JPH0286180A - Method for stabilizing frequency of internal mirror type he-ne laser having 543-nm oscillating wavelength - Google Patents
Method for stabilizing frequency of internal mirror type he-ne laser having 543-nm oscillating wavelengthInfo
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Abstract
Description
【発明の詳細な説明】
〔産業上の利用分野〕
本発明は、レーザ管内にレーザ細管が配置された構造を
有する内部ミラー型ヘリウム・ネオンレーザ装置から発
振される発振波長が543nmのレーザの周波数の安定
化方法に関する。Detailed Description of the Invention [Industrial Application Field] The present invention is directed to a laser having an oscillation wavelength of 543 nm, which is emitted from an internal mirror type helium-neon laser device having a structure in which a laser tube is disposed within a laser tube. Regarding the stabilization method.
内部ミラー型ヘリウム・ネオンレーザの発振波長として
は、従来、633nm (赤色)が知られてぃこの発振
波長が633nmの内部ミラー型ヘリウム・ネオンレー
ザ(以下r633nm He−Neレーザ」ともいう。Conventionally, the oscillation wavelength of an internal mirror type helium neon laser is 633 nm (red).This internal mirror type helium neon laser (hereinafter also referred to as a 633 nm He-Ne laser) has an oscillation wavelength of 633 nm.
)の発振周波数を安定化する手段としては、例えば2モ
ード法、ラムデイツプ法、ヨウ素吸収セル法、縦ゼーマ
ン法、横ゼーマン法、磁気変調法等、多くの制御手段が
既に確立されている。), many control means have already been established, such as the two-mode method, the Lamb-Dip method, the iodine absorption cell method, the longitudinal Zeeman method, the transverse Zeeman method, and the magnetic modulation method.
これに対して、発振波長が543nm (緑色)の内部
ミラー型ヘリウム・ネオンレーザ(以下「543nmH
e−Neレーザ」ともいう。)は、1970年にベリー
によって最初の発振報告がなされた比較的新しいレーザ
である(#照文献: D、L、 Perry、 lEE
[E J。On the other hand, an internal mirror type helium neon laser (hereinafter referred to as "543nmH") with an oscillation wavelength of 543nm (green)
Also called "e-Ne laser". ) is a relatively new laser whose oscillation was first reported by Berry in 1970.
[E.J.
Quantum Electron 08−7(19
71) 102)。Quantum Electron 08-7(19
71) 102).
この543nm He−Neレーザは、633nm H
e−Neレーデよりも発振波長が短いことから、精密計
測に適用する場合に計測精度の向上が期待できる。This 543nm He-Ne laser is a 633nm H
Since the oscillation wavelength is shorter than that of the e-Ne radar, improvement in measurement accuracy can be expected when applied to precision measurements.
しかし、反面、この543nm He−Neレーザは遷
移(3S2 →2 pro)の利得が633nm He
−Neレーザに比して1/15〜1/17程度と極めて
小さく、そのため実用化が長らく困難であった。However, on the other hand, this 543 nm He-Ne laser has a transition (3S2 → 2 pro) gain of 633 nm He-Ne laser.
-Ne laser is extremely small, about 1/15 to 1/17, and therefore it has been difficult to put it into practical use for a long time.
しかして、最近になってレーザミラーの性能が向上した
ことにより、4Qcm程度の共振器長で543nmHe
−Neレーザの発振出力を実用的な程度にまで高くする
ことが可能となった。However, due to the recent improvement in the performance of laser mirrors, it has become possible to generate 543 nm He with a cavity length of about 4 Q cm.
It has become possible to increase the oscillation output of the -Ne laser to a practical level.
1987年には、T、フェルマンらによって、市販の5
43nωHe−Neレーザを用いて行われた周波数安定
化の実験結果が報告された(参照文献;^ppled
0ptics、 vo126.No、14. P2
705. 1987年)。In 1987, T. Ferman et al.
Experimental results of frequency stabilization conducted using a 43 nω He-Ne laser were reported (References; ^ppled
0ptics, vol126. No, 14. P2
705. (1987).
この報告によると、縦モードが利得中心に対して対称配
置となる付近で直交直線偏光している各縦モードの偏光
方位が突然90°変化する、いわゆるボラリゼーンヨン
フリッピング(Polarizationflippi
ng) (以下「偏光反転」ともいう。)が存在するこ
とが明らかにされた。According to this report, the polarization direction of each orthogonal linearly polarized longitudinal mode suddenly changes by 90 degrees near the point where the longitudinal mode is arranged symmetrically with respect to the gain center, which is called polarization flipping.
ng) (hereinafter also referred to as "polarization reversal").
従って、543nm He−Neレーザの周波数の安定
化を2モード法により行う際には、上記偏光反転が起こ
る領域(以下「偏光反転領域」という。)を避ける必要
がある。Therefore, when stabilizing the frequency of a 543 nm He-Ne laser using the two-mode method, it is necessary to avoid the region where polarization inversion occurs (hereinafter referred to as "polarization inversion region").
ここで、2モード法とは、隣接する縦モードの偏光が常
に直交直線偏光している性質を利用したものであり、隣
接する縦モードの偏光を例えば偏光ビームスプリッタ(
PBS)等の手段により分離し、その強度差または強度
比をレーザの発振周波数の誤差信号として利用して周波
数の安定化を図る方法である。Here, the two-mode method utilizes the property that the polarized light of adjacent longitudinal modes is always orthogonally linearly polarized, and the polarized light of adjacent longitudinal modes is, for example, polarized by a polarizing beam splitter (
In this method, the intensity difference or intensity ratio is used as an error signal for the laser oscillation frequency to stabilize the frequency.
しかして、現在市販されているレーザ装置は、レーザ出
力を実用レベルにまで高めるために、その共振器長は約
49cm程度となっている。このため発振される543
nmHe−Naレーザの縦モードを観測すると、第1図
に示すように、543nm He−Neレーザは、通常
、縦モードが3〜4本の範囲で発振している。そして、
電源が投入されると、レーザ管が熱膨張して共振器長が
伸びるため、縦モードは、第1図において、(a)→ら
)→(C)→(d)→(a)・・・のように繰り返し変
化する。C1およびC3はレーザ管の固有偏光方位であ
り、C1が光強度が弱い方位、C2が光強度が強い方位
である。However, in order to increase the laser output to a practical level, the laser device currently on the market has a resonator length of about 49 cm. Therefore, 543 oscillates
When the longitudinal modes of the nm He-Na laser are observed, as shown in FIG. 1, the 543 nm He-Ne laser normally oscillates in a range of 3 to 4 longitudinal modes. and,
When the power is turned on, the laser tube thermally expands and the resonator length increases, so the longitudinal mode changes as follows in Figure 1: (a)→ra)→(C)→(d)→(a)...・Changes repeatedly like this. C1 and C3 are the unique polarization directions of the laser tube, where C1 is the direction where the light intensity is weak and C2 is the direction where the light intensity is strong.
しかして、543nm He−Neレーザにおいては、
(1)隣接する縦モードが必ず直交偏光しているのでは
な(、平行偏光の組が必ず存在すること、(2)モード
間の利得競合が激しくなるような縦モード配置の場合、
すなわち、第1図のら)または(d)の場合には、各モ
ードの偏光方位が急激に90゛変化する偏光反転が生ず
ること、
の2点において、すでに実用化が進んでいる633nm
He−Neレーザと大きく相違する。However, in the 543 nm He-Ne laser,
(1) Adjacent longitudinal modes are always orthogonally polarized (and there is always a pair of parallel polarizations); (2) In the case of a longitudinal mode arrangement where gain competition between modes becomes intense,
In other words, in the case of (a) or (d) in Figure 1, a polarization reversal occurs in which the polarization direction of each mode suddenly changes by 90 degrees.
It is significantly different from a He-Ne laser.
このため、2モード法をそのまま適用して543nmH
e−Naレーザの周波数の安定化を行うと、以下の問題
がある。Therefore, by applying the two-mode method as is,
Stabilizing the frequency of the e-Na laser causes the following problems.
(1) 周波数安定化可能領域が狭い。(1) The range in which frequency can be stabilized is narrow.
(2)第1図の(a)または(C)に示したモード配置
および偏光状態でしか周波数を安定化できないので、一
方の偏光成分には、周波数の差が縦モード間隔となる2
つの周波数成分を含むようになり、偏光干渉計用の光源
として用いる場合に不利となる。(2) Since the frequency can only be stabilized with the mode arrangement and polarization state shown in (a) or (C) of Figure 1, for one polarization component, the frequency difference is the longitudinal mode spacing.
This is disadvantageous when used as a light source for a polarization interferometer.
本発明は以上の如き事情に基づいてなされたものであっ
て、その目的は、2モード法により543nmHe−N
aレーザの発振周波数を十分に安定化できる周波数の安
定化方法を提供することにある。The present invention has been made based on the above-mentioned circumstances, and its purpose is to produce 543 nm He-N
The object of the present invention is to provide a frequency stabilization method that can sufficiently stabilize the oscillation frequency of an a-laser.
上記目的を達成するため、本発明は、レーザ管内にレー
ザ細管が配置された構造を有する内部ミラー型ヘリウム
・ネオンレーザ装置から発振される発振波長が543n
mのレーザの周波数の安定化方法であって、前記レーザ
細管内に下記条件[1]〜[3]を満足する静磁界を印
加して、発振波長が543nmのレーザの隣接する縦モ
ードの偏光方位を互いに直交直線偏光とし、この隣接す
る縦モードの強度差または強度比を検出してこれを誤差
信号として利用して共振器長をフィードバック制御する
ことにより発振波長が543nmのレーザの周波数を安
定化することを特徴とする。In order to achieve the above object, the present invention provides an oscillation wavelength of 543 nm oscillated from an internal mirror type helium neon laser device having a structure in which a laser tube is disposed within a laser tube.
A method for stabilizing the frequency of a laser having an oscillation wavelength of 543 nm, the method comprising applying a static magnetic field satisfying the following conditions [1] to [3] within the laser tube to stabilize the polarization of adjacent longitudinal modes of a laser having an oscillation wavelength of 543 nm. The frequency of the laser with an oscillation wavelength of 543 nm is stabilized by setting the orientations to mutually orthogonal linearly polarized light, detecting the intensity difference or intensity ratio between adjacent longitudinal modes, and using this as an error signal to feedback control the resonator length. It is characterized by becoming
条件■
静磁界の方向がレーザ細管の軸に垂直で、かつ、静磁界
の方向とレーザ管の固有偏光方位とのなす角が30〜4
2°であること。Condition ■ The direction of the static magnetic field is perpendicular to the axis of the laser tube, and the angle between the direction of the static magnetic field and the laser tube's intrinsic polarization direction is 30 to 4.
Must be 2°.
条件■
静磁界の大きさが、当該静磁界を印加したときにπおよ
び±σ遷移間のゼーマン周波数と縦モード間隔とが等し
くなる大きさであること。Condition (1) The magnitude of the static magnetic field is such that the Zeeman frequency between π and ±σ transitions and the longitudinal mode spacing are equal when the static magnetic field is applied.
条件■
静磁界の大きさが、レーザ細管の長手方向に沿ってほぼ
一様であること。Condition ■ The magnitude of the static magnetic field is almost uniform along the longitudinal direction of the laser tube.
レーデ細管内に上記条件[1]〜[3]を満足する特定
の静磁界を印加すると、詳細は後述する実験結果から理
解されるように、各縦モードが利得中心に対して対称配
置となる付近において直交直線偏光している場合であっ
ても各縦モードの偏光方位が突然90°変化することが
ない。When a specific static magnetic field that satisfies the above conditions [1] to [3] is applied inside the Rede tube, each longitudinal mode becomes symmetrically arranged with respect to the gain center, as will be understood from the experimental results described in detail later. Even if the light is orthogonally linearly polarized in the vicinity, the polarization direction of each longitudinal mode will not suddenly change by 90°.
従って、2モード法を適用して、すなわち隣接する縦モ
ードの強度差または強度比を検出してこれを誤差信号と
して利用して共振器長をフィードバック制御することに
より広い範囲で543nm HeNe レーザの発振周
波数を安定化することができる。Therefore, by applying the two-mode method, that is, by detecting the intensity difference or intensity ratio of adjacent longitudinal modes and using this as an error signal to feedback control the cavity length, the 543 nm HeNe laser can be oscillated over a wide range. The frequency can be stabilized.
以下、本発明を具体的に説明する。 The present invention will be explained in detail below.
本発明者は、レーザ管内にレーザ細管が配置された構造
を有する内部ミラー型ヘリウム・ネオンレーザ装置から
発振される発振波長が543nmのレーザの静磁界中で
の偏光特性を調べているうち、特有の現象を見出した。While investigating the polarization characteristics in a static magnetic field of a laser with an oscillation wavelength of 543 nm emitted from an internal mirror type helium-neon laser device having a structure in which a laser tube is arranged within a laser tube, the inventor found that discovered the phenomenon of
すなわち、543nm He−NIL/−ザルレーザ細
管内に特定の静磁界を印加することにより、各縦モード
が利得中心に対して対称配置となる付近に右いて直交直
線偏光している場合であっても隣接する縦モードが偏光
反転を伴わずに安定に直交直線偏光状態を維持すること
を見出した。In other words, by applying a specific static magnetic field inside the 543 nm He-NIL laser tube, even if each longitudinal mode is located near the symmetrical arrangement with respect to the gain center and is orthogonally linearly polarized, We found that adjacent longitudinal modes stably maintain orthogonal linear polarization states without polarization reversal.
このときの静磁界は次の条件[1]〜[3]を満足する
ものであった。The static magnetic field at this time satisfied the following conditions [1] to [3].
条件■
静磁界の方向がレーザ細管の軸に垂直で、かつ、静磁界
の方向とレーザ管の固有偏光方位とのなす角が30〜4
2°であること。Condition ■ The direction of the static magnetic field is perpendicular to the axis of the laser tube, and the angle between the direction of the static magnetic field and the laser tube's intrinsic polarization direction is 30 to 4.
Must be 2°.
条件■
静磁界の大きさが、当該静磁界を印加したときにπおよ
び±σ遷移間のゼーマン周波数と縦モード間隔とが等し
くなる大きさであること。Condition (1) The magnitude of the static magnetic field is such that the Zeeman frequency between π and ±σ transitions and the longitudinal mode spacing are equal when the static magnetic field is applied.
条件■
静磁界の大きさが、レーザ細管の長手方向に沿ってほぼ
一様であること。Condition ■ The magnitude of the static magnetic field is almost uniform along the longitudinal direction of the laser tube.
そして、上記静磁界を印加した状態においては、レーザ
利得曲線の広範囲にわたって縦モードが2本で発振する
ことを見出した。It has also been found that when the static magnetic field is applied, two longitudinal modes oscillate over a wide range of the laser gain curve.
本発明は斯かる知見に基づいてなされたものであって、
543nmHe−Neレーデにおイテ、レーザ細管内に
特定の静磁界を印加するという構成を採用して、隣接す
る縦モードの偏光方位を互いに直交直線偏光として偏光
反転を防止し、この状態で隣接する縦モードの強度差ま
たは強度比を検出してこれを誤差信号として利用して共
振器長をフィードバック制御し、もって発振波長が54
3nmのレーザの周波数を安定化するものである。The present invention was made based on such knowledge, and
In the 543 nm He-Ne radar, a configuration is adopted in which a specific static magnetic field is applied inside the laser tube to prevent polarization reversal by setting the polarization directions of adjacent longitudinal modes to mutually orthogonal linear polarization. The intensity difference or intensity ratio of the longitudinal mode is detected and used as an error signal to feedback control the resonator length, thereby increasing the oscillation wavelength to 54.
This stabilizes the frequency of the 3 nm laser.
第2図(a)は、静磁界の印加手段の一例を示す説明図
である。レーザ管10の外周を囲むようマグネット20
を配置し、このマグネット20により、レーザ細管11
内に当該レーザ細管11の管軸すなわち光軸に対して垂
直な方向の静磁界を印加する。FIG. 2(a) is an explanatory diagram showing an example of means for applying a static magnetic field. A magnet 20 surrounds the outer periphery of the laser tube 10.
, and by this magnet 20, the laser thin tube 11
A static magnetic field in a direction perpendicular to the tube axis of the laser tube 11, that is, the optical axis, is applied within the laser tube 11.
この静磁界の大きさは、当該静磁界を印加したときにπ
および±σ遷移間のゼーマン周波数と縦モード間隔とが
等しくなる大きさである。The magnitude of this static magnetic field is π when the static magnetic field is applied.
and the magnitude at which the Zeeman frequency between ±σ transitions and the longitudinal mode spacing are equal.
そして、静磁界の方向は、レーザ細管11の管軸に対し
て垂直方向であって、しかも、第2図ら)に示すように
、レーザ管10の固有偏光方位C0と、静磁界の方向H
とのなす角θが30〜42°となる方向である。The direction of the static magnetic field is perpendicular to the tube axis of the laser tube 11, and as shown in FIG.
This is the direction in which the angle θ between the two ends is 30 to 42 degrees.
ここで、本発明においては、固有偏光方位CおよびC2
において、直線偏光板を通して出力をモニタしたときピ
ーク光強度が弱い方位をC強い方位を02と定義する。Here, in the present invention, the intrinsic polarization directions C and C2
When the output is monitored through a linear polarizing plate, the direction where the peak light intensity is weak is defined as C, and the strong direction is defined as 02.
そして、静磁界は、レーザ細管11の長手方向に沿って
一様である。The static magnetic field is uniform along the longitudinal direction of the laser tube 11.
静磁界を形成するためのマグネット20は、例えばフェ
ライト性の永久磁石であってもよいし、あるいは電磁石
であってもよい。The magnet 20 for forming the static magnetic field may be, for example, a ferrite permanent magnet or an electromagnet.
第3図は、第2図に示した条件下で静磁界を印加したと
きの縦モードの変化の一例を示す図である。縦モードは
、第3図において(a)−(b)−(C)−(d)→(
e)→(f)→(a)・・・と繰り返して変化する。す
なわち、レーザ利得曲線を移動する間は、各々の縦モー
ドの偏光方位は変化しない。FIG. 3 is a diagram showing an example of a change in the longitudinal mode when a static magnetic field is applied under the conditions shown in FIG. 2. In Fig. 3, the vertical mode is (a)-(b)-(C)-(d)→(
It changes repeatedly as e)→(f)→(a)... That is, while moving along the laser gain curve, the polarization direction of each longitudinal mode does not change.
従って、第3図の(b)、(C)、(e)、(f)のモ
ード配置となる場合を利用すれば、543nm He−
Neレーザにおいても633nm He−Neレーザと
同様に2モード法による周波数の安定化が可能となる。Therefore, if we use the mode configurations of (b), (C), (e), and (f) in Figure 3, 543 nm He-
Similarly to the 633 nm He--Ne laser, the frequency of the Ne laser can be stabilized using the two-mode method.
このように偏光反転の発生を有効に防止することにより
、以下の利点が得られる。By effectively preventing the occurrence of polarization reversal in this way, the following advantages can be obtained.
(1)周波数の安定化できる範囲が、T、フェルマンら
の方法に比して約6倍に広がる。(1) The range in which frequencies can be stabilized is expanded approximately six times compared to the method of T. Ferman et al.
(2)オートロツタ回路をきわめて簡単に構成すること
ができる。なお、オートロック回路とは、モードロック
を自動的に行うための回路をいう。(2) The autorotter circuit can be configured extremely easily. Note that the auto-lock circuit refers to a circuit for automatically performing mode lock.
次に、本発明の有効性を裏付けるために行った実験につ
いて説明する。Next, experiments conducted to prove the effectiveness of the present invention will be explained.
〔実験1〕
市販されている、レーザ管内にレーザ細管が配置された
構造を有する発振波長が543nmの内部ミラー型ヘリ
ウム・ネオンレーザ装置(05−LGR171、MBL
LES GRIOT社製)を用いて、静磁界を印加しな
い状態(ゼロ磁界)で、レーザの偏光特性を調べた。[Experiment 1] A commercially available internal mirror type helium-neon laser device (05-LGR171, MBL) with an oscillation wavelength of 543 nm and having a structure in which a laser tube is placed inside a laser tube.
(manufactured by LES GRIOT), the polarization characteristics of the laser were investigated in a state where no static magnetic field was applied (zero magnetic field).
上記レーザ装置の主な特徴は、本発明者の分析結果によ
ると次のとおりである。The main features of the above laser device are as follows, according to the analysis results of the present inventor.
’He/22Ne=10/1
・全圧力=186.2 pa (1,4Torr)・共
振器長+ 402mm(縦モード間隔373MHz)・
レーザ細管の直径:1゜5mm
・レーザ細管の長さ: 330mm
・出力側ミラーの曲率半径+ 800+1101・高反
射側ミラーの曲率半径;■
第4図にファブリ・ペロー干渉計を用いた縦モード観測
の結果を模式的に示す。同図には典型的なモード配置と
その偏光状態を示しである。常に3本から4本の縦モー
ドで発振し、各モードは直線偏光しているが、633n
mの赤色He−Neレーザの場合とは異なり、隣接する
縦モードが必ずしも直交偏光ではなく、平行偏光となる
場合が存在する。'He/22Ne = 10/1 ・Total pressure = 186.2 pa (1.4 Torr) ・Resonator length + 402 mm (longitudinal mode interval 373 MHz) ・
Diameter of laser tube: 1°5 mm ・Length of laser tube: 330 mm ・Radius of curvature of output side mirror + 800 + 1101 ・Radius of curvature of high reflection side mirror; ■ Figure 4 shows longitudinal mode observation using a Fabry-Perot interferometer. The results are shown schematically. The figure shows a typical mode arrangement and its polarization state. It always oscillates in three to four longitudinal modes, and each mode is linearly polarized, but 633n
Unlike the case of the red He--Ne laser of 100 m, there are cases in which adjacent longitudinal modes are not necessarily orthogonally polarized, but parallel polarized.
電源を投入してレーザ装置を駆動すると、共振器が熱膨
張し、そのため縦モードは利得幅内を低周波側へ移動し
、モード配置は、第4図において、(a)→ら)→(C
)→(d)→(a)・・・と繰り返し移り変わる。When the power is turned on and the laser device is driven, the resonator thermally expands, so the longitudinal mode moves to the lower frequency side within the gain width, and the mode arrangement is as shown in Fig. 4 (a) → et al) → ( C
)→(d)→(a)... and so on repeatedly.
同図のら)や(d)のように各縦モード強度が左右対称
に近いモード配置となる場合には、各縦モードの偏光方
位が突然90°変化する偏光反転が生じる。When the intensity of each longitudinal mode has a nearly symmetrical mode arrangement, as shown in FIG.
実際に、既述の市販されている同型のレーザ装置を2台
用いて別個に実験を行ったところ、2台のレーザ装置の
いずれにおいても偏光反転を観測することができた。In fact, when we conducted separate experiments using two commercially available laser devices of the same type as described above, we were able to observe polarization reversal in both of the two laser devices.
第5図は、ファブリ・ペロー干渉計の前方に、ピーク光
強度が弱い固有偏光方位C1と平行になるように直線偏
光板をおいて、1回の偏光反転が生じた後、次の偏光反
転が生じる瞬間までの固有偏光方位C1における縦モー
ドの動きを、蓄積型オシロスコープで追跡した結果を模
式的に示すものであり、第4図の(C)→(d)のモー
ド配置の変化に対応するもので、(d)における偏光反
転に対応する。Figure 5 shows a linear polarizing plate placed in front of the Fabry-Perot interferometer so that it is parallel to the characteristic polarization direction C1 where the peak light intensity is weak, and after one polarization reversal occurs, the next polarization reversal occurs. This diagram schematically shows the results of tracking the movement of the longitudinal mode in the eigenpolarization direction C1 up to the moment when eigenpolarization direction C1 occurs, using a storage oscilloscope, and corresponds to the change in mode arrangement from (C) to (d) in Figure 4. This corresponds to the polarization inversion in (d).
左側の2つのモードは偏光反転したことにより生じたも
ので、この時点で蓄積型オシロスコープへの蓄積を停止
した。この実験において、1回の偏光反転から次の偏光
反転までの偏光方位が安定な範囲は、右よそ93MHz
であった。The two modes on the left were caused by polarization reversal, and at this point storage in the storage oscilloscope was stopped. In this experiment, the range in which the polarization direction is stable from one polarization reversal to the next polarization reversal is approximately 93 MHz to the right.
Met.
次に、縦モード間の結合によるビートの観測を試みた。Next, we attempted to observe beats due to the coupling between longitudinal modes.
観測には、ピーク光強度が弱い固有偏光方位C1とのな
す角度を45°で設定した直線偏光板と、0〜20MH
zに感度のある広帯域増幅器とを用いた。For observation, we used a linear polarizing plate whose angle with the unique polarization direction C1, where the peak light intensity is weak, was set at 45°, and a 0 to 20 MH
A broadband amplifier sensitive to z was used.
第6図(a)は、第4図(a)、 (C)に相当するモ
ード配置での観測結果を模式的に示す図である。同図か
ら理解されるよ・うに、50MHz近傍にビートが観測
された。なお、観測時、100MHzの近傍にも瞬間的
にビートが見られたが、その強度は50kHzビートに
比べ1/10以下程度であった。FIG. 6(a) is a diagram schematically showing the observation results in a mode arrangement corresponding to FIGS. 4(a) and (C). As can be understood from the figure, a beat was observed near 50 MHz. Note that during the observation, beats were momentarily observed in the vicinity of 100 MHz, but the intensity was about 1/10 or less compared to the 50 kHz beat.
第6図ら)は、第4図(b)に相当するモード配置での
観測結果を模式的に示す図である。同図から理解される
ように、50kHz付近で2個以上のスペクトルの複雑
な変化が見られた。FIG. 6 et al.) are diagrams schematically showing observation results in a mode arrangement corresponding to FIG. 4(b). As understood from the figure, complex changes in two or more spectra were observed near 50 kHz.
以上のように、ゼロ磁界では、3本から4本の縦モード
で発振し、その固有偏光方位やビートも共振器能m(c
avity detuning) に対し複雑な変化を
示し周波数の安定化に利用可能と思われる特性は見い出
せなかった。As described above, in zero magnetic field, oscillation occurs in three to four longitudinal modes, and its intrinsic polarization direction and beat are also the resonator capacity m(c
We could not find any characteristics that showed complex changes in frequency detuning (avity detuning) and that could be used to stabilize the frequency.
従って、このレーザ装置において、2モード法を適用し
て周波数の安定化を行うためには、偏光反転領域を避け
る必要があり、それだけ安定化できる領域が狭くなる。Therefore, in order to stabilize the frequency by applying the two-mode method in this laser device, it is necessary to avoid the polarization inversion region, and the region in which it can be stabilized becomes narrower.
また、一方の固有偏光方位の縦モードには、周波数の差
が縦モード間隔となる2つの周波数成分が必ず含まれる
こととなり、そのため偏光干渉計用の光源として用いる
場合に不利となる。Furthermore, the longitudinal mode of one eigenpolarization direction necessarily includes two frequency components whose frequency difference is the longitudinal mode interval, which is disadvantageous when used as a light source for a polarization interferometer.
〔実験2〕
実験1と同様のレーザ装置を用いて、レーザ細管内にそ
の管軸に垂直方向の静磁界を印加した場合(横磁界)の
偏光特性を調べる実験を行った。[Experiment 2] Using the same laser device as in Experiment 1, an experiment was conducted to examine the polarization characteristics when a static magnetic field perpendicular to the tube axis (transverse magnetic field) was applied inside the laser tube.
Ne 633nm遷移では周波数安定化の手段として、
2モード法、ラムデイツプ法、縦ゼーマン法、横ゼーマ
ン法等がすでに実用化されている。At the Ne 633nm transition, as a means of frequency stabilization,
The two-mode method, Lamb-Deep method, longitudinal Zeeman method, transverse Zeeman method, etc. have already been put into practical use.
特に、横ゼーマン法は、共振器長が比較的長い(約26
〜28cm) レーザ装置に適用でき、この方法で安
定化されたレーザは光ヘテロゲイン計測用光源としても
利用でき有用であることが知られている。In particular, in the transverse Zeeman method, the cavity length is relatively long (approximately 26
~28cm) It is known that the laser stabilized by this method can be applied to a laser device and is useful as a light source for optical heterogain measurement.
そこで、Ne 543nm遷移にも横ゼーマン法が適用
可能か否かを確認するために横磁界中での偏光特性を調
べる実験を行った。Therefore, in order to confirm whether the transverse Zeeman method is also applicable to the Ne 543 nm transition, an experiment was conducted to examine the polarization characteristics in a transverse magnetic field.
第7図は、横磁界中でのNe 543nm遷移を模式%
式%
遷移は禁止される。一方、633nm遷移の場合、上下
両準位のランデグ(Landeg)因子は、各々、g1
=1.295、g、=1.301でほとんど等しく、ゼ
ーマン分離周波数Fzは、
Fz =μa g−B/ h ・・・(1)
(μB :ボーア磁子、B;磁束密度)と考えてよいが
、543nm遷移の場合gb = 1.984であり、
g6 とは無視できない差がある。Figure 7 schematically shows the Ne 543nm transition in a transverse magnetic field.
Expression % transitions are prohibited. On the other hand, in the case of 633 nm transition, the Landeg factors of both the upper and lower levels are g1
= 1.295, g, = 1.301, which are almost equal, and the Zeeman separation frequency Fz is: Fz = μa g-B/h (1)
(μB: Bohr magneton, B: magnetic flux density), but in the case of 543 nm transition, gb = 1.984,
There is a non-negligible difference from g6.
横ゼーマン法では、縦モード間隔に等しいFzとなる磁
界、すなわち、特性横磁界を印加して3本の縦モード間
の結合(利得の競合)を強めることにより単一縦モード
化を達成している。In the transverse Zeeman method, a single longitudinal mode is achieved by applying a magnetic field with Fz equal to the longitudinal mode spacing, that is, a characteristic transverse magnetic field to strengthen the coupling (gain competition) between the three longitudinal modes. There is.
これには上または下準位を共有準位とするπ、σ遷移間
の結合が直接関係している。543nm遷移では、下準
位を共有するπおよびσ遷移は、mal、0からm、=
1への遷移、m、 =Q、 −1からm、=−1への
遷移の2種類あり、それらのσ、π遷移間の周波数差は
上記式(1)で与えられる。This is directly related to the coupling between π and σ transitions that share the upper or lower level. For the 543 nm transition, the π and σ transitions that share the lower level are mal, 0 to m, =
There are two types of transitions: a transition to 1, and a transition from m, =Q, -1 to m, = -1, and the frequency difference between these σ and π transitions is given by the above equation (1).
一方、上準位を共有するπおよびσ遷移もm。On the other hand, π and σ transitions that share the upper level are also m.
=1からmb=1.0への遷移、ma= 1がらm、
=Q、−1への遷移の2種類あるが、それらのσ、π遷
移間のゼーマン分離周波数F’zは、F z=μBgb
B/h −(2)となる。すなわち、54
3nm遷移は、633nm遷移とは異なり特性横磁界に
は2つの値が存在することになる。この実験では、前者
の方を選んだ。この場合、特性横磁界を与える磁束密度
は206 Gaussであった。Transition from =1 to mb=1.0, ma=1 to m,
There are two types of transitions to =Q and -1, and the Zeeman separation frequency F'z between those σ and π transitions is Fz=μBgb
B/h - (2). That is, 54
In the 3 nm transition, unlike the 633 nm transition, the characteristic transverse magnetic field has two values. In this experiment, we chose the former. In this case, the magnetic flux density providing the characteristic transverse magnetic field was 206 Gauss.
第8図は、実験装置の概略を示す説明図である。FIG. 8 is an explanatory diagram showing an outline of the experimental apparatus.
レーザヘッドは、その両端部が切削加工により取除かれ
、出力側(陽極側)のレーザ細管の端部が目視でき、ま
たレーザ管の後部の高反射ミラー側からもレーザ光を取
出せるように改造しである。Both ends of the laser head have been removed by cutting, so that the end of the laser tube on the output side (anode side) can be seen visually, and the laser beam can also be extracted from the high-reflection mirror side at the rear of the laser tube. It has been remodeled.
横磁界Hは、厚さ6mmの鉄板にフェライトマグネット
(FB4B材、TDK製) 30X40X10mmを
適当な間隔で固定配置して形成した。レーザー細管長(
330m+n)の約78%の部分に磁束密度が202±
8にaussの−様な横磁界(均一度±4%)を印加し
た。The transverse magnetic field H was formed by fixing 30 x 40 x 10 mm ferrite magnets (FB4B material, manufactured by TDK) at appropriate intervals on a 6 mm thick iron plate. Laser tube length (
The magnetic flux density is 202± in about 78% of the area (330m+n).
AUSS-like transverse magnetic field (uniformity ±4%) was applied to 8.
なお、横磁界Hの方向とピーク光強度が弱い固有偏光方
位C3とのなす角θが0°または90°のときが横ゼー
マン法の場合に相当する。Note that the case where the angle θ between the direction of the transverse magnetic field H and the intrinsic polarization direction C3 having a weak peak light intensity is 0° or 90° corresponds to the case of the transverse Zeeman method.
この第8図において、LPは直線偏光板、PDはPIN
フォトダイオード、VAはビデオアンプ、O8はオシロ
スコープ、SAはスペクトル分析器、PHはピンホール
、FPIはファブリ・ペロー干渉計、STは蓄積型オシ
ロスコープである。In this Figure 8, LP is a linear polarizing plate and PD is a PIN.
A photodiode, VA a video amplifier, O8 an oscilloscope, SA a spectrum analyzer, PH a pinhole, FPI a Fabry-Perot interferometer, and ST a storage oscilloscope.
(1)θ=0°の場合
第9図は、θ=0°に設定した場合の実験結果を示す図
である。(1) When θ=0° FIG. 9 is a diagram showing experimental results when θ=0°.
上段には典型的な縦モード配置を、中段および下段には
その縦モード位置でのビートスペクトルおよびビート波
形を示しである。な右、直線偏光板LPは、固有偏光方
位C1とのなす角度が45゜に設定されている。The upper row shows a typical longitudinal mode arrangement, and the middle and lower rows show the beat spectrum and beat waveform at the longitudinal mode position. On the right, the angle between the linear polarizing plate LP and the intrinsic polarization direction C1 is set to 45 degrees.
この第9図から理解されるように、横磁界を印加すると
、ゼロ磁界の場合に比べ縦モード数が1本減って2〜3
モードで発振している。As can be understood from Fig. 9, when a transverse magnetic field is applied, the number of longitudinal modes decreases by one to 2 to 3 compared to the case of zero magnetic field.
oscillating in mode.
一方、ビートスペクトルは、50kHz近傍に、縦モー
ド数に対応した本数だけ現われた。ただし、3モ一ド発
振の場合、第9図(C)の両端の縦モード強度が弱いの
で、ビートスペクトルは中央の縦モードに対応するもの
が主になり、あたかも1本のように見える。直線偏光板
LPを回転しその方位を、固有偏光方位C1またはC2
に一致させるとビートスペクトルは消失した。On the other hand, the number of beat spectra corresponding to the number of longitudinal modes appeared near 50 kHz. However, in the case of three-mode oscillation, the intensity of the longitudinal mode at both ends of FIG. 9(C) is weak, so the beat spectrum mainly corresponds to the longitudinal mode in the center, and it looks as if it were one line. Rotate the linear polarizing plate LP and change its orientation to the intrinsic polarization orientation C1 or C2
When matched to , the beat spectrum disappeared.
また、固有偏光方位C5とのなす角度を45°に設定し
た直線偏光板LPを介してファブリ・ベロー干渉計FP
Tで縦モードを観測すると、各縦モードに振幅変調が見
られ、直線偏光板LPを、固有偏光方位CIまたはC2
に平行にするとその変調波形が消失した。ただし、この
場合、縦モードそのものは消失しなかった。In addition, the Fabry-Bérot interferometer FP is
When longitudinal modes are observed at
When parallel to , the modulation waveform disappeared. However, in this case, the vertical mode itself did not disappear.
以上の実験結果より、これらのビートスペクトルはσお
よびπ遷移に起因する同−縦モード内ゼーマンビートと
考えることができる。From the above experimental results, these beat spectra can be considered to be Zeeman beats within the longitudinal mode caused by σ and π transitions.
また、第9図から理解されるように、低周波側縦モード
には低周波側ビートスペクトルが対応−ている。そして
、縦モードが利得幅内を動くとき、ビート周波数の変化
は数kHz以下であった。なお、第9図の下段のビート
波形は、中段のビートスペクトルの合成として説明でき
るものである。Further, as understood from FIG. 9, the low frequency side longitudinal mode corresponds to the low frequency side beat spectrum. When the longitudinal mode moved within the gain width, the change in beat frequency was several kHz or less. Note that the beat waveform in the lower row of FIG. 9 can be explained as a synthesis of the beat spectra in the middle row.
以上のようにθ=0゛の場合には、同−縦モード内ゼー
マンビートが観察され、ゼロ磁界の場合よりも縦モード
数が1本減ったが単一縦モード化は達成できなかった。As described above, when θ=0゛, Zeeman beat within the same longitudinal mode was observed, and although the number of longitudinal modes was reduced by one compared to the case of zero magnetic field, a single longitudinal mode could not be achieved.
その原因としては、633nm遷移と比べた場合、下準
位のJ数の相違によるσ−π遷移間結合係数の相違、g
値の相違、ミラー品質の差(面内異方性の差)、共振器
長の差等が密接に関係すると考えられる。This is due to the difference in the coupling coefficient between σ-π transitions due to the difference in the number of J in the lower level when compared with the 633 nm transition,
It is thought that differences in values, differences in mirror quality (differences in in-plane anisotropy), differences in resonator length, etc. are closely related.
なお、第9図(C)に示すように、3モ一ド発振の場合
、中央の縦モードに発振が集中している傾向が見られる
。従って、レーザの励起強度を下げることによって単一
縦モード化を実現できる可能性がある。Note that, as shown in FIG. 9(C), in the case of three-mode oscillation, there is a tendency for oscillation to concentrate in the central longitudinal mode. Therefore, it is possible to realize a single longitudinal mode by lowering the excitation intensity of the laser.
しかし、レーザの励起強度を下げると、単一縦モード化
は可能であるが、レーザ出力が非常に小さくなり、実用
化には不都合となる。However, if the excitation intensity of the laser is lowered, although a single longitudinal mode is possible, the laser output becomes very small, which is inconvenient for practical use.
(2)θ≠0°の場合
次に、特性横磁界中で、ピーク光強度が弱い固有偏光方
位CIが横磁界方向と合致しない一般の角度の場合につ
いて調べた。(2) Case of θ≠0° Next, we investigated the case where the characteristic polarization direction CI, where the peak light intensity is weak, is at a general angle that does not match the direction of the transverse magnetic field in the characteristic transverse magnetic field.
その結果、本発明者は、θがおよそ36°±6゜の範囲
では2本から3本の縦モードで発振し、かつ、隣接する
縦モードの偏光は常に直交直線偏光であり、利得幅内を
縦モードが移動する間は偏光反転の生じないことを見い
出した。また、このとき直線偏光板LPをいずれの固有
偏光方位に設定しても縦モード内ゼーマンビートは観測
されなかった。As a result, the inventor found that in the range of θ approximately 36°±6°, oscillation occurs in two to three longitudinal modes, and the polarization of adjacent longitudinal modes is always orthogonal linear polarization, and within the gain width. It was found that no polarization reversal occurs while the longitudinal mode moves. Moreover, no matter which eigenpolarization direction the linear polarizing plate LP was set at at this time, no Zeeman beat in the longitudinal mode was observed.
第10図は、特性横磁界中でθ=33°に設定し、直線
偏光板LPを用いずに縦モード観測した結果を示す図で
ある。同図から理解されるように、2〜3モ一ド発振で
ある。FIG. 10 is a diagram showing the results of longitudinal mode observation in a characteristic transverse magnetic field with θ=33° and without using a linear polarizing plate LP. As can be understood from the figure, it is 2-3 mode oscillation.
次に、ファブリ・ペロー干渉計FPIの前に直線偏光板
LPを挿入し、その方位をピーク光強度が弱い固有偏光
方位C3と合致させた状態でモード観測すると、第11
図(a)およびら)に示すように、隣接モードが消失し
、縦モード間隔の2倍だけ離れた2本の縦モード発振と
なった。Next, when we insert a linear polarizing plate LP in front of the Fabry-Perot interferometer FPI and observe the mode with its orientation aligned with the intrinsic polarization orientation C3 where the peak light intensity is weak, we find that the 11th
As shown in Figures (a) and (a), the adjacent modes disappeared, resulting in two longitudinal mode oscillations separated by twice the longitudinal mode interval.
このとき直線偏光板LPを90°回転すると、それまで
消失していた縦モードが現われ、逆にそれまで現われて
いた縦モードが消失した。すなわち、隣接縦モードが2
つの固有偏光方位に沿って直交直線偏光していること、
同−縦モード内ゼーマンビートが生じないことが確認で
きた。At this time, when the linear polarizing plate LP was rotated by 90 degrees, the longitudinal mode that had disappeared until then appeared, and conversely, the longitudinal mode that had appeared until then disappeared. In other words, the adjacent longitudinal mode is 2
orthogonal linear polarization along two unique polarization directions;
It was confirmed that Zeeman beat did not occur in the longitudinal mode.
第12図は、共振器の熱膨張による一連のモードの動き
と偏光状態を模式的に示す図である。同図において、(
a)−(b)−(C)−(d)−(e)−(f)を1サ
イクルとしてモード変化が繰り返される。FIG. 12 is a diagram schematically showing the movement of a series of modes and the polarization state due to thermal expansion of the resonator. In the same figure, (
The mode change is repeated with a)-(b)-(C)-(d)-(e)-(f) as one cycle.
第13図は、ピーク光強度が弱い固有偏光方位c1の直
線偏光が単一縦モード発振となっている期間を、蓄積型
オシロスコープ上に記録した結果を示す図であり、単一
モード領域は、約591MHzであった。FIG. 13 is a diagram showing the results of recording on a storage oscilloscope the period during which the linearly polarized light with the characteristic polarization direction c1 with a weak peak light intensity is oscillated in a single longitudinal mode, and the single mode region is The frequency was approximately 591 MHz.
第14図は、レーザ出力を偏光ビームスプリッタPBS
を用いて固有偏光方位C6およびC2の各方位の成分光
に分離し、その時間変化を同時記録した結果を示す図で
ある。なお、このとき、高反射ミラー側からの漏れ光を
検出して縦モードの動きも同時にモニタした。Figure 14 shows how the laser output is transferred to the polarizing beam splitter PBS.
FIG. 4 is a diagram showing the results of separating component light into respective directions of intrinsic polarization directions C6 and C2 using the method and simultaneously recording their temporal changes. At this time, the movement in the longitudinal mode was also monitored at the same time by detecting leaked light from the high-reflection mirror side.
これにより、第14図のXおよび已に対応する領域以外
は各成分光が単一縦モードであることを確認した。従っ
て、第14図の直線的なスロープ部を利用すると、63
3nm遷移の場合と同様に、543nm遷移においても
偏光反転を伴わずに2モード法による周波数の安定化が
可能である。As a result, it was confirmed that each component light was in a single longitudinal mode except for the regions corresponding to X and W in FIG. 14. Therefore, if we use the straight slope section in Fig. 14, 63
As in the case of the 3 nm transition, the frequency can be stabilized by the two-mode method in the 543 nm transition without polarization reversal.
この場合、T、フェルマンらの方法に比べ、横磁界を必
要とする不利があるが、偏光反転の発生を防止できるの
で周波数の安定化可能範囲が広がり、各固有偏光方位成
分のいずれもが単一縦モード発振する利点がある。In this case, compared to the method of T. Ferman et al., it has the disadvantage of requiring a transverse magnetic field, but since the occurrence of polarization reversal can be prevented, the range in which the frequency can be stabilized is widened, and each unique polarization direction component is It has the advantage of oscillating in one longitudinal mode.
なお、θ≠06で縦モード内ゼーマンピートが消失する
現象は、633nm He−Neレーザにおいては既に
知られている。すなわち、ビートが消失する理由は、同
−縦モード内の発振がθ=0°の場合とは異なり完全偏
光化しているからである、と解されている。543nm
遷移においても同様の理由でビートが消失するものと解
することができる。Note that the phenomenon in which the Zeeman piet in the longitudinal mode disappears when θ≠06 is already known in the 633 nm He-Ne laser. That is, it is understood that the reason why the beat disappears is that the oscillation in the longitudinal mode is completely polarized, unlike the case where θ=0°. 543nm
It can be understood that the beat disappears in the transition for the same reason.
すなわち、共振器ミラーの有する複屈折異方性と磁界に
よりレーザ媒質に誘起された複屈折異方性とが、θを調
節することにより相殺されたと考えることにより、縦モ
ードの安全偏光化を十分に説明でき、またビート消失も
十分に説明できる。In other words, by considering that the birefringence anisotropy of the resonator mirror and the birefringence anisotropy induced in the laser medium by the magnetic field are canceled by adjusting θ, it is possible to sufficiently polarize the longitudinal mode safely. This can be fully explained, and the disappearance of the beat can also be fully explained.
以下、本発明の実施例について具体的に説明するが、本
発明が当該実施例に限定されるものではない。Examples of the present invention will be described in detail below, but the present invention is not limited to these examples.
第15図は、本発明の実施に好適なレーザ装置の概略を
示す。同図において、LAは内部ミラー型ヘリウム・ネ
オンレーザ管、MGはマグネット、PBSは偏光ビーム
スプリフタ、PDI、PD2はPINフォトダイオード
、AMI、AM2は増幅器(LP356) 、DAは差
動増幅器、BAは緩衝増幅器、DBは直流バイアス電圧
、PRはペンレコーダの接続端子、Rは抵抗、Dはダイ
オード、Tri、Tr2はトランジスタ、HEは共振器
長を制御するヒータ、Eはヒータ電源、PHはピンホー
ル、LPは直線偏光板、FPIはファブリ・ペロー干渉
計、STは蓄積型オシロスコープである。FIG. 15 schematically shows a laser device suitable for implementing the present invention. In the figure, LA is an internal mirror type helium neon laser tube, MG is a magnet, PBS is a polarizing beam splitter, PDI, PD2 are PIN photodiodes, AMI, AM2 are amplifiers (LP356), DA is a differential amplifier, BA is a buffer amplifier, DB is a DC bias voltage, PR is a pen recorder connection terminal, R is a resistor, D is a diode, Tri and Tr2 are transistors, HE is a heater that controls the resonator length, E is a heater power supply, PH is a pin Hall and LP are linear polarizing plates, FPI is a Fabry-Perot interferometer, and ST is a storage oscilloscope.
ヒータHEは、レーザ管LAの後部のガラス製外管に3
8mm幅でバイファイラ巻きされた直径0.26鮒のニ
クロム線(抵抗20Ω)により構成され、その上にテフ
ロンテープが一層巻付けられて当該ニクロム線が固定さ
れている。The heater HE is installed in the glass outer tube at the rear of the laser tube LA.
It is composed of a bifilar-wound nichrome wire of 8 mm width and a diameter of 0.26 mm (resistance 20 Ω), on which a layer of Teflon tape is wrapped to fix the nichrome wire.
レーザ管LAから発振された5430mHe−Neレー
ザは、偏光ビームスプリフタPBSによりそれぞれ固有
偏光方位CIおよびC2の各成分光に分離され、これら
の成分光がそれぞれPINフォトダイオードPDIおよ
びPD2、増幅器AMIおよびAM2により直流的に検
波、増幅される。The 5430 mHe-Ne laser oscillated from the laser tube LA is separated by the polarization beam splitter PBS into respective component lights with unique polarization directions CI and C2, and these component lights are sent to the PIN photodiodes PDI and PD2, the amplifiers AMI and AM2 detects and amplifies the signal using direct current.
増幅器AMIおよびAM2からの出力が、差動増幅器D
Aに人力されて、ここで各成分光に対応する出力の差(
強度差)が検出される。The outputs from amplifiers AMI and AM2 are connected to differential amplifier D
The difference in output corresponding to each component light (
intensity difference) is detected.
この強度差が誤差信号として差動増幅器DAにより増幅
され、この増幅された誤差信号に基づいて、トランジス
タTr2のコレクタ電流が制御される。従って、当該制
御されたコレクタ電流によりヒータHEの供給電力が制
御され、これによりレーザ管LAの共振器長が補正され
、その結果、543nm He−Neレーザの縦モード
が一定の周波数位置となるように安定化される。This intensity difference is amplified as an error signal by the differential amplifier DA, and the collector current of the transistor Tr2 is controlled based on this amplified error signal. Therefore, the power supplied to the heater HE is controlled by the controlled collector current, thereby correcting the cavity length of the laser tube LA, so that the longitudinal mode of the 543 nm He-Ne laser has a constant frequency position. stabilized at
上記構成のレーザ装置により、室温を制御していない部
屋において、543nm He−Neレーデの周波数を
安定化する試験を行い、緩衝増幅器BAの出力をペンレ
コーダにより記録したところ、第16図に示す結果が得
られた。なお、縦軸のレーザ周波数変化幅への換算は、
緩衝増幅器BAの出力と縦モードの利得幅内での動きと
を同時観測することにより行った。Using the laser device with the above configuration, a test was conducted to stabilize the frequency of the 543 nm He-Ne radar in a room where the room temperature was not controlled, and the output of the buffer amplifier BA was recorded using a pen recorder. The results are shown in Figure 16. was gotten. The conversion to the width of laser frequency change on the vertical axis is:
This was done by simultaneously observing the output of the buffer amplifier BA and the movement within the gain width of the longitudinal mode.
この第16図から理解されるように、室温を制御してい
ない部屋において、約2.lX10−’ (58分間)
の周波数安定度が得られた。As can be understood from FIG. 16, in a room where the room temperature is not controlled, approximately 2. lX10-' (58 minutes)
A frequency stability of .
以上、各成分光の強度差を検出してこれを誤差信号とし
て利用する場合について説明したが、各成分光の強度比
を検出してこれを誤差信号として利用する構成を採用し
てもよい。具体的には、例えば第15図において、差動
増幅器DAを割算回路に変更すればよい。Although the case where the intensity difference of each component light is detected and used as an error signal has been described above, a configuration may be adopted in which the intensity ratio of each component light is detected and this is used as an error signal. Specifically, for example in FIG. 15, the differential amplifier DA may be replaced with a divider circuit.
以上詳細に説明したように、本発明によれば、発振波長
が543nmである内部ミラー型ヘリウム・ネオンレー
ザ装置のレーザ細管内に特定の静磁界を印加することに
より偏光反転を有効に防止したうえ、隣接する縦モード
の強度差または強度比を検出してこれを誤差信号として
利用して共振器長をフィードバック制御するので、広い
範囲で発振波長が543nmの内部ミラー型ヘリウム・
ネオンレーザの周波数を安定化することができる。As explained in detail above, according to the present invention, polarization reversal can be effectively prevented by applying a specific static magnetic field within the laser tube of an internal mirror type helium neon laser device with an oscillation wavelength of 543 nm. , detects the intensity difference or intensity ratio between adjacent longitudinal modes and uses this as an error signal to feedback control the resonator length.
The frequency of neon laser can be stabilized.
第1図は従来の543nmHe−Neレーザの縦モード
を示す図、第2図は静磁界の印加手段の一例を示す説明
図、第3図は静磁界を印加したときの縦モードの変化の
一例を示す図、第4図は静磁界を印加しない状態でファ
ブリ・ベロー干渉計を用いて観測した縦モードを示す図
、第5図は偏光反転が生じた後次の偏光反転が生ずる瞬
間までの固有偏光方位C8における縦モードの動きを蓄
積型オンロスコープで追跡した結果を示す図、第6図(
a)は第4図(a)、 (C)に相当するモード配置で
のビートの観測結果を示す図、第6図0))は第4図ら
)に相当するモード配置でのビートの観測結果を示す図
、第7図は横磁界中でのNe 543nm遷移を示す説
明図、第8図はレーザの実験装置の概略を示す説明図、
第9図は特性横磁界中でθ=0°に設定したときの縦モ
ード配置、ビートスペクトルおよびビート波形を示す図
、第10図は特性横磁界中でθ−33°に設定し直線偏
光板を用いずに観測した縦モード配置を示す図、第11
図は直線偏光板を挿入しその方位を固有偏光方位C1に
合致させた状態で観測したときの縦モード配置を示す図
、第12図は共振器の熱膨張によるモードの動きと偏光
状態を示す図、第13図は固有偏光方位C1の直線偏光
が単一縦モード発振となっている期間を蓄積型オシロス
コープで記録した結果を示す図、第14図はレーザ出力
を偏光ビームスプリッタPBSを用いて固有偏光方位C
1およびC2の各方位の成分光に分離し、その時間変化
を同時記録したときの結果を示す図、第15図は本発明
の実施に好適なレーザ装置の概略を示す説明図、第16
図は本発明の実施例における周波数の安定化の結果を示
す図である。
10・・・レーザ管 11・・・レーザ細管2
0・・・マグネット
CI・・・光強度が弱い固有偏光方位
C2・・・光強度が強い固を偏光方位
LP・・・直線偏光板
PD PDI、PD2・・・PINフォトダイオード
VA・・・ビデオアンプ O3・・・オシロスコープ
SA・・・スペクトル分析器
PH・・・ピンホール
FET・・・ファブリ・ペロー干渉計
ST・・・蓄積型オシロスコープ
MG・・・マグネット LA・・・レーザ管AMI
、AM2・・・増幅器
DA・・・差動増幅器 BA・・・緩衝増幅器DB
・・・直流バイアス電圧
PR・・・ペンレコーダの接続端子
R・・・抵抗 D・・・ダイオードTri
、Tr2・・・トランジスタ
HE・・・ヒータ E・・・ヒータ電源+2
CG)
(b)
497一
+8図
+
4図
+10図
+1
図
(b)
十9
図
(b)
(C)
(d)Figure 1 is a diagram showing the longitudinal mode of a conventional 543 nm He-Ne laser, Figure 2 is an explanatory diagram showing an example of a means for applying a static magnetic field, and Figure 3 is an example of changes in the longitudinal mode when a static magnetic field is applied. Figure 4 is a diagram showing the longitudinal mode observed using a Fabry-Bérot interferometer without applying a static magnetic field, and Figure 5 is a diagram showing the longitudinal mode observed after a polarization reversal occurs until the moment when the next polarization reversal occurs. Figure 6 (
a) is a diagram showing the observation results of beats in a mode arrangement corresponding to Fig. 4 (a) and (C), and Fig. 6 0)) is a diagram showing the observation results of beats in a mode arrangement corresponding to Fig. 4 et al. FIG. 7 is an explanatory diagram showing the Ne 543 nm transition in a transverse magnetic field. FIG. 8 is an explanatory diagram showing the outline of the laser experimental equipment.
Figure 9 shows the longitudinal mode arrangement, beat spectrum, and beat waveform when θ is set to 0° in a characteristic transverse magnetic field. Figure 11 showing the longitudinal mode arrangement observed without using
The figure shows the longitudinal mode arrangement when observed with a linear polarizer inserted and its orientation matched to the intrinsic polarization direction C1. Figure 12 shows the mode movement and polarization state due to thermal expansion of the resonator. Figure 13 shows the results of recording the period during which linearly polarized light with the intrinsic polarization direction C1 is in single longitudinal mode oscillation using a storage oscilloscope. Intrinsic polarization direction C
FIG. 15 is an explanatory diagram showing an outline of a laser device suitable for carrying out the present invention; FIG.
The figure is a diagram showing the results of frequency stabilization in an example of the present invention. 10... Laser tube 11... Laser thin tube 2
0...Magnet CI...Intrinsic polarization direction with weak light intensity C2...Polarization direction with strong light intensity LP...Linear polarizing plate PD PDI, PD2...PIN Photodiode VA...Video Amplifier O3...Oscilloscope SA...Spectrum analyzer PH...Pinhole FET...Fabry-Perot interferometer ST...Storage type oscilloscope MG...Magnet LA...Laser tube AMI
, AM2...Amplifier DA...Differential amplifier BA...Buffer amplifier DB
...DC bias voltage PR...Connection terminal of pen recorder R...Resistance D...Diode Tri
, Tr2...Transistor HE...Heater E...Heater power supply +2 CG) (b) 4971+Figure 8+Figure 4+Figure 10+1 Figure (b) Figure 19 (b) (C) (d)
Claims (1)
る内部ミラー型ヘリウム・ネオンレーザ装置から発振さ
れる発振波長が543nmのレーザの周波数の安定化方
法であって、 前記レーザ細管内に下記条件[1]〜[3]を満足する
静磁界を印加して、発振波長が543nmのレーザの隣
接する縦モードの偏光方位を互いに直交直線偏光とし、 この隣接する縦モードの強度差または強度比を検出して
これを誤差信号として利用して共振器長をフィードバッ
ク制御することにより発振波長が543nmのレーザの
周波数を安定化することを特徴とする発振波長が543
nmの内部ミラー型ヘリウム・ネオンレーザの周波数の
安定化方法。 条件[1] 静磁界の方向がレーザ細管の軸に垂直で、かつ、静磁界
の方向とレーザ管の固有偏光方位とのなす角が30〜4
2°であること。 条件[2] 静磁界の大きさが、当該静磁界を印加したときにπおよ
び±σ遷移間のゼーマン周波数と縦モード間隔とが等し
くなる大きさであること。 条件[3] 静磁界の大きさが、レーザ細管の長手方向に沿ってほぼ
一様であること。(1) A method for stabilizing the frequency of a laser with an oscillation wavelength of 543 nm emitted from an internal mirror type helium-neon laser device having a structure in which a laser tube is arranged within the laser tube, the method comprising: By applying a static magnetic field that satisfies [1] to [3], the polarization directions of adjacent longitudinal modes of a laser with an oscillation wavelength of 543 nm are set to mutually orthogonal linear polarization, and the intensity difference or intensity ratio of these adjacent longitudinal modes is calculated. The oscillation wavelength is 543 nm, which is characterized by stabilizing the frequency of a laser with an oscillation wavelength of 543 nm by detecting it and using it as an error signal to feedback control the resonator length.
A method for stabilizing the frequency of a nm internal mirror type helium-neon laser. Condition [1] The direction of the static magnetic field is perpendicular to the axis of the laser tube, and the angle between the direction of the static magnetic field and the intrinsic polarization direction of the laser tube is 30 to 4.
Must be 2°. Condition [2] The magnitude of the static magnetic field is such that the Zeeman frequency between π and ±σ transitions and the longitudinal mode interval are equal when the static magnetic field is applied. Condition [3] The magnitude of the static magnetic field is approximately uniform along the longitudinal direction of the laser tube.
Priority Applications (3)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
JP23637588A JPH0286180A (en) | 1988-09-22 | 1988-09-22 | Method for stabilizing frequency of internal mirror type he-ne laser having 543-nm oscillating wavelength |
US07/406,060 US5014278A (en) | 1988-09-22 | 1989-09-12 | Method for the frequency stabilization of internal mirror type helium-neon laser oscillating at wavelength of 543 nm |
DE3931754A DE3931754A1 (en) | 1988-09-22 | 1989-09-22 | METHOD FOR STABILIZING THE FREQUENCY OF A HELIUM-NEON LASER REFLECTING IN ITS INTERIOR AT A WAVELENGTH OF 543 NM |
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
JP23637588A JPH0286180A (en) | 1988-09-22 | 1988-09-22 | Method for stabilizing frequency of internal mirror type he-ne laser having 543-nm oscillating wavelength |
Publications (1)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
JPH0286180A true JPH0286180A (en) | 1990-03-27 |
Family
ID=16999860
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
JP23637588A Pending JPH0286180A (en) | 1988-09-22 | 1988-09-22 | Method for stabilizing frequency of internal mirror type he-ne laser having 543-nm oscillating wavelength |
Country Status (1)
Country | Link |
---|---|
JP (1) | JPH0286180A (en) |
Cited By (2)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
US5438208A (en) * | 1993-01-27 | 1995-08-01 | Mitsubishi Denki Kabushiki Kaisha | Mirror coupled monolithic laser diode and photodetector |
EP2101378A1 (en) * | 2008-03-12 | 2009-09-16 | Mitutoyo Corporation | Laser frequency stabilizing device, method and program |
-
1988
- 1988-09-22 JP JP23637588A patent/JPH0286180A/en active Pending
Cited By (3)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
US5438208A (en) * | 1993-01-27 | 1995-08-01 | Mitsubishi Denki Kabushiki Kaisha | Mirror coupled monolithic laser diode and photodetector |
EP2101378A1 (en) * | 2008-03-12 | 2009-09-16 | Mitutoyo Corporation | Laser frequency stabilizing device, method and program |
US7835411B2 (en) | 2008-03-12 | 2010-11-16 | Mitutoyo Corporation | Laser frequency stabilizing device, method and program |
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