DE2510030A1

DE2510030A1 - Pumpanordnung fuer optisch gepumpte festkoerperlaser

Info

Publication number: DE2510030A1
Application number: DE19752510030
Authority: DE
Inventors: Gerhard Dr Schiffner
Original assignee: Siemens AG
Current assignee: Siemens AG
Priority date: 1975-03-07
Filing date: 1975-03-07
Publication date: 1976-09-16
Also published as: FR2303397A1; US4035742A; FR2303397B1; JPS51112294A

Description

Pumpanordnung für optisch gepumpte Festkörperlaser

Die vorliegende Erfindung betrifft eine Pumpanordnung für optisch gepumpte Festkörperlaser, unter Verwendung mindestens einer punktförmigen Pumplichtquelle.

Die Anordnung ist vorteilhaft in allen jenen Fällen, bei denen der Durchmesser des Laserstabes klein im Vergleich zur Absorptionslänge der Pumpstrahlung im Lasermaterial ist.

Mit Hilfe von spektralangepaßten Pumplichtquellen, wie z.B. Lumineszenzdioden oder Halbleiterlaser, können Festkörper-

3+
laser und insbesondere YAG:Nd -Laser gepumpt werden, wobei ein kontinuierlicher Betrieb bei 77K sowie auch bei Raumtemperatur erzielt wurde.

Bei bekannten Anordnungen werden die Laserkristalle entweder einerseits von der Seite her gepumpt, wobei wegen der geringen Materialstärke nur ein kleiner Teil der zugeführten Energie absorbiert werden kann. Aufgrund der fokussierenden Wirkung runder Stäbe wird meist das Zentrum stärker gepumpt als die Randzonen, auch wenn eine große Zahl von Pumpdioden eingesetzt wird.

Andererseits wurden die Laserstäbe von einem Ende her gepumpt, wobei praktisch die gesamte Lichtleistung im Kristall absorbiert wird und man eine homogenere Ausleuchtung erhält. Dabei muß der am Ende angeordnete Resonatorspiegel jedoch für die Pumpleistung gut durchlässig sein. Bei dieser bekannten Anordnung ist es jedoch bisher nicht möglich gewesen, mehr als

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eine Pumpdiode anzukoppeln, wodurch die Leistung begrenzt bleibt.

Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es, eine Pumpanordnung für optisch gepumpte Festkörperlaser anzugeben, mit der unter Beibehaltung der Vorteile des Längspumpens eine größere Anzahl von punktförmigen Pumplichtquellen angekoppelt werden können, wodurch sich eine erhöhte Besetzungsinversion gegenüber den bekannten Pumpanordnungen ergibt.

Zur Lösung dieser Aufgabe wird vorgeschlagen, daß mindestens ein Lichtwellenleiter zwischen der Pumplichtquelle und dem . Laserstab angeordnet ist.

Der Lichtwellenleiter kann ein Glasstab oder ein Prisma sein, dessen optische Achse mit der Oberflächennormalen des Laserstabes einen Winkel -j einschließt, wobei dieser Winkel vorteilhafterweise gleich oder etwas größer als 2 arc sin(i/n.) ist, d.h.

2 arc sin J <$ £ < Ü. .
ⁿ1 ^

Hierbei wird angenommen, daß der Brechungsindex η., des Lichtwellenleiters gleich oder etwas kleiner n_o ist, dem Brechungs-

3+
index des YAG:Nd -Kristalls. Der genaue optimale Wert des Winkels -⁷Z hängt u.a. von der Winkelverteilung der Strahlung im'Lichtwellenleiter und von der Form des Querschnitts des Lichtwellenleiters ab.

Im folgenden wird die Erfindung anhand der Figuren beispielsweise beschrieben; es zeigen:

Figur 1 das Absorptionsspektrum eines YAG:Nd-Lasers, Figur 2 ein erstes Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen Pumpanordnung,

Figur 3 den Strahlengang im Lichtwellenleiter, die Figuren 4 und 5 die geometrischen Verhältnisse der Licht-

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wellen bei der Einkopplung und

die Figuren 6 und 7 zwei Pumpanordnungen mit mehreren Pumplichtquellen.

In den Figuren, in denen jeweils gleiche Teile mit gleichen Bezugszeichen versehen sind, ist mit 1 ein Lichtwellenleiter bezeichnet und mit 2 ein Festkörperlaserstab, beispielsweise ein YAGrNd -Kristall mit quadratischem Querschnitt.

In Figur 1 ist das Absorptionsspektrum eines YAG:Nd-Lasers mit einer Dotierung von 0,725 Gew.-% Nd dargestellt, wobei die Kristalldicke 3 mm beträgt. Man erkennt starke Absorptionsbänder bei A = 870 nm, 810 mn und 750 nm. Für die verfügbaren Pumpdioden ist das Band bei 810 nm wegen der kleinen Absorptionslänge von etwa a = 4,3 mm am besten geeignet. Der Brechungsindex des YAG-Materials bei 810 nm beträgt n_p = 1,8243 und bei der Laserwellenlänge von A= 1,O641 /um beträgt n₂ = 1,818.

In Figur 2 ist ein Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen Pumpanordnung dargestellt. Die Pumpstrahlung wird zunächst in einem Glasstab 1, der als Lichtwellenleiter wirkt, eingekoppelt. Dieser Glasstab wird an den YAG-Kristall mit dem Brechungsindex n₂ in der dargestellten Weise optisch angekoppelt, z.B. unter Verwendung von Canadabalsam, wobei der Glasstab den Winkel cf zur Oberflächennormalen des YAG-Kristalls einschließt. Dieser Winkel -/wird so gewählt, daß ein möglichst großer Teil der in den Glasstab 1 eingekoppelten Lichtleistung in den YAG-Kristall gelangt und dort absorbiert wird.

Damit ein großer Teil der in den YAG-Kristall gelangenden Pumpstrahlung absorbiert werden kann, muß dafür Sorge getragen werden, daß sich im Kristall Lichtwege ergeben, die größer sind als die Absorptionslänge. Wegen der kleinen

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6 0 9 S 3 B / (K BA

Kristallabmessungen ist dies am leichtesten durch Mehrfachreflexionen zu erreichen, wobei man noch den Vorteil erzielt, daß die Pumpstrahlung in einem kleineren Volumen absorbiert wird als z.B. durch Strahlung in Längsrichtung ohne Reflexionen. Am einfachsten und wirksamsten ist es, wenn mit Totalreflexion gearbeitet werden kann.

Es ist dann vorteilhaft, die Seitenflächen des Kristalls zu polieren und für die Einhaltung entsprechender Einfallswinkel zu sorgen. Können jedoch die Einfallswinkel nicht unter dem Grenzwert für Totalreflexion gehalten werden, dann müssen die Außenflächen verspiegelt werden (z.B. mit Goldbelag).

Es wird hier ein YAG-Kristall mit quadratischem Querschnitt angenommen, dem Pumpstrahlung über runde Glasstäbe 1 zugeführt wird. Der Durchmesser der Glasstäbe ist hierbei gleich der Seitenlänge des Querschnitts des YAG-Kristalls 2. Es können auch Glasstäbe mit quadratischem, rechteckigem oder elliptischem Querschnitt benützt werden.

In Figur 2 ist ein Strahl eingezeichnet, der längs der Achse des Glasstabes 1 läuft. Diese Richtung ist gleichzeitig die Hauptstrahlungsrichtung. Bei der Durchrechnung der Verhältnisse zeigt sich, daß es nicht schwierig ist, für dieserl Strahl die Bedingung für Totalreflexion im YAG-Kristall zu erfüllen. Im Glasstab existieren jedoch auch Strahlen, die einen von Null verschiedenen Winkel θ gegen seine Achse aufweisen (Fig. 3). Der Einfallswinkel cc in Bezug auf den YAG-Kristall ist dann ti = / + θ (Fig. 4). Wenn X die Bedingung JV dL<T/2 erfüllt, der Strahl also flacher als der in Figur 2 gezeigte Strahl in den Kristall eindringt, bestehen unter der Voraussetzung n. ^ n₂ keinerlei Schwierigkeiten.

Es ergeben sich jedoch oft Probleme für Strahlen mit ¹^ <o.

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Es kann hier der Winkel β im Kristall so klein werden, daß keine Totalreflexion mehr auftritt. Wie bereits erwähnt, läßt sich diese Schwierigkeit vermeiden, wenn der Kristall außen verspiegelt wird. Eine weitere Schwierigkeit ergibt sich, wenn im YAG-Kristall reflektierte Strahlen an einer Stelle auftreffen, an der der Lichtwellenleiter im optischen Kontakt mit dem YAG-Kristall steht. Dieser Lichtstrahl gelangt dann wieder in den Lichtwellenleiter (Fig. 4). Dort kann er an der Berandung total reflektiert werden oder auch aus dem Lichtwellenleiter 1 austreten, wie Figur 4 andeutet. Letzteres kann wieder durch Verspiegelung des Lichtwellenleiters verhindert werden. Je nach Anordnung kann ein derartiger Strahl wieder in den YAG-Kristall eindringen oder entlang des Lichtwellenleiters zurück zur Diode 3 laufen. Es ist günstig, derartige Strahlen zu vermeiden, weil sie oft nur zum Teil im YAG-Kristall absorbiert werden.

Zur VerminÄing des Anteils der Leistung, der auf die beschriebene Art nur ungenügend ausgenützt wird, können u.a. die folgenden Maßnahmen getroffen werden:

a. Wahl eines günstigen Winkel £ ,

b. Verringerung von χ bzw. d relativ zu b (Fig. 5), d.h. Verwendung von Lichtwellenleitern πιίτ; elliptischem oder rechteckigem Querschnitt,

c. Einkopplung von Strahlung in den Lichtwellenleiter auf eine solche Weise, daß ein großer Anteil der Strahlen möglichst parallel zur Achse verläuft,

d. Verspiegelung der Oberflächen von YAG-Kristall und Glasstab.

Die Einkopplung von Strahlung einer Lumineszenzdiode 3 in einen dielektrischen Wellenleiter 1 mit gutem Wirkungsgrad stellt ein gewisses Problem dar. In Figur 3 ist die vielleicht einfachste Art dargestellt. Der Lichtwellenleiter 1 ist normal

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zu seiner Achse plan abgeschliffen und die Endfläche befindet sich in unmittelbarer Nähe der Diode 3, wobei keine Inmersionsflüssigkeit benützt wird. Es läßt sich zeigen, daß unter dieser Voraussetzung der maximale Winkel 9 der Lichtstrahlen im Lichtwellenleiter gegen seine Achse (bei 90° Einfallswinkel) gegeben ist durch

⁹max = ^{arc sin} H₁ ' ⁽¹⁾

wobei η der Brechungsindex des Glasstabeslist. Für den Grenzwinkel für Totalreflexion gilt hingegen

0 = T- arc sin 1 . (2)

a £■ "-j

Für η > γ 2 ist 9 >9 ; im folgenden wird angenommen, daß diese Bedingung erfüllt ist und bei der vorausgesetzten Einkopplungsart ist daher der größte auftretende Winkel gleich

9 .Es wird angenommen, daß sich die Diode wie ein Lambertmax

scher Strahler verhält mit einer Strahlungscharakteristik, die einem Kreis entspricht. Zufolge der Brechung an der Grenzfläche des Lichtwellenleiters ergibt sich eine gewisse Ausrichtung der Strahlung in Richtung der Achse. Reflexionsverluste an der Grenzfläche können durch Entspiegelung herabgesetzt werden.

Eine andere wichtige Art der Einkopplung besteht in der Herstellung eines engen optischen Kontaktes zwischen Diode 3 und dem Lichtwellenleiter 1, z.B. durch Verwendung einer Immersions· flüssigkeit. Dies hat den Vorteil, daß Licht praktisch aus dem ganzen Halbraum aufgenommen wird. Bei einem unverspiegelten Lichtwellenleiter wird allerdings nur jener Teil der Strahlung weitergeleitet, dessen Winkel unter dem Grenzwinkel für Totalreflexion bleibt. Es ist zu beachten, daß hierbei die Brechung an der Grenzfläche entfällt, die die Strahlwinkel 9 verringert.

Schließlich kann Strahlung auch mit Hilfe einer nicht dargestellten Linse von der Diode 3 auf den Lichtwellenleiter 1

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übertragen werden. Diese Linse soll von der Diode aus gesehen unter einen möglichst großen Winkel erscheinen, damit ein möglichst großer Teil des Winkelbereiches der Strahlung von der Linse erfaßt wird.

Figur 4 zeigt die geometrischen Verhältnisse bei der Einkopplung von Pumpstrahlung in den YAG-Kristall. Vorerst soll untersucht werden, welcher kleinster Einfallswinkel OL-^-Q noch zur Totalreflexion innerhalb des YAG-Kristalls führt. Es muß im YAG-Stab gelten

Cj >/)_g « arc sin ^

wobei ß> den Winkel gemessen gegen die Normale' auf die Seitenfläche des YAG-Stabes darstellt. Aus dem Brechungsgesetz folgt

sin (ei - Θ) = ^- sin/5 (4)

ⁿ1

und mit β = β sowie (3) erhält man den Grenzwinkel $■

^g" ^{θ =arc sin}^, (5)

wobei n„ herausfällt.

Wenn ein maximaler Wert von θ nach (1) auftritt (Einkopplung von Strahlung nach Fig. 3), dann erhält man mit (1)

(f _σ = 2 arc sin £ (6)

g H₁

"1 - sin JgL *
Damit der betrachtete Strahl im YAG-Kristall noch total re-

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6 0 9 8 3 8/0454

flektiert werden kann, muß ^^ ./ gewählt werden. Die Ta-

CD

belle I zeigt den Zusammenhang zwischen Jp und n. für einige Winkel und η ^n~. Daraus kann entnommen werden, daß mit verfügbaren Gläsern (Brechungsindex η.) sich gut realisierbare Winkel ergeben

	Tabelle I	ⁿ1
Sg	(Grad)	1,8243 *
66,	48	1,74
70		1,64
75		1,56
80		1,48
85
* η	1 ^{= n}2

Wenn die Einkopplung in den Lichtwellenleiter so vorgenommen wird, daß Strahlen auftreten, die einen maximalen Winkel θ gegen die Achse einschließen (Einkopplung mit direktem optischen Kontakt), dann folgt aus (2) und (5)

Weil Winkel <T > '7/2 bei der betrachteten Anordnung nicht realisiert werden können und stets <f«c ΤΓ/2 ist, geht daher Strahlungsenergie durch Austritt an der der Einkoppelstelle gegenüberliegenden Fläche des YAG-Kristalls verloren, sofern nicht für eine Verspiegelung der Seitenflächen des YAG-Kristalls gesorgt wird.

Figur 5 zeigt einen Strahl, der gerade an der linken Begrenzung der Berührungsfläche in den YAG-Kristall eindringt und nach einer Reflexion an die rechte Begrenzung gelangt.

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Sein Einfallswinkel r> _Q ist gegeben durch

^tg r ο ⁼ ΤΊΓ ⁼ 2 b cos.f » ⁽⁸⁾

wobei b die Seitenlänge des Querschnitts des YAG-Kristalls und d der Durchmesser des Wellenleiters 1 ist; hierbei wurde ein runder Wellenleiter angenommen. Es ist jedoch aich ein Wellenleiter mit rechteckigem elliptischem oder ovalem Querschnitt denkbar, wobei die Breite des Wellenleiters gleich der Breite b des Kristalls entspricht, die Abmessung d (s. Fig· 5) jedoch kleiner als b ist. Der in Figur 5 eingezeichnete Strahl stellt einen Grenzfalls dar. Ein Wiedereintritt in den Lichtwellenleiter hängt vom Ort des Eintritts des Strahls in den Kristall und vom Strahlwinkel ab. Strahlen mit Winkeln β *^ß haben, wenn der Ort des Eintritts in den Kristall statistisch verteilt ist, eine umso größere Wahrscheinlichkeit wieder in den Lichtwellenleiter einzutreten, je kleiner /"> ist. Wenn es gelingt, /> ? ß_Q für alle Strahlen zu erreichen, dann treten die erwähnten Schwierigkeiten nicht auf. Es ist daher günstig, wenn Strahlen mit dem Grenzwinkel

β einen möglichst großen Winkel θ im Lichtwellenleiter ergeben. Nur der Anteil der Strahlung mit Winkeln θ größer als θ wird zum Teil ungenügend ausgenützt.

Mit den Beziehungen sin f> _Q = tg fr J /i + tg² β und sin a _o = Cn₂Zn₁) sin ß_Q folgt für den dem Winkel f? entsprechenden Strahlwinkel .% im Lichtwellenleiter 1

= arc sin

(9)

Der Winkel Q_Q gegen die Achse des Lichtwellenleiters ist dann

gegeben durch θ =<Γ- et .

ο ο

Eine Berechnung von θ mit Hilfe von Gl. (9) zeigt, daß für n„ = 1,8243, n. = n« und d = b ein Maximum bei <i - 63,6 auftritt (θ.= 15,246°). Dieser Wert von rf liegt etwas unter dem

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kleinsten Wert von £ (vgl. Tabelle I). Wird b/d >1 gewählt (d.h. elliptischer oder rechteckiger Wellenleiterquerschnitt), dann ergeben sich meist günstigere (größere) Werte von 9_Q. Da das Maximum von θ nicht stark ausgeprägt ist und die obige Beziehung nur für einen kleinen Teil der im Lichtwellenleiter laufenden Strahlen von Bedeutung ist, empfiehlt es sich, den Wert von d' nach Gl. (6) zu wählen.

Der Wirkungsgrad der Anordnung ist wesentlich besser als bei einem von der Seite gepumpten Laser und die Anordnung besitzt Vorteile gegenüber einem endgepumpten Laser, weil eine größere Zahl von Dioden benützt werden kann.

In Figur 2 ist ein parallel zur Achse des Lichtwellenleiters laufender Strahl dargestellt, der unter dem Winkel β· in den Kristall eindringt, wobei

n.

sin ßt - _1 sin cf ist. (12)

ⁿ2

Diese Richtung stellt die Hauptstrahlrichtung dar. Wenn die Absorptionslänge (Abfall der Intensität auf e~ ) mit a bezeichnet wird, dann gilt für die Kristallänge d nach der dieser Lichtstrahl den Weg a zurückgelegt hat (Fig. 2)

= a sin

fi ' . (13)

Es kann angenommen werden, daß d jener Kristallänge ent-

CL

spricht, die mit einer Einkopplung gepumpt werden kann. Es ist zu beachten, daß d von der Kristalldicke b unabhängig ist. Wenn also b vermindert wird, dann wird auch das Volumen verringert, in dem die zugeführte Pumpleistung absorbiert wird. Allerdings steigen mit kleiner werdendem b die erwähnten Schwierigkeiten mit Strahlen, die wieder in den Lichtwellenleiter eintreten. Die Tabelle II zeigt einige charakteristische Werte für a = 4,3 m, n„ = 1,8243 und n. entsprechend der Tabelle I.

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	Tabelle	II	f-^x (Grad)	d (mm) 3.
>* —	~ (grad) e>	66,5	3,9
66,5		63,7	3,9 ■
70		60,3	3,7
75		57,4	3,6
80		53,9	3,5
85

Die Werte von d sind nach Gl. (13) und Tabelle II kleiner als a. Da bei einem endgepuinpten Laser die Kristallänge, die mit einer Diode gepumpt werden kann, etwa gleich a ist, bedeutet dies, daß bei der beschriebenen Anordnung die Pumpleistung in einem kleineren Volumen absorbiert wird. Dies ermöglicht die Erzielung einer höheren Besetzungsversion bei gegebener Leistungsdichte der Diode und stellt einen weiteren Vorteil der erfindungsgemäßen Anordnung dar.

In Figur 6 ist ein YAG-Nd-Laser 1 dargestellt, der z.B. die KrL stallabmessungen 0,7 x 0,7 x 7 mm besitzt (Volumen V = 3,43 nmr ) und mit 4 nicht dargestellte Dioden gepumpt wird; seine Länge beträgt etwa 2 d . Die Pumpstrahlung wird über vier Lichtwellenleiter 1, 4, 5, 6 mit 0,7 mm Durchmesser in der skizzierten Weise zugeführt.

Ein anderes Ausführungsbeispiel zeigt Figur 7. Hier sind anstelle von Lichtwellenleitern kleine Prismen 7, 8, 9, 10 angesetzt, vor deren Eintrittsflächen nicht dargestellte Lumineszenzdioden angeordnet werden. Diese Dioden können z.B. auf einer Unterlage bereits so montiert werden, daß der YAG-Stab mit den Prismen nur auf diese Unterlage gelegt zu werden braucht, um ihn mit den Dioden optisch zu koppeln.

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Es ist auch möglich, wesentlich längere Laser mit einer größeren Anzahl von Dioden zu pumpen, wobei z.B. für jedai Kristallabschnitt mit der Länge d zwei Dioden benützt

Ql

werden.

3 Patentansprüche
7 Figuren

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Claims

Patentansprüche

1. -Pumpanordnung für optisch gepumpte Festkörperlaser unter

'Verwendung mindestens einer punktförmigen Punplichtquelle, gekennzeichnet durch mindestens einen Lichtwellenleiter, der zwischen der Pumplichtquelle und dem Laserstab angeordnet ist.

2. Pumpanordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet , daß der Lichtwellenleiter ein Glasstab oder ein Prisma ist.

3>. Pumpanordnung nach Ansprüchen 1 und 2, dadurch gekennzeichnet , daß die optische Achse des Lichtwellenleiters mit der Oberflächennormalen des Festkörperlasers einen Winkel zf einschließt, der der Beziehung

2 arc sin (£ )<f

antspricht, wobei n. der Brechungsindex des Lichtwellen leiters ist.

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