DE60217410T2 - Optisches element - Google Patents

Optisches element Download PDF

Info

Publication number
DE60217410T2
DE60217410T2 DE60217410T DE60217410T DE60217410T2 DE 60217410 T2 DE60217410 T2 DE 60217410T2 DE 60217410 T DE60217410 T DE 60217410T DE 60217410 T DE60217410 T DE 60217410T DE 60217410 T2 DE60217410 T2 DE 60217410T2
Authority
DE
Germany
Prior art keywords
depolarization
birefringence
yag
plane
laser
Prior art date
Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
Expired - Fee Related
Application number
DE60217410T
Other languages
English (en)
Other versions
DE60217410D1 (de
Inventor
Tatsumigaoka Takunori 7-22 Okazaki-shi TAIRA
Tatsumigaoka Ichiro 8-23 Okazaki-shi SHOJI
Current Assignee (The listed assignees may be inaccurate. Google has not performed a legal analysis and makes no representation or warranty as to the accuracy of the list.)
Japan Science and Technology Agency
Original Assignee
Japan Science and Technology Agency
Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.)
Filing date
Publication date
Application filed by Japan Science and Technology Agency filed Critical Japan Science and Technology Agency
Publication of DE60217410D1 publication Critical patent/DE60217410D1/de
Application granted granted Critical
Publication of DE60217410T2 publication Critical patent/DE60217410T2/de
Anticipated expiration legal-status Critical
Expired - Fee Related legal-status Critical Current

Links

Classifications

    • H—ELECTRICITY
    • H01—ELECTRIC ELEMENTS
    • H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
    • H01S3/00—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range
    • H01S3/05—Construction or shape of optical resonators; Accommodation of active medium therein; Shape of active medium
    • H—ELECTRICITY
    • H01—ELECTRIC ELEMENTS
    • H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
    • H01S3/00—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range
    • H01S3/05—Construction or shape of optical resonators; Accommodation of active medium therein; Shape of active medium
    • H01S3/06—Construction or shape of active medium
    • H01S3/0602—Crystal lasers or glass lasers
    • H—ELECTRICITY
    • H01—ELECTRIC ELEMENTS
    • H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
    • H01S3/00—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range
    • H01S3/14—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range characterised by the material used as the active medium
    • H01S3/16—Solid materials
    • H—ELECTRICITY
    • H01—ELECTRIC ELEMENTS
    • H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
    • H01S3/00—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range
    • H01S3/05—Construction or shape of optical resonators; Accommodation of active medium therein; Shape of active medium
    • H01S3/08—Construction or shape of optical resonators or components thereof
    • H01S3/08072—Thermal lensing or thermally induced birefringence; Compensation thereof
    • H—ELECTRICITY
    • H01—ELECTRIC ELEMENTS
    • H01S—DEVICES USING THE PROCESS OF LIGHT AMPLIFICATION BY STIMULATED EMISSION OF RADIATION [LASER] TO AMPLIFY OR GENERATE LIGHT; DEVICES USING STIMULATED EMISSION OF ELECTROMAGNETIC RADIATION IN WAVE RANGES OTHER THAN OPTICAL
    • H01S3/00—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range
    • H01S3/14—Lasers, i.e. devices using stimulated emission of electromagnetic radiation in the infrared, visible or ultraviolet wave range characterised by the material used as the active medium
    • H01S3/16—Solid materials
    • H01S3/163—Solid materials characterised by a crystal matrix
    • H01S3/164—Solid materials characterised by a crystal matrix garnet
    • H01S3/1643—YAG

Landscapes

  • Physics & Mathematics (AREA)
  • Electromagnetism (AREA)
  • Engineering & Computer Science (AREA)
  • Plasma & Fusion (AREA)
  • Optics & Photonics (AREA)
  • Chemical & Material Sciences (AREA)
  • Crystallography & Structural Chemistry (AREA)
  • Lasers (AREA)
  • Polarising Elements (AREA)

Description

  • Technisches Gebiet
  • Die vorliegende Erfindung betrifft eine optische Vorrichtung und, genauer gesagt, einen YAG-Laser.
  • Technologischer Hintergrund
  • Auf dem verwandten Gebiet existieren die folgenden Literaturstellen, die sich auf die vorliegende Erfindung beziehen.
    • [1]: W. Koechner, Solid-State Laser Engineering (Springer-Verlag, Berlin, 1996), S. 393–412.
    • [2]: W. C. Scott and M. de Wit, "Birefringence compensation and TEM00 mode enhancement in a Nd: YAG Laser," Appl. Phys. Lett. 18, 3–4 (1971)
    • [3]: K. Yasui, "Efficient and stable operation of a high-brightness cw 500-W Nd: YAG rod laser," Appl. Opt. 35, 2566–2569 (1996).
    • [4]: W. A. Clarkson, N. S. Felgate, and D. C. Hanna, "Simple method for reducing the depolarization loss resulting from thermally induced birefringence in solid-state lasers," Opt. Lett. 24, 820–822 (1999).
    • [5]: W. Koechner and D. K. Rice, „Effect of birefringence on the performance of linearly polarized YAG:Nd lasers," IEEE, J. Quantum Electron. QE-6, 557–566 (1970).
    • [6]: W. Koechner and D. K. Rice, „Birefringence of YAG:Nd laser rods as a function of growth direction," J. Opt. Soc. Am. 61, 758–766 (1971).
    • [7]: I. Shoji, Y. Sato, S. Kurimura, V. Lupei, T. Taira, A. Ikesue, and K. Yoshida, "Thermal birefringence in Nd:YAG ceramics," Trends in Optics and Photonics Vol. 50, Advanced Solid-State Lasers, C. Marshall, ed. (Optical Society of America, Washington D. C., 2001), S. 273–278.
    • [8]: L. N. Soms, A. A. Tarasov, and V. V. Shashkin, "Problem of depolarization of linearly polarized light by a YAG:Nd3+ laser-active element under thermally unduced birefringence conditions," Sov. J. Quantum Electron. 10, 350–351 (1980).
    • [9]: V. Parfenov, V. Shashkin, and E. Stepanov, "Numerical investigation of thermally induced birefringence in optical elements of solid-state lasers," Appl. Opt. 32, 5243–5255 (1993).
  • Beim Versuch der Entwicklung von Festkörperlasern mit hoher Leistung und hoher Strahlqualität stellt thermische Doppelbrechung, die in Medium in Verbindung mit Pumpen erzeugt wird, ein ernstes Problem dar. Um einen linear polarisierten Strahl durch Kompensieren von durch thermische Doppelbrechung erzeugter Depolarisation (Verhältnis von in der senkrechten Richtung erzeugter polarisierter Energie in Bezug auf einen anfänglich linear polarisierten Strahl; Dpol = P⊥/Pinitial) zu erhalten, sind zahlreiche Einrichtungen in der Anordnung eines Lasermediums oder Kombination mit einer optischen Vorrichtung gemacht worden.
  • Die Wirkung von thermischer Doppelbrechung in Festkörperlasermaterial, die in Verbindung mit Pumpen verursacht wird, stellt ein ernstes Problem beim Erzielen von Lasern mit hoher Leistung und hoher Strahlqualität dar. Dies liegt daran, daß sie Doppelfokussierung oder Depolarisation des linear polarisierten Strahls verursachen kann (siehe Literaturstelle [1]).
  • Diese Phänomene wurden zu einer großen Hürde beim Erzielen von Festkörperlasern mit hoher Leistung, wie zum Beispiel YAG. Bis heute sind zur Kompensation von erzeugter Depolarisation mehrere Technologien, die eine 90 °-Umkehreinrichtung oder ein Viertelwellenplättchen verwenden, vorgeschlagen worden (siehe Literaturstellen [2]–[4]). Diese Kompensation wird nur bei (111)-geschnittenen YAG-Kristallen verwendet. Dies liegt daran, daß Doppelbrechung einer (111)-Ebene zirkular symmetrisch ist und daß der YAG-Stab in der Richtung entlang der (111)-Richtung gezüchtet ist, und somit ist die Verwendung des (111)-geschnittenen Stabs zweckmäßig.
  • Auf diese Weise ist ein in der (111)-Richtung gezüchteter Stab als der YAG-Kristall verwendet worden, der ein repräsentatives Lasermaterial auf dem verwandten Gebiet ist.
  • Offenbarung der Erfindung
  • Da jedoch, wie oben beschrieben, die Richtung der Ausbreitung von Licht auf die Richtung der (111)-Achse im YAG-Laser auf dem verwandten Gebiet festgelegt ist, ist eine spezielle Ausführungsform, wie zum Beispiel Einsetzen einer zusätzlichen optischen Komponente in einen Resonator oder Benutzung einer Anordnung, wie zum Beispiel eines zickzackförmigen Plattensystems, zur Beseitigung von Doppelbrechung (thermischer Doppelbrechung) notwendig, die durch den photoelastischen Effekt aufgrund der thermisch induzierten Verformung erzeugt wird, die in Verbindung mit Pumpen auftreten kann.
  • Angesichts genannter Umstände besteht eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung darin, eine optische Vorrichtung bereitzustellen, die den Effekt der thermischen Doppelbrechung wesentlich reduzieren kann.
  • Zur Lösung der obengenannten Aufgabe liefert die in Anspruch 1 definierte vorliegende Erfindung einen Festkörperlaser, umfassend einen (110)-geschnittenen Kristallstab mit Radius r0, wobei der Laser betreibbar ist, um einen Strahl mit Radius ra sich durch den Stab ausbreiten zu lassen, wobei ra = < r0 ist.
  • Kurzbeschreibung der Zeichnungen
  • 1 ist eine Zeichnung, die ein Ergebnis der Messung der Abhängigkeit von Depolarisation von der Depolarisationsrichtung zeigt.
  • 2 ist eine Zeichnung, die ein Ergebnis einer Berechnung der Abhängigkeit von Depolarisation von einer absorbierten Pumpleistung gemäß der vorliegenden Erfindung zeigt.
  • 3 ist eine Zeichnung, die die Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung an (111)-, (100)-, und (110)-Ebenen zeigt, unter Verwendung der Theorien in den Literaturstellen [5] und [6] berechnet.
  • 4 ist eine Zeichnung, die eine Beziehung zwischen θ und Φ an den (111)-, (100)-, und (110)-Ebenen zeigt.
  • 5 ist eine Zeichnung, die ein Ergebnis der Berechnung von Ωr2/r0 2 an jeder Ebene als eine Funktion von Φ zeigt.
  • 6 zeigt die genaue Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung an den (111)-, (100)-, und (110)-Ebenen im Fall von ra = r0.
  • 7 ist eine Zeichnung des in der horizontalen Richtung vergrößerten Gebiets geringer absorbierter Leistung in 6.
  • 8 ist eine Zeichnung, die die Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung von der Grundlage des Ergebnisses von Messungen an den (111)-, (100)-, und (100)-Ebenen zeigt.
  • 9 ist eine Zeichnung, die die Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung an den (111)-, (100)-, und (110)-Ebenen im Fall von ra = r0/4 zeigt.
  • Bevorzugte Ausführung zur Durchführung der Erfindung
  • An erster Stelle wird die Reduzierung von Depolarisation von thermisch induzierter Doppelbrechung eines YAG-Kristalls mit (100)-Schnitt beschrieben.
  • In kubischen Kristallen, die YAG einschließen, ist die thermische Doppelbrechung in der Ebene, wenn die Richtung der Strahlausbreitung senkrecht zu einer (111)-Ebene verläuft, unabhängig von einem Winkel konstant, so lange die Wärmeverteilung axialsymmetrisch ist.
  • Dem gegenüber hängt sie bei von der (111)-Ebene verschiedenen Ebenen vom Winkel ab.
  • 1 ist eine Zeichnung, die ein Ergebnis der Messung der Abhängigkeit von Depolarisation von der Polarisationsrichtung, wie oben beschrieben, zeigt. In dieser Zeichnung stellt die Querachse den Polarisationswinkel θp (Grad) dar und stellt die vertikale Achse die Depolarisation Dpol dar. 2 zeigt ein Ergebnis der Berechnung der Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung gemäß der vorliegenden Erfindung dar, in der die Querachse eine absorbierte Pumpleistung Pab (W) darstellt und die vertikale Achse die Depolarisastion Dpol darstellt.
  • In der Vergangenheit behaupteten Koechner und Rice, daß die Depolarisation auf einen Wert, der niedriger als der an der (111)-Ebene ist, reduziert werden kann, indem eine angemessene Ebenenrichtung und Polarisationsrichtung ausgewählt werden, wenn die absorbierte Pumpleistung gering ist, aber geringe oder keine Differenz in Abhängigkeit von der Ebenenrichtung besteht, wenn die absorbierte Pumpleistung einen bestimmten Wert überschreitet (siehe eine Punktlinie in 2). Deren Theorie basierte auf der Annahme, daß Doppelbrechung in einer Axialsymmetrieebene zwischen einem Radiusvektor und einer Tangentialrichtung unabhängig von der Richtung der Ebene auftritt. Es hat sich jedoch herausgestellt, daß sie in der Tat nur für die (111)-Ebene korrekt war und die Doppelbrechungsachse nicht mit dem Radiusvektor und der Tangentialrichtung für andere Ebenen zusammenfällt und das Ausmaß der Verschiebung vom Winkel abhängt.
  • Die vorliegenden Erfinder hatten den Versuch unternommen, die Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung unter erneuter Berücksichtigung der oben beschriebenen Effekte zu berechnen, und es hat sich herausgestellt, daß die Depolarisation für einen linear polarisierten Strahl, der einen Winkel von 45° in Bezug auf die Kristallachse in einer (100)-Ebene bildet, auf den halben Wert des linear polarisierten Strahls in der (111)-Ebene unabhängig von der Größe der absorbierten Pumpleistung reduziert werden kann (siehe durchgezogene Linie in 2).
  • Nun wird eine Ausführungsform der vorliegenden Erfindung beschrieben.
  • Hier wird die Reduzierung der Depolarisation von thermisch induzierter Doppelbrechung eines YAG-Kristalls mit (110)-Schnitt beschrieben.
  • Die Depolarisation ist definiert als das Verhältnis von depolarisierter Leistung in Bezug auf einen anfänglich linear polarisierten Laserstrahl und durch den unten gezeigten Ausdruck ausgedrückt:
    Figure 00070001
  • Der Gesamtbetrag der Depolarisation D an jedem Punkt (r, Φ) in einer zur Strahlausbreitungsrichtung (z-Achse) in dem Zylinderstab senkrechten Ebene wird durch den folgenden Ausdruck ausgedrückt: D = sin2[2(θ – γ)]sin2(ψ/2) (2)
  • Hier stellt θ den Winkel zwischen der x-Achse und einem der Doppelbrechungs-Eigenvektoren (den Hauptachsen der Indexellipse in der x-y-Ebene) dar, und stellt γ den Winkel zwischen der x-Achse und der Richtung der Anfangspolarisation dar. Die Phasendifferenz ψ ergibt sich durch die thermisch induzierte Doppelbrechung Δn und ist wie folgt ausgedrückt: ψ = (2π/λ)ΔnL; Δn = ΩS(r2/r0 2); S = [α1/(1 – ν)](ηhPab/16πκL) (3)
  • Im Falle eines gleichförmigen Pumpens repräsentiert λ die Laserwellenlänge, repräsentiert Ω den durch den photoelastischen Koeffizienten gegebenen Doppelbrechungsparameter, repräsentiert r0 den Stabradius, repräsentiert α1 den linearen Expansionskoeffizienten, repräsentiert ν die Poisson-Zahl, repräsentiert ηh die Teilwärmebelastung (fractional thermal loading) aus der Pumpleistung, repräsentiert Pab die absorbierte Pumpleistung, repräsentiert κ die Wärmeleitfähigkeit und repräsentiert L die Stablänge.
  • Koechner und Rice analysierten thermisch induzierte Doppelbrechung in Nd:YAG-Stäben mit verschiedenen Richtungen (siehe Literaturstellen [5] und [6]) und schlossen daraus, daß der Betrag der Depolarisation an der Grenze des Gebiets mit hoher Absorptionsleistung von den Stabrichtungen unabhängig ist, wie dies in 3 gezeigt ist. Es gab jedoch zwei Fehler in deren Theorie. Der eine besteht darin, daß sie θ = Φ in jeder Ebene setzten, was nur für die (111)-Ebene wahr ist. Dies liegt daran, daß die korrekten Beziehungen zwischen θ und Φ für die (111)-, (100)- und (110)-Ebenen wie folgt lauten: tan2θ = tan(2Φ) (4a) tan2θ = [2p44/(p11 – p12)]tan(2Φ) (4b) tan2θ = [8p44tan(2Φ)]/ {3(p11 – p12) + 2p44 – (p11 – p12 – 2p44) [2 – (r0 2/r2)][1/cos(2Φ)]} (4c)
  • In dieser Gleichung repräsentiert Pmn den Tensor des photoelastischen Koeffizienten, und die Abhängigkeit von θ von Φ an der (100)-Ebene ist durch eine gestrichelte Linie in 4 gezeigt. Die Abhängigkeit an der (100)-Ebene variiert mit dem Wert von r und ist in 4 durch eine gepunktete Linie gezeigt. Der andere Fehler besteht in den Werten von Ω an den jeweiligen Ebenen. In den Literaturstellen [5] und [6] ist der Wert von Ω in der oben gezeigten Gleichung (3) auf r = r0 festgelegt und neu definiert. Die korrekten Werte von Ω an den (111)-, (100)- und (110)-Ebenen ergeben sich jeweils durch: Ω = (1/3)n0 3(1 – ν)(p11 – p12 + 4p44) (5a) Ω = n0 3(1 + ν)[(p11 – p12)2cos2(2Φ) + 4p44 2sin2(2Φ)]1/2 (5b) Ω = n0 3 (1 + ν)[(1/16){[3(p11 – p12) + 2p44] cos(2Φ) – (p11 – p12 – 2p44)[2 – (r2/r2)]}2 + 4p44 2sin2(2Φ)]1/2 (5c)
  • Selbst wenn er neu definiert wird, variiert der Wert von Ω nicht an den (111)- und (100)-Ebenen. Der Wert von Ω hängt jedoch von r an der (110)-Ebene ab, wobei der korrekte Wert nicht erhalten werden kann.
  • 5 zeigt einen berechneten Wert von Ωr2/r0 2 an den jeweiligen Ebenen als eine Funktion von Φ. An den (111)- und (100)-Ebenen ändern sich nur die Größen und werden die Gestalten unverändert gelassen (die Gestalten sind ähnlich), wenn sich der Wert von r ändert. Andererseits ändert sich nicht nur die Größe, sondern auch die Gestalt selbst für die (110)-Ebene.
  • 6 zeigt eine korrekte Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung, wenn der Radius ra des Laserstrahls dem Stabradius r0 gleicht. Eine vergrößerte Zeichnung des Gebiets mit geringer Absorptionsleistung in 6 ist in 7 gezeigt.
  • Die Depolarisation hängt von den Richtungen der Ebenen und Polarisation sogar in dem Gebiet mit hoher Absorptionsleistung ab, und wenn ra = r0 ist, wird sie bei Polarisation von 45° in der (100)-Ebene der (111)-, (100)- und (110)-Ebenen am geringsten, wobei deren Betrag dafür die Hälfte von demjenigen für die (111)-Ebene im Gebiet mit hoher Absorptionsleistung und 1/6 im Gebiet mit geringer Absorptionsleistung ist. Durch Durchführung eines Experiments unter Verwendung der Pumpsondenmessung, die in der Literaturstelle [7] gezeigt ist, wurde bewiesen, daß die von den Erfindern durchgeführte Berechnung korrekt war.
  • In dem Experiment wurde der Wert durch Endpumpen ermittelt und somit unterscheiden sich die Absolutwerte. Die Relativwerte von Daten des Experiments, die in 8 gezeigt sind, stimmen jedoch im wesentlichen mit einer in 7 gezeigten theoretischen Kurve überein und stimmen mit den in den Literaturstellen [5] und [6] gezeigten Kurven nicht überein.
  • Obwohl einer der beiden Fehler in den Theorien in den Literaturstellen [5] und [6], beinhaltend, daß θ mit Φ für eine von (111) verschiedene Ebene nicht zusammenfällt, vorangehend aufgezeigt wurde, wurde die Abhängigkeit der Depolarisation nur für die (100)-Ebene korrekt berechnet (siehe Literaturstellen [8] und [9]). Die vorliegenden Erfinder haben jedoch herausgefunden, daß die Depolarisation erheblich reduziert werden kann, indem ein (110)-geschnittener Stab unter der Bedingung verwendet wird, daß ra kleiner als r0 ist.
  • Wie in 4 gezeigt, ist θ nahe an Φ, wenn r so groß wie r0 ist. Mit anderen Worten sind die Eigenvektoren an den jeweiligen Punkten nahezu in die radiale und tangentiale Richtung gerichtet.
  • Mit anderen Worten ist θ bei beliebigem Φ dicht an 0° oder 90°, wenn r klein ist. Dies bedeutet, daß alle Eigenvektoren in den Richtungen der x-Achse und y-Achse-Richtungen linear ausgerichtet sind. Wenn die Polarisationsrichtung dicht an der Richtung der x-Achse oder y-Achse ist, kann mit dieser Eigenschaft ein Strahl mit kleinerem Radius als der Stabradius durch den Stab nahezu ohne Depolarisation geleitet werden.
  • 9 zeigt ein Beispiel für die Abhängigkeit von Depolarisation von der absorbierten Pumpleistung, wenn ra = r0/4 ist. Obwohl der Betrag der Depolarisation in der (100)-Ebene nur die Hälfte von demjenigen für die (111)-Ebene ist, ist Δn selbst auf ungefähr 1/50 von derjenigen für die (111)-Ebene reduziert, obwohl die (110)-Ebene größer als die (111)-Ebene ist. Ein derartiger Zustand kann durch Steuern der Strahlgröße durch eine Apertur (Öffnung) im Falle eines gleichförmigen Pumpens realisiert werden.
  • Andererseits kann im Falle von Endpumpen dieser Zustand leicht erfüllt werden, da der fokussierte Pumpstrahl selbst eine Rolle als eine Verstärkungsapertur spielt. Derselbe Zustand kann auch mit Verbundmaterial, wie das Verbundmaterial, in dem dotierter YAG von undotiertem YAG umgeben ist, realisiert werden.
  • Als Schlußfolgerung wurden Fehler in den Berichten in den Literaturstellen [5] und [6] nicht nur anhand der Theorie sondern auch anhand des Experiments bewiesen, und es hat sich herausgestellt, daß die Depolarisation wesentlich reduziert werden kann, indem die (100)- und (110)-Ebenen verwendet werden. Insbesondere durch Verwendung des (110)-geschnittenen Kristalls in Kombination mit einem Strahl mit kleinem Radius kann die Depolarisation um mehr als eine Größenordnung kleiner als in dem Fall reduziert werden, in dem ein (111)-geschnittener Kristall verwendet wird.
  • In dieser Anordnung kann die Depolarisation durch Wirkung von thermischer Doppelbrechung in einem Y3Al5O12-Laser durch die Verwendung des in den von der (111)-verschiedenen Richtungen ohne Kompensation wesentlich reduziert werden. Durch Verwendung des (110)-geschnittenen Kristalls kann die Depolarisation auf den Wert 1/10 oder niedriger im Vergleich mit dem Fall reduziert werden, in dem der (111)-geschnittene Kristall in dem verwandten Gebiet verwendet wird.
  • In der obengenannten Ausführungsform ist der YAG-Laser als ein Beispiel beschrieben worden. Sie ist jedoch nicht auf den YAG-Laser beschränkt, sondern kann bei optischen Vorrichtungen verwendet werden, die andere Kristalle in einem Äqui-Achsen-Kristallsystem verwenden, und kann die Depolarisation dieser optischen Vorrichtungen auch reduziert werden.
  • Die vorliegende Erfindung ist nicht auf die obengenannten Ausführungsformen beschränkt und auf der Grundlage des Schutzbereiches der vorliegenden Erfindung können zahlreiche Modifikationen vorgenommen werden und sind sie nicht aus dem Schutzbereich der Erfindung ausgeschlossen.
  • Wie oben im Detail beschrieben, werden gemäß der vorliegenden Erfindung die folgenden Wirkungen erzielt:
    • (A) Die Wirkung der thermischen Doppelbrechung kann verringert werden, indem nur eine von der Richtung der (111)-Achse verschiedene Richtung als die Richtung der Strahlausbreitung ausgewählt wird.
    • (B) Die Wirkung der thermischen Doppelbrechung kann wesentlich reduziert werden, indem eine Probe mit (100)- oder (110)-Schnitt verwendet wird.
    • (C) Die Depolarisation kann um mehr als eine Größenordnung speziell bei Verwendung des Mediums mit (110)-Schnitt ohne Kompensation im Vergleich mit dem Fall reduziert werden, in dem ein Medium mit (111)-Schnitt verwendet wird.
  • Gewerbliche Anwendbarkeit
  • Die optische Vorrichtung gemäß der vorliegenden Erfindung kann die Wirkung von thermischer Doppelbrechung erheblich verringern, indem die (110)-Richtung des Kristalls als die Richtung der Strahlausbreitung ausgewählt wird, und ist für einen Festkörperlaser geeignet, der ein thermisches Problem lösen kann.

Claims (3)

  1. Festkörperlaser, umfassend einen (110)-geschnittenen Kristallstab mit Radius r0, wobei der Laser betreibbar ist, um einen Strahl mit Radius ra sich durch den Stab ausbreiten zu lassen, wobei ra < r0 ist.
  2. Festkörperlaser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß ra = r0/4 ist.
  3. Festkörperlaser nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Kristallstab ein Verbundmaterial umfaßt, in dem dotiertes YAG von undotiertem YAG umgeben ist.
DE60217410T 2002-02-01 2002-08-08 Optisches element Expired - Fee Related DE60217410T2 (de)

Applications Claiming Priority (3)

Application Number Priority Date Filing Date Title
JP2002025040 2002-02-01
JP2002025040A JP3585891B2 (ja) 2002-02-01 2002-02-01 レーザー素子
PCT/JP2002/008114 WO2003065519A1 (fr) 2002-02-01 2002-08-08 Element optique

Publications (2)

Publication Number Publication Date
DE60217410D1 DE60217410D1 (de) 2007-02-15
DE60217410T2 true DE60217410T2 (de) 2007-04-19

Family

ID=27654512

Family Applications (1)

Application Number Title Priority Date Filing Date
DE60217410T Expired - Fee Related DE60217410T2 (de) 2002-02-01 2002-08-08 Optisches element

Country Status (8)

Country Link
US (1) US20050117085A1 (de)
EP (1) EP1478061B1 (de)
JP (1) JP3585891B2 (de)
KR (1) KR100642954B1 (de)
CN (1) CN1326296C (de)
CA (1) CA2474966A1 (de)
DE (1) DE60217410T2 (de)
WO (1) WO2003065519A1 (de)

Families Citing this family (9)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
US20050058165A1 (en) * 2003-09-12 2005-03-17 Lightwave Electronics Corporation Laser having <100>-oriented crystal gain medium
DE102006049846A1 (de) * 2006-10-23 2008-05-08 Schott Ag Anordnung sowie ein Verfahren zur Vermeidung der Depolarisation von linear-polarisiertem Licht beim Durchstrahlen von Kristallen
JP2008141187A (ja) * 2006-11-09 2008-06-19 Matsushita Electric Ind Co Ltd 窒化物半導体レーザ装置
AU2007332146A1 (en) * 2006-12-15 2008-06-19 Ellex Medical Pty Ltd Laser
JP6281935B2 (ja) 2013-10-25 2018-02-21 大学共同利用機関法人自然科学研究機構 Ｑスイッチレーザー装置
JP6456080B2 (ja) 2014-09-18 2019-01-23 株式会社トプコン レーザ発振装置
CN104701722B (zh) * 2015-02-14 2018-04-17 苏州国科华东医疗器械有限公司 一种用于中红外激光器提升功率的方法
US20200161506A1 (en) * 2018-11-21 2020-05-21 Osram Opto Semiconductors Gmbh Method for Producing a Ceramic Converter Element, Ceramic Converter Element, and Optoelectronic Component
LT6781B (lt) 2019-03-20 2020-11-25 Uab "Ekspla" Depoliarizacijos kompensatorius

Family Cites Families (7)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
JP3201427B2 (ja) * 1992-06-01 2001-08-20 日本電信電話株式会社 ガーネット結晶膜の製造方法
CN1023744C (zh) * 1992-07-28 1994-02-09 国营第七○六厂 一种大功率固体激光器
JPH06147986A (ja) * 1992-11-12 1994-05-27 Sadao Nakai 複屈折分布測定方法
US5585648A (en) * 1995-02-03 1996-12-17 Tischler; Michael A. High brightness electroluminescent device, emitting in the green to ultraviolet spectrum, and method of making the same
JP3557011B2 (ja) * 1995-03-30 2004-08-25 株式会社東芝 半導体発光素子、及びその製造方法
US5851284A (en) * 1995-11-21 1998-12-22 Nippon Telegraph And Telephone Corporation Process for producing garnet single crystal
JP2743901B2 (ja) * 1996-01-12 1998-04-28 日本電気株式会社 窒化ガリウムの結晶成長方法

Also Published As

Publication number Publication date
EP1478061B1 (de) 2007-01-03
DE60217410D1 (de) 2007-02-15
JP3585891B2 (ja) 2004-11-04
WO2003065519A1 (fr) 2003-08-07
US20050117085A1 (en) 2005-06-02
CN1623256A (zh) 2005-06-01
KR20040088489A (ko) 2004-10-16
EP1478061A4 (de) 2005-04-27
CN1326296C (zh) 2007-07-11
EP1478061A1 (de) 2004-11-17
JP2003229619A (ja) 2003-08-15
KR100642954B1 (ko) 2006-11-10
CA2474966A1 (en) 2003-08-07

Similar Documents

Publication Publication Date Title
DE3144396C2 (de)
DE112007002855B4 (de) Festkörperlaser und Wellenlängenumwandlungslaser
DE102005056697A1 (de) Festkörperlaser-Generator
DE112013003486T5 (de) Reduzierung der spektralen Bandbreite von Lasern
DE60217410T2 (de) Optisches element
DE102012106948A1 (de) Femtosekundenlaservorrichtung unter Verwendung eines optischen Laserdioden-Pumpmodul
DE102008052475A1 (de) Polarisationskoppler
DE60304564T3 (de) Verbessertes optisches Pumpen von Materialien mit polarisationsabhängiger Absorption
DE4090197C2 (de) Festkörperlaservorrichtung
EP1722449B1 (de) Verwendung eines Scheibenlasers zur Kristallisation von Siliziumschichten
DE2606526A1 (de) Optische parametrische einrichtung
DE112016007396T5 (de) Sättigbarer Absorptionsspiegel aus Verbundstruktur
DE102007023298A1 (de) Polarisationsverfahren für Diodenlaseranregung von Festkörperlasern
DE2700045C2 (de) Ringresonator für sich in einem durch Reflektoren bestimmten, in sich geschlossenen Ausbreitungsweg ausbreitende elektromagnetische Wellen
DE1234340C2 (de) Anordnung zur verbesserung der monochromasie eines optischen senders oder verstaerkers fuer kohaerente elektromagnetische strahlung
DE102014009142A1 (de) Verfahren und Vorrichtung zur Ansteuerung eines akustooptischen Bauteils
DE1614648B2 (de) Optischer Sender
DE102017120540B4 (de) Selektiver verstärker
DE1192743B (de) Anordnung zur Steuerung eines optischen Senders mit einem Kristall als selektiv fluoreszentem Medium
DE102018001667A1 (de) Anordnungen zur Erzeugung von frequenzkonvertierten Strahlen mit Top-hat-Intensitätsprofil
DE10302889A1 (de) Harmonischer Generator mit verlängerter Lebensdauer
DE4415511B4 (de) Laseranordnung zur Kompensation der Doppelbrechung und der Bifokussierung in Lasermedien
EP2425504A1 (de) Laserverstärkersystem
WO2016096973A1 (de) Optisch parametrisches verstärkersystem
DE4220933C2 (de) Diodengepumpter Festkörperlaser

Legal Events

Date Code Title Description
8364 No opposition during term of opposition
8339 Ceased/non-payment of the annual fee