DE2534828A1

DE2534828A1 - Festkoerperlaservorrichtung

Info

Publication number: DE2534828A1
Application number: DE19752534828
Authority: DE
Inventors: Geb Philipp Elisabeth Mar Rutz
Original assignee: International Business Machines Corp
Current assignee: International Business Machines Corp
Priority date: 1974-08-14
Filing date: 1975-08-05
Publication date: 1976-03-04
Also published as: JPS5816350B2; FR2282176A1; GB1483023A; FR2282176B1; US4246548A; JPS5142492A

Description

Böblingen, den 28. Juli 1975 pr-fr

Anmelderin: International Business Machines

: Corporation, Armonk, N.Y. 10504

'Amtliches Aktenzeichen: Neuanmeldung

!Aktenzeichen der Anmelderin: WA 973 009

Festkörperlaservorrichtung

Halbleiterinjektionslaser, wie sie beispielsweise in der Literaturstelle IEEE, Journal of Quantum Electronics, Vol. QE-8, Juli 1972, Seiten 632-641 in einer Veröffentlichung von Elisabeth M. Phillip-Rutz beschrieben sind, wurden im Zusammenhang mit optischen Raumnavigationssystemen und optischen Naehrichtenübertragungssystemen verwendet, wobei die verwendete Strahlung auf die Transversalmoden niederer Ordnungen beschränkt war. Zur Steuerung dieses Modenzustandes wird eine Laserdiode, bei der eine oder beide ihrer mit Spalten versehenen Flächen mit Antireflexschichten versehen sind, in einem externen optischen Resonator untergebracht. In diesem Resonator ist ein die Appertur begrenzender Spalt vorgesehen, durch den die Lebensdauer aller Transversalmoden mit Ausnahme der Transversalmode mit ' der niedrigsten Ordnung herabgesetzt wird. Derartige Vorrichtungen haben sich in der Praxis in vielen Fällen ausgezeichnet bewährt, sie haben jedoch den Nachteil, daß die erzielbaren Ausgangsleistungen relativ gering sind. In der US-Patentschrift 3 701 044 wird die optische Koppelung von nebeneinanderliegenden streifenförmigen Halbleiterlasern beschrieben, durch die ein räumlich kohärenter Strahl erzeugt werden kann. Bei der beschriebenen Vorrichtung erfolgt die Beschränkung auf den TEM₀₀ Mode aufgrund der geringen Breite der einzelnen Laserstreifen. Der Resonator wird durch die gespaltenen Endflächen der Vorrichtung gebildet. Die Koppelung erfolgt durch optisches übersprechen zwischen benachbarten Streifenregionen innerhalb

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I der Vorrichtung. Wegen der geringen Breite der einzelnen Laserjbereiche, durch die die Modenauswahl stattfindet, ist die vorgeschriebene Vorrichtung auf relativ geringe Leistungen beischränkt.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, eine Vorrichtung hoher

!Leistung zur Erzeugung räumlich kohärenter Laserstrahlung an- zugeben, die vorzugsweise mit Hilfe von in einem externen Re- !sonator angeordneten Halbleiterinjektionslasern erzeugt werden soll. Diese Aufgabe wird durch die im Anspruch 1 beschriebene Erfindung gelöst.

pie erfindungsgemäße Pestkörperlaservorrichtung ermöglicht es !mit einem relativ geringem technischen Aufwand, eine räumlich |kohärente Strahlung mit einer Leistung zu erzeugen, die weit über der bisher mit Halbleiterinjektionslasern erzeugbaren Leistung liegt. Darüberhinaus ist es mit der erfindungsgemäßen Vorrichtung möglich, eine Strahlung zu erzeugen, die nur aus einem einzigen Mode, nämlich dem Transversalmode der niedrigsten Ordnung besteht.

Die Erfindung wird anschließend anhand der Pign. näher erläutert. Es zeigen:

Fig. la die schematische Darstellung einer Gallium-

Arsenid-Laservorrichtung mit einer Zweilaserdiodenänordnung.

Pig. Ib den Schnitt durch die in Fig. la dargestellte

Zweilaserdiodenanordnung.

Fig. 2 die schematische Darstellung der Feldverteilung

in der zweiten Brennebene der im Resonator angeordneten Linsen.

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Fig. 3a die schematische Darstellung eines Resonators.

Fig. 3b den Verlauf eines selbsterregten Mode bei

einem Spalt von 160 um.

Fig. 4 den Verlauf eines phasengesteuerten Mode. !

Das in Fig. la dargestellte Ausführungsbeispiel besteht aus zwei Planspiegeln 16, 18, zwischen denen zwei spährische Linsen 10, 12 und eine Laserdiodenanordnung 2 angeordnet ist. Die Laserdiodenanordnung 2 und die beiden Planspiegel liegen in den Brennebenen der beiden Linsen. Die Selektion der Transversalmoden oTfolgt unter Ausnutzung der Fourier-Transformationseigenschaft der im optischen Resonator angeordneten Linsen. Vor dem total reflektierenden Spiegel 16 ist ein räumliches Filter 14 angeordnet, das die sich aus der Fourier-Transformation der Felder der Laserdiodenanordnung ergebende Verteilung wiedergibt. Zur Erzeugung eines räumlich kohärenten Strahls wird das Filter so berechnet, daß das Feld der einzelnen Laserdioden im Transversalmode der niedrigsten Ordnung liegt. Die Berechnung geht weiterhin von der Annahme aus, daß alle Felder miteinander in Phase sind oder daß die Phasen aller Felder beliebig fluktuieren können.

Jede der beiden Laserdioden 4 und 6 der Anordnung 2 ist symmetrisch in Bezug auf die optische Achse 8 der Vorrichtung angeordnet und bildet mit dem externen Resonator einen Ringlaser. Bei einem Ringlaser können die Phasen der in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellenzüge gesteuert sein oder beliebig fluktuieren. Das heißt, daß die Gallium-Arsenid-Laserdiodenanordnung mit dem externen optischen Resonator entweder mit einem phasengesteuerten Mode oder in einem selbsterregten Mode betrieben werden kann. Das räumliche Filter 14 steuert die transversale Feldverteilung der Laserdioden und selektiert entweder den phasengesteuerten oder den selbsterregten Mode der Ringlaser.

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-H-

Zur Erzeugung eines räumlich kohärenten Strahlers in einem phasengesteuerten Mode mit Hilfe einer Laserdiodenanordnung wird die Anordnung in einem externen optischen Resonator untergebracht und vor dem vollständig reflektierenden Spiegel des Resonators ein räumliches Filter angeordnet. Das räumliche Filter gibt die Interferenzfunktion wieder, die sich aus der Fourier-Transformation der Felder der Laserdioden der Anordnung ergibt. Zur Erzeugung eines räumlich kohärenten Strahles, wird die Inteferenzfunktion unter der Annahme berechnet, daß das Feld jeder Laserdiode die Transversalmode der niedrigsten Ordnung darstellt und daß die Felder aller Laserdioden in Phase sind.

;Die Verteilung der Laserstrahlung im Fernfeld wird ebenfalls durch diese Interferenzfunktion dargestellt. Bei der Interferenzfunktion steht die Amplitude der von 0 verschiedenen Ordnungen der Keulen im -umgekehrten Verhältnis zu den Abständen zwischen den Laserdioden. Um einen möglichst großen Anteil der Intensität der Laserstrahlung in den Keulen nullter Ordnung der Interferenzfunktion zu konzentrieren, die entlang der optischen Achse der Laserordnung verläuft, müssen die Abstände zwischen den Laserdioden wesentlich kleiner als ihre Breiten sein.

Um einen räumlich kohärenten Strahl in dem selbsterregten Mode mit Hilfe der Laserdiodenanordnung zu erzeugen, muß sich das Feld jeder Laserdiode der Anordnung in seinem Transversalmode der niedrigsten Ordnung befinden, wobei die Phasenbeziehungen zwischen diesen Feldern nicht gesteuert werden. Die inhärenten zufälligen Fluktuationen der die Laserstrahlen bildenden kurzen Wellenzüge verhindern die Bildung von stehenden Interferenzfunktionen. Die für diese Art von selbsterregten Moden verwendeten räumlichen Filter geben die Feldverteilung wieder, die sich aus der Fourier-Transformation der Felder jeder einzelnen Laserdiode der Anordnung ergeben. Diese transformierte Feldverteilung ist die gleiche für alle Dioden der Anordnung.

^{WA 973} °°9 609810/0R03

+ 00

^Uf f^Xfl ^yf

)· · ^{LJ sin} (Z ^<y°~^a))^+e

- 5 - ■ i

ι j

Die transformierte Feldverteilung weist die Form einer Gauß¹sehen . Kurve auf, deren Maximum in Richtung der optischen Achse der j

' Laseranordnung verläuft. Das die selbsterregte Mode bestimmende ; Filter besteht aus einem einzigen . Die Fernfeldverteilung j der Laserstrahlung weist ein einziges Maximum und keine von der j

! nullten Ordnung verschiedenen Keulen auf. Die Fernfeldverteilung ! wird nicht durch den Abstand zwischen den Laserdioden beeinflußt, j

; Wie oben angegeben, wird eine Gallium-Arsenid-Laseranordnung mit einem externen optischen Resonator in Fig. 1 dargestellt. Die ; Vorrichtung besteht aus sphärischen Linsen 10 und 12 und ebenen Spiegeln 16 und 18. Innerhalb des Resonators ist die aus Lasern mit p-n Übergängen bestehende Anordnung 2 und die ebenen Spiegel 16 und 18 in den Brennebenen der äußeren Linsen 10 und 12 angeordnet .

Wegen dieser in Richtung der optischen Achse 8 bestehenden Symmetrie stellt die Feldverteilung an den Spiegeln die Fourier-Transformation der Felder der Laseranordnung dar. Die räumliche Kohärenz der Laserstrahlung wird durch ein am vollständig reflektierenden Spiegel angeordnetes räumliches Filter 14 gesteuert. Die Feldverteilung U_f (x_fl y_f) an den Spiegeln, d. h. in der zweiten Brennebene der internen Linsen, bei der in Fig. Ib dargestellten, aus zwei symmetrisch zur optischen Achse des äußeren Resonators angeordneten Laserdioden 4 und 6 ist

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6QS81Ö/Q6Q3

sin / ^π (y_r+d

^(xo^xf

wobei die Feldverteilung der senkrecht zum pn-übergang (x_Q-Richtung) verlaufenden dielektrischen Wellenleitermode eine Gauß'sche Verteilung aufweist und die Feldverteilung der Transversalmode der niedrigsten Ordnung entlang des p-n Übergangs (y -Richtung) durch eine Sinusfunktion angenähert ist. Ferner ist ^ω der Fleckdurchmesser des dielektrischen Wellenleiter-

j OX

modes, 2ω die Modenbreite jeder einzelnen Laserdiode in Richit ung des p-n Übergangs ₃ 2d der Abstand zwischen den Feldern der jLaserdioden, <Kt) die relativen Phasen zwischen den Feldern der beiden Laserdiodenj f die Brennweite der internen Linsen und !λ die Wellenlänge im freien Raum.

Die Feldverteilung in der zweiten Brennebene senkrecht zum p-n übergang nach Gleichung (1) ist

■fit - OX

U_f (x_f) α e ^ ^λοί ¹J (2)

entlang des p-n Übergangs ist diese Feldverteilung

(yf) ^α

/2π W^ y_f 'λ f

U_f iy^J α cos\o

ir ων" Π2ω_γ

"j r2jT If U>_y+d) -π - φ(ΐ))1 (3)

-e
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j /2 JT ^yf (ο»

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Die Gleichung ist komplex, sie stellt die Überlagerung von zwei \durch die Felder der beiden Laserdioden gebildeten Wellen im Be-■ reich der zweiten Brennebene der internen Linsen dar. Die Amplijtudenverteilung der beiden Wellen ist die gleiche. Tatsächlich ist !die Amplitudenverteilung, die in Richtung der optischen Achse (und symmetrisch dazu ein einziges Maximum aufweist, gleich der itransformierten Feldverteilung einer einzigen Laserdiode. Die j Phasenfront der beiden Wellen ist eben, aber in Bezug auf eine ihformale zur optischen Achse gekippt. Die Kippwinkel Θ und -θ !der beiden Wellen stehen in Beziehung zur Phasenvoreilung und :Phasenverzögerung entlang der Wellenfront in Bezug auf die optische Achse gemäß Gleichung (3)·

Die Phasenvariation ist:

± Δφ = + 2π_ ^f (wy+d) (4)

Die Kippwinkel werden definiert durch die Beziehung

+ e = + arc sin ^λο Δφ = + arc sine ^ων+ά (5)

2r_f - -T-

Bei dem in Fig. 1 dargestellten externen optischen Resonator reflektieren die ebenen Spiegel 16 und 18 in der zweiten Brennebene der internen Linsen 10 und 11 die auftreffenden Wellen, wobei der Ausgabespiegel 18 diese Wellen teilweise durchläßt. Wegen der konjugierten Kippwinkel der von beispielsweise der Laserdiode 4 ausgehenden Wellen werden diese in Richtung auf die syemmetrisch angeordnete Laserdiode 6 reflektiert, so daß ein Wanderwellenmode ähnlich wie in einem Ringlaser erzeugt wird.

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■■-·*>

In einem Ringlaser wandern zwei Wellen in entgegengesetzten ι Richtungen. Die Wellen sind mit Frequenzen moduliert, die gleich ; der Frequenz der Abstände der Longitudinalmoden des Lasers sind. ! Da die Amplituden und die Phasen der Longitudinalmoden wegen der ' Sättigung beliebig fluktuieren, bestehen die entgegengesetzt ge- ;richteten Wellen aus beliebige Phasenlagen aufweisenden Wellen-I zügen, die keine stationäre Interferenzwellenform bilden können. ίTatsätchlich verändert sich die relative Phase φ (t) in Gleichung (-3) zwischen den beiden auf die ebenen Spiegel auftretenden

iWellen zufällig, d. h. nach einem Wahrscheinlichkeitsgesetz. Die gemäß Gleichung berechnete Feldverteilung an den Phasenspiegeln wird in Fig. 2 für die Werte 2w = 190 /um, d = 20 μια, f = 1 cm und λο = 0,9 ^um wiedergegeben (da das transversale ! optische Feld der Laserdioden sich über den aktiven Bereich ; hinaus erstreckt, wurde die Modenbreite 2w der Breite des p-n \ Überganges 2w (2w = 178 jum) dadurch zugeordnet, daß die Inten- ;

—2 '

sität bei +w 10 der Intensität im Modenzentrum und daß der Abstand zwischen den Moden 2d = D - 2w ist, wobei D der Abstand ^! zwischen den Zentren der übergänge des D = 230 ^m ist. Die Feldverteilung an den ebenen Spiegeln eines selbsterregten Mode ist die eines räumlich kohärenten Mode, einer einzelnen Laserdiode wenn dieser durch die internen Linsen des optischen Resonators transformiert wird.

Zur Selektion dieses räumlich kohärenten Mode, der für einen selbsterregten Laser typisch ist, wird ein die Appertur begrenzender Spalt von 150 jum Breite vorgesehen, der auf die Modenbreite eines TEM_0Q-Mode abgestimmt ist, und vor dem vollständig reflektierenden Spiegel angeordnet. Durch diese Appertur wird die Lebensdauer der Photonen in allen transversalen TEM« -Moden der

ün

einzelnen Laserdioden der Anordnung herabgesetzt, mit Ausnahme des transversalen Mode der niedrigsten Ordnung. Durch die 150 μια Breite Appertur erfolgt keine Steuerung der Phasenbeziehungen zwischen den in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellen

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des Ringlasers. Untersuchungen haben ergeben, daß der selbsterregte Mode mit willkürliche Phasenlagen aufweisenden Wellen-

■ zügen der bevorzugte Mode einer Laseranordnung mit einem exter-

: nen optischen Resonator und einer 150 u breiten Appertur ist. ;

Die Gallium-Arsinid-Laseranordnung mit dem externen optischen j Resonator kann auch mit gesteuerten Phasen betrieben werden. Zur

■ Steuerung der relativen Phasen von in entgegengesetzter Richtung verlaufenden Wellen in einem Ringlaser muß ein räumliches Filter 14 verwendet werden, das die durch Gleichung (3) definierte, einer bestimmten Phasenbeziehung entsprechende Interferenzfunktion darstellt. Zur Erzeugung eines räumlich kohärenten Laserstrahls müssen sich die beiden Wellen am Ausgabespiegel 18 des optischen Re-

sonators in Phase befinden. Aus Gleichung (3) kann die Interferenzfunktion für φ = 0 wie folgt abgeleitet werden

COS * " / COS( ^O

U_f α

(6)

Zum Vergleich wird die Interferenzfunktion für Φ =^π wie folgt definiert

ü)y+d y \ (7)

sm

Die Punktionen sind real und zeigen an, daß die Phasenfront des Feldes an den ebenen Spiegeln aufgrund der vektoriellen Addition der beiden Wellen, eben und senkrecht zur optischen Achse ist. Die sich aus den Gleichungen (6) und (7) ergebenden Interferenzfunktionen werden ebenfalls in Fig. 2 dargestellt. Die Abmessungen WA 973 009

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i der Dioden sind die gleichen wie die oben beschriebenen.

! Zur Selektion des räumlich kohärenten Mode, der für den phasen-I gesteuerten Ringlaser charakteristisch ist, wird ein auf die I Interferenzfunktion für Φ = 0 gemäß Fig. 2 abgestimmtes räum- ! liches Filter 14 vor den vollständig reflektierenden Spiegel :16 des Resonators angeordnet werden. Dieses Filter verringert : die Lebensdauer der Photonen in allen Transversalmoden mit Ausnahme des Mode, der sich aus der phasengleichen überlagerung ider räumlich kohärenten Felder der beiden Laserdioden ergibt. iDie Lebensdauer der Photonen der phasenkohärenten Mode kann ^! nur lang sein, wenn die in entgegengesetzten Richtungen im Ringlaser verlaufenden Wellenzüge an dem uas räumliche Filter angeordnet ist, koinzidieren. Das erfordert, daß die Wellenzüge sich an dem ebenen Spiegel kreuzen.

Untersuchungen an einem Ringlaser mit einer Vielzahl von longitudinalen Moden haben gezeigt, daß es möglich ist, in entgegengesetzten Richtungen verlaufende Wellenzüge sich an Stellen im Ringlaser kreuzen zu lassen, die symmetrisch in Bezug auf das aktive Läsermedium sind (natürliche Kreuzungspunkte). Dies wurde dadurch erreicht, daß jeder Satz in entgegengesetzter Richtung verlaufender longitudinalen Moden etwa im Bereich seiner Separationsfrequenz amplitudenmoduliert wurde, um ihn mit genau definierten Amplituden und Phasen zu koppeln. Bei der Gallium-Arsenid-Laseranordnung mit dem externen optischen Resonator finden die Kreuzungen, die symmetrisch zu den beiden Laserdioden 4 und 6 sind, tatsächlich an den ebenen Spiegeln 16 und 18 statt. Bei phasengesteuertem Mode ist die Lebensdauer der Photonen im optischen Resonator bei der Steuerung der transversalen Moden nur dann lang, wenn die beiden in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellenzüge im Bereich der natürlichen Kreuzungspunkte koinzidieren um eine Interferenzfunktion zu bilden, auf die das räumliche Filter 14 abgestimmt ist. Zur Erreichung der längsten Lebensdauern scheint eine Steuerung der in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellenzüge erforderlich, durch

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die diesen eine Periodizität aufgeprägt wird und durch die sie in den natürlichen Kreuzungspunkt koinzidieren. Die Periodizität der Wellenzüge sollte zu gesteuerten Amplituden und Phasen der Longitudinalmoden des Lasers führen.

Es wurde festgestellt, daß der selbsterregte Mode bei einer Gallium-Arsenidlaser-Anordnung mit einem externen optischen Resonator und einer I50 um breiten Appertur der dominierende Mode ist. Jedoch kann die Selektion des freien Mode sich nicht aus der längeren Lebensdauer dieses Mode ergeben, da die Breiten des selbsterregten Mode und der phasengesteuerten Moden an den ebenen Spiegeln praktisch die gleichen sind (siehe Fig. 2). Die Selektion der selbsterregten Mode erfolgt vielmehr aufgrund der Differenz der gesättigten Gewinne der beiden Moden. Es besteht ein umgekehrtes Verhältnis zwischen dem gesättigten Gewinn und der Strahlungsintensität der in axialer Richtung der Laserdioden wandernden Wellen, die zur Selektion des selbsterregten Mode wirksam werden kann. Beim selbsterregten Mode sind wegen der zufälligen Situationen der Amplituden und Phasen der Longitudinalmoden, die Intensitäten der in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellenzüge gleichmäßiger verteilt als bei den phasengesteuerten Moden, bei denen die gesteuerte Amplituden und Phasen der Longitudinalmoden zu einer periodischen Verstärkung der Intensitäten der in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellenzügen führen. Die höheren Intensitäten der Wellenzüge der phasengesteuerten Moden können sehr wohl zu vorübergehenden Herabsetzungen des gesättigten Gewinns führen, die nicht im selben Umfang wie bei selbsterregten Moden stattfinden.

Die Feldverteilung am Ausgabespiegel 18 der Laseranordnung mit dem externen optischen Resonator in einer zum p-n-übergang senkrechten Ebene wird durch die Gleichung (2) wiedergegeben. In der zu den Übergängen parallelen Ebene wird die Feldverteilung des selbsterregten Mode durch die Gleichung (3) wiedergegeben, während sie für den phasengesteuerten Moden durch

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B Ü 9 8 1 0 / ι' G 0 3

die Gleichungen (6) und (7) wiedergegeben wird. Wegen der Asymmetrie des p-n-übergang-Lasers ist der räumlich kohärente Strahl am Ausgangsspiegel 18 in einer zum Übergang senkrechten Ebene wesentlich breiter als in Richtung des Übergangs. Zur Korrektur der Elliptizität des Laserstrahls ist eine äußere zylindrische Linse vorgesehen, deren Brennebene mit der zweiten Brennebene der internen Linse zusammenfällt. Die Krümmung der zylindrischen Linse liegt in der Ebene der Übergänge.

Die Feldverteilung in der zweiten Brennebene der zylindrischen Linse, in der Ebene der übergänge, ist die gleiche wie die der Laserdiodenanordnung, jedoch um das Verhältnis f /f vergrößert, wobei f die Brennweite der zylindrischen Linse ist.

Die Fernfeldverteilung der Gallium-Arsenid-Laseranordnung mit der externen zylindrischen Linse in einer zu den p-n-Übergängen senkrechten Ebene wird definiert durch

^Ufal^xa ^{α e}

π ω

οχ

of

xf

(8)

und in der zu den Übergängen parallelen Ebene durch

"fal^a

sin /it

I*
e ο

2ω.

ey

-d

sin /π (y_e ^+de^ '

V²⁰W

dye

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^f j ^d _e = f und ζ der Abstand von der zweiten Brennebene der zylindrischen Linse in Fortpflanzungsrichtung ist. Die Fourier-Transformationsgleichungen (8) und (9) verwenden die Fraunhofer'sehe Annäherung, die nur dann gültig ist, wenn

ν >v ^2tt C2o)ey + d_e)

_A » _ _ _(io)

Die Lösung für die Gleichung (8) ist

/£xa IV

ü_fal x_a α e "U+2f_{e ωοχ})

Die Lösung der Gleichung (9) für den selbsterregten Laser ist

/2rr_ ωβν_ _>y \ y_a α cos νλο ζ )

f, 1 ^2 -Y²~^\2 (12)

§Μ2) Ιλ J

j 2π ya (ü)ey + άλ -j /2ir ya /uey + d_e\ —ττ-φ Ct) XF F" ^{V ;} e ^Xo F~ '

-e

Die Lösung der Gleichung (9) für den phasengesteuerten Mode für * = O ist

/2ji wey _y \

Ufal ^va ^α cos { Xo ζ / cos/2£ iiiev + d_e

2 2^ Ιλο ζ ^yaj (13)

^{T W}eyf/_J_N -/2 ya\ Ι^ωβν-' Uo ζ V

Und für φ=_π

/²JL "^ey y ]

y_a α cosj Xo ζ V ν sin/2Tr_ oiey + d_e

Λ 1 >2 /2 yai 2\ I χ_ο ζ

π _ω ²/^2ω_ρν) -Uo ζ ) J

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Das Fernfeld der Laseranordnung mit dem optischen Resonator, dem räumlichen Filter und der zylindrischen Linse ist gemäß den Gleichungen (H), (12) und (13) die eines räumlich kohärenten Strahls. Bei dem selbsterregten Mode ist die Fernfeldverteilung in Richtung der ρ-n-übergänge die einer einzelnen Laserdiode der Anordnung, wobei ein einziges Maximum symmetrisch in Bezug auf die optische Achse und kleine Seitenkeulen auftreten. Die Kippwinkel der ebenen Wellenfronten sind

ωβ+d
= + arc sin ——

+ Θ_Λ
— e

sie werden mit größer werdendem Abstand kleiner und bei z-»·⁰⁰ gleich Null.

Das Fernfeld wird durch die zwei räumlich kohärenten Strahlen aus der vergrößerten Feldverteilung der beiden Laserdioden gebildet. Die Maxima der beiden Strahlen haben einen Abstand von 2w_ö + 2d . Bei ihrer Fortpflanzung im Raum verbreiten sich die Strahlen, die Maxima bleiben aber stationär, so daß es scheint, daß die beiden Strahlen im Fernfeld koinzidieren. Da die beiden in entgegengesetzten Richtungen verlaufenden Wellen aus willkürliche Phasenlagen aufweisenden Wellenzügen bestehen, tritt beim selbsterregten Mode des Lasers eine Interferenz zwischen den Feldern der beiden Laserstrahlen auf, während sich ihre Intensitäten zueinander addieren.

Das Fernfeld eines Lasers mit einer externen zylindrischen Linse für einen phasengesteuerten Mode (Gleichung 13) ist das Produkt zweier Funktionen, von denen die eine das Feld einer einzelnen Laserdiode und das andere die Interferenz der Wellen der beiden Laserdioden ist. Die Komponente nullter Ordnung der Interferenzfunktion verläuft entlang der optischen Achse des Lasers, die Intensität der Komponenten der höheren Ordnungen wird durch den Abstand zwischen den Laserdioden beeinflußt. Um einen möglichst großen Teil der Laserenergie in der Beugungskeule der nullten

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Ordnung zu konzentrieren, muß der Abstand zwischen den Dioden 4 und 6 extrem klein gemacht werden.

Das beschriebene Verfahren zur Erzeugung eines räumlich kohärenten Laserstrahls kann auch mit monolithischen Anordnungen mit mehr als zwei Dioden durchgeführt werden. Zur Erzeugung eines selbsterregten Modes muß die modenauswählende Appertur nicht geändert werden, wenn die Anzahl der Dioden der Anordnung vergrößert wird. Desgleichen bleibt die durch die Gleichungen (11) und (12) beschriebene Fernfeldverteilung gleich. Nur die für die Gültigkeit der Fraunhofer'sehen Annäherung erforderliche Länge des optischen Weges muß größer werden. Bei einer aus η Laserdioden bestehenden Anordnung ist Gleichung (12) nur gültig, wenn

ζ» 2π /ηω_θν + (n-1) de

2π i
λ_ο \

im Falle des phasengesteuerten Mode wird bei einer Vergrößerung der Anzahl der Dioden ein anderes räumliches Filter 14 erforderlich. Da die Breite der Beugungskeulen der Interferenzfunktion mit größer werdender Anzahl der Dioden kleiner wird, muß ein räumliches Filter 14 mit schmäleren Spalten verwendet werden. Die Gleichung (14) ist auch für den phasengesteuerten Mode gültig.

In einer anderen Ausführungsform besteht die in Fig. 1 dargestellte Vorrichtung aus einer monolithischen Anordnung von zwei diffundierten Homostruktur-Gallium-Arsenid-Laserdioden 4 und 6, die in einem externen optischen Resonator untergebracht sind. Der optische Resonator besteht aus sphärischen Linsen 10 und 12 mit Brennweiten von 1 cm und ebenen Spiegeln 16 und 18 mit Reflektivitäten von 1,0 bzw. 0,2. Die Laserdiodenanordnung 2 ist auf metallischen Köpfen angeordnet, die einen gemeinsamen. Kontakt für beiden Dioden darstellen. Die Dioden wurden beispielsweise nach dem in der Literaturstelle E. M. Phillip-Rutz, High Radiance Room Temperature GaAs Laser with Controlled Radiation in a Single Traverse Mode, IEEE J. Quantum Elect., Vol. Quelle E-8, Nr. 7,

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Juli 1972, Seiten 632-641 beschriebenen Verfahren hergestellt. Die Breite jeder Laserdiode der Anordnung beträgt 178 jum, der Abstand zwischen den Mittelpunkten 230 pm, die Spiegelflächen der Laserdioden sind mit einer Antireflexschicht überzogen.

Zur Erzeugung eines kohärenten Strahles ist ein räumliches Filter Ik vor dem vollständig reflektierenden Spiegel 16 innerhalb des Resonators angeordnet. Die Punktion des räumlichen Filters 14 besteht darin, die Felder der Laserdioden 4 und 6 auf die Transversalmoden der niedrigsten Ordnung zu beschränken und darüberhinaus zu bestimmen, ob der Mode selbsterregt oder phasengesteuert sein soll. Im Falle eines phasengesteuerten Mode selektiert das räumliche Filter eine bestimmte Phasenbeziehung zwischen den Feldern der beiden Laserdioden.

Ein räumliches Filter 14 für einen selbsterregten Mode (Gleichung 3) und für einen phasengesteuerten Mode für Φ =^π (Gleichung 7) benötigt nur einen einzigen Spalt von einer Breite von 150 um bzw. 90 pm. Ein räumliches Filter zur Selektion des phasengesteuerten Mode für φ = 0 (Gleichung 6) benötigt drei eng benachbarte Spalte die auf die Beugungskeulen der nullten und der ersten Ordnung der Interferenzfunktion abgestimmt sind (Fig. 2). Ähnliche Ergebnisse können auch mit einem einzigen Spalt von 50 um Breite für einen phasengesteuerten Mode für Φ = 0 verwendet werden, wobei diese Spaltbreite der Breite der Beugungskeule der nullten Ordnung entspricht. Die erfindungsgemäße Vorrichtung kann bei Zimmertemperatur betrieben werden, die Form der Injektionsstromimpulse kann einer Cosinusfunktion ähneln, die Halbwertsbreite der Impulse ist in diesem Fall 100 ns und die Impulswiederholungsfrequenz beträgt 2 KHz.

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Die synthetisierte Pernfeldverteilung der Laserstrahlung wird zweckmäßigerweise durch eine äußere zylindrische Linse mit einer Brennweite von 21 cm beobachtet, durch die die Elliptizität des Laserstrahls herabgesetzt wurde. Genaue Messungen der Pernfeldverteilung erfordern optische Weglängen von mehr als 62 m.

Fig. 4 stellt die Feldverteilung bei Verwendung eines die Appertur begrenzenden Spaltes von 50 um Breite dar. Diese Spaltbreite ist auf die Breite der nullten Ordnung einer Keule des phasengesteuerten Modes für φ = 0 abgestimmt. Die Aufnahme wurde mit Hilfe einer in der zweiten Brennebene der äußeren sphärischen Linse angeordneten photographischen Platte hergestellt, wobei die Dichteverteilung in Richtung der p-nübergänge aufgezeichnet wurde. Wie schon gesagt, ist bei den phasengesteuerten Mode die Intensitätsverteilung des Laserstrahls gleich der Intensitätsverteilung einer Interferenzfunktion. Da dieses Interferenzmuster nur dann entstehen kann, wenn zwei einander entgegengesetzt gerichtete Wellenzüge im Ringlaser periodisch und gleichzeitig an den natürlichen Kreuzungspunkten auftreten, ist anzunehmen, daß das schmälere räumliche Filter, das die Lebensdauer für die Photonen der selbsterrregten Moden herabsetzt, auch eine Koppelung der Longitudinalmoden des Lasers mit genau definierten Amplituden und Phasen zur Erzeugung von Wellenzügen bewirkt, die periodisch und gleichzeitig an den natürlichen Kreuzungspunkten auftreten.

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Claims

PATENTANSPRÜCHE

1. Pestkörperlaservorrichtungj gekennzeichnet durch eine aus einer Vielzahl von symmetrisch in Bezug auf eine optische Achse (8) angeordneten Lasern (4, 6) bestehende Laseranordnung (2), einen aus zwei beiderseites der Laseranordnung (2) angeordneten Linsen (10, 12) und Spiegeln (16, 18) bestehende?;Resonatorj dessen Symmetrieachse mit der optischen Achse (8) zusammenfällt, und durch ein in der Fourier-Ebene der besagten Laseranordnung (2) liegendes räumliches Filter (14), durch das nur die von den einzelnen Lasern erzeugten TEM₀₀ Moden ausgewählt werden.

2. Pestkörperlaseranordnung nach Anspruch I₃ dadurch gekennzeichnet, daß die die Laseranordnung (2) einschließenden Linsen (10, 12) sphärisch sind.

3. Pestkörperlaseranordnung nach den Ansprüchen 1 und 2, dadurch gekennzeichnet, daß die den Resonator einschließenden Spiegel (16, 18) als Planspiegel ausgebildet sind.

4. Pestkörpervorrichtung nach den Ansprüchen 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß die Laseranordnung (2) aus Gallium-Arsenid-Lasern besteht.

5. Pestkörperlaseranordnung nach den Ansprüchen 1 bis 4, gekennzeichnet durch eine derartige Ausbildung des Raumfilters (14), daß die Strahlungen der Laser (4, 6) in eine räumlich kohärente Strahlung umgewandelt werden, die am Ausgabespiegel (18) des Resonators phasengleich ist.

WA 973 009

Ö0981Ü/0603

Festwertkörpervorrichtung nach einem oder mehreren der vorhergehenden Ansprüche, gekennzeichnet durch eine derartige Ausbildung des Raumfilters (14), daß die Strahlungen der einzelnen Laser aus dem Transversalmode der niedrigsten Ordnung bestehen, die Phasenlagen sich aber nicht willkürlich ändern können, derart, daß das Auftreten einer stationären Interferenzfunktion verhindert wird.

WA 973 009

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