Vorrichtung zur Umwandlung praktisch zirkular polarisierter optischer Strahlung in praktisch linear polarisierte optische Strahlung mit einer sich mit einer praktisch konstanten Winl:elgeschwindigkeit drehenden Polarisationsebene
Die Erfindung bezieht sich auf eine Vorrichtung zur Umwandlung praktisch zirkular polarisierter optischer Strahlung in praktisch linear polarisierte optische Strahlung mit einer sich mit einer praktisch konstanten Winkelgeschwindigkeit drehenden Polarisationsebene.
In einer bekannten Vorrichtung dieser Art wird die Umwandlung mit Hilfe einer rotierenden A/4-Platte erhalten. Die bekannte Vorrichtung hat den Nachteil, dass die Drehgeschwindigkeit der Platte und somit die Frequenz, mit der sich die Polarisationsebene dreht, für viele Zwecke zu niedrig ist.
In einer anderen bekannten Vorrichtung durchläuft die Strahlung eine Kerr-Zelle, deren elektrisches Feld sich mit der Zeit dreht. Diese Vorrichtung hat den Nachteil, dass eine Kerr-Zelle sich schwer handhaben lässt.
Die Erfindung bezweckt, eine Vorrichtung der eingangs erwähnten Art zu schaffen, bei der die Nachteile der bekannten Vorrichtungen vermieden werden. Sie ist dadurch gekennzeichnet, dass die Vorrichtung mehrere hintereinander angeordnete optisch anisotrope Elemente aufweist, von denen mindestens zwei elektrooptische oder magneto-optische Kristalle sind und dass Mittel zur Erzeugung von Wechselspannungen für die elektrooptischen Kristalle bzw.
Mittel zur Erzeugung von magnetischen Wechselfeldern in den magneto-optischen Kristallen vorgesehen sind, wobei die optisch anisotrope Elemente derart ausgebildet und angeordnet und die Wechselspannungen bzw. magnetischen Wechselfelder derart gewählt sind, dass praktisch zirkular polarisierte optische Strahlung in praktisch linear polarisierte Strahlung mit einer sich praktisch mit konstanter Winkelgeschwindigkeit drehenden Polarisationsebene umgewandelt wird.
Als elektro-optische Kristalle werden vorzugsweise den Pockels-Effekt aufweisende Kristalle gewählt. Bei diesen Kristallen ist die Doppelbrechung eine lineare Funktion der an die Kristalle angelegten Spannung. Ein Beispiel eines derartigen Kristalls ist der sogenannte KDP-Kristall, der sehr stabil ist und sich einfach handhaben lässt. Die dielektrischen Eigenschaften eines KDP-Kristalls gestatten hohe Frequenzen und hohe Spannungen. Ein derartiger Kirstall kann also bei einer hohen Frequenz tief moduliert werden.
Ferner können Kristalle gewählt werden, die eine Doppelbrechung proportional mit dem Quadrat der angelegten Spannung aufweisen. Ein Beispiel eines derartigen Kristalls ist der sogenannte KTN-Kristall.
Wird ein deratiger Kristall an eine Spannung gelegt, welche die Summe eine Gleichspannung und einer niedrigen Wechselspannung ist, so ist die Doppelbrechung nahezu linear mit der Wechselspannung.
Wenn polarisierte Strahlung durch die obenerwähnten elektrooptischen Kristalle geht, ändert sich der Polarisationszustand der Strahlung, und zwar derart, dass bei variierender Spannung am Kristall sich der Polarisationszustand der durchgelassenen Strahlung ändert.
Als magneto-optische Kristalle werden Kristalle verwendet, die den Faraday-Effekt aufweisen. Bei diesen Kristallen ist die Drehung der Polarisationsebene der auf den Kristall auffallenden linear polarisierten Strahlung eine lineare Funktion der in den Kristallen erzeugten Magnetisierungen. Ein Beispiel eines derartigen Kristalls ist eine Einkristall aus Yttrium-Eisen-Granat (YIG), der sehr stabil ist und sich einfach handhaben lässt. Die dielektrischen Eigenschaften von YIG lassen verhältnismässig hohe Modulationsfrequenzen zu, z. B. in der Grössenordnung von 1 MHz. Mit nicht sehr grossen Magnetfeldern lassen sich grosse Anisotropien erzielen.
Mit einem deratigen Kristall können also Drehungen der Polarisationsebene über grosse Winkel und mit hoher Frequenz erhalten werden.
Wenn polarisierte Strahlung durch die obenerwähnten magnetooptischen Kristalle geht, ändert sich der Polarisationszustand der Strahlung in Abhängigkeit von der variierenden Magnetisierung im Kristall.
Die Erfindung wird nachstehend an Hand der Zeichnung beispielsweise erläutert. Es zeigen:
Fig. 1 eine erste Ausführungsform einer Vorrichtung gemäss der Erfindung,
Fig. 2 eine zweite Ausführungsform,
Fig. 3a, 3b und 4 geometrische Darstellungen
Fig. 5 eine dritte Ausführungsform,
Fig. 6 eine vierte Ausführungsform einer Vorrichtung nach der Erfindung,
Figuren 7a-7d geometrische Darstellungen
Fig. 8 eine fünfte Ausführungsform, und
Figuren 9 und 10a-10d geometrische Darstellungen
In der Vorrichtung nach Fig. 1 fällt die von der Lichtquelle 1 ausgesandte und von der Linse 2 in ein paralleles Bündel umgewandelte Strahlung auf den Polarisator 3 und dann auf die A/4-Platte 4 auf. Aus dem Polarisator 3 tritt linear polarisiertes Licht aus, dass von der A4/-Platte in zirkular polarisiertes Licht umgewandelt wird.
Das zirkular polarisierte Licht, passiert die Reihenschaltung zweier Pockels-Kristalle 5 und 6, deren mit Pfeilen 8 und 9 angedeutete dielektrische Hauptachsen miteinander einen Winkel von 450 einschliessen. An den Kristall 5 wird eine Wechselspannung V1 = Vo sin co t aus der Wechselspannungsquelle 10 und an den Kristall 6 wird eine Wechselspannung Vs=V0 cos w t aus der Wechselspannungsquelle 11 gelegt. Auch kann eine einzige Quelle Anwendung finden und kann ein Phasenverschiebungsnetzwerk zwischen der Quelle und einem der Kristalle eingeschaltet werden. Die Spannungen V1 und Vo sind derart angelegt, dass die von der Spannung im Kristall 5 bzw. 6 erzeugte Feldstärke zu der Fortpflanzungsrichtung des Lichtes im Kristall parallel ist.
Die Amplitude Vo ist derart gross, dass zirkular polarisiertes, auf den Kristall 5 bzw. 6 auffallendes Licht bei dieser Spannung in linear polarisiertes Licht umgewandelt wird. Vo wird derart gross gewählt, dass sich zwischen den beiden Schwingungen, aus denen das zirkular polarisierte Licht aufgebaut ist, ein Phasenunterschied von 1/4 Wellenlänge ergibt. In einer Ausführungsform, bei der die Kristalle 5 und 6 KDP Kristalle waren, war V0 = 8 kV. Die Doppelbrechung eines KDP-Kristalls beträgt nämlich etwa 180 E/kV und das verwendete Licht hatte eine Wellenlänge A = 6000AE.
Die Lage der Polarisationsebene des ausgesandten Lichtes lässt sich leicht für vier Zeitpunkte errechnen.
Für t = 0 ist V3 = V0 sin w t = Vo sin 2 t = 0
T und V- V0 cos co t = Vo cos 2s t = V0.
T
Der Kristall 6 wandelt das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht um. Die Lage der Polarisationsebene gegenüber einer Bezugsebene wird O gewählt.
Für t = 1/4 T ist Vl = V0 sin 2s T = V0 und
T4 = = V0 cos 2a T = O. Der Kristall 5 wandelt das
T4 zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht um. Die Lage der Polarisationsebene in bezug auf die Bezugsebene ist 450. Die dielektrischen Hauptachsen der Kristalle 5 und 6 schliessen je einen Winkel von 45" miteinander ein.
Für t = 1/o T ist V1 = V0 sin 2n T = 0 und
2 = = VO cos 2n T = -V0.
T2
Der Kristall 6 wandelt das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht um. Die Lage der Polarisationsebene gegenüber der Bezugsebene ist 900.
Für t = 3/4 T ist V1 = V" sin 2a .3 3 T = -Vo und
T 4 Vo = Vo cos 2a 3 T = 0.
T4
Der Kristall 6 wandelt das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht um. Die Lage der Polarisationsebene gegenüber der Bezugsebene ist 1350.
Für t = T ist V1 = O und V2 = Vo,
Der Kristall 6 wandelt das zirkular polarisierte Licht in Linear polarisiertes Licht um. Die Lage der Polarisationsebene gegenüber der Bezugsebene ist 1800, mit anderen Worten, sie fällt mit der Bezugsebene zusammen, oder aber ihre Lage gegenüber der Bezugsebene ist 00.
Die Lage der Polarisationsebene hat sich für vier Zeitpunkte nämlich t = O, t = 1/4 T, t = 1/2 T, t = s/4 T und t = T proportional mit der Zeit T verschoben. Für zwischenliegende Zeitpunkte gibt es Abweichungen von der Proportionalität. Die Geschwindigkeit, mit der sich die Polarisationsebene dreht, ist nicht völlig konstant.
Ausserdem ist das aus der Reihenschaltung der Kristalle austretende Licht für diese zwischenliegenden Zeitpunkte etwas elliptisch polarisiert. Es lässt sich errechnen, dass für zwischenliegende Zeitpunkte die Abweichung von der Proportionalität mit der Zeit zwischen 200 und +20 und das Verhältnis zwischen der Amplitude des rechtsdrehend zirkular polarisierten Lichtes und der des linksdrehend zirkular polarisierten Lichtes zwischen 1,2 und 0,8 schwankt.
Eine bessere Linearität wird erhalten, wenn die Anordnung nach Fig. 2 angewandt wird. In Fig. 2 fällt das Licht aus der Lichtquelle 21 über eine Linse 22 auf einen Polarisator 23 und eine sich daran anschliessende ?V4-Platte 24 auf. Aus der A/4-Platte 24 tritt zirkular polarisiertes Licht aus, das die Reihenschaltung dreier elektro-optischer Kristalle 25, 26 und 27 passiert. Die dielektrischen Hauptachsen der Kristalle 25 und 27 sind zueinander parallel, während die dielektrische Hauptachse des Kristalls 26 mit den dielektrischen Hauptachsen der Kristalle 25 und 27 einen Winkel von 450 einschliesst.
Wird die Spannung V1 aus der Quelle 31 gleich der Spannung V aus der Quelle 33 gewählt: V1 = V1 = V13 sin w t, und wird die Spannung V-a aus der Quelle 32 gleich V. = V2. cos (?, t gewählt, so stellt sich heraus dass bei passender Wahl von V13 und VB, und zwar Vt3 = 48/90 V0, und V22 = 82/90 V0, sowohl die Linearität des Polarisationszustandes als auch die der Drehung der Polarisationsebene in Funktion der Zeit der aus der Reihenschaltung austretenden Strahlung gross ist.
Es lässt sich errechnen, dass für Zeitpunkte zwischen t = O und t = 1/4 T zwischen t = 1/4 T und t = l/r T, zwischen t = 1/2 T und t = 3/4 T, und zwischen t = 3/4 T und t= T die Abweichung von der Proportionalität mit der Zeit zwischen 1,50 und + 1,50 und das Verhältnis zwischen der Amplitude des rechtsdrehend zirkular polarisierten Lichtes und der des linksdrehend zirkular polarisierten Lichtes zwischen 1,1 und 0,9 schwankt.
Mit Hilfe der Poincare-Kugel (vgl. auch Principles of Optics von Born und Wolf, S 30 und 31) wo allerhand Polarisationszustände dargestellt sind kann Oberstehendes veranschaulicht werden.
Ein Polarisationszustand wird durch eine Ellipse in der xy-Ebene (Fig. 3a) gekennzeichnet, deren Längsachse L einen Winkel g mit der x-Achse einschliesst, während die Diagonale D des umschriebenen Rechtecks einen Winkel µ mit L einschliesst. Das Achsenverhältnis der Ellipse wird durch tg 6 gegeben.
Auf der Poincaré-Kugel (Fig. 3b) wird der Punkt P durch die Winkel 2V) und 20 gekennzeichnet. Es gibt eine eindeutige Beziehung zwischen dem Polarisationszustande und dem zugehörigen Punkt auf der Kugel.
Der Winkel 6 = O" (linear polarisiertes Licht, siehe Fig. 3a) entspricht Punkten auf dem Äquator der Kugel, d. h. dass der Äquator sämtliche linearen Zustände repräsentiert.
Der Winkel 6 = 45" (zirkular polarisiertes Licht) entspricht den Polen (A, und A2) der Kugel.
Lineare Phasenanisotropie, wie sie bei doppelbrechenden Kristallen auftritt, kann als eine Drehung um eine waagerechte Achse in der Aquatorebene dargestellt werden.
Die Änderung der Polarisation in der Vorrichtung nach Fig. 2 kann auf der Poincare-Kugel gezeigt werden, wie dies in Fig. 4 für den Zeitpunkt t = T/8 dargestellt ist. Es wird von zirkular polarisiertem Licht zwischen den Elementen 24 und 25 (Punkt a) ausgegan gen. Über die Kreisbögen ab, bc und cd wird der nahezu auf dem Äquator liegende Punkt d erreicht.
Der Kreisbogen ab entsteht durch Drehung um die Achse FG über einen Winkel von 48" sin CL)t = 480 sin 2n T T8 = 340, der Kreisbogen bc durch Drehung um die Achse DE über einen Winkel 820 cos z = 580 und der
4 Kreisbogen cd aufs neue durch Drehung um die Achse FU über einen Winkel 480 sin r = 34 . Die Drehung
4 achsen DE und FG sind zueinander senkrecht.
Es ist einleuchtend, dass mit fünf oder sieben, im allgemeinen mit 2n + 1 Kristallen noch bessere Ergebnisse erzielt werden können.
Die Drehgeschwindigkeit der Polarisationsebene kann durch linderung von co geändert werden.
Zirkular polarisiertes Licht kann auch dadurch in linear polarisiertes Licht umgewandelt werden, dass impulsförmige Spannungen an zwei Kristalle angelegt werden, deren dielektrische Hauptachsen miteinander einen Winkel von 450 einschliessen. In der Vorrichtung nach Fig. 5 fällt die von der Lichtquelle 41 herrührende und von der Linse 42 in ein paralleles Bündel umgewandelte Strahlung auf den Polarisator 43 und dann auf die i/4-Platte 44 auf. Aus dem Polarisator 43 tritt linear polarisiertes Licht aus, das von der A/4-Platte 44 in zirkular polarisiertes Licht umgewandelt wird.
Das zirkular polarisierte Licht passiert die Reihenschaltung zweier Pockels-Kristalle 45 und 46, deren mit Pfeilen 48 und 49 angedeutet dielektrische Hauptachsen miteinander einen Winkel von 45" einschliessen. Die an den zweiten Kristall (46) gelegte impulsförmige Spannung aus der Quelle 51 ist während einer Hälfte jeder Periode gleich + V0 und die an den ersten Kristall (45) gelegte impulsförmige Spannung aus der Quelle 50 nimmt linear von -V0 auf + V0 zu. Während der anderen Hälfte jeder Periode ist die Spannung am zweiten Kristall -V0 und die am ersten Kristall nimmt linear von +V0 auf -Vo ab.
Es versteht sich, dass zur Vermeidung hoher Spannungen jeder Kristall in eine Anzahl Teilkristalle geteilt werden kann. An jeden Teilkristall wird dann eine Spannung gelegt, deren Amplitude einen Faktor n kleiner als die der Spannung am ungeteilten Kristall ist, wenn n die Anzahl Teilkristalle ist.
Zwischen zwei aufeinander folgenden Kristallen können optisch wirksame oder doppelbrechende Elemente angeordnet werden. Die gegenseitige Orientierung der Kristalle wird dann völlig oder teilweise durch diese Elemente bestimmt.
Das Element 7, 34 bzw. 47 in Fig. 1, Fig. 2 bzw.
Fig. 5 stellt ein photo elektrisches Detektionssystem dar.
In der Vorrichtung nach Fig. 6 fällt die von der Lichtquelle 61 ausgehende und von der Linse 62 in ein paralleles Bündel umgewandelte Strahlung auf den Polarisator 63 und dann auf die A/4-Platte 64. Aus dem Polarisator 63 tritt linear polarisiertes Licht, das von der i/4-Platte in zirkular polarisiertes Licht umgewandelt wird.
Das zirkular polarisierte Licht passiert dann die Reihenschaltung der A/4-Platte 65, des magneto-optischen Kristalls 66, der A/4-Platte 68, des magentooptischen Kristalls 67 und der A/4-Platte 69. Die durch den Pfeil 72 angedeutete dielektrische Hauptachse der A/4-Platte 65 ist zu der durch den Pfeil 74 angedeuteten dieelektrischen Hauptachse der A/4-Platte 69 parallel, während die durch den Pfeil 75 angedeutete dielektrische Hauptachse der A/4-Platte 68 einen Winkel von 450 mit der der Platten 65 und 69 einschliesst.
In dieser und den folgenden Figuren ist, einfachheitshalber, nur eine der dielektrischen Hauptachsen gezeichnet. Da die dielektrischen Hauptachsen eines 2./4-Plättchens einen Winkel von 900 einschliessen und in der Plättchenebene liegen, ist, wenn die Orientierung einer der Hauptachsen eines A/4-Plättchen bekannt ist, auch die Orientierung der anderen Hauptachse bekannt.
In den Kristallen 66 und 67, die vorzugsweise aus Yttrium-Eisen-Granat (YIG) bestehen, werden Ma gnetisierungen erzeugt, die zu der Fortpflanzungsrichtung der Strahlung im betreffenden Kristall parallel oder nahezu parallel sind. Die Wechselstromquelle 70 erzeugt mit Hilfe der Spule 75 die Magnetisierung B1 = Bo sin w t. Die Wechselstromquelle 71 erzeugt mit Hilfe der Spule 76 die Magnetisierung B = Bo cos co t. Es kann auch eine einzige Quelle verwendet und ein Phasenverschiebungsnetzwerk in die Leitung zwischen der Quelle und einem der Kristalle aufgenommen werden.
Die Amplitude Bo der Magnetisierung ist derart gross, dass die Polarisationsebene des auf den Kristall 66 bzw. 67 auffallenden linear polarisierten Lichtes sich bei diesem Wert des Feldes über 45" dreht.
In einer Ausführungsform, bei der die Kristalle 66 und 67 durch Einkristalle aus YIC gebildet werden, hatten die Kristalle eine Länge von 4 cm. Das angelegte
Magnetfeld hatte eine Amplitude von 1 Oe. Die Permeabilität der Kristalle war 200, so dass Bo = 200 Gauss war.
Es kann leicht für vier Zeitpunkte die Lage der Polarisationsebene des aus der Reihenschaltung austre tenden Lichtes gefunden werden. Für t = 0 ist B1 = Bo sin c, t = Bo sin 2n t = Bo und B2 = Bo cos oj
T t = Bo cos 2a t = Bo. Die 1/4Platte 65 wandelt
T das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht um, dessen Polarisationsebene einen Winkel von 450 mit der dielektirschen Hauptachse der Platte ein schliesst. Im Kristall 66 und in der A/4-Platte 68 ändert sich der Polarisationszustand des Lichtes nicht. Denn B1 = 0 und die dielektrische Hauptachse der Platte 68 ist zu der Polarisationsrichtung des auffallenden Lichtes parallel.
Im Kristall 67 wird die Polarisationsrichtung des Lichtes über 45" gedreht, während der Polarisationszustand des auf die i/4-Platte 69 auffallenden Lichtes sich nicht ändert. Denn die dielektrische Hauptachse dieser Platte ist zu der Polarisationsrichtung des auffallenden Lichtes parallel. Auf den Detektor 80 fällt linear polarisiertes Licht mit einer zu der dielektrischen Hauptachse der Platte 69 parallelen Polarisationsrichtung auf.
Für t = T/4 ist B1 = Bo sin oj t = Bo sin 2a t/4
T = Bo und B2 = Bo cos og t = O. Das aus der i/4- Platte 65 austretende Licht ist wieder linear polarisiert in einer Richtung, die mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 65 einen Winkel von 450 einschliesst. Im Kristall 66 wird die Polarisationsbene der Strahlung über 45" verdreht. Die Polarisationsebene des auf die i./4 Platte 68 auffallenden Lichtes schliesst also mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 68 einen Winkel von 450 ein. Aus der Platte 68 tritt daher zirkular polarisiertes Licht aus, dessen Polarisationszustand im Kristall 67 sich nicht ändert, weil B2 = O.
In der A/4 Platte 69 wird das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht umgewandelt, dessen Polarisationsebene mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 69 einen Winkel von 450 einschliesst. Auf den Detektor 80 fällt Licht mit einer Polarisationsrichtung, die einen Winkel von 45" mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 69 einschliesst.
Für t = T/2 ist B1 = Bo sin c, t = Bo sin 2s T/2
T O und B2 = Bo cos 2a T/2 = Bo. Das aus der A/4-
T Platte 65 austretende Licht ist wieder linear in einer Richtung polarisiert, die mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 65 einen Winkel von 450 einschliesst.
Der Polarisationszustand dieses Lichtes ändert sich im Kristall 66 und in der i/4-Platte 68 nicht. Denn das Feld B1 = 0 und die dielektrische Hauptachse der Platte 68 ist zu der Polarisationsrichtung des auffallenden Lichtes parallel. Im Kristall 67 wird die Polarisa tionsebene der Strahlung über 45" und zwar in einer der
Richtung für t = O entgegengesetzten Richtung ver dreht. Denn das Feld B2 ist dem Wert für t = 0 gleich und entgegengesetzt. Aus dem Kristall 67 tritt linear polarisiertes Licht mit einer Polarisationsrichtung aus, die mit der dielektrischen Hauptachse der 1/4Platte 69 einen Winkel von 90" einschliesst. Der Polarisationszu stand dieses Lichtes ändert sich in der Platte 69 nicht.
Auf den Detektor 80 fällt linear polarisierte Strahlung auf, deren Polarisationsebene einen Winkel von 90" mit der dielektrischen Hauptachse der A/4-Platte 69 ein schliesst.
Für t = 3/4 T ist B1 = Bo sin 2z 3T/4 = -Bo und
T Bs = Bo cos w t = O. Die i/4-Platte 65 wandelt das einfallende zirkular polarisierte Licht wieder in linear polarisiertes Licht um, dessen Polarisationsrichtung mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 65 einen Winkel von 45" einschliesst. Im Kristall 66 wird die Polarisationsebene der Strahlung über 450, und zwar in einer der für t = T/4 entgegengesetzten Richtung, verdreht. Denn das Feld B1 ist dem Wert für t = T/4 gleich und entgegengesetzt. Aus dem Kristall 66 tritt linear polarisierte Strahlung aus, deren Polarisationsebene mit der dielektrischen Hauptachse der 1/4Platte 68 einen Winkel von 450 einschliesst.
Aus der Platte 68 tritt daher zirkular polarisiertes Licht aus, dessen Dreh richtung der für t = T/4 entgegengesetzt ist. Der Polarisationszustand dieses Lichtes ändert sich im Kristall 67 nicht. In der A/4-Platte 69 wird das zirkular polarisierte Licht in linear polarisiertes Licht umgewandelt, dessen Polarisationsebene mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 69 einen Winkel von -"5" einschliesst. Auf den Detektor 80 fällt linear polarisiertes Licht auf, dessen Polarisationsrichtung mit der dielektrischen Hauptachse der Platte 69 einen Winkel von 450 und mit dem auf den Detektor auffallenden Licht für t = T/4 einen Winkel von 90" einschliesst. Denn die Drehrichtung des auf die Platte 69 auffallenden zirkular polarisierten Lichtes für t = 3T/4 ist der Drehrichtung für t = T/4 entgegengesetzt.
Die Lage der Polarisationsebene hat sich für vier Zeitpunkte, nämlich für t = O, t = T/4, t = T/2, t = 3T/4 und t = T, proportional mit der Zeit t gedreht. Für zwischenliegende Zeitpunkt gibt es Abweichungen von der Proportionalität. Die Drehgeschwindigkeit der Polarisationsebene ist nicht völlig konstant.
Ausserdem ist das aus der Reihenschaltung der Kristalle und der i/4-Platten austretende Licht für diese zwischenliegenden Zeitpunkte etwas elliptisch polarisiert.
Es lässt sich errechnen, dass für zwischenliegende Zeitpunkte die mit der Zeit lineare Abweichung zwi schen 200 und +20 variiert und dass das Verhältnis der Amplitude des rechtsdrehend zirkular polarisierten Lichtes zur der des linksdrehend zirkular polarisierten Lichtes zwischen 1,2 und 0,8 liegt.
Mit Hilfe der Poincare-Kugel kann dies wieder veranschaulicht werden.
Lineare Phasenanisotropie, wie sie bei doppelbrechenden Kristallen und somit bei i/4-Platten auftritt, kann durch eine Rotation um eine waagerechte Achse in der Äquatorebene dargestellt werden.
Bei A/4-Platten beträgt die Drehung 900. Für magneto-optische Kristalle kann die Drehung der Polarisationsebene über x durch eine Drehung über 20 x um die Achse durch die Pole Al und A dargestellt werden.
In den Figuren 7a-7d sind die Polarisationszustände für die Zeitpunkte t = O, t = T/4, t = T/2, bzw. t = 3T/4 der Strahlung an den Stellen a bis f (siehe Fig. 6) dargestellt. Der Punkt a liegt zwischen der A/4- Platte 64 und der A/4-Platte 65, der Punkt b zwischen der A/4-Platte 65 und dem Kristall 66 usw.
Es ist ersichtlich, dass die Polarisationszustände in der Lage f für jede der vier Zeitpunkte auf dem Äquator der Kugel, und zwar in gegenseitigen Abständen von einem Viertel des Xquatorumfangs, liegen. Diese Abstände entsprechen einer Drehung von 45" der Polarisationsebene der linear polarisierten Strahlung an der Stelle f.
In der Vorrichtung nach Fig. 6 kann zwischen der A/4-Platte 68 und dem Kristall 66 noch eine A/4-Platte angebracht werden. Die dielektrische Hauptachse dieser Platte muss zu der der A/4-Platte 65 senkrecht sein, während die dielektrische Hauptachse der Platte 69 zu der der Platte 68 senkrecht gewählt werden muss.
In der Vorrichtung nach Fig. 8 wird eine bessere Linearität des Polarisationszustandes des austretenden Lichtes für zwischenliegende Zeitpunkte, d. h. Zeitpunkte, die von t = O, t = T/4, t = T/2, t = 3T/4, t =T usw. abweichen, als in der Vorrichtung nach Fig. 6 erhalten.
In der Vorrichtung nach Fig. 8 fällt die von der Lichtquelle 81 ausgehende und von der Linse 82 in ein paralleles Bündel umgewandelte Strahlung auf den Polarisator 83 und dann auf die A/4-Platte 84 auf. Aus dem Polarisator 83 tritt linear polarisiertes Licht aus, das von der A/4-Platte 84 in zirkular polarisiertes Licht umgewandelt wird.
Das zirkular polarisierte Licht passiert dann die Reihenschaltung der 44-Platte 85, des magneto-optischen Kristalls 86, der 44-Platte 89, der 44-Platte 90, des magneto-optischen Kristalls 87, der 44-Platte 91, der A/4-Platte 92, des magneto-optischen Kristalls 88 und der A/4-Platte 93. Die durch den Pfeil 101 angedeutete dielektrische Hauptachse der Platte 85 ist gleich der durch den Pfeil 102 angedeuteten dielektrischen Hauptachse der Platte 92. Die durch den Pfeil 103 angedeutete dielektrische Hauptachse der Platte 89 ist gleich der durch den Pfeil 104 angedeuteten dielektrischen Hauptachse der Platte 93 und zu der der Platten 85 und 92 senkrecht.
Die durch den Pfeil 105 angedeutete dielektrische Hauptachse der Platte 90 ist zu der durch den Pfeil 106 angedeuteten dielektrischen Hauptachse der Platte 91 senkrecht. Die dielektrische Hauptachse der Platten 89 und 90 und die der Platten 91 und 92 schliessen miteinander Winkel von 45" ein.
In den Kristallen 86, 87 und 88 werden Magnetisierungen erzeugt, die der Fortpflanzungsrichtung der Strahlung im betreffenden Kristall parallel oder nahezu parallel sind. Die Wechselstromquelle 95 erzeugt die Magnetisierung B1 = tl2 Bo sin m t mit Hilfe der Spule 98 im Kristall 86 und mit Hilfe der Spule 100 im Kristall 88. Die Wechselstromquelle 96 erzeugt die Magnetisierung B2 = Bo cos (9 t im Kristall 87 mit Hilfe der Spule 99. Die Amplitude Bo bzw. tl2 Bo ist derart gross, dass die Polarisationsebene des linear polarisierten Lichtes, das auf den Kristall 87 bzw. 86 oder 88 auffällt, bei diesem Wert des Feldes sich über 45" bzw. 22"30' dreht.
Wieder wird leicht für vier Zeitpunkte die Lage der Polarisationsebene des aus der Reihenschaltung austretenden Lichtes gefunden. Da die Reihenschaltung aus einer Vielzahl Elemente besteht, beschränkt sich die Beschreibung auf eine Erläuterung an Hand der Poincare-Kugel (siehe Fig. 9). Durch die bei der Y-Achse dargestellten Pfeile 85 und 92, 89 und 93, werden die Drehrichtungen um die Y-Achse dargestellt, die auf der Kugel beim Durchgang des Lichtes durch die A/4 Platten 85 und 92 bzw. 89 und 93 dargestellt sind. Die bei der X-Achse dargestellten Pfeile 90 und 91 deuten die Drehrichtung um die X-Achse an, die beim Durchgang des Lichtes durch die A!4-Platte 90 bzw. 91 auf der Kugel dargestellt wird.
Für t = 0 wird die Polarisationsrichtung des auf die 4Platte 85 auffallenden zirkular polarisierten Lichtes an der Stelle a (Fig. 8) durch den Punkt A (Fig. 10a) und nach Durchgang durch die 44Platte 85 an der Stelle b (Fig. 8) durch den Punkt B dargestellt. Denn das Durchlaufen einer 44-Platte bedeutet eine Drehung über 90" um eine Achse, in diesem Falle die Y-Achse, in der Äquatorebene. Im Kristall 86 ändert sich der Polarisationszustand des Lichtes nicht. Der Polarisationszustand an der Stelle c wird somit durch den Punkt c = B dargestellt. Nach dem Durchlaufen der A/4 Platte 89 wird der Polarisationszustand an der Stelle d durch den Punkt D = A dargestellt.
Denn das Durchlaufen der Platte 89 bedeutet eine Drehung über 90" um die Y-Achse. Nach dem Durchlaufen der 44-Platte 90 wird der Polarisationszustand an der Stelle durch E dargestellt. Denn das Durchlaufen der Platte 90 bedeutet eine Drehung über 900 um die X-Achse. Die Polarisationsebene des linear polarisierten Lichtes an der Stelle e wird im Kristall 87 über 450 gedreht. Denn = = Bo. Auf der Poincare-Kugel wird der Punkt F (= B = C) erreicht. Die Platte 91 ändert den Polarisationszustand nicht (das Durchlaufen dieser Platte bedeutet eine Drehung auf der Kugel um die X-Achse), so dass an der Stelle g der Polarisationszustand durch den Punkt G=F dargestellt wird.
Das Durchlaufen der Platte 92 führt wieder eine Umwandlung des linear polarisierten Lichtes in zirkular polarisiertes Licht herbei. Auf der Poincare-Kugel wird der Punkt H durch Drehung um die Y-Achse über 90" erreicht. Im Kristall 88 ändert sich der Polarisationszustand des Lichtes nicht. Der Polarisationszustand an der Stelle j bleibt am Punkt J = H. Nach dem Durchlaufen der 44-Platte 104 wird der Polarisationszustand des Lichtes z. B. an der Stelle k durch den Punkt K (= B) dargestellt. Denn es erfolgt eine Drehung über 90" um die Y-Achse.
In den Figuren 10b. 10c und 10d sind Polarisationszustände auf der Poincare-Kugel dargestellt, die denen der in Fig. 10a dargestellten analog sind, und zwar für die Zeitpunkte t = T/4, t = T/2 bzw. t = 3T/4. Es ist ersichtlich, dass der Punkt K für jede Zunahme von t um T/4 sich über dem Equator über einen Abstand verschiebt, der einer Drehung von 900 der Polarisationsebene entspricht. Auch für zwischenliegende Zeitpunkte zeigen die Berechnungen, dass die Drehung nahezu linear mit der Zeit verläuft. Die Abweichungen betragen höchstens 5 . Sie sind noch geringer, wenn B1 = 48 Bo
90 und B3 = 82 Bo gewählt wird.