DE4220933A1

DE4220933A1 - Festkörperlaser

Info

Publication number: DE4220933A1
Application number: DE19924220933
Authority: DE
Inventors: Stefan Dipl Phys Heinemann; Axel Dipl Ing Mehnert; Peter Dr Peuser; Nikolaus Dipl Phys Schmitt
Original assignee: Deutsche Aerospace AG
Current assignee: Airbus Defence and Space GmbH
Priority date: 1992-06-26
Filing date: 1992-06-26
Publication date: 1994-01-13
Anticipated expiration: 2012-06-27
Also published as: DE4220933C2

Description

Die Erfindung bezieht sich auf einen Festkörperlaser mit einem Festkör per-Laserkristall gemäß dem Gattungsbegriff des Anspruchs 1.

Mikrokristall-Festkörperlaser sind an sich in verschiedenen Ausführungs formen bekannt. So wird beispielsweise von Siegman in "Lasers"- Univ. Science Books, California 1986, S. 57 und 466 ein Laser beschrieben, dessen Laserbetrieb auf nur einer longitudinalen Mode ausgebildet ist.

Ein weiteres Ausführungsbeispiel ist durch die Patentanmeldung P 41 01 521.5 der Anmelderin bekannt geworden, dessen Mikrokristall-La ser auch auf Übergänge anschwingen kann, welche eine geringere Verstär kung als andere Übergänge aufweisen. Bei allen bekannten Ausführungsfor men treten jedoch Probleme mit der Wellenlängenstabilisierung besonders für Langzeiten auf.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, ein Lasersystem der eingangs genannten Art aufzuzeigen, welches über seine gesamte Lebensdauer hochpräzise stabilisiert ist bzw. jede Abweichung vom Frequenzsollwert sofort bekannt macht, unter Vermeidung der bisher erforderlichen komplizierten und hochgenauen optischen Referenzen.

Diese Aufgabe wird durch die im Anspruch 1 aufgezeigten Maßnahmen gelöst. In den Unteransprüchen sind Ausgestaltungen und Weiterbildungen aufgezeigt und in der nachfolgenden Beschreibung sind Ausführungsbei spiele erläutert. Die Figuren der Zeichnung ergänzen diese Erläuterun gen. Es zeigen:

Fig. 1 ein Schemabild eines ersten Ausführungsbeispiels für einen Festkörperlaser mit einem im x- oder y-cut geschnittenen Nd:MgO:LiNbO₃-Kristall,

Fig. 2 ein Schemabild eines zweiten Ausführungsbeispiels für einen Festkörperlaser mit zwei verschieden langen Laserkristallen,

Fig. 3a ein Schemabild einer dritten Ausführungsform, bei der ein undotierter Kristall mit einem laseraktiven Kristall optisch kontaktiert ist,

Fig. 3b ein Schemabild der Ausführungsform gemäß Fig. 3a, bei der eine thermische Isolationsschicht zwischen laseraktivem Kristall und doppelbrechendem Kristall angeordnet ist.

Fig. 4 ein Schemabild einer vierten Ausführungsform, bei der zwischen zwei Kristallen ein Aktuatorelement angeordnet ist.

Fig. 5 ein Diagramm bezüglich des Fluoreszenzspektrums für Nd:MgO:LiNbO₃, das aus "Sov. Physics Crystallography" - Vol. 17, No 1, July 1972, S. 196 entnommen ist,

Fig. 6 ein Diagramm bezüglich der Zusammenhänge von Absorptions- Koeffizient und Wellenlänge für σ- und π-Polarisation der Laserstrahlung, entnommen aus "Opt. Letters" - Vol. 13, No. 3, März 1988.

Das Ziel der vorliegenden Erfindung ist es, einen Festkörperlaser zu schaffen, der so geartet ist, daß zu jedem Zeitpunkt des Laserbetriebes und vor allem auch über die gesamte Lebensdauer desselben, die Frequenz abweichung aufgrund seiner inhärenten Strahleigenschaften bekannt ist oder einfach nachgeregelt werden kann. Hierbei ist keine Anbindung an eine optische Referenz (optisches Spektrometer oder Atom-Absorptions zelle) notwendig, sondern es werden die laseroptischen Eigenschaften des Laserkristalls selbst zur Bildung eines Frequenznormales benutzt. Hierbei wird die Frequenzabweichung durch Differenzfrequenzbildung zweier simultan emittierter Laserlinien in den Mikrowellenbereich heruntergemischt und dort rein elektronisch ausgewertet.

Solche Lasersysteme sind in der Interferometrie als Eichlaserquelle für Michelson-Interferometer etc. von Bedeutung, wo sie als hochpräzise Strahlquelle für Frequenzketten oder als frequenzkonstante Referenz-La serquellen für Lasersensoren, besonders aber für Lasersysteme mit hoher Lebensdauer, wie sie insbesondere in der Raumfahrttechnik benötigt werden, notwendig.

Die nachfolgend beschriebenen Ausführungsformen basieren auf der an sich bekannten Technologie der Mikrokristall-Laser, wobei ein diodengepumpter Festkörperlaserkristall von hinreichender Kürze dicht an zumindest einen der beiden Laserspiegel positioniert wird, so daß sich ein Laserbetrieb nur auf einer einzigen longitudinalen Mode ausbildet. Aus Gründen der Übersichtlichkeit wird nachfolgend zunächst von monolithischen Laser resonatoren ausgegangen, was besagt, daß beide Laserspiegel direkt auf das laseraktive Festkörpermaterial aufgebracht sind.

Ehe auf das in Fig. 1 gezeigte Ausführungsbeispiel speziell eingegangen wird, sollen die theoretische Basis näher erläutert werden. Bekanntlich schwingt in einem Mikrokristall-Laser diejenige Resonatormode an, welche am nähesten dem Maximum der Verstärkungslinie λ^gain (lasergain-peak) zu liegen kommt. Die Knotenzahl q dieser Mode berechnet sich demnach zu

q = round ((2/λ^gain) · 1^opt) (1)

und somit die genaue Emissionswellenlänge des Lasers zu

λ = 2/q · 1^opt (2)

mit der optischen Resonatorlänge

1^opt = n · 1^mech (3)

wobei 1^mech die mechanische Länge, "n" der Brechungsindex und "round" das Runden des Klammerinhalts auf eine ganze Zahl bedeuten. Hingewiesen sei noch auf den Single-mode-Betrieb, der sich für typische Resonatorlängen von kleiner als einigen mm ausbildet und auf die Tat sache, daß die erfindungsgemäße Anordnung auf der Verwendung von doppel brechenden Materialien im Resonator beruht.

Am Beispiel eines Nd-dotierten LiNbO₃-Kristalls sei nachfolgend die Erfindung erläutert, wobei gesagt werden muß, daß prinzipiell auch andere doppelbrechende Materialien verwendbar sind. Das vorgenannte Material ist einerseits doppelbrechend und andererseits aufgrund der Nd-Dotierung laseraktiv. Zur Vermeidung photorefraktiver Effekte wird es meist mit einer Co-Dotierung von MgO versehen.

Ist der Nd:MgO:LiNbO₃-Kristall in der Ebene senkrecht zur X- oder Y-Achse geschnitten (sog. x- bzw. y-cut), so können sich unter bestimm ten Umständen, die nachstehend noch besprochen werden, im Laser zwei senkrecht zueinander stehend polarisierte Moden ausbilden. Die eine ist parallel zur Y- oder X-Achse polarisiert, die andere parallel zur Z-Achse. Aufgrund der Doppelbrechung sind die optischen Längen aber für beide Polarisationen unterschiedlich und es gilt:

q_o = round ((2/λ_o ^gain) · 1_o ^opt (4)

q_e = round ((2/λ_e ^gain) · 1_e ^opt (5)

mit o für die Polarisation parallel zum ordentlichem Strahl
e für die Polarisation parallel zum außerordentlichem Strahl.

Somit ergeben sich zwei unterschiedliche Emissionswellenlängen, nämlich

λ_o = 2q_o · 1_o ^opt (6)

λ_e = 2q_e · 1_e ^opt (7)

wobei 1^opt eine Funktion der Temperatur ist: zum einen ist die mechanische Resonatorlänge der Längenausdehnung unterworfen und zum anderen ändert sich der Brechungsindex mit der Temperatur, so daß man schreiben kann:

1^opt (T) = 1^mech (T) · n(T)

= 1^mech(1+α·(T-25)) · (n+(dn/dT·(T-25))) (8)

mit α als Wärmeausdehnungskoeffizient, dn/dT als Änderung des Bre chungsindex, Subtraktion von 25°C wegen der Definition von l und n bei 25°C. q geht über zu q(T) und λ geht über zu λ(T).

Bemerkenswert ist, daß kein sogenanntes frequency-pulling auftritt, sofern die Güte des Resonators mindestens zwei Größenordnungen über der Güte der Linienbreite der Laserlinie (Q = λ/λΔ) liegt. Somit kann geschrieben werden:

λ_o(T) = 2/q_o(T) · 1^mech · (1+α(T-25)) · (n_o+(dn_o/dT) · (T-25)) (9)

λ_e(T) = 2/q_e(T) · 1^mech · (1+α(T-25)) · (n_e+(dn_e/dT) · (T-25)) (10)

Dreht man nun die Polarisation einer der beiden Wellenlängen nach dem Austritt aus dem Laser um 90°, so daß die Strahlung beider Wellenlängen parallel zueinander polarisiert sind, und überlagert diese zum Beispiel auf einer Photodiode, so tritt dort die Differenzfrequenz df beider Strahlen auf:

df(T) = abs(c · (λ_e(T) - λ_o(T))/(λ_e(T)·λ_o(T))) (11)

Durch die beschränkte Bandbreite derzeitig erhältlicher kommerzieller Photodioden sollte diese Differenzfrequenz kleiner als etwa 20 GHz sein. Daraus folgt, daß beide Lasermoden nicht mehr als diesen Frequenzbetrag voneinander getrennt sein sollten. Daraus ergibt sich die Forderung, daß beide Moden im selben Laserübergang verstärkt werden. Dies ist zum Beispiel in Nd:MgO:LiNbO₃ möglich. In Fig. 5 ist das Fluoreszenz spektrum für dieses Material für beide Polarisationsrichtungen aufge zeigt. Die Polarisation parallel zum ordentlichen Strahl ist mit π bezeichnet, diejenige parallel zum außerordentlichen Strahl mit σ.

Beide Polarisationen weisen eine Verstärkung bei derselben Wellenlänge auf (A-Linie), allerdings ist die Verstärkung für die σ-Polarisation hier geringer als auf der B-Linie. Andererseits ist beispielsweise durch die Anmelderin (DE 41 01 521.5) bekannt, daß gerade diodengepumpte Laser mit sehr kurzen Resonatoren (Mikrokristall-Laser) auch auf Übergängen anschwingen , welche eine geringere Verstärkung aufweisen als andere Übergänge, wobei auch die Polarisationsrichtung des Pumplichtes eine Rolle spielt. Auch kann das Amplitudenverhältnis zwischen π- und σ-Polarisation durch geeignete Wahl der Pumplichtwellenlänge einge stellt werden (Fig. 6). Wählt man nun diese Parameter so, daß beide Polarisationen auf der A-Linie emittieren, so kann diese Grenzfrequenz leicht unterschritten werden.

Für doppelbrechende Medien ist weiterhin die Konstante dn/dT stark unterschiedlich für ordentlichen und außerordentlichen Strahl, so daß für eine kleine Temperaturänderung ΔT um den Temperaturpunkt To folgt

λ_o(To) - λ_e(To) ≠ λ_o(To+ΔT) - λ_e(To+ΔT) (12)

oder anders ausgedrückt gilt für die an der Photodiode anliegende Differenzfrequenz df(T)

df(T_o) ≠ df(To + αT) (13)

Diese Temperaturabhängigkeit der Differenzfrequenz ist eine streng lineare Beziehung mit der Temperatur und wird nun erfindungsgemäß dazu genutzt, die exakte Temperatur des Laserkristalls am Ort der Laser emission (Mode) zu bestimmen. Da andererseits die Wellenlänge sowohl des ordentlichen wie auch des außerordentlichen Strahles eine streng lineare Funktion der Temperatur ist, kann auf diese Weise über die Messung der Temperatur bzw. der Temperaturänderung die aktuelle Emissionslänge bzw. -wellenlängenänderung bestimmt werden.

Eine kleine Temperaturänderung bedeutet in diesem Zusammenhang, daß die Temperaturänderung klein genug sein muß, so daß kein Modensprung einer der Lasermoden stattfindet. In Formeln ausgedrückt muß für beide Pola risationen gelten:

round(2/λ^gain · 1^mech(To+ΔT) · n(To+ΔT)) = round(2/λ^gain · 1^mech(To+ΔT) · n(To+ΔT) (14)

In der Praxis bedeutet dies, daß der Laser durch eine äußere Temperatur regelung einen Bereich von ±ΔT nicht verlassen darf. Im Beispiel des hier vorliegenden Nd:MgO:LiNbO₃-Kristall-Lasers mit einer Resonator länge von 1 mm gibt es im Bereich von To = 10 . . 40°C immer ein To so, daß dies für ein ΔT von ± 0,5°C erfüllt ist. Ein solcher Laser muß also beispielsweise mit einer relativ ungenauen Temperaturregelung von ± 0,5°C stabilisiert werden. Dies ist auf elektronischem Wege auch über Lebensdauern von mehreren Jahren möglich. Läßt man einen größeren Bereich um To zu, so ergibt sich auch ein größerer Bereich für ΔT, d. h. geringere Anforderungen an die Genauigkeit der äußeren Temperatur stabilisierung (bis etwa ± 3°C).

Die tatsächliche Temperatur und damit die Wellenlänge innerhalb dieses Bereiches wird nun mittels der Differenzfrequenzmessung bestimmt. Im oben beschriebenen Beispiel beträgt die Tuning-Rate 5.5 GHz/°C, unab hängig von der Kristall-Länge. Geht man von einer typischen Langzeit-La serlinienbreite in der Größenordnung der Resonatorlinienbreite von 10 MHz aus, so kann also im Bereich ± 0,5°C die tatsächliche Temperatur und somit die Wellenlänge über einen großen Zeitraum auf besser 2 mK und die Wellenlänge auf die Größenordnung der Linienbreite bestimmt werden.

Der Arbeitspunkt To ist hierbei am günstigsten so zu legen, daß df beschränkt bleibt (< 20 GHz), wobei df(To-ΔT) und df(To+ΔT) das gleiche Vorzeichen haben und einer der beiden obigen Grenzwerte für df nahe Null kommt oder zumindest in die Größenordnung der Linienbreite, so daß man mit relativ kleinen Frequenzen auskommt. Simulationen haben gezeigt, daß für Resonatorlängen von kleiner 1 mm im Bereich von 10° . . 25°C in Nd:MgOLiNbO₃ immer ein To existiert, das zu einer an der Photodiode maximal auftretenden Differenzfrequenz von < 7 GHz führt.

In der Fig. 1 ist nun ein nach vorstehend beschriebenem Aufbau konzi pierter Laser skizziert. Eine Laserdiode oder eine andere Pumpquelle 1 pumpt über eine Glasfaser 2 - welche hier optional ist - einen Kristall 3, der hier beispielsweise Nd:MgO:LiNbO₃ ist, und welcher hier im sogenannten x- oder y-cut geschnitten und orientiert ist. In der Figur sind aus Übersichtlichkeitsgründen alle Fokussieroptiken weggelassen. Die Laserspiegel 4 und 5 sind monolithisch auf die entsprechenden Kristallflächen aufgedampft. Während der stärkste Anteil der Laser strahlung bei dieser beispielhaften Anordnung als Nutzstrahl am Ausgang zur Verfügung steht, wird der am anderen Ende des Kristalls ausgekop pelte Anteil der Laserstrahlung geringer Intensität mit einem dichroi tischen Spiegel 9 umgelenkt und mittels eines Polarisationsteilers 10 in die beiden Polarisationsrichtungen σ und π aufgespalten. Der eine der beiden Strahlen wird mittels einer λ/2-Platte 6 in seiner Polari sation um 90° gedreht, so daß beide Polarisationen parallel in eine Y-förmige Glasfaserweiche 7 eingekoppelt werden können. Die beiden Laserstrahlen werden kollinear auf einer Photodiode 8 abgebildet, an welcher die Differenzfrequenz der beiden Strahlen an deren Ausgang abgegriffen und analysiert werden. Durch weitere Auswertung der Diffe renzfrequenz wird die Temperatur und somit die Wellenlänge des Lasers bestimmt. Eine aktive Nachführung des Lasers kann beispielsweise durch Nachführung des Arbeitspunktes To erfolgen, so daß die Differenzfrequenz konstant gehalten wird. Dies führt zu einer Stabilisierung der Laser wellenlängen auf einen konstanten Wert.

Sollte kein weiterer Nutzstrahl des Lasers mehr benötigt werden, wird die Trennung der Linien mittels des Polarisators 10 und die anschließen den Aufbauten auf der Ausgangsseite des Laserkristalls vorgenommen. Eine solche Anordnung kann außerdem dazu verwendet werden, mittels thermisch induzierter Doppelbrechung einen abstimmbaren, monolithischen Zweiwel lenlängen-Laser zu realisieren.

In der Fig. 2 ist eine Ausführungsform gezeigt, bei der zwei verschie den lange Laserkristalle 41 und 42 aus doppeltbrechendem Material, beispielsweise wie vorbeschrieben Nd:MgO:LiNbO₃ im x- oder y-cut so gegeneinander positioniert und anschließend kontaktiert, daß die beiden z-Achsen senkrecht zueinander liegen. Als Kontaktiermethode bietet sich hier insbesondere aufgrund der verwendeten gleichen Materialien die optische Kontaktlerung an. Hier können beide Kristalle jeweils halb monolithisch bedampft sein.

Diese Ausführungsform hat den Vorteil, daß beide Polarisationsrichtungen π-polarisiert sind und somit ohne weitere Vorsichtsmaßnahmen auto matisch auf dem gleichen Laserübergang emittieren. Zwar tritt in einer solchen Anordnung kein unterschiedliches dn/dT auf, denn es emittieren hier nur die ordentlichen Strahlen, jede dieser Strahlen muß aber einen unterschiedlich langen Weg entlang der außerordentlichen Strahlrichtung des jeweils anderen Kristalles zurücklegen, so daß insgesamt wiederum eine streng lineare Differenzfrequenz df(T) auftritt. Die Tuning-Rate ist hier allerdings abhängig vom Längenverhältnis der beiden Kristalle und gleich Null für exakt gleichlange Kristalle. Die weitere Einbindung eines solchen "Sandwich-Kristalles" in das Lasersystem erfolgt analog zur Ausführungsform gemäß Fig. 1.

Eine andere Ausführungsform ist in den Fig. 3a und 3b skizziert. Hier wird ein undotierter und daher nicht laseraktiver und somit auch keine Absorption oder Emission aufweisender doppelbrechender Kristall 51 mit einem nicht doppeldrehenden, laseraktiven Kristall - beispielsweise Nd:YAG - kontaktiert. Ist der undotierte, doppelbrechende Kristall in thermischem Kontakt zum laseraktiven Kristall wie in Fig. 3a (z. B. durch optische Kontaktlerung), so ergibt sich ebenfalls ein df(T) in Abhängigkeit der Resonatorlänge und somit der ±missionswellenlänge λ(T).

Ist zwischen laseraktivem Kristall 52 und doppelbrechenden Kristall 51 eine thermische Isolationsschicht 53 mit vernachlässigbarer Wärmeaus dehnung eingebracht, so ändert sich zwar die Laser-Emissionswellenlänge sowohl bei Änderungen der Temperatur des Kristalles 51 als auch des Mediums 52. Die Differenzfrequenz df(T) wird aber bis auf einen kaum merklichen Effekt im wesentlichen nur durch die Temperatur am doppel brechenden Kristall 51 bestimmt. Eine solche Anordnung ist somit gut geeignet, unabhängig von der Erwärmung des laseraktiven Mediums die Temperatur am doppelbrechenden Kristall bzw. einer damit in thermischem Kontakt stehenden Probe zu bestimmen. Durch Messung von df(T) können hier insbesondere kleinste Temperaturänderungen am doppelbrechenden Kristall ohne systemimmanente Einflüsse gemessen werden. Der doppel brechende Kristall wirkt hier ja nur passiv im Resonator, ist thermisch isoliert und absorbiert praktisch keine Leistung. Eine solche Ausfüh rungsform könnte also als hochgenauer Temperatursensor Verwendung finden.

Das Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 4 skizziert eine weitere Konzeption die analog zu den vorhergehenden ist, wobei hier zwischen zwei Kristal len 61 und 62 mit parallel orientierten Kristallachsen ein Aktuatorele ment 63 - beispielsweise eine dünne Piezoscheibe oder eine PVDF-Folie - eingebracht ist. Dies erlaubt, das Regelsignal der Elektronik (Abwei chung der Wellenlänge durch den Temperatureinfluß) so zurückzuführen, daß die Resonatorlänge entsprechend so geändert wird, daß die Wellenlänge λ_o oder λ_e konstant gehalten wird. Hierbei ist also nicht nur die Kenntnis über die Abweichung der Wellenlänge bekannt, der Laser kann auch auf dieses Abweichungssignal hin sehr schnell nachgestellt werden. Aus der Bandbreite bis 20 MHz ergeben sich nämlich Regelzeiten im Be reich von 100 ns.

Es sei noch darauf hingewiesen, daß eine Vielzahl von laseraktiven doppelbrechenden oder nicht laseraktiven doppelbrechenden Kristallen für eine erfindungsgemäße Anordnung verwendet werden können. Besonders geeignet sind hierbei Vertreter der optisch einachsigen Kristalle, welche in einer Ebene parallel zur optischen Achse und einer weiteren Kristallachse geschnitten sind wie beispielsweise LiNbO₃, LiTaO₃ und viele andere. Beschränkt man sich auf sehr kurze Resonatoren von einigen 100 µm Länge, so können auch optisch zweiachsige Kristalle verwendet werden, da bei diesen kurzen Resonatorlängen der Winkel zwischen den Ausbreitungsrichtungen beider Polarisationsrichtungen (walk-off) ver nachlässigt werden kann.

Claims

1. Festkörperlaser mit einem beispielsweise diodengepumpten Fest körper-Laserkristall von hinreichender Kürze, der an zumindest einen der beiden Laserspiegel positioniert ist und sich so der Laserbetrieb auf nur einer longitudinalen Mode ausbildet, dadurch gekennzeichnet, daß der Laserkristall aus einem optisch doppelbrechenden laseraktiven Material besteht, welches in definierter Weise zu seinen kristallographischen Achsen so geschnitten und poliert ist, daß Laserstrahlung mit Polarisa tionen parallel zweier senkrecht zueinander stehender Kristallachsen simultan emittiert wird.

2. Festkörperlaser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Laserkristall in einem definierten Temperaturbereich ΔT um einen Arbeitspunkt To thermisch stabilisiert wird, sowie die emittierte Laser strahlung auf einem nichtlinearen Element - beispielsweise einer Photo diode - so überlagert ist, daß eine Differenzfrequenz erzeugt und daraus ein Signal abgeleitet wird, welches der Differenz der beiden Laserwellen längen proportional ist.

3. Festkörperlaser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Arbeitspunkt To so nachgeregelt wird, daß die Laseremission bei im Zeit mittel konstanter Wellenlänge erfolgt.

4. Festkörperlaser nach einem der Ansprüche 1-3, dadurch gekenn zeichnet, daß zwei doppelbrechende, laseraktive Kristalle so zueinander positioniert und kontaktiert werden, daß ihre optische Achsen senkrecht zueinander stehen.

5. Festkörperlaser nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß zwei doppelbrechende, laseraktive Materialien derart geschnitten, poliert und zueinander positioniert sind, daß ihre Kristallachsen parallel liegen und zwischen diesen zur aktiven Änderung der Gesamtresonatorlänge ein dünnes Aktuatorelement - wie beispielsweise Piezokeramik oder PVDF-Folie - eingebracht ist.

6. Festkörperlaser nach einem der Ansprüche 1 bis 5, dadurch gekenn zeichnet, daß ein doppelbrechendes Kristallmaterial mit einem isotropen laseraktiven Festkörpermaterial so kontaktiert wird, daß das doppel brechende Material innerhalb des Laserresonators positioniert und auf der einen Seite mit einem Laserspiegel beschichtet ist, sowie auf der anderen Seite eine Antireflexionsschicht aufweist.

7. Festkörperlaser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß die beiden Kristallmaterialien in thermischen Kontakt zueinander stehen.

8. Festkörperlaser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß die beiden Kristallmaterialien thermisch isoliert miteinander kontaktiert sind.

9. Festkörperlaser nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß aus der Differenzfrequenz durch elektronische Schaltungsanordnungen eine Information über die vorhandene Temperatur am Ort des doppelbrechenden Mediums ableitbar ist.

10. Festkörperlaser nach einem der Ansprüche 1 bis 9, dadurch gekenn zeichnet, daß durch Modulation der Temperatur die Abstimmbarkeit eines Zweiwellenlängen-Lasers durchführbar ist.

11. Festkörperlaser nach einem der Ansprüche 1 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß der am Kristallende ausgekoppelte Anteil geringer Intensität des Lasernutzstrahls umgelenkt und in die beiden Polarisations richtungen aufgespalten wird, und einer der beiden Strahlen in seiner Polarisation um 90° verdreht wird und beide Strahlen mit ihrer Polarisa tion parallel in eine Y-förmige Glasfaserweiche eingekoppelt und kollinear zum Abgriff der Differenzfrequenz auf einer Photodiode abgebildet werden.