DE4220933C2 - Diodengepumpter Festkörperlaser - Google Patents

Description

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

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

Aus der DE-40 32 323 A1 sind Laser bekannt, bei denen ein auf der Basis von doppelbrechenden Kristallen realisiertes Lyot-Filter im Resonator eines langen Laserresonators mit mehreren verstärkten Resonatormoden zur Selektion von longitudinalen Moden im Resonator verwendet wird, so daß der Laser nur auf einer einzigen Frequenz emittiert.

Aus "Optics Letters", Vol. 14 No. 1, Jan. 1, 1989, sowie aus der DE-40 39 455 A1 der Anmelderin sind ebenfalls Mikrokristall-Laser bekannt, welche über eine hinreichend kurze Resonatorlänge verfügen, so daß sich nur eine einzige longitudinale Mode ausbilden kann. Hierbei muß der longitudinale Modenabstand des Resonators größer als die halbe Verstärkungsbandbreite des Lasermediums sein.

In Siegman, "Lasers" - Univ. Science Books, California 1986, Seiten 57 und 466, sind Laser beschrieben, bei denen das obige Kriterium dadurch entschärft ist, daß das Lasermedium in der Nähe eines Laserspiegels positioniert wird.

Durch die US-Z: "Optics Letters", Vol. 12, Nr. 12, Dec. 1987 S. 999-1001 ist ein isotroper Laserkristall beschrieben, dessen Material von sich aus nicht doppelbrechend ist und daher die Doppelbrechung mechanisch induziert werden muß.

Aus "Soviet Phys. Crystallography" - Vol. 17, Nr. 1 July Aug. 1972, S. 194-207 ist es bekannt, Lasermaterialien mit natürlicher und auch induzierter Doppelbrechung zu verwenden, die kristallographisch geschnitten sind.

Ein weiteres Ausführungsbeispiel ist durch die DE 41 01 521 A1 der Anmelderin bekannt geworden, dessen Mikrokristall Laser auch auf Übergängen anschwingen kann, welche eine geringere Verstärkung als andere Übergänge aufweisen. Bei allen bekannten Ausführungsformen treten jedoch Probleme mit der Wellenlängenstabilisierung besonders für Langzeiten auf.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, ein Lasersystem der eingangs genannten Art aufzuzeigen, bei dem eine möglichst gleiche Verstärkung für beide Polarisationskomponenten ermöglicht wird.

Diese Aufgabe wird durch die im Anspruch 1 aufgezeigten Maßnahmen gelöst. Im Unteranspruch sind Ausgestaltungen und Weiterbildungen aufgezeigt und in der nachfolgenden Beschreibung sind Ausführungsbeispiele erläutert. Die Figuren der Zeichnung ergänzen diese Erläuterungen. Es zeigen:

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

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

Fig. 3 ein Diagramm bezüglich des Fluoreszenzspektrums für Nd:MgO:LNbO₃, das aus "Sov. Physics Crystallography" - Vol. 17, No 1, July 1972, Seite 196 entnommen ist,

Fig. 4 ein Diagramm bezüglich der Zusammenhänge von Absorptions Koeffi­ zient und Wellenlänge für σ- und π-Polarisation der Laser­ strahlung, entnommen aus "Opt. Letters" - Vol. 13, No. 3, März 1988.

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

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

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

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

q = round((2/λ^gain) . l^opt) (1)

und somit die genaue Emissionswellenlänge des Lasers zu

λ = 2/q . l^opt (2)

mit der optischen Resonatorlänge

l^opt = n . l^mech (3)

wobei "l^mech" die mechanische Länge, "n" der Brechungsindex und "round" das Runden des Klammerinhalts auf eine ganze Zahl bedeuten. Hin­ gewiesen sei noch auf den Single-mode-Betrieb, der sich für typische Re­ sonatorlängen von kleiner als einigen mm ausbildet und auf die Tatsache, daß die erfindungsgemäße Anordnung auf der Verwendung von doppelbrechen­ den Materialien im Resonator beruht.

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

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

q_o = round((2/λο^gain) . l_o ^opt (4)

q_e = round((2/λ_e ^gain) . l_e ^opt (5)

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

Somit ergeben sich zwei unterschiedliche Emissionswellenlängen, nämlich

λ_o = 2q_o . l_o ^opt (6)

λ_e = 2q_e . l_e ^opt (7)

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

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

mit α als Wärmeausdehnungskoeffizient, dn/dT als Änderung des Bre­ chungsindex, Subtraktion von 25°C wegen der Definition von 1 und n bei 25°C. q geht über zu q(T) und λ geht über zu λ(T).

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

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

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

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

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

Durch die beschränkte Bandbreite derzeitig erhältlicher kommerzieller Photodioden sollte diese Differenzfrequenz kleiner als etwa 20 GHz sein. Daraus folgt, daß beide Lasermoden nicht mehr als diesen Frequenzbetrag voneinander getrennt sein sollten. Daraus ergibt sich die Forderung, daß beide Moden im selben Laserübergang verstärkt werden. Dies ist zum Bei­ spiel in Nd:MgO:LiNbO₃ möglich. In Fig. 3 ist das Fluoreszenzspektrum für dieses Material für beide Polarisationsrichtungen aufgezeigt. Die Polarisation parallel zum ordentlichen Strahl ist mit π bezeichnet, diejenige parallel zum außerordentlichen Strahl mit σ.

Beide Polarisationen weisen eine Verstärkung bei derselben Wellenlänge auf (A-Linie), allerdings ist die Verstärkung für die σ-Polarisation hier geringer als auf der B-Linie. Andererseits ist beispielsweise durch die Anmelderin (DE 41 01 521 A1) bekannt, daß gerade diodengepumpte Laser mit sehr kurzen Resonatoren (Mikrokristall-Laser) auch auf Übergängen anschwingen, welche eine geringere Verstärkung aufweisen als andere Übergänge, wobei auch die Polarisationsrichtung des Pumplichtes eine Rolle spielt. Auch kann das Amplitudenverhältnis zwischen π- und σ-Polarisation durch geeignete Wahl der Pumplichtwellenlänge einge­ stellt werden (Fig. 4). Wählt man nun diese Parameter so, daß beide Po­ larisationen auf der A-Linie emittieren, so kann diese Grenzfrequenz leicht unterschritten werden.

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

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

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

df(T_o) ≠ df(To + ΔT) (13)

In der Fig. 1 ist nun ein nach vorstehend beschriebenem Aufbau konzi­ pierter Laser skizziert. Eine Laserdiode 1 (oder eine andere Pumpquelle) pumpt über eine Glasfaser 2 - welche hier optional ist - einen Kristall 3, der hier beispielsweise Nd:MgO:LiNbO₃ ist, und welcher hier im so­ genannten x- oder y-cut geschnitten und orientiert ist. In der Figur sind aus Übersichtlichkeitsgründen alle Fokussieroptiken weggelassen. Die Laserspiegel 4 und 5 sind monolithisch auf die entsprchenden Kri­ stallflächen aufgedampft. Während der stärkste Anteil der Laserstrahlung bei dieser beispielhaften Anordnung als Nutzstrahl am Ausgang zur Verfü­ gung steht, wird der am anderen Ende des Kristalls ausgekoppelte Anteil der Laserstrahlung geringer Intensität mit einem dichroitischen Spiegel 9 umgelenkt und mittels eines Polarisationsteilers 10 in die beiden Po­ larisationsrichtungen σ und π aufgespalten. Der eine der beiden Strahlen wird mittels einer λ/2-Platte 6 in seiner Polarisation um 90° gedreht, so daß beide Polarisationen parallel in eine Y-förmige Glasfa­ serweiche 7 eingekoppelt werden können. Die beiden Laserstrahlen werden kolinear auf einer Photodiode 8 abgebildet, an welcher die Differenz­ frequenz der beiden Strahlen an deren Ausgang abgegriffen und analysiert werden. Durch weitere Auswertung der Differenzfrequenz wird die Tempera­ tur und somit die Wellenlänge des Lasers bestimmt. Eine aktive Nachfüh­ rung des Lasers kann beispielsweise durch Nachführung des Arbeitspunktes To erfolgen, so daß die Differenzfrequenz konstant gehalten wird. Dies führt zu einer Stabilisierung der Laserwellenlängen auf einen konstanten Wert.

Claims (2)

1. Festkörperlaser mit einem diodengepumpten Festkörper-Laserkristall von hinreichender Kürze, der an zumindest einen der beiden Laserspiegel positioniert ist und sich so der Laserbetrieb auf nur einer longitudinalen Mode ausbildet, dadurch gekennzeichnet, daß der Laserkristall aus einem optisch natürlich doppelbrechenden laseraktiven Material besteht, welches in defi­ nierter Weise zu seinen kristallographischen Achsen so geschnitten und po­ liert ist, daß die longitudinale Mode aufspaltet in zwei senkrecht zuein­ ander polarisierte Frequenzkomponenten und so Laserstrahlung mit Polarisa­ tion parallel zweier senkrecht zueinander stehender Kristallachsen simul­ tan emittiert wird, wobei zwei doppelbrechende, laseraktive Kristalle so zueinander positioniert werden, daß ihre optischen Achsen senkrecht zueinander stehen.

2. Festkörperlaser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der am Kristallende ausgekoppelte Anteil geringer Intensität des La­ sernutzstrahls umgelenkt und in die beiden Polarisationsrichtungen aufge­ spalten wird, und einer der beiden Strahlen in seiner Polarisation um 90° verdreht wird und beide Strahlen mit ihrer Polarisation parallel in eine Y-förmige Glasfaserweiche eingekoppelt und kollinear zum Abgriff der Dif­ ferenzfrequenz auf einer Photodiode abgebildet werden.