DE2510030A1 - Pumpanordnung fuer optisch gepumpte festkoerperlaser - Google Patents
Pumpanordnung fuer optisch gepumpte festkoerperlaserInfo
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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.
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
VPA 9/710/4129 UH/Kow
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-2-
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 ^
n1 ^
Hierbei wird angenommen, daß der Brechungsindex η., des Lichtwellenleiters
gleich oder etwas kleiner no 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.
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 np = 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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$09838/0454
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-
Damit der betrachtete Strahl im YAG-Kristall noch total re-
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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 = n2 | |
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, />
? ßQ 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 ßQ folgt für den dem Winkel f? entsprechenden
Strahlwinkel .% im Lichtwellenleiter 1
= arc sin
(9)
Der Winkel QQ 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 9Q. 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
7 Figuren
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60983 8/04 54
Claims (2)
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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609838/0A54
Leerseite
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Family Applications (1)
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