eine Strahlquelle 12R verwendet, wie z. B. in dem U.S.-Patent Nr. 6,452,682 beschrieben ist. Die Strahlquelle 12R umfaßt zwei Phasenverzögerungsplatten 754 und 758, die üblicherweise aus dem gleichen doppelbrechenden Material hergestellt sind. Die optische Achse 755 der Phasenverzögerungsplatte 754 ist in einem Winkel in Bezug auf eine Normale zu der Eingangsfacette der Phasenverzögerungsplatte 754 ausgerichtet, orthogonal zu einer Normalen zu der Ebene aus 16B, und der Winkel zwischen der optischen Achse 755 der Phasenverzögerungsplatte 754 und der optischen Achse 759 der Phasenverzögerungsplatte 758 beträgt üblicherweise nominell 90°. In der Strahlquelle 12R erzeugt ein Lasersystem 752 einen Ein gangsstrahl 760, der eine lineare Polarisierung von 45° relativ zu der optischen Achse einer Verzögerungsplatte 754 aufweist. Auf ein Ausbreiten durch die Verzögerungsplatte 754 hin teilt sich der Eingangsstrahl 760 in einen außerordentlich polarisierten Strahl 760a und einen normal polarisierten Strahl 760b. Die Verzögerungsplatte 754 führt dadurch eine seitliche Verschiebung oder Änderung zwischen den Strahlen 760a und 760b als ein Ergebnis der Differenz zwischen den Richtungen des Energieflußvektors und des Wellenfrontvektors für den außerordentlich polarisierten Strahl ein.
Die Strahlen 760a und 760b breiten sich dann durch eine akustooptische Bragg-Zelle 756 aus, die die Hälfte der Strahlen 760a und 760b in frequenzverschobene Strahlen 760a2 und 760b2 beugt. Die ungebeugten Hälften der Strahlen 760a und 760b gehen aus der Bragg-Zelle 756 als Strahlen 760a1 und 760b1 aus. Die Strahlen 760a1, 760a2, 760b1 und 760b2 gelangen in eine Verzögerungsplatte 758. Die Dicke der Phasenverzögerungsplatte 758 ist ausgewählt, um exakt die seitliche Verschiebung auszugleichen, die durch die Phasenverzögerungsplatte 754 eingeführt wird. So überlappen die Strahlen 760a1 und 760b1 einander vollständig und bilden einen Strahl 760-1 und die Strahlen 760a2 und 760a2 und 760b2 überlappen einander vollständig und bilden einen Strahl 760-2, der sich in Frequenz und Polarisierung von dem Strahl 760-1 unterscheidet.
Ein ähnliches Verfahren zum Ausgleichen einer seitlichen Verschiebung ist in 16C unter Verwendung einer weiteren Strahlquelle 12S gezeigt, die in dem U.S.-Patent Nr. 6,452,682 beschrieben ist. Die Strahlquelle 12S ähnelt der Strahlquelle 12R, verwendet jedoch Prismen 762 und 764, üblicherweise nicht doppelbrechend, anstelle der Verzögerungsplatte 754. Die Prismen 762 und 764 wirken in der Ebene aus 16C vor der Bragg-Zelle 756 als Strahlerweiterer. Ähnlich wirken die Prismen 772 und 774 nach der Phasenverzögerungsplatte 758 a1s Strahlzusammenzieher in der Ebene aus 16C. Das Nettoergebnis ist eine Reduzierung der seitlichen Verschiebung S_b um einen Faktor, der in etwa gleich dem Reduzierungsfaktor der Strahlkontraktion ist, die durch die Prismen 772 und 774 erzeugt wird, wobei der Strahlexpansionsfaktor der Strahlexpansion, die durch die Prismen 762 und 764 erzeugt wird, der Umkehrwert des Reduktionsfaktors der Strahlkontraktion ist, die durch die Prismen 772 und 774 erzeugt wird.
Das U.S.-Patent Nr. 6,452,682, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist, beschreibt Lichtquellen detaillierter, die ähnliche Techniken zur Erzeugung geeigneter Heterodyn-Strahlen verwenden.
Ein weiterer Typ von Strahlquelle, der einen AOM umfaßt, verwendet sowohl gebeugte als auch nicht gebeugte Strahlen. 17A z. B. stellt eine Strahlquelle 12N dar, die einen Laser oder eine weitere Lichtquelle 702, eine akustooptische Bragg-Zelle 704 und einen Oszillator 706 umfaßt. Die Strahlquelle 12N wandelt einen linear-polarisierten Lasereingangsstrahl mit einzelner stabilisierter Frequenz von der Strahlquelle 702 in einen Ausgangsstrahl um, der zwei kollineare orthogonal-polarisierte Komponenten aufweist, die sich frequenzmäßig voneinander um die Frequenz eines frequenzstabilisierten elektrischen Signals von dem elektronischen Oszillator 706 unterscheiden. In Betrieb steuert der Oszillator 706 einen Leistungsverstärker, der einen piezoelektrischen Wandler treibt, der an der akustooptischen Bragg-Zelle 704 angebracht ist. Die Bragg-Zelle 704 ist vorzugsweise aus einem uniaxialen Kristall (z. B. Quarz) hergestellt, der eine optische Achse 705 aufweist, die einen Winkel zu der Ausbreitungsrichtung der Schallwelle 707 herstellt, die durch den piezoelektrischen Wandler erzeugt wird. Der Eingangsstrahl von dem Laser 702 gelangt in die Bragg-Zelle 704 und wird zu einem außerordentlich polarisierten Strahl 710, der sich mit einem Winkel zu der optischen Achse 705 des Kristalls in der Bragg-Zelle 704 bewegt. Zusätzlich bewirkt die photoelastische Wechselwir kung der Schallwelle unter Bedingungen, die in dem U.S.-Patent Nr. 4,687,958 dargelegt sind, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist, eine Bragg-Beugung, die einen normal polarisierten Strahl 708 erzeugt, der eine verschobene Frequenz aufweist.
Die Strahlen 708 und 710 verlassen die akustooptische Bragg-Zelle 704 durch eine Kristallfläche, an der der piezoelektrische Wandler befestigt ist. Unter dieser Austrittsbedingung sind die Ausgangsstrahlen 708 und 710 im wesentlichen parallel und räumlich verschoben, üblicherweise um nur einen kleinen Bruchteil des Strahldurchmessers. Vorzugsweise ist die elektrische Ausgabe des Leistungsverstärkers so eingestellt, daß die Austrittsstrahlen 708 und 710 jeweils in etwa die gleiche Intensität aufweisen, was in etwa eine Hälfte von der des Eingangsstrahls ist. Folglich umfaßt der Ausgangsstrahl die beiden Komponenten 708 und 710, die kollinear, orthogonal polarisiert und frequenzmäßig unterschiedlich sind.
17B zeigt ein Beispiel einer Strahlquelle 120, die eine akustooptische Bragg-Zelle 714 enthält. Die Bragg-Zelle 714 ist vorzugsweise aus einem uniaxialen Kristall hergestellt, der eine optische Achse in der Ebene aus 17B aufweist, was einen ersten Winkel zu der Ausbreitungsrichtung einer Schallwelle 714 herstellt, die durch den piezoelektrischen Wandler 718 erzeugt wird. Der Eingangsstrahl tritt in die Bragg-Zelle 714 ein und wird zu einem normal polarisierten Strahl, der von der Oberfläche 714 reflektiert wird, und wird zu einem normal polarisierten Strahl in einem zweiten Winkel zu der Ausbreitungsrichtung der Schallwelle 716. Aufgrund der photoelastischen Wechselwirkung dieses Strahls mit der Schallwelle 716 erzeugt eine Bragg-Beugung einen außerordentlich polarisierten Strahl, wenn die Beziehungen der Gleichungen 3 und 4 erfüllt sind. In den Gleichungen 3 und 4 sind n_i und n_d die Brechungsindizes für den einfallenden bzw. gebeugten Strahl, λ₀ ist die optische Wellenlänge in Vakuum, v ist die akustische Geschwindigkeit und f₀ ist die Treiberfrequenz des Oszillators 706. Die Winkel θ_i und θ_d sind die Winkel zwischen dem einfallenden bzw. dem gebeugten optischen Strahl und der Normalen zu dem akustischen K-Vektor. 17C stellt die positiven Winkel θ_i und θ_d dar. sinθi = λ0/(2niν){f0 + ν2(n2i – n2d )/(f0λ20 )} Gleichung 3 sinθd = λ0/(2ndν){f0 – ν2(n2i – n2d )/(f0λ20 )} Gleichung 4
Die Gleichung 2 oben definiert den Brechungsindex n für den außerordentlich polarisierten Strahl. Der außerordentlich polarisierte Strahl breitet sich in einem kleinen Winkel relativ zu dem normal polarisierten Strahl aus, weist eine Polarisierung orthogonal zu der des normal polarisierten Strahls auf und weist eine Frequenz auf, die durch die Beugung von der Schallwelle 716 verschoben ist. Eine Kristallfläche 714B reflektiert die zwei orthogonal polarisierten Strahlen. Die jeweiligen Winkel von Einfall und Reflexion oder Brechung für die Strahlen an den Kristallflächen 714A und 714B können derart ausgewählt werden, daß Strahlen, die die akustooptische Bragg-Zelle 714 verlassen, parallel und räumlich um nur einen kleinen Bruchteil des Strahldurchmessers verschoben sind. Zu Darstellungszwecken übertreibt 17B diese Verschiebung. Verschiedene Modifizierungen an 17B können durchgeführt werden, um einen unterschiedlichen nominellen Winkel (z. B. 180° oder 360°) zwischen den Eingangsstrahlen und Ausgangsstrahlen von der Bragg-Zelle zu erzeugen. Es ist beabsichtigt, daß alle Kombinationen von Elementen und Schritten, die im wesentlichen die gleiche Funktion auf im wesentlichen die gleiche Art und Weise durchführen, um das gleiche Ergebnis zu erzielen, als Teil dieses Ausführungsbeispiels abgedeckt sind. Weitere Strahlwege und Winkel für die Scheitelflächen 714A und 714B der Bragg-Zelle 714 sind in den U.S.-Patenten Nr. 5,862,164 und 5,917,844, die hierdurch in ihrer Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen sind, detaillierter beschrieben.
17D stellt eine Strahlquelle 12P dar, wie z. B. in dem U.S.-Patent Nr. 5,970,077 beschrieben ist, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist. In der Strahlquelle 12P richtet ein Laser oder eine weitere Lichtquelle 722 einen Eingangsstrahl in einen akustooptischen Kristallaufbau 840. Die Polarisierungsebene eines Strahls aus dem Laser 722 kann unter Verwendung von Techniken um die Strahlachse gedreht werden, die für Fachleute auf diesem Gebiet bekannt sind, z. B. Phasenverzögerungsplatten, um einen Strahl zu bilden, der Eingangsstrahlkomponenten 818 und 819 umfaßt, die orthogonale lineare Polarisierungen aufweisen. Der Eingangsstrahl 818 ist linear polarisiert, senkrecht zu der Ebene aus 17D, und der Eingangsstrahl 819 ist linear in der Ebene aus 17D polarisiert. Beide Strahlen 818 und 819 weisen die gleiche Frequenz f_L auf. Die relativen Intensitäten der Strahlen 818 und 819 können durch eine Steuerung des Drehungsgrads, der an die Polarisierung des Strahls aus dem Laser 722 angelegt wird, eingestellt werden.
Ein elektrischer Oszillator 841 liefert vorzugsweise ein frequenzstabilisiertes elektrische Signal 842 mit einer Frequenz f₀ an einen herkömmlichen Leistungsverstärker 843. Ein elektrisches Ausgangssignal 844 des Leistungsverstärkers 843 treibt vorzugsweise einen herkömmlichen piezoelektrischen Wandler 846, der an einem Kristall 847 angebracht ist, der verwendet wird, um einen akustischen Strahl, vorzugsweise von dem Scherwellentyp, zu erzeugen. Herkömmliche Techniken, die Fachleuten auf dem Gebiet der akustooptischen Modulation bekannt sind, werden verwendet, um in einer bevorzugten Verteilung den akustischen Strahl, der zu den Wänden des akustooptischen Kristalls 847 hindurch gelangt, zu Zwecken eines wesentlichen Reduzierens von Temperaturgefällen in dem akustooptischen Kristall 847 zu absorbieren. Insbesondere kann ein Absorbierer 848 den akustischen Strahl an den Wänden des akustooptischen Kristalls 847 absorbieren. Die Verteilung des Absorbierers 848 auf der Oberfläche oder der Oberflächen des akustooptischen Kristalls 847 kann entworfen sein, um es zu erlauben, daß der Absorbierer 848 die Verteilung einer Energiedissipierung des akustischen Strahls an den Wänden des akustooptischen Kristalls 847 zu einer bevorzugten Absorptionsverteilung des akustischen Strahls entsprechend macht.
Der gegenwärtig bevorzugte akustooptische Kristall 847 ist aus einem uniaxialen Kristall hergestellt, der eine optische Achse 850 aufweist, die sich in der Ebene aus 17D befindet und einen Winkel Φ zu der Ausbreitungsrichtung der Schallwelle 852 herstellt, die durch den piezoelektrischen Wandler 846 erzeugt wird. 17D stellt eine Konfiguration dar, wenn der akustooptische Kristall 847 einen negativen uniaxialen Kristall enthält.
Der Eingangsstrahl 818 tritt vorzugsweise in den akustooptischen Kristall 847 an einer Oberfläche 854 mit einem Einfallswinkel Φ₁ (wie in 17E gezeigt ist) ein und wird zu einem normal polarisierten Strahl 820. Der Strahl wird 820 von einer Oberfläche 855 reflektiert und wird zu einem normal polarisierten Strahl 822. Der Strahl 822 wird von einer Oberfläche 856 reflektiert und wird zu einem normal polarisierten einfallenden Strahl 824A. Eine Bragg-Beugung mit kleinem Winkel, die aus der photoelastischen Wechselwirkung des einfallenden Strahls 824A mit der Schallwelle 852 resultiert, erzeugt einen außerordentlich polarisierten Strahl, einen gebeugten Strahl 824B, wenn die Gleichungen 3 und 4 oben erfüllt sind. Wieder sind die Definitionen von Winkeln in 17C dargestellt und Gleichung 2 gibt den Brechungsindex n für einen außerordentlich polarisierten Strahl in einem doppelbrechenden Kristall an.
Der gebeugte Strahl 824B breitet sich mit einem kleinen Winkel zu dem des nicht gebeugten einfallenden Strahls 824A aus, wobei die Polarisierung des gebeugten Strahls 824B orthogonal zu der des einfallenden Strahls 824A ist. Zusätzlich beträgt die Frequenz des Strahls 824B f_L – f₀, während die Frequenz des Strahls 824A f_L beträgt. Die Strahlen 824A und 824B werden von einer Kristallfläche 857 reflektiert und werden zu Strahlen 826A bzw. 826B. Die Strahlen 826A und 826B werden von der Kristallfläche 858 als Strahlen 828A bzw. 828B reflektiert und die Strahlen 828A und 828B verlassen den akustooptischen Kristall 847 an einer Kristallfläche 859 als Strahlen 830A bzw. 830B.
Der Eingangsstrahl 819 tritt vorzugsweise in den akustooptischen Kristall 847 an der Oberfläche 854 mit einem Einfallswinkel Φ₁ ein und wird zu einem außerordentlich polarisierten Strahl 821. Der Strahl 821 wird von der Oberfläche 855 reflektiert und wird zu einem außerordentlich polarisierten Strahl 823. Der Strahl 823 wird von der Oberfläche 856 reflektiert und wird zu einem außerordentlich polarisierten einfallenden Strahl 825A. Aufgrund der photoelastischen Wechselwirkung des einfallenden Strahls 825A mit der Schallwelle 852 wird ein normal polarisierter gebeugter Strahl 825B durch eine Bragg-Beugung mit kleinem Winkel erzeugt, wenn die Beziehungen, die durch die Gleichungen 3 und 4 gegeben sind, erfüllt sind.
Der gebeugte Strahl 825B breitet sich mit einem kleinen Winkel zu dem des nicht gebeugten einfallenden Strahls 825A aus, wobei die Polarisierung des gebeugten Strahls 825B orthogonal zu der des einfallenden Strahls 825A ist. Zusätzlich beträgt die Frequenz des Strahls 825B f_L + f₀, während die Frequenz des Strahls 825A f_L beträgt. Die Strahlen 825A und 825B werden von der Kristallfläche 857 als Strahlen 827A bzw. 827B reflektiert. Die Strahlen 827A und 827B werden von der Kristallfläche 858 als Strahlen 829A bzw. 829B reflektiert und die Strahlen 829A und 829B verlassen den akustooptischen Kristall 847 an der Fläche 859 als Strahlen 831A bzw. 831B.
Die jeweiligen Winkel von Einfall und Brechung für die Strahlen 818, 819, 820 und 821 an der Oberfläche 854, die jeweiligen Winkel von Einfall und Reflexion für die Strah len 820, 821, 822 und 823 an der Oberfläche 855 und die jeweiligen Winkel von Einfall und Reflexion für die Strahlen 822, 823, 824A und 825A an der Oberfläche 856 sind derart ausgewählt, daß der Winkel einer Abweichung zwischen den Strahlen 824B und 825B ε – δ ist, wobei ε ein kleiner Winkel, vorzugsweise 0 ≤ ε ≤ δ ist, wobei der Winkel einer Abweichung zwischen den Strahlen 824A und 824B δ ist, der Winkel einer Abweichung zwischen den Strahlen 825A und 825B –δ und der Winkel einer Abweichung zwischen den Strahlen 824A und 825A δ + ε ist, wobei δ durch Gleichung 5 spezifiziert ist. In der Gleichung 5 ist Λ die Wellenlänge des akustischen Strahls in dem akustooptischen Kristall 847. sinδ = λ0/(niΛ)cosθd = λ0/(ndΛ)cosθi Gleichung 5
Die obige Bedingung in Bezug auf relative Richtungen einer Ausbreitung der Strahlen 824A, 824B, 825A und 825B kann durch ein Wählen der Scheitelwinkel α₁ und α₂, wie in 17E dargestellt ist, um Gleichung 6 zu erfüllen, erhalten werden. In der Gleichung 6 sind n'_1e = n_2e die Brechungsindizes für den Strahl 821 an den Oberflächen 854 bzw. 855, n'_2e = n_3e sind die Brechungsindizes für den Strahl 823 an den Oberflächen 855 bzw. 856 und n'_3e ist der Brechungsindex für den Strahl 825A an der Oberfläche 856. δ + ε = {α2 – α1 + sin–1(sinΦ1/no)} – sin–1 {n3e/n'3e)sin{α2 – sin–1[(n2e/n'2e)sin[α1 – sin–1{sinΦ1/n'1e}]]}} Gleichung 6
Die jeweiligen Winkel von Einfall und Reflexion für die Strahlen 824A, 824B, 825A, 825B, 826A, 826B, 827A und 827B an der Oberfläche 857, die jeweiligen Winkel von Einfall und Reflexion für die Strahlen 826A, 826B, 827A, 827B, 828A, 828B, 829A und 829B an der Oberfläche 858 und die jeweiligen Winkel von Einfall und Brechung für die Strahlen 828A, 828B, 829A, 829B, 830A, 830B, 831A und 831B an der Oberfläche 859 sind derart ausgewählt, daß die Strahlen 830B und 831B vorzugsweise parallel sind. Die Strahlen 830B und 831B sind vorzugsweise räumlich um eine winzige Menge verschoben, d. h. einen kleinen Bruchteil der Strahldurchmesser, wobei dieselben dann im wesentlichen von gleichem Umfang sind. Die Bedingungen in bezug auf die relativen Richtungen einer Ausbreitung der Strahlen 831B und 830B werden durch ein Auswählen der Scheitelwinkel, die Gleichung 7 erfüllen, erhalten. In der Gleichung 7 sind α₃ und α₄ die Winkel, die in 17E gezeigt sind, n'_4e = n_5e sind die Brechungsindizes für den Strahl 828B an den Oberflächen 859 bzw. 858, n'_5e = n_6e sind die Brechungsindizes für den Strahl 826B an den Oberflächen 858 bzw. 857 und n'_6e ist der Brechungsindex für den Strahl 824B an der Oberfläche 857. δ + ε = {α4 – α3 + sin–1(sinΦ2/no)} – sin–1 {(n6e/n'6e)sin{α4 – sin–1[(n5n/n'5e)sin[α3 – sin–1{sinΦ2/n'4e}]]}} Gleichung 7
Wenn es erwünscht wird, daß die Strahlen 830B und 831B nicht parallel sind, d. h. Φ₂ für den Strahl 830B ist nicht gleich Φ₂ für den Strahl 831B, können die Werte der Parameter der Gleichungen 5 und 6 so ausgewählt werden, daß die Strahlen 830B und 831B einen vorbestimmten Divergenz- oder Konvergenzwinkel zwischen sich aufweisen. Zusätzlich können, wenn es erwünscht wird, daß die Strahlen 818 und 819 nicht parallel sind, d. h. Φ₁ für den Strahl 818 ist nicht gleich Φ₂ für den Strahl 819, die Werte der Parameter der Gleichungen 5 und 6 auch so ausgewählt werden, daß die Strahlen 818 und 819 einen vorbestimmten Divergenz- oder Konvergenzwinkel zwischen sich aufweisen.
Vorzugsweise ist die elektrische Ausgabe 844 des Leistungsverstärkers 834 so eingestellt, daß eine Intensität des Hauptausgangsstrahls 830B relativ zu der Intensität des Eingangsstrahls 818 bei einem bestimmen ausgewählten nominellen Wert zwischen 0 % und 100 %, vorzugsweise 100 %, liegt. Das Verhältnis der Intensität des Hauptausgangsstrahls 831B zu der Intensität des Strahls 819 ist im wesentlichen das gleiche wie das Verhältnis der Intensität des Strahls 830B zu der Intensität des Strahls 818. Ferner sind die Strahlen 830B und 831B orthogonal polarisiert und im wesentlichen von gleichem Umfang. Die Frequenzen der Hauptausgangsstrahlen 831B bzw. 830B unterscheiden sich um 2f₀ und unterscheiden sich von der Frequenz des Strahls 1016 um ±f₀.
Sekundäre Störausgangsstrahlen 830A und 831A sind orthogonal polarisierte Strahlen mit den gleichen Frequenzen wie der Frequenz des Strahls 816. Die Richtungen einer Ausbreitung der sekundären Ausgangsstrahlen 830A und 831A weichen von der Richtung einer Ausbreitung der Hauptausgangsstrahlen 830B und 831B um in etwa –n_oε bzw. n_oε ab. Die Intensitäten der sekundären Ausgangsstrahlen 830A und 831A weisen vorzugsweise nominelle Werte von 0 % der Intensitäten der Hauptausgangsstrahlen 830B bzw. 831B als eine Folge der Einstellung der elektrischen Ausgabe 844 des Leistungsverstärkers 843 auf, so daß eine Intensität von entweder dem Hauptausgangsstrahl 830B relativ zu der Intensität des Eingangsstrahls 818 oder dem Hauptausgangsstrahl 831B relativ zu der Intensität des Eingangsstrahls 819 vorzugsweise der nominelle Wert von 100 % ist.
Ein wichtiges Merkmal des in 17D gezeigten Ausführungsbeispiels ist ein intrinsisch niedriger Pegel einer Verunreinigung der Ausgangsstrahlen mit nicht verschobenen Frequenzkomponenten, die Richtungen einer Ausbreitung aufweisen, die im wesentlichen parallel zu der Richtung einer Ausbreitung der Hauptausgangsstrahlen 830B und 831B sind. Der niedrige Pegel einer Verunreinigung in dem System ist eine Folge eines Verwendens einer nicht normalen Bragg-Beugung, einer Bragg-Beugung in einem uniaxialen Kristall, anstatt einer normalen Bragg-Beugung und der Abwesenheit zusätzlicher optischer Elemente, wie z. B. derjenigen, die aus doppelbrechenden Kristallen hergestellt sind, die andernfalls in dem Weg der Ausgangsstrahlen erforderlich wären, um ein Paar Ausgangsstrahlen parallel zu machen. Die Ausrichtung der Polarisierungszustände der Hauptausgangsstrahlen bei Verwendung einer nicht normalen Bragg-Beugung wird durch eine Ebene und eine Normale zu der Ebene bestimmt, wobei die Ebene durch die optische Achse des akustooptischen Kristalls 847 und die Richtung einer Ausbreitung der einfallenden Strahlen 824A und 825A in dem akustooptischen Kristall 847 definiert ist. Bei einem normalen Bragg-Beugungsvorgang jedoch ist die Ausrichtung des Polarisierungszustands der gebeugten Komponente eines Ausgangsstrahls die gleiche wie bei dem Polarisierungszustand des Vorläufereinfallsstrahls. Dieses Merkmal eines normalen Bragg-Beugungsvorgangs führt im allgemeinen zu einer Anforderung nach einem zusätzlichen doppelbrechenden optischen Element, das der akustooptischen Vorrichtung folgt, und, falls dies erwünscht wird, die Komponenten eines Ausgangsstrahls parallel aufarbeitet. Ein zusätzliches doppelbrechendes optisches Element ist ein potentieller Erzeuger einer Ausgangsstrahlverunreinigung, wobei die Ausgangsstrahlverunreinigung aus einer Fehlausrichtung des zusätzlichen doppelbrechenden optischen Elements bezüglich der akustooptischen Vorrichtung herrührt.
Alternative Ausführungsbeispiele zu dem in 17D gezeigten System können doppelbrechende Prismen umfassen, die zur Veränderung der relativen Richtungen einer Ausbreitung orthogonal polarisierter Strahlen verwendet werden, wie z. B. in dem U.S.-Patent Nr. 5,970,077 verwendet wird. Die Prismen können unabhängige Komponenten sein oder können an der Bragg-Zelle oder weiteren optischen Komponenten angebracht sein. Raumfilter können ebenso an dem Ausgang plaziert sein, um eine Unterscheidung gegenüber Sekundärstrahlen zu unterstützen.
18 stellt eine Strahlquelle 12Q dar, wie z. B. in dem U.S.-Patent Nr. 6,157,660 beschrieben ist, das hierdurch in seiner Gesamtheit durch Bezugnahme aufgenommen ist. Die Strahlquelle 12Q umfaßt einen Laser oder eine weitere Lichtquelle 732, die einen linear-polarisierten monochromatischen Strahl senkrecht zu der Ebene der Figur erzeugt. Dieser Strahl wird in einen akustooptischen Kristall 734 gerichtet. Bei diesem Ausführungsbeispiel ist der Kristall 734 aus einem optisch aktiven uniaxialen Kristall hergestellt, der eine optische Achse 746 in der Ebene aus 18 aufweist, was einen Winkel zu einer Normalen zu der Richtung des Wellenfrontvektors K⁽¹⁾ der ersten Schallwelle herstellt, die durch einen piezoelektrischen Wandler 748 erzeugt wird. Die in 18 gezeigte Darstellung ist für eine akustooptische Modulatorzelle, die einen sich links drehenden positiven uniaxialen Kristall aufweist, z. B. Paratellurit. Ein erster verstärkter Oszillator 736 treibt einen ersten piezoelektrischen Wandler, der an dem akustooptischen Kristall 734 angebracht ist, und ein zweiter verstärkter Oszillator 738 treibt einen zweiten piezoelektrischen Wandler, der an dem akustooptischen Kristall 734 angebracht ist. Die erste und die zweite Schallwelle sind vorzugsweise von dem Scherwellentyp. Die Absorption der akustischen Strahlen an den Wänden der akustooptischen Modulatorzelle 734 geschieht durch Absorbierer 734C und 734D.
Bezug nehmend auf 18 erzeugt die Lichtstrahlquelle 732 einen Eingangsstrahl 731, der in die akustooptische Modulatorzelle 734 gelangt und die akustooptische Vorrichtung als Ausgangsstrahlen 760 und 762 und die Serie sekundärer Ausgangsstrahlen verläßt. Die Ausgangsstrahlen 760 und 762 sind im wesentlichen linear polarisiert.
Eine Quelle eines ersten Teilsatzes der sekundären Ausgangsstrahlen sind die elliptisch polarisierten Eigenmodi für die Ausbreitung von Lichtstrahlen in der akustooptischen Modulatorzelle 734, die einen optisch aktiven ani sotropen Kristall aufweist. Die elliptische Polarisierung der Eigenmodi der akustooptischen Modulatorzelle 734 und die Grenzbedingungen, die durch das elektrische und das magnetische Feld von Lichtstrahlen erfüllt werden müssen, die an Grenzflächen optisch aktiver anisotroper Kristalle reflektiert und gebrochen werden, erzeugen den ersten Teilsatz der sekundären Ausgangsstrahlen. Diese sekundären Ausgangsstrahlen weisen im allgemeinen reduzierte Intensitäten in der Vorrichtung auf. Der erste Teilsatz der sekundären Strahlen weist Richtungen einer Ausbreitung auf, die sich von den Richtungen einer Ausbreitung der Ausgangsstrahlen 760 und 762 hauptsächlich aufgrund der Eigenschaften der doppelbrechenden abgeschnittenen Prismen 740 und 742 unterscheiden.
Der Eingangsstrahl 731 gelangt in die akustooptische Modulatorzelle 736 und wird durch eine akustooptische Wechselwirkung mit einem ersten akustischen Strahl in der ersten Wechselwirkungsregion 734A in einen Zwischenstrahl umgewandelt. Die Intensität des Zwischenstrahls ist vorzugsweise im wesentlichen die gleiche wie die Intensität des Eingangsstrahls 731. Der Zwischenstrahl läuft nachfolgend durch einen zweiten akustischen Strahl in der zweiten Wechselwirkungsregion 734B. Mittels einer akustooptischen Wechselwirkung des Zwischenstrahls mit dem zweiten akustischen Strahl wird ein Teil des Zwischenstrahls in einen Strahl umgewandelt, der die akustooptische Vorrichtung als einer der Ausgangsstrahlen 760 und 762 verläßt, wobei der verbleibende nicht umgewandelte Teil des Zwischenstrahls die akustooptische Vorrichtung als der andere der Ausgangsstrahlen 760 und 762 verläßt.
Eine unvollständige Umwandlung des Eingangsstrahls 732 in den Zwischenstrahl erzeugt einen zweiten Teilsatz der sekundären Ausgangsstrahlen. Der zweite Teilsatz der sekundären Strahlen weist reduzierte Intensität in der Vorrichtungen auf und weist Richtungen einer Ausbreitung auf, die sich von den Richtungen einer Ausbreitung der Ausgangsstrahlen 760 und 762 unterscheiden.
Die relativen seitliche Netto-Verschiebungen für die Strahlen 760 und 762 bezüglich einander, die Verschiebungen aufgrund unterschiedlicher Richtungen von Wellenfrontvektoren interner optischer Strahlen in der akustooptischen Vorrichtung aus 18 und aufgrund von Abweichungen von Energieflußvektoren von entsprechenden Wellenfrontvektoren für optische Strahlen, die sich in einem doppelbrechenden Medium ausbreiten, werden zu einem hohen Pegel aufgrund des Entwurfs eines Ausgleichens der abgeschnittenen Prismen 740 und 742, wie in 18 gezeigt ist, ausgeglichen. Die optischen Achsen für die Prismen 740 und 742 sind orthogonal zu der Ebene aus 18. Die Prismen 740 und 742 können an dem akustooptischen Kristall, wie dies gezeigt ist, befestigt sein oder können als separate einzelne Komponenten verwendet werden.

Claims

Polarisierungssteuersystem mit folgenden Merkmalen: einer Strahlquelle (12), die einen ersten Lichtstrahl mit einer ersten Polarisierung und einer ersten Frequenz und einen zweiten Lichtstrahl mit einer zweiten Polarisierung und einer zweiten Frequenz erzeugt; einem Polarisierungszustandsmodulator (PSM) (14), der positioniert ist, um den ersten Strahl und den zweiten Strahl zu empfangen, wobei der Polarisierungszustandsmodulator (14) wirksam ist, um die Polarisierungen des ersten und des zweiten Strahls ansprechend auf ein Steuersignal zu verändern; einer optischen Faser (16), die gekoppelt ist, um den ersten Strahl und den zweiten Strahl zu empfangen; einem Detektorsystem (70), das einen Teil des ersten Strahls und einen Teil des zweiten Strahls empfängt, nachdem der erste und der zweite Strahl aus der optischen Faser (16) ausgetreten sind, wobei das Detektorsystem (70) ein Schwebungssignal ansprechend auf den ersten Strahl und den zweiten Strahl erzeugt; und einer Steuerung (43), die das Schwebungssignal empfängt und das Steuersignal für den Polarisierungszustandsmodulator (14) erzeugt.
System gemäß Anspruch 1, bei dem die optische Faser (16) den ersten Strahl und den zweiten Strahl von dem Polarisierungszustandsmodulator empfängt.
System gemäß Anspruch 1, bei dem der Polarisierungszustandsmodulator (14) den ersten Strahl und den zweiten Strahl von der optischen Faser (16) empfängt.
System gemäß einem der Ansprüche 1 bis 3, bei dem das Detektorsystem (70) folgende Merkmale aufweist: einen ersten Detektorweg (34), der den ersten und den zweiten Lichtstrahl nach einer Ausbreitung durch die optische Faser (16) empfängt, wobei der erste Detektorweg (34) das Schwebungssignal erzeugt; einen zweiten Detektorweg (48), der den ersten und den zweiten Lichtstrahl nach einer Ausbreitung durch die optische Faser (16) empfängt, wobei der zweite Detektorweg (48) ein zweites Schwebungssignal ansprechend auf den ersten und den zweiten Lichtstrahl erzeugt; einen dritten Detektorweg (58), der den ersten und den zweiten Lichtstrahl nach einer Ausbreitung durch die optische Faser (16) empfängt, wobei der dritte Detektorweg (58) ein drittes Schwebungssignal ansprechend auf den ersten und den zweiten Lichtstrahl erzeugt; und einen Phasendetektor (56), der ein Phasensignal ansprechend auf das zweite und das dritte Schwebungssignal erzeugt, wobei die Steuerung (43) das Phasensignal verwendet, wenn sie das Steuersignal erzeugt.
System gemäß einem der Ansprüche 1 bis 4, bei dem die Strahlquelle einen Laser (502) aufweist.
System gemäß Anspruch 5, bei dem der Laser einen Zeeman-Teilungslaser aufweist.
System gemäß Anspruch 5 oder 6, das ferner eine doppelbrechende Platte zwischen dem Laser und dem Polarisierungszustandsmodulator (14) aufweist.
System gemäß einem der Ansprüche 5 bis 7, bei dem der Laser einen Resonanzhohlraum (550) aufweist, der ein doppelbrechendes Element (560) enthält, das derart positioniert ist, daß der Resonanzhohlraum (550) eine erste optische Weglänge für eine erste Polarisierung von Licht und eine zweite optische Weglänge für eine zweite Polarisierung von Licht aufweist.
System gemäß einem der Ansprüche 5 bis 8, bei dem der Laser einen Haupt-Laser (622) aufweist, der einen ersten Ausgangsstrahl erzeugt, wobei die Strahlquelle ferner folgende Merkmale aufweist: einen Neben-Laser (624), der einen zweiten Ausgangsstrahl erzeugt, der eine Frequenz aufweist, die ansprechend auf ein Steuersignal einstellbar ist; und ein Überwachersystem (616, 618), das wirksam ist, um eine Frequenzdifferenz zwischen dem ersten Ausgangsstrahl und dem zweiten Ausgangsstrahl zu messen und das Steuersignal zu erzeugen, um den zweiten Ausgangsstrahl auf die Frequenz zu setzen, die eine erwünschte Frequenzdifferenz liefert.
System gemäß einem der Ansprüche 5 bis 9, bei dem die Strahlquelle ferner ein optisches Element (632) aufweist, das als eine sich drehende Halbwellenplatte wirkt, durch die ein Strahl auf dem Laser (630) läuft.
System gemäß Anspruch 10, bei dem das optische Element folgende Merkmale aufweist: einen elektrooptischen Kristall; ein erstes Treibersystem, das eine erste Wechselspannung über den elektrooptischen Kristall in einer ersten Richtung anlegt; und ein zweites Treibersystem, das eine zweite Wechselspannung über den elektrooptischen Kristall in einer zweiten Richtung anlegt.
System gemäß Anspruch 10 oder 11, bei dem die erste Polarisierung des ersten Strahls, wenn derselbe in den elektrooptischen Kristall eintritt, eine zirkulare Polarisierung ist und die zweite Polarisierung des zweiten Strahls, wenn derselbe in den elektrooptischen Kristall eintritt, eine zirkulare Polarisierung ist, die orthogonal zu der ersten Polarisierung ist.
System gemäß einem der Ansprüche 10 bis 12, bei dem der Laser ein Zeeman-Teilungslaser ist.
System gemäß einem der Ansprüche 5 bis 13, bei dem die Lichtquelle ferner folgende Merkmale aufweist: einen Polarisierungsstrahlteiler (648), der positioniert ist, um einen Strahl aus dem Laser in eine erste Polarisierungskomponente und eine zweite Polarisierungskomponente aufzuteilen; und einen ersten akustooptischen Modulator (642) in einem Weg der ersten Polarisierungskomponente.
System gemäß Anspruch 14, das ferner einen zweiten akustooptischen Modulator (652) in einem Weg der zweiten Polarisierungskomponente aufweist.
System gemäß Anspruch 14 oder 15, bei dem der Polarisierungsstrahlteiler aus einer Gruppe ausgewählt ist, die aus einem doppelbrechenden Element und einem Film besteht, der für eine der ersten und der zweiten Polarisierungskomponente reflektierend und für die andere der ersten und der zweiten Polarisierungskomponente durchlässig ist.
System gemäß einem der Ansprüche 14 bis 16, bei dem der Laser ein Zeeman-Teilungslaser ist.
System gemäß einem der Ansprüche 5 bis 17, bei dem die Strahlquelle ferner zumindest einen akustooptischen Kristall (672) in einem Weg eines Ausgangsstrahls aus dem Laser (670) aufweist, wobei zumindest einer des ersten Strahls und des zweiten Strahls Licht aufweist, das durch eine Schallwelle gebeugt wird, die den akustooptischen Kristall (672) durchläuft.
System gemäß Anspruch 18, bei dem einer des ersten Strahls und des zweiten Strahls Licht aufweist, das durch die Schallwelle, die den akustooptischen Kristall durchläuft, nicht gebeugt wird.
System gemäß Anspruch 18 oder 19, bei dem die Schallwelle eine erste akustische Komponente und eine zweite akustische Komponente aufweist und eine Differenz zwischen der ersten Frequenz des ersten Strahls und der zweiten Frequenz des zweiten Strahls von einer Differenz zwischen einer Frequenz der ersten akustischen Komponente und einer Frequenz der zweiten akustischen Komponente abhängt.
System gemäß Anspruch 20, bei dem die erste akustische Komponente einen ersten Teil des akustooptischen Kristalls durchläuft und die zweite akustische Komponente einen zweiten Teil des akustooptischen Kristalls durchläuft, der von dem ersten Teil des akustooptischen Kristalls getrennt ist.
System gemäß einem der Ansprüche 18 bis 21, bei dem der akustooptische Kristall eine optische Achse aufweist, die in einem Winkel zu einer Richtung einer Ausbreitung der Schallwelle angeordnet ist.
System gemäß einem der Ansprüche 18 bis 22, bei dem die Schallwelle eine Wechselwirkungsregion in dem akustooptischen Kristall (847) durchläuft und der Ausgangsstrahl aus dem Laser (722) innerhalb des akustooptischen Kristalls (847) innen-reflektiert wird, was bewirkt, daß der Ausgangsstrahl eine Wechselwirkungsregion mehr als einmal durchläuft.
System gemäß einem der Ansprüche 18 bis 23, bei dem die Strahlquelle ferner folgende Merkmale aufweist: ein erstes optisches System, das den Ausgangsstrahl aus dem Laser in eine erste Polarisierungskomponente und eine zweite Polarisierungskomponente aufteilt, die beide in den zumindest einen akustooptischen Kristall gerichtet werden; und ein zweites optisches System, das wirkt, um Teile der ersten und der zweiten Polarisierungskomponente zu kombinieren, die durch die Schallwelle in dem zumindest einen akustooptischen Kristall gebeugt wurden, und um Teile der ersten und der zweiten Polarisierungskomponente zu kombinieren, die durch die Schallwelle in dem akustooptischen Kristall nicht gebeugt wurden.
System gemäß Anspruch 24, bei dem zumindest eines des ersten optischen Systems und des zweiten optischen Systems ein doppelbrechendes optisches Element aufweist.