DE2232921C3 - Laser mit Modenselektion - Google Patents
Laser mit ModenselektionInfo
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Description
Die F.rfindung betrifft einen Laser mit einem Modenselektor nach dem Oberbegriff des Patentanspruchs
1.
Gebräuchliche Laseroszillatoren für die Erzeugung von stimulierter monochromatischer und kohärenter
Strahlung senden linear polarisiertes Licht aus. Im allgemeinen wird der einfachste und verlusiärmste
Eigcn.vchwingungszustand des Laserresonators, der sogenannte Grundmodus, angeregt. Die Dimensionen
optischer Resonatoren sind im Vergleich zur Wellenlänge der Strahlung groß. Da für eine Eigenschwingung die
Resonatorlänge ein ganzzahliges Vielfaches der halben Wellenlänge sein muß, sind viele Formen der Eigenschwingungen
möglich. Jede nach Polarisation, Richtung und Frequenz unterscheidbare und im Resonator
existenzfähige Welle stellt eine mögliche Eigenschwingungsform, einen sogenannten Modus, dar.
Für die Erhaltung einer stabilen Frequenz der Strahlung sind Einrichtungen zar longitudinalen Modenselektion
bekannt, welche die Anzahl der Halbwellen je Resonatorlänge konstant halten. Zu jedem
longitudinalen Modus gehört jedoch eine große Zahl von sogenannten transversalen Moden, die alle
ungefähr oder exakt die gleiche Frequenz besitzen, sich über in der transversalen Feldverteilung unterscheiden.
Sie können nach der Zahl ihrer Knotenlinien geordnet werden, die beispielsweise im Abstrahlungsbild des
Lasers und auf den Spiegeln, die den Resonator begrenzen, zu sehen sind.
Linear polarisierte Moden zeigen aufeinander senkrecht stehende Knotenebenen. Sie werden tJs TEM-Laser-Moden
mit doppelten Indizes bezeichnet, wobei die Indizes die Anzahl der Knotenebenen angeben. TEMoo
bedeutet daher den Grundmodus, der keine Knotenebenen besitzt. Höhere transversale Moden zeigen
Knotenflächen entsprechend der Indizierung, wie z. B. TEM21.
Zur Unterscheidung werden im folgenden rotationssymmetrische Eigenschwingungsformen der Laser-Moden
zusätzlich mit einem Stern bezeichnet. So bedeutet derTEMoi-Laser-Modus einen Schwingungszustand mit
einem Knetenzylinder im Zentrum.
Die rotationssymmetrischen Laser-Moden gewinnen zunehmende Bedeutung, da sie zur Aussendung von
optischer Strahlung im TE01- bzw. TMoi-Ausbreitungs-Modus
führen, den beiden rotationssym netrischen Ausbreitungs-Moden der niedrigsten Ordnung, wie wir
sie aus der Mikrowellentechnik kennen. Davon erscheint insbesondere die azimutal polarisierte Strahlung
des TEoi-Modus wegen spezieller Eigenschaften als besonders aussichtsreich.
Bei der Ausweitung der Technik der Nachrichtenübertragung vom Gebiet der Mikrowellen in den
Bereich optischer Frequenzen ist dieser Wellentyp nämlich verlustfrei und praktisch unempfindlich gegen
Krümmungen des Leiters in Hohlrohrwellenleitern zu übertragen. In dielektrischen Wellenleitern sind TEm w
und TMiii die niedrigsten Moden, für die der Wellenleiter
eine definierte endliche Grenzfrequenz besitzt. Drehkupplungen für beispielsweise rotierende Antennen
bereiten keine konstruktiven Schwierigkeiten, da diese Wellentypen rotationssymmetrisch sind. Weiter r>
sind interessante Effekte in der nichtlinearen Optik zu erwarten, da Berechnungen zeigen, daß unter den
Wellentypen mögüchst niedriger Ordnung einzig die ΤΓ-01-Welle die Fähigkeit des »self-trapping« hat. d. h..
während der Ausbreitung als Lichtfaden ihren Wellen- w
leiter in gewissen Medien selbst zu bilden
Soll ein Laser den Grundmodus der Eigenschwingungen unterdrücken und in einem reinen rotationssymmetrischen
Modus schwingen, so bereitet besonders die Diskriminierung zwischen entarteten Moden gleicher -r>
Ordnung Schwierigkeiten. Solche Moden haben bekanntlich die gleiche Frequenz und die gleiche
Energieverteilung im Strahlquerschnitt, weshalb sie beispielsweise durch Blenden nicht ohne weiteres
trennbar sind. w
Durch die US-Patentschrift 32 83 262 ist ein Laser gimäß dem Oberbegriff des Patentanspruchs 1 bekanntgeworden,
bei dem für die Aussendi=ng von Strahlung im ΤΜ,,ι-Modus der transversale Modenselektor
mindestens eine kegelförmige dielektrische τ> Grenzschicht besitzt. Der Kegelscheitel befindet sich in
der optischen Achse, und der Glaskegel hat einen Kegelwinkel, der dem Komplement des Brewsterschen
Winkels entspricht. Unter den rotationssymmetrischen Ausbreitungs-Moden der StraH,■· ζ wird deshalb die wi
radial polarisierte TMm-WeIIe bevorzugt. Die Herstellung
dieser bekanntgewordenen Einrichtung verlangt die Erzeugung von optisch einwandfreien Kegelflächen.
Dies ist aber mit besonderen fertigungstechnischen Schwierigkeiten verknüpft. Mit vertretbarem Aufwand br>
lassen sich nur Planflächen oder sphärisch gekrümmte Flächen in optisch brauchbarer Qualität herstellen.
Ferner ist aus der US-PS 34 35 371 ein Laser mit einem Modenselektor, der im Resonator des Lasers
angeordnet ist und zu dem ein doppelbrechender Kristall gehört, bekanntgeworden. Dieser Modenselektor
dient jedoch zur Auswahl longitndinaler Moden.
Die Aufgabe der Erfindung besteht deshalb darin, einen Laser für die Aussendung von Licht in einer
bestimmten rotationssymmetrischen Eigenschwingungsform, insbesondere im TEoi-Ausbreitungs-Modus,
zu schaffen, der einen günstig herstellbaren Modenselektor aufweist.
Diese Aufgabe wird durch die im Patentanspruch 1 gekennzeichnete Erfindung gelöst; Ausgestaltungen der
Erfindung sind in den Unteransprüchen angegeben.
Ein Ausführungsbeispiel wird anhand der Zeichnungen im folgenden näher erläiuert Mögliche Varianten
der Ausführungsform werden dabei im Text erwähnt.
F i g. 1 zeigt schematisch den allgemeinen Aufbau eines Lasers für die Aussendung von Licht in
rotationssymmetrischen Eigenschwingungsformen;
Fig. 2 dient zur Erläuterung des TE01 -Ausbreitungs-Modus;
F i g. 3 dient zur Erläuterung des TM01 -Ausbrehungs ·
Modus;
F i g. 4 zeigt schematisch den transversalen Modenselektor, der im optischen Resonator des Lasers gebraucht
wird.
In Fig. 1 ist schematisch als Beispiel ein Festkörperlaser
mit passivem Güteschalter für di? Erzeugung von Riesenimpulsen dargestellt. Das aktive Medium des
Lasers ist ein Rubinkristall 1, in dessen Nachbarschaft die Pumplichtquelle 2 angeordnet ist. Der optische
Resonator ist abgeschlossen durch begrenzende Reflektoren 3, 4. Einer der Reflektoren ist zweckmäßig als
Resonanzreflektor für die longitudinale Modenselektion ausgebildet. Der andere Reflektor dient beispielsweise
als Auskoppelreflektor. Im Strahlengang ist ein Güteschalter 5 angeordnet, beispielsweise eine Küvette
mit einem bleichbaren Farbstoff wie Kryptocyanin, gelöst in Methanol. Dieser passive Güteschalter ist in
der Zeichnung zwischen dem aktiven Festkörpermediuni des Lasers und dem Endreflektor 3 dargestellt. Er
kann auch an anderer Stelle des Strahlengangs stehen, wie in der Nachbarschaft des transversalen Modenselektors
6. Einzelheiten dieses transversalen Modenselektros werden weiter unten bei der Beschreibung der
Fig. 4 erläutert.
Die F i g. 2 und 3 zeigen die rotationssymmetrische Feldverteilung der besonders interessierenden Ausbreitungsmoden
TEiH und TMoi der Strahlung. Ein Pfeil
unter den perspektivischen Darstellungen gibt die Ausbreitungsrichtung an. F i g. 2 zeigt, daß die geschlossenen
transversalen elektrischen Feldlinien des TEm-Modus kreisförmig und achsensenkrecht die Ausbreitungskoordinatenrichtung
umgeben. Die Draufsicht läßt gut die azimutale Polarisation dieser Eigenschwingungsform erkennen, die eine Strahlung ähnlich einem
leuchtenden Rohr mit dunklem Kern ergibt. Die gestrichelt dargestellten orthogonalen magnetischen
Feldlinien verlaufen in den Ebenen senkrecht zur Ausbreitungskoordinatenrichtung radial.
Im TMoi·Ausbreitungs-Modus sind die transversalen
magnetischen Feldlinien geschlossene achsensenkrechte Ktcisringe. Fig.3 zeigt, daß sich deshalb die
elektrischen Feldlinien jeweils in einer die Ausbreitungskoordinatenrichtung enthaltenden Ebene eines
Ebenenbüschels schließen. Die Draufsicht in Fortschreitungsrichtung läßt durch die dargestellten Pfeile die
radiale Polarisation der transversal-maenetischen
Eigenschwingungsform TMoi erkennen. Beide rotationssymmetrischen
Ausbreitungsformen sind also senkrecht zueinander polarisiert. Sie lassen sich darum durch ein
um 90° drehendes, optisch aktives Medium ineinander überführen. Ein die Polarisationsrichtung drehender
Quarz im Strahlengang macht aus einer azimutalen Polarisation eine radiale Polarisation und umgekehrt. So
sind beide rotationssymmetrischen Ausbreitungs-Moden der Strahlung herstellbar, vorausgesetzt, daß nur
eine der beiden Eigenschwingungsformen rein vorliegt.
F i g. 4 zeigt schematisch einen transversalen Modenselektor, dessen Einbau in den optischen Resonator den
Laser befähigt, Licht im TE0i-Modus auszusenden.
Dieser Modenselektor ist für jede Art von Laser geeignet, sei es ein Festkörperlaser oder ein Gaslaser.
Für Anwendungen im Gebiet der Nachrichtenübertragung ist z. B. ein Gaslaser mit kontinuierlichem
Ausgangssignal vorteilhaft. Das beschriebene Ausführungsbeispiel betrifft einen Riesenimpulslaser mit einem
Rubinkristall als aktivem Medium.
Der transversale Modenselektor hat folgende Aufgaben zu erfüllen. Der an sich am leichtesten anregbare
Grundmodus TEMoo ohne Knotenfläche soll unterdrückt werden. Ebenso sollen alle Laser-Moden höherer
Ordnung mit mehreren Knotenflächen nicht zur Anregung kommen. Die schwierigste Aufgabe ist
jedoch die Diskriminierung des erwünschten rotationssymmetrischen TEMoi-Laser-Modus mit einem Knotenzylinder,
der zur Aussendung optischer Strahlung im TEoi-Ausbreitungs-Modus führt, gegen andere anregbare
Laser-Moden der gleichen Ordnung. Dazu gehören der ebenfalls rotationssymmetrische TEM*i-Laser-Modus
mit der gleichen Intensitätsverteilung, der zur Aussendung optischer Strahlung in TMoi-Ausbreitungs-Modus
führt, oder die linear polarisierten TEM0I- und
TEMio-Laser-Moden mit je einer Knotenebene, oder auch Mischformen oder Überlagerungen von Laser-Moden
gleicher Ordnung. Alle diese Moden sind entartet, d. h., sie haben die gleiche Frequenz und
gleiche Energieverteilung über den Strahlquerschnitt.
Einfach ist die Unterdrückung von Moden höherer Ordnung durch eine entsprechend dimensionierte
Kreisblende. Diese fügt den Eigenschwingungsformen höherer Ordnung höhere Verluste zu, so daß sich im
eingeschwungenen Zustand nur Moden niederer Ordnung durchzusetzen vermögen.
Der am leichtesten anregbare Grundmodus kann dadurch unterdrückt werden, daß ein kleiner achsensenkrechter
kreisförmiger Schirm in den Strahlengang eingefügt wird. Dieser erhöht die Verluste für den
Grundmodus, so daß nur die Gruppe der niederwertigsten höheren Moden in der Ausbildung des Eigenschwingungszustandes
bevorzugt wird. Diese Gruppe von Moden hat praktisch jedoch die gleiche transversale
Ausdehnung, weshalb mit der Einführung von Modenblenden in den Strahlengang keine Trennung der
Eigenschwingungszustände erreichbar ist Insbesondere sind, wie bereits erwähnt, die rotationssymmetrischen
Laser-Moden TEM1* und TEM*i völlig entartet, d. h.,
ihre Intensitätsverteilungen über den Strahlquerschnitt sind identisch.
Um ihre Entartung aufzuheben und sie unterscheidbar zu machen, läßt man sie einen einachsigen
doppelbrechenden Kristall rotationssymmetrisch zur Richtung seiner optischen Achse durchsetzen. Die in
ihrer Polarisationsrichtung senkrecht aufeinanderstehenden Strahlen mit azimutaler und radialer Polarisation
werden aufgrund der Doppelbrechung verschie
denartig abgelenkt. Um aber diesen Effekt voll zur Wirkung bringen zu können, sollten zusätzliche Mittel
vorgesehen sein, um den Laserstrahl innerhalb des doppelbrechenden Kristalls möglichst divergent zu
machen. Eine geeignete Anordnung des doppelbrechenden Kristalls ist beispielsweise innerhalb eines teleskopischen
Systems der Art eines Galilei-Fernrohrs oder eines Kepler-Fernrohrs. Eine solche Anordnung mit
teleskopischem Strahlengang kann jederzeit in einen ebenen optischen Resonator des Fabry-Perot-Typs
eingefügt werden. Man kann jedoch auch sphärische oder hemisphärische Resonatoren von Lasern so
ausbilden, daß sich der doppelbrechende Kristall an einem Ort mit divergierendem Strahlengang befindet.
Es muß dazu mindestens einer der begrenzenden P.eflektoren des optischen Resonators gekrümmt
ausgebildet sein.
Gemäß Fig.4 ist ein doppelbrechender Kristall 10
aus Kalkspat (CaCO3) in Form eines Zylinders mit
ebenen Stirnflächen in der optischen Achse 11 des Resonators angeordnet. Das teleskopische System
besteht aus einer ersten bikonkaven Linse 12 und einer zweiten bikonvexen Linse 13. Zwischen dem.Endreflektor
14 des Resonators und der zweiten Linse 13, d. h. auf der Seite des größeren Strahlquerschnitts befindet sich
eine Kreisblende 15. Diese dient zur Unterdrückung höherer transversaler Moden des Laserlichtes durch
Blendenverluste und zur Unterdrückung des durch den doppelbrechenden Kristall mehr divergent gemachten
jo TMoi-Ausbreitungs-Modus durch Bevorzugung des
TEoi-Ausbreitungs-Modus. Ein zentraler kreisförmiger Schirm 16 auf einem transparenten Träger 17 in der
optischen Achse dient zur Ausblendung des Grundmodus des Laserlichtes.
Das innerhalb des doppelbrechenden Kristalls divergent gemachte Laserlicht erleidet eine zwar geringe,
jedoch merkliche Doppelbrechung. Für den ordentlichen Strahl ω gilt das Snellius'sche Brechungsgesetz in
seiner bekannten Form
\ sin ι! J1,
Dabei bedeutet α den Einfallswinkel, β den Brechungswinkel
und n„ den Brechungsindex für den ordentlichen Strahl. Für den außerordentlichen Strahl ε
gilt das Brechungsgesetz in einer komplizierteren Form.
Aber wegen des geringen Einfallswinkels im Vergleich zur optischen Achse des Kristalls genügt zur Berechnung
der Brechung des außeroHentlichen Strahls die Näherungsformel
= „./ι
Angenäherte Werte der Brechungsindizes für Kalkspat sind no = 1,7 für den ordentlichen Strahl und
nc = 1,5 für den außerordentlichen Strahl. Infolge der
unterschiedlichen Brechung wird der Durchmesser des divergierenden außerordentlichen Strahls größer als
der des ordentlichen Strahls.
Nun ist im doppelbrechenden Kristall der E-Vektor des ordentlichen Strahls azimutal gerichtet und der
Ε-Vektor des außerordentlichen Strahls radial. Die verschieden polarisierten rotationssymmetrischen Laser-Moden
breiten sich daher im Kristall unterschiedlich aus. Der niedrigste »ordentliche« Modus ist der
erwünschte TEM?i-Laser-Modus für die Aussendung
von Licht im TEoi-Modus. Der niedrigste »außerordentliche« Modus ist der zu unterdrückende TEM*o-Laser-Modus.
Dieser erfährt infolge der Strahlverbreiterung höhere Verluste durch die Kreisblende bzw. die
Aperturblende des Systems. Es ist nämlich durchaus möglich, die Abmessungen des Modenselektors so zu
wählen, daß die Aperturblende dieses optischen Systems gerade den erforderlichen Durchmesser der als
Modenblende gegen die höheren Ordnungen sonst einzufügenden Kreisblende bereits besitzt, weshalb bei
geeigneter Dimensionierung auf eine besondere Kreisblende verzichtet werden kann. Es hat sich durch
Versuche ergeben, daß bei günstiger Dimensionierung unter Umständen sogar auch auf den kreisförmigen
Schirm zur Unterdrückung des Grundrnodus verzichtet werden kann. Um eine sichere Funktion des Modenselektors
zu gewährleisten, wird jedoch empfohlen, diese beiden Modenblenden zweckmäßig in Form einer
Ringblende vorzusehen.
Die Unterschiede im Brechungsindex für den ordentlichen und den außerordentlichen Strahl bewirken
auch eine Aufhebung der Frequenzentartung, d. h., sie wirken im Sinne einer Frequenztrennung bzw. einer
Selektion. Weil dieser Unterschied jedoch sehr klein ist, wird empfohlen, nahe der Stabilitätsgrenze des Resonators
des Lasers zu arbeiten. Das ist z. B. in einem Resonator mit Planspiegeln der Fall, wenn die
Brennpunkte Fl und F2 der beiden Linsen L 1 und L 2
des teleskopischen Systems zusammenfallen. Durch Versuche hat es sich jedoch als zweckmäßig erwiesen,
eine geringe Distanz dieser beiden Brennpunkte vorzusehen, die in Fig.4 mit 18 bezeichnet ist. So
betrug diese Distanz 18 etwa 0,5 mm bei einem Modsnselektor, dessen erste Linse die Brennweite
/1 = —2 cm hatte und dessen zweite Linse die Brennweite /"2 = +6 cm. Der Kalkspatkristall hatte
eine Länge von 4 cm. Die Kreisblende hatte einen Durchmesser von 5 mm und der zentrale kreisförmige
Schirm einen Durchmesser von 0,7 mm. Dieser Modenselektor war im optischen Resonator eines Riesenimpulslasers
untergebracht, der ungefähr die Länge von 60 cm hatte. Einer der Planspiegel war hochreflektierend,
der zweite Endreflektor des Resonators war ein Res&nanzreflektor für longitudinal Modenselektion.
Das aktive Medium des Festkörperlasers war ein
ίο 0°-Rubinkristall von 7,5 cm Länge. Ein passiver
Güteschalter mit" Kryptocyanin, gelöst in Methanol, bewirkte eine Arbeitsweise als Riesenimpulslaser. Die
Impulse hatten etwa 50 nsec Halbwertbreite und eine Spitzenleistung von 100 bis 300 kW.
Der Laserkristall, d.h. das aktive Medium, kann auf jeder der Seiten des Modcnselcktors liegen. Auf der
Seite des größeren Strahlquerschnitts ist auch das Modenvolumen im aktiven Medium größer, was bessere
Lichtausbeute ergibt. Eine Anordnung des aktiven Mediums auf der Seite des kleineren Strahlquerschnitts
ergibt unter Umständen ein besseres Ausstrahlungsbild, wenn beispielsweise der Rubinkristall Inhomogenitäten
einschließt. Der Güteschalter kann an verschiedenen Stellen des Resonators angeordnet sein.
2ϊ Zur Erzeugung der Divergenz des Lichtes im
doppelbrechenden Kristall können auch Linsen mit einer einseitigen Planflkche Verwendung finden, die an
eine ebene Stirnfläche des Kristalls angrenzt. Die im Ausführungsbeispiel ebenen Endflächen des Kristalls
3« können jedoch auch als sphärische Flächen ausgebildet
sein und so gleichzeitig die Funktion von Linsen übernehmen. Man muß nur darauf achten, daß nicht
störende Reflexionen von sphärischen Flächen auftreten, die einen unerwünschten Brennpunkt innerhalb des
Vi Kristalls bilden und diesen gegebenenfalls durch
örtliche Zerstörung durch die energiereiche Laserstrahlung beschädigen.
Hierzu I Blatt Zeichnungen
Claims (22)
1. Laser mit einem Modenselektor, der im Resonator des Lasers angeordnet ist und zur
Auswahl einer bestimmten transversalen Eigenschwingungsform der rotationssymmetrischen Moden
des Laserresonators dient, dadurch gekennzeichnet, daß ein doppelbrechender einachsiger
Kristall (10) vorgesehen ist, dessen optische Achse mit der optischen Achse (11) des Resonators
zusammenfällt, daß dieser Kristall von d.vergenter Laserstrahlung durchsetzt wird und daß die wirksame
Apertur so gewählt ist, daß höhere transversale Moden unterdrückt werden.
2. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der doppelbrechend": Kristall (iO) aus
Kalkspat (CaCO3) besteht
3. Laser nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, daß der doppelbrechende Kristall
(10) die Form eines Zylinders mit ebenen Stirnflächen aufweist
4. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 3, dadurch gekennzeichnet, daß der TEoi-Modus
selektiert wird. >■-,
5. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, daß sich der doppelbrechende
Kristall (10) innerhalb einer teleskopischen Linsenanordnung(12,13) zwischen einer zerstreuenden
und einer sammelnden Linse befindet, die nach jo Art eines Galilei-Fernrohres angeordnet ist.
6. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, daß sich der doppelbrechende
Kristall innerhalb einer teleskopischen Linsenanordnung zwischen sammelnden Linsen y,
befindet, die nach Art eines Kepler-Fernrohres angeordnet sind.
7. Laser nach einem der Ansprüche 5 oder 6, dadurch gekennzeichnet, daß wenigstens eine der
Linsen eine Planfläche aufweist und an eine .w Stirnfläche des doppelbrechenden Kristalls unmittelbarangrenzt.
8. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, daß mindestens eine
Stirnfläche des doppelbrechenden Kristalls eine sphärische Fläche ist.
9. Laser nach einem der Ansprüche 5 oder 6, dadurch gekennzeichnet, daß die teleskopische
Linsenanordnung zusammenfallende Brennpunkte aufweist. w
10. Laser nach einem der Ansprüche 4 oder 5, dadurch gekennzeichnet, daß die Brennpunkte (Fu
F2) der teleskopischen Linsenanordnung um eine
geringe Distanz (18) voneinander entfernt sind.
11. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, -;■-,
dadurch gekennzeichnet, daß wenigstens einer der begrenzenden Reflektoren (3, 4) des optischen
Resonators gekrümmt ist.
12. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis II,
dadurch gekennzeichnet, daß zur Unterdrückung mi höherer transversaler Moden des Laserlichtes und
des durch den doppelbrechenden Kristall (10) mehr divergent gemachten TMoi-Ausbreitungs-Modus
eine Kreisblende (15) hinter dem doppelbrechenden Kristall auf der Seite des größeren Strahlquer- t,r>
Schnitts angeordnet ist.
13. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 12, dadurch gekennzeichnet, daß zur Ausblendung des
Grundmodus der Ausbreitung des Laserlichtes ein zentraler kreisförmiger Schirm (16) auf der optischen
Achse (11) vorhanden ist
14. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 13, dadurch gekennzeichnet, daß zur Konversion des
TE01-Ausbreitungs-Modus in den TMoi-Ausbreitungs-Modus
eine die Polarisation um 90° drehende optisch aktive Einrichtung in dem Strahlengang
angeordnet ist
15. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 14, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Medium des
Lasers ein Festkörper ist
16. Laser nach Anspruch 15, dadurch gekennzeichnet,
daß das aktive Medium ein Rubin ist
17. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 14, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Medium des
Lasers ein mit Ionen eines Obergangsmetalls dotiertes Glas ist
18. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 14, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Medium des
Lasers ein Gas oder Gasgemisch ist
19. Laser nach einem der Ansprüche 1 bis 18, dadurch gekennzeichnet, daß der Laser für kontinuierliche
Ausstrahlung eingerichtet ist
20. Laser nach einem der Ansprüche I bis 18, dadurch gekennzeichnet, daß der Laser ein gütegeschalteter
Riese nimpulslaser ist.
21. Laser nach einem der Ansprüche 5 bis 20, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Medium des
Lasers im Resonator vor dem doppelbrechenden Kristall (10) auf der Seite des kleineren Strahlquerschnitts
angeordnet ist.
22. Laser nach einem der Ansprüche 5 bis 20, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Medium des
Lasers im Resonator hinter dem doppeibrechendcn Kristall (10) auf der Seite des größeren Strahlquerschnitts
angeordnet ist.
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