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594 Bericht fiber die Tagung der SohweizerischenPhysikalischen Gesel]sohaft ZAM~ n,icht zu entscheiden. Die Beobachtungen 4 und 6 lassen sich mit diesem Wandladungs- effekt interpretieren. Diese Arbeit wurde vom Schweizerischen Nationalfonds finanziell unterstiitzt. Lilerc~tur [1] J. LtNDER, Dissertation ETH (1965). [2] W. BAUMaAarNER,J. LINDER,Z. angew. Ma~ch.Phys. 73, 514 (1962). [3] W. BAUMGAr~TN~R, Z. angew. Math. Phys. 75, 324 (1964). [4] J. LINDER,~Ar. BAUMGARTN~,Z. angew. ~ath. Phys. 75, 322 (1964). [5] V~<BAVMO~m~, W. SAUTES,M. Zi3~E~, Z. angew. Math. Phys. 77, 481 (1966). Resonator-Moden und Linienaufspaltungen im Submillimeterwellen-Gaslaser von P. SCHWALLER, H . STt~FFEN und F. K. I~NEUBfJHL (Laboratortum ifir Festk6rperphysik der Eidgen0ssischen Technischen Hochschule, Ziirich) Eine Messvorriehtung zur Untersuchung von Resonator-Moden und spektralen Aufspaltungen von Laseremissionen im Submillimeterwellen-Bereich wnrde ent- wickelt. Dabei wird ein Spiegel des Laser-Resonator mit einer Mikrowellenschraube parallel verschoben und somit die Resonatorl~inge L stetig ver~indert. Emittiert der Laser eine Strahlung mit einer einzigen Wellenlfinge A, so beobachtet man bei der kontinuierlichen Zunahme yon L ein Interferogramm, bei dem die Leistungsspitzen den Resonanzl~ingen Lq .... (2) der Resonator-Moden TEMq ....... 1(2) entsprechen. Emittiert der Laser gleichzeitig zwei oder mehrere WellenlSmgen 2~ = 21,2~ ..... so bildet das Interferogramm eine meist komplizierte JJberlagerung yon Leistungs- spitzen entsprechend den Resonanzl&ngen L 0 ..... (2j, Lq .... (22)...... Um solche zu- sammengesetzte Interferogramme zu entr~itseln, setzten wir zwischen den Laser- ausgang und den Detektor ausser den tiblichen Yoshinagafiltern und Filtergittern auch ein Kreuzgitter Fabry-P6rot Interferometer [11 mit ver~inderlichem Zwischen- raum. Dieses erlaubt, ftir jede Leistungsspitze bei unbekanntem Lq ..... (2x) die emittierte Wellenl~nge 2~ zu bestimmen. Als erstes hat uns die beschriebene Messvorrichtung gestattet, die Resonanz- bedingung von Laserresonatoren mit ebenen, kreisrunden Spiegeln vom Radius a far niedere FresneI-Zahlen N = a2/A L zu ermitteln [21. Fiir Fresnel-Zahlen zwischen 0,5 und 2 lautet demnach die Resonanzbedingung ftir den TEMq ..... t-Mode (Fox und LI [31 Notation): Lq ...... = -~ (q +-N,}] t-2--~-] ] ' wobei A' die emittierte Wellenl~nge im Lasermedium, Nei i ~ a~/A ' Lq, o, ~ und P,,n die ~t-te Nullstelle der Besselfunktion J,,,(x) bedeutet. Diese Resonanzbedingung ent- spricht genau den Resonanzformeln, welche fiir die entsprechenden optischen Laser mit vie1 gr6sseren Fresnelzahlen (N ~ 50) gelten. Daher darf ohne weiteres angenom- men werden, dass der Gfiltigkeitsbereich dieser Bedingung sich von etwa 0,5 bis 50 erstreckt. Im Gegensatz dazu stehen die theoretischen Approximationen ftir niedere N yon BERCSTmN und SCrlACKTER [4], welche merklich yon unseren Messungen ab- weichen.

Resonator-Moden und Linienaufspaltungen im Submillimeterwellen-Gaslaser

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Page 1: Resonator-Moden und Linienaufspaltungen im Submillimeterwellen-Gaslaser

594 Bericht fiber die Tagung der Sohweizerischen Physikalischen Gesel]sohaft ZAM~

n,icht zu entscheiden. Die Beobachtungen 4 und 6 lassen sich mit diesem Wandladungs- effekt interpretieren.

Diese Arbeit wurde vom Schweizerischen Nationalfonds finanziell unterstiitzt.

Lilerc~tur [1] J. LtNDER, Dissertation ETH (1965). [2] W. BAUMaAarNER, J. LINDER, Z. angew. Ma~ch. Phys. 73, 514 (1962). [3] W. BAUMGAr~TN~R, Z. angew. Math. Phys. 75, 324 (1964). [4] J. LINDER, ~Ar. BAUMGARTN~, Z. angew. ~ath. Phys. 75, 322 (1964). [5] V~< BAVMO~m~, W. SAUTES, M. Zi3~E~, Z. angew. Math. Phys. 77, 481 (1966).

R e s o n a t o r - M o d e n und L i n i e n a u f s p a l t u n g e n i m S u b m i l l i m e t e r w e l l e n - G a s l a s e r

v o n P. SCHWALLER, H. STt~FFEN und F. K. I~NEUBfJHL

(Laboratortum ifir Festk6rperphysik der Eidgen0ssischen Technischen Hochschule, Ziirich)

Eine Messvorriehtung zur Untersuchung von Resonator-Moden und spektralen Aufspaltungen von Laseremissionen im Submillimeterwellen-Bereich wnrde ent- wickelt. Dabei wird ein Spiegel des Laser-Resonator mit einer Mikrowellenschraube parallel verschoben und somit die Resonatorl~inge L stetig ver~indert. Emittiert der Laser eine Strahlung mit einer einzigen Wellenlfinge A, so beobachtet man bei der kontinuierlichen Zunahme yon L ein Interferogramm, bei dem die Leistungsspitzen den Resonanzl~ingen Lq . . . . (2) der Resonator-Moden TEMq ....... 1(2) entsprechen. Emittiert der Laser gleichzeitig zwei oder mehrere WellenlSmgen 2~ = 21,2~ . . . . .

so bildet das Interferogramm eine meist komplizierte JJberlagerung yon Leistungs- spitzen entsprechend den Resonanzl&ngen L 0 ..... (2j, Lq . . . . (22) . . . . . . Um solche zu- sammengesetzte Interferogramme zu entr~itseln, setzten wir zwischen den Laser- ausgang und den Detektor ausser den tiblichen Yoshinagafiltern und Filtergittern auch ein Kreuzgitter Fabry-P6rot Interferometer [11 mit ver~inderlichem Zwischen- raum. Dieses erlaubt, ftir jede Leistungsspitze bei unbekanntem Lq . . . . . (2x) die emittierte Wellenl~nge 2~ zu bestimmen.

Als erstes hat uns die beschriebene Messvorrichtung gestattet, die Resonanz- bedingung von Laserresonatoren mit ebenen, kreisrunden Spiegeln vom Radius a far niedere FresneI-Zahlen N = a2/A L zu ermitteln [21. Fiir Fresnel-Zahlen zwischen 0,5 und 2 lautet demnach die Resonanzbedingung ftir den TEMq . . . . . t-Mode (Fox und LI [31 Notation):

Lq ...... = -~ (q + -N , } ] t-2--~-] ] '

wobei A' die emittierte Wellenl~nge im Lasermedium, N e i i ~ a~/A ' �9 Lq, o, ~ und P,,n die ~t-te Nullstelle der Besselfunktion J,,,(x) bedeutet. Diese Resonanzbedingung ent- spricht genau den Resonanzformeln, welche fiir die entsprechenden optischen Laser mit vie1 gr6sseren Fresnelzahlen (N ~ 50) gelten. Daher darf ohne weiteres angenom- men werden, dass der Gfiltigkeitsbereich dieser Bedingung sich von etwa 0,5 bis 50 erstreckt. Im Gegensatz dazu stehen die theoretischen Approximationen ftir niedere N yon BERCSTmN und SCrlACKTER [4], welche merklich yon unseren Messungen ab-

weichen.

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Vol. 18, 1967 Bericht fiber die Tagung der Schweizerischen Physikalischen Geselischaft 595

Mit der beschriebenen Messvorrichtung konnten wir ferner zeigen [5], dass bei gewissen CN-Verbindungen (zum Beispiel CH3SCN ) neben der bekannten 0,3368 m m Laseremission unter Umst~inden eine eng benachbarte mit 0,3363 mm Wellenl~inge auftritt.

Liieratur

[1] R. ULRICH, ]42. F. RENK, L. GENZEL, I E E E Transac t ions M T T 11, 363 (1963). [2] P. SCHWALLER, H. STEFF~N, J.-F. ~OSER und F. K. IKNEUBOHL, Applied Optics, 6, 827 (1967). [3] A. Fox, G. LI, Bell System Techn. J. 40, 453 (1961). [4] L. BERGST~IN, H. SCHACHTER, J. opt. SOC. Am. 54, 887 (1964). [5] H. STEF~EN, J.-F. MOSER and F. K. KNEUB/3HL, J. AppI. Phys., zur Publikation angenommen.

M e a s u r e m e n t o f S m a l l O p t i c a l L o s s e s b y a H e - N e L a s e r

by P. BLASER, H, P. BRXNDLI and R. DXNDLIKER (Institut ffir angewandte Physik der Universit~it Bern)

The output of a He-Ne laser depends strongly on small losses inside the optical resonator. A loss of only 0.1 per mille at 0.6 per cent gain per pass results in a decrease in output power by about 5 per cent, for example. The decrease depends on the internal losses and other laser parameters as well. For the determination of unknown losses it is thus advisable to make a substitution measurement using a calibrated, variable loss element.

If one wishes to utilize the reflexion losses of plane parallel rotatable glass plates near the Brewster angle as calibrated, variable losses in the optical resonator, then there are three essential problems. a) A plane parallel Brewster plate causes a displacement of the beam which depends

on the angle of incidence. This changes the path of the beam in the resonator as the loss is varied, and hence may lead to an additional incidental change of the cavity Q, thus making the measurement unreliable.

b) If the reflexions from front and back side of the Brewster plate overlap, there will be an interference effect. This causes a largely unknown deviation of the actual reflexion loss from the theoretical value for two independent air-glass transitions.

c) In the vicinity of the Brewster angle the reflexion losses depend very strongly on the actual polarization of the laser light. A small deviation of the actual polarization from the ideal linear polarization then may lead to appreciable errors in measure- ment. SCHLEUSENER and READ [1] eliminated the effects of beam displacement by using

a very thin glass plate of 0.46 mm thickness. This choice, however, does not exclude the occurrence of interference effects. In our setup (see Figure 1) two equally thick glass plates are used in a symmetric arrangement. Assuming equal angles of incidence they thus compensate exactly for beam displacement. With a plate thickness of 2 mm and a laser beam diameter of 1 mm there is no overlapping in the reflected light and hence no interference effects. The compensation of beam displacement is so complete that we did not find any difference in the optimal laser alignment with and without the properly aligned Brewster plates in the resonator. Adjustments are provided for the plates relative to one another .and for the entire arrangement inside the resonator. The