JPH0425087A - 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（第１６図〜第２５図） 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 Ｇ、実施例の全体の構成（第１図） Ｇ２共振器長制御装置（第２図、第３図）Ｇ３共振器の
基本波レーザー光の２モードの偏光を、縦シングルモー
ドで発振させる装置（第４図〜第１５図） Ｈ発明の効果 Ａ　産業上の利用分野 本発明は固体レーザー発振器、特に、レーザー媒質にお
いて発生した基本波レーザー光を共振器内に設けた非線
形光学結晶素子を通過するように共振動作させることに
より、タイプＩＩの第２高調波レーザー光を発すさせる
ようにした固体レーザー発振器に関する。

Ｂ　発明の概要 本発明による固体レーザー共振器はは、レーザー媒質に
おいて発生した基本波レーザー光を共振器内に設けた非
線形光学結晶素子を通過するように共振動作させること
により、タイプＩＩの第２高調波レーザー光を発生させ
ると共に、基本波レーザー光の２つの偏光モード間の和
周波発生によるカップリングを抑制する光学手段を共振
器内に設けた固体レーザー発振器において、基本波レー
ザー光の２つの偏光モードを、夫々単一の縦モードで発
振させると共に、その２つの偏光モードの発振強度が同
一に成るようにしたことにより、基本波レーザー光の同
一偏光モード内でのモードカップリングに起因するモー
ドホップノイズの発生を防止し、発振の安定化を図るこ
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４８９３７８４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
相整合条件を成り立たせるようにする。

タイプ■の位相整合は、次式、 ｎｅ（２Ｗｌ−（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し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、例えば偏光ビ
ームスプリッタ等光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光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ＩＩ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しる。

なお（１）及び（２）式において、ｎ　ｏ　＋ｗ）及び
ｎ　、　（、ｌ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、ｎ　ｏ
　＋２ｗｌ　及びｎｅｔ２ｗ＋　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１６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［’Ｌａｒｇｅ−八ｍｐ　Ｉ　へ　ｔｕｄｅ
ｆｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓ　ｄｕｅ　ｔｏ　ｌｏｎｇｉ
ｔｕｄｉｎａｌ　ｍｏｄｅ　ｃｏｕｐｌｉＢｉｎ　　ｄ
ｉｏｄｅ−ｐｕｍｐｅｄ　　　１ｎｔｒａｃａｖｊｔｙ
−ｄｏｕｂｌｅｄ　　Ｎｄ：ＹＡＧＬａｓｅｒｓ」、Ｔ
、Ｂａｅｒ著、Ｊｏｕｒｎａｌ　ｏｆ　０ｐｔｉｃａｌ
　５ｏｃｉｅｔｙｏｆ　Ａｍｅｒｉｃａ社発行、Ｖｏｌ
、３　、Ｎｏ、９／Ｓｅｐｔｅｍｂｅｒ１９８６／Ｊ、
Ｏｐｔ、Ｓｏｃ、　Ａｍ、Ｂ、の第１１７５頁から第１
１７６頁参照１について説明する。

（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８０８ｎｍ、出力２００ｍ　Ｗ　（７）
　Ｉｉ−デー光を出力する。このレーザーダイオード（
１）が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（１５）によって集光される。

（４）は」二連したＹＡＧから成るレーザー媒質として
のレーザーロフトで、レンズ（１５）側の後端面に蒸着
処理されて形成されたダイクロイックミラＤが設ｉＪら
れている。尚、このダ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、レーザーロフト（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成ってい
る。

レンス（１５）からの集束光は、レーザーロフト（４）
内に入射（光ボンピング）して、点ｐで焦点を結ぶ。か
くすると、レーザーロフト（４）から１１０６４ｎの波
長の赤外光が出力される（以下、この１１０６４ｎの赤
外光を基本波光と称する）。（６）はＫ　Ｔ　Ｐ　（Ｋ
ＴｉＯＰＯＪ（光学軸を１つ持つ一軸結晶）から成る非
線形光学結晶素子で、−辺が５ｍｍの立方体である。

この光学結晶素子（６）は、入射光の波長が１１０６４
ｎの場合で、およそ０．５％はどの入射損失を有する。

又、この光学結晶素子（６）は、５３２ｎｍ及び］、０
６４ｎｍの波長の光を透過すると共に、基本波光（１０
６４ｎｍ）と第２高調波光（出力光）　（５３２ｎｍ）
の位相整合を行う（タイプＩＩの整合）。（３）は、凹
面鏡、即ち、ダイクロイック凹面ミラーで、１１０６４
ｎの波長の光に対しては高い反射率（９９，９％）を有
し、５３２ｎｍの波長の光に対しては貰い透過率（９８
％）を有する。

レーザーロフト（４）からの基本波光は、共振器Ｒ３、
即ち、レーザーロンｌ’　（４）の後端面に形成された
ダイクロイックミラーＤ及び凹面鏡（３）間（その間の
長さは６０ｍｍ　）を往復進行する。そして、往復進行
するに従い、引き込め現象により、その往復光の位相が
揃いながら増幅され（誘導放出）、レーザー光の発振、
即ち、５６２ｎｍの波長の可視光の発振となる。この発
振した５６２ｎｍの波長の可視光、いわゆるＳ　ＨＧ　
（Ｓｅｃｏｎｄ　Ｉｌａｒｍｏｎｉｃ　Ｇｅｎｅｒａｔ
ｉｏｎ）（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。

」二連のレーザーロン１“（４）からの光ボン上ピング
によって出力された基本波光は、光学結晶素子（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、
この進行力′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（常光線及び異常光線）に分けられ
る。従って、レーザ−ロフト（４）から出力された基本
波光は、共振器Ｒ３内の空間を往復進行して、光学結晶
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、カップリングが生して、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、ノイズが生し
る。従って、波長が５６２ｎｍ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５６２ｎｍ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δこなる。

−１−述したように、第１６図の従来例において、タイ
プＩＩの位相整合条件を用いて第２高調波レーザ光を発
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。

即ら、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）を形成できなくなり、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高調波レーザ光にノイズを生し
させるおそれがある。

そこで、タイプＩＩ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１７図を参照して
説明する。尚、第１７図において、第１６図と対応する
部分には同一符号をイ」シて説明する。

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レンズ
（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Ｌ　Ａ　、、。

を発生する。

この基本波レーザー光ＬＡ（。は、ＫＴＰ（ＫＴｉＯＰ
Ｏ４）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（ダ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（ダ
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Ｌ　Ａ　、、１．はレーザ−
ロッド媒質（４）の反射面（ダイクロイックミラー）Ｄ
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Ｄ及び（３
）間に共振器Ｒ３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１８図に示すように、異常光方向屈折
率ｎ　ｅ　（７１の方向が、非線形光学結晶素子（６）
の異常光方向屈折率ｎ、、）の方向に対し方位角θ＝４
５°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Ｌ　Ａ　ｎｕ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ＬＡｆ２い、を発生させ、こ
の第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　＋ｚｗ＋が凹面鏡（３
）を透過して、出力レーザー光ＬＡＯＬＩ７として送出
される。

この状態において基本波レーザー光Ｌ　Ａ　（１１＋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。

この第１７図について説明した従来例における実験結果
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
から成るレーザーロッド（４）を励起するようになされ
た共振器Ｒ３内に、Ｋ　Ｔ　Ｐ　（ＫＴｉＯＰＯｎ）か
らなる非線形光学結晶素子（６）及び共振Ｒ３器の基本
波レーザー光ＬＡ＋ｗ＋　　（波長１．０６　Ｃμｍ）
　）の波長に対して１／４波長板からなる複屈折性素子
（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
１８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Ｌ　Ａ　（ｕｒ　の異常光
成分Ｅｅ（Ｗ＋及び常光成分Ｅ　６　（ｗ）　−。

並びに第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　１２ｗ）をそれぞ
れフォトディテクタで検出した。

その結果θ−〇°の第１の状態における基本波レーザー
光Ｌ　Ａ　＋ｗ＋　の異常光成分Ｅ、い）及び常光成分
Ｅ。、８．はそれぞれ第１９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□い、及び常光
成分Ｅ。、。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Ｌ　Ａ　（＄＝１　に応じ
て発生した第２高調波レーザー光ＬＡ＋２ｗ＋の出力Ｐ
　（ｚｗ＋は第１９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
Ｌ　Ａ’　＋ｗ＋　の異常光成分Ｅｅ（Ｗ）及び常光成
分Ｅ　ｏ　（ｕｒは第２０図Ａ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ＬＡｆ。

によって生じた第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　（２１１
１の出力Ｐ　（ｚｗ＋は第２０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
Ｉ、Ａ＋１１１　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Ｌ　Ａ　ｏｌｌ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モ一ト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Ｌ　Ａ　ｔｕ＋　によって
第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　＋ｚｗ＋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　（
ＺＷＩは、 Ｐ　ｎｌ、、）ＣＣｄ２・Ｐ、、ｕｎ　　ＰｏｆＷｌ　
　　　・・−（３）のように、非線形結晶内の基本波レ
ーザー光Ｌ　Ａ　Ｌｌｌ。

の異常光成分の出力Ｐ、い）と常光成分の出力Ｐ。開と
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（２８，が異常光成分
の出力Ｐ、ｌ、Ｉ、及び常光成分の出力Ｐ。−６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（Ｗ）及びＰｏｔヮ、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　ｆ２Ｗ＋も不安定になる
。

即ち、複屈折性素子（１６）の方位角θを、θ−〇。

に設定した構成においては、出力レーザー光ＬＡｏｕｒ
ば第２１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２１図Ｂにおいて曲線に１
で示すように、例えば周波数ｒ　＝　５　（ＭＨｚ）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、出力レーザ光１−Ａｏ
ｕｔは第２２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２２図Ｂにおいて曲線に２で示すように
、例えば周波数ｆ−５〔旧（ｚ）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１７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ＩＩの位相整合条件の下に第２高調波レザー光Ｌ　Ａ
　＋２．１．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Ｒ３の共振光路を伝帳する基本波レーザー光Ｌ　Ａ　
、、１．の２つの伝播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　Ａ　ｔｚｕ、からなる出力レーザー光ＬＡ
ＯＬＩ７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Ｌ　Ａ　（−１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１７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＋ｚｗ＋を発生ずる場合、複屈折性素子（１６
）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Ｒ３内においては次式 ％式％） ｄＧ２ ｍ−（βＩ２＋β２１１１＋ｔ　）　Ｇ２＋Ｇ２’・・
・・（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
が成り立つ。ここでて。は共振器の往復時間、τ、は螢
光寿命、α、及びα２はそれぞれ２つのモードにおける
損失係数、ε、は各モード自身の第２高調波発生に起因
する損失係数、ε２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、Ｇ
Ｉｏ及び０２゜は夫々２つモードにおける小信号ゲイン
、■、及びＩ２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β２１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ｒ　ｌａｒｇ”−
＾ｍｐｌｉｔｕｄｅ　ｆｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓ　ｄｕ
ｅ　ｔ。

１ｏｎｇｉｔｕｄｉｎａｌ　　ｍｏｄｅ　ｃｏｕｐｌｉ
ｎｇ　　ｉｎ　　ｄｉｏｄｅ−ｐｕｍｐｅｄｉｎｔｒａ
ｃａｖｉｔｙ−ｄｏｕｂｌｅｄ　　Ｎｄ：ＹＡＧ　　Ｌ
ａ５ｅｒｓ　　Ｊ　　、　Ｔ、Ｂａｅｒ著、Ｊｏｕｒｎ
ａｌ　ｏｆ　０ｐｔｉｃａｌ　５ｏｃｉｅｔｙ　ｏｆ　
Ａｍｅｒｉｃａ社発行、Ｖｏｌ、３　、Ｎｏ’、９／Ｓ
ｅｐｔｅｍｂｅｒ１９８６／Ｊ、Ｏｐｔ、Ｓｏｃ。

Ａｍ、Ｂ、第１１７５頁〜第１１８０頁には、多重樅モ
ード間のカップリングについてのシー１一方程式が開示
されている。

この論文のシー１一方程式は２つの固有偏光モート′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Ｉ、
及びＩ２をもつ乗算項（−２ε２１１Ｉ２）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状態になる
。因に（４）式及び（６）式は、光強度１１（又はＩｚ
）が変動ずれば、これに応じて光強度Ｉ　ｚ’（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一２ε２■ＩＩ２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Ｏ以外の値を持つことを以下に
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一２ε２Ｉ、
Ｉ２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ゼることができると
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嗣する。

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Ｅ１及びＥ２は、第２３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。

従って当該入射した電場ベクトルＥ１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ＣＡ、Ｖ内の基本波レーザー
光ＬＡｚ。のパワーの時間平均値Ｐ　ｆＷ＋　はＰ　（
ｗ） ＝　　Ｅ、　　”＋１Ｅ２ −Ｐｌ＋Ｐ２　　　　　　　　　　　　　・・・・（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（Ｅｌ＋Ｅ２）”、Ｅ、″、Ｅ２″は（Ｅ、十Ｅ
ｚ）、Ｅｌ、Ｅ２の共役ベクトルである。

囚に（１０）式において時間平均値Ｅ １及びＩ７は、 乗算し合う項が強い相関がある値の場合、すなわち１乙
、及びＥ２の場合、その時間平均はＥ１Ｅ１＊　−１Ｐ
、１１２三Ｐ１　　　・・・・（１１）■尤ｚＹＦ：ｚ
’″　−＝ｌＥ２１２ＥＰ２　　・・・・（１２）にな
る。これに対して、Ｅ　＋　Ｅ　２”及びＥ２Ｅｌ”の
場合は、乗算し合う項によって表される電場Ｉ２．１及
びＥ、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モー１−’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
くなり、その結果時間的平均値はＥ、ｌ尤２″−０・・
・・（１３） Ｅ２＋凡、ｍ＝Ｑ　　　　　　　　　・・・・（１４）
のようにＯになる。

次に第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　、２ｒ＋の電場Ｅ＋
ｚい、は、クイプ■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Ｌ　Ａ　Ｈｗｌのパワの時
間平均値Ｐ　＋２９．は Ｐ　Ｃ２１１１−（ｄ　Ｅ＋Ｅｚ）（ｄ　Ｅ　Ｉ”Ｅ２
”）−Ｉ２　Ｅ、　　２．　　Ｅ２ −ｄ２Ｐ、Ｐ２　　　　　　　　　・・・　（１６）の
ように２つの固有偏光のパワーＰ１及びＰ２の積によっ
て表すことができる。この場合にも（１１）弐〜（１４
）式の関係が成り立つ。

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
　Ｉい、についてのパワーｐ、−１−Ｐ２と、（１６）
式によって表される第２高調波レーザー光Ｉ、Ａ　（２
１，１１のパワーｄ２Ｐ、Ｐ２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１．及びＩ２は、（１０）
式及び（１６）式のパワーＰ１及びＰ２と同し意味をも
っており、（４）式は光強度Ｉｌの項［すなわち（Ｇα
１）１１コと、１．２の項（すなわち−ε＋　Ｉ　＋”
）と、１１及びＩ２の乗算項（すなわち−２ε２Ｉ−の
とを含め、また（６）式はＩ２の項（すなわちε＋　＋
　２”）と、ＩＩ２の乗算項（すなわち−２ε２１１１
２）とを含んでいる。

そこで（４）式及び（６）弐の和においてε、をＣ１−
〇に設定したとき、（４）式及び（６）式の和は、（１
０）式及び（１６）式の和と同し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−〇°
に設定することば、（４）式及び（６）式の一般式にお
いて定数ε、をＣ１−Ｏ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■１及びＩ２の乗算項２８２１１１２はε２≠０で
あるので消去できず、従ってこの方位角θ−〇°のとき
（４）弐及び（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ごとになる。

次に第１７図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
のことば、第２４図に示すように、共振器内の基本波レ
ーザー光Ｌ　Ａ　＋、１）の固有偏光Ｅ１及び常光軸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。このことば以下に述べる関係から（
４７）式によって証明される。

その結果固有ヘクトルＥ、及びＥ２は次式のようなジョ
ーンスヘ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Ｌ　Ａ　＋ｕ、
のパワーＰ　（Ｉｌ＋　の時間平均値Ｐ　（Ｗｌ　　は
、（１０）弐〜（１４）式について上述したと同様にし
て＝　　Ｅ　　　２＋Ｅｚ ＝Ｐ、＋Ｐ２ のように表すことができろ。

これに対してタイプＩＩの位相整合条件の下に発生ずる
第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　ｎｗ）の電場Ｅ　＋ｚＷ
。

は常光軸０及び異常光軸ｅの成分を基準にして次式 ％式％ この（２０）式から第２高調波レーザー光ＬＡ＋２い。

のパワーＰ　（ｚｗ＋の時間平均値Ｐ　（ｚｗ＋は■ ｄ２（ Ｅ。

４＋ ・・・・（２１） のように表すことかできる。ここで、 ＥＩ”Ｅ　Ｉ”　＝　ｌ　ＥＩｌ　’＝　Ｐ　＋”　　
　　・・・・（２２）Ｅ２”Ｅ　２′Ｔ２’−Ｉ　Ｅ２
１　’：　Ｐ　２”　　　　・・・・（２３）Ｅ、ｚＥ
、”　　　＝０　　　　　　　　　　　　　　　　　　
　　　　　　・・　・・　（２４）Ｅ、”Ｅ、＊２＝０
　　　　　　　　　　　・・・・（２５）である。

因に（２１）式のＥＩ”ＥＩ”及びＥ２Ｂ２″２の項は
、互いに強い相関をもつＥ、及びＥ１′、並びにＥ２及
びＥ２′Ｔ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Ｐ１及びＰ２の２乗になる。

これに対して、電場Ｅ、、Ｅ２”及びＥ　２　、Ｅ　Ｉ
”　２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、２Ｅ、＊ｚの項及びＥ２”Ｅｌ”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Ｌ　Ａ　、、、
。

のパワーＰ　（Ｗ）の時間平均値Ｐ　＋ｗ＋　　（（１
９）式）と、第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　ｔｚｕｒの
パワーＰ　（ｚｗ＋のの時間平均値Ｐ　（２１＝）　（
（２１）式）の和を（４）式及び（６）式の和と比較し
てみると、（４）弐及び（６）式において光強度１１及
び■２の乗算項の係数ε２をε２−〇と置いたとき（１
９）式及び（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１７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、−殺伐として表され
ている（４）式及び（６）式において係数ε２をε２−
〇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Ｉｌ及
び■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１１及び１２間の第２高調
波発生を通してのエネルギーの授受を生しさせないよう
にでき、かくして基本波レーザー光ＬＡＩ。に従って第
２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　ｔｚｕｒ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２５図に示すように、基本波レーザー光ＬＡ
、。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Ｌ　Ａ　ｎｎ　が受ける偏光
状態は次式 ・・・・（２７） のようにジョーンズマトリクスＲ（θ）として表すご七
ができる。

さらに複屈折性素子（１６）によって基本波レーザ光■
、△、１１．が位相量Δだけ旋光されるような偏光状態
を次式 ％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。

そこでレーザーロンド（４）から射出した基本波レーザ
ー光Ｌ　Ａ　Ｌｌｌ、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、当該人別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）を通ってしザ
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％）（） 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）式を代入ずれば、当
該光学系の偏光状態を表ず７１−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（−θ）＝Ｒ（θ）Ｃ（２Δ
）Ｒ（−〇） になり、 この演算結果を（２９）式に代入ずれば、（δ） ・Ｍｌ　・Ｃ（δ） １ｅｘｐ（ｉ δ／２）ｉｓｉｎΔ５ｉｎ２θ ・・・・（３２） が得られる。

ここで偏光状態を表すマトリクスＭを ９　へ と置き、 固有ヘクトルＸに対する固有値λを求める。

ＭＸ−λＸ ・・・・（３４） を満足する固有値λは、 次式、 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＝Ｏ・−・・（３６）
λ”−（Ａ十Ｄ）　λ＋ＡＤ−ＢＣ＝０・・・・（３７
） のようにλについての２次方程弐を解けば良いことが分
かる。（３７）の式の解は ・・・・（３８） になる。

ここでＡ＋Ｄは（３２）式及び（３３）式よりＡ　＋Ｄ
　＝ｅｘｐ（ｉδ）　（ｃｏｓΔ＋ｉ　ｓｉｎΔｃｏｓ
２θ）十ｅｘｐ（−ｉδ）　（ｃｏｓΔ−１ｓｉｎΔｃ
ｏｓ２θ）＝２ｃｏｓδｃｏｓΔ ＋１ｓｉｎΔｃｏｓ２θ（２ｉｓｉｎδ）＝２（ＣＯ３
δｃｏｓΔ−５ｉｎδｓｉｎΔｃｏｓ２θ）・・・・（
３９） のように整理し得、またＡＤ−ＢＣは次式％式％ のように整理し得る。

そこで（３９）式及び（４０）式を（３８）式に代入す
れば、固有値λは λ＝　−（ｃｏｓδｃｏｓΔ−５ｉｎδｓｉｎΔｃｏｓ
２θ）・・・・（４１） になる。

そこで固有ヘクトルＸはそのＸ成分を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１７図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−９０’に選定
されている。

そこで（３２）式及び（３３）式に θ−４５°　　　　　　　旧・（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）式がらλ＝±ｉ　　　　　　　　・団（４６）に
なり、結局固有ヘクトルＸは として求めることかできる。

このような結果から、（４３）式及び（４４）弐につい
で上述したように、方位角θをθ−４５°に設定し、し
かもその位相量Δを△−９０°に設定ずれば、このこと
は、共振器ＣＡＶ内の基本波レーザー光Ｌ　Ａ　＋、ｌ
＋　の固有偏光ヘクｌ−ルＥ１及びＲ２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０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Ｇ・Ｉした結果、複屈折性素子
（１６）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Ｌ　Ａ　＋ｕ＋　従っ
て第２高調波レーザー光Ｌ　Ａ　ｕＷ＋を安定化し得る
ことが分かる。

■〕　発明が解決しようとする課題 上述した第１７閣に示した従来の固体レーザ発振器によ
れば、レーザー媒質（レーザー媒質ド）（４）において
発生した基本波レーザー光を共振器ＲＳ内に設けた非線
形光学結晶素子（６）を通過するように共振動作させる
ことにより、ノイズＩＩの第２高調波レーザー光を発生
させると共に、基本波レーザー光の２つの偏光モート”
間の和周波発生によるカップリングを抑制する光学手段
、即ち、複屈折性素子（１／４波長板）　（１，６）を
共振器Ｒ３内に設りたので、基本波レーザー光の２つの
偏光モー　１’間の和周波発生によるカップリングか抑
制されるので、発振の安定化を図ることができる。

しかしながら、かかる従来の固体レーザー発振器では、
基本波レーザー光の同一偏光モード内に縦マルチモート
が存在すると、同一偏光モード内でモードカップリング
に起因するモートホップノイズが発生ずる虞がある。

かかる点に鑑の、本発明は基本波レーザー光の同一偏光
モード内でのモートカンプリングに起因するモートポツ
プノイズの発生を防止することができ、発振の安定化を
回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　課題を解決するだめの手段 本発明による固体レーザー発振器は、レーザ媒質（４）
　Ｌ：おいて発生した基本波レーザー光を共振器ＲＳ内
に設ｉＪた非線形光学結晶素子（６）を通過するように
共振動作させるごとにより、タイプＩＩの第２高調波レ
ーザー光を発生させると共に、基本波レーザー光の２つ
の偏光モート−間の和周波発生によるカップリングを抑
制する光学手段（１８）を共振器Ｒ３内に設けた固体レ
ーザー発振器においで、基本波レーザー光の２つの偏光
モートを、夫々単一の縦モートで発振させる光学手段（
２８）と、基本波レーサー光の２つの偏光モートの発振
強度が同一に成るように共振器Ｒ３の実効共振器長を制
御する制御手段（２］、、２２，２３，２４，２５．２
７）　とを設けて構成したものである。

Ｆ　作用 かかる本発明によれば、光学手段（２８）を設けたこと
によって、基本波レーザー光の２つの偏光モＩ・が、夫
々単一の縦モートで発振すると共に、制御手段（２］、
２２．２３，２４．２５．２７）によって、基本波レー
ザー光の２つの偏光モー］−の発振強度が同に成るので
、基本波レーザー光の同一偏光モー１内でのモードカッ
プリングに起因するモートポ。

プノイズの発生が防止され、発振の安定化を財ることが
できる。

Ｇ　実施例 以下に、図面を参照して、本発明の詳細な説明する。

Ｇ、実施例の全体の構成 先ず、第１図を参照して、実施例の固体レーザー発振器
を説明する。この固体レーザー発振器は、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し、基本波レーザー光及び
第２高調波レーデ−光間にタイプＩＩの位相条件を成立
させるようにしたものである。

Ｒ３は共振器を示し、これは第１図において、左から右
に向かって順次配された凹面鏡（ダイクロイツクミラー
）　（１７）、水晶等から成る１／４波長板（複屈折性
素子）　（１８）、レーザー媒質としてのレーザーロッ
ド（Ｎｄ：ＹＡＧから成る）（４）、非線形光学結晶素
子（Ｋ　Ｔ　Ｐ　（ＫＴｉＯＰ　ａ＞　（１つの光学軸
を有する一軸結晶）から成る）（６）及び平面鏡（ダイ
クロイックミラー）　（１９）から構成されている。

（１）はレーザーダイオードで、これよりの波長が８０
８ｎｍ　、出力が２００１の励起用レーザー光が、対物
レンズ（１５）によって集束せしめられて、凹面鏡（１
７）及び１／４波長板（１８）を通じて、レーザーロッ
ド（４）内の点Ｐにおいて焦点を結ぶように入射せしめ
られる。これによって、レーザーロッド（４）から、波
長が１１０６４ｎの基本波レーザー光（赤外光）が発生
する。

１／４波長板（１８）は、光の伝播方向に垂直な面内に
おいて、その異常光方向の屈折率の方向が、光学結晶素
子（６）の異常光方向の屈折率の方向に対して、方位角
が４５°傾くような光軸位置に設定される。

凹面鏡（１７）は、波長が８０８ｎｍの光に対し高い透
過率を有し、波長が夫々１１０６４ｎ及び５３２ｎｍの
光に対し高い反射率を有する。

平面鏡（１９）は、波長が１１０６４ｎの光に対し高い
反射率を有し、波長が５３２ｎｍの光に対し高い透過率
を有する。

光学結晶素子（６）は、波長が夫々１１０６４ｎ及び５
３２ｎｍの光を透過すると共に、波長が１１０６４ｎの
基本波レーザー光及びその第２高調波レーザー光、即ち
、波長が１１０６４ｎのレーザー光の位相整合を行う。

レーザーロッド（４）からの基本波レーザー光ＬＡ、。

は、光学結晶素子（６）を通過して、平面鏡（１９）の
ミラー面（１９ｍ）に入射し、そこで反射されて、光学
結晶素子（６）、レーザーロッド（４）及び１／４波長
板（１８）を通じて、凹面鏡（１７）のミラー面（１７
ｍ）に入射し、ここで反射して、１／４波長板（１８）
、レーザーロッド（４）及び非線形光学素子（６）を通
じて、平面鏡（１９）のミラー面（１９ｍ）に入射して
、ここで反射し、以降かかる動作を繰り返し、これによ
って発振が生じる。そして、この基本波光Ｌ　Ａ　＋ｗ
＋が光学結晶素子（６）を通過するとき、第２高調波れ
−グー光（緑レーザー光）　Ｌ　Ａ　＋ｚｗ＋が発生し
、平面鏡（１９）を通過して共振器Ｒ３から出力される
。

尚、基本波レーザー光Ｌ　Ａ　ｎｎは、偏光方向が９０
”異なるｐモード成分及びＳモード成分から成る。

この基本波レーザー光の一部は、平面鏡（１９）から共
振器Ｒ３の外に出力される。

共振器Ｒ３の平面鏡（１９）から出力された基本波レー
ザー光ＬＡ　　及び第２高調波レーザー光ＬＡは、ビー
ムスプリッタ（２０）に入射し、第２高調波レーザー光
Ｌ　Ａ　ｎｕｒはそのま＼透過し、基本波レーザー光Ｌ
Ａ（。は、ビームスプリッタ（２０）の反射面で（２０
ａ）で反射して、その光路が９０°偏光せしめられた後
、１／２波長板（２１）を通じて、偏光ビームスプリッ
タ（２２）に入射する。

平面鏡（１９）から出力された基本波レーザー光Ｌ　Ａ
　ｔＷ、のｐモード成分及びＳモード成分は、紙面に対
し±４５°の方向なので、その基本波レーザ光Ｌ　Ａ　
ｏｎ　の偏光方向を４５°回転させてから、偏光ビーム
スプリッタ（２２）に入射させて、Ｐモード及びＳモー
ドの偏光を夫々光検出器（２３）、　（２４）に入射せ
しめ、その各検出出力を制御信号発生回路（２５）に供
給して、その検出レベルが等しく成るような制御信号を
出力端子（２６）から出力し、この制御信号を後述する
共振器長制御装置に供給する。

Ｇ２共振器長制御装置 共振器長制御装置の一例を、第２図を参照して説明する
。共振器長（実効共振器長）制御装置は、共振器Ｒ３の
凹面鏡（１７）のミラー面　（１７ｍ）及び平面鏡（１
９）のミラー面（１９ｍ）間の光路長を制御する装置で
、例えば、第２図に示す如く、凹面鏡（１７）　（平面
鏡（１９）も可〕のミラー面（１７ｍ）と反対側の面に
貼付されたリング状のＰＺＴ等の圧電素子（２７）にて
構成し、これに制御信号に基づく直流電圧を印加して、
凹面鏡（１７）を共振器Ｒ３の光路長方向に移動させる
。共振器長は例えば４０ｍｍ士数ｍｍ程度の範囲で制御
される。

次に、共振器長制御装置の他の例を説明する。

共振器全体又はその一部の部品を、温度の制御可能な箱
に収納し、上述の制御信号発生回路（２５）からの制御
信号によって、その箱内の温度を変化させて、共振器Ｒ
３の凹面鏡（１７）のミラー面（１７ｍ）及び平面鏡（
１９）のミラー面（］、９１Ｎ）間の光路長を制御する
。

次に、共振器長制御装置の他の例を説明する。

第１図の共振器Ｒ３内の例えばレーザーロフト（４）及
び非線形光学結晶素子（６）間に、電気光学効果を有す
る電気光学結晶を配し、上述の制御信号発生回路（２５
）からの制御信号によって、その電気光学結晶に直流電
圧を印加して、共振器Ｒ３の凹面鏡（１７）のミラー面
（１７ｍ）及び平面鏡（１９）のミラー面（１９ｍ）間
の光路長を制御する。

次に、共振器長制御装置の他の例を説明する。

共振器Ｒ３を構成する１／４波長板（１８）、レーザロ
ット（４）又は非線形光学結晶素子（６）に、上述の制
御信号発生回路（２５）からの制御信号に応して圧力を
加えて、共振器Ｒ３の凹面鏡（１７）のミラー面（１７
ｍ）及び平面鏡（１９）のミラー面（１９ｍ）間の光路
長を制御する。

次に、共振器長制御装置の他の例を説明する。

第１図の共振器Ｒ３内の例えばレーザーロッド（４）及
び非線形光学結晶素子（６）間に、ウェンジを有する光
学素子を配し、」二連の制御信号発生回路（２５）から
の制御信号に応じて、その光学素子を横移動させて、共
振器Ｒ３の凹面鏡（１７）のミラー面（１７ｍ）及び平
面鏡（１９）のミラー面（１９ｍ）間の光路長を制御す
る。

要するに、第３図Ａに示す如く、ゲインカーブ（利得の
周波数特性曲線）ＣＣの最大ゲイン周波数ｆｍに対し、
ｆｍ±八ｆへ２の周波数位置にｐモード及びＳモードの
各周波数が位置するように、共振器Ｒ３の凹面鏡（１７
）のミラー面（１７ｍ）及び平面鏡（１９）のミラー面
（１９ｍ）間の光路長を制御するようにすれば良い。

又、第３図Ｂに示すように、共振器長が１／４波長ずれ
ると、ゲインカーブＧＣの最大ゲイン周波数ｆｍの所に
、ｐモード（又はＳモード）の周波数が来て、その両側
のＳモート（又はｐモード）間でモード競合が生じるの
で、共振器長の制御範囲は１／４波長以下が望ましい。

Ｇ３共振器の基本波レーザー光の２モードの偏光を、縦
シングルモードで発振させる操作次に、共振器の基本波
レーザー光の２モードの偏光を、酪シングルモードで発
振させる装置に付いて、第４図を参照して説明する。第
４図では、共振器Ｒ３のレーザロット 晶素子（６）間に、波長選択機能を有する光学素子とし
てのエタロン（２８）を配する。レーザーロッド（４）
がＮｄ：ＹＡＧの場合、基本波発振レーザー光の波長は
１１０６４ｎ、そのゲイン周波数幅は約１．８０　（Ｇ
Ｈｚ：］である。縦モード周波数間隔八へは、Ｃを光速
、Ｉ７を共振器長（実効共振器長）とすると、次式のよ
うに表される。

Δｆ　＝　ｃ　／　２　Ｌ ここで、■、を４０ｍｍとすると、縦モード周波数間隔
へｆは、３．７５　［Ｇ１１ｚ）と成る。

さて、共振器Ｒ３内には、１／４波長板（１８）が設け
られているので、Ｐモード及びＳモード間には、】／４
波長の光路差があるため、ｐモード及びＳモート間には
、八ｆ／２の周波数差が生しる。

４つ 第５図に、レーザーロッド（４）がＮｄ：ＹＡＣ，の場
合の、基本波レーザー光Ｌ　Ａ　　のゲインカーブ（利
得の周波数特性）ＣＧと、ｐモード及びＳモードの周波
数との関係を図示している。

基本波レーザー光ＬＡＬ１１）のゲインカーブ（利得の
周波数特性）ＣＧと、ｐモーＩ・及びＳモートの周波数
との関係が第５図に示したものであるとき、固体レーザ
ー発振器のようにホモジニアスライン・ブローディング
（ｌｌｏｍｏｇｅｎｅｏｕｓ　ＬｉｎｅＢｒｏｄｅｎ−
ｉｎｇ）のレーザー発振器の場合は、ゲインのピークに
最も近いモードの偏光の発振が生じ、そこでゲインは飽
和するために、シングルモード発振が生じる筈であるが
、実際には、ボールハニング効果によって多モード発振
が生してしまう。

ホールバーニング効果とは、第６図に示す如く、定在波
型の共振器の場合、共振器Ｒ３中に定在波ａが存在し、
その定在波ａの節の部分でゲインが十分に飽和しないた
めに、これとは異なるモートの発振すが生じ、即ち、多
モード発振が生しることを言う。

そこで、第４図に示す如く、共振器Ｒ３中にエタロン（
２８）を挿入すれば、波長による損失の差によって、多
モード発振を抑制することができる。

エタロン（２８）は、第７図に示す如く、ガラス又は水
晶の極めて平面度の良い平行平板の両面に、適度の反射
率の金属膜又は誘電体多層膜から成る反射膜（２８ａ）
、　（２８ｂ）をコーティングしたものである。

エタロン（２８）の透過率Ｔは、その反射膜（２８ａ）
　。

（２８ｂ）の反射率を共にＲ１全体の厚さをｄｌその法
線の光路に対する傾きをθ、屈折率をｎと夫々すると、 Ｔ−（１−Ｒ）２／ ［（１−Ｒ）　２＋４　Ｒ５１ｎ　２（δ／２）］で表
される。ここで、δは δ−（４πｎｄｃｏｓ　θ〕／λ で与えられる。δを２ｍπ（但し、ｍ−１，２゜３、・
・・・・・・・・）と置くと、透過率Ｔは１に成る（第
８図参照）。又、透過率Ｔが１と成る周波数間隔Δｆｅ
は、 Δｆｅ＝　ｃ　／２　　ｎ　ｄ　ｃｏｓ　　θで与えら
れる（Ｃは光速度）ので、第８図に示す如く、Δｆｅを
、 Δｆｅ−（ｎ＋１／２）Δｆ に選べば、ｐモード及びＳモーＶ夫々の単一モード発振
が可能と成る。

ｐモード及びＳモードの発振がバランスするためには、
第９図に示す如く、ゲインＧが最大ゲインＧ　ｍａｘと
成る周波数ｆｍに対し、その両側にｆｅ／２だけ離れた
周波数の所に透過率のピークが来るようにすれば良い。

そして、エタロン（２８）の厚さｄは、光路長で１ｍｍ
程度にずれば、Δｆｅは１５０（ＧＨ２）と成り、２発
振が可能と成る。又、エタロン（２８）の両面の反射率
Ｒを５０％程度にすれば、十分に隣接モードの抑圧が可
能と成る。

さて、共振器Ｒ３の共振器長を短くして行＋３ば行く程
、モード間隔周波数Δｆはどんどん広がる。

例えば、共振器長を光路長で１ｍｍ程度にすれば、モー
ド間隔周波数Δｆは１５０　（ＧＨｚ）と成り、レーザ
ーロッド（４）がＮｄ：ＹＡＧの場合のゲイン幅１８０
　（Ｇ１１ｚ）に対して、２モードのみの発振も可能と
成る（第１０図）。従って、このような場合には、エタ
ロンを共振器Ｒ３内に設けなくても、ｐモート及びＳモ
ード発振をバランスさせることができる。

第１図に示したように、共振器Ｒ３の凹面鏡（１７）及
びレーザーロッド（４）間に１／４波長板（１８）が設
けられいるが、この場合、非線形光学結晶素子（６）で
発生する複屈折が０°であれば、固有偏光は±４５°の
方向と成り、更に、その位相は１／４波長板（１８）を
通過した後、９０°ずれている（第１１図）。この位相
ずれは、平面鏡（１９）に近づくに従って、０°に近づ
くが、レーザーロッド（４）が、１／４波長板（１８）
に接近した位置に設けられていれば、ｐモード及びＳモ
ード発振の９０°の位相差によって、ｐモード及びＳモ
ードが夫々１モ一ド発振し、このようにすれば、空間ホ
ールバーニング効果を解消することができる。従って、
このような場合には、エタロンを共振器Ｒ３内に設けな
くても、又、共振器Ｒ３のモード周波数間隔Δｆを大き
くしなくても、ゲインカーブＧＣのゲインが最大と成る
周波数付近での２モ一ド発振が可能と成る（第１２図）
。

尚、非線形光学結晶素子（６）の複屈折を０°にするに
は、第１３図又は第１４図に示す如く、非線形光学結晶
素子（６）にウェッジを設ければ良い。即ち、第１３図
及び第１４図に示す如く、非線形光学結晶素子（６）の
レーザーロッド（４）とは反対側の端面（６＾）に、基
本波レーザー光Ｌ　Ａ　＋ｗ＋　の光路ＬＰＳに対して
、所定の角度だけ傾斜した傾斜面を形成し、他方の端面
（６Ｂ）は第１３図に示すように光路ＬＰＳに対し垂直
な面と成るようにするか又は第１４図に示すように所定
の角度だけ傾斜した傾斜面を形成する。

又、ホールバーニング効果を低減するには、第１５図に
示す如く、レーザーロッド（レーザー媒質）（４）のレ
ーザーダイオード（１）側の端面に金属、誘電体多層膜
等をコートシて、ミラー面（４ａ）を形成するようにし
ても良い。このミラー面（４ａ）は第１図の凹面鏡（１
７）に代わるもので、ここではミラー面（４ａ）が平面
ミラー面であるので、平面鏡（１９）の代わりに凹面鏡
を設けることに成る。ミラー面（４ａ）が凹面ミラー面
である場合には、平面鏡（１９）はそのままで良い。こ
のように、レーザー媒質の一方の端面にミラー面（４ａ
）が形成されていると、その不飽和ゲイン部分はどのモ
ートへの寄与もてきないため、多モード発振が抑制され
る。

その理由を以下に説明する。第１５図に示す如く、レー
ザ−ロフト（４）内の波長が７１の定在波に対し、別の
モートの波長がλ２の定在波を考え、波長がλ２の定在
波の節が、ミラー面（４ａ）のところで、波長がλ、の
定在波の節と一致した後、その位置から長さＩ。だげ離
れた位置で、波長がλ２の定在波の腹が、波長がλ１の
定在波の節と一致したとする。かくすると、レーザーロ
ン］べ４）の屈折率をｎ、ｍをｍ＝１．２，３．　　・
・・とすれば、ｎｆｆｏ−（λ、／２）ｍ ｎＡｏ＝（λ２　／　２　）　　（ｍ　＋　１　／　２
　）の２式が成立し、これから△λ（−λ１−λ２）は
、 Δλ−λ＋”／４ｎｆｆ。

と成る。この式から、ｐｏが例えばｆ！、。＃０．５ｍ
ｍであるとすると、ΔλばΔλ＃０．３ｎｍと成り、従
って、波長がλ１の定在波に対し、ΔλがΔλ〈０．３
ａｍと成る波長がλ２の定在波のモードに関しては、不
飽和ゲイン部の寄与は殆どないことに成り、波長がλ２
の定在波は発生せず、即ち、多モード発振は抑制される
ことに成る。

Ｉ］　発明の効果 上ｊホせる本発明固体レーザー発振器によれば、基本波
レーザー光の２つの偏光モートが、夫々単一の縦モード
で発振すると共に、基本波レーザー光の２つの偏光モー
ドの発振強度が同一に成るので、基本波レーザー光の同
一偏光モード内でのモトカップリングに起因するモーＩ
Ｓホップノイズの発生が防止され、発振の安定化を図る
ことができる。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明の実施例の全体の構成を示す配置Ｖ、第
２図は共振器長制御装置を示す配置図、第３図は共振器
の光路長の説明図、第４図し」本発明の他の実施例の一
部を示す配置図、第５図はゲインとｐ、ｓモートとの関
係を示す図、第６Ｍはボールバーニング効果の説明図、
第７図はエタＩコンの構造を示す断面図、第８図及び第
９図は夫々エタロンの説明図、第１０図は共振器長の短
い共振器の説明図、第１１図はポールバーニング効果低
減の説明図、第１２図は］モート発振の説明図、第１３
図及び第１４図はそれウェッジを有する非線形光学結晶
素子を示す断面図、第１５図は本発明の他の実施例を示
す断面図、第１６図及び第１７図しＪ従来例を示す配置
しｊ、第１８図はその複屈折性素子の方位角の説明図、
第１９関〜第２２図は実験結果を示す曲線図、第２３図
及び第２４図は夫々方位角θを夫々Ｏ。 及び４５°に設定した場合の固有偏光の状態を示す図、
第２５図ム」共振器における基本波レーザー光偏光状態
の説明図である。 （１）はレーザーダイオ−ｌ”、Ｒ３は共振器、（４）
はレーザーロフト（レーザー媒質）、（６）は非線形光
′−γ結晶素子、（ｊ７）は凹面鏡、（１８）は１／４
波長板（複屈折性素子）　、（１９）は平面鏡、（２０
）はビーｌ、スプリンタ、（２１）は］／２波長板、り
２２）は偏光ヒームスプリンタ、（２３）　、　（２４
）は夫々光検出器、（２５）は制御信号発生回路、（２
７）は圧電素子（共振器長制御装置）である。 代 理 人 松 隈 秀 成 山 尤− 十一丁：（ −ノ

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 レーザー媒質において発生した基本波レーザー光を共振
   器内に設けた非線形光学結晶素子を通過するように共振
   動作させることにより、タイプIIの第２高調波レーザー
   光を発生させると共に、上記基本波レーザー光の２つの
   偏光モード間の和周波発生によるカップリングを抑制す
   る光学手段を上記共振器内に設けた固体レーザー発振器
   において、 上記基本波レーザー光の２つの偏光モードを、夫々単一
   の縦モードで発振させる光学手段と、上記基本波レーザ
   ー光の２つの偏光モードの発振強度が同一に成るように
   上記共振器の実効共振器長を制御する制御手段とを設け
   たことを特徴とする固体レーザー発振器。