WO2001081966A2

WO2001081966A2 - Laseranordnung

Info

Publication number: WO2001081966A2
Application number: PCT/DE2001/001507
Authority: WO
Inventors: Gero Hilliger; Reinhard Maerz
Original assignee: Infineon Technologies Ag
Priority date: 2000-04-20
Filing date: 2001-04-18
Publication date: 2001-11-01
Also published as: DE10019826A1; WO2001081966A3

Abstract

Besonders stabile Betriebsbedingungen für Laseranordnungen mit einem Baumresonator (2) ergeben sich, wenn die Schwankungen der optischen Längen im N-dimensionalen Parameterraum der optischen Länge der Resonatorzweige ein Schwankungsvolumen abdecken, das abseits der Zonen minimaler Resonanzdichte liegt.

Description

Beschreibung

Laseranordnung

Die Erfindung betrifft eine Laseranordnung mit einer Anzahl N von Resonatorzweigen, die jeweils^' eine bestimmte optische Zweiglänge aufweisen, und mit einer Vielzahl von optischen Verstärkern, die jeweils einem Resonatorzweig zugeordnet sind.

Derartige Laseranordnungen sind aus der EP 0 602 873 AI bekannt. Die bekannten Laseranordnungen weisen unter anderem Baumresonatoren, mit einer Vielzahl von Resonatorzweigen auf. An den Enden der Resonatorzweige sind Laserdioden angeordnet. Über den Baumresonator sind Laserdioden optisch gekoppelt, so daß am stammseitigen Ende des Baumresonators ein Laserstrahl hoher Leistung ausgekoppelt werden kann.

Aufgrund der hohen Leistungsdichte des Laserstrahls eignen sich derartige Laseranordnungen grundsätzlich für die Materialbearbeitung. Darüber hinaus eignen sich derartige Laseranordnungen auch für die Miniaturisierung, da die Laserdioden wenig Platz in Anspruch nehmen.

In der Praxis hat sich allerdings gezeigt, daß mit den bekannten Laseranordnungen kein störungsfreier Betrieb möglich ist. Denn die bekannten Laseranordnungen reagieren sehr empfindlich auf Schwankungen der optischen Länge der Resonatorzweige. Derartige Schwankungen sind zum einen temperaturbe- dingt. Aber auch der Brechungsindex der aktiven Zone von herkömmlichen Laserdioden ist vom Strom durch die aktive Zone abhängig. Daher führen Änderungen des Stromes durch die aktive Zone der Laserdioden auch zu einer Änderung der optischen Weglänge der Resonatorzweige. Abgesehen von betriebsbedingten Schwankungen der optischen Weglänge der Resonatorzweige können auch Fertigungstoleranzen den Betrieb der Laseranordnung erschweren. Ausgehend von diesem Stand der Technik liegt der Erfindung daher die Aufgabe zugrunde, eine auf Schwankungen der optischen Weglänge in Resonatorzweigen unempfindliche Laseranord- nung zu schaffen.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß dadurch gelöst, daß ein von den Schwankungen der optischen Zweiglängen abgedeckte Schwankungsvolumen im N-dimensionalen Parameterraum der opti- sehen Zweiglängen abseits der Zonen minimaler Resonanzdichte liegt.

Zonen minimaler Resonanzdichte sind diejenigen Raumbereiche im N-dimensionalen Parameterraum der optischen Zweiglängen, in denen die Dichte der Resonanzpunkte pro Schwankungsvolumen im unteren Viertel des Wertebereichs der Resonanzdichte liegt.

Unter Abseitsliegen wird in diesem Zusammenhang verstanden, daß der Schwerpunkt des Schwankungsvolumen außerhalb der Zonen minimaler Dichte liegt.

Dadurch, daß das Schwankungsvolumen der optischen Zweiglängen abseits der Zone minimaler Resonanzdichte liegt, steht im allgemeinen immer eine Resonanzmode zur Verfügung, auf der die Laseranordnung schwingen kann. Schwankungen in der optischen Weglänge der Resonatorzweige führen daher in der Regel nicht zu einem Abbruch der Lasertätigkeit, sondern bestenfalls zu einem Modenwechsel. In diesem Fall treten jedoch nur geringe Schwankungen in der Leistungsdichte des ausgekoppelten Strahls auf.

Die oben genannte Aufgabe wird erfindungsgemäß ferner dadurch gelöst, daß ein von den Schwankungen der optischen Zweiglän- gen abgedecktes Schwankungsvolumen im N-dimensionalen Parameterraum der optischen Zweiglängen in Zonen dichtliegender Resonanzbereiche liegt. Unter Resonanzbereiche sind diejenigen Volumina des N-dimensionalen Parameterraums der optischen Zweiglängen zu verstehen, in denen die Verstärkung durch die optischen Verstärker größer als die Verluste in der Laseranordnung sind.

Unter Dichtliegen wird in diesem Zusammenhang verstanden, daß die Resonanzbereiche das Schwankungsvolumen vollständig füllen.

Dadurch, daß das Schwankungsvolumen der optischen Zweiglängen in Zonen dicht liegender Resonanzbereiche liegt, steht ohne Ausnahme immer eine Resonanzmode zur Verfügung, auf der die Laseranordnung schwingen kann. Schwankungen der optischen Weglänge der Resonatorzweige führen daher in keinem Fall zu einem Abbruch der Lasertätigkeit, sondern bestenfalls zu einem Modenwechsel. In diesem Fall treten jedoch nur geringe Schwankungen in der Leistungsdichte des ausgekoppelten Strahls auf.

Bei einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der Laseranordnung weisen die Resonatorzweige einmodige Wellenleiter auf.

Durch diese Maßnahme ist sichergestellt, daß im Betriebsfre- quenzbereich jeweils nur eine transverale Mode anschwingt. Dieses ist insbesondere für die Strahlqualität des aus der Laseranordnung ausgekoppelten Strahls von Bedeutung. Denn im allgemeinen wird ein Laserstrahl mit einer quer zur Strahlrichtung gaußförmig verteilten Leistungsdichte gewünscht. Ein derartiges Strahlprofil läßt sich aber mit Hilfe eines ein o- digen Wellenleiters bewerkstelligen. Die bevorzugte Laseranordnung zeichnet sich somit durch hohe Stabilität, Strahlqualität und Leistungsdichte aus.

Weitere zweckmäßige Ausgestaltungen der Erfindung sind Gegenstand der abhängigen Ansprüche. Nachfolgend wird ein Ausführungsbeispiel der Erfindung anhand der beigefügten Zeichnungen erläutert. Es zeigen:

Figur 1 eine Aufsicht auf eine Laseranordnung mit einem zwei Resonatorzweige aufweisenden

Baumresonator;

Figur 2 ein Diagramm, in dem Resonanzpunkte ohne

Abstrahlverluste im Betriebsfrequenzbereich in Abhängigkeit vom Verhältnis der optischen Weglänge der Resonatorzweige insbesondere der Laseranordnung aus Figur 1 dargestellt sind;

Figur 3a ein Figur 2 entsprechendes Diagramm, in dem die Resonanzbereiche aufgetragen sind, in denen die Abstrahlverluste unterhalb eines gegebenen Wertes liegen;

Figur 3b und c Diagramme mit Projektionen der Verlustkurven aus Figur 3 auf Ebenen entlang der Frequenzachse und der Verhältnisachse;

Figur 4 ein Stabilitätsdiagramm insbesondere zu der Laseranordnung aus Figur 1; und

Figur 5 eine schematische Darstellung des Stabilitätsdiagramms aus Figur 4 zur Berechnung der optimalen optischen Längen der Resona- torzweige der Laseranordnung aus Figur 1.

Figur 1 zeigt eine Aufsicht auf eine Laseranordnung 1, die einen Baumresonator 2 mit zwei Resonatorzweigen 3 aufweist. Die Resonatorzweige 3 vereinen sich an einer Gabelstelle 4 zu einem Resonatorstamm 5, der zu einer gemeinsamen verspiegelten Auskoppelfläche 6 führt. Am entgegengesetzten Ende des Baumresonators 2 ist eine Laserzeile 7 mit zwei jeweils einem Resonatorzweig 3 zugeordneten Laserdioden 8 angeordnet. Die Laserdioden 8 sind auf Endflächen 9 verspiegelt und auf der entgegengesetzten Seite entspiegelt und über eine Mikrooptik, beispielsweise über Kugellinsen 10, an Wellenleiter angekoppelt, die auf einem Substrat 11 angeordnet sind und dort die Resonatorzweige 3 bilden. Bei diesen Wellenleitern handelt es sich ebenso wie bei dem Wellenleiter, der den Resonatorstamm 5 bildet, um einmodige Wellenleiter. Innere Grenzflächen sollen entspiegelt sein.

Die beiden Resonatorzweige 3 der Laseranordnung 1 sind unterschiedlich lang ausgebildet. Die Laseranordnung 1 wird daher auch als asymmetrischer Y-Laser bezeichnet.

Im Baumresonator 2 können sich stehende Wellen auch dann ausbilden, wenn es an der Gabelstelle 4 nicht zu einer phasengleichen Überlagerung der von den Laserdioden 8 ausgesandten Lichtwellen kommt. Trotzdem ist für die Funktion der Laseranordnung wesentlich, daß sich die von den Laserdioden 8 ausgesandten Lichtwellen an der Gabelstelle 4 möglichst konstruktiv überlagern.

Um die Bedingungen für eine Resonanz mit möglichst konstruktiver Interferenz abzuleiten, sei zunächst der allgemeine Fall eines binären Baumresonators 2 betrachtet, der N = 2^d Resonatorzweige aufweist, die sich paarweise an den Gabelstellen 4 vereinen, wobei d eine natürliche Zahl ist. Wenn es im Baumresonator 2 keine Absorptionsverluste gibt, sind die Orte der Gabelstellen 4 und damit auch die Längen der gemein- samen Wege unerheblich. Wesentlich sind allein die einzelnen optischen Wege, die von der gemeinsamen Auskoppelfläche 6 und den jeweils einzelnen Endflächen 9 begrenzt sind. Da die Orte der Gabelstellen 4 unerheblich sind, sollen diese der Einfachheit halber an der gemeinsamen Auskoppelfläche 6 liegen. In diesem Zusammenhang soll daher unter optischer Zweiglänge die optische Weglänge zwischen der Auskoppelfläche 6 und der Endfläche 9 des jeweiligen Resonatorzweiges 3 verstanden werden.

Zur Betrachtung eines Umlaufs soll nun von der gemeinsamen Auskoppelfläche 6 ausgegangen werden. Die sich von dort ausbreitende Welle verzweigt sich ohne Phasenänderungen an den Gabelstellen 4 und wird an den Endflächen 9 jedes Resonatorzweiges 3 reflektiert. Die Welle nach einem Umlauf ergibt sich dann als Überlagerung der aus den N einzelnen Resonator- zweigen 3 reflektierten Wellen a_± :

r ! N 1 N a„ = y a, = . — y a, (1) /2. & N

mit :

a = ae (2)

und:

2/. φ_t = 2π - 2m_tπ, (3!

wobei itii eine natürliche Zahl und so gewählt ist, daß φ± zwischen 0 und 2π liegt und li die optische Zweiglänge zwischen Auskoppelfläche 6 und Endfläche 9 bezeichnet.

Nach einem Umlauf soll die Phase wieder der Anfangsphase entsprechen, was der gleichen Richtung des Wellenvektors im Einheitskreis entspricht. Als Bedingung für eine Resonanz ergibt sich dann:

φ₀ = 0 o Im(α₀) = 0 Λ Re(α₀) > 0 ( 4 ;

> 0 ( 5 )

Dieses sind die allgemeinen Resonanzbedingungen. Es sei angemerkt, daß diese Resonanzbedingungen auch für den allgemeinen Fall eines Baumresonators mit N Resonatorzweigen gilt, wobei N eine natürliche Zahl ist.

Im Resonanzfall lm(α₀) = 0 folgt für die Amplitude:

Falls die Teilwellen an den Gabelstellen 4 nicht konstruktiv überlagern, geht an den Gabelstellen 4 Leistung verloren. Diese Abstrahlverluste oder Gabelverluste lassen sich als eine effektive Absorption auf eine beliebige geometrische Länge L verteilen.

-aL - _n !7)

Im Falle der Resonanz ergibt sich damit für den effektiven Abstrahlverlust

Für den speziellen Fall des in Figur 1 dargestellten Y- förmigen Resonators 2 mit zwei Resonatorzweigen 3 ergibt sich somit unter der Voraussetzung gleichartiger Laserdioden 8 die Resonanzbedingung:

wobei m eine natürliche Zahl ist. Für die Abstrahlverluste gilt dann:

Zusätzlich zu den Abstrahlverlusten weist der Baumresonator 2 Auskoppelverluste α_κ auf. Darunter sollen die Verluste verstanden werden, die durch Auskopplung an der Auskoppelflache 6 und an allen Endflächen 9 entstehen. Diese Auskoppelverluste können wie die Abstrahlverluste auf eine Länge L bezogen werden. Zur Beurteilung des Abstrahlverlustes wird nachfolgend das Verhältnis V von Abstrahlverlust zu Auskoppelverlust betrachtet. Dieses Verhältnis V ist unabhängig von der Bezugslänge L.

In Figur 2 ist ein Diagramm dargestellt, das für eine bestimmte optische Weglänge lχ berechnet wurde. Außerdem weist das Diagramm eine Frequenzachse 13 auf, entlang der ein Betriebsfrequenzbereich 14 aufgetragen ist. An einer Verhältnisachse 12 ist das Verhältnis der optischen Weglängen l₂/lι aufgetragen. In das Diagramm selbst sind Resonanzpunkte 15 eingetragen, bei denen keine Abstrahlverluste auftreten. Ferner ist in Figur 2 eine Projektion 16 der Resonanzpunkte 15 entlang der Verhältnisachse 12 eingetragen.

Die Dichte der Resonanzpunkte 15 entlang der Projektion 16 schwankt. Bei einem Längenverhältnis von 0 und 1 liegen die Resonanzpunkte 15 aller Frequenzen auf einer Geraden parallel zur Frequenzachse 16 und werden gemeinsam auf einem einzigen Punkt der Projektion 16 abgebildet. Da der Abstand der Reso- nanzpunkte 15 entlang der Verhältnisachse 12 bei einer bestimmten Frequenz gleich λ/21ι ist, bilden sich in der Projektion 16 Fächer 17 aus, die sich abschnittweise dicht überlagern.

Da die Wellenlängen unterschiedlich sind, fächern die bei einem Verhältnis gleich 0 entarteten Resonanzpunkte 15 mit zu- nehmenden Abstand von Periode zu Periode weiter auf, bis die Fächer 17 ineinander übergehen. Der x-te Fächer 17 beginnt in einem Abstand von

-^-i^. (11) n 2/_j

und endet bei

£__ (12) n 21

wobei N eine natürliche Zahl und der Nenner der Zahl I2 I1 ist und λ und λ_r2 die Wellenlängen der kleinsten und der größten Resonanzfrequenz im Betriebsfrequenzbereich 14 darstellen. Wenn die Breite des x-ten Fächers 17 dem Abstand zwischen den Fächern 17

entspricht, gehen die Fächer ineinander über. Daraus ergibt sich für den x-ten Fächer:

x λ , x λ ₂ 1 1, 1, r^{l r2} - ^r2 r> X = ^ ( 14 )

« 2/_j « 2/_j n 2/, l._j - /L ^•,rl

Das optische Zweiglängenverhältnis am Anfang des x-ten Fä- chers ist :

Ab diesem Wert liegen die Resonanzpunkte 15 dicht beieinan- der. Dieser Wert begrenzt einen Streifen, in dem sich die Fächer 17 nicht überlappen. Außerhalb des Streifens überlappen sich dagegen die Fächer. Dadurch liegen die Resonanzpunkte 15 dicht und die Abstrahlverluste sind dort gering. Zweckmäßigerweise wird das Verhältnis der optischen Längen der Resonatorzweige 3 so gewählt, daß das Verhältnis der optischen Längen der Resonatorzweige 3 in den Bereichen mit ei- ner hohen Dichte an Resonanzpunkten 15 zu liegen kommt.

Dieses wird insbesondere anhand der Figuren 3a bis c deutlich. In Figur 3a sind die Resonanzpunkte 15 durch Resonanzlinien 18 ersetzt. Entlang dieser Resonanzlinien 18 liegen die Abstrahlverluste unterhalb eines vorgegebenen Grenzwerts. Dies geht insbesondere aus Figur 3b hervor, in der die Gesamtheit der Verlustkurven über dem in Figur 3a dargestellten Parameterraum auf eine Ebene entlang der Frequenzachse 13 projiziert sind. In Figur 3b ist erkennbar, daß die Abstrahl- Verluste insbesondere bei den den Resonanzpunkten 15 aus Figur 2 entsprechenden Frequenzen gleich 0 sind und für abweichende Frequenzen rasch ansteigen.

Von Interesse ist schließlich auch Figur 3c, in der die Ver- lustkurven über dem Parameterraum aus Figur 3a auf eine Ebene entlang der Verhältnisachse 12 projiziert sind, wovon nur die minimalen Verluste pro Verhältnis I2 I1 dargestellt sind. Anhand Figur 3c wird deutlich, daß es Längenverhältnisse gibt, in deren Umgebung geringe Verluste auftreten. Im dargestell- ten Fall ist dieses in der Umgebung der Verhältnisse 1/3 und 2/3 der Fall.

In Figur 4 ist ein Stabilitätsdiagramm für eine allgemeine Laseranordnung mit zwei Resonatorzweigen 3, insbesondere für die Laseranordnung 1 nach Figur 1 dargestellt. Die Laseranordnung 1 weist einen hybriden Aufbau mit auf dem Substrat 11 angeordneten Wellenleitern auf. Die beiden Laserdioden 8 bewirken jeweils die gleiche Verstärkung in den Resonatorzweigen 3. Im Wellenlängenbereich von 850 bis 1000 nm und vorgegebenen optischen Zweiglängen l_λ und 1₂ wurden die Resonanzfrequenzen und die Abstrahlverluste für jede Resonanzfrequenz berechnet. Die Punkte im Diagramm entsprechen denjenigen Parameterwerten im zweidimensionalen Parameterraum der optischen Längen der Resonatorzweige 3, bei denen die Abstrahlverluste geringer als ein vorgegebener Grenzwert sind. Angemerkt sei, daß die Punkte im Stabilitätsdiagramm eigent- lieh ausgedehnte Flächen sind. Im vorliegenden Fall sollen die Abstrahlverluste weniger als 5 % der Auskoppelverluste betragen. Somit zeigen die schwarzen Bereiche im Stabilitätsdiagramm ein Anwachsen der Schwelle der Lasertätigkeit um weniger als 5 % von der minimalen Schwelle an. Im Gegensatz da- zu zeigen weiße Bereiche ein größeres Anwachsen. Deshalb sind stabile Bereiche schwarz, instabile weiß. Da lχ und 1₂ vertauschbar sind, ist das Diagramm spiegelsymmetrisch zur Hauptdiagonalen.

Im Stabilitätsdiagramm in Figur 4 erkennt -man helle Streifen 19 entlang verschiedener Ursprungsgraden mit rationalen Steigungen. Wenige schwarze Punkte im Stabilitätsdiagramm gibt es nur in diesen Streifen 19. Bereiche geringer Abstrahlverluste gibt es nur außerhalb der Streifen 19 und zwischen ihnen. Die Zahl der Streifen 19 hängt von den tolerierbaren Verlusten ab. Bei geringen tolerierbaren Verlusten nimmt die Anzahl der Streifen 19 und deren Breite zu.

Die stabilen Bereiche der Lasertätigkeit liegen abseits der rationalen Steigungen. Insbesondere liegt der größte stabile Bereich seitlich der Hauptdiagonalen.

Es ist daher von Vorteil, wenn die optischen Längen der Resonatorzweige 3 so gewählt werden, daß ein Schwankungsraum 21 zwischen dem Streifen 19 mit der Steigung 1 und dem nächst- liegenden Streifen 19 zu liegen kommt, in dem der maximale Abstrahl erlust größer als der maximal tolerierbare Abstrahlverlust ist. Dieses ist der Streifen mit der Steigung (n-l)/n. Unter diesen Voraussetzungen ergeben sich die optimalen Längen der Resonatorzweige 3 zu:

l_λ = (n + ϊ)b + (2n - l)Al +2«Δ/₂ (16)

und l₂ = nb + (2n - 2)M_X + (2n -l)Δ/₂ (17)

mit

und

wobei c die Vakuumlichtgeschwindigkeit, v_λ und v₂ die Grenzfrequenzen des Betriebsfrequenzbereichs 14, Δli und Δl₂ die maximal auftretenden Schwankungen, r_x und r₂ die Reflexionskoeffizienten bezüglich der Amplitude an der Auskoppelfläche 6 und den Endflächen 9, sind und floor () eine Abrundungsfunk- tion ist, die die nächstliegende natürliche Zahl ermittelt, die kleiner als das Argument der Funktion ist. Es sei ange- merkt, daß die hier angegebene Streifenbreite b die maximal auftretende Streifenbreite darstellt.

Abschließend soll ein Dimensionierungsbeispiel für einen monolithischen oder hybriden Aufbau, wie in Figur 1 darge- stellt, angegeben werden. Die Laseranordnung 1 soll in einem Wellenlängenbereich zwischen 979 nm und 981 nm betrieben werden. Die Toleranzbereiche Δlχ und Δl₂ sollen jeweils oberhalb von 100 μm liegen. Die maximalen Gabelverluste oder Abstrahlverluste sollen auf die Auskoppelverluste bezogen maximal 0,5 % betragen. Für die Reflexionskoeffizienten wurde entspre- chend der Grenzfläche von GaAs/Luft ein Wert von 0,54 angesetzt. Damit ergibt sich aus den Gleichungen (16) bis (19)

n = 14 b = 239,3 μm li = 3589,5 μm + 27 Δl_x + 28 Δl₂ 1₂ = 3350,2 um + 26 Δli + 27 Δl₂.

Um die geometrische Länge der Wellenleiter auf dem Substrat 11 zu berechnen, ist zunächst zu berücksichtigen, daß die Laserdioden 7 und die Kugellinsen 10 zur optischen Weglänge in den Resonatorzweigen 3 beitragen. Diese optischen Weglängen können typischerweise 5 mm betragen. Die Länge des kurzen und des langen Resonatorzweigs 3 ergibt sich dann jeweils zu 20 und 21 mm. Um in Resonatorzweigen 3 möglichst gleiche Verluste zu erreichen, sind die Krümmungsradien und die Bogenlängen gleich. Die Wegdifferenz ΔL wird lediglich durch ein gerades Wellenleiterstück bewerkstelligt.

Durch eine erweiterte Laseranordnung von der Art der Laseranordnung 1 lassen sich zahlreiche Laserdioden 8 zusammenkoppeln. Außerdem führt die Verwendung von einmodigen Lichtwellenleitern auf dem Substrat zu einem gaußförmigen Strahlprofil. Der an der Auskoppelflache 6 die Laseranordnung 1 verlassende Strahl zeichnet sich daher durch eine hohe

Strahlqualität und hohe Leistungsdichte aus. Hervorzuheben ist schließlich, daß mit der Laseranordnung 1 im Gegensatz zum Stand der Technik ein stabiler, unterbrechungsfreier Betrieb möglich ist.

Abschließend sei angemerkt, daß für die Laseranordnung 1 auch transversal ehrmodige Laser, insbesondere sogenannte Tra- pezlaser verwendbar sind. Ferner sei darauf hingewiesen, daß für die Laseranordnung 1 sowohl der dargestellte hybride Auf- bau als auch ein monolithischer Aufbau in Frage kommt. Bezugszeichenliste

1 Laseranordnung

2 Baumresonator

3 Resonatorzweig

4 Gabelstelle

5 Resonatorstamm

6 Auskoppelfläche

7 Laserzeile

8 Laserdiode

9 Endflächen

10 Kugellinsen

11 Substrat

12 Verhältnisachse

13 Frequenzachse

14 Betriebsfrequenzbereich

15 Resonanzpunkte

16 Projektion

17 Fächer

18 Resonanzlinien

19 Streifen

20 Resonanzzone

21 Schwankungsraum

Claims

Patentansprüche

1. Laseranordnung mit einer Anzahl N von Resonatorzweigen

(3) , die jeweils eine bestimmte optische Zweiglänge aufweist, und mit einer Vielzahl von optischen Verstärkern (8), die jeweils einem Resonatorzweig (3) zugeordnet sind, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß ein von den Schwankungen der optischen Zweiglängen abgedecktes Schwankungsvolumen (21) im N-dimensionalen Parameterraum der optischen Zweiglängen abseits der Zonen (19) minimaler Resonanzdichte liegt.

2. Laseranordnung mit einer Anzahl N von Resonatorzweigen (3), die jeweils eine bestimmte optische Zweiglänge aufwei- sen, und mit einer Vielzahl von optischen Verstärkern (8), die jeweils einem Resonatorzweig (3) zugeordnet sind, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß ein von den Schwankungen der optischen Zweiglängen abgedecktes Schwankungsvolumen (21) im N-dimensionalen Parameterraum der optischen Zweiglängen in Zonen (20) dichtliegender Resonanzbereiche (18) liegt.

3. Laseranordnung nach Anspruch 1 oder 2, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß die Laseranordnung ein Baumresonator (2) mit einer Vielzahl von Resonator weigen (3) ist.

4. Laseranordnung nach Anspruch 3, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß die optischen Verstärker aktive Zonen von Laserlichtquellen (8) sind.

5. Laseranordnung nach Anspruch 4, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß die Laserlichtquellen Laserdioden (8) sind.

6. Laseranordnung nach Anspruch 4 oder 5, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß die aktiven Zonen der Laserlichtquellen (8) an den Enden der Resonatorzweige (3) angeordnet sind und stammseitig entspiegelt sind.

7. Laseranordnung nach einem der Ansprüche 3 bis 6, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß die Resonatorzweige (3) des Baumresonators (2) im Betriebsfrequenzbereich einmodige Wellenleiter aufweisen.

8. Laseranordnung nach einem der Ansprüche 3 bis 7, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß der Baumresonator (2) einen gemeinsamen Wellenleiter (5) aufweist, der von einem im Betriebsfrequenzbereich einmodigen Wellenleiter gebildet ist.

9. Laseranordnung nach Anspruch 8, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß der gemeinsame Wellenleiter (5) eine teilweise verspiegelte Auskoppelfläche (6) aufweist.

10. Laseranordnung nach einem der Ansprüche 3 bis 9, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß der Baumresonator ein Y-Resonator (2) ist.

11. Laseranordnung nach Anspruch 10, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t, daß sich die Länge der beiden Resonatorzweige (3) berechnen zu:

/, = (n + ϊ)b + (2n - \)M + 2nAl₂

und

l₂=nb + (2n - 2)M + (2n - l)Δ/₂

mit n = floor V ι

und

δ-^Vl v₂ 2(v₂ - v,)

wobei c die Vakuumlichtgeschwindigkeit, V_j und v₂ die untere und obere Grenzfrequenz des Betriebsfrequenzbereichs, Δli und Δl Schwankungen der optischen Zweiglängen, V das Verhältnis der Abstrahlverluste zu den Auskoppelverlusten und ri und r₂ die Reflexionskoeffizienten bezüglich der Amplituden von Endflächen (6, 9) des Y-Resonators (2) sind.