DE69106581T2

DE69106581T2 - Festkörperlaserresonator.

Info

Publication number: DE69106581T2
Application number: DE69106581T
Authority: DE
Inventors: Michio Oka
Original assignee: Sony Corp
Current assignee: Sony Corp
Priority date: 1990-05-16
Filing date: 1991-05-16
Publication date: 1995-05-24
Anticipated expiration: 2011-05-17
Also published as: EP0457590A3; KR100195769B1; US5197073A; KR910020977A; EP0457590B1; EP0457590A2; DE69106581D1; JPH0425087A; JP2893862B2

Description

Die Erfindung bezieht sich allgemein auf Festkörperlaseroszillatoren und ist speziell auf eine Festkörperlaservorrichtung gerichtet, bei der ein in einem Lasermedium erzeugter Grundwellen-Laserstrahl in Resonanz gebracht wird, so daß er ein nichtlineares optisches Kristallelement in einem Resonator durchläuft und dadurch ein der zweiten Harmonischen entsprechender Laserstrahl vom Typ II erzeugt wird.
Beim Stand der Technik wird ein Festkörperlaseroszillator zur Abstrahlung eines Laserstrahls mit kurzer Wellenlänge veranlaßt, indem man einen Laserstrahl der zweiten Harmonischen erzeugt, dessen Frequenz doppelt so groß ist wie diejenige des in einem Resonator des Festkörperlaseroszillators erzeugten Grundwellen-Laserstrahls. Ein solcher Festkörperlaseroszillator herkömmlicher Bauart ist in der japanischen Gebrauchsmusterveröffentlichung Nr. 48-93784 beschrieben.
Bei dieser Art von Festkörperlaseroszillatoren erfolgt der Phasenabgleich des Laserstrahls der zweiten Harmonischen mit dem Grundwellen-Laserstrahl in einem nichtlinearen optischen Kristallelement, das in dem ein Lasermedium enthaltenden Resonator angeordnet ist. Dadurch ist eine effiziente Erzeugung des Laserstrahls der zweiten Harmonischen möglich.
Zur Durchführung des Phasenabgleichs muß zwischen dem Grundwellen-Laserstrahl und dem Laserstrahl der zweiten Harmonischen eine Phasenabgleichbedingung vom Typ I oder vom Typ II hergestellt werden.
Der Phasenabgleich vom Typ I basiert auf dem Prinzip, daß ein Photon der doppelten Frequenz aus zwei in der gleichen Richtung polarisierten Photonen erzeugt wird, indem man den ordentlichen Strahl des Grundwellen-Laserstrahls benutzt, wie dies in der folgenden Gleichung (1) dargestellt ist:
(1) ne(2w) = ½(no(w) + no(w))
Wenn der Grundwellen-Laserstrahl polarisiert ist und so eingeleitet wird, daß seine Polarisationsrichtung an die Richtung des nichtlinearen optischen Kristallelements angepaßt ist, indem man einen Polarisierer, z.B. einen polarisierenden Strahlenteiler oder dgl. benutzt, kann im Prinzip verhindert werden, daß sich die Phasen der von dem nichtlinearen optischen Kristallelement ausgegebenen polarisierten Komponenten des Grundwellen-Laserstrahls (die als charakteristische Polarisationen bezeichneten p-Wellen-Komponente und s- Wellen-Komponente) ändern. Auf diese Weise kann die Erzeugung des Laserstrahls der zweiten Harmonischen durch den in dem Resonator oszillierenden Grundwellen-Laserstrahl stabil aufrechterhalten werden.
Beim Phasenabgleich vom Typ II werden hingegen zwei orthogonal polarisierte charakteristische Grundwellen-Laserstrahlen in das nichtlineare optische Kristallelement eingeführt und dadurch die Phasenabgleich-Bedingungen zwischen den beiden charakteristischen Polarisationen hergestellt. Deshalb wird der Grundwellen-Laserstrahl im Innern des nichtlinearen optischen Kristallelements in einen ordentlichen Strahl und einen außerordentlichen Strahl aufgeteilt und damit der Phasenabgleich in dem außerordentlichen Strahl des Laserstrahls der zweiten Harmonischen nach folgender Gleichung (2) herbeigeführt:
(2) ne(2w) = ½(ne(w) + no(w))
In den Gleichungen (1) und (2) bedeuten no(w) und ne(w) die Brechungsindizes der Grundwellen-Laserstrahlen (Frequenz f = w) relativ zu dem ordentlichen Strahl und dem außerordentlichen Strahl und no(2w) und ne(2w) die Brechungsindizes des Laserstrahls der zweiten Harmonischen (Frequenz f = 2w) relativ zu dem ordentlichen Strahl und dem außerordentlichen Strahl.
Anhand von Fig. 1 der anliegenden Zeichnungen sei ein herkömmlicher Festkörperlaseroszillator beschrieben, in dem ein nichtlineares optisches Element zur Durchführung des Phasenabgleichs vom Typ II in dem Resonator angeordnet ist (siehe S. 1175 bis 1176 der Literaturstelle "Large Amplitude intracavity-doubled Nd:YAG lasers" von T. Baer, publiziert in Journal of Optical Society of Americ Inc., Band 3, Nr. 9, September 1986, J.Opt.Soc.AM.B).
In Fig. 1 ist eine Laserdiode 1 dargestellt, die einen Laserstrahl mit der Wellenlänge 808 nm und einer Leistung von 200 mW aussendet. Der aus der Laserdiode 1 kommende divergente Laserstrahl wird mit Hilfe einer Kollimatorlinse (konvexe Linse) 14 parallel ausgerichtet und von einem Objektiv 1 5 zur Konvergenz gebracht.
Als Lasermedium dient ein YAG-Laserstab 4. An der dem Objektiv 15 gegenüberliegenden hinteren Stirnfläche des Laserstabs 4 ist ein dichroitischer Spiegel D angebracht, der durch Ablagerung aus der Dampfphase hergestellt wird. Der dichroitische Spiegel D läßt das von der Seite des Objektivs 15 einfallende Licht passieren und reflektiert das von der entgegengesetzten Seite, d.h. aus der Richtung des vorderen Endes des Laserstabs 4, einfallende Licht. Eine Stirnfläche des Laserstabs 4 ist gekrümmt und wirkt so als Sammellinse.
Das von dem Objektiv 15 gesammelte Licht tritt in den Laserstab 4 ein (d.h. es findet optisches Pumpen statt) und wird in einem Punkt p fokussiert, so daß der Laserstrahl 4 infrarotes Licht mit einer Wellenlänge von 1064 nm emittiert (dieses infrarote Licht der Wellenlänge 1064 nm wird im folgenden als Grundwellenlicht bezeichnet). Ein nichtlineares optisches Kristallelement 6 besteht aus KTP (KTiOPO&sub4;) in Form eines einachsigen Kristalls mit nur einer optischen Achse und bildet einen Kubus mit einer Kantenlänge von 5 mm.
Das optische Kristallelement 6 hat einen Einfallsverlust etwa 0,5%, wenn die Wellenlänge des einfallenden Lichts 1064 nm beträgt. Es läßt Laserstrahlen mit einer Wellenlänge von 532 nm und 1064 nm passieren und bewirkt außerdem einen Phasenabgleich des Grundwellenlichts (1064 nm) und des Laserstrahls der zweiten Harmonischen (austretendes Licht) mit der Wellenlänge 532 nm (Phasenabgleich vom Typ II). Es ist weiterhin ein konkaver Spiegel 3 vorgesehen, der als dichroitischer konkaver Spiegel ausgebildet ist und für einen Laserstrahl mit der Wellenlänge 1064 nm hohes Reflektionsvermögen (99,9%) und für einen Laserstrahl mit der Wellenlänge 532 nm hohe Durchlässigkeit (98%) besitzt.
Das Grundwellenlicht aus dem Laserstab 4 wandert zwischen dem auf der hinteren Stirnfläche des Laserstabs 4 ausgebildeten dichroitischen Spiegel D und dem konkaven Spiegel 3 hin und her (der Abstand dazwischen beträgt 60 mm). Aufgrund des sog. Fang-Phänomens (pull-in-Phänomen) regelt sich die Phase des hin- und herlaufenden Lichts in Abhängigkeit von der Hin- und Herbewegung des Grundwellenlichts ein. Es wird dann verstärkt (d.h. es findet induzierte Emission statt), so daß der Laserstrahl schwingt, d.h. es wird eine Schwingung mit der Wellenlänge 1064 nm erzeugt. Der Ausgangspegel eines grünen Laserstrahls (Wellenlänge 532 nm) des SHG-Lichts (SHG = secondary harmonic generation = Erzeugung der zweiten Harmonischen bzw. von Licht mit der halben Wellenlänge), das die Wellenlänge 1064 nm hat, liegt im Bereich von etwa 5 bis 10 mW.
Das Grundwellenlicht, das durch optisches Pumpen aus dem Laserstab 4 abgeleitet wird, wird vertikal in die Ebene des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 eingeleitet. Das einfallende Grundwellenlicht wird in zwei linear polarisierte Komponenten (ordentlicher Strahl und außerordentlicher Strahl) geteilt, die senkrecht zueinander in zur Fortpflanzungsrichtung orthogonalen Ebenen schwingen. Dementsprechend werden jedesmal, wenn das Grundwellenlicht aus dem Laserstab 4 in dem Raum innerhalb des Resonators RS hin- und herläuft und durch das nichtlineare optische Kristallelement 6 wandert, die Phasen der orthogonal polarisierten charakteristischen Strahlen (polarisierter Strahl, der aus einer außerordentlichen Strahlkomponente und polarisierter Strahl der aus einer ordentlichen Strahlkomponente besteht) gegeneinander versetzt, und es findet eine Kopplung statt, so daß zwischen den beiden polarisierten Strahlen Energie ausgetauscht wird. Infolgedessen unterliegen die Ausgangspegel des außerordentlichen Strahls und des ordentlichen Strahls zeitlichen Schwankungen und erzeugen ein Rauschsignal. Deshalb läßt sich kein zufriedenstellender stabiler und dauerhafter Resonanzzustand erreichen, bei dem ein Laserstrahl mit einer Wellenlänge von 532 nm erzeugt wird, und der Wirkungsgrad, mit dem das Licht der Resonanzwelle in einen Laserstrahl mit einer Wellenlänge von 532 nm umgewandelt wird, ist relativ niedrig.
Wenn bei dem Beispiel nach dem Stand der Technik von Fig. 1 der Laserstrahl der zweiten Harmonischen entsprechend der Phasenabgleichsbedingung vom Typ II erzeugt wird, finden bei jedem Durchlauf des Grundwellen-Laserstrahls durch das nichtlineare optische Kristallelement Phasenschwankungen der charakteristischen polarisierten Strahlen des Grundwellenlichts statt. Es besteht dann die Gefahr, daß die Erzeugung des Laserstrahls der zweiten Harmonischen nicht stabil aufrechterhalten werden kann.
Ein stationärer Zustand, in dem die Grundwellen-Laserstrahlen in den entsprechenden Abschnitten des Resonators einander verstärken, nicht erreichbar und damit ein dauerhafter Resonanzzustand (d.h. eine stehende Welle mit großer Amplitude) ist nämlich nicht möglich, wenn die Phasen der orthogonal polarisierten charakteristischen Strahlen (d.h. die p- Wellen- Komponente und die s-Wellen-Komponente) jedesmal relativ zueinander verschoben sind, wenn der in dem Lasermedium erzeugte Grundwellen-Laserstrahl durch das nichtlineare optische Kristallelement wandert. Dadurch verschlechtert sich der Wirkungsgrad, mit dem der Grundwellen-Laserstrahl in den Laserstrahl der zweiten Harmonischen umgewandelt wird, und es besteht die Gefahr, daß in dem Laserstrahl der zweiten Harmonischen Rauschen entsteht.
Deshalb wurde ein Festkörperlaseroszillator (eine Laserlichtquelle) vorgeschlagen, bei dem der Grundwellen-Laserstrahl in dem Resonator stabil zur Resonanz gebracht wird, und zwar so, daß die Phasenabgleichsbedingung vom Typ II erfüllt ist. Ein solcher Festkörperlaseroszillator ist in der japanischen Offenlegungsschrift Nr. 1-220879 offenbart.
Dieser bekannte Festkörperlaseroszillator wird anhand von Fig. 2 erläutert. In Fig. 2 sind solche Teile, die Teilen von Fig. 1 entsprechen, mit denselben Bezugszeichen versehen wie dort und werden nicht mehr im Detail beschrieben.
Wie Fig. 2 zeigt, enthält dieser Festkörperlaseroszillator einen Nd:YAG-Laserstab (Lasermedium) 4, der das Grundwellen-Laserlicht LA(w) erzeugt, indem er den von der Laserdiode 1 über die Kollimatorlinse 14 und das Objektiv 15 auf seine Lichteinfallsfläche emittierten Anregungslaserstrahl aufnimmt.
Der Grundwellen-Laserstrahl LA)w) wandert nacheinander durch das z.B. aus KTP (KTiOPO&sub4;) bestehende nichtlineare optische Kristallelement 6, eine aus einer Kristallplatte gebildete Viertel-Wellenlängen-Platte und ein doppelbrechendes Element 16 und wird an der reflektierenden Fläche des konkaven Spiegels (dichroitischer Spiegel) 3 reflektiert. Der reflektierte Grundwellen-Laserstrahl wird dann durch das doppelbrechende Element 16, das nichtlineare optische Kristallelement 6 und den Laserstab 4 zurückgeführt und an der reflektierenden Fläche (dichroitischer Spiege)) D des Laserstabs 4 reflektiert.
Auf diese Weise wird der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) zur Resonanz gebracht, so daß er in dem zwischen der reflektierenden Fläche (dichroitischer Spiegel) D des Laserstabmediums 4 und der reflektierenden Fläche des konkaven Spiegels 4 gebildeten optischen Reso nanzpfad hin- und herwandert und so den Resonator RS zwischen der reflektierenden Fläche D und dem konkaven Spiegel 3 bildet.
Das doppelbrechende Element 16 ist auf der optischen Achse so angeordnet, daß die Richtung des außerordentlichen Strahls mit dem Richtungs-Brechungsindex ne(7) um einen Azimutwinkel von θ = 45º relativ zur Richtung des außerordentlichen Strahls mit dem Richtungs-Brechungsindex ne(6) in der zur Ausbreitungsrichtung des Lichts senkrechten Ebene geneigt ist, wie dies in Fig. 3 dargestellt ist.
Wenn der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) bei der oben beschriebenen Anordnung über den optischen Resonanzpfad durch das nichtlineare optische Kristallelement 6 wandert, erzeugt er den Laserstrahl LA(2w) der zweiten Harmonischen. Dieser Laserstrahl LA(2w) der zweiten Harmonischen wandert durch den konkaven Spiegel 3 und wird als Ausgangs-Laserstrahl LAOUT ausgesendet.
Unter dieser Bedingung wandern die betreffenden Strahlen, die den Grundwellen-Laserstrahl LA(w) bilden, durch das doppelbrechende E)ement 16, das an der relativ zu dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 um den Azimutwinkel von θ = 45º versetzten Position angeordnet ist. Dies führt dazu, daß die Leistung der Laserstrah)en in den betreffenden Abschnitten des Resonators auf einem vorbestimmten Pege) stabilisiert sind.
Im folgenden werden experimentelle Ergebnisse beschrieben, die mit dem Beispiel des in Fig. 2 dargestellten Standes der Technik erzielt wurden:
Dabei wurde in den Resonator RS, in welchem der Nd:YAG-Laserstab 4 durch die Laserdiode 1 angeregt wird, ein doppelbrechendes Element 16 eingefügt, das aus einer Platte bestand, die relativ zu der Wellenlänge des Grundwe)len-Laserstrahls LA(w) (Wellenlänge beträgt 1,06 um) des aus KTP (KTiOPO&sub4;) bestehenden nichtlinearen optischen Kristallelements 6 und des Resonators RS eine Viertel-We)lenlängen-Charakteristik aufwies.
Unter der Bedingung, daß das doppelbrechende Element 16 an der Position mit dem Azimutwinkel θ = 0º angeordnet ist (d.h. die optische Achse der Richtung des außerordentlichen Strahls des doppelbrechenden Elements 16 mit der optischen Achse der Richtung des außerordentlichen Strahls des nichtlinearen optischen Kristallelements 16 zusammenfällt) und daß der Azimutwinkel θ um 45º gedreht ist (d.h. θ = 45º), wurde mit dieser Anordnung mit Hilfe eines Photodetektors eine außerordent)iche Strahlenkomponente Ee(w) und eine ordentliche Strahlenkomponente Eo(w) des Grundwellen-Laserstrah)s LA(w) bzw. des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen detektiert.
A)s Ergebnis zeigten die außerordentliche Strahlenkomponente Ee(w) und die ordentliche Strahlenkomponente Eo(w) des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) in den ersten Zustand (in welchem θ = 0º war), in Abhängigkeit von der Zeit t unstabile Änderungen, wie dies in Fig. 4A und 4B dargestellt ist.
Man erkannte, daß die außerordentliche Strahlenkomponente Ee(w) und die ordentliche Strahlenkomponente Eo(w) wegen des Auftretens einer Moden-Konkurrenz Korrelation aufweisen.
Aus Fig. 4C erkannte man außerdem, daß die Ausgangsleistung P(2w) des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen, die in Abhängigkeit von dem Grundwellen-Laserstrahl LA(w), dessen Leistungspegel in Abhängigkeit von der Zeit t unstabil schwankte, eine unstabile Schwankung aufweist, bei der sich ihr Leistungspege) über den Bereich von hochfrequenten Komponenten zu niederfrequenten Komponenten änderte.
Andererseits war zu erkennen, daß in dem zweiten Zustand, in welchem der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 auf θ = 45º eingestellt war, die außerordentliche Strahlenkomponente Ee(w) und die ordentliche Strahlenkomponente Eo(w) des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) stabilisiert sind, so daß sie in Abhängigkeit von der Zeit t im wesentlichen konstante Werte aufwiesen, wie diese in Fig. 5A und 5B dargestellt ist. Es war außerdem erkennbar, daß die Ausgangsleistung P(2w) des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen, die aus dem stabilisierten Grundwellen-Laserstrahl LA(w) erzeugt wurde, auf einen im wesentlichen konstanten Wert stabilisiert war, wie dies in Fig. 5C dargestellt ist.
Da der Grundwellen-Laserstrahl LA(w), der in dem optischen Resonanzpfad in Resonanz schwingt, durch das polarisierende Element oder dgl. nicht geradlinig polarisiert wird, liefert er die beiden orthogonal polarisierten charakteristischen Strahlen im Grundwellenmodus, und diese beiden charakteristischen polarisierten Strahlen werden zu zufällig polarisierten Strahlen, die zwischen den beiden Moden keine Phasenkorrelation aufweisen.
Wenn in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 der Laserstrahl LA(2w) der zweiten Harmonischen aus dem Grundwellen-Laserstrahl LA(w) erzeugt wird, ist die Ausgangsleistung P(2w) dem Produkt der Ausgangsleistung Pe(w) der außerordentlichen Strahlenkomponente und in der Ausgangsleistung Po(w) der ordentlichen Strahlenkomponente des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) innerhalb des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 proportional, wie dies durch die folgende Gleichung (3) ausgedrückt wird:
(3) P(2w) d² Pe(w) Po(w)
worin d² eine Proportionalitätskonstante bedeutet.
Wenn die Ausgangsleistung P(2w) durch das Produkt der Ausgangsleistungen Pe(w) und Po(w) der außerordentlichen Strahlenkomponente bzw. der ordentlichen Strahlenkomponente ausgedrückt wird, findet eine Kopplung zwischen den beiden charakteristischen Polarisationen (d.h. den Polarisationen, die durch die außerordentliche Strahlenkomponente und die ordentlichen Strahlenkomponente gebildet werden) statt, so daß die Energie zwischen den beiden Polarisationen ausgetauscht wird.
Falls zwischen den beiden Polarisationen, d.h. zwischen der außerordentlichen Strahlenkomponente und der ordentlichen Strahlenkomponente in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6, Energie ausgetauscht wird, schwanken die Ausgangsleistungen Pe(w) und Po(w) der außerordentlichen Strahlenkomponente und der ordentlichen Strahlenkomponente in Abhängigkeit von der Zeit t, was dazu führt, daß die Ausgangsleistung P(2w) der zweiten Harmonischen, die in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 erzeugt wird, unstabil ist.
D.h., wenn derAzimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 zu θ = 0º gewählt wird, enthält der Ausgangs-Laserstrahl LAOUT eine Rauschkomponente sehr hoher Energie, wie dies in Fig. 6A gezeigt ist. Diese Rauschkomponente macht den Strahl für die praktische Anwendung ungeeignet.
Es sei noch erwähnt, daß das Rauschspektrum des Ausgangs-Laserstrahls LAOUT einem Signal/Rausch-Verhältnis von etwa 53 dB entspricht, wenn die Frequenz f etwa 5MHz beträgt, wie dies durch die Kurve K1 in Fig. 6B dargeste)lt ist.
Wenn der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 auf θ = 45º eigestellt war, zeigte sich, daß der Ausgangs-Laserstrahl LAOUT ein stabilisiertes Signal lieferte, dessen Rauschkomponente genügend stark unterdrückt ist, wie dies in Fig. 7A dargestellt ist. Es hat sich außerdem gezeigt, daß das Signal/Rausch-Verhältnis in dem Rauschspektrum um etwa 80 dB verbessert war, wenn die Frequenz f 5 MHz betrug, wie dies durch die Kurve K2 in Fig. 7B dargestel)t ist.
Diese experimentellen Ergebnissen lassen klar erkennen, daß sich die Entstehung des Kopplungs-Phänomens zwischen zwei Ausbreitungen des Grundwellen-Laserstrahls LA(w), der sich auf dem optischen Resonanzpfad des Resonators SW ausbreitet, bei der Festkörper-Laservorrichtung von Fig. 2 vermeiden läßt, wenn der Laserstrahl der zweiten Harmonischen LA(2w) in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 unter Phasenabgleichsbedingungen vom Typ II erzeugt wird und für das doppelbrechende Element 16 ein Azimutwinkel θ von 45º gewählt wird. Infolgedessen läßt sich der aus dem Laserstrahl LA(2w) der zweiten Harmonischen gebildete Ausgangs-Laserstrahl LAOUT stabilisieren.
Da sich die beiden orthogonal polarisierten charakteristischen Strahlen in dem optischen Resonanzpfad des Resonators im Grundwellenmodus befinden und der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) des zufällig polarisierten Strahls, der mit der Phasenbeziehung zwischen den beiden Moden nicht korreliert ist, in Resonanz gebracht werden kann, ist kein zusätzlicher Polarisierer erforderlich, so daß die Vorrichtung vereinfacht wird.
Wenn der Laserstrahl der zweiten Harmonischen LA(2w) in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 unter der Phasenabgleichsbedingung vom Typ II erzeugt wird, wie dies in Fig. 2 dargestellt ist, kann der Resonanzbetrieb stabilisiert werden, indem man das doppelbrechende E)ement 16 in der einem Azimutwinkel θ von 45º entsprechenden Azimutwinkelposition einfügt. Dies läßt sich theoretisch folgendermaßen erklären:
In dem Resonator RS gelten folgende Differentialgleichungen, wenn die beiden obigen Moden erzeugt werden:
worin τc die Hin- und Herlaufzeit des Resonators, τf die Fluoreszenz-Lebensdauer, α&sub1; und α&sub2; die jewei)igen Verlustkoeffizienten in den beiden Moden, &epsi;&sub1; der durch das Auftreten der zweiten harmonischen Komponente in jeder Mode verursachte Verlustkoeffizient, &epsi;&sub2; der durch das Auftreten der Summenfrequenz zwischen den beiden Moden verursachte Verlustkoeffizient, β der Sättigungsparameter, G&sub1;º bzw. G&sub2;º die Kleinsignal-Verstärkungsfaktoren in den beiden Moden, 11 bzw. 12 die Lichtintensitäten in den beiden Moden, G&sub1; bzw. G&sub2; die Verstärkungsfaktoren in den beiden Moden und β&sub1;&sub2; bzw. β&sub2;&sub1; die Kreuzsättigungsparameter in den beiden Moden bedeuten.
ln Zusammenhang mit den obigen Wertegleichungen wurde in der Literatur ausgeführt, daß der Resonanzbetrieb des Resonators wegen der Kopplung in den multilongitudinalen Moden unstabil wird. Die Differentialgleichung für die Kopplung zwischen den multilongitudinalen Moden ist beschrieben auf Seite 1175 bis 1180 der Literaturstelle "Large Amplitude fluctuations due to longitudinal mode coupling in diode-pumped intracavitydoubled Nd:YAG lasers" von T. Baer, publiziert in Journal of Optical Society of America Vol. 3, Nr. 9, September 1986, J.Opt.Soc.Am.B.
Die Wertegleichung in dieser Literaturstelle läßt sich in gleicher Weise auf die beiden charakteristischen Polarisationsmoden anwenden, so daß die Gleichungen (4) bis (7) für die beiden charakteristischen Polarisationsmoden aufgestellt werden können.
Von den Gleichungen (4) bis (7) enthalten die Gleichungen (4) und (6) einen Multiplikationsterm (-2&epsi;&sub2;I&sub1;I&sub2;), der die Lichtintensitäten I&sub1; und I&sub2; der beiden charakteristischen Polarisationsmoden enthält, wodurch die Lichtintensitäten der beiden charakteristischen Polarisationsmoden im Innern des Resonators miteinander gekoppelt sind. Die Gleichungen (4) und (6) haben zur Folge, daß dann, wenn die Lichtintensität I&sub1; (oder I&sub2;) schwankt, auch die Lichtintensität I&sub2; (oder I&sub1;) schwankt.
Der Koeffizient &epsi;&sub2; in dem Multiplikationsterm - 2&epsi;&sub2; I&sub1; I&sub2; wird jedoch nur dann zu &epsi;&sub2; = 0, wenn der Azimutwinke) θ zu θ = 45º gewählt wird. Wenn der Azimutwinkel θ hingegen θ ≠ 45º gewählt ist, nimmt der Koeffizient &epsi;&sub2; andere Werte als 0 an. Die kann folgendermaßen bewiesen werden. Unter dieser Bedingung kann der Multiplikationsterm - 2&epsi;&sub2;I&sub1;I&sub2; aus den Gleichungen (4) und (6) eliminiert werden, so daß der durch die Gleichungen (4) und (6) ausgedrückte Resonanzbetrieb stabilisiert werden kann.
Es sei zunächst der Fall betrachtet, daß θ = 0º als ein Beispiel der allgemeinen Bedingungen ausgewählt ist unter denen der Azimutwinkel θ so gewählt ist, daß die Voraussetzung θ ≠ 45º erfüllt ist.
Elektrische Feldvektoren E&sub1; und E&sub2; zweier charakteristischer Polarisationen von Stahlen, die auf das nichtlinearische optische Kristallelement 6 auftreffen, fallen zu dieser Zeit auf das nichtlineare optische Kristallelement 6 in einem solchen Zustand ein, daß sie mit dem ordentlichen Strahl o und dem außerordentlichen Strahl e des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 übereinstimmen. Wenn man die einfallenden elektrischen Feldvektoren E&sub1; und E&sub2; durch Jones-Vektoren ausdrückt, wobei die Achse o des ordentlichen Strahls des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 als X-Achse und die Achse e des außerordentlichen Strahls als Y-Achse herangezogen wird, kommt man zu den folgenden Gleichungen (8) und (9):
worin die Jones-Vektoren nur durch Koeffizienten ausgedrückt und der Phasenterm weggelassen ist.
So kann der zeitliche Mittelwert des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) in dem Resonator CAV als Quadratsumme der Größen E&sub1; und E&sub2; der elektrischen Felder durch folgende Gleichung (10) ausgedrückt werden:
worin (E&sub1; + E&sub2;)* und E&sub1;* und E&sub2;* die konjugierten Vektoren von (E&sub1; + E&sub2;) bzw. E&sub1; und E&sub2; darstellen.
Wenn in der Gleichung (10) Terme, die miteinander multipliziert werden, Werte mit strenger Korrelation aufweisen, oder in dem Fall von E&sub1; und E&sub2;, werden die zeitlichen Mittelwerte und durch die folgenden Gleichungen (11) und (12) ausgedrückt
In dem Fall von E&sub1;E&sub2;* und E&sub2;E&sub1;* sind hingegen die durch die Mulitplikationsterme ausgedrückten elektrischen Felder E&sub1; bzw. E&sub2; elektrische Feldkomponenten der beiden charakteristischen orthogonal polarisierten Moden. Zufällige Polarisation, die mit der Phasenrelation zwischen den beiden Moden nicht korreliert ist, eliminiert die Korrelation zwischen diesen, und die zeitlichen Mittelwerte werden zu Null, was durch die folgenden Gleichungen (13) und (14) ausgedrücktwird:
Das elektrische Feld E(2w) des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen läßt sich im Fall des Phasenabgleichs vom Typ II durch folgende Gleichung (15) ausdrücken:
(15) E(2w) = dE&sub1;E&sub2;
worin d der nichtlineare Umwandlungswirkungsgrad des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 bedeutet.
Der zeitliche Mittelwert
der Leistung des Laserstrahls der zweiten Harmonischen LA(2w) läßt sich durch das Produkt der Leistungen der beiden charakteristischen Polarisationen ausdrücken:
Auch in diesem Fall gilt die durch die Gleichungen (11) bis (14) ausgedrückte Beziehung.
Deshalb ist die Leistung des Resonators gleich der Summe der Leistung P&sub1; + P&sub2; des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) entsprechend Gleichung (10) und der Leistung d&sub2; P&sub1; P&sub2; des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen entsprechend Gleichung (16), wenn der Azimutwinkel θ zu 0º gewählt wird.
Wenn man diese Beziehung mit den Gleichungen (4) und (6) vergleicht, stellt man fest, daß die Lichtintensitäten I&sub1; und I&sub2; in den Gleichungen (4) und (6) die gleiche Bedeutung haben wie die Leistungen P&sub1; und P&sub2; in den Gleichungen (10) und (16) und daß Gleichung (4) den Term [d.h. (G&sub1; - α&sub1;)I&sub1;] der Lichtintensität I&sub1;, den Term (d.h. - &epsi;I&sub1;²) von I&sub1;² und der Multiplikationsterm (d.h. -2&epsi;&sub2;I&sub1;I&sub2;) von I&sub1; und I&sub2; und Gleichung (6) den Term von I&sub2; (d.h. &epsi;&sub1;I&sub2;²) und den Multip)ikationsterm von I&sub1; I&sub2; (d.h. - 2&epsi;&sub2; I&sub1; I&sub2;) enthält.
Man erkennt a)so, daß die Summe der Gleichungen (4) und (6) den gleichen Term aufweist wie die Summe der Gleichungen (10) und (16), wenn 81 in den Gleichungen (4) und (6) zu Null gewählt wird (&epsi;&sub1; = 0).
Wenn a)so der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 zu Null gewählt wird (d.h. θ = 0º), ist dies gleichbedeutend mit der Tatsache, daß in den allgemeinen Gleichungen der Gleichungen (4) und (6) die Konstante 81 auf Null gesetzt wird (&epsi;&sub1; = 0). Wenn der Azimutwinkel θ zu 0º gewählt wird (θ = 0º), kann jedoch der Multiplikationsterm - 2&epsi;&sub2;I&sub1;I&sub2; der Lichtintensitäten I&sub1; und I&sub2; der beiden Grundwellenmoden nicht eliminiert werden, weil &epsi;&sub2; ≠ 0 ist. Dementsprechend läßt sich der Resonanzbetrieb des Resonators, der durch die Gleichungen (4) und (6) ausgedrückt wird, nicht stabilisieren, wenn der Azimutwinkel θ zu Null gewählt wird (d.h. θ = 0).
Wenn bei dem in Fig. 2 dargestellten Festkörperlaserresonator der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 zu 45º gewählt wird (θ = 45º) bedeutet dies, daß, wie in Fig. 9 dargestellt, die charakteristischen Polarisationen E&sub1; und E&sub2; des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) in dem Resonator auf Azimutwinkelpositionen gestellt sind, die relativ zu der Achse o des ordentlichen Strahls und der Achse e des außerordentlichen Strahls des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 gedreht sind. Dies läßt sich aus den weiter unten angegebenen Gründen aus Gleichung (17) herleiten.
Als Ergebnis kann man die charakteristischen Vektoren E&sub1; und E&sub2; durch folgende Jones- Vektoren ausdrücken:
Deshalb läßt sich der zeitliche Mittelwert der Leistung P(w) des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) des Resonators CAV analog zu den Gleichungen (10) bis (14) folgendermaßen ausdrücken:
Andererseits läßt sich das elektrische Feld E(2w) des Laserstrahls LA(2w) der zweiten Harmonischen, der unter der Phasenabgleichbedingung vom Typ II erzeugt wird, durch die folgende Gleichung (20) unter Bezugnahme auf die Komponenten der Achse o des ordentlichen Strahls und der Achse e des außerordentlichen Strahls ausdrücken:
Mit der Gleichung (20) kann der zeitliche Mittelwert
des Laserstrah)s der zweiten Harmonischen LA(2w) folgendermaßen herleiten:
worin folgende Gleichungen gelten:
Da in diesem Zusammenhang die Terme von E&sub1;²E&sub1;* und
von Gleichung (21), die Ausdrücke aufweisen, in denen E&sub1;, E&sub1;* und E&sub2;, E&sub2;* multipliziert werden, die jeweils stark korreliert sind, wird der resultierende zeitliche Mittelwert nicht zu Null sondern gleich dem Quadrat der Leistungen P&sub1; und P&sub2;.
Da die elektrischen Felder E&sub1;, E&sub2;* und E&sub2; und E&sub1;*² jeweils elektrische Feldkomponenten der beiden charakteristischen orthogonalen Polarisationsmoden sind und also ebenfalls zufällige Polarisationen darstellen, die mit der Phasenbeziehung zwischen den beiden Moden nicht korreliert sind, sind auch diese elektrischen Felder nicht miteinander korreliert, so daß die zeitlichen Mittelwerte der Terme E&sub1;²E&sub2;*² und E&sub2;²E&sub1;*² zu Null tendieren.
Wenn man die Summe aus dem zeitlichen Mittelwert (Gleichung (19)) der Leistung P(w) des Grundwellen-Laserstrahls LA(w), der dann erzeugt wird, wenn der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden E)ements 16 zu 45 gewählt wird (θ = 45º) und aus dem zeitlichen Mittelwert
(Gleichung (21)) der Leistung P(2w) des Laserstrahls der zweiten Harmonischen LA(2w) mit der Summe der Gleichungen (4) und (6) vergleicht, stellt man fest, daß dann, wenn der Koeffizient &epsi;&sub2; der Multiplikationsterme der Lichtintensitäten I&sub1; und I&sub2; in den Gleichungen (4) und (6) zu Null gewählt wird (&epsi;&sub2; = 0), die betreffenden Terme der Summe der G)eichungen (19) und (20) den entsprechenden Termen der Summe der Gleichungen (4) und (6) in einer eins-zu-eins-Beziehung entsprechen.
Dies bedeutet, daß der Umstand, daß der Azimutwinkel 0 des doppelbrechenden Elements 16 in Fig. 2 zu 45º gewählt ist (θ = 45º) der Tatsache äquivalent ist, daß der Koeffizient &epsi;&sub2; in den Gleichungen (4) und (6), die als allgemeine Gleichungen behandelt werden, zu Null gewählt ist (&epsi;&sub2; = 0). Wenn die oben erwähnten Bedingungen erfüllt sind, kann man die Resp nanzbedingung gewinnen, die durch die Wertegleichung ausgedrückt wird, die den Term vermeidet, der das Produkt der jeweiligen Lichtintensitäten 11 und 12 der beiden Grundwellenmoden in die Gleichungen (4) und (6) einführt, und dadurch verhindern, daß die Energie durch das Auftreten des Laserstrahls der zweiten Harmonischen zwischen den Lichtintensitäten I&sub1; und I&sub2; der beiden Grundwellenmoden ausgetauscht wird. Deshalb kann der Laserstrahl der zweiten Harmonischen LA(2w) nach Maßgabe des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) stabilisiert werden.
Die obigen Bedingungen können erfüllt werden, wenn für das doppelbrechende Element 16 der Azimutwinkel θ zu 45º gewählt wird (θ = 45º) und der Phasenbetrag Δ zu 90º gewählt wird (Δ = 90º).
D.h., wenn man dafür sorgt. daß die Phase, wie in Fig. 10 dargestellt, durch das doppelbrechende Element um einen Phasenbetrag δ abweicht, wenn der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) durch das nichtlineare optische Kristallelement 6 läuft, läßt sich der entsprechende Polarisationszustand durch eine Jones-Matrix C(δ) entsprechend der folgenden Gleichung (26) ausdrücken:
Da das doppelbrechende Element 16 um den Azimutwinkel θ gedreht ist, läßt sich der Polarisationszustand des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) durch die Jones-Matrix R(θ) nach folgender Gleichung (27) ausdrücken:
Der Polarisationszustand, in welchem der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) durch das doppelbrechende Element 16 um den Phasenbetrag Δ gedreht wird, läßt sich durch die Jones-Matrix C(Δ) nach folgender Gleichung (28) ausdrücken:
Die Änderung des Polarisationszustandes, in welchem der von dem Laserstab 4 ausgesendete Grundwellen-Laserstrahl LA(w) nacheinander durch das nichtlineare optische Kristallelement 6 und das doppelbrechende Element 16 wandert und in die Einfallsfläche des konkaven Spiegels 3 eintritt und von der Einfallsfläche reflektiert wird, um durch das doppelbrechende Element 16 und das nichtlineare optische Kristallelement 6 auf die Seite des Laserstabs 4 zurückzukehren, kann durch die Jones-Matrix M nach folgender Gleichung (29) ausgedrückt werden:
(29) M = C(δ) R(θ) C(Δ) C(Δ) R(-θ) C(δ)
Die Substituierung der Gleichungen (26) bis (28) in die Gleichung (29) liefert die Jones-Matrix M, die den Polarisationszustand des optischen Systems ausdrückt:
Wenn der Oszillator unter der Bedingung betrieben wird, daß die Jones-Matrix des zweiten bis fünften Terms auf der rechten Seite der Gleichung (29) als Matrix M1 betrachtet wird, erhält man
Durch Substitution des berechneten Ergebnisses in die Gleichung (29) erhält man
Die Matrix M, die den polarisierten Zustand ausdrückt, ist
Ein charakteristischer Wert λ, der sich auf den charakteristischen Vektor X bezieht, wird folgendermaßen berechnet:
(34) MX = λX
Der charakteristische Wert λ, der die Gleichung (34) erfüllt, sollte die folgende Determinante (35) befriedigen:
Aus dieser Determinante (35) erhält man
(36) (A - λ) (D - λ) - BC = 0
(37) λ² - (A + D)λ + AD - BC = 0
Man erkennt, daß die quadratische Gleichung von Lambda gelöst werden kann. Lösungen der Gleichung (37) sind:
Aus den Gleichungen (32) und (33) läßt sich A + D folgendermaßen ausdrücken:
(39) A + D = exp(i δ)(cosΔ + i sinΔ cos2θ) + exp(-i δ)(cosΔ - i sinΔ cos2θ) = 2cosδ cosΔ + i sinΔ cos2θ (2i sinδ) = 2(cosδ cosΔ - sinδ sinΔ cos2θ)
Außerdem läßt sich AD - BC durch die folgende Gleichung (40) ausdrücken:
(40) AD - BC = cos²Δ + sin²Δ cos²2θ + sin²Δ sin²2θ = 1
Durch Substituieren der Gleichungen (39) und (40) in die Gleichung (38) erhält man den charakteristischen Wert λ, der durch folgende Gleichung ausgedrückt wird:
(41) λ = - (cosδ cosΔ - sinδ sinΔ cos2θ) ± [(cosδ cosΔ - sinδ sinΔ cos2θ)² - 1]
Falls die x-Komponente des charakteristischen Vektors X auf 1 gesetzt wird (x = 1) läßt sich der charakteristische Vektor X folgendermaßen ausdrücken:
Bei der in Fig. 2 dargestellten Festkörper-Laservorrichtung ist der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 zu 45º gewählt (θ = 45º) und der Phasenwinkel Δ des doppelbrechenden Elements 16 zu 90º (Δ = 90º). Wenn man dementsprechend in die Gleichungen (32) und (33) einsetzt
(43) 0 = 45
(44) A = 90
erhält man folgende Matrix M
Auch die Gleichung (41) liefert den charakteristischen Wert λ, ausgedrückt als
(46) = ±i
Man erhält den charakteristischen Vektor X dementsprechend als
Die obigen Ergebnisse zeigen deutlich, daß dann, wenn in Bezug auf die Gleichungen (43) und (44) der Azimutwinkel θ zu 45º gewählt wird (θ = 45º) und der Phasenbetrag Δ zu 90º Δ = 90º) und wenn der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) mit den polarisierten charakteristischen Vektoren I&sub1; und I&sub2; in dem Resonator CAV von der Seite des Lasermediums 2 her auf das nichtlineare optische Kristallelement 6 fällt, die charakteristischen polarisierten Vektoren E&sub1; und E&sub2; auf die Azimutwinkelpositionen eingestellt werden, die relativ zu der Achse o des ordentlichen Strahls und der Achse e des außerordentlichen Strahls des nichtlinearen optischen Kristallelements um 45º gedreht sind.
Als Ergebnis der theoretischen Betrachtung ist festzuhalten, daß der Azimutwinkel θ des doppelbrechenden Elements 16 zu 45º gewählt wird (θ = 45º) und dadurch der Laserstrahl der zweiten Harmonischen LA(2w) nach Maßgabe des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) des Resonators CAV stabilisiert werden kann.
Bei der in Fig. 2 dargestellten herkömmlichen Festkörper-Laservorrichtung wird der in dem Lasermedium (Laserstab 4) erzeugte Grundwellen-Laserstrahl so in Resonanz gebracht, daß er durch das in dem Resonator RS angeordnete nichtlineare optische Kristallelement 6 läuft und dadurch den Laserstrahl der zweiten Harmonischen vom Typ II erzeugt. Da die optischen Mittel zur Unterdrückung der durch das Auftreten der Summenfrequenz der beiden Polarisationsmoden des Grundwellen-Laserstrahls erzeugten Kopplung, d.h. das doppelbrechende Element (Viertel-Wellenlängen-Platte) 16 innerhalb des Resonators RS angeordnet ist, kann die durch das Auftreten der Summenfrequenz erzeugte Koplung zwischen den beiden Polarisationsmoden des Grundwellen-Laserstrahls unterdrückt werden, so daß die Schwingung stabilisiert wird.
Wenn in der gleichen Polarisationsmode des Grundwellen-Laserstrahls die multilongitudinale Mode existiert, besteht jedoch bei der oben beschriebenen Festkörper-Laservorrichtung nach dem Stand der Technik die Gefahr, daß durch die Modenkopplung innerhalb derselben Polarisationsmode ein Moden-Sprung-Rauschen entsteht.
Deshalb besteht eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung darin, eine verbesserte Festkörper-Laservorrichtung zu schaffen, bei der die erwähnten Mängel und Nachteile des Standes der Technik verringert oder eliminiert sind.
Eine spezielle Aufgabe der vorliegenden Erfindung besteht darin, eine Festkörper-Laservorrichtung zu schaffen, bei der das Moden-Sprung-Rauschen vermieden werden kann.
Eine weitere Aufgabe der Erfindung besteht darin, eine Festkörper-Laservorrichtung zu schaffen, die Oszillation stabilisiert werden kann.
Hierzu stellt die vorliegende Erfindung eine Festkörper-Laservorrichtung zur Verfügung, bei der im Betrieb ein in einem Lasermedium erzeugter Grundwellen-Laserstrahl in einem Resonator in Resonanz tritt, so daß er durch ein in dem Resonator angeordnetes nichtlineares optisches Kristallelement wandert und dadurch einen der zweiten Harmonischen entsprechenden Laserstrahl erzeugt, wobei in dem Resonator ein erstes optisches Mittel zur Unterdrückung einer durch Summenfrequenzbildung zwischen zwei Polarisationstypen des Grundwellen-Laserstrahls verursachten Kopplung vorgesehen ist,
mit einem in dem Resonator angeordneten zweiten optischen Mittel, welches veranlaßt, daß die genannten beiden Polarisationstypen des Grundwellen-Laserstrahls jeweils in einem einzigen longitudinalen Typ schwingen,
sowie mit einer Steuereinrichtung zur Steuerung der effektiven Resonatorlänge des Resonators in der Weise, daß die genannten beiden Polarisationstypen des Grundwellen-Laserstrahls gleiche Schwingungsintensität annehmen.
Im folgenden werde die Erfindung zusammen mit Beispielen, die für das Verständnis der Erfindung hilfreich sind, anhand eines Ausführungsbeispiels unter Bezugnahme auf die anliegenden Zeichnungen näher beschrieben:
Fig. 1 und 2 zeigen Anordnungen von Festkörper-Laservorrichtungen nach dem Stand der Technik in schematischen Darstellungen,
Fig. 3 zeigt eine schematische Darstellung zur Erläuterung des Azimutwinkels eines doppelbrechenden Elements, das in der bekannten Festkörper- Laservorrichtung von Fig. 2 verwendet wird,
Fig. 4A bis 4G, Fig. 5A bis 5G, Fig. 6A, 6B und Fig. 7A, 7B zeigen jeweils graphische Darstellungen von experimentellen Ergebnissen der bekannten Festkörper-Laservorrichtung,
Fig. 8 und 9 zeigen schematische Diagramme von charakteristischen Polarisationszuständen, wenn der Azimutwinkel θ zu 0º bzw. zu 45 gewählt ist,
Fig. 10 zeigt eine schematische Darstellung zur Erläuterung des Polarisationszustands eines Grundwellen-Laserstrahls in einem Resonator,
Fig. 11 zeigt eine schematische Darstellung der Gesamtanordnung eines zum Verständnis hilfreichen Beispiels einer Festkörper-Laservorrichtung gemäß vorliegender Erfindung,
Fig. 12 zeigt eine schematische Darstellung der Anordnung einer Resonatorlängensteuervorrichtung, von der in der vorliegenden Erfindung Gebrauch gemacht wird,
Fig. 13A und 13B zeigen Diagramme zur Erläuterung der optischen Weglänge eines Resonators,
Fig. 14 zeigt eine schematische Darstellung eines Teils eines zweiten Ausführungsbeispiels der Festkörper-Laservorrichtung,
Fig. 15 zeigt eine schematische Darstellung der Beziehung zwischen dem Verstärkungsgrad und dem p-Modus und dem s-Modus,
Fig. 16 zeigt ein schematisches Diagramm (statt Darstellung) zur Erläuterung des "Lochbrenn-Effekts",
Fig. 17 zeigt eine geschnittene Ansicht zur Erläuterung der Struktur eines Etalons,
Fig. 18 und 19 zeigen jeweils schematische Diagramme zur Erläuterung des Etalons von Fig. 17,
Fig. 20 zeigt ein schematisches Diagramm zur Erläuterung eines Resonators mit kurzer Resonatorlänge,
Fig. 21 zeigt ein schematisches Diagramm zur Erläuterung der Verringerung des "Lochbrenn-Effekts",
Fig. 22 zeigt ein schematisches Diagramm zur Erläuterung einer Ein-Moden- Oszillation,
Fig. 23 und 24 zeigen jeweils schematische Schnittansichten von nichtlinearen optischen Kristallelementen mit Keilen,
Fig. 25 zeigt ein schematisches Diagramm, in dem ein Teil eines weiteren, für das Verständnis der Erfindung hilfreichen Beispiels der Festkörper-Laservorrichtung nach vorliegender Erfindung dargestellt ist.
Unter detaillierter Bezugnahme auf die Zeichnungen, und zwar zunächst auf Fig. 11, sei ein für das Verständnis der Erfindung hilfreiches Beispiel der Festkörper-Laservorrichtung gemäß der Erfindung beschrieben. Die Festkörper-Laservorrichtung nach diesem Beispiel ist so konstruiert, daß sie einen zweiten harmonischen Laserstrahl erzeugt, dessen Frequenz doppe)t so groß ist, wie diejenige des in einem Resonator erzeugten Grundwellen-Laserstrahls, um auf diese Weise eine Phasenabgleichbedingung vom Typ II zwischen dem Grundwellen-Laserstrahl und dem Laserstrahl der zweiten Harmonischen herbeizuführen.
Fig. 11 zeigt einen Resonator RS, bestehend aus einem konkaven Spiegel (dichroitischer Spiegel) 17, einer Viertel-Wellenlängen-Platte (doppelbrechendes Element) 18 aus Kristall oder dg)., einem als Lasermedium dienenden (aus einnem Nd:YAG-Laser bestehenden) Laserstab 4, einem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 [KTP (KTiOP&sub4;) (bestehend aus einem einachsigen Kristall mit einer einzigen optischen Achse)] und einem ebenen Spiege) (dichroitischer Spiegel) 19.
Ein Anregungslaserstrahl mit der Wellenlänge 808 nm und einer Leistung von 200 mW wird von einer Laserdiode 1 ausgestrahlt, von einem Objektiv 15 zur Konvergenz gebracht und durch den konkaven Spiegel 17 und die Viertel-Wellenlängen-Platte 18 so in den Laserstab 4 eingeführt, daß er in einem Punkt P in dem Laserstab 4 fokussiert wird. Auf diese Weise erzeugt der Laserstab 4 einen Grundwellen-Laserstrahl (infraroter Strahl) mit einer Wellenlänge von 1064 nm.
Die Viertel-Wellenlängen-Platte 18 ist auf der optischen Achse in einer solchen Position angeordnet, daß die Richtung des Brechungsindex in seiner außerordentlichen Strahlrichtung in der zur Ausbreitungsrichtung des Lichtstrahls senkrechten Ebene relativ zur Richtung des Brechungsindex der außerordentlichen Strahlrichtung des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 um einen Azimutwinkel von 45º geneigt ist.
Der konkave Spiegel 18 besitzt für einen Laserstrahl mit einer Wellenlänge von 808 nm hohe Durchlässigkeit und für Laserstrahlen mit Wellenlängen von 1064 nm und 532 nm hohes Reflektionsvermögen.
Der ebene Spiegel 19 besitzt hingegen für einen Laserstrahl mit einer Wellenlänge von 1064 nm hohes Reflektionsvermögen und für einen Laserstrahl mit einer Wellenlänge von 532 nm hohe Durchlässigkeit.
Das optische Kristallelement 6 ermöglicht einen Durchgang der Laserstrahlen mit den Wellenlängen 1064 nm und 532 nm und gleicht außerdem die Phase des Grundwellen-Laserstrahls mit der Wellenlänge 1064 nm und die Phase seines zweiten harmonischen Laserstrahls, d.h. des Laserstrahls mit der Wellenlänge 532 nm ab.
Der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) aus dem Laserstab 4 wandert durch das nichtlineare optische Kristallelement 6 und fällt auf eine Spiegelebene 19m des ebenen Spiegel 19, an der er reflektiert und über das nichtlineare optische Kristallelement 6, den Laserstab 4 und die Viertelwellen-Platte 18 in eine Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 eingeleitet wird. Dieser Grundwellen-Laserstrahl LA(w), der auf die Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 auftrifft, wird von diesem reflektiert und über die Viertel-Wellenlängen-Platte 18, den Laserstab 4 und das nichtlineare optische Kristallelement 6 auf die Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 geführt, an der er reflektiert wird. Die obigen Vorgänge wiederholen sich und bewirken so die Oszillation. Wenn der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) das nichtlineare optische Kristallelement 6 durchläuft, wird ein zweiter harmonischer Laserstrahl (grüner Laserstrahl) LA(2w) erzeugt, der durch den ebenen Spiegel 19 hindurchwandert und aus dem Resonator RS austritt. Der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) besteht übrigens aus einer p-Moden-Komponente und einer s-Moden-Komponenten, deren Polarisationsrichtungen sich um 90º voneinander unterscheiden. Ein Teil des Grundwellen-Laserstrahls tritt durch den ebenen Spiegel 19 aus dem Resonator RS aus.
Der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) und der Laserstrahl LA(2w) der zweiten Harmonischen aus dem ebenen Spiegel 19 trifft auf einen Strahlenteiler 20, der den Laserstrahl der zweiten Harmonischen LA(2w) nicht beeinflußt so daß dieser durch ihn hindurchtritt, während der Grundwellen-Laserstrahl LA(w) an einer Reflektionsfläche 20a des Strahlenteilers 20 reflektiert wird, so daß sein optischer Pfad um 90º polarisiert ist. Anschließend wird der resultierende Grundwellen-Laserstrahl LA(w) über eine Halb-Wellen-Platte 21 in einen polarisierenden Strahlenteiler 22 eingeleitet.
Da die p-Moden-Komponente und die s-Moden-Komponente des Grundwellen-Laserstrahls LA(w), die von dem ebenen Spiegel 19 ausgehen, relativ zur Zeichenebene in einer vom ± 45º geneigten Richtung orientiert sind, wird die Polarisationsrichtung des Grundwellen-Laserstrahls LA)w) von der Halb-Wellen-Platte 21 um 45º gedreht und in den polarisierenden Strah)enteiler 22 eingeführt, wobei die polarisierten p-Moden- und s-Moden-Strahlen in Photodetektoren 23 bzw. 24 eingeführt werden. Die Detektorausgangssignale der Photodetektoren 23 und 24 werden dann einer Steuersignal-Generatorschaltung 25 zugeführt, die an einem Ausgang 26 ein Steuersignal liefert, das die Detektorpegel auf gleiche Werte regelt. Dieses Steuersignal wird von dem Ausgang 26 einer Resonatorlängen-Steuervorrichtung zugeführt, die im folgenden näher erläutert wird.
Anhand von Fig. 12 wird ein Beispiel für die Resonatorlängen-Steuervorrichtung beschrieben. Sie eignet sich zur Steuerung der optischen Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 des Resonators RS.
Die in Fig. 12 dargestellte Resonatorlängen-Steuervorrichtung besteht aus einem ringförmigen piezoelektrischen Element 27, z.B. aus PZT (Zirkonat-Titanaten auf Pb-Basis), das auf der der Spiegelfläche 17m entgegengesetzten Seite auf den konkaven Spiegel 17 aufgeklebt ist (auch der ebene Spiegel 19 kann hierzu verwendet werden). Wenn der Resonatorlängen-Steuervorrichtung auf der Basis des Steuersignals eine Gleichspannung zugeführt wird, wird er so aktiviert, daß er den konkaven Spiegel 17 in Richtung der optischen Weglänge des Resonators RS bewegt. Die Resonatorlänge wird in einem Bereich von etwa 40 mm ± einige Mikrometer gesteuert.
Im folgenden sei ein weiteres Ausführungsbeispiel der Resonatorlängen-Steuervorrichtung beschrieben.
Die Teile des Resonators sind ganz oder teilweise in einem Gehäuse angeordnet, dessen Temperatur gesteuert werden kann. Die Temperatur in dem Gehäuse wird dann durch das Steuersignal aus der oben beschriebenen Steuersignal-Generatorschaltung 25 so geregelt, daß die optische Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 in dem Resonator RS gesteuert wird.
Im folgenden sei ein weiteres Beispiel der Resonatorlängen-Steuervorrichtung beschrieben. Ein elektrooptischer Kristall mit elektrooptischem Effekt ist beispielsweise zwischen dem Laserstab 4 und dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 in dem in Fig. 11 dargestellten Resonator RS angeordnet. An den elektrooptischen Kristall wird durch das Steuersignal aus der oben beschriebenen Steuersignal-Generatorschaltung 25 eine Gleichspannung angelegt, wodurch die optische Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 in dem Resonator RS gesteuert wird.
Im folgenden sei noch ein weiteres Beispiel der Resonatorlängen-Steuervorrichtung beschrieben.
Auf die Viertel-Wellenlängen-Platte 19, den Laserstab oder das nichtlineare optische Kristal)element 6, die den Resonator RS bilden, wird in Abhängigkeit von dem Steuersignal aus der oben beschriebenen Steuersignal-Generatorschaltung Druck ausgeübt und damit die optische Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 in dem Resonator RS gesteuert.
Im folgenden sei noch ein weiteres Beispiel für die Resonatorlängen-Steuervorrichtung beschrieben.
Ein optisches Element mit einem Keil ist beispielsweise zwischen dem Laserstab 4 und dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 in dem in Fig. 11 dargestellten Resonator RS angeordnet und wird in Abhängigkeit von dem Steuersignal aus der oben beschriebenen Steuersignal-Generatorschaltung 25 in seitlicher Richtung bewegt, wodurch die optische Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 in dem Resonator RS gesteuert wird.
Die optische Weglänge zwischen der Spiegelfläche 17m des konkaven Spiegels 17 und der Spiegelfläche 19m des ebenen Spiegels 19 in dem Resonator RS wird, kurz gesagt, wie in Fig. 13A dargestellt, daß p-Moden-Frequenzen und s-Moden-Frequenzen an Frequenzpositionen fm ± Δf/2 relativ zu der Frequenz fm maximaler Verstärkung der Verstärkungskurve GG (Frequenzkennlinie der Verstärkung) positioniert werden.
Wenn die Resonatorlänge von 1/4 Wellenlängen abweicht, wird die Frequenz der p-Mode (oder der s-Mode), wie in Fig. 13B dargestellt, an der Frequenzposition der Frequenz fm maximaler Verstärkung der Verstärkungskurve GG plaziert, so daß zwischen den s-Moden (oder p-Moden) der betreffenden Seiten Moden-Konkurrenz auftritt. Aus diesem Grund ist der Steuerbereich der Resonatorlänge vorzugsweise kleiner als 1/4 Wellenlängen des Grundwellen-Laserstrahls gewählt.
Anhand von Fig. 14 sei eine Vorrichtung beschrieben, die ein Oszillieren der polarisierten Strahlen der beiden Moden des Grundwel)en-Laserstrahls des Resonators im longitudinalen Einmodenbetrieb ermöglicht. ln Fig. 14 sind solche Teile, die Teilen von Fig. 11 entspre-chen-, mit den gleichen Bezugszeichen versehen wie dort und werden nicht mehr näher beschrieben.
Bei der Anordnung von Fig. 14 ist zwischen dem Laserstab 4 und dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 des Resonators RS ein Etalon 28 als optisches Element mit wellenlängenselektiver Funktion angeordnet. Wenn der Laserstab 4 der oben erwähnte Nd:YAG- Laser ist, beträgt die Wellenlänge des Grundwellen-Laserstrahls 1064 nm und die Verstärkungs-Frequenzbreite etwa 180 (GHz). Das Longitudinalmoden-Frequenzintervall Δf wird durch folgende Gleichung ausgedrückt:
Δf = c/2L
worin c die Lichtgeschwindigkeit und L die Resonatorlänge (effektive Resonatorlänge) bedeuten. ln diesem Fall wird das Longitudinalmoden-Frequenzintervall Δf 3,75 (GHz), wenn L zu 40 mm gewählt wird.
Da in dem Resonator RS die Viertelwellen-Platte 18 angeordnet ist, und zwischen der p- Mode und der s-Mode eine optische Wegdifferenz von 1/4 Wellenlängen vorhanden ist, tritt zwischen der p-Mode und der s-Mode eine Frequenzdifferenz Δf/2 auf.
Fig. 15 veranschaulicht die Beziehungen zwischen der Verstärkungskurve (Frequenzkurve der Verstärkung) GG des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) und den Frequenzen der p-Mode und der s-Mode, wenn der Laserstab 4 der Nd:YAG-Laser ist.
Wenn die Beziehungen zwischen der Verstärkungskurve GG des Grundwellen-Laserstrahls LA(w) und den Frequenzen der p-Mode und der s-Mode die in Fig. 15 dargestellte Form haben und die Laservorrichtung eine solche mit homogener Linienverbreiterung ist, bildet sich die Oszillation des polarisierten Laserstrahls in nächster Nähe des Spitzenwerts der Verstärkung aus, und die Verstärkung ist gesättigt. Deshalb wird vermutet, daß eine Einmoden-Oszillation stattfindet, wegen des "Lochbrenn-Effekts" tritt jedoch eine Mehrmoden-Oszillation auf.
Der "Lochbrenn-Effekt" werde anhand von Fig. 16 beschrieben. Wie Fig. 16 zeigt, existiert im Fall eines Resonators für stehende Wellen in dem Resonator RS eine stehende Welle a, und die Verstärkung ist in dem Knotenbereich der stehenden Welle a nicht hinreichend gesättigt, so daß eine Oszillation mit verschiedenen Moden, d.h. eine Mehrmoden-Oszillation, auftritt.
Diese Mehrmoden-Oszillation kann durch die Differenz der wellenlängenabhängigen Verluste unterdrückt werden, wenn das Etalon 28, wie in Fig. 14 dargestellt, in dem Resonator RS angeordnet wird.
Das Etalon 28 wird hergestellt, indem eine parallele ebene Platte mit hervorragender Ebenheit, z.B. aus Glas oder Kristall, auf seinen beiden Flächen mit Reflektionsschichten 28a bzw. 28b beschichtet wird, wie jeweils aus einer Metallschicht oder einer dielektrischen Mehrfachschicht mit geeignetem Reflektionsvermögen bestehen.
Das Reflektionsvermögen jeder der Reflektionsschichten 28a und 28b sei mit R, die Gesamtdicke mit d, die Neigung der Normalen relativ zu dem optischen Pfad mit θ und der Brechungsindex mit n bezeichnet. Die Durchlässigkeit des Etalons 28 ist dann durch folgende Gleichung gegeben:
T = (1 - r)² / [(1 - R)² + 4R sin²(δ/2)]
worin δ durch folgende Gleichung gegeben ist:
δ = (4π n d cosθ)/λ
Falls δ auf 2mπ (mit m = 1, 2, 3, ...) gesetzt wird, hat die Durchlässigkeit T den Wert 1 (siehe Fig. 18). Das Frequenzinterval) Afe in dem die Durchlässigkeit T den Wert 1 annimmt, läßt sich durch folgende Gleichung ausdrücken:
Δfe = c/2 n d cosθ
worin c die Lichtgeschwindigkeit bedeutet. Wenn das Frequenzintervall Δfe so gewählt wird, daß Δfe = (n = 1/2)Δf, wie dies in Fig. 18 dargestellt ist, ist Einmoden-Oszillation sowohl der p-Mode als auch der s-Mode möglich.
Um die Oszillationen der p-Mode und der s-Mode abzugleichen, sollten die Spitzenwerte der Durchlässigkeit T vorzugsweise bei den Frequenzen liegen, die von den betreffenden Seiten einer Frequenz fm, bei der die Verstärkung G der maximalen Verstärkung Gmax entspricht, einen Abstand von fe/2 haben. Fa)ls die Dicke d des Eta)ons 28 zu etwa 1 mm gewählt ist, hat das Frequenzintervall Δfe den Wert 150 (GHz), so daß zwei Oszillationen auftreten. Falls das Reflektionsvermögen R an den betreffenden Flächen des Etalons 28 jeweils zu etwa 50% gewählt wird, kann auch die benachbarte Mode wirkungsvoll unterdrückt werden.
Die Moden-Frequenzintervall Δf wird übrigens um so breiter, je stärker die Resonatorlänge des Resonators RS reduziert wird. Falls die Resonatorlänge beispielsweise zu etwa 1 mm in der optischen Weglänge gewählt wird, wird das Moden-Frequenzintervall Δf gleich 150 (GHz) mit dem Ergebnis, daß relativ zur Verstärkungsbreite von 180 (GHz) Oszillationen in nur zwei Moden möglich werden, wenn der Laserstab 4 der Nd:YAG-Laser ist (siehe Fig. 20). In einem solchen Fall können also die p-Moden-Oszillation und die s-Moden-Oszillation abgeglichen werden, ohne daß in dem Resonator RS das Etalon 28 vorgesehen ist.
Die Viertel-Wellenlängen-Platte 18 ist in dem Resonator RS zwischen dem konkaven Spiegel 17 und dem Laserstab 4 angeordnet, wie dies in Fig. 11 dargestellt ist. Wenn in diesem Fall die in dem nichtlinearen optischen Kristallelement 6 erzeugte Doppelbrechung 0º beträgt, sind die charakteristischen Polarisationen bei den Azimutwinkeln ± 45º angeordnet, und ihre Phasen sind durch die Viertel-Wellenlängen-Platte 18 um 90º verschoben (siehe Fig. 21). Diese Phasenverschiebung wird auf 0º verringert, wenn das nichtlineare optische Kristallelement 6 näher an dem ebenen Spiegel 19 angeordnet ist. Wenn in diesem Fall der Laserstab 4 nahe bei der Viertel-Wellenlängen-Platte 18 angeordnet ist, bewirkt die Phasendifferenz von 90º zwischen der p-Moden-Schwingung und der s-Moden-Schwingung, daß die p-Mode und die s-Mode als Einmoden schwingen, so daß der Raum-"Lochbrenn-Efffekt" eliminiert werden kann. Wenn das Etalon 28 nicht in dem Resonator RS vorgesehen ist oder das Moden-Frequenzintervall Δf des Resonators RS nicht vergrößert ist, ist dann in einem solchen Fall also Doppelmoden-Schwingung in der Nähe der Frequenz möglich, in der die Verstärkung der Verstärkungskurve GG maximal ist (siehe Fig. 22).
Um die Doppelbrechung des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 auf 0º zu bringen, ist das nichtlineare optische Kristallelement 6 mit einem Keil versehen, wie dies in Fig. 23 oder 24 dargestellt ist.
D.h., die dem Laserstab 4 gegenüberliegende Stirnfläche 6A des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 ist, wie in Fig. 23 und 24 dargestellt, in einer Ebene geneigt, die mit dem optischen Pfad LPS einen vorbestimmten Winkel bildet. Die andere Stirnfläche des nichtlinearen optischen Kristallelements 6 ist hingegen senkrecht zu dem optischen Pfad LPS angeordnet, wie dies in Fig. 23 dargestellt ist, oder gegenüber dem optischen Pfad LPS um einen vorbestimmten Winkel geneigt, wie dies in Fig. 24 dargestellt ist.
In einem anderen Beispiel, das für das Verständnis der Erfindung hilfreich ist, besitzt der Laserstab (Lasermedium) 4, wie in Fig. 25 dargestellt, auf seiner der Laserdiode 1 gegenüberliegenden Stirnfläche eine Spiegelfläche 4a, die durch Ablagerung einer Metallschicht, einer dielektrischen Mehrfachschicht oder dgl. hergestellt ist. Diese Spiegelfläche 4a wird anstelle des konkaven Spiegels 17 in Fig. 11 verwendet. Da die Spiegelfläche 4a eine ebene Spiegelfläche ist, wird der ebene Spiegel 19 in diesem Fall durch den konkaven Spiegel ersetzt. Falls die Spiegelfläche 4a die konkave Spiegelfläche bildet, braucht der ebene Spiege) 19 nicht durch den konkaven Spiegel ersetzt zu werden. Da die Spiegelfläche 4a auf einer Stirnfläche des Lasermediums ausgebildet ist, leistet der ungesättigte Verstärkungsteil keinen Beitrag zu irgendeiner Mode, so daß die Mehrfachmoden-Schwingung unterdrückt wird.
Der Grund hierfür wird im folgenden erläutert. Es sei für diesen Fall, wie in Fig. 25 dargestellt, eine stehende Welle mit der Moden-Wellenlänge λ&sub2; relativ zu einer stehenden Welle mit der Wellenlänge X&sub1; in dem Laserstab 4 betrachtet. Es sei außerdem angenommen, daß, nachdem der Knoten der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub2; an der Spiegelfläche 4a mit dem Knoten der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub1; zusammenfällt, an der Position, die von der letzteren Position den Abstand I&sub0; hat, der Spitzenwert der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub2; mit dem Knoten der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub1; zusammenfällt. Wenn der Brechungsindex des Laserstabs 4 mit n bezeichnet wird und m = 1, 2, 3,... ist, gelten die folgenden beiden Gleichungen:
nl&sub0; = (λ&sub1;/2)m
nl&sub0; = (λ&sub2;/2) (m + 1/2)
Aus diesen beiden Gleichungen wird Δλ (= λ&sub1; - λ&sub2;) folgendermaßen modifiziert:
Δf λ&sub1;²/4nl&sub0;
Falls l&sub0; in der Nähe von 0,5 mm (l&sub0; = 0,5 mm) gewählt wird, wird auf der Basis der obigen Gleichung ΔX etwa 0,3 nm (Δλ 0,3 nm). Dementsprechend leistet der ungesättigte Verstärkungsbereich relativ zu der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub1; keinen Beitrag zu der Mode der stehenden Welle mit der Wellenlänge λ&sub2;, für die Δλ kleiner ist als 0,3 nm (Δλ < 0,3 nm), so daß die stehende Welle mit der Wellenlänge λ&sub2; nicht auftritt, d.h. die Mehrmoden-Schwingung unterdrückt wird.
Da bei der Festkörper-Laservorrichtung gemäß vorliegender Erfindung, wie oben beschrieben, zwei Polarisationsmoden des Grundwellen-Laserstrahls jeweils in der longitudinalen Einfachmode schwingen und die Schwingungsintensitäten der beiden Polarisationsmoden des Grundwellen-Laserstrahls gleich werden, kann das Auftreten des Moden-Sprung-Rauschens, das durch die Modenkopplung in der gleichen Polarisationsmode des Grundwellen-Laserstrahls verursacht wird, vermieden und die Stabilität der Schwingung verbessert werden.

Claims

1. Festkörperlaservorrichtung, bei der im Betrieb ein in einem Lasermedium (4) erzeugter Grundwellen-Laserstrahl (LA(w)) in einem Resonator in Resonanz tritt, so daß er durch ein in dem Resonator (RS) angeordnetes nichtlineares optisches Kristallelement (6) wandert und dadurch einen der zweiten Harmonischen entsprechenden Laserstrahl (LA(2w)) erzeugt, wobei in dem Resonator ein erstes optisches Mittel (18) zur Unterdrückung einer durch Summenfrequenzbildung zwischen zwei Polarisationstypen des Grundwellen-Laserstrahls verursachten Kopplung vorgesehen ist,

mit einem in dem Resonator angeordneten zweiten optischen Mittel, welches veranlaßt, daß die genannten beiden Polarisationstypen des Grundwellen-Laserstrahls jeweils in einem einzigen longitudinalen Typ schwingen,

sowie mit einer Steuereinrichtung (25) zur Steuerung der effektiven Resonatorlänge des Resonators in der Weise, daß die genannten beiden Polarisationstypen des Grundwellen- Laserstrahls gleiche Schwingungsintensität annehmen.

2. Festkörperlaservorrichtung nach Anspruch 1, bei der die Steuereinrichtung Trennmittel (22) zum Abtrennen eines Anteils aus dem Grundwellen-Laserstrahl aufweist, ferner Detektormittel (23, 24) zum Detektieren des durch die Trennmittel abgetrennten einen Anteils des Grundwellen-Laserstrahls sowie Resonatorlängen-Steuermittel (25, 27) zur Steuerung der effektiven Resonatorlänge des Resonators auf der Basis des Detektorausgangssignals der Detektormittel.

3. Festkörperlaservorrichtung nach Anspruch 2, bei der der Bereich, in dem der Resonator mit Hilfe der Resonatorlängen-Steuermittel gesteuert wird, kleiner gewählt ist als 1/4 der Grundwelle.

4. Festkörperlaservorrichtung nach Anspruch 1, 2 oder 3, bei der das zweite optische Mittel ein wellenlängenselektives optisches Element ist.

5. Festkörperlaservorrichtung nach einem der Ansprüche 1 bis 4, bei der das zweite optische Element in dem Resonator zwischen dem Lasermedium (4) und dem nichtlinearen optischen Kristallelement (5) angeordnet ist.