DE19511785A1

DE19511785A1 - Optisch-parametrischer BBO-Oszillator mit schmaler Linienbreite, welcher außerordentliche Resonanz verwendet

Info

Publication number: DE19511785A1
Application number: DE19511785A
Authority: DE
Inventors: Brian L Harlamoff; James J Jacob
Original assignee: Hoya Corp
Current assignee: Continuum Electro-Optics Inc(ndgesdstaates De
Priority date: 1994-03-30
Filing date: 1995-03-30
Publication date: 1995-10-19
Anticipated expiration: 2015-03-31
Also published as: JPH09258284A; DE19511785B4; FR2718256B1; US5594592A; FR2718256A1

Description

Die vorliegende Erfindung betrifft optisch-parametrische Oszillatoren (OPOs) Optisch-parametrische Oszillatoren ver wenden nichtlineare Kristalle zur Abstimmung eines Ausgangs signals über einen Frequenzbereich. Die nichtlinearen Kri stalle werden in einen Resonator eingebracht und von einer intensiven Pumpstrahlung getrieben, um abstimmbares, mono chromatisches Licht zu erzeugen. OPOs verwenden einen Drei wellen- oder Dreisignal-Vorgang, bei welchem das Hochfrequenz- Pumpsignal ω_P in eine Signalwelle ω_S und eine Leerlauf welle ω_i zerlegt wird. Die Beziehungen zwischen dem Pump signal, der Signalwelle und dem Leerlaufsignal werden durch Energie- und Impulserhaltung bestimmt. Die Energieerhaltung erfordert es, daß die Summe der erzeugten Energien und daher Frequenzen gleich jener des Pumpsignals ist; ω_P = ω_S + ω_i. Die Impulserhaltung zeigt sich bei der Phasenanpaßbezie hung k_P = k_S + k_i. Die Werte k_P, k_S und k_i sind die Impulsvektoren für das Pumpsignal, die Signalwelle, bzw. das Leerlaufsignal, und stehen über die Wellenlänge λ jeder Welle durch die Beziehung k = 2Πn/λ in Verbindung, wobei n der Brechungsindex ist.

Bei einachsig-doppelbrechenden Kristallen, wie beispielsweise β-BaB₂O₄ (BBO) kann der Brechungsindex entweder ordentlich oder außerordentlich sein (n₀ oder n_e). Wenn es sich um den ordentlichen Brechungsindex handelt, so verläuft der Polarisationsvektor des Lichtstrahls innerhalb des Kristalls orthogonal zur optischen Achse des Kristalls. In dieser Ebene gibt es keine Winkelbeziehung zum Brechungsindex. Bei außer ordentlichem Brechungsindex liegt der Polarisationsvektor des Lichtstrahls in der Ebene der optischen Achse, und daher gibt es eine Winkelbeziehung für den Brechungsindex. Eine Impuls anpassung wird durch Drehen des Kristalls in der außerordent lichen Ebene erzielt, wodurch der Brechungsindex und dessen zugeordneter k-Vektor einer der Lichtwellen variiert wird.

Bei vielen Anwendungen ist es wünschenswert, daß das Aus gangssignal des optisch-parametrischen Oszillators eine enge Linienbreite aufweist. Anwendungen in der Spektroskopie und Photochemie können Linienbreiten von weniger als 0,1 cm^-1 erfordern. Darüber hinaus ist es wesentlich, daß der optisch- parametrische Oszillator effizient ist. Dies ist besonders deswegen wichtig, da einige nichtlineare Kristalle wie etwa BBO typischerweise nahe der Schwelle für ihre Beschädigung gepumpt werden.

Gitter können zur Abstimmung eines Strahls, beispielsweise der Signalwelle oder der Leerlaufwelle verwendet werden, die in dem optisch-parametrischen Oszillator rückgekoppelt wird. Winkelvariationen dieses Strahls werden zu Wellenlängenvaria tionen in der Signalwelle, infolge der Gitter-Dispersion.

Der Akzeptanzwinkel der Signalwelle innerhalb des Kristalls ist als die Divergenz für halbe Leistung definiert, über wel che die Signalwelle eine parametrische Verstärkung erfährt. In den meisten Fällen handelt es sich üblicherweise um einen großen Winkel. Bei BBO kann allerdings in Gegenwart einer divergierenden Pumpwelle und einer nichtkollinearen Pump signalgeometrie der Akzeptanzwinkel wesentlich verringert werden.

Bei der vorliegenden Erfindung wird die Dispersionsebene des Gitters in der außerordentlichen Ebene angeordnet, die durch den nichtlinearen Kristall festgelegt ist, um so den schmalen Akzeptanzwinkel der Signalwelle dazu zu nutzen, die Linien breite des Ausgangssignals zu verringern.

Für Wechselwirkungen des Typs I erzeugt ein außerordentlicher Pumpstrahl ordentliche Signal- und Leerlaufstrahlen. In die ser Anordnung wäre es nicht offensichtlich, das Gitter so an zuordnen, daß seine Dispersionsebene in der außerordentlichen Ebene des Kristalls liegt. Das Gitter weist seinen größten Wirkungsgrad auf, wenn die Gitterlinien senkrecht zum ordent lichen, polarisierten Signalstrahl verlaufen. Dies führt da zu, daß die Dispersionsebene des Gitters orthogonal zur außer ordentlichen Ebene des Kristalls verläuft.

Für eine Wechselwirkung des Typs I in dem nichtlinearen Kri stall wird gemäß einer Ausführungsform der vorliegenden Er findung die Polarisation des Signalstrahls von der ordentli chen in die außerordentliche Ebene gedreht, so daß das Gitter einen hohen Wirkungsgrad aufweist, wenn es mit seiner Disper sionsebene in der außerordentlichen Ebene ausgerichtet ist, die durch den nichtlinearen Kristall festgelegt wird. Auf diese Weise ist das Gitter so angeordnet, daß seine Gitter linien orthogonal zur außerordentlichen Ebene verlaufen, so daß die Polarisation des ordentlichen Produktstrahls senk recht zu den Gitterlinien des Gitters verläuft. Der Akzep tanzwinkel der Signalwelle ist in Gegenwart einer divergie renden Pumpwelle in der außerordentlichen Ebene verringert, infolge einer zugefügten Phasen-Fehlanpassung, die durch die Winkelvariationen des Brechungsindex der Pumpwelle in den außerordentlichen Ebenen hervorgerufen wird. Der Einsatz eines nichtkollinearen Pumpens trägt zu diesem Effekt bei. Nichtkollineares Pumpen verringert den Akzeptanzwinkel der Signalwelle in beiden Kristallebenen. In der außerordentli chen Ebene wird die Pumpwellen-Fehlanpassung der Fehlanpas sung hinzugefügt, die durch nichtkollineares Pumpen hervor gerufen wird.

Eine Verringerung des Akzeptanzwinkels des Signals verringert daher die Linienbreite, da die Gitterauflösung direkt propor tional zum Winkelbereich des auftreffenden Lichts ist. Dies führt dazu, daß die Drehung des Produktstrahls und die Orien tierung des Gitters dazu führen, daß der Winkelfiltereffekt des Kristalls in eine schmalere Linienbreite umgewandelt wird.

In geringerem Ausmaß lassen sich Vorteile dadurch erzielen, daß der Produktstrahl weg von der ordentlichen Polarisation gedreht wird, jedoch nicht vollständig in die außerordentliche Ebene, wenn die Gitterlinien orthogonal zur außerordentlichen Ebene des Kristalls verlaufen. Diese Teildrehung führt dazu, daß der Produktstrahl in bezug auf die Gitterlinien eher senk recht als parallel verlaufen kann. Das optische Element, wel ches zur Drehung der Polarisation des ordentlichen Strahls verwendet wird, kann eine Drehung hervorrufen, die von der Wellenlänge des ordentlichen Signalstrahls abhängt. Da der ordentliche Signalstrahl durch den optisch-parametrischen Oszillator abgestimmt werden kann, kann der Polarisationsvek tor des ordentlichen Signalstrahls nicht vollständig mit der außerordentlichen Ebene ausgerichtet werden, die durch den nichtlinearen Kristall festgelegt wird.

Das vorliegende System weist Vorteile gegenüber der Verwendung von Strahlaufweitungsprismen in dem optisch-parametrischen Oszillator auf. Bei Lasern wurden Prismen-Strahlaufweiter da zu verwendet, eine schmale Linienbreite zu erzielen. Aller dings verursachen Prismen-Strahlaufweiter Verluste. Laser können diesen Verlust dadurch ausgleichen, daß sie stärker gepumpt werden. In optisch-parametrischen Oszillatoren wer den einige Kristalle, wie beispielsweise BBO-Kristalle, nahe ihrer Beschädigungsschwelle gepumpt. Dies bedeutet, daß irgendwelche Verluste, die durch die Prismen-Strahlaufweiter hervorgerufen werden, durch eine Erhöhung der Pumpenergie ausgeglichen werden müssen, wodurch die Wahrscheinlichkeit für eine Beschädigung des Kristalls ansteigt.

Die Erfindung wird nachstehend anhand zeichnerisch dargestell ter Ausführungsbeispiele näher erläutert, aus welchen weitere Vorteile und Merkmale hervorgehen. Es zeigt:

Fig. 1 eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators ohne einen Rotator;

Fig. 2 eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators mit einem Rotator und einem Beu gungsgitter;

Fig. 3 eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators mit einem Rotator und einem Gitter in Littrow-Anordnung;

Fig. 4 eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators mit einem Rotator und einem Littrow-Prisma;

Fig. 5 ein Diagramm des Gitterwirkungsgrads in Abhängig keit von der Wellenlänge für unterschiedliche Pola risationen;

Fig. 6 eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators mit einem Rotator und einem Beu gungsgitter, wobei das Pumpsignal nichtkollinear mit dem optischen Weg des Signals verläuft;

Fig. 7 eine schematische Seitenansicht eines alternativen optisch-parametrischen Oszillators mit einem Rotator und einem Beugungsgitter, bei welchem das Pumpsignal nichtkollinear mit dem optischen Weg des Signals verläuft

Fig. 8 ein Diagramm einer Messung der mittleren Linienbrei te bei 100 Schüssen für einen nichtkollinear gepump ten optisch-parametrischen Oszillator unter Verwen dung außerordentlicher Resonanz;

Fig. 9 ein Diagramm theoretischer Werte für die ordentlichen und außerordentlichen Akzeptanzwinkel eines nicht linearen Kristalls; und

Fig. 10 ein Diagramm der Werte für die Halb-Winkelphasen synchronisation für unterschiedliche nichtkollineare Winkel.

In den verschiedenen Figuren sind gleiche oder ähnliche Bau teile gleich bezeichnet.

Fig. 1 ist eine schematische Ansicht eines optisch-parame trischen Oszillators 10 ohne einen Rotator. Dieser optisch- parametrische Oszillator 10 weist einen nichtlinearen Kri stall 12 auf. Für eine Wechselwirkung des Typs I(eoo) in dem optisch-parametrischen Oszillator ist der Pumpstrahl für die Pumpquelle 14 in der außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls 12 polarisiert. Die außerordentliche Ebene des nichtlinearen Kristalls 12 ist eine Rotationsebene der opti schen Achse c des nichtlinearen Kristalls 12, wenn der nicht lineare Kristall 12 gedreht wird, um bei unterschiedlichen Winkeln abgestimmt zu werden. Der Signalstrahl und der Leer laufstrahl, die in dem nichtlinearen Kristall 12 erzeugt wer den, weisen beide eine ordentliche Polarisation auf, so daß ihre Polarisation orthogonal zur außerordentlichen Ebene des Kristalls 12 verläuft.

Wie aus Fig. 1 hervorgeht, ist die außerordentliche Ebene des Kristalls 12 als ein einachsiger Kristall dargestellt, bei welchem der Brechungsindex entweder ordentlich oder außer ordentlich sein kann. Für die ordentlichen, polarisierten Strahlen, den Signalstrahl und den Leerlaufstrahl, gibt es keine Winkelbeziehung zum Brechungsindex, da die Polarisa tion des Lichtstrahls innerhalb des Kristalls orthogonal zur optischen Achse c des Kristalls 12 verläuft.

Wird der Kristall 12 in der außerordentlichen Ebene gedreht, so ändert sich der Winkel g zwischen der Richtung der Aus breitung der Strahlen in dem optischen Hohlraumresonator und der optischen Achse c. Da in dieser Situation der Pumpstrahl in der außerordentlichen Ebene polarisiert ist, führt eine Änderung des Winkel θ zur Änderung des Brechungsindex n_e, und ändert daher die Phasenanpaßbeziehung, k_P = k_S + k_i.

Der optisch-parametrische Oszillator 10 verwendet weiterhin ein Gitter 16 und einen Abstimmspiegel 18, um einen Strahl in den Kristall 12 zurückzukoppeln. Bei der bevorzugten Aus führungsform wird der Signalstrahl in den Kristall 12 zurück gekoppelt. Durch Drehen des Abstimmspiegels 18 können die Reflexionen erster Ordnung des Gitters 16 entlang der Achse des optisch-parametrischen Oszillators 10 zurückgeschickt werden. Der Abstimmspiegel 18 und der hintere Spiegel 20 definieren den Hohlraumresonator des optisch-parametrischen Oszillators 10. Ein Signalstrahl wird zwischen diesen beiden Spiegeln hin- und herreflektiert, um die parametrische Wech selwirkung in dem nichtlinearen Kristall 12 einzuleiten. Der nichtlineare Kristall 12 und der Abstimmspiegel 18 werden beide auf solche Weise abgestimmt, daß der gewünschte Signal strahl eine Resonanz in dem OPO 10 erfährt. Reflexionen null ter Ordnung des Gitters 16 stellen das Ausgangssignal des OPO 10 zur Verfügung.

Die Dispersionsebene des Gitters 16 verläuft orthogonal zur außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls 12. Die se Orientierung wird deswegen verwendet, da der Signalstrahl orthogonal zur außerordentlichen Ebene des Kristalls polari siert ist. Wie aus Fig. 5 hervorgeht, ist, für die relevanten Signalwellenlängen im Bereich von etwa 410-770 nm, das Gitter erheblich wirksamer, wenn beim Eingangsstrahl dessen Polari sation senkrecht zu den Gitterlinien 16a des Gitters 16 ver läuft. Wenn das Gitter 16 so angeordnet ist, daß seine Git terlinien senkrecht zur ordentlichen Polarisation des Signal strahls verlaufen, so ist die Dispersionsebene orthogonal zur außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls 12 angeordnet.

Der Abstimmspiegel 18 wird in der Praxis im wesentlichen oben auf dem Gitter 16 angeordnet. Wie in Fig. 1 gezeigt ist, wird der Pumpstrahl von der Pumpquelle 14 durch den nicht linearen Kristall in zwei Durchgängen hindurchgeschickt. Die Spiegel 22 und 24 reflektieren bei den Pumpstrahlwellenlän gen, und sind durchlässig für die Signalwellenlängen. Der Pumpstrahl wird vom Spiegel 22 durch den nichtlinearen Kri stall 12 zum Spiegel 24 reflektiert, und kehrt dann durch den nichtlinearen Kristall und den Spiegel 22 nach außen zurück, nämlich zur Pumpquelle 14. Der Signalstrahl gelangt durch beide Spiegel 22 und 24 hindurch, so daß der Signalstrahl ei ne Resonanz in dem Hohlraumresonator erfährt, der zwischen dem Spiegel 20 und dem Abstimmspiegel 18 ausgebildet wird. Bei dieser Anordnung erzeugt der OPO eine Linienbreite in der Größenordnung von 0,25 cm^-1.

Es ist möglich, eine Linienbreite von weniger als 0,1 cm in einem Resonator mit geringen Verlusten mit nur einem ein zigen Beugungsgitter und ohne Strahlaufweiter zu erzielen, wenn man die Signalstrahlung in der außerordentlichen Kri stallebene zur Resonanz bringt. Fig. 2 ist eine schematische Ansicht eines optisch-parametrischen Oszillators 26 mit ei nem Rotator 28 und einem Beugungsgitter 30. Der nichtlineare Kristall 32 ist so geschnitten, daß er eine Wechselwirkung des Typs I hervorruft, bei welcher ein außerordentlicher Pump strahl in einen ordentlichen Signalstrahl und einen ordent lichen Leerlaufstrahl umgewandelt wird. Dies bedeutet, daß die Polarisation des Pumpstrahls, der in den nichtlinearen Kri stall 32 hineingelangt, in der außerordentlichen Ebene liegt, und daß die Polarisation des Signals in den Leerlaufstrahlen, die erzeugt werden, eine ordentliche Polarisation ist. Bei der ordentlichen Polarisation ist ein Polarisationsvektor vor handen, der orthogonal zur außerordentlichen Ebene verläuft, die in dem nichtlinearen Kristall 32 festgelegt ist.

Der Rotator 28 dreht die Polarisation des Signalstrahls und des Leerlaufstrahls so, daß vorzugsweise die Polarisation des Signalstrahls in die außerordentliche Ebene gedreht wird. Das Beugungsgitter 30 ist so angeordnet, daß seine Dispersions ebene in der außerordentlichen Ebene liegt, die durch den Kristall 32 festgelegt ist. Das Gitter 30 weist Gitterlinien auf, die senkrecht zur außerordentlichen Ebene des nicht linearen Kristalls verlaufen. Die bedeutet, daß die gedrehte Polarisation des Signalstrahls und des Leerlaufstrahls senk recht zu den Gitterlinien des Gitters 30 verläuft. Aus die sem Grund weist das Gitter 30 einen hohen Wirkungsgrad auf.

Fig. 5 zeigt den Gitterwirkungsgrad in Abhängigkeit von der Wellenlänge für unterschiedliche Polarisationsorientierungen eines holographischen Gitters mit 2400 Linien/mm. Hieraus geht hervor, daß die senkrechte Polarisation einen hohen Wir kungsgrad im Bereich von etwa 410 nm bis 710 nm aufweist. Durch Drehen der Polarisation des Signalstrahls kann die hochwirksame, senkrechte Orientierung in bezug auf die Git terlinie gleichzeitig zur Anordnung der Dispersionsebene des Gitters in der außerordentlichen Ebene verwendet werden, die durch den Kristall 32 festgelegt ist.

Alternative Ausführungsformen für das optische Element 28, welches zum Drehen der Polarisation der Signalstrahlen ver wendet wird, könnte eine Halbwellenplatte nullter Ordnung sein, ein 90°-Polarisationsrotator, oder ein Quarz-Strahl rotator.

Wie nachstehend erläutert verringert ein nichtlinearer Kri stall 32 mit einem kleinen Pumpstrahl-Akzeptanzwinkel, bei spielsweise ein BBO-Kristall, der zur Erzielung von Wechsel wirkungen des Typs I geschnitten ist, die Winkelapertur für eine parametrische Signalverstärkung in der außerordentlichen Ebene in Gegenwart eines divergierenden Pumpstrahls. Diese Verringerung der Winkelapertur wirkt als Winkelfilter, wel ches die Winkelvariation um die Hohlraumresonatorachse in der außerordentlichen Ebene am Gitter 30 verringert, und da her die Wellenlängenvariation des Signalstrahls verringert.

Das Phasenanpaßkriterium ergibt sich aus k_P = k_S + k_i. Die Phasenfehlanpassung stellt eine Störung der exakten Phasenanpassung dar und kann geschrieben werden als k_P = k_S + k_i + Δk. Der FWHM-Wert (full width half maximum vollständige Breite bei halbem Maximalwert) für die Phasen synchronisation, ausgedrückt für einen Kristall der Länge L, kann dadurch in einen Winkel umgewandet werden, daß berück sichtigt wird, daß Δk auf der Grundlage der Brechungsindex änderung für die Pumpe und daher einer Winkeländerung des Pumpstrahls ausgedrückt werden kann. Gleichungen für Δk_nc infolge des nichtkollinearen Pumpeffekts, für Δk_divergens infolge der Pumpstrahldivergenz, und für Δk_gesamt werden durch die Gleichungen 9 bis 12 ausgedrückt.

Die vorliegende Erfindung kann auch bei einer Wechselwirkung des Typs II (eoe-Wechselwirkung) verwendet werden, bei wel cher der Rückkopplungsstrahl der ordentliche polarisierte Strahl ist. Der BBO, der für eine Wechselwirkung des Typs II geschnitten ist, hat keinen ganz so schmalen Akzeptanzwinkel, so daß die im Hinblick auf eine Verringerung der Linienbrei te erzielbaren Vorteile nicht so groß sind.

Betrachtet man wiederum Fig. 2, so sieht man, daß der OPO 26 eine Pumpquelle 36 aufweist, die vorzugsweise eine Pumpstrah lung von 355 nm erzeugt, die in den nichtlinearen Kristall 32 durch den eine Winkelablenkung von 45° erzeugenden Spiegel 38 gerichtet wird, welcher für die Pumpstrahlung von 355 nm ein hohes Reflexionsvermögen aufweist, und für die Signal strahlung von 410-710 nm ein hohes Transmissionsvermögen. Der nichtlineare Kristall 32 wird um einen Winkel θ von der optischen Achse oder c-Achse des Kristalls 32 zur Hohl raumresonatorachse 34 des OPO 26 gedreht. Die Drehebene des Kristalls 32 wird als die außerordentliche Kristallebene des nichtlinearen Kristalls 32 bezeichnet. Eine Drehung des nicht linearen Kristalls 32 in der außerordentlichen Ebene beein flußt nicht den Brechungsindex, welchen ordentliche Wellen erfahren, deren Polarisation orthogonal zur außerordentlichen Ebene verläuft.

Der Spiegel 40 ist ein dichroitischer Spiegel nullter Ordnung, der die Pumpstrahlung zurückreflektiert und die Signalstrah lung hindurchläßt. Der Pumpstrahl erzeugt eine parametrische Fluoreszenz in den Kristall 32 und verstärkt daraufhin das Resonanzsignal in diesem Kristall während der Dauer des Pump impulses. Das sich ergebende Signal erfährt eine Resonanz zwischen dem hinteren Hohlraumresonatorspiegel 42 und dem Abstimmspiegel 44, die beide im Bereich zwischen 410-710 nm Breitbandreflektoren mit hohem Reflexionsvermögen darstellen.

Das Signal wird zweimal spektral bei jedem Durchgang gefil tert, durch die Reflexion erster Ordnung vom Gitter 30. Die ses Gitter 30 dient dazu, eine Ausgangskupplung der Signal strahlung von der Reflexion nullter Ordnung entlang 46 her beizuführen. Eine bevorzugte Gitter-Dichte für eine enge Linienbreite beträgt 2400 Linien/mm, und der bevorzugte Ein fallswinkel beträgt 88,5°. Bei der bevorzugten Ausführungs form ist das optische Element 28 eine Wellenplatte nullter Ordnung, die zwischen dem Gitter 30 und dem Pumpen-Retro reflektor 40 eingefügt ist. Diese Wellenplatte 28 dreht den Signalpolarisationsvektor um 90° von der ordentlichen Kri stallebene in die außerordentliche Ebene des Kristalls. Der Signalstrahl, der von dem Gitter zurückkehrt, wird durch die Wellenplatte 28 zurück in die ordentliche Ebene gedreht.

Bei der bevorzugten Ausführungsform ist der nichtlineare Kristall ein einachsiger BBO-Kristall, der für eine Wechsel wirkung des Typs I geschnitten ist. Der BBO-Kristall kann von Crystal Technology, Inc., Palo Alto, Kalifornien, be zogen werden. Die dichroitischen Spiegel, Retroreflektoren, der hintere Spiegel, und die Wellenplatte nullter Ordnung sind erhältlich von CVI, Albuquerque, New Mexico. Das Gitter ist erhältlich von Instruments SA, Edison, New Jersey. Der Abstimmspiegel ist erhältlich von Newport Corp., Fountain Valley, Kalifornien. Der Pumplaser ist erhältlich von Conti nuum, Santa Clara, Kalifornien, oder von Spectra Physics Lasers, Mountain View, Kalifornien (sämtlich in den Vereinig ten Staaten von Amerika).

Fig. 3 ist eine schematische Ansicht eines OPO mit einem Rotator 28′ und einem Gitter 50 in Littrow-Anordnung. Diese Ausführungsform ist ähnlich der in Fig. 2 gezeigten Ausfüh rungsform; allerdings schickt ein Gitter 50 in Littrow-An ordnung eine Beugungsordnung zurück zum OPO 52, und ein teil durchlässiger Spiegel 54 erzeugt das Ausgangssignal. Auch in diesem Fall dreht der Rotator 28′ die Orientierung der Sig nalstrahlen von der Polarisation orthogonal zur außerordent lichen Achse in eine Polarisation in der außenordentlichen Achse, so daß die Dispersionsebene des Gitters 50 in der außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls 32′ liegt. Die Gitterlinien des Gitters 50 in Littrow-Anordnung verlau fen orthogonal zu den Polarisationen des Signalstrahls, so daß der Wirkungsgrad des Gitters 50 in Littrow-Anordnung op timiert ist. Die Linienbreite des OPO 52 mit dem Gitter in Littrow-Anordnung ist nicht so schmal wie die Linienbreite des OPO 26 von Fig. 2. Allerdings kann bei der Anordnung von Fig. 3 der schmale Akzeptanzwinkel in der außerordentlichen Kristallebene des Kristalls 32′ dazu verwendet werden, die Linienbreite gegenüber der sonstigen Orientierung des Gitters zu verengen. Das Littrow-Gitter ist erhältlich von Instru ments SA, Edison, New Jersey. Der durchlässige Spiegel ist erhältlich von CVI, Albuquerque, New Mexico.

Fig. 4 ist eine schematische Ansicht eines optisch-para metrischen Oszillators mit einem Rotator 28′′ und einem Littrow-Prisma 60. Das Littrow-Prisma 60 stellt eine weitere Möglichkeit zur Verfügung, eine Beugungsordnung des Signal strahls zum OPO 58 zurückzubringen. Das Littrow-Prisma ist erhältlich bei CVI, Albuquerque, New Mexico.

Wie wiederum aus Fig. 2 hervorgeht, muß der Rotator 28 den Signalstrahl nicht um exakte 90° über den gesamten Wellen längenbereich der Signalwellenlänge drehen. Eine Wellenplatte 28 nullter Ordnung kann so eingestellt werden, daß sie die Polarisation einer Zentrumswellenlänge (also 600 nm) eines Signalausgangsbereichs von 410-710 nm um 90° dreht. Signale mit einer Wellenlänge an den beiden Enden des Ausgangsbereichs weisen keine Drehung um exakte 90° auf, so daß der Signal strahl, der dem Gitter 30 zugeführt wird, nicht notwendiger weise in der außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kri stalls 32 polarisiert ist. Die Polarisation weist dann eine verhältnismäßig große Komponente in dieser Ebene auf, so daß das Gitter 30 dennoch einen gewissen Wirkungsgrad aufweist.

Zusätzlich wäre es theoretisch möglich, die Dispersionsebene des Gitters 30 in einer solchen Orientierung auszurichten, die nicht orthogonal zur außerordentlichen Ebene des Kristalls 32 verläuft, jedoch nicht in der außerordentlichen Ebene liegt. Wenn die Polarisation des Signalstrahls so gedreht wurde, daß das Gitter einen optimalen Wirkungsgrad aufweist, so würde die Orientierung des Gitters zu einem partiellen Linienbrei ten-Verengungseffekt führen, als Ergebnis des schmalen Akzep tanzwinkels des nichtlinearen Kristalls 32 in der außerordent lichen Ebene. Dieser Teileffekt ist kleiner als dann, wenn die Dispersionsebene des Gitters koplanar mit der außerordent lichen Ebene des Kristalls 32 verläuft.

Der Verengungseffekt wird teilweise durch das nichtkolli neare Pumpen des nichtlinearen Kristalls hervorgerufen.

Nichtkollineares Pumpen ist beschrieben in Guyer et al., "Tunable Pulsed Single Longitudinal Mode Optical Parametric Oscillator", U.S.-Patent Nr. 5 235 456, dessen Offenbarungs gehalt in die vorliegende Anmeldung durch Bezugnahme einge schlossen ist.

Ein Vorteil des nichtkollinearen Pumpens des nichtlinearen Kristalls liegt darin, daß das Auswandern ("walk off") der Pumpwelle gegenüber der Signalwelle in gewisser Weise kompen siert wird. Das nichtkollineare Pumpen verringert auch den Signalakzeptanzwinkel, der als Winkel-FWHM der Phasensynchro nisation für das Signal mit einer ebenen Pumpwelle definiert ist. Für eine kollineare Phasenanpassung liegt der externe Signalakzeptanzwinkel in der Größenordnung von 6 Milliradian. Hierbei ist eine Wechselwirkungslänge von 3 cm angenommen, die in unserem System durch Pumpen des Kristalls von 1,5 cm in beiden Richtungen realisiert wird. Wenn der nichtkolline are Winkel vergrößert wird, sinkt der Signalakzeptanzwinkel. Fig. 10 ist ein theoretisches Diagramm der Halbwinkel-Phasen synchronisation für unterschiedliche, nichtkollineare Winkel.

Fig. 6 ist eine schematische Ansicht eines optisch-parametri schen Oszillators 118 mit einem Rotator 28′′′ und einem Beu gungsgitter 30′′′, in welchem der Pumpweg 120 nichtkollinear zum optischen Weg 122 des Signals verläuft. Dichroitische Spiegel 38′′′ und 40′′′ sind geringfügig gegenüber den Ausrich tungen in Fig. 2 verkippt, so daß der Pumpweg 120 nichtkol linear zum optischen Weg 122 des Signals verläuft. Der Sig nalstrahl wird durch diese Verkippung nicht wesentlich beein flußt, da die Spiegel 38′′′ und 40′′′ für die Signalwellenlän ge durchlässig sind.

Fig. 7 ist eine schematische Seitenansicht eines optisch parametrischen Oszillators 128 mit einem Rotator 28′′′′ und einem Beugungsgitter 30′′′′, in welchem der Pumpweg 130 nicht kollinear zum optischen Weg 132 des Signals verläuft. Dies stellt die bevorzugte nichtkollineare Orientierung dar, in welcher sich der Pumpstrahl aus der außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls 32′′′′ herausbewegt. In Fig. 7 ver läuft die außerordentliche Ebene des nichtlinearen Kristalls 32′′′′ orthogonal zur Figurenebene. Bei einer bevorzugten Aus führungsform ist der Pumpstrahl um 0,5° bis 3,0° gegenüber der außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls ver setzt.

Bei einem Winkel, der um 1° nichtkollinear ist, wird der ex terne Signalakzeptanzwinkel auf weniger als 500 Mikroradian verringert. Die Beugungs- und Aperturwinkel, gefaltet mit dem Akzeptanzwinkel, werden durch diese von dem Kristall zur Verfügung gestellte Winkelfilterung begrenzt. Dies verrin gert dann wiederum die Linienbreite. Beispielsweise wies bei 543 nm mit dem voranstehend geschilderten Hohlraum die von uns erzeugte Strahltaille einen Durchmesser von 1,5 mm auf, und unsere entsprechende Signaltaille betrug etwa 0,36 mm. Die Pumpdauer betrug annähernd 7,0 ns (FWHM). Die Dauer des Ausgangsimpulses wurde zu 3,0 ns gemessen, was eine Oszilla toranstiegszeit (Pumpimpulsdauer minus Ausgangsimpulsdauer) von 4,0 ns ergab. Der Beugungswinkel für diesen Fall wird zu 430 Mikroradian berechnet, und der Aperturwinkel zu 278 Mikro radian. Unsere Berechnungen zeigen, daß dann, wenn wir ein kollineares Pumpen verwendeten, die Linienbreite 0,29 cm^-1 betragen würde, ohne eine außerordentliche Resonanz. Die um 1° nichtkollineare Pumpgeometrie verringert die Linienbreite auf einen theoretischen Wert von 0,24 cm^-1 ohne außerordent liche Resonanz. Unsere Messung der experimentellen Linien breite ergab 0,25 cm^-1, ohne außerordentliche Resonanz (Tabelle A, Versuch 1).

Die Linienbreite kann weiter eingeschränkt werden, wenn die außerordentliche Resonanz verwendet wird, unter Einsatz des Rotators 28′′′′ und der Orientierung des Beugungsgitters 30′′′′, wie voranstehend unter Bezug auf Fig. 2 beschrieben und in Fig. 7 gezeigt. Der nichtlineare Kristall 32′′′′ ist so orien tiert, daß der Hohlraumresonator eine Resonanz in der außer ordentlichen Kristallebene zeigt (dann verläuft die Gitter dispersionsebene koplanar zur außerordentlichen Kristall ebene). Wie voranstehend geschildert dreht die Halbwellen platte nullter Ordnung zwischen dem Kristall 28′′′′ und dem Gitter 30′′′′ den Polarisationsvektor der Signalwelle so, daß dessen Orientierung für einen hohen Gitterbeugungswirkungs grad ordnungsgemäß ist, jedoch eine ordentliche Welle bleibt, wenn eine Ausbreitung durch den Kristall 28′′′′ erfolgt. Über den gesamten Abstimmbereich ist die Linienbreite kleiner als 0,1 cm^-1. Der Vorteil dieses Systems besteht darin, daß eine schmale Linienbreite in einem einfachen Hohlraumresonantor erzeugt wird. Darüber hinaus kann der nichtlineare Kristall auf einem sicheren Betriebspegel gepumpt werden.

Tabelle A zeigt die Versuchsergebnisse mit den OPOs. Bei die sen Ergebnissen wird ein nichtkollineares Pumpen eingesetzt. Der Oszillator für sämtliche sechs Experimente war 15 cm lang und weist einen guten Reflektor, einen BBO-Kristall von 15 mm, ein Beugungsgitter mit 2400 Linien/mm und einen Abstimmspie gel auf. Der BBO wird in zwei Richtungen gepumpt, wodurch in der Wirkung die Wechselwirkungslänge in dem Kristall vergrö ßert wird, und hierdurch die Oszillationsschwelle des OPO abgesenkt wird. Der OPO wird typischerweise mit 60 mJ Energie bei 355 nm gepumpt, und es werden annähernd 2 bis 3 mJ aus der Gitterreflexion nullter Ordnung abgezogen.

Der Versuch 1 ohne außerordentliche Resonanz erzeugt eine gemessene Linienbreite von 0,25 cm^-1. Beim Versuch 2 wurde ein Strahlaufweiter mit sechs Prismen hinzugefügt. Der Strahl aufweiter mit sechs Prismen erzeugte eine Vergrößerung von 11 und erhöhte die Hohlraumresonatorlänge auf 30 cm. Der Git tereinfallswinkel wurde auf 84,75° geändert, um die zusätz lichen Verluste auszugleichen, die durch Reflexionen der Pris men und die Anhebung der Schwelle infolge der zusätzlichen Hohlraumresonatorlänge hervorgerufen wurden. Die Pumpen-Punkt größe und die Signal-Punktgröße betrugen 1,5 mm bzw. 0,48 mm. Die Linienbreite verringerte sich auf einen gemessenen Wert von 0,07 cm^-1. Der berechnete Beugungswinkel beträgt 34 Mikroradian, und der Aperturwinkel 44 Mikroradian, was zu einem Wert in diesem Modell von 0,08 cm^-1 führt. Wenn der Strahlaufweiter verwendet wird, so werden die Beugungs- und Aperturwinkel durch die Vergrößerung der Prismen auf Werte verringert, die erheblich kleiner sind als der Kristallakzep tanzwinkel, so daß in diesem Fall die Kristallwechselwirkung geringe Auswirkungen zeigt. Ein Problem bei der Verwendung eines Strahlaufweiters besteht darin, daß die Ausgangsstrahl abmessungen in der Aufweitungsebene vergrößert werden, da die Ausgangssignalauskopplung entfernt von der Gitterreflexion nullter Ordnung auftritt. Ein weiterer Nachteil des Strahl aufweiters besteht darin, daß die Pumpenergie auf ein Niveau angehoben werden muß, welches den Kristall und die optischen Bauteile in dem Hohlraumresonator beschädigen kann. Die Pump niveauerhöhung für diesen Fall war bis zu 50% höher als in den Fällen ohne den Strahlaufweiter.

Die Versuche 3 bis 5 in Tabelle A zeigen unsere Ergebnisse für die außerordentliche Resonanz. Die Linienbreite wurde um zumindest einen Faktor drei gegenüber der ersten Gitter anordnung mit streifendem Einfall verringert (Versuch 1). Über den gesamten Abstimmbereich ist die Linienbreite klei ner als 0,1 cm^-1. Fig. 8 zeigt eine typische Messung der mittleren Linienbreite von 100 Schüssen. Unter Verwendung einer außerordentlichen Resonanz kann eine schmale Linien breite in einem einfachen Hohlraumresonator erzeugt werden, in welchem der Kristall bei einem sicheren Betriebspegel ge pumpt werden kann.

Nachstehend diskutieren wir unsere Analyse dieses Oszilla tors. Wenn die Winkelapertur der parametrischen Verstärkung des Signals auf einen Wert begrenzt wird, der kleiner ist als jener des üblichen Resonanzsystems, so gibt es eine wei tere Verringerung der Linienbreite. Wie voranstehend erwähnt verringert die nichtkollineare Pumpgeometrie den Signalakzep tanzwinkel und daher die Linienbreite. Diese Verringerung des Signalakzeptanzwinkels ist isotrop, unter Annahme einer ebenen Pumpwelle, da bei der Wechselwirkung des Typs I das Signal eine ordentliche Welle ist. Der k-Vektor des Signals dreht sich einfach symmetrisch um den k-Vektor des Pumpsig nals. Dies würde dazu führen, daß ein nichtkollineares Pumpen entweder in der ordentlichen oder aber in der außerordent lichen Ebene in gleichem Maße die Linienbreite im Vergleich zum kollinearen Pumpen verringern würde. Da jedoch der Pump strahl keine ebene Welle ist, wird der Akzeptanzwinkel in der außerordentlichen Ebene weiter verringert, da eine zu sätzliche Phasen-Fehlanpassung Δk infolge der Winkeldisper sion des Brechungsindex des Pumpsignals auftritt, ∂n₃(θ)/ ∂θ. Insbesondere weist BBO einen hohen Wert von ∂n₃(θ)/ ∂θ auf, so daß die Divergenz des Pumpstrahls in der Wirkung die Winkelapertur verringert. In Fig. 9 haben wir die theo retischen Werte für die ordentlichen und außerordentlichen Akzeptanzwinkel aufgetragen. Die Beugungs- und Hohlraumreso natorwinkel werden daher vermutlich in der außerordentlichen Ebene durch diese zusätzliche Phasen-Fehlanpassung weiter eingeschränkt. In der ordentlichen Ebene ist ∂n₃(θ)/∂θ gleich Null, so daß der divergierende Pumpstrahl nicht den Signalakzeptanzwinkel verringert. Dann ist es kritisch, in welcher Orientierung sich der Kristall in bezug auf die tangentiale Systemebene befindet (die Ebene der Gitterdisper sion) für einen Betrieb mit einer schmalen Linienbreite.

Zusammenfassend ist die parametrische Signalverstärkung auf einen schmalen Akzeptanzwinkel beschränkt, infolge einer Kom bination des nichtkollinearen Pumpens und der für einen BBO eigentümlichen, hohen Winkeldispersion der außerordentlichen Welle.

Das Modell für den optisch-parametrischen Oszillator unter Einsatz außerordentlicher Resonanz, welches nachstehend dis kutiert wird, legt die Annahme zugrunde, daß der Linienbrei ten-Verengungseffekt infolge der Kombination der außerordent lichen Resonanz und des nichtkollinearen Pumpens auftritt. Dieses Modell stellt eine Anpassung der Analyse des Littrow- Gitterresonators dar, die von Brosnan und Byer, IEEE Journal of Quantum Electronics, Bd. 15, S. 415, vorgenommen wurde, und welche in die vorliegende Annahme durch Bezugnahme ein geschlossen wird. Diese Untersuchung wurde entsprechend ge ändert, um Gitterresonatoranordnungen mit streifendem Einfall zu erfassen. Wir berechnen zuerst die Beugungs- und Apertur winkel, die in dem Text definiert sind, und dann die Linien breite des OPO. Wir berücksichtigen dann die Linienverengungs effekte der Kristallphasenanpassungs-Eigenschaften, nämlich nichtkollineares Pumpen und Pumpenstrahldivergenz.

Der Beugungswinkel ist gegeben durch:

Δα_d = [4Lλ_s/πw_s²]^¹/₃λ_s/Mπw_s (1)

wobei λ_S die Signalwellenlänge ist, M die Vergrößerung des Strahlaufweiters, L die Hohlraumresonatorlänge, und w_S die Resonanz-Punktabmessung. Diese Resonanz-Punktabmessung be trägt typischerweise 20 bis 30% der Pumpenstrahltaille. Die Dispersion des Gitters ist

dλ_s/dα = λ_s(cos α)/(sin α + sin β) (2)

wobei α der streifende Gittereinfallswinkel ist, und β der Beugungswinkel. Für die Moya-Gitteranordnung (Fig. 2, 6 und 7) müssen wir die erhöhte Dispersion infolge von Mehrfach reflexionen des Gitters berücksichtigen. Der Term r ist die Anzahl an Gitterreflexionen pro Durchlauf durch den Hohlraum resonator und ist gleich 2 für Gitteranordnungen mit strei fendem Einfall. Setzt man dα gleich Δα_d so ergibt sich die FWHM-Beugungslinienbreite in Wellenzahlen folgendermaßen:

Δν_D = (2ln2)^½ (dλ_s/dα)(1/r)(1/λ_s²)(Δα_d) (3)

Der Aperturterm rührt daher, daß die Pumpenstrahltaille be rücksichtigt wird, und die Strahlen, die von dem Gitter zu rück durch das Pumpvolumen reflektiert werden. Diese Strahlen bestehen aus Wellenlängen neben der Resonanz, die in dem Ver stärkungsmedium verstärkt werden. Für eine gegebene Verschie bung der Wellenlänge Δλ gegenüber der Resonanzwellenlänge be trägt der q-te Gitterreflexionswinkel Δα_q von der Resonator achse:

Δα_q = (nΔλ/cos α)q (4)

Die Pumpenstrahltaille w_P stellt die Aperturbreite für die Verstärkung der Wellenlängenverschiebung gegenüber der Achse ein. Für eine vorgegebene Pumpenstrahltaille, Hohlraumresonatorlänge und Vergrößerung gibt es einen Hohl raumresonatorgitterreflexions-Anfangswinkel (q = 1), der innerhalb des Verstärkungsbereichs über die Summierung der Mehrfachgitterdurchgänge bleibt. Dies bezeichnen wir als Aperturwinkel:

Δα₁ = Δα_a = 2w_P/MLp(p+1) (5)

wobei p die Anzahl an Gitterdurchgängen während der OPO-An stiegszeit τ ist, und gleich cτr/2L ist. Es wird erneut dar auf hingewiesen, daß r = 2 ist, da es zwei Gitterreflexionen pro Durchlauf für einen Moya-Oszillator gibt. Die Anstiegs zeit ist im wesentlichen gleich der Pumpimpulsdauer minus der OPO-Impulsbreite. Der Aperturwinkel kann anhand der Git terparameter ausgedrückt werden, falls wir in Gleichung (4) q = 1 setzen:

Δα_a = (nΔλ/cos α) (6)

Durch Umordnen der Terme in Gleichung (6) kann die FWHM- Aperturlinienbreite in Wellenzahlen folgendermaßen ausge drückt werden:

Δν_A = (2ln2)^½ (cos α/n)(1/λ_s²)(Δα_a) (7)

Die gesamte, verringerte Gitter-OPO-Linienbreite ist daher die Summe der Beugungs- und Aperturterme.

Δν_G = Δν_D + Δν_A (8)

Die Linienbreite kann noch weiter durch eine Verstärkungs begrenzung der Beugungs- und Aperturwinkel verringert werden. Dies wird dadurch erzielt, daß der Akzeptanzwinkel des Sig nals verringert wird, so daß die parametrische Winkelverstär kung des Kristalls effektiv die Beugungs- und Aperturwinkel begrenzt. Der Aperturwinkel kann auf zwei Arten begrenzt werden: 1) Wenn der Kristall in einer nichtkollinearen Geo metrie gepumpt wird, so wird der Signalakzeptanzwinkel ver ringert, und 2) der Signalakzeptanzwinkel in der außerordent lichen Ebene wird in Gegenwart einer divergierenden Pumpwel le verringert.

Zuerst wird der nichtkollineare Effekt berechnet, durch Lösen eines einfachen geometrischen Ausdrucks für die nichtkollie are Wechselwirkung. Eine Phasenanpassung der k-Vektoren für die Pumpwelle, die Signalwelle und die Leerlaufwelle tritt auf, wenn:

k_p² + k_s² - 2k_pk_scos Φ = k_i² (9)

wobei Φ der nichtkollineare Winkel zwischen der Signalwelle und der Pumpwelle ist. Eine Phasen-Fehlanpassung (Δk) tritt auf, wenn der nichtkollineare Winkel um einen Betrag ΔΦ ge ändert wird, unter der Annahme, daß alles andere unverändert bleibt. Daher beträgt die einer Winkeländerung in dem Signal zugeordnete Fehlanpassung:

Δk_NC = [k_p² + k_s² - 2k_pk_scos (Φ+ΔΦ)]^½ - k_i (10)

Die Pumpenstrahldivergenz fügt einen weiteren Phasen-Fehl anpassungterm in der außerordentlichen Ebene hinzu.

wobei Δθ die Winkelabweichung im Pumpstrahl gegenüber dem exakt phasenangepaßten Kristallwinkel ist, und λ₃ die Pump wellenlänge. Der Term ∂n₃(θ)/∂θ gibt die Änderung des Brechungsindex der Pumpenwelle in bezug auf die Änderung des Winkels in der außerordentlichen Ebene an, und ist in der ordentlichen Ebene gleich Null.

Die gesamte Fehlanpassung ist die Summe beider Terme.

Δk_Total = Δk_NC + Δk_Diverge (12)

Daher erfolgt in der außerordentlichen Ebene eine zusätzliche Verengung des Akzeptanzwinkels infolge der Divergenz des Pumpstrahls. Der Signalakzeptanzwinkel wird numerisch be rechnet, durch Variieren sowohl von ΔΦ als auch Δθ in glei chem Ausmaß, und Summieren der beiden Fehlanpassungen für jede Winkelinkrementierung. Der Ausdruck für die Phasensyn chronisation befindet sich am Punkt halber Leistung, wenn:

Δk_TotalL = 2π (13)

wobei L die Länge des Kristalls ist.

In sämtlichen Lasersystemen weist der Pumpstrahl eine end liche Divergenz auf. Wenn die Winkelrate der Änderung des Brechungsindex der außerordentlichen Pumpwelle groß ist, dann wird die Impulsfehlanpassung (Δk) signifikant. Gewöhn lich ist eine Impulsfehlanpassung nicht gewünscht, da sie die Verstärkung beschränkt, allerdings kann, wenn der nicht lineare Betrieb des Materials auf ausreichend hohem Pegel er folgt, etwas von der Verstärkung geopfert werden, wenn das Winkelspektrum weit genug verringert wird, um die Linien breite des Systems zu begrenzen.

Zur Berechnung der gesamten OPO-Linienbreite im Falle nicht kollinearen Pumpens und der Strahldivergenz, werden die Beu gungs- und Aperturwinkel sowohl mit den außerordentlichen als auch den ordentlichen Signalakzeptanzwinkeln gefaltet, um System-Linienbreiten sowohl für den ordentlichen als auch für den außerordentlichen Fall zu erhalten.

Verschiedene Einzelheiten der Ausführung und des Verfahrens dienen hauptsächlich zur Erläuterung der Erfindung. Es wird darauf hingewiesen, daß sich zahlreiche Änderungen von Ein zelheiten vornehmen lassen, die dann immer noch innerhalb des Umfangs der Erfindung liegen, und auch solche Änderungen sollen von den beigefügten Patentansprüchen mitumfaßt sein.

Claims

1. Optisch-parametrischer Oszillator, gekennzeichnet durch:
einen optischen Hohlraumresonator, der zwischen zwei reflektiven Elementen ausgebildet ist;
einen optisch nichtlinearen Kristall, der eine außerordent liche Ebene aufweist, in dem optischen Hohlraumresonator angeordnet ist und zur Erzeugung eines Produktstrahls mit ordentlichen Polarisation in Reaktion auf einen Pumpstrahl von außerordentlicher Polarisation ausgebildet ist, wobei der Produktstrahl eine andere Wellenlänge aufweist als der Pumpstrahl;
ein Gitter in dem optischen Hohlraumresonator, welches so ausgerichtet ist, daß die Dispersionsebene des Gitters nicht orthogonal zur außerordentlichen Ebene des nicht linearen Kristalls angeordnet ist; und
ein optisches Element in dem optischen Hohlraumresonator, welches zur Drehung der Polarisation des Produktstrahls aus der ordentlichen Polarisation ausgebildet ist.

2. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der optische Hohlraumresonator so aus gerichtet ist, daß der Pumpstrahl und der Produktstrahl nichtkollinear sind.

3. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Gitter so ausgerichtet ist, daß die Dispersionsebene des Gitters im wesentlichen koplanar zur außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls verläuft.

4. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, daß das optische Element in dem optischen Hohlraumresonator dazu ausgebildet ist, den Polarisations vektor des Produktstrahls von der ordentlichen Polarisa tion im wesentlichen in die außerordentliche Kristallpola risationsebene zu drehen.

5. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das optische Element eine Halbwellen platte nullter Ordnung ist.

6. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Gitter ein Beugungsgitter ist, und daß die reflektierenden Elemente einen hinteren Spiegel und einen Abstimmspiegel in der Dispersionsebene des Beugungs gitters umfassen, wobei das Beugungsgitter die Produkt strahlen in unterschiedliche Ordnungen beugt, wobei eine der Ordnungen ein Ausgangssignal ist, und der Abstimmspie gel so angeordnet ist, daß er eine andere der Ordnungen zurück in Richtung auf den nichtlinearen Kristall reflek tiert.

7. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Gitter ein Gitter mit Littrow-An ordnung ist, wobei der optische Hohlraumresonator zwischen dem Gitter in Littrow-Anordnung und einem teildurchlässigen Spiegel ausgebildet wird, und das Gitter in Littrow-Anord nung so ausgerichtet ist, daß die Dispersionsebene des Git ters nicht orthogonal zur außerordentlichen Ebene des nichtlinearen Kristalls angeordnet ist.

8. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der nichtlineare Kristall einen engen Akzeptanzwinkel in der außerordentlichen Ebene aufweist.

9. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der nichtlineare Kristall ein BBO- Kristall ist.

10. Optisch-parametrischer Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Gitter Gitterlinien aufweist, die im wesentlichen orthogonal zur außerordentlichen Ebene verlaufen.