DE1564651C - Optischer Resonator für Laser - Google Patents

Description

Sehr günstige Eigenschaften hinsichtlich Justierfehlern beim Spiegelsystem weist der in der Fig. Ic

Die Erfindung bezieht sich auf einen optischen angegebene dritte stabile Grenzfall eines optischen Resonator eines optischen Senders für kohärente ₅₅ Resonators, nämlich der hemikonzentrische Reso-Strahlung (Laser). nator auf. Er stellt einen Sonderfall des konzentri-

Besondere Bedeutung haben optische Resonatoren sehen Resonators dar, bei dem der zweite Kugelfür die Erzeugung und Verstärkung kohärenter Licht- spiegel durch einen im Krümmungsmittelpunkt des energie durch stimulierte Emission von durch Pump- anderen Kugelspiegels Sk angeordneten ebenen Spieenergie bis zur Inversion angeregten stimulierbaren 60 gel Se ersetzt ist. Er wird vielfach bei Gaslasern anMedien erlangt. gewendet. Auf Grund der geringen Verstärkung und Während nämlich im Bereich sehr kurzer elektro- der bei solchen Lasern mit wachsender Ordnungsmagnetischer Wellen Pumpenergiequellen zur Ver- zahl der Moden schnell zunehmenden Verlusten läßt fügung stehen, deren Gesamtenergie die für die An- sich die gewünschte Selektion des Grundmodes hier regung einer kohärenten Strahlung in stimulierbaren 65 trotz seiner Kugelwellenform aufweisenden Volumens Medien erforderliche gleiche Frequenz und gleiche erzielen. Auch besteht wegen der im allgemeinen Phase hat, ist dies im optischen Bereich nicht mehr geringen Leistung keine Gefahr einer Zerstörung gegeben. Infolgedessen erfolgen die durch Licht- des ebenen Spiegels am Ort des Brennpunktes für

den Grundmode. Ganz anders liegen dagegen die Verhältnisse beim Festkörperlaser, der wesentlich höhere Verstärkungsgrade aufweist und in der Regel auch für größere Leistungen bemessen ist. Hier führt der kugelwellenförmige Grundmode zur Anregung transversaler Moden hoher Ordnung, weil er den Querschnitt des stimulierbaren Mediums nicht ausfüllt. Außerdem würde hier die hohe Energiebelastung des ebenen Spiegels Se zu dessen rascher Zerstörung führen. Zwar besteht grundsätzlich die Möglichkeit, das Volumen des stimulierbaren Festkörpermaterials dem Volumen des Grundmodes anzupassen. Dies bringt jedoch erhebliche Schwierigkeiten mit sich, die einerseits durch die unterschiedliche Querschnittsbelastung des stimulierbaren Festkörpermaterials längs der Resonatorachse und andererseits durch die Realisierung einer den besonderen Gegebenheiten angepaßten Pumpanordnung bedingt sind.

Durch die Literaturstelle »Zeitschrift für Naturforschung«, Bd. 19 a, Nr. 4, April 1964, S. 421 bis 423, ist bereits im Zusammenhang mit einer mathematischen Betrachtung des Schwingungsverhaltens von Laseranordnungen auf S. 422 ein Laser angegeben, dessen optischer Resonator in Richtung seiner Achse durch zwei Spiegel begrenzt ist, von denen der eine ein Kugelspiegel und der andere ein wenigstens annähernd ebener Spiegel ist. Dabei ist zwischen dem Kugelspiegel und dem ebenen Spiegel eine Fläche mit negativer Brechkraft vorgesehen, deren Ausgestaltung und Anordnung hinsichtlich des Spiegelsystems so bemessen ist, daß der Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels wenigstens annähernd mit dem virtuellen, dem Kugelspiegel abgewendeten Brennpunkt der brechenden Fläche zusammenfällt. Ferner ist in diesem Falle das stimulierbare Medium im Raum zwischen dem ebenen Spiegel und der Fläche mit negativer Brechkraft angeordnet.

Diese spezielle Bemessung des Laserresonators hat zur Folge, daß im Bereich zwischen der brechenden Fläche und dem ebenen Spiegel der Grundmode des Resonators eine ebene Welle entsprechend den Verhältnissen beim ebenen Resonator darstellt. Dies gilt auch hinsichtlich der Belastung des ebenen Spiegels. Die Belastung des Kugelspiegels ist dagegen erheblieh herabgesetzt. Auch existiert kein reeller Fokus in der Ebene des ebenen Spiegels.

Ein solcher Resonator hat die Eigenschaft, daß

a) der Grundmode im stimulierbaren Medium annähernd einer ebenen Welle entspricht,

b) der Querschnitt des Grundmodes nicht kleiner ist als der höherer Transversalmoden und

c) auf den Spiegeln kein reeller Fokus des Grundmodes liegt.

Dieser Resonator erfüllt also mit anderen Worten die drei Voraussetzungen für seine Anwendung bei Lasern, insbesondere hoher Leistung, sofern von zusätzlichen Selektionsmitteln abgesehen werden soll. Diese drei Forderungen werden auch vom ebenen Resonator erfüllt. Dessen selektive Eigenschaften werden jedoch bereits durch geringfügige Justierfehler seines Spiegelsystems erheblich gestört. Bei dem durch die genannte Literaturstelle bekannten optischen Resonator sind diese Störungen wesentlich geringer, weil hier Justierfehler des Spiegelsystems, die auf Drehung des Kugelspiegels um seinen Krümmungsmittelpunkt beruhen, nur von geringem Einfluß sind. Anders verhält es sich hinsichtlich eines Verkippens des ebenen Spiegels. Hier werden wie beim ebenen Resonator die selektiven Eigenschaften bereits durch geringfügige Justierfehler erheblich gestört.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen optischen Resonator der letztgenannten Art hinsichtlich der Unempfindlichkeit seiner selektiven Eigenschaften gegen geringfügige Justierfehler des Spiegelsystems weiterzubilden.

Ausgehend von einem optischen Resonator eines optischen Senders für kohärente Strahlung (Laser), der auf seiner einen Seite durch einen Kugelspiegel und auf seiner anderen Seite, auf der sich das stabförmige stimulierbare Medium befindet, durch einen wenigstens annähernd ebenen Spiegel begrenzt ist, wobei zwischen diesen Spiegeln eine Fläche mit negativer Brechkraft derart angeordnet ist, daß ihr von dem Kugelspiegel abgewandter virtueller Brennpunkt annähernd mit dem Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels zusammenfällt, wird diese Aufgabe gemäß der Erfindung dadurch gelöst, daß der Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels wenigstens annähernd in die Ebene des ebenen Spiegels fällt.

Durch die Verlagerung des Krümmungsmittelpunktes des Kugelspiegels wenigstens annähernd in die Ebene des ebenen Spiegels vereinigen sich in außerordentlich vorteilhafter Weise die Eigenschaften eines ebenen Resonators mit denen eines hemikonzentrischen Resonators, was bedeutet, daß die Unempfindlichkeit des Resonators gegen Justierfehler des Spiegelsystems nicht mehr auf Drehungen des Kugelspiegels um seinen Krümmungsmittelpunkt beschränkt ist, sondern vielmehr auch ein Verkippen des ebenen Spiegels erfaßt.

Bei Verwendung von stimulierbaren Festkörpermaterialien ist es sinnvoll, die dem Kugelspiegel nahe Stirnfläche des ein Festkörpermaterial darstellenden stabförmigen stimulierbaren Mediums als für das Signallicht vergütete brechende Fläche auszubilden.

In entsprechender Weise kann auf die dem Kugelspiegel ferne Stirnfläche des stimulierbaren Festkörpermaterials eine den ebenen Spiegel darstellende dielektrische oder metallische Schicht aufgebracht sein.

Weist das stimulierbare Medium wenigstens hinsichtlich seiner Randbegrenzungslinien planparallele Stirnflächen auf, so ist es zweckmäßig, als brechende Fläche eine für das Signallicht vergütete Konkavlinse vorzusehen.

Für verschiedene Anwendungszwecke ist es ferner vorteilhaft, den ebenen Spiegel durch ein den Resonator faltendes 90°-Prisma, einen Retroreflektor oder einen 90°-Konus zu realisieren.

Wie umfangreiche am Kristallaser mit ebenem Resonator durchgeführte Untersuchungen gezeigt haben, stellt der nominell ebene Festkörperlaser durch Kristallfehler einerseits und insbesondere durch thermische Gradienten während des optischen Pumpens andererseits einen effektiv gekrümmten Resonator zeitlich variabler Krümmung dar. Der schwingende Querschnitt des stimulierbaren Festkörpermaterials im ebenen Resonator wird daher gegenüber dem ideal ebenen Resonator erheblich eingeengt und durch die damit gegebene überhöhte Leistungsdichte eine vorzeitige Zerstörung der Spiegelflächen hervor-

gerufen. Durch Änderung des Abstandes zwischen der brechenden Fläche und dem Kugelspiegel kann der erfindungsgemäße Resonator aus der stabilen Grenzlage herausgestimmt werden. Durch eine solche Abstimmung wird in außerordentlich vorteilhafter S Weise eine Kompensation von Krümmungen des stimulierbaren Festkörpermaterials ermöglicht. Aus diesem Grunde ist es zweckmäßig, den Abstand zwischen dem Kugelspiegel und der brechenden Fläche einstellbar auszubilden.

An Hand von in der Zeichnung dargestellten Ausführungsbeispielen soll die Erfindung im folgenden noch näher erläutert werden. In der Zeichnung bedeuten

Fi g. 1 a bis 1 c bereits beschriebene stabile Grenzfälle optischer Resonatoren,

Fig. 2 ein Ausführungsbeispiel nach der Erfindung,

F i g. 3 eine die Kompensation optischer Krümmungen des stimulierbaren Festkörpermaterials demonstrierende Darstellung eines optischen Resonators.

Bei dem in Fig. 2 dargestellten erfindungsgemäßen optischen Resonator ist der Kugelspiegel wiederum mit Sk und der ebene Spiegel mit Se bezeichnet. Die brechende Fläche mit negativer Brechkraft zwischen dem Kugelspiegel Sk und dem ebenen Spiegel Se ist mit F bezeichnet. Der Kugelspiegel Sk ist in einem solchen Abstand von der brechenden Fläche F angeordnet, daß sein Krümmungsmittelpunkt mit dem virtuellen Brennpunkt P der brechenden Fläche F zusammenfällt, und zwar am Ort des ebenen Spiegels Se. In F i g. 2 sind der Krümmungsradius des Kugelspiegels Sk mit R und die virtuelle Brennweite der brechenden Fläche F mit — / bezeichnet. Durch die Bemessung ist erreicht, daß die senkrecht auf den Kugelspiegel auftreffenden Strahlen s ebenfalls senkrecht auf den ebenen Spiegel Se auftreffen und hierbei im Bereich zwischen der brechenden Fläche F und dem ebenen Spiegel Se im Sinne einer ebenen Welle zueinander parallel verlaufen. Verdrehungen des Kugelspiegels Sk um seinen Krümmungsmittelpunkt herum einerseits, und geringfügige Verkippungen des ebenen Spiegels andererseits haben, wie bereits erwähnt, praktisch keinen Einfluß auf die selektiven Eigenschaften des Resonators.

Bei Verwendung des erfindungsgemäßen Resonators für einen Festkörperlaser wird das stimulierbare Festkörpermaterial, beispielsweise ein Rubinkristall, oder ein mit Neodymionen dotiertes Festkörpermaterial im Bereich zwischen der brechenden Fläche F und dem ebenen Spiegel Se angeordnet. Die Strahlen s verlaufen somit wie beim ebenen Resonator innerhalb des Kristalls zueinander parallel. Da sie den ganzen Querschnitt des Kristalls ausfüllen können, läßt sich mit einem solchen Resonator eine Laseranordnung mit hoher Selektivität des Grundmodes im Sinne der stabilen Grenzfälle optischer Resonatoren erreichen.

Als brechende Fläche kann beispielsweise eine Konkavlinse vorgesehen sein. Bei Verwendung eines stimulierbaren Festkörpermaterials ist es jedoch auch möglich, die dem Kugelspiegel nahe Stirnfläche des stabförmigen Festkörpermaterials für diese brechende Fläche auszubilden.

Ebene, stimulierbare Festkörpermaterialien aufweisende Resonatoren, bei denen das stimulierbare Festkörpermaterial gepumpt wird, wirken, wie bereits darauf hingewiesen worden ist, effektiv als gekrümmte Resonatoren, weil auf Grund von Kristallfehlern, thermische Verkrümmungen wie auch thermische Gradienten innerhalb des Festkörpermaterials einen gekrümmten Verlauf der in ihnen fortschreitenden Lichtwellen erzwingen. Wie einschlägige Untersuchungen gezeigt haben, führt dies beispielsweise bei Rubinlasern dazu, daß sie während eines Pumpimpulses einen Strahl variabler Öffnung mit abnehmender Modenselektion emittieren. Auch bleibt der schwingende Querschnitt für den gewünschten Grundmode durch die Verkrümmungen des Resonators bei Verwendung hochselektierender Außenspiegel sehr viel kleiner als der in einem ideal ebenen Resonator über die Schwelle angeregte Querschnitt. Es ist bereits vorgeschlagen worden, diese thermischen Krümmungen durch geeignete Ausbildung der Stirnflächen des stabförmigen stimulierbaren Mediums und/oder der Spiegel zu kompensieren. Von dieser Kompensation wird beim Erfindungsgegenstand vor allem dann Gebrauch zu machen sein, wenn, wie das beim Erfindungsgegenstand der Fall ist, der Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels Sk mit dem virtuellen Brennpunkt P der brechenden Fläche F in der Ebene des ebenen Spiegels Se zusammenfällt. Es gibt aber noch eine weitere einfache Möglichkeit der Kompensation der genannten optischen Krümmungen.

Bei dem in F i g. 3 dargestellten optischen Resonator ist der Kugelspiegel Sk' aus einem Glaskörper gebildet, und die beiden Stirnflächen des stabförmigen stimulierbaren Kristalls K sind Träger für die brechende Fläche F' und den ebenen Spiegel Se'. Zur besseren Demonstration liegt in F i g. 3 der virtuelle Brennpunkt P nicht in der Ebene des ebenen Spiegels Se'. Wie der Gang der Strahlen s erkennen läßt, ist hier der Abstand der brechenden Fläche F' zum Kugelspiegel Sk' kleiner als der Sollabstand gewählt, d. h. daß nunmehr der Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels in Richtung auf den ebenen Spiegel Se' zu über den virtuellen Brennpunkt P hinaus verschoben ist. Dies hat zur Folge, daß die Strahlen s hinter der brechenden Fläche F' im Kristall K nicht mehr parallel zueinander verlaufen, sondern etwas divergieren. Diese Divergenz ist so bemessen, daß die Strahlen s unter dem Einfluß der thermischen Krümmungen im Kristall K wiederum senkrecht auf den die gegenüberliegende Stirnfläche bildenden Spiegel Se' auftreffen. Da die thermischen Krümmungen innerhalb des Kristalls von der Intensität der Pumplichtquelle wie auch vom zeitlichen Verlauf dieser Intensität abhängig sind, ist es zweckmäßig, den Abstand zwischen dem Kugelspiegel Sk' und der brechenden Fläche F' einstellbar auszuführen, um gegebenenfalls jederzeit eine Korrektur durchführen zu können. Die Einstellbarkeit ist in Fig. 3 durch den in den Kugelspiegel Sk' eingezeichneten Doppelpfeil angedeutet.

Hierzu 1 Blatt Zeichnungen

Claims (6)

1 2 Lichtenergie angeregten Quantenübergänge auch Patentansprüche: nicht gleichphasig. Hier muß deshalb die Synchroni sation der Emission der Quantenübergänge durch

1. Optischer Resonator eines optischen Sen- Selektion von nach Phase und Frequenz bestimmten ders für kohärente Strahlung (Laser), der auf 5 angeregten Lichtwellen und deren Ausnutzung zur seiner einen Seite durch einen Kugelspiegel und Steuerung von Quantenübergängen im Sinne einer auf seiner anderen Seite, auf der sich das stab- stimulierten Emission herbeigeführt werden. Die geförmige stimulierbare Medium befindet, durch wünschte Selektion läßt sich nun mit den genannten einen wenigstens annähernd ebenen Spiegel be- optischen Resonatoren dadurch herbeiführen, daß grenzt ist, wobei zwischen diesen Spiegeln eine io das gepumpte stimulierbare Medium innerhalb eines Fläche mit negativer Brechkraft derart angeord- solchen Resonators angeordnet wird.

net ist, daß ihr von .dem Kugelspiegel abge- Die selektiven wie auch sonstigen Eigenschaften

wandter virtueller Brennpunkt annähernd mit optischer Resonatoren sind von der Anordnung wie

dem Krümmungsmittelpunkt des Kugelspiegels auch der Ausbildung der Spiegel abhängig. Inwieweit

zusammenfällt, dadurch gekennzeich- 15 der theoretisch bei einem bestimmten Aufbau eines

net, daß der Krümmungsmittelpunkt des solchen Resonators erreichbare Grad an Selektivität

Kugelspiegels (S_k, S_k') wenigstens annähernd in in der Praxis angenähert werden kann, hängt in

die Ebene des ebenen Spiegels (S_e, S_e') fällt. hohem Maße von der Empfindlichkeit dieses Reso-

2. Optischer Resonator nach Anspruch 1, da- nators gegen Dejustierung des Spiegelsystems ab. durch gekennzeichnet, daß die dem Kugelspiegel 20 Die größte Selektivität für den im allgemeinen aus-(S₄') nahe Stirnfläche des ein Festkörpermaterial schließlich erwünschten Grundmode eines optischen (K) darstellenden stabförmigen stimulierbaren Resonators ist in deren sogenannten stabilen Grenz-Mediums als für das Signallicht vergütete bre- fällen gegeben. Von diesen stabilen Grenzfällen optichende Fläche (F') ausgebildet ist. scher Resonatoren sind in den Fig. 1 a bis Ic die

3. Optischer Resonator nach Anspruch 2, da- 35 drei wichtigsten angegeben.

durch gekennzeichnet, daß auf die dem Kugel- Bei dem in der Fig. la dargestellten ebenen opti-

spiegel (S_k') ferne Stirnfläche des stimulierbaren sehen Resonator mit zwei planparallelen ebenen

Festkörpermaterials (K) eine den ebenen Spiegel Spiegeln Se, zwischen denen das erwähnte stimulier-

(S/) darstellende dielektrische oder metallische bare Medium M angeordnet ist, ist der Grundmode, Schicht aufgebracht ist. 30 wie die dargestellten Pfeile andeuten, eine ebene,

4. Optischer Resonator nach Anspruch 1, bei sich längs der Resonatorachse ausbildende stehende dem das stimulierbare Medium wenigstens hin- Welle. Der Grundmode kann hier praktisch den gansichtlich der Randbegrenzungslinien planparallele zen Querschnitt des stimulierbaren Mediums ausStirnflächen aufweist, dadurch gekennzeichnet, füllen. Geringfügige Justierfehler (Verkippen der daß die brechende Fläche (F) eine für das Signal- ₃₅ ebenen Spiegel Se) beeinträchtigen jedoch die Seleklicht vergütete Konkavlinse ist. tion in hohem Maße, weil die in diesem Falle nicht

5. Optischer Resonator nach einem der vor- mehr senkrecht auf die Spiegel Se auftreffenden hergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, Grundwellen aus dem Resonator auswandern.

daß der ebene Spiegel (S_e) ein den optischen Re- Ähnlich liegen die Verhältnisse bei dem in der

. sonator faltendes 90°-Prisma, ein Retroreflektor _4O F i g. 1 b dargestellten konzentrischen optischen Re-

oder ein 90°-Konus ist. sonator mit zwei Kugelspiegeln Sk, deren Krüm-

6. Optischer Resonator nach einem der vor- mungsmittelpunkte in der Mitte des Resonatorraums, hergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, j_n dem das stimulierbare Medium M angeordnet ist, daß der Abstand zwischen dem Kugelspiegel (S_k, zusammenfallen. Der konzentrische optische Reso- S_k') und der brechenden Fläche (F, F') einstell- _{45 n}ator stellt den Grenzfall der Klasse der allgemein bar ist. konfokalen optischen Resonatoren dar. Er zeichnet

sich ebenfalls durch hohe Selektion des eine Kugelwelle darstellenden Grundmodes aus, der wie beim ebenen Resonator die ganze Fläche der Kugelspiegel

50 ausfüllen kann. Justierfehler stören die Resonatorfunktion extrem stark.