DE3631909C2 - Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung - Google Patents

Description

Die Erfindung bezieht sich auf einen Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung insbesondere unter Verwendung der Phasenanpassung vom Typ II in einem Kristall zur Erzeugung der zweiten Harmonischen innerhalb des Resonstors.

Die Erzeugung der zweiten Harmonischen (im folgenden SHG = second harmonic generation genannt) bildet ein Mittel zur Verdopplung der Frequenz einer Laserquelle. Bei diesem Verfahren induziert eine elektromagnetische Grundwelle in einem nichtlinearen Medium eine Polarisationswelle (Ober­ welle) mit der doppelten Frequenz der Grundwelle. Aufgrund der Dispersion im Brechungsindex des Mediums ist die Pha­ sengeschwindigkeit einer derartigen Oberwelle eine Funktion ihrer Frequenz, so daß die Phase der induzierten zweiten harmonischen Polarisationswelle gegenüber derjenigen der Grundwelle verzögert ist. Da die Vektorsumme aller Pola­ risationen der erzeugten zweiten Harmonischen die Intensi­ tät der SHG ergibt, ist diese durch die Phasenverzögerung begrenzt. Eine Technik, bekannt als Phasenanpassung (phase matching), wird verwendet, um diese Schwierigkeit zu über­ winden, indem in uniaxialen und biaxialen Kristallen die natürliche Doppelbrechung, d. h. die Differenz in der Pha­ sengeschwindigkeit als Funktion der Polarisation, benutzt wird, um den Dispersionseffekt so zu versetzen, daß die Grundwelle und die zweite harmonische Welle (Oberwelle) in Phase fortschreiten können.

Man kennt zwei Arten von Phasenanpassung, die die Polari­ sationsvektoren der einfallenden Grundwelle auf verschie­ dene Weise anwenden.

Bei der Phasenanpassung vom Typ I wird die Grundwelle senk­ recht zur optischen Achse des Kristalls polarisiert (ein O- oder ordentlicher Strahl) und die induzierte Oberwelle wird parallel zur optischen Achse polarisiert (ein A- oder außerordentlicher Strahl). Ein Verfahren, welches diese Phasenanpassung I anwendet, ist in der US 4 413 342 be­ schrieben. Da die Grundwelle senkrecht zur optischen Achse des Kristalls polarisiert ist, findet keine Änderung ihrer linearen Polarisation statt, wenn sie aus dem Kristall aus­ austritt. Eine derartige Typ I SHG-Anordnung kann inner­ halb der Resonatorkammer angeordnet und in einfacher Weise angewandt werden um die höhere Leistungsdichte, die in der Resonatorkammer verfügbar ist, auszunutzen, da die Einfüh­ rung des SHG-Kristalls keinen nennenswerten Polarisations­ verlust erzeugt. Eine solche Vorrichtung ist aus Dmitriev, V.G. et al.: Sov. J. Quant. Electron. 4 (1975) 1083 bekannt.

Ein Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung auf der Basis einer Typ I SHG-Anordnung ist auch aus der US 4 408 329 bekannt. Die Vorrichtung entsprechend der US 4 408 329 verfügt über eine Einrichtung zur Kompensation differentieller Phasenverzögerungen. Diese Einrichtung ist in Form eines Güteschalters ausgeführt, der im aktivierten Zustand eine Phasenverschiebung von 90° für die Grundwellenkomponenten und eine Phasenverschiebung von 180° für die Oberwelle erzeugt. Nachteilig ist, daß dieser Güteschalter zur Erzeugung der Phasenverschiebung erst aktiviert werden muß.

Bei der Phasenanpassung vom Typ II wird die linear polari­ sierte Grundwelle gleichmäßig in O- und A-Strahlen aufge­ teilt, indem gefordert wird, daß ihre Polarisation 45° in bezug auf die optische Achse des Kristalls beträgt, wobei die sich ergebende zweite harmonische Oberwelle parallel zur optischen Achse linear polarisiert ist, also ein A- Strahl ist. Hier sind die Phasengeschwindigkeiten der O- und A-Strahlen der einfallenden Grundwelle aufgrund der natürlichen Doppelbrechung des Kristalls unterschiedlich. Im allgemeinen wird die lineare Polarisation der Eingangs- Grundwelle in eine elliptische Polarisation umgewandelt, wenn sie den Kristall durchläuft. Die Größe der Phasen­ verzögerung zwischen O- und A-Strahlen ist das Produkt der Indexdifferenz in dem Material und dem effektiven op­ tischen Weg.

Wenn ein derartiger Typ II-Kristall innerhalb eines Laser- Resonators angeordnet wird, kann diese Phasenverzögerung einen beträchtlichen Leistungsverlust verursachen, da die ursprüngliche lineare Polarisation des Laserstrahles im allgemeinen nicht richtig beibehalten wird.

Die vorstehend beschriebenen Nachteile treten auch dann auf, wenn die Grundwelle beliebig polarisiert ist, wie dies bei Multimode-Lasern der Fall ist. Wenn das aktive Laser­ medium nicht natürlich doppeltbrechend ist und in der Reso­ natorkammer keine Polarisationselemente angeordnet sind, be­ wirkt der Typ II SHG-Kristall eine Phasenverzögerung zwischen den Polarisationskomponenten, die entlang ihren O- und A-Ach­ sen aufgelöst sind. Diese Verzögerung, welche durch den Kristall verdoppelt wird, kann die Stabilität und Ausgangs­ leistung des Laser negativ beeinflussen, indem seine Fähig­ keit beeinträchtigt wird, seine Polarisation relativ zu thermischen oder anderen induzierten doppeltbrechenden Effek­ ten in dem aktiven Lasermedium zu optimieren.

Man kann versuchen, diese Phasenverzögerung durch eine pas­ sive Einrichtung, beispielsweise einen Babinet-Soleil-Kompen­ sator, zu kompensieren. Die Phasenverzögerung ist jedoch normalerweise temperaturabhängig, und Temperaturänderungen können entweder durch die Umgebung oder durch Selbstabsorp­ tion der Laserstrahlung (Grundwelle und/oder zweite Harmo­ nische) im Kristall selbst induziert werden. Eine derar­ tige passive Kompensation ist daher schwierig aufrechtzu­ erhalten. Aufgrund dieser Probleme erfolgte die Erzeugung der zweiten Harmonischen gemäß Typ II außerhalb der Resona­ torkammer, wobei die Polarisation der austretenden Grund­ welle aus dem SHG-Kristall unwichtig ist. Derartige Vorrichtungen sind aus der US 4 346 314 und aus der US 4 331 891 bekannt. Natürlich geht dabei der Vorteil verloren, der durch die Erzeugung der zweiten Harmonischen durch die Grundwelle mit höherer Lei­ stungsdichte innerhalb der Resonatorkammer gegeben ist.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, ein System zur Frequenzverdopplung eines Laserstrahls zu schaffen, bei dem die Phasenanpassung vom Typ II für die Erzeugung der zweiten Harmonischen innerhalb der Resonatorkammer vorge­ nommen werden kann, ohne die vorstehend beschriebenen Nachteile in Kauf nehmen zu müssen.

Diese Aufgabe wird für eine Grundwelle mit linearer Polari­ sation durch die Merkmale des Kennzeichens des Anspruchs 1 und für eine Grundwelle mit beliebiger Polarisation durch die Merkmale des Kennzeichens des Anspruchs 3 gelöst.

Vorteilhafte Weiterbildungen der Erfindung ergeben sich aus den Unteransprüchen.

Bei vielen Lasern kann die momentane Form ihrer Ausgangs­ leistung durch eine Q-Schaltung verändert werden. Hierbei wird eine spezielle Einrichtung, welche die optische Quali­ tät des Resonators ändert, in den Strahl innerhalb der Re­ sonatorkammer eingesetzt. Diese Q-Schaltung kann so akti­ viert werden, daß sie einen ausreichenden optischen Ver­ lust erzeugt, um die optische Verstärkung zu überwinden, die durch den Laser erzeugt wird, wodurch eine Oszillation unterbunden wird. Wenn die den Laser erregende Quelle wäh­ rend der niedrigen Q-Periode eingeschaltet bleibt, wird die Energie in dem Laser in Form einer überschüssigen Be­ setzungsumkehr gespeichert. Wenn die Q-Schaltung ausge­ schaltet wird, (wodurch der Resonator schnell zu seinem hohen Q-Status zurückkehrt) wird diese überschüssige Be­ setzung dazu verwendet, einen Q-geschalteten Impuls mit hoher Intensität zu erzeugen. Da die meisten Q-Schalter elektronisch gesteuert sind, kann der Prozeß mit hoher Ge­ schwindigkeit wiederholt werden, wodurch ein Q-geschalte­ ter Laser eine nützliche Quelle für Impulse hoher Inten­ sität wird. Es können Spitzenimpuls-Intensitäten erzeugt werden, die mehrere tausend Male größer sind als die Aus­ gangsleistung der kontinuierlichen Welle des Lasers. Auf­ grund der überlegenen Fokussierbarkeit und der verbesser­ ten Materialeinwirkung von kürzeren Wellenlängen ist es oftmals von Interesse, daß der Ausgang von Q-geschalteten Lasern frequenzverdoppelt wird. Die Erfindung ist auch für derartige Q-geschaltete Laser mit Frequenzverdoppelung anwendbar.

Im Vergleich zu der aus der US 4 408 329 bekannten Vorrichtung hat der erfindungsgemäße Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung den Vorteil, daß die Kompensation der differentiellen Phasenverzögerung bei ihm passiv und permanent wirksam ist.

Gegenüber den aus der US 4 346 314 und der US 4 331 891 bekannten Vorrichtungen hat der erfindungsgemäße Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung den Vorteil, daß er eine passive und permanente differentielle Phasenverzögerung mit einer resonatorinternen Phasenanpassung vom Typ II koppelt.

Einige Ausführungsbeispiele der Erfindung werden im folgen­ den unter Bezugnahme auf die Zeichnungen beschrieben.

Fig. 1 zeigt einen Lasergenerator für eine linear polari­ sierte Grundwelle mit Mitteln zur Erzeugung der zwei­ ten Harmonischen und zum Eliminieren der differentiel­ len Phasenverzögerung,

Fig. 2 zeigt eine Abwandlung der Vorrichtung von Fig. 1, bei der anstelle einer Zweispiegel-Resonatorkammer eine Dreispiegel-Resonatorkammer verwendet ist,

Fig. 3 und 4 zeigen Abwandlungen der Vorrichtungen von Fig. 1 und 2, bei denen zusätzlich ein Güteschalter zur Güteschaltung der Grundwelle vorgesehen ist, und

Fig. 5 und 6 zeigen Lasergeneratoren ähnlich Fig. 1 und 2, jedoch für eine beliebig polarisierte Grundwelle.

Es sei zunächst auf Fig. 1 Bezug genommen, in welchem ein System zur Frequenzverdoppelung eines Laserstrahles darge­ stellt ist, welches die folgenden Elemente aufweist, die entlang einer gemeinsamen optischen Achse 8 angeordnet sind:
einen ersten Spiegel 10, eine λ/4-Platte 12, einen Kristall 14, der den Generator zur Erzeugung der zweiten Harmoni­ schen darstellt, einen Polarisator 16, einen Laser 18 und einen zweiten Spiegel 20. Der Laser 18 ist in der Lage, einen Laserstrahl mit einer vorbestimmten Grundfrequenz entlang der gemeinsamen Achse 8 zu erzeugen. Beispiels­ weise kann der Laser ein YAG-Laser sein, der eine Welle mit einer Wellenlänge von 1064 nm emittiert. Der Laser, ein Laserstab, kann innerhalb eines Pump-Reflektors mit einer Pumplichtquelle angeordnet sein. Diese letztge­ nannten Laserelemente sind allgemein bekannt und wurden daher aus Gründen der besseren Übersicht in Fig. 1 nicht dargestellt.

Der Kristall 14 ist ein bekannter Kristall zur Erzeugung der zweiten Harmonischen, beispielsweise ein KTP (Kalium- Titanyl-Phosphat-) Kristall. Wesentlich ist, daß der Kristall 14 mit seiner optischen Achse Z in einem Winkel von 45° in bezug auf den Polarisationswinkel der aus dem Laser 18 austretenden Welle orientiert ist. Wenn bei­ spielsweise die Grundwelle F vom Laser 18 senkrecht pola­ risiert ist, dann sind die O- und A-Achsen des Kristalls 14 in einem Winkel von 45° von der Senkrechten orientiert.

Die Platte 12 arbeitet als λ/4-Platte bei der Grundfre­ quenz und gleichzeitig als λ/2-Platte bei der zweiten har­ monischen Frequenz. Die optische Achse der Platte, (oder ihre Senkrechte), angedeutet durch den Pfeil Q in Fig. 1, ist parallel zur Polarisation des Laserstrahls orientiert.

Der Spiegel 10 ist hoch reflektierend für die Grundfre­ quenz und hoch durchlassend für die zweite harmonische Fre­ quenz. Der Spiegel 20 ist hoch reflektierend für die Grundfrequenz. Die Spiegel 10 und 20 sind so angeordnet, daß sie eine optische Resonatorkammer für die Grundwelle bilden, die von dem Laser 18 erzeugt wird, wobei der Kri­ stall 14 und die Platte 12 innerhalb der Kammer angeord­ net sind.

Der Polarisator 16 dient dazu, den Laserstrahl in der senk­ rechten Richtung V zu polarisieren. Wenn sich diese Grund­ welle 22 durch den Kristall 14 fortpflanzt, erzeugt dieser aufgrund der O- und A-Komponenten der Welle 22 eine Ober­ welle 24, die die doppelte Frequenz der Grundwelle hat und in einem Winkel von 45° zur Senkrechten (ein A-Strahl) orientiert ist. Die Oberwelle 24 wird durch die Platte 12 hindurch und durch den Spiegel 10 aus der Kammer he­ rausgeführt. Da die Platte 12 als λ/2-Platte wirkt, wird die mit der doppelten Frequenz übertragene Welle um 90° gedreht und dann durch den Spiegel 10 geführt. Wie durch den Pfeil angedeutet, ist diese Welle um 45° zur Senkrechten linear polarisiert.

Wenn die Grundwelle 22, deren lineare Polarisation um 45° zur Z-Achse orientiert ist, den Kristall 14 durchläuft, verursacht die Doppelbrechung eine Phasenverzögerung zwi­ schen den O- und A-Komponenten der Grundwelle.

In Fig. 1 ist angenommen, daß nach dem Durchgang durch den Kristall 14 die O-Komponente der Grundwelle 22 der A-Kompo­ nente nacheilt.

Ohne jede Phasenverzögerungskompensation würde die Grund­ welle, die vom Spiegel 10 durch den Kristall 14 hindurch zurückreflektiert wird, zweimal die Phasenverzögerung ha­ ben, die sie nach einem Durchgang hatte, und die Polarisa­ tion der wieder in den Polarisator 16 eintretenden Welle würde nicht hauptsächlich linear und vertikal sein, wo­ durch sich ein beträchtlicher und unerwünschter Polarisa­ tionsverlust ergeben würde.

Um dies zu vermeiden, wird die von dem Kristall 14 herkom­ mende Welle 22 durch die Platte 12 geschickt, die eine λ/4-Platte der Grundfrequenz ist. Wie erwähnt und in Fig. 1 gezeigt, ist die optische Achse der Platte 12 pa­ rallel (oder senkrecht) zur Polarisation der auf den Kristall 14 auftreffenden Grundwelle. Nach der Reflek­ tion durch den Spiegel 10 passiert die Welle 22′ noch­ mals die λ/4-Platte 12. Als Ergebnis der beiden Durch­ gänge durch die Platte 12 sind die Polarisationskompo­ nenten der Welle 22 um 90° gedreht, so daß, wie in Fig. 1 gezeigt, die Orientierung der A′- und O′-Komponenten der Welle 22′ in bezug auf die Orientierung der Komponenten der Welle 22 umgekehrt wird. Die Komponente O eilt je­ doch der Komponente A immer noch nach. Die reflektierte Welle 22′ passiert dann den Kristall 14, aber dieses zwei­ te Mal ist die vertikale Komponente A differentiell phasenverschoben um einen Betrag, der identisch ist mit der ersten differentiellen Phasenverschiebung in bezug auf die O-Komponente, so daß die A- und O-Komponenten der Welle 22′, wenn diese aus dem Kristall 14 austritt, nun in Phase sind und die lineare Polarisation F′ ergeben. Durch das Einfügen der Platte 12 zwischen den Kristall 14 und den Spiegel 10 werden somit die doppelbrechenden Wirkungen des Kristalls erfolgreich selbstkompensiert und dadurch eliminiert.

Die auf den Kristall 14 auftreffende Grundwelle 22 und die Grundwelle 22′, die aus dem Kristall 14 austritt, haben identische lineare Polarisationen, so daß kein Verlust in dem Laserresonator entsteht.

Unter den vorstehend beschriebenen Bedingungen weist die in dem Kristall 14 erzeugte Oberwelle, wie gezeigt, eine Komponente A_D in einem Winkel von 45° zur Senkrechten auf. Da es in vielen Anwendungsfällen wünschenswert ist, einen frequenzverdoppelten Laserstrahl mit bekannter linearer Polarisation zu erhalten, ist die Platte 12 so ausgebildet, daß sie gleichzeitig als λ/2-Platte für die zweite harmoni­ sche Frequenz wirkt, wodurch die Polarisation der Welle 24 um 90° gedreht wird. Wenn die Platte 12 für die zweite harmonische Frequenz nicht spezifiziert wäre, hätte die frequenzverdoppelte Welle eine willkürliche elliptische Polarisation. So hat die Welle 24, wenn sie aus der Re­ sonatorkammer austritt, eine lineare Polarisation entlang der ordentlichen Achse, wie dies dargestellt ist.

Die Platte 12 und der Kristall 14 erfüllen ihre beabsich­ tigten Zwecke dynamisch. Die Phasenverzögerung wird auto­ matisch und exakt korrigiert unabhängig von der Temperatur des Kristalls.

Ein zweites Ausführungsbeispiel der Erfindung ist in Fig. 2 dargestellt. Hierbei weist der Frequenzverdoppler eine Drei-Spiegel-Kammer auf mit einem ersten Spiegel 112, einem SHG-Kristall 114, einer λ/4-Platte 116, einem zwei­ ten Spiegel 118, einem dritten Spiegel 120, einem Laser 110 und einem Polarisator 128. Der Laser 110, der Kri­ stall 114, die λ/4-Platte 116 und der Polarisator 128 wir­ ken in identischer Weise wie die entsprechenden Teile in der Ausführung von Fig. 1. Der Spiegel 120 ist bei der Grundfrequenz hoch reflektierend, während der Spiegel 112 bei der Grundfrequenz hoch reflektierend und bei der zweiten harmonischen Frequenz hoch durchlässig ist. Zu­ sätzlich ist der Spiegel 112 so angeordnet, daß er die Grundwelle vom Laser 110 zwecks wirksamer Erzeugung der zweiten Harmonischen auf den Kristall 114 fokussiert. Der Spiegel 118 ist hochreflektierend für die Grundfre­ quenz und für die zweite harmonische Frequenz.

Die Arbeitsweise ist folgende:
Eine Grundwelle 122, die von dem aktiven Lasermedium 110 erzeugt wurde, wird von dem Spiegel 112 reflektiert und auf den Kristall 114 fokussiert. Der Kristall erzeugt eine linear polarisierte Welle 124 mit der zweiten harmonischen Frequenz. Nach Durchgang durch den Kristall 114 werden die O- und A-Komponenten der Grundwelle 122 relativ zuei­ nander phasenverschoben, wie dies im ersten Ausführungs­ beispiel beschrieben wurde. Ebenso werden die λ/4-Platte 116 für die Grundfrequenz und der Spiegel 118 dazu benutzt, die O- und A-Komponenten nach der Reflektion um 90° zu drehen, so daß nach dem zweiten Durchgang der Welle 122′ durch den Kristall 114 alle Komponenten in Phase sind und die Polarisation wieder der linearen Polarisation entspricht, mit der die Grundwelle den Laser 110 verlas­ sen hatte. Bei dem Rückgang durch den Kristall 114 er­ zeugt die Welle 122′ die Oberwelle 126 mit der zweiten harmonischen Frequenz, die colinear mit der reflektierten Welle 124′ der zweiten Harmonischen ist.

Im Ausführungsbeispiel von Fig. 2 geht die zweite Harmoni­ sche, die beim zweiten Durchgang der Grundwelle erzeugt wurde, nicht verloren, so daß das Potential besteht für eine Leistungsverstärkung der zweiten Harmonischen um den Faktor 2. Zwischen diesen Strahlen könnte Interferenz auf­ treten, welche die Stabilität der Intensität des Ausgangs des SHG-Generators beeinträchtigen könnte. Um diesen un­ erwünschten Effekt zu beseitigen, werden die Polarisatio­ nen der Wellen 124′ und 126 orthogonal gemacht unter Ver­ wendung einer Technik, die beispielsweise in der US 4 413 342 beschrieben ist. Die Platte 116 ist gleichzei­ tig eine λ/4-Platte bei der zweiten harmonischen Frequenz. Nach dem Passieren der Platte 116, Reflexion vom Spiegel 118 und dem zweiten Durchgang durch die Platte 116 ist die Polarisation der Welle 124′ um 90° gedreht und daher ortho­ gonal zur Welle 126, so daß keine Interferenz mit der Welle 126 eintritt. Die Wellen 124′ und 126 werden dann durch den hochdurchlässigen Spiegel 112 ausgekoppelt.

Die Welle 122′ wird nach dem Durchgang durch den Kristall 114 von dem Spiegel 112 zum Laser 110 hin reflektiert. Der Spiegel 120 vervollständigt die optische Resonatorkammer. Die Platte 116 kompensiert die Phasenverschiebung zwischen den O- und A-Komponenten der Grundwelle, wie früher be­ schrieben, wodurch gewährleistet ist, daß die Wellen 122 und 122′ die gleiche lineare Polarisation haben.

Das Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 3 unterscheidet sich von demjenigen gemäß Fig. 1 im wesentlichen nur dadurch, daß zwischen dem Laser 18 und dem zweiten Spiegel 20 ein Q-Schalter 19 angeordnet ist, mit dem die Grundwelle in üblicher Weise gütegeschaltet wird. Im übrigen ist die Wirkungsweise der Vorrichtung gemäß Fig. 3 die gleiche wie diejenige von Fig. 1.

Das Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 4 unterscheidet sich von demjenigen gemäß Fig. 2 ebenfalls lediglich durch die Anord­ nung eines Q-Schalters 119 zwischen dem Laser 110 und dem Spiegel 120 zwecks Güteschaltung der von dem Laser 110 emit­ tierten Welle. Die Wirkungsweise ist im übrigen die gleiche wie diejenige des Ausführungsbeispiels gemäß Fig. 2, so daß auf die dort gemachten Ausführungen verwiesen werden kann.

Die Ausführung gemäß Fig. 5, in der gleiche Teile mit dem gleichen Bezugszeichen, jedoch mit dem Index a bezeichnet sind, unterscheidet sich von derjenigen gemäß Fig. 1 im we­ sentlichen dadurch, daß der Polarisator von Fig. 1 weggelas­ sen ist. Die von dem Laser 18a emittierte Welle hat eine beliebige Polarisation und ist in zwei orthogonale Komponen­ ten V und H aufgelöst, von denen beispielsweise die Kompo­ nente V senkrecht entlang der Y-Achse und die Komponente H waagrecht entlang der X-Achse orientiert ist. Der Kristall 14a ist mit seiner optischen Achse Z parallel zu einem der Komponenten der aus dem Laser 18a austretenden Welle, bei­ spielsweise parallel zur Komponente V, orientiert. Dann sind die A- und O-Achsen des Kristalls 14a parallel bzw. senkrecht zur Vertikalen orientiert.

Die Platte 12a wirkt als λ/4-Platte bei der Grundfrequenz. Die optische Achse der Platte 12a, die durch den Pfeil Q an­ gedeutet ist, ist in einem Winkel von 45° zu der V-Komponen­ te der Grundwelle orientiert.

Wenn die Grundwelle 22 durch den Kristall 14a hindurchtritt, erzeugt der Kristall aufgrund der beiden V- und H-Komponen­ ten der Grundwelle 22 eine Welle 24, die die doppelte Fre­ quenz der Grundwelle hat und entlang der Senkrechten orien­ tiert ist, also ein A-Strahl ist. Die Welle 24 wird durch die Platte 12a hindurchgeführt und durch den Spiegel 12a ausgekoppelt.

Wenn die Grundwelle 22, deren vertikale und horizontale Po­ larisationen parallel bzw. senkrecht zur Z-Achse orientiert sind, durch den Kristall 14a fortschreitet, verursacht die Doppelbrechung eine Phasenverzögerung zwischen den Komponen­ ten V und H (A- bzw. O-Strahlen) der Grundwelle 22.

In Fig. 5 ist angenommen, daß nach dem Durchgang durch den Kriatall die O-Komponente der Grundwelle 22 der A-Komponen­ te nacheilt.

Auch hier würde ohne eine Phasenverzögerungs-Kompensation die Grundwelle, die von dem Spiegel 10′ durch den Kristall 14′ hindurch zurückreflektiert wird, zweimal die Phasenver­ zögerung haben, die sie nach einem Durchgang hatte, und die Polarisation der wieder in den Laser 18 eintretenden Welle wird daher nicht die gleiche sein wie diejenige der Welle, die den Laser 18a anfänglich verlassen hatte, wodurch merk­ liche und unerwünschte Verluste oder eine Instabilität im Laser 18a auftreten könnten.

Daher wird wie bei der Ausführung gemäß Fig. 1 die von dem Kristall 14a herkommende Welle 22 durch die Platte 12a ge­ führt, die eine λ/4-Platte bei der Grundfrequenz ist. Die optimale Achse dieser Platte 12a liegt in einem Winkel von 45° zu der Komponente V der auf den Kristall 14a auftref­ fenden Grundwelle. Nach der Reflexion durch den Spiegel 10a passiert die Welle 22 nochmals die λ/4-Platte 12a. Aufgrund der beiden Durchgänge durch die Platte 12a wurden die V und H-Komponenten der Welle 22 um 90° gedreht, so daß die Orientierung der A- und O-Komponenten der Welle 22′ in bezug auf die Orientierung der Komponenten der Welle 22 umgekehrt sind. Der O-Strahl eilt jedoch immer noch dem A-Strahl nach. Die reflektierte Welle 22′ pas­ siert dann den Kristall 14a, aber dieses zweite Mal ist der A-Strahl differentiell phasenverschoben um einen Be­ trag, der identisch ist mit der ersten differentiellen Phasenverschiebung im Bezug auf den O-Strahl, so daß die A- und O-Strahlen der Welle 22′ beim Verlassen des Kristalls 14a nun miteinander und mit den Komponenten V und H der Grundwelle in der gleichen Phase sind. Durch das Einschal­ ten der Platte 12a zwischen den Kristall 14a und den Spie­ gel 10a werden somit die doppelbrechenden Wirkungen des SHG- Kristalls erfolgreich selbstkompensiert und dadurch eliminiert.

Somit haben die Komponenten V und H der Grundwelle beim Auf­ treffen auf den Kristall 14a und die Komponenten V′ und H′ der Grundwelle, wenn sie aus dem Kristall 14a austritt, iden­ tische Phasenbeziehungen, so daß keine Verluste und keine Instabilität im Laserresonator entstehen.

Falls erforderlich, kann ein Q-Schalter 19a zwischen dem Laser 18a und dem Spiegel 20a angeordnet sein, um den La­ serstrahl in bekannter Weise gütezuregeln.

Die Ausführung gemäß Fig. 6 weist wie die Ausführung gemäß Fig. 2 eine Dreispiegel-Kammer mit einem ersten Spiegel 112a, einem SHG-Kristall 114a, einer λ/4-Platte 116a, einem zwei­ ten Spiegel 118a, einem dritten Spiegel 120a und einem La­ ser 110a auf. Der Laser 110a, der Kristall 114a und die λ/4-Platte 116a wirken in identischer Weise wie die ent­ sprechenden Bauteile in Fig. 5. Der Spiegel 120a ist bei der Grundfrequenz hochreflektierend, während der Spiegel 112a bei der Grundfrequenz hochreflektierend und bei der zweiten harmonischen Frequenz hochdurchlässig ist. Zusätz­ lich kann der Spiegel 112a so angeordnet sein, daß er den Ausgang des Lasers 110a auf den Kristall 114a fokussiert zwecks wirksamer Erzeugung der zweiten Harmonischen. Der Spiegel 118a ist sowohl für die Grundfrequenz als auch für die zweite harmonische Frequenz hochreflektierend.

Im Betrieb wird eine von dem Laser 110a erzeugte Grund­ welle 122a mit beliebiger Polarisation von dem Spiegel 112a reflektiert und auf den Kristall 114a fokussiert. Der Kri­ stall erzeugt eine Oberwelle 124a mit der zweiten harmoni­ schen Frequenz. Nach dem Durchgang durch den Kristall 114a werden die O- und A-Strahlen der Grundwelle 122a relativ zueinander phasenverschoben wie im vorhergehenden Beispiel beschrieben. Wie vorher werden die λ/4-Platte 116a für die Grundfrequenz und der Spiegel 118a dazu benutzt, die O- und A-Strahlen nach der Reflektion um 90° zu drehen, so daß beim Durchgang der Welle 122a′ zurück durch den Kristall 114a alle Komponenten in Phase zurückversetzt werden und die Polarisa­ tion auf diejenige gebracht wird, mit welcher die Welle ur­ sprünglich das aktive Lasermedium 110a verließ. Im zweiten Durchgang durch den Kristall 114a erzeugt die Welle 122a′ die Welle 126a mit der zweiten Harmonischen, die colinear mit der reflektierten Welle 124a′ ist.

Bei diesem Ausführungsbeispiel geht die zweite Harmonische, die beim zweiten Durchgang des Grundstrahles erzeugt wurde, nicht verloren, so daß das Potential besteht für eine Lei­ stungsverstärkung der zweiten Harmonischen um den Faktor 2. Zwischen diesen beiden Wellen könnte Interferenz auftreten, welche die Stabilität der Intensität des Ausgangs des SHG- Generators beeinträchtigen könnte. Um diesen unerwünschten Effekt zu vermeiden, werden die Polarisationen der beiden Wellen 124a′ und 126a′ orthogonal gemacht, wie in Zusammen­ hang mit Fig. 2 beschrieben. Die Platte 116a ist gleich­ zeitig eine λ/4-Platte bei der zweiten harmonischen Fre­ quenz. Nach dem Passieren der Platte 116a, Reflektion vom Spiegel 118a und zweitem Durchgang durch die Platte 116a ist die Polarisation der Welle 124a um 90° gedreht und da­ her orthogonal zur Welle 126a, so daß keine Interferenz mit dieser besteht. Die Wellen 124a′ und 126a′ werden dann durch den hochdurchlässigen Spiegel 112a ausgekoppelt.

Die Welle 122a′ wird nach dem Durchgang durch den Kristall 114a von dem Spiegel 112a auf den Laser 110a reflektiert. Der Spiegel 120a vervollständigt die Resonatorkammer. Die Platte 116a kompensiert die Phasenverschiebung in den O- und A-Strahlen der Grundwelle, wodurch gewährleistet wird, daß die Wellen 122a und 122a′ die gleiche beliebige Polarisation haben.

Auch bei dieser Ausführung kann wahlweise ein Q-Schalter 128 vorgesehen werden.

Claims (10)

1. Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung, mit

• a) mindestens zwei Spiegeln (10, 20; 118, 112, 120), die den Laserresonator begrenzen, wobei einer der Spiegel (10; 112) als Auskoppelspiegel für die frequenzverdoppelte Strahlung durchlässig und für die grundfrequente Strahlung reflektierend ist,
• b) einem laseraktiven Medium (18; 110) und einem Polarisator (16; 128) innerhalb des Laserresonators zur Erzeugung einer Grundwelle mit einer vorgewählten Grundfrequenz und einer linearen Polarisation, die in zwei orthogonale Komponenten aufgelöst werden kann,
• c) einem nichtlinearen Kristall (14; 114) innerhalb des Laserresonators, der durch Phasenanpassung vom Typ II eine linear polarisierte Oberwelle mit der zweiten Harmonischen der Grundfrequenz erzeugt und eine ordentliche und eine außerordentliche Achse hat, wobei die orthogonalen Komponenten der Grundwelle entlang dieser Achsen orientiert sind und wobei der nichtlineare Kristall (14; 114) außerdem eine differentielle Phasenverzögerung zwischen diesen orthogonalen Komponenten erzeugt, und
• d) passiven Mitteln (12; 116) innerhalb des Laserresonators zur permanenten Kompensation dieser differentiellen Phasenverzögerung der orthogonalen Komponenten der Grundwelle beim zweiten Durchgang der Grundwelle durch den nichtlinearen Kristall (14; 114) nach ihrer internen Reflexion an einem (10; 118) der den Laserresonator begrenzenden Spiegel (10, 20; 118, 112, 120).

2. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die optische Achse (Z) des nichtlinearen Kristalls (14; 114) in einem Winkel von 45° in bezug auf die vorgewählte lineare Polarisation orientiert ist und daß die genannten Mittel (12; 116) aufgrund des ersten Durchganges der Grundwelle, interner Reflexion an dem genannten einen Spiegel (10; 118) und des zweiten Durchganges durch die genannten Mittel (12; 116) die betreffenden Orientierungen der orthogonalen Komponenten vertauschen, um beim zweiten Durchgang durch den Kristall (14; 114) die differentielle Phasenverzögerung zu kompensieren.

3. Laser mit resonatorinterner Frequenzverdoppelung mit

• a) mindestens zwei Spiegeln (10a, 20a; 118a, 112a, 120a), die den Laserresonator begrenzen, wobei einer der Spiegel (10a; 112a) als Auskoppelspiegel für die frequenzverdoppelte Strahlung durchlässig und für die grundfrequente Strahlung reflektierend ist,
• b) einem laseraktiven Medium (18a; 110a) innerhalb des Laserresonators zur Erzeugung einer Grundwelle mit einer vorgewählten Grundfrequenz und beliebiger Polarisation, die in zwei orthogonale Komponenten aufgelöst werden kann,
• c) einem nichtlinearen Kristall (14a; 114a) innerhalb des Laserresonators, der durch Phasenanpassung vom Typ II eine linear polarisierte Oberwelle mit der zweiten Harmonischen der Grundfrequenz aufgrund der genannten Komponenten erzeugt und eine ordentliche und eine außerordentliche Achse hat, wobei die orthogonalen Komponenten der Grundwelle entlang dieser Achsen orientiert sind und wobei der nichtlineare Kristall (14a; 114a) außerdem eine differentielle Phasenverzögerung zwischen diesen orthogonalen Komponenten erzeugt, und
• d) passiven Mitteln (12a; 116a) innerhalb des Laserresonators zur permanenten Kompensation dieser differentiellen Phasenverzögerung der orthogonalen Komponenten der Grundwelle beim zweiten Durchgang der Grundwelle durch den nichtlinearen Kristall (14a; 114a) nach ihrer internen Reflexion an einem (10a; 118a) der den Laserresonator begrenzenden Spiegel (10a, 20a; 118a, 112a, 120a).

4. Laser nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, daß die optische Achse (Z) des nichtlinearen Kristalls (14a; 114a) parallel zu einer der genannten Komponenten verläuft und seine ordentliche und seine außerordentliche Achse entlang der orthogonalen Komponenten orientiert sind und daß die genannten Mittel (12a; 116a) aufgrund des ersten Durchgangs der Grundwelle, interner Reflexion an dem genannten einen Spiegel (10a; 118a) und des zweiten Durchganges durch die genannten Mittel (12a; 116a) die Orientierungen der orthogonalen Komponenten vertauschen, um beim zweiten Durchgang durch den Kristall (14a; 114a) die differentielle Phasenverzögerung zu kompensieren.

5. Laser nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Mittel (12; 116) so ausgebildet sind, daß die lineare Polarisation der Oberwelle mit der zweiten harmonischen Frequenz erhalten bleibt.

6. Laser nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß die genannten Mittel (12; 116) als Platte realisiert sind, die eine λ/4-Platte bei der Grundfrequenz und eine λ/2-Platte bei der zweiten harmonischen Frequenz ist.

7. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, gekennzeichnet durch einen dritten Spiegel (112; 112a) zum Reflektieren und Fokussieren der Grundwelle von dem laseraktiven Medium (110; 110a) auf den nichtlinearen Kristall (114; 114a).

8. Laser nach Anspruch 7, dadurch gekennzeichnet, daß der dritte Spiegel (112; 112a) so angeordnet ist, daß er die Oberwelle aus dem Laserresonator auskoppelt.

9. Laser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Mittel (12; 116) zum Vertauschen der Orientierung der orthogonalen Komponenten der Grundwelle auch die Orientierung der Komponenten der Oberwelle vertauschen, um eine Interferenz auszuschließen.

10. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, gekennzeichnet durch einen Q-Schalter (119; 128) zum Güteschalten des Lasers.