JPH03256383A - 固体レーザー発振器 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】 以下の順序で本発明を説明する。

Ａ、産業上の利用分野 Ｂ　発明の概要 Ｃ従来の技術 Ｄ　発明が解決しようとする課題 Ｅ　課題を解決するための手段 Ｆ　作用 Ｇ　実施例 Ｇ１　実施例１　（第１図及び第２図〉Ｇ２実施例２　
（第３図） Ｇ３実施例３（第４図） Ｇ４実施例４．５（第５図〉 Ｇｓ実施例６（第６図〉 Ｇ、実施例７（第７図） Ｇ７実施例８〜１０（第８図） Ｇ・実施例１１〜１２〈第９図） Ｈ発明の効果 八　産業上の利用分野 本発明は光学式（光磁気式〉記録再生装置等に適用して
好適な固体レーザー発振器に関する。

Ｂ　発明の概要 本発明は、モードと異にする第１及び第２のレーザービ
ームを出射するレーザー媒質と、そのレーザー媒質から
の第１及び第２のレーザービームが入射して、その各周
波数の和又は差の周波数の出力レーザービームを出射す
る非線形光学素子とを備えた光共振器を有する固体レー
ザー発振器において、第１及び第２のレーザービームを
空間的に分離する光学的分離手段を設けたことにより、
モードを異にする第１及び第２のレーザービームをレー
ザー媒質中で空間的に分離して発振できるようにすると
共に小型化が容易で、且つ、大出力の固体レーザー発振
器を得ることができるようにしたものである。

Ｃ従来の技術 従来、固体レーザー発振器の共振器内に発生する基本波
レーザー光に対して２倍の周波数を有する第２高調波レ
ーザー光を発生させることにより、短波長のレーザー光
を射出し得るようにした固体レーザー発振器が提案され
ている（実開昭４８−９３７８４号公報）。

この種の固体レーザー発振器は、レーザー媒質を含む共
振器内部の非線形光学結晶中において、基本波レーザー
光に対して第２高調波レーザー光を位相整合させること
により、効率良く第２高調波レーザー光を取り出すこと
ができる。

位相整合を実現する方法としては、基本波レーザー光及
び第２高調波レーザー光間にタイプＩ又はタイプ■の位
相整合条件を威り立たせるようにする。

タイプＩの位相整合は、次式、 ｎｏ（２ｗ）　＝　　　（ｎｏ（ｗ）　＋ｎｏ（ｗ）　
）・・・・（１）のように、基本波レーザー光の常光線
を利用して、同一方向に偏向した２つの光子から周波数
が２倍の１つの光子を作るような現象を生じさせること
を原理とするもので、基本波レーザー光の偏向方向を、
例えば偏向型ビームスプリフタ等の偏向素子を用いて非
線形光学結晶素子の方向に合わせるように偏向させて入
射させるようにすれば、原理上非線形光学結晶素子から
射出した基本波レーザー光の偏波成分（ｐ波成分及びＳ
波成分）（これを固有偏光と呼ぶ）の位相変化を生じさ
せないようにでき、かくして共振器内部において共振動
作する基本波レーザー光によって第２高調波レーザー光
の発生動作を安定に継続させることができる。

これに対してタイプ■の位相整合は、互いに直交する２
つの基本波固有偏光を非線形光学結晶素子に入射するこ
とにより、２つの固有偏光についてそれぞれ位相整合条
件を成り立たせるようにするもので、次式 ％式％（２） のように、基本波レーザー光は非線形光学結晶素子の内
部において常光線及び異常光線に分かれて第２高調波レ
ーザー光の異常光線に対して位相整合を生じる。

なお（１）及び（２）式において、ｎ　、　（ｗ）及び
ｎ　、　（ｗ）は、基本波レーザー光（周波数ｆ　＝Ｗ
）における常光線及び異常光線に対する屈折率、１’ｌ
＋（２ｗ）　　及びｎｓ（１ｗ）　　は第２高調波レー
ザー光（周波数ｆ＝２Ｗ）における常光線及び異常光線
に対する屈折率である。

次に、第１０図を参照して、共振器内に、タイプ■の位
相整合を行なう非線形光学素子を配した従来の固体レー
ザー発振器［ｒＬａｒｇｅ−Ａｍｐｌｉｔｕｄｅｆｌｕ
ｃｔｕａｔｉｏｎｓ　ｄｕｅ　ｔｏ　ｌｏｎｇｉｔｕｄ
ｉｎａｌ　ｍｏｄｅ　ｃｏｕｐｌｉｎｇｉｎ　ｄｉｏｄ
ｅ−ｐｕｍｐｅｄ　　１ｎｔｒａｃａｖｉｔｙ−ｄｏｕ
ｂｌｅｄ　Ｎｄ：ＹＡＧｌａｓｅｒｓ　Ｊ　、Ｔ、Ｂａ
ｅｒ著、Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　０ｐｔｉｃａｌ　５ｏ
ｃｉｅｔｙｏｆ　Ａｍｅｒｉｃａ社発行、％ｉｏ１．３
　、Ｎｏ、９／Ｓｅｐｔｅｍｂｅｒ１９８６／Ｊ、Ｏｐ
ｔ、Ｓｏｃ、　Ａｍ、Ｂ、の第１１７５頁から第１１フ
６（１）はレーザーダイオードで、このレーザーダイオ
ード（１）は波長８０８ｒ＋ｍ，出力２００ｍ　Ｗのレ
ーザー光を出力する。このレーザーダイオード（１）か
らの発散レーザー光が、コリメータレンズ（凸レンズ）
（１４〉によって平行光線にされた後、対物レンズ（１
５〉によって集光される。

（４）は上述したＹＡＧから成るレーザー媒質としての
レーザーロッドで、レンズ（１５）側の後端面に蒸着処
理されて懲戒されたグイクロイックミラーＤが設けられ
ている。尚、このグイクロイックミラーＤは、レンズ（
１５〉側の方向からの入射光を透過し、これに反対側、
即ち、レーザーロッド（４）の前端面側方向からの入射
光は反射するものである。

一方の前端面ば、集光レンズ効果をもつ曲面と戒ってい
る。

レンズ（１５〉からの集束光は、レーザーロッド（４）
内に入射（光ポンピング〉して、点ｐで焦点を結ぶ。か
くすると、レーザーロッド（４）から１０６４１１１１
の波長の赤外光が出力される（以下、この１０６４ｎ＋
ｎの赤外光を基本波光と称する）。（６）はｋ　Ｔ　Ｐ
　（ｋＴｉＯＰＯａ）（光学軸を１つもつ一軸結晶）か
ら戒る非線形光学結晶素子で、−辺が５１１ＩＩ１１の
立方体である。

この光学素子（６）は、入射光の波長が１１０６４ｎの
場合で、およそ０．５％はどの入射損失を有する。又、
この光学素子は、５３２ｒ＋＋ｎ及び１０６４ｎωの波
長の光を透過すると共に、基本波光（１０６４ｎｍ　）
と第２高調光（出力光）　（５３２ｒ＋ａ＋）の位相整
合を行う（タイプ■の整合）。（３）は、凹面鏡、即ち
、グイクロイック凹面ミラーで、１１０６４ｎの波長の
光〈基本波光と称する〉に対しては高い反射￥！　（９
９，９％〉を有し、５３２ｎｆｆｌの波長の光に対して
は高い透過率（９８％）を有する。

レーザーロッド（４）からの基本波光は、キャビティ、
即ち、レーザーロッド（４）の後端面に形成されたグイ
クロイックミラーＤ及び凹面鏡（３）間（その間の長さ
は６０１１１ｆｆｌ）を往復進行する。そして、往復進
行するに従い、引き込み現象により、その往復光の位相
がそろいながら増幅され（誘導放出）、レーザー光の発
振、即ち、５６２ｎｌｌｌの波長の可視光の発振となる
。この発振した５６２ｎｌｌｌの波長の可視光、いわゆ
るＳ　ＨＧ（Ｓｅｃｏｎｄ　）Ｉａｒｍｏｎｉｃ　Ｇｅ
ｎｅｒａｔｉｏｎ）（第２高調波光又は倍調波光という
）グリーンレーザー光の出力レベルは略５〜１０ｍＷで
ある。

上述のレーザーロッド（４）からの光ポンピングによっ
て出力された基本波光は、光学素子（６）の面に対して
垂直に入射する。この入射した基本波光は、この進行方
向に垂直な面内で互に直角方向に振動する二つの直線偏
光成分（尚光線及び異常光線）に分けられる。従って、
レーザーロッド（４）から出力された基本波光は、キャ
ビティ　（共振器）内の空間を往復進行して、光学素子
（６）を通過するたびに、直交する固有偏光（異常光成
分でなる偏光及び常光成分でなる偏光）の位相がずれる
ことによって、カップリングが生じて、この２つの偏光
間にエネルギーのやりとりが生じるので、この異常光及
び常光成分の出力が時間的に変動し、ノイズが生じる。

従って、波長が５６２１ｍのレーザー光を得られるよう
な安定、且つ、強い共振状態を形成できなくなり、この
５６２１１＋１１の波長のレーザー光への共振波光から
の変換効率は低いことになる。

上述したように、第９図の従来例において、タイプ■の
位相整合条件を用いて第２高調波レーザー光を発生させ
ようとする場合、基本波レーザー光が非線形光学結晶素
子を繰り返し通るごとに基本波レーザー光の固有偏光の
位相が変化するため、第２高調波レーザー光の発生を安
定に継続し得なくなるおそれがある。

即ち、レーザー媒質において発生された基本波レーザー
光が共振動作によって非線形光学結晶素子を繰り返し通
過するごとに、直交する固有偏光（すなわちｐ波成分及
びＳ波成分）の位相がそれぞれずれて行けば、共振器の
各部において基本波レーザー光が効率良く互いに強め合
うような定常状態が得られなくなることにより強い共振
状態（すなわち強い定在波）を形式できなくなり、結局
基本波レーザー光の第２高調波レーザー光への変動効率
が劣化すると共に、第２高調波レーザー光にノイズを生
じさせるおそれがある。

そこで、タイプ■の位相整合条件を満足する状態におい
て、共振器内部において基本波レーザー光が安定に共振
動作をし得るようにした固体レーザー発振器（レーザー
光源）が、特開平１−２２０８７９号公報に開示されて
いる。

かかる従来の固体レーザー発振器を第１１図を参照して
説明する。尚、第１０図において、第９図と対応する部
分には同一符号を付して説明する。

第１１図において、この固体レーザー発振器は、Ｎｄ：
ＹＡＧを用いたレーザーロッド（レーザー媒質）（４）
を有し、その入射面に対して、レーザーダイオード（１
）から射出された励起用レーザー光がコリメータ（１４
）、対物レンズ（１５〉を通って入射されることにより
、基本波レーザー光ＬＡ（−）　　を発生する。

この基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　は、ＫＴＰ（ＫＴ
ｉＯＰＯ４）からなる非線形光学結晶素子（６）、例え
ば水晶板によって構成された１／４波長板、即ち、複屈
折性素子（１６）を順次通って凹面鏡（グイクロイック
ミラー）（３）の反射面において反射され、再度複屈折
性素子（１６）、非線形光学結晶素子（６）、レーザー
ロッド（４）を順次通ってレーザーロッド（４）の反射
面（グイクロイックミラー）Ｄにおいて反射される。

かくして基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　はレーザ−ロ
ッド媒質（４）の反射面り及び凹面鏡（３）の反射面間
に形成された共振光路を往復するように共振動作し、こ
れにより反射鏡り及び（３）間に共振器が構成される。

ここで複屈折性素子（１６〉は、光の伝播方向に垂直な
面内において、第１２図に示すように、異常光方向屈折
率ｎｓ（？）の方向が、非線形光学結晶素子（６）の異
常光方向屈折率ｎｏ（＠）の方向に対し方位角θ＝４５
°だけ傾くような光軸位置に設定される。

以上の構成において、基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）は共
振光路を通って非線形光学結晶素子（６）を通過する際
に第２高調波レーザー光ＬＡ（２＋１）を発生させ、こ
の第２高調波レーザー光ＬＡ（２Ｗ）が凹面鏡（３）を
通って、出力レーザー光ＬＡｏｖｔ　として送出される
。

この状態において基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　を形
成する各光線は、非線形光学結晶素子（６）に対して方
位角θ＝４５°だけ傾いた方位に設定された複屈折性素
子（１６）を通ることにより、共振器の各部におけるレ
ーザー光のパワーは所定のレベルに安定化される。

第１１図について上述した従来例についての実験結果は
次の通りである。

即ち、レーザーダイオード（１）によってＮｄ：ＹＡＧ
から威るレーザーロッド（４）を励起するようになされ
た共振器内に、Ｋ　Ｔ　Ｐ　（ＫＴｉＯＰＯ４）　から
なる非線形光学結晶素子（６）及び共振器の基本波レー
ザー光ＬＡ（ｗ）　　（波長１．０６Ｃμｍ〕〉の波長
に対して１／４波長板からむる複屈折性素子（１６〉を
挿入した。

この構成において複屈折性素子（１６〉を方位角θ（第
１２図）をθ＝０°の第１の状態（すなわち複屈折性素
子（１６〉の異常光方向の光学軸を非線形光学結晶素子
（６）の異常光方向の光学軸と一致させた状態）と、方
位角θをθ＝４５°に回転させた第２の状態とにおいて
、それぞれ基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　の異常光成
分Ｅ　＠　（ＩＴ）及び常光成分Ｅ。（。、並びに第２
高調波レーザー光ＬＡＢｗ）をそれぞれフォトディテク
タで検出した。

その結果θ＝０＠の第１の状態における基本波レーザー
光ＬＡ（ｗ）　　の異常光成分Ｅｓ（ｗ）及び常光成分
Ｅ　Ｏ（１１）はそれぞれ第１３図Ａ及びＢに示すよう
に、時間ｔの経過に従って不安定な変化を示した。

ここでその変化の仕方は、異常光成分Ｅ　、　（ｗ、及
び常光成分Ｅａ（ｗ）が、互いにモード競合を起こして
いると考えられるような相関性をもっていることが分か
った。

このように、パワーレベルが時間の経過に従って不安定
に変動する基本波レーザー光ＬＡｔｗ）によって発生し
た第２高調波レーザー光ＬＡ（２１１）の出力Ｐ　Ｂｗ
）は第１３図Ｃに示すように、高い周波数成分から低い
周波数成分まで亘ってパワーレベルが大きく変動するよ
うな不安定な変動を呈することがわかった。

これに対して複屈折性素子（１６）の方位角θをθ＝４
５°に設定した第２の状態にすると、基本波レーザー光
ＬＡ（ｗ）　　の異常光成分Ｅ＊（Ｗ）及び常光成分Ｅ
ａ（ＩＴ）は第１４！！ＩＡ及びＢに示すように、夫々
時間ｔの経過に従ってほぼ一定値を呈するように安定化
し、この安定化された基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）によ
って生じた第２高調波レーザー光ＬＡ（２１１１）の出
力Ｐ　（２１１）は第１４図Ｃに示すように略一定値に
安定化することが分かった。

ここで共振光路を通って共振動作する基本波レーザー光
ＬＡ（ｗ）　　は偏光素子等により直線偏光されていな
いので、当該基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）は互いに直交
する２つの固有偏光を基本波モードとなし、さらにその
２モ一ド間での位相関係に相関のないランダム偏光にな
る。

このような基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　によって第
２高調波レーザー光ＬＡ（２１１１）を非線形光学結晶
素子（６）内に発生させると、一般にその出力Ｐ（２ｗ
）は Ｐ　（２Ｗ）　ＱＣｄ２・Ｐ＠（Ｗ）　　・ＰＱ（Ｗ）
　　　　”　”　（３）のように、非線形結晶内の基本
波レーザー光ＬＡ（ＩＴ）の異常光成分の出力Ｐ　＠　
（１１）と常光成分の出力Ｐａ（Ｖ）との積に比例する
ような値になる。ここでｄ２　は比例定数である。

ところが（３）式のように出力Ｐ　（２１１）が異常光
成分の出力Ｐ　ｍ　（ｗ）及び常光成分の出力Ｐ　ａ　
（ｗ）の積で表されるようなときには、２つの固有偏光
（すなわち異常光成分でなる偏光及び常光成分でなる偏
光〉間にカップリングが生じ、２つの偏光間にエネルギ
ーのやりとりが生ずる。

このように非線形光学結晶素子（６）内において２つの
偏光すなわち異常光成分及び常光成分間にエネルギーの
やりとりが生ずると、当該異常光成分及び常光成分の出
力Ｐａ（Ｉｆ）及びＰ　ｏ　（ｗ）が時間ｔの経過に従
って変動し、その結果、非線形光学結晶素子（６）にお
いて発生される第２高調波の出力Ｐ　Ｂｙ）も不安定に
なる。

即ち、複屈折性素子（１６）の方位角θを、θ＝０゜に
設定した構成においては、出力レーザー光ＬＡｏｕｒは
第１５図Ａに示すように実用上使用し得ない程度に大き
なエネルギーのノイズ成分が含まれている。

そのノイズスペクトラムは第１５図Ｂにおいて曲線に１
で示すように、例えば周波数ｆ＝５ｃＭ＆］程度の周波
数で約５３　（ｄＢ］程度のノイズを含んでいることが
分かった。

これに対して複屈折性素子（１６）の方位角θをθ＝４
５°に設定した構成においては、出力レーザー光ＬＡａ
υ丁は第１６図Ａに示すように、実用上ノイズ成分を十
分に抑圧して安定化された信号が得られ、そのノイズス
ペクトラムは第１６図Ｂにおいて曲線に２で示すように
、例えば周波数ｆ＝５（ＭＨｚｌにおいてＳ／Ｎが約８
０　（ｄＢ）程度に改善されていることが分かった。

このような実験結果から、第１１図の固体レーザー発振
器によれば、非線形光学結晶素子（６）内においてタイ
プ■の位相整合条件の下に第２高調波レーザー光ＬＡ（
２１１）を発生させるにつき、複屈性性素子（１６〉の
方位角θをθ＝４５°に設定したことにより、共振器の
共振光路を伝帽する基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　の
２つの伝帽間にカップリング現象を生じさせないように
抑制することができ、その結果第２高調波レーザー光Ｌ
ＡＢｗ）からなる出力レーザー光ＬＡａｕｔを安定化す
ることができる。

かくして、共振器の共振光路内を互いに直交する２つの
固有偏光を基本波モードとなし、さらにその２つのモー
ド間での位相関係に相関のないランダム偏光の基本波レ
ーザー光ＬＡ（ｗ）　　を共振動作させることができる
ので、余分な偏光子を介挿する必要性をなくし得、この
分全体としての構成を一段と簡易化し得る。

第１１図の場合のように、非線形光学結晶素子（６）に
おいてタイプ■の位相整合条件の下に第２高調波レーザ
ー光ＬＡ（２１１）を発生する場合、複屈折性素子（１
６）を方位角θ＝４５°の方位角位置に挿入することに
より、共振動作が安定化するのは、理論上、次の理由に
よる。

すなわち共振器ＣＡＶ内においては次式２式％） （４） （５） ） （６） （７） で表される２つのモードが存在するときのレート方程式
が威り立つ。ここでτ。は共振器の往復時間、τＦは螢
光寿命、α１及びα２はそれぞれ２つのモードにおける
損失係数、ε１　は各モード自身の第２高調波発生に起
因する損失係数、ε、は２つのモード間の和周波発生に
起因する損失係数、βはサチュレーションパラメータ、
Ｇ１゜及びＱ、。

は夫々２つモードにおける小信号ゲイン、Ｉ１　及びＩ
２　はそれぞれ２つのモードにおける光強度、Ｇ１　及
びＧ２はそれぞれ２つのモードにおけるゲイン、β、２
及びβ２．はそれぞれ２つのモードにおけるクロスサチ
ュレーションパラメータである。

このレート方程式に関連して、共振器における不安定の
原因として多重縦モード間のカップリングが原因である
ことを指摘した論文がある。すなわちｒＬａｒｇｅ−＾
ｍｐｌｉｔｕｄｅ　ｆｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓ　ｄｕｅ
　ｔ。

ｌｏｎｇｉｔｕｄｉｎａｌ　ｍｏｄｅ　ｃｏｕｐｌｉｎ
ｇ　ｉｎ　ｄｉｏｄｅ−ｐｕａＩｐｅｄｌｎｔｒａｃａ
ｖｔｔｙ−ｄｏｕｂｌｅｄ　Ｎｄ：ＹＡＧ　Ｌａ５ｅｒ
ｓ　Ｊ　、Ｔ、Ｂａｅｒ著、Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　［
１ｐｔｉｃａｌ　５ｏｃｉｅｔｙ　ｏｆ　Ａｍｅｒｉｃ
ａ社発行、Ｖｏｌ、３　、Ｎｏ、９／Ｓｅｐｔｅｍｂｅ
ｒ１９８６／Ｊ、Ｏｐｔ、Ｓｏｃ。

へｍ、ＢＳ第１１７５頁〜第１１８０頁には、多重縦モ
ード間のカップリングについてのレート方程式が開示さ
れている。

この論文のレート方程式は２つの固有偏光モードにも同
じように適用し得ると考えられ、かくして当該２つの固
有偏光モードについて（４）弐〜（７）式％式％ ところで（４）弐〜（７）式のうち特に（４）式及び（
６）式は２つの固有偏光モードをそれぞれの光強度り及
びｈをもつ乗算項（−２ε２ＩＩＩ２）を含んでおり、
従って、一般に共振器の内部における２つの固有偏光モ
ードの光強度は互いにカップリングした一状態になる。

因に（４）式及び（６）式は、光強度１１（又はｌが変
動すれば、これに応じて光強度１２（又はＩ、）が変動
する関係にあることを表している。

ところがこの乗算項一２εｘ　Ｉ＋　Ｌ　の係数ε２は
、複屈折性素子（１６）の方位角θをθ＝４５°に選定
したときε２＝０になり、これに対して方位角θがθ≠
４５°の場合には係数ε２が０以外の値をもつことを以
下に述べるようにして証明でき、この条件の下では、（
４）式及び（６）式のレート方程式から乗算項一２６．
１．Ｌ　を消去できることにより、（４）式及び（６）
式によって表される共振動作を安定化させることができ
ると考えられる。

先ず方位角θがθ≠４５°の場合の一般的な条件の一例
として、θ＝０°に選定した場合を検討する。

このとき非線形光学結晶素子（６）に入射する光の２つ
の固有偏光の電場ベクトルＥ＋　及びＥ２は、第８図に
示すように、非線形光学結晶素子（６）の常光軸０及び
異常光軸ｅと一致する状態で入射する。

従って１核入射した電場ベクトルＥ、及びＥ２を非線形
光学結晶素子（６）の常光軸０をＸ軸、異常光軸ｅをｙ
軸としてジョーンズベクトルによって表せば になる。ここでジョーンズベクトルは、位相項を省略し
て係数のみによって表示することとする。

このようにすると、共振器ＣＡＶ内の基本波し一ザー光
Ｌ　Ａ　（Ｗ）　　のパワーの時間平均値Ｐ　（ｗ）　
　はＰ　（ｗ） ＝ＩＥ＋Ｍ＋ｌＥｚＭ −Ｐ　ｔ　十Ｐ　２　　　　　　　　　　・・・・（１
０）のように電場の強さＥｌ及びＥ２　の２乗の和とし
て表すことができる。

ここで（Ｅ＋＋Ｅａ）”、Ｅ−１Ｅ？は（Ｅ１＋Ｅ、）
、Ｅ、ＳＥ、の共役ベクトルである。

因に（１０〉式において時間平均値Ｅ−及びＥｌは、乗
算し合う項が強い相関がある値の場合、すなわちＥ、及
びＥ、の場合、その時間平均はＥ、Ｅ−＝　Ｉ　Ｅ、　
Ｉ’ミＰ１　　　・・・・（１１）Ｅ　ｓ　　Ｅ　　ｚ
申　　　た　Ｉ　　Ｅａｌ’　　庄　Ｐ、　　　　　　
　・・　・・　（１２）になる。これに対して、ＥＩＥ
、”及びＥｉＥｌ”の場合は、乗算し合う項によって表
される電場Ｅ＋　及びＥ２　は互いに直交する２つの固
有偏光モードそれぞれの電場成分であり、さらにその２
モ一ド間での位を目関係に相関のないランダム偏光のた
めに互いに相関がなくなり、その結果時間的平均値はＥ
ｌＥｚ　　＝０　　　　　　　　　・・・・（１３）Ｅ
　２　Ｅ　ｔ・　＝０　　　　　　　　・・・・（１４
）のように０になる。

次に第２高調波レーザー光ＬＡ（２１１）の電場Ｅ（１
ｗ）は、タイプ■の位相整合の場合、次式 ％式％（１５） によって表すことができる。ここでｄは非線形光学結晶
素子（６）の非線形変換効率である。

そして第２高調波レーザー光ＬＡ（ａｙ）のパワーの時
間平均値Ｐ（ｆｉｌｌ）は ＝”　ｌ　　Ｅｌ　＋２１　Ｅ２＋２ ＝　ｄ２Ｐ、ｐ、　　　　　　　　　・・・・（１６）
のように２つの固有偏光のパワーＰ１　及びＰ、の積に
よって表すことができる。この場合にも〈１１〉弐〜（
１４）式の関係が戒り立つ。

かくして方位角θがθ＝０°の場合の共振器のパワーは
、（１０）式について表される基本波レーザー光Ｌ　Ａ
　（ｗ）　　についてのパワーＰ　１＋　Ｐ　２　　と
、（１６）式によって表される第２高調波レーザー光Ｌ
Ａ（２１１１）のパワーｄａｄ１Ｆ２　との和になる。

この関係を（４）及び（６）式と比較すると、（４）式
及び（６）式における光強度１１及び工２　は、（１０
）式及び（１６〉式のパワーＰ１　及びＰ２　と同じ意
味をもっており、（４）式は光強度りの項［すなわち（
Ｇ１−α、）１．］と、ＩＩ２の項（すなわち−ε１１
Ｉ”）と、１１及び工２の乗算項（すなわち−２ε２Ｉ
、Ｉ２）とを含み、また（６）式はＩ２　の項（すなわ
ちε、Ｉ！”）と、ＩＩ　Ｉ２の乗算項（すなわち−２
ε２ＩＩＬｄとを含んでいる。

そこで（４）式及び（６）式の和においてＧ１をε、＝
０に設定したとき、（４）式及び（６）式の和は、（１
０）式及び（１６〉式の和と同じ項をもつことになるこ
とが分かる。

このことは、複屈折性素子（７）の方位角θをθ＝０°
に設定することは、（４）弐及び（６）式の一般式にお
いて定数６１をε、＝０に設定したことと等価になるこ
とを意味している。しかしこのように、方位角θをθ＝
０°に選定したとき、２つの基本波モードそれぞれの光
強度１１　及びＩ２の乗算項一２ε２　Ｉ−Ｌはε、≠
０であるので消去できず、従ってこの方位角θ＝０°の
とき（４）式及び（６）式のレート方程式によって表さ
れる共振器の共振動作は安定化できないことになる。

次に第１１ＷＪの固体レーザー共振器において、複屈折
性素子（１６）の方位角θをθ＝４５°に設定すると、
このことは、第１８図に示すように、共振器内の基本波
レーザー光Ｌ　Ａ　（ｗ、　　の固有偏光Ｅ＋　及びＥ
２が、非線形光学結晶素子（６）の常光軸０及び異常光
軸ｅに対してθ＝４５°だけ回転した方位角位置に設定
されることを意味する。このことは以下に述べる関係か
ら（４７）式によって証明される。

その結果固有ベクトルＥ１　及びＥ２　は次式のような
ジョーンズベクトルによって表すことができる。

そこで共振器ＣＡＶの基本波レーザー光ＬＡ（、。

のパワーＰ　（ｗ）　　の時間平均値Ｐ　（ｗ）　　は
、（１０〉弐〜（１４）式について上述したと同様にし
てＰｔｗｔ　　＝　（Ｅ＋＋Ｅ２）（Ｅ＋十Ｅａ）”＝
　Ｅｔ　Ｅ　１”十Ｅ２　Ｅ　ｚ’″＋Ｅ＋　Ｅ　、”
＋　Ｅ２　Ｅｌ＝　　Ｅｌ　　”＋　　Ｅ２　　” ＝Ｐ＋＋Ｐａ　　　　　　　　　　・・・・（１９）の
ように表すことができる。

これに対してタイプ■の位相整合条件の下に発生する第
２高調波レーザー光ＬＡ（ｍＷ）の電場ＥＢｗ）は常光
軸０及び異常光軸ｅの成分を基準にして次式 ＝　−ｄ　（Ｅ＋２十Ｅ２’）・・・・（２０〉２ になる。

この（２０）式から第２高調波レーザー光ＬＡ（２ｗ）
のパワーＰ　（ｚｗ）の時間平均値Ｐ（２’ｌ）は＝　
　　ａ”（Ｅ＋　　４＋　　　Ｅ２４） のように表すことかできる。ここで、 Ｅ、”Ｅｌ”　＝　ｌ　Ｅ、ｌ’−Ｐ、２Ｅ２２Ｅ２”
″”　＝　Ｉ　Ｅ２１’ｘｐｉ’Ｅ　１”　Ｅ　ｚ”　
＝　Ｏ Ｅ２’Ｅ＋”　＝０ である。

・・・・（２１） ・・・・（２２） ・・・・（２３） ・・・・（２４） ・・・・（２５） 互いに強い相関をもつＥｌ　及びＥｌｓ並びにＥ２及び
Ｅｌを乗算した式をもっているので、その時間平均値は
０にならずにパワーＰｌ　及びＰ２　の２乗になる。

これに対して、電場Ｅ、ＳＥ、”及びＥ２　、Ｅ　Ｉ”
は互いに直交する２つの固有偏光モードの各々の電場成
分であり、さらにその２モ一ド間での位相関係に相関の
ないランダム偏光のために互いに相関がないことに基づ
いて、Ｅ　Ｉ　”　Ｅ　２”２の項及びＥｌ２　Ｅ　、
１１＋２　の項の時間平均値は０になる。

このように、複屈折性素子（１６）の方位角θをθ＝４
５°に設定したときの基本波レーザー光ＬＡ（−）のパ
ワーＰ　（Ｖ）　　の時間平均値Ｐ　（１１）　　（（
１９）式）と、第２高調波レーザー光ＬＡ（２ｗ）のパ
ワーＰ（２１１１）のの時間平均値Ｐ　（２１１）　（
（２１）式）の和を（４）式及び（６）式の和と比較し
てみると、（４）式及び（６）式において光強度１１　
及びＩ２の乗算項の係数ε、をε、＝０と置いたとき（
１９）弐及び（２０）式の和の各項が（４）式及び（６
）式の和の各項と１対１の関係で対応することが分かる
。

このことは、第１１図の複屈折性素子（１６）の方位角
θをθ＝４５°に設定したことは、一般式として表され
ている（４）弐及び（６）式において係数ε２をε２＝
０と置いたことと等価であることを意味している。そし
てこのような条件を設定できれば、（４）式及び（６）
式において２つの基本波モードそれぞれの光強度り及び
工２　との積で表される項が生じないようなレート方程
式で表される共振状態が得られることにより、２つの基
本波モードそれぞれの光強度工、及び１２間の第２高調
波発生を通じてのエネルギーの授受を生じさせないよう
にでき、かくして基本波レーザー光Ｌ　Ａ　（ｗ）　　
に従って第２高調波レーザー光ＬＡ（２１）を安定化す
ることができると考えられる。

このような条件は、複屈折性素子（１６〉として、方位
角θがθ＝４５°でありかつ光が通過する際に生ずる位
相量ΔがΔ＝９０°であるものを選定することにより成
り立たせることができる。

すなわち第１９図に示すように、基本波レーザー光Ｌ　
Ａ　（ｗ）　　が非線形光学結晶素子（６）を通過する
際に複屈折によって位相量δだけ位相がずれるとすれば
当該偏光状態は次式 ％式％（２６ のようにジョーンズマトリクスＣ（δ）によって表すこ
とができる。

また複屈折性素子（１６）を方位角θだけ回転させたこ
とにより基本波レーザー光ＬＡ（ｖ）　　が受ける偏光
状態は次式 ％式％（２７ のようにジョーンズマトリクスＲ（θ）として表シこと
ができる。

さらに複屈折性素子（１６）によって基本波レーザー光
ＬＡ（ｗ）　　が位相量Δだけ旋光されるような偏光状
態を次式 ・・・・（２８） のようにジョンズマトリクスＣ（Δ）によって表すこと
ができる。

そこでレーザーロッド（４）から射出した基本波レーザ
ー光ＬＡ（ｗ）　　が順次非線形光学結晶素子（６）、
複屈折性素子（１６）を通って凹面鏡（３）の入射面に
入射し、当該入射面によって反射されて再度複屈折性素
子（１６）、非線形光学結晶素子（６）を通ってレーザ
ーロッド（４）側に射出するまでの偏光状態の変化は次
式 ％式％）（） （２９） で表されるジョーンズマトリクスＭによって表現し得る
。

（２９〉式に〈２６〉弐〜（２８〉式を代入すれば、当
該光学系の偏光状態を表すマトリクスＭは次式％式％（
３０ ここで（２９）式の右辺第２項〜第５項のジョーンズマ
トリクスをマトリクスＭ１として演算すれば、Ｍ１＝Ｒ
（θ）Ｃ（Δ）Ｃ（Δ）Ｒ（−〇）＝Ｒ（θ）Ｃ（２Δ
）Ｒ（−〇） ・・・・（３１） になり、この演算結果を（２９）式に代入すれば、Ｍ＝
Ｃ（δ〉　・Ｍｌ・Ｃ（δ） ・・・・（３２〉 が得られる。

ここで偏光状態を表すマトリクスＭを と置き、固有ベクトルＸに対する固有値λを求める。

ＭＸ＝　λＸ を満足する固有値λは、次式、 ・・・・（３４） で表される行列式を満足するはずであるから、これを開
けば （Ａ−λ）（Ｄ−λ）−ＢＣ＝０　　　・・・・（３６
）λ’−（Ａ十〇）λ＋ＡＤ−ＢＣ＝０ ・・・・（３７） のようにλについての２次方程式を解けば良いこ・・・
・（３８） になる。

ここでＡ＋Ｄは（３２）式及び（３３）式よりＡ　十Ｄ
　＝ｅｘｐ（ｉδ）　（ｃｏｓΔ＋１ｓｉｎΔＣ０８２
θ）＋ｅｘｐ（−ｉ　　δ）（ｃｏｓΔ−１ｓｉｎΔＣ
０８２θン＝２ＣＯ８ａｃｏｓＡ ＋１ｓｉｎΔｃｏｓ２θ（２ｉｓｉｎδ）＝　’ｌ　（
ｃｏｓδｃｏｓΔ−５ｉｎδｓｉｎΔＣＯ５２θ）・・
・・（３９〉 のように整理し得、またＡＤ−ＢＣは次式％式％ （４０ のように整理し得る。

そこで（３９）弐及び（４０）式を（３８）式に代入す
れば、固有値λは λ＝　−（ｃｏｓ　ａ　ｃｏｓΔ−５ｉｎδｓｉｎΔｃ
ｏｓ２θ）・・・・（４１） になる。

そこで固有ベクトルＸはそのｘｔ分をｘ＝１と置けば、
次式のように表すことができる。

ところで第１１！！ｌの固体レーザー発振器において複
屈折性素子（１６）の方位角θはθ＝４５°に選定され
、かつ複屈折性素子（１６〉の位相角ΔはΔ＝９ｏ°に
選定されている。

そこで（３２〉式及び（３３）式に θ＝４５°　　　　　　　　　　　・・・・〈４３）Δ
＝９０°　　　　　　　　　　　・・・・（４４）を代
入すると、偏光状態を表すマトリクスＭはになると共に
、固有値λは（４１）式からλ＝±ｉ　　　　　　　　
　　　・・・・（４６）になり、結局固有ベクトルＸは として求めることができる。

このような結果から、　（４３）弐及び（４４）式につ
いて上述したように、方位角θをθ＝４５°に設定し、
しかもその位相量ΔをΔ＝９０°に設定すれば、このこ
とは、共振器ＣＡＶ内の基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　
　の固有偏光ベクトルＥｌ　及びＥ、が、非線形光学結
晶素子（６）にレーザー媒質２側から入射する時、非線
形光学結晶素子（６）の常光軸Ｏ及び異常光軸ｅに対し
て４５°だけ回転した方位に設定されることを意味する
。

以上のように理論的に検討した結果、複屈折性素子（１
６〉の方位角θをθ＝４５°に特定したことにより共振
器ＣＡＶの基本波レーザー光ＬＡ（ｗ）　　従って第２
高調波レーザー光ＬＡ（ｚｗ）を安定化し得ることが分
かる。

Ｄ　発明が解決しようとする課題 ところで、上述した、第１１図の従来の固体レーザー発
振器は、キャビティ間に新たな素子（３３１１図におけ
る複屈折性素子（１６））を加えることになるので、そ
のために変換効率が低下する可能性が大と戒り、又、複
屈折性素子の方位の調整の必要性が有り、縦マルチモー
ド発振時に不安定な動作となる。

かかる点に鑑み、本発明は、モードを異にする第１及び
第２のレーザービームをレーザー媒質中で空間的に分離
して発振できるようにすると共に、小型化が容易で、且
つ、大出力のレーザー光源を得ることのできる固体レー
ザー発振器を提案しようとするものである。

Ｅ　！！題を解決するための手段 本発明は、モードを異にする第１及び第２のレーザービ
ームを出射するレーザー媒質（４ａ）、　（４ｂ）と、
そのレーザー媒質（４ａ）、　（４ｂ）　からの第１及
び第２のレーザービームが入射して、その各周波数の和
又は差の周波数の出力レーザービームを出射する非線形
光学素子（６）とを備えた光共振器（３ａ）。

（３ｂ）、　（３ｃ）　を有する固体レーザー発振器に
おいて、第１及び第２のレーザービームを空間的に分離
する光学的分離手段（５）を設けたものである。

Ｆ　作用 上述せる本発明によれば、レーザー媒質（４ａ）。

（４ｂ）がモードと異にする第１及び第２のレーザービ
ームを出射し、そのレーザー媒質（４ａ）、　（４ｂ）
からの第１及び第２のレーザービームが入射して、その
各周波数の和又は差の周波数の出力レーザービームを非
線形光学素子（６）が出射すると共に、光学的分離手段
（５）が第１及び第２のレーザービームを空間的に分離
する。

Ｇ　実施例 Ｇ、実施例１ 以下に、第１図を参照して本発明の実施例１を説明する
が、その説明を行う前に、先ず、第２１！ＩＡ及びＢを
参照して、本発明の前提となる原理について簡単に説明
する。

第２図に本発明の前提となる原理を示す。先ず、第２図
Ａは、レーザーロッド（４）で光ポンピングによって、
基本波（その波長は１０６４ｆｌｆｆｌ　）が出力され
た状態を示し、（６）はＫＴＰから戒る非線形光学素子
で、凹面鏡（尚、その曲面はグイクロイックミラーとな
っている）（３）の曲率中心が、図に示す如く、その内
部に置かれるように配置されている。

第２図Ｂは、！２ｔ！ＩＡに示すような状態での非線形
光学結晶素子（６）に入射する基本波の常光成分Ｉ０及
び異常光成分■、の電気ベクトルｏ、ｅを示す図である
。

この第２図Ａ及びＢから明らかなように、これら二つの
光線１．及び工。は、基本波の進行方向に対し垂直な面
内において、互に直角方向に振動する。尚、０及びｅは
結晶軸を示す。

ここで、例えばレーザーロッド（４）の右側端、即ち、
前端面が蒸着処理によって、グイクロイックミラーが形
成されていた場合を考えてみると、このときの出力レー
ザー光（第２次高調波）の出力をＩ２ｗとすると次のよ
うな式が威り立つ（式（３）参照）。

Ｉ！、＝ｄ”Ｉ。■、　　　　　　・・・・（４８）尚
、ｄは電束密度である。

即ち、１．及び１．の２つの成分、即ち、２つの偏光モ
ードｐ及びＳがキャビティ内でモード競合、即ち、発振
モード間に互いに他のモードの発振を抑圧する方向に働
く相互作用が発生し、これによって、出力レーザー光の
出力Ｉ２ｗが不安定となる。

しかしながら、２つの偏光モードｐ及びＳを結晶軸０及
びＳによらずに空間的に分離するようにすれば、２つの
偏光モードｐとＳのモード間競合を避けることができる
。又、同一偏光モード内の縦マルチモード間にも、第２
高調波発生を通じての損失のカップリングがない。これ
は、式（４８）から明らかなように、同一偏光モードで
の縦モードの強度積はＩ２Ｗに寄与しないからで、従っ
て、縦モード競合の影響を受けない。

さて、上述のように、２つの偏光モードｐとＳを空間的
に分離するようにした実施例１を第１図を参照して説明
する。

第１図において、矢印で示すｐは、ｐ方向の偏光を示し
、円で示すＳは、Ｓ方向の偏光を示しく紙面に対して垂
直方向〉、矢印で示す０は、結晶軸である。

（ｌａ）、　（ｌｂ）はレーザーダイオードである。（
２ａ）。

（２ｂ）は対物レンズ（凸レンズ〉で、その焦点は夫々
Ｎｄ：ＹＡＧからなるレーザーロッド（４ａ）、　（４
ｂ）に合わされている。（３ａ）、　（３ｂ）及び（３
Ｃ〉は凹面鏡で、共にグイクロイック凹面ミラーである
。

（５）は偏光ビームスプリッタである。この偏光ビーム
スプリッタ（５）は、ｐ方向の偏光に対しては略１００
％の透過率を有し、Ｓ方向の偏光に対しては略１００％
の反射率を有する。又、（６）はＫＴＰから戒る非線形
光学結晶素子である。

このような偏光ビームスプリッタ（５）を配することに
より、凹面鏡（３ａ）及び（３ｃ）間並びに（３ｂ）及
び（３Ｃ）間で夫々、ｐ偏光モード及びＳ偏光モードが
発振する。

このとき共振器内の非線形光学結晶素子（６）の０軸或
いはｅ軸をｐ又はＳ方向の偏光に平行と戒るように配す
ると、レーザー光の出力は式（４８〉で示す如く威る。

かかる固体レーザー発振器では、レーザーダイオード（
ｌａ）からのレーザー光は、対物レンズ（凸レンズ）　
（２ａ）によって集光せしめられ、このポンピング用レ
ーザー光が、凹面鏡（３ａ）を通過して、レーザーロッ
ド（４ａ〉内に焦点を結ぶように入射し、これによって
、レーザーロッド（４ａ）からｐ偏光の基本波レーザー
光が発生して、これが偏光ビームスプリッタ（５）を通
じて、非線形光学結晶素子（６）に入射し、その際、こ
の非線形光学結晶素子（６）で第２高調波光が発生し、
この第２高調波光が凹面鏡（３Ｃ）に入射し、ここで反
射し、その反射光が、非線形光学結晶素子（６）、偏光
ビームスプリッタ（５）、レーザーロッド（４ａ）を通
過して、凹面鏡（３ａ）に入射し、これが繰り返される
ことにより、所定の光出力のｐ偏光の第２高調波光が得
られ、その一部の光が出力光として、凹面鏡（３ｃ）を
通過して出力される。

同様に、レーザーダイオード〈１ｂ〉からのレーザー光
は、対物レンズ（凸レンズ）　（２ｂ）によって集光せ
しめられ、このポンピング用レーザー光が、凹面鏡（３
ｂ〉を通過して、レーザーロッド（４ｂ）内に焦点を結
ぶように入射し、これによって、レーザーロッド〈４ｂ
〉から、Ｓ偏光の基本波レーザー光が発生し、これが偏
光ビームスプリッタ（５）で反射されて、その進行方向
が９０°偏光せしめられた後、非線形光学結晶素子（６
）に入射し、その際、この非線形光学結晶素子（６）で
第２高調波光が発生し、この第２高調波光が凹面鏡（３
Ｃ）に入射し、ここで反射し、その反射光が、非線形光
学結晶素子（６）、偏光ビームスプリッタ（５）、レー
ザーロッド（４ｂ）を通過して、凹面鏡（３ｂ）に入射
し、これが繰り返されることにより、所定の光出力のＳ
偏光の第２高調波が得られ、その一部の光が出力光とし
て、凹面鏡（３Ｃ〉を通過して出力される。

かくして、２つの異なる偏光モードの光が２つの異なる
ゲイン領域で発振するため、モード間の競合が発生せず
、安定した出力が得られ、更に、半導体レーザー（レー
ザーダイオード）　（’ｌａ）、　（ｌｂ）で励起する
場合、２か所で励起できるので、第２図Ｂについて示し
た電気ベクトルＩ０及び！、は２倍と威るので、結果と
して４倍の光ビーム出力が得られる。

Ｇ２実施例２ 次に、第３図を参照して本発明の実施例２を説明する。

この第３図の実施例では、レーザーダイオード（ｌａ）
、　（ｌｂ）からのレーザー光は、凸レンズ（２ａ）、
　（２ｂ）　及びグイクロイックミラーと成っている凹
面鏡（７ａ）を通じて、レーザーロッド（４）に入射せ
しめられる。（８）はウオーラストンプリズムで、入射
光をｐ偏光及びＳ偏光に分離する。（６）は非線形光学
結晶素子、（７ｂ〉は（７ａ）と同じ凹面鏡である。

上述のような構成であれば、ｐ及びＳの２つの偏光を空
間的に分離することができる。そして、凹面鏡（７ａ〉
の曲率中心にウオーラストンプリズム（８）を置くこと
により、２枚の凹面鏡（７ａ）、　（７ｂ）　　だけで
、ｐ、ｓの二つのモードを同時に発振させることができ
る。

Ｇ３実施例３ 第４図の実施例３では、第３図の実施例２において、レ
ーザーダイオード（ｌａ）、　（ｌｂ）　　からのレー
ザー光をオプチカルファイバ（９ａ）、　（９ｂ）　　
ｉ；：　夫々入射させ、その出力光を対物レンズ（２ｃ
）で集光して、凹面鏡（７）を通過してレーザーロッド
（４）に入射して、励起するようにした場合である。

Ｇ４実施例４ 第５図Ａの実施例４では、第３図の実施例２において、
２ビームレーザーダイオード（１０）からのレーザー光
を対物レンズ（２）によって集光して、夫々レーザーロ
ッド（４）に入射させるようにした場合である。

Ｇ、実施例５ 第５図Ｂの実施例５は、第３図の実施例２において、２
ビームレーザーダイオード（１０）からのレーザー光を
グイクロイックミラーＤが形成されたレーザーロッド（
４）の曲面を通じて入射させるようにした場合である。

又、図示は省略したが、楕円ビーム（シリンドリカルレ
ンズを用いている）により、同時に励起する方法もある
。

尚、上述の例ではｐ及びＳの二つの偏光モードが平行と
したが、二つのモードがオーバーラツプしていれば、こ
れら２つの偏光モードが平行となる必要はない。

Ｇ６実施例６ 第６図の実施例６では、第３図の実施例２において、非
線形光学結晶素子（６）を凹面鏡（７ａ〉の曲率中心付
近に置くことによって、二つのビームはここで交わるた
めに、ノンコリニアな位相整合を可能とした場合である
。

Ｇ、実施例７ 第７図はの実施例７は、第３図の実施例２において、コ
ア径５０μｍ１クラツド径１２５μｍのオプチカルファ
イバー２本、凸レンズ（２）、凹面鏡（７ａ）。

（７ｂ）、レーザーロッド（４）、非線形光学結晶素子
（６）、ウオーラストンプリズム（８）を用いた例であ
る。第７図Ａは、その共振器の一部を示し、凹面鏡（７
ａ）の曲率半径をＲ１とし、凹面鏡（７ｂ）の曲率半径
をＲ２とし、凹面鏡（７ａ）及び（７ｂ）間をＬ、ウオ
ーラストンプリズム（８）の中心及び凹面鏡（７ｂ）の
曲率中心間をＬｗ　とする。このとき、ウオーラストン
プリズム（８）の分離角を０１とすると、ウオーラスト
ンプリズム（８）により、凹面鏡（７ｂ）の曲率中心は
仮想的にシフトする。即ち、Δ。＝Ｌ、θ、となる。

このΔ０だけシフトした点と、凹面鏡（７ａ）の曲率中
心を結ぶ線上でｐ又はＳ偏光が発振する。従って、この
凹面鏡（７ａ）の上でのビームセパレーションΔ１　は
、次の式で表すことができる。

・・・・（４９） 従って、コア径５０μｍ１クラツド径１２５μｍのファ
イバからのビームを倍率２．７倍の光学系で結像すると
、第７図に示すようにビームセパレーションΔ＋＝１７
０μｍのシステムが得られる。このとき、凹面鏡（７ａ
）、　（７ｂ）の曲率半径を２０品、凹面鏡（７ａ）及
び（７ｂ）間を３０ｍｍ　、ウオーラストンプリズム（
８）の中心及び凹面鏡（７ｂ〉の曲率中心間を１５ｍｍ
とすると、（４９）式より、必要な分離角は、０ｗ　＝
５．６ｍｒａｄであるので、水晶を用いたウオーラスト
ンプリズムを使用することにより、充分行うことができ
る。

又、凹面鏡（７ａ）上でのガウシアンビームのビーム半
径は略１１０μｍで、２つのモード（ｐ及びＳ〉が充分
に分離されることがわかる。

ＧＩ実施例８ 第８図Ａ−Ｃは、実施例８〜１０のｐ及びＳの偏光モー
ドを分離する例を示している。

第８図Ａにおいて、（１１）はサーバルプレートでこの
サーバルプレー）　（１１）は、互に直交する偏光成分
の間に位相差は与えず、横すらしだけを与える。従って
、第８図Ａに示すように、入射されたＳ及びｐ偏光は、
分離されて出力される。

第８図Ｂは、非線形光学結晶素子（６）のウオークオフ
Ｗ０　を利用した例である。

第８図Ｃは、非線形光学結晶素子（１３）の屈折率差を
用いた例で、図に示す如く、入射光に対し、出射光はｐ
及びＳ偏光に分離している。

Ｇ、実施例１１〜１２ 第９図Ａ−Ｃは、実施例１１〜１２の共振器を示す。

第９１！ＩＡは、ハイブリッド構造による共振器を示し
、レーザーロッド（４）及び非線形光学結晶素子（６）
を夫々斜に研磨し接合すると共に、図に示すように、夫
々に端面にグイクロイックミラーＭＩ　及びＭ、を蒸着
することによって、共振器を得る。

ここで、斜め研磨した研磨角をψとするとレーザーロッ
ド（４）でのグイクロイックミラーＭ＋　でのセパレー
ションΔは非線形光学結晶素子（６）のＺ軸を紙面に対
し、垂直とすれば、 ｎ、ｓｉｎψ＝　ｎｖｈｒ、Ｓｊｎθ、　　　　　　・
・−（５０）ｎＸ、ｓｉｎψ”　ｎｙＡｃ　　Ｓ１ｎθ
２　　　　　・・・・（５１）上式（５０）、　　（５
１）から、 Δ＝ＬＹＡＧ　（θ２−θ１）　　　　　　・・・・（
５２）と威る。従って、例えばψが略１５°でＬＹＡＧ
が７ｍｍのときにΔはΔ〜１００μｍと戊り、充分なセ
パレーションが得られる。

又、第９図Ｂに示すように、２ビームレーザーダイオー
ド（１０）と組み合わせると更にコンパクトと戒る。

又、上述の例ではレーザー媒質としてＹＡＧから戒るレ
ーザーロッドを挙げているが、例えばＮｄ　：ＹＬＦ　
（ネオジウム・イルフ・イツトリウム・リチウム・フロ
ライド）等でも良い。又、このＮｄ：ＹＬＦ等、直線偏
光で発振する場合は、第９図Ｃに示すように、媒質（１
４〉の結晶軸が互に直交するように配置すればよい。

上述の例においては、半導体レーザーによるエンドポン
プ法を行っているが、これはランプポンプでも、サイド
ポンプでも良い。

又、非線形光学結晶素子として、ＫＴＰを上げているが
、ｐ及びＳの２つの偏光モードの和周波で発生する素子
であればよい。ここで、波数ベクトル し く尚、Ｗ＋　及びＷ２　は基本波の角周波数である。

又これらＷ、及びＷ２　は、必ずしも同一である必要は
ない）又、結晶によってはＫ　Ｏ”””　＝　Ｋ＠”＋
　Ｋ　、Ｗ　２と威るものもある。

尚、上述から明らかなように、２つの偏光モードを空間
的に分離することによって、モード間の競合がなくなる
。又、縦モード競合の影響を受けない。更に、ノンコリ
ニアな位相整合が可能となり、又、二つの異なる波長の
和、差周波成分をもたせることが可能となる。

Ｈ発明の効果 上述せる本発明によれば、モードを異にする第１及び第
２のレーザービームを出射するレーザー媒質と、そのレ
ーザー媒質からの第１及び第２のレーザービームが入射
して、その各周波数の和又は差の周波数の出力レーザー
ビームを出射する非線形光学素子とを備えた光共振器を
有する固体レーザー発振器において、第１及び第２のレ
ーザービームを空間的に分離する光学的分離手段を設け
たことにより、モードを異にする第１及び第２のレーザ
ービームをレーザー媒質中で空間的に分離して発振でき
るようにすると共に小型化が容易で、且つ、大出力の固
体レーザー発振器を得ることができる。

【図面の簡単な説明】

第１図は実施例を示す配置図、第２図は偏光の原理を示
す図、第３図〜第９図は他の実施例を示す配置図、第１
０図及び第１１図は従来例を示す配置図、第１２図はそ
の複屈折性素子の方位角の説明に供する路線図、第１３
図〜第１６図は実験結果を示す曲線図、第１７図及び第
１８図は夫々方位角θをθ＝０°及びθ＝４５°に設定
した場合の固有偏光の状態を示す路線図、第１９図は共
振器における基本波レーザー光の偏光状態の説明に供す
る路線図である。 （ｌａ）、　（ｌｂ）　　はレーザーダイオード、（２
ａ）、　（２ｂ）。 （２）は凸レンズ、（３ａ）、　（３ｂ）、　（３ｃ）
、　（３）は凹面鏡、（４ａ）　、　　（４ｂ）　、　
（４）はレーザー０−７ド、（５）は偏光ビームスプリ
フタ、（６）は非線形光学結晶素子、（７ａ）。 （７ｂ）、（７）は凹面鏡、（８）はウオーラストンプ
リズム、（９ａ）、　　（９ｂ）は７フイバ、（１０）
は２ビームレーザーダイオード、（１１）はサーバルプ
レート、（１４〉は非線形光学結晶素子である。 代 理 人 松 隈 秀 盛 １゜ 偏光ｔ＞、！、ｑｔｉ、１図 θ＝ｏ’ｎときのレーザ旭 第１３図 −４５２− 第１ｚ図 １ ｆ［ＭＨｚコ θ＝４５°のときのスペクトラム 第１６図 第１９図

Claims (1)

【特許請求の範囲】
1. モードを異にする第１及び第２のレーザービームを出射
   するレーザー媒質と、該レーザー媒質からの第１及び第
   ２のレーザービームが入射して、その各周波数の和又は
   差の周波数の出力レーザービームを出射する非線形光学
   素子とを備えた光共振器を有する固体レーザー発振器に
   おいて、上記第１及び第２のレーザービームを空間的に
   分離する光学的分離手段を設けたことを特徴とする固体
   レーザー発振器。