DE2223945A1

DE2223945A1 - Laser-oszillator mit auskopplungsmodulator

Info

Publication number: DE2223945A1
Application number: DE19722223945
Authority: DE
Inventors: Rene Dr Daendliker; Francois Dr Mottier
Original assignee: BBC Brown Boveri France SA
Current assignee: BBC Brown Boveri France SA
Priority date: 1972-04-28
Filing date: 1972-05-17
Publication date: 1973-11-08
Also published as: CH544426A

Description

Laser-Oszillator mit Auskopplungsmodulator Die Erfindung betrifft einen Laser-Oszillator mit Auskopplungsmodulator.
Ein Laser-Oszillator, kurz meist als Laser bezeichnet, besteht aus einem verstärkenden Medium mit einem optischen Resonator.
Das verstärkende Medium kann z.B. eine.geeignete Gasmischung (Gas-Laser), ein dotierter Kristall (Festkörper-Laser) oder ein Halbleitermaterial sein. Die verwendeten optischen Resonatoren sind meistens offene Hohlraumresonatoren, d.h. Anordnungen, bei denen auf zwei gegendberliegenden Seiten des verstarkenden Mediums Spiegel vorgesehen sind, die übrigen vier Seitenfl.ichen aber offen sind. Weitere Einzelheiten sind z.B. in dem Buch von R. Dändliker "Laser-Kurzlehrgang", Fachschriftenverlag Aargauer Tagblatt AG, Aarau, 1971 dargestellt.
Zur pulsartigen Modulation der in dem Laser-Oszillator erzeugten elektromagnetischen Strahlung ist es bekannt (z.B. Sci. Am.
June 1969, S. 17 ff.), in dem Laser-Strahl ausserhalb des Laser-Oszillators einen gesteuerten elektro-optischen Kristall, z.B.
eine Pockels-Zelle, oder auch einen magneto-optischen Kristall vorzusehen. Ferner ist es bekannt (z.B. R. Dändliker a.a.O., S, 16), innerhalb des optischen Resonators eine Pockels-Zelle anzuordnen, mittels welcher der Gütefaktor Q des optischen Resonators schnell geändert werden kann (sog. Riesenimpuls-Laser oder auch Q-Switch-Laser). Schliesslich ist es auch bekannt (J. Appl. Phys. 41 (1970) No. 4 S. 1552 ff.), innerhalb des Resonators einen akusto-optischen Quarz-Modulator vorzusehen.
Die bekannten Anordnungen mit externem Modulator haben den Nachteil, dass dr Laser-Oszillator im Dauerstrich-Betrieb arbeiten muss und deshalb eine nur begrenzte Ausgangsleistung erbringt, die zudem für die Anwendung entsprechend dem Tastverhältnis der Puls-Modulation noch vermindert wird.
Riesenimpuls-Laser haben zwar den Vorteil, dass die garne verfügbare Energie in einem einzigen Impuls hoher Spitzenleistungo und kurzer Dauer abgegeben werden kann, da ausserhalb des Impulses die Energie durch die Besetzung des oberen Laser-liveaus gespeichert wird, haben jedoch den Nachteil, dass ihre Linschaltzeit relativ gros-s ist, da sich beim Erilohen des Gütefaktors Q die Laserschwingung erst aufbauen muss.
Interne akusto-optische Quarz-Modulatoren schliesslich haben den Nachteil, dass sie beständig der hohen internen Laserstrahlungs-Intensität ausgesetzt sind, die wesentlich grösser ist als die externe Strahlungs-Intensität, wodurch sich erhebliche Materialprobleme ergeben können, und dass sie oftmals zusätzliche optische Resonanzen erzeugen, Es ist Aufgabe der Erfindung, diese Nachteile zu beheben und einen stabilen Laser-Oszillator mit einem Auskopplungsmodulator zu schaffen, mit welchem Laserpulse hoher Spitzenleistung, steuerbarer Repetitionsfrequenz, guter Monochromasie, hoher örtlicher und zeitlicher Kohärenz und kurzer Anstiegszeit erzeugt werden können, ohne dass sich besondere Materialprobleme ergeben, Diese Aufgabe wird dadurch gelöst, dass erfindungsgemäss der optische Resonator mindestens auf einer Seite des verst;irkenden Mediums anstelle eines einzelnen Spiegels ein abstimmbares Interferoeter aufweist, vorzugsweise ein Fabry-Perot-Interferometer Abstimmbare Interferometer sind in verschiedenen Formen bekannt, So sind mechanisch abstimmbare Fabry-Perot-Interferometer bekannt z.B, aus A.F. Harvey, "Coherent Light", Wiley-Interscience, 1970, S. 283 ff., oder F. Kohlrausch, Praktische Physik, 20. Auflage, Band 1 S. 568. Sie bestehen aus zwei einander gegenübergestellten, auf den einander zugekehrten Seiten teildurchlässig verspiegelten Platten, zwischen denen durch Feinbewegung einer der Platten eine planparallele Luftschicht veränderlicher Dicke eingestellt werden kann. Ihre Transmission T und ihre Reflexion R zeigen für Licht einer Frequenz v scharfe Maxima bzw. Minima als Funktion des Spiegelabstandes.
Ein elektrisch abstimmbares Fabry-Perot-Interferometer mit zwischen den Spiegeln angeordneter Pockels-Zelle ist bekannt z.B. aus Probe. IEEE 51 (1963) 1258.
Ein abstimmbares Interferometer mit sphärischen Spiegeln ist bekannt z,B. aus Applied Optics 3 (1964) 1471-1484.
Mit dem erfindungsgemässen Laser-Oszillator lassen- sich leistungsstarke Laser-Pulse erzeugen, die die oben angeführten Nachteile der bekanntn Laser-Oszillatoren nicht aufweisen, und deren Kohärenz für holographische Aufnahmen genügt.
Nähere Einzelheiten der Erfindung ergeben sich aus den nachstehend anhand von Figuren erläuterten Ausführungsbeispielen.
Hierbei zeigt: Fig. 1 einen Laser-Oszillator nach der Erfindung, bei welchem das Interferometer ein mittels eines elektro-optischen Kristalles abstimmbares Fabry-Perot-Interferometer ist, Fig. la eine besondere Ausbildungsform des Fabry-Perot-Interferometers, Fig. 2 die Transmission des Fabry-Perot-Interferometers gern.
Fig. 1 bzw. la als Funktion der optischen Weglänge zwischen den beiden Spiegeln, Fig. 3 zwei Impulse eines Puls-Zuges, wie sie mit einem Laser-Oszillator nach der Erfindung erzeugbar sind, Fig. 4 die Transmission T des Fabry-Perot-Interferometers und die Leistungsdichte N B im Innern des Lasers als Funktion der Spannung U an dem elektro-optischen Kristall in dem Fabry-Perot-Interferometer, und Fig. 5 den Blockschaltplan einer Regelung für die Spannung an dem elektro-optischen Kristall.
In Fig. 1 ist das Gas-Entladungsrohr eines Argon-Ionen-Lasers angedeutet, in welchem sich das verstärkende Medium 1 befindet.
Auf der einen Seite des verstärkenden Mediums 1 ist ein konkaver, sphärischer Spiegel 2, auf der anderen Seite ein abstimmbares Fabry-Perot-Interferometer 3 vorgesehen. Das Fabry-Perot-Interferometer 3 umfasst zwei schwach keilförmige, einander gegenübergestellte, für die von dem Laser-Oszillator zu emittierende Strahlung durchlässige Platten 4 und 5, die zwischen sich eine planparallele Luftschicht einschliessen, und die auf den einander zugekehrten Seiten zu mehr als 99 % verspiegelt sind. Zwischen den Platten 4 und 5 ist ein elektrooptisches Element 6 angeordnet, z.B. in Form einer Pockelszelle, d.h. etwa in Form eines mit Elektroden versehenen KDP-Kristalls, dessen optischer Brechungsindex mittels der elektrischen Spannung U steuerbar ist.
Statt verspiegelte Platten 4 und 5 gesondert vorzusehen, können auch die Endflächen des elektro-optischen Elementes 6 verspiegelt werden. Das ist in Fig. la dargestellt.
Der optische Resonator des dargestellten Laser-Oszillators wird durch den Spiegel 2 und das Fabry-Perot-Interferometer 3 gebildet. Bei den bekannten Laser-Oszillatoren ist an der Stelle des Fabry-Perot-Interferometers 3 ein zweiter Spiegel vorgesehen. Da das in Fig. 1 dargestellte Fabry-Perot-Interferometer 3 wie ein Planspiegel wirkt, kann der optische Resonator des Laser-Oszillators nach der Erfindung in diesem Falle hemi-konfokal oder hemi-konzentrisch ausgebildet werden. Unter Verwendung anderer bekannter Formen von abstimmbaren Interferometern, z.B. mit sphärischen Spiegeln (Appl. Opt. 3, a.a.O.) lassen sich beliebige andere Resonator-Konfigurationen realisieren.
Um den Laser-Oszillator nach der Erfindung als Einfrequenz-Laser betreiben zu können, ist weiterhin ein Fabry-P3rot-Etalon 7 zwischen dem Spiegel 2 und dem ver ;;¼nden Medium 1 angeordnet.
Mit diesem Etalon 7 wird ein einziger longitudinaler Mode aus mehreren schwingungsfähigen selektiert.
In Fig. 2 ist die Transmission T (e) des Fabry-Perot-Interferometers 3 in Abhdngigkeit der optischen Weglänge e, d.h. des Produktes aus dem Abstand e der inneren Flächen der Platten 4 und 5 und dem optischen Brechungsindex n des dazwischen befindlichen Mediums, dargestellt. T (e) ist der Bruchteil der gewmäss dem Pfeil S auf das Fabry-Perot-Interferometer 3 auftreffenden Strahlung, der beim Pfeil T austritt. R ist der in Richtung des Pfeiles R gemessene Reflexionskoeffizient des Fabry-Perot-Interferometers 3. Es gilt l-R=T+const.
Wie aus Fig. 2 ersichtlich, weist T (Q) für Werte l = lk = k . c k scharfe Maxima auf, wobei k = 1,2, , c = Lichtgeschwindigkeit und v = Frequenz der vom Etalon 7 selektierten Strahlung.
e kann an sich durch Aendern des Abstandes der Platten 4 und 5 eingestellt werden, wird jedoch vorteilhafter durch Aendern des optischen Brechungsindex der Pockels-Zelle 6 mittels der Spannung U eingestellt. Die elektrische Aenderung von e kann offensichtlich sehr viel schneller durchgeführt werden als die mechanische.
Die Eigenschaften des Fabry-Perot-Interferometers 3 sind wesentlich bestimmt durch seine sog. Finesse wobei V die Abschwächung infolge von Verlusten zwischen den Platten 4 und 5 und R1 bzw. R2 deren Reflexionskoeffizienten sind. So ist die Halbwertsbreite ae eines Maximums Ag = Ä /2Fn, mit ,L= = c/#, und das Verhältnis der maximalen Transmission Tmax zur minimalen Transmission Tmin: Tmax/Tmin # 4F² /#². im in dargestellten Fall beträgt TmaX/Tmin ungefähr 104.
Zum Betrieb des Laser-Oszillators nach der Erfindung wird B beispielsweise periodisch zwischen einem Wert ek im Maximum k der Transmission und einem wert l# ausserhalb desselben verändert. Da die Differenz e - ek # 4 # l = 2 = 2 #/nF # 0,02#/n nur Bruchteile der Wellenlänge # des Laser-Oszillators beträgt, ist die für die Pockels-Zelle 6 hierzu benötigte Steuerspannung relativ klein (ca. 100 V). Für Werte T = Tmin bildet sich in dem Laser-Resonator in bekannter Weise eine stehende Welle aus, da der Resonator dann wie ein üblicher, aus einem Konkav-Spiegel und einem Plan-Spiegel bestehender Hohlraum-Resonator wirkt. Das Etalon 7 schränkt die Frequenz ç des Strahlungsfeldes ein. Wird nun aber T auf Tmax gesteuert, so wird die in dem optischen Resonator gespeicherte Energie ausgekoppelt und schlagartig in Richtung S durch das Fabry-Perot-Interferometer 3 hindurch abgestrahlt.
Die von der Zeit t abhängige Intensität I (t) der ausgekoppelten Laser-Strahlung ist, wie in Fig. 3 dargestellt, pulsartig moduliert. Die Anstiegszeit # 1 eines Impulses ist - bei genügend schneller Aenderung von e - nur durch die Einschwingzeit des Fabry-Perot-Interferometers 3 begrenzt, #1 = 2 e/Fc. Seine Dauer ist g2 = 2L/c, wenn L der Abstand zwischen dem Spiegel 2 und der Platte 4 ist. Wenn die Transmission T (l)nach dem Impuls wieder auf Tmin gesteuert wird, kann sich wieder ein neues Strahlungsfeld der Frequenz v aufbauen. Die dazu benötigte Zeit ist typisch etwa #3 = 200 #2. Nach dieser Zeit kann zu einem beliebigen Zeitpunkt wieder ein neuer Intensitätsimpuls erzeugt werden.
Die Spitzen-Intensität 1max ist wesentlich grösser als die kontinuierliche Ausgangsleistung eines entsprechenden gewOhnlichen Lasers, da zwischen den einzelnen Impulsen mindestens ein Teil der nicht benötigten Energie im Resonator gespeichert wird. Die mittlere Ausgangsleistung bei optimaler Puls-Frequenz ist nur wenig kleiner als die Ausgangsleistung eines entsprechenden kontinuierlichen Lasers und nimmt keineswegs entsprechend dem Tastverhältnis ab.
Bei einem kontinuierlich betriebenen Argon-Laser mit 500 mW Leistung in einer Frequenz können mit der beschriebenen Auskopplungsmodulation Impulse von etwa t2 qY 6/nsec Dauer mit 20 W Spitzenleistung und einer maximalen Repetitionsfrequenz von ca. 800 kHz erzeugt werden. Die Anstiegszeit ist etwa #1 # 4/nsec, der zeitliche Abstand von Impuls zu Impuls ?3 1,2 psec. Die Wellenlänge ist ebenso konstant wie beim normalen Argon-Laser mit einem Etalon als Modenselektor.
In einer vorteilhaften Ausführungsform der Erfindung wird für die Steuerung des Fabry-Perot-Interferometers 3 eine Gleichspannung U" erzeugt, deren Wert ständig so geregelt wird, dass sie das Interferometer 3 auf maximale Transmission steuert, in Fig. 2 also auf Q = eks wenn an der Pockelszelle 6 keine weitere Spannung anliegt. Dieser Gleichspannung U wird dann eine pulsartige Modulationsspannung U überlagert, welche für den Zeitpunkt der Auskopplung Null ist, so dass das Interferometer 3 abgestimmt ist, und sonst endliche Werte hat, so dass das Interferometer 3 verstimmt ist. Dadurch wird erreicht, dass etwaige von aussen verursachte Verstimmungen des Interferometers 3, beispielsweise aufgrund einer Temperaturdrift od. dgl., kompensiert werden.
Die vorstehend umrissene Ausführungsform wird anhand der Figuren 4 und -5 wie folgt erläutert: Wie schon oben erwähnt, weist der Laser-Resonator auf der in Fig. 1 linken Seite einen Spiegel 2 mit ca. 0,1 % Transmission auf. Das durch diesen Spiegel 2 austretende Licht der Leistung N B ist der Lichtleistungsdichte im Laser-Resonator proportional. Im stationären Zustand gilt dann: Bei verstimmtem Fabry-Perot-Interferometer 3 ist die Leistungsdichte maximal, bei abgestimmtem Interferometer 3 ist sie Null. Das ist in Fig. 4 dargestellt, aus welcher ersichtlich ist, dass bei maximaler Transmission T (U) des Interferometers 3 <Abstimmung) die Leistung NB (U) des beim Spiegel 2 austretenden Lichtes Null ist, und bei minimaler Transmission T (U) (Verstimmung) die Leistung maximal, d.h. gleich NB ist.
Für die Erzeugung der geregelten Gleichspannung U* wird nun in Suchzyklen das Interferometer 3 durch monotones Aendern der Spannung an der Pockelszelle 6 quasistationär über eine Resonanz hinweg durchgestimmt. Währenddessen wird die Laserleistung NB gemessen, die vom Maximum NB nach Null und dann wieder auf NB läuft. Die Spannung Um, bei welcher das Interferometer 3 auf maximale Transmission gesteuert ist, ergibt sich dann als algebraischer Mittelwert der Spannungswerte, bei welchen NB = NBS2. " Quasistationär " heisst in diesem Zusammenhang, dass alle Veränderungen langsam sind gegen die oben erwähnte, einige psec betragende Zeit g3, die benötigt wird, um das Strahlungsfeld im Laser aufzubauen Die praktische Durchführung des vorstehend beschriebenen Gedankens kann wie in Fig. 5 dargestellt erfolgen: Demnach ist ein Schalter 8 vorgesehen, der aus seiner Betriebsstellung B für den Suchzyklus in die Stellung A gebracht werden kann. An der Pockelszelle 6 liegt dann die Spannung eines Sd.-.gezahngenerators 9 mit einer Periodendauer von mehr als F .qr3 (F = die oben definierte Finesse) und einer Amplitude, die grösser ist als die Spannung V die zur Durchstimmung des Interferometers von einer Resonanz zur anderen, also über /2 (Fig. 2), benötigt wird. Der Sägezahngenerator 9 wird durch einen bzgl.
seiner Erzeugung noch zu erläuternden Startimpuls gemeinsam mit dem Schaltet des Schalters 8 von B nach A gestartet.
Die während der Durchstimmung aus dem Spiegel 2 austretende Laserlichtleistung NB (U) wird von einem Photodetektor 10 gemessen, welcher bei einer Schalterstellung I des Schalters 11 ein proportionales elektrisches Signal sowohl an einen Spitzenwertdetektor 12 als an den einen Eingang eines Komparators 13 abgibt. Der Spitzenwertdetektor 12 speichert den Wert NB, welcher dann durch den Spannungsteiler R-R halbiert an den anderen Eingang des Komparators 13 weitergegeben wird. Der Komparator 13 sendet einen positiven Impuls aus, wenn NB (U), von grösseren Werten kommend, durch NB/2 läuft, und einen negativen Impuls, wenn NB (U), von kleineren Werten kommend, durch NB/2 läuft.
Der positive Impuls steuert dann den Abtast-Halte-Kreis 14, der negative Impuls, über den Inverter 16 invertiert, den Abtast-Halte-Kreis 15 auf Halten. Die Abtast-Halte-Kreise speichern daraufhin die jeweils an der Pockelszelle 6 liegende Spannung, bei welcher NB (U) = NB/2. Aus den in den Abtast-Halte-Kreisen 14,15 gespeicherten Spannungswerten wird sodann in einem ersten Addierer 17 die Summe gebildet, und deren über den Spannungsteiler R'-R' gebildeter halber Wert - der algebraische Mittelwert der Spannungen, bei welchen NB (U) = NB/2 - dem Eingang eines zweiten Addierers 18 zugeführt. Der genannte, dem Addierer 18 zugeführte Spannungswert ist dann der geregelte, oben erwähnte Spannungswert U.
Nach Ablauf des geschilderten Suchzyklus, d.h. nachdem sowohl der Abtast-Haltekreis 14 als auch der Abtast-Haltekreis 15 jeeinmal auf Halten gesteuert worden sind, wird der Schalter 8 von seiner Suchstellung A wieder in seine Betriebsstellung B geschaltet. An der Pockelszelle 6 liegt dann eine Spannung, die der Summe aus der geregelten Gleichspannung U* und der dem zweiten Eingang des Addierers 18 zugeführten Modulationsspannung U gleich ist. Die Modulationsspannung U legt den zweiten Eingang des Addierers 18 für den Zeitpunkt der Auskopplung der Lichtimpulse aus dem Laser auf Erdpotential. In den Zwischenzeiten hat die Spannung U einen Wert von V/2 150, z.B. 100V, wobei V1/2 wie oben definiert zu verstehen ist.
Der Abstimmvorgang dauert im Beispiel des Argon-Ionen-Lasers weniger als 1 msec. Wenn die Lichtpulse eine Repetitionsfrequenz von mehr als 1 kHz aufweisen, muss dann in regelmassigen Abständen von z.B. einigen Sekunden der-Betrieb unterbrochen und ein Such- bzw. Abstimmzyklus eingeschaltet werden, während dessen der gepulste Laser - Oszillator nach der Erfindung nicht benutzbar ist. Die Zeit zwischen den Such- bzw. Abstimmzyklen richtet sich nach der Stabilität des Interferometers 3. Bei t Repetitionsfrequenzen von weniger als 1 kHz kann der Such- bzw. Abstimmzyklus ohne Pulsverlust durchgeführt werden. Die Einschaltung des Such- bzw. Abstimmzyklus wird durch Taktimpulse von einem Taktgeber 19 bewirkt, wobei der Schalter 20, wie entsprechend der Schalter 11, die Stellung I einnimmt.
Wenn der regelmässige Verlust von Lichtimpulsen aus dem Laser wdhrend des Such-Abstimmzyklus bei hohen Repetitionsfrequenzen nicht tolerierbar ist, kann die Regelung der Spannung u: auch dadurch erfolgen, dass die Abfallzeit Ta der Lichtleistung NB nach dem Wechsel der Puls-Spannung U vom Maximalwert auf Null gemessen wird, und der Such-Abstimmzyklus nur dann initiiert wird, wenn Ta grösser als ein Referenzwert ist.
Eine hierzu'geeignete Schaltung ergibt sich, wenn in Fig. 5 die Schalter 11 und 20 in die Stellung II gebracht werden. Der Betriebszustand dieser Schaltung ist dann gegeben, wenn sowohl Schalter 8 als auch Schalter 21 in der Stellung B sind. Die Signale des Photodetektors 10 laufen dann nach Invertlerung zu einem Integrator 22, der die Abfallzeit T misst und einen a entsprechenden Spannungswert dem einen Eingang eines nomarators 23 zuführt, an dessen anderem Eingang eine Referenzspannung aus der Quelle 24 liegt. Bei guter Abstimmung des Interferometers 3 beträgt die Abfallzeit Ta etwa2/2 = halbe Rundlaufzeit des Lichtes im Laserresonator. Wenn diese Zeit wesentlich überschritten wird, bzw. dementsprechend der Ausgangswert des Integrators 22 grösser ist als der der Quelle 24, deutet das auf eine Verstimmung des Interferometers 3 hin, und ein Such- bzw. Abstimmzyklus wird dadurch eingeleite-., dass ein Impuls am Ausgang des Komparators 23 die Schalter 8 und 21 aus der Betriebsstellung B in die Suchstellung A bringt und den Sägezahngenerator 9 startet. Der Such-Abstimmzyklus verläuft dann genau wie oben beschrieben.
Das RC-Glied 25 beschrdnkt die Speicherzeit des Integrators 22 auf eine Zeit, die kleiner ist als die oben definierte Zeit Eine realistische Ausführung des Integrators 22 könnte z.B. so erfolgen, dass der Strom aus einer Konstafltstromquelle vom Zeitpunkt des Spannungswechsels der Pulsspannung U bis zum Wert Nult der Lichtleistung NB integriert wird.
Das Fabry-Perot-Interferometer 3 wird zweckmässigerweise so hergestellt, dass sich eine Finesse F> 50 ergibt. Kleinere Werte von F ergeben ein zu kleines Verhältnis Tmax /Tmin und ein zu grosses ae . Hierzu werden R1 = R2 = 99 % gewählt, mit Vz 0,98.
Der Abstand der Platten 4, 5 des Fabry-Perot-Interfer ometers 3 beträgt etwa 10 mm oder weniger.
Der Laser-Oszillator nach der Erfindung kann auch als Mehrfrequenz-Laser verwendet werden, falls die Bandbreite der Laser- Strahlung kleiner ist als die Resonanzbreite 2 ze der iransmissionsspitze T des Fabry-Perot-Interferometers 3. Das max Etalon 7 entfällt dann.
Stabile, einfrequente, gepulste und synchronisierbare Laser hoher mittlerer Leistung, wie es Laser-Oszillatoren nach der Erfindung sind, sind von Bedeutung für stroboskopische Holographie oder allgemein stroboskopische kohärente Beleuchtung, z.B. einer Schwingungsanalyse gemäss DT-OS 2 019 617 bei rotierenden Objekten.
Bei Puls folgen mit Spitzenleistungen von 100 W und mehr sind derartige Laser-Oszillatoren auch für die Materialbearbeitung von Nutzen.
Die elektrische Leistung für die Steuerung von Laser-Oszillatoren nach der Erfindung ist gering.
Die Auskopplungsmodulation nach der Erfindung ist auch Der an deren Lasern als dem beschriebenen Argon-Ionen-Laser ar.wendbar, z.B. beim kontinuierlich betriebenen C02-Laser oder bei Festkörper- und Farbstoff-Lasern.
Statt der Pockels-Zelle zur Abstimmung des Fabry-Perot-Interferometers könnte auch eine Kerr-Zelle oder ein anderes in Funktion einer elektrischen oder magnetischen Grösse den optischen Brechungsindex änderndes Element verwenaet werden.

Claims

Patentansprüche

1. Laser-Oszillator mit Auskopplungsmodulator, dadurch gekennzeichnet, dass der optische Resonator mindestens auf einer Seite des verstärkenden Mediums (1) anstelle eines einzelnen Spiegels ein abstimmbares Interferometer (3) aufweist.

2. Laser-Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass das Interferometer (3) ein Fabry-Perot-Interferometer ist.

3. Laser-Oszillator nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass das abstimmbare Fabry-Perot-Interferometer (3) aus zwei einen planparallelen Zwischenraum begrenzenden, durchlässe verspiegelten Flächen (4,5; 4',5') besteht, zwischen denen ein elektro-optisches Element (6) angeordnet ist.

4. Laser-Oszillator nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichr.et, dass das elektro-optische Element (6) ein elektrisch gesteuert er KDP-Kristall mit durchlässig verspiegelten EndfiE-chen (4',5') ist.

5. Laser-Oszillator nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass die verspiegelten Flächen (4,5; 4',5') des Interferometers (3) Reflexionskoeffizienten von mehr als 99% aufweisen.

6. Laser-Oszillator nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass zwecks Selektion eines einzigen longitudinalen Modes innerhalb des optischen Resonators ein Fabry-Perot-Etalon (7) vorgesehen ist.

7. Verfahren zum Betrieb eines Laser-Oszillators nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass zwecks Aenderung der Transmission des Interferometers (3) der optische Abstand (e) seiner beiden durchlässig verspiegelten Flächen (4,5; 4',5') verändert wird,

8. Verfahren zum Betrieb eines Laser-Oszillators nach Anspruch 3, dadurch goekennzeichnet, dass zwecks Aenderung der Transmission des Fabry-Perot-Interferometers der optische Brechungsindex des zwischen den beiden verspiegelten Flächen (4,5; 4',5') befindlichen elektrooptischen Elementes (6) durch Anlegen einer Steuerspannung U an dasselbe verändert wird.

9. Verfahren nach Anspruch 8, dadurch ekennzeichnet, dass die Steuerspannung U einen Gleich-Anteil U" aufweist, der auf einen Wert UR geregelt wird, welcher gleich dem algebraischen Mittelwert der beiden Spannungswerte ist, bei welchen die Lichtleistungsdichte im Laserresonator gleich der Hälfte des Wertes ist, der sich zwischen der Auskopplung von Lichtimpulsen einstellt.

10. Verfahren nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, dass die Steuerspannung U aus der Summe der geregelten Spannung U* und einer pulsartigen Modulationsspannung U besteht, welche zwischen einem endlichen Wert und dem Wert Null wechselt, wobei der endliche Wert kleiner ist als die Spannung V >/2 mittels welcher das Interferometer (3) von einer Resonanzbis zur nächsten (l k+1) durchgestimmt wird.

11. Verfahren nach Anspruch 11, dadurch gekennzeichnet, dass der endliche Wert der Modulationsspannung U gleich V / / 50 ist.

12. Verfahren nach Anspruch 11, dadurch gekennzeichnet, dass die Modulationsspannun; U zwischen 100 V und Null bei einer Repetitionsfrequenz von 200 kHz wechselt.

13. Verfahren nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, dass zwecks Ermittlung der Lichtleistungsdichte im Laserresonator die an der dem Fabry-Perot-Interferometer (3) gegenUberliegende Seite des Laserresonators austretende Licht leistung- NB detektiert wird.

14. Verfahren nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, dass das Fabry-Perot-Interferometer (3) durch Aendern der Steuerspannung U von einem Zustand ausserhalb einer Resonanz über eine anschliessende Resonanz bis zu dem sechsten Zustand ausserhalb der Resonanz quasistationär durchgestimmt wird und die beiden Spannungswerte gespeichert werden, bei welchen die detektierte Lichtleistungsdichte Ng die Hälfte des Anfangswertes beträgt, und die beiden gespeicherten Spannungswerte addiert und halbiert werden und das Resultat dann als Gleich-Anteil U* für die Steuerspannung U des Interferometers (3) verwendet wird.

15. Verfahren nach Anspruch 14, dadurch gekennzeichnet, dass die Durchstimmung periodisch erfolgt.

16. Verfahren nach Anspruch 14, dadurch gekennzeichnet, dass die Lichtleistung NB fortlaufend detektiert wird und die Durchstimmung dann erfolgt, wenn die in einem Integrator (22) ermittelte Abfallzeit Ta der Lichtleistung NB vom Maximalwert auf Null beim Auskoppeln eines Lichtimpulses grösser ist als die halbe Rundlaufzeit t2 des Lichtes im Laserresonator,

17. Verfahren zur Herstellung eines Laser-Oszillators nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass bei dem Fabry-Perot-Interferometer (3) eine Finesse F von mehr als 50 erzeugt wird.

18. Verfahren nach Anspruch 17, dadurch gekennzeichnets dass der Abstand zwischen den beiden verspiegelten Flächen (4,5; 4',5') des Fabry-Perot-Interferometers (3) kleiner ist als 10 mm.

19. Verwendung eines Laser-Oszillators nach Anspruch 1 für die stroboskopische Holographie.

20. Verwendung eines Laser-Oszillators nach Anspruch 1 fQr die Materialbearbeitung.

Leerseite