高出力超短パルスレーザーの単純化および低価格化のための技術開発
福井大学 学術研究院工学系部門
准教授 川戸 栄（2018 年度 一般研究開発助成 AF-2018223-B3）
キーワード：超短パルスレーザー，モード同期，半導体レーザー励起

１．研究の目的と背景
高出力，すなわち，高平均出力かつ高エネルギーの超短２．理論
2・1

準 3(4)準位レーザーの効率に関する理論解析 1,2)

パルスレーザーは，金属をはじめとした様々な材料の超精本研究では準 3(4)準位系の Yb:YAG を利得媒質とした．

密加工の研究に用いられている．これらの研究の実用化おまず，レーザーの効率に関する理論解析では，準 3(4)準位よび産業化に対する最大の問題は，レーザーの価格が数千レーザーに関するレート方程式を用いた．まず，単純化の万円以上と極めて高価なことにある．この問題の生じる根ために，利得媒質への入射励起パワー𝑃p を規格化したパラ

本的な理由は，レーザーの装置構成が複雑であり，かつ効メーターである励起指数𝐹および，共振器内部パワー𝑃L を率も極めて低いことに起因している．

規格化したパラメーターである共振器内部光子指数𝑆を以まず，高出力超短パルスレーザーはモード同期レーザー下の式で定義する．

発振器と増幅器で構成されている．この中で特に増幅器が𝐹≡

大型かつ複雑なため，装置全体が複雑になる．装置の制御

2𝑓𝜎em 𝜏 𝑙 𝜂p 𝜂a 𝑃pℎ𝜈p 𝐿 𝑉L

(1)

2𝑓𝜎em 𝜏 𝑙 𝑃Lℎ𝜈L 𝑉L(2)のために熟練された技術を必要とする場合も多い．さらに，製作には高価な部品も多数必要とする．例えば，増幅器か𝑆≡

らの戻り光の防止のために数 10 万円クラスの高価なアイソレーターが必要であり，増幅器には高速光スイッチとしここで，利得媒質の長さを𝑙，励起量子効率を𝜂p ，励起光子て用いるために数百万円クラスの高価なポッケルスセル

エネルギーをℎ𝜈p ，レーザー光子エネルギーをℎ𝜈L ，利得媒が必要になる．

質中のレーザーモード体積を𝑉L ，また，レーザー上準位とまた効率に関しては，例えば，出力 mJ 級，パルス幅が下準位の局所ボルツマン分布𝑓1 および𝑓2 の和を𝑓とする．

数 100 fs 級のレーザーの効率は数%以下である．このパルまた，準 4 準位レーザーの下準位損失を除き，かつ，透過ス幅を 10 分の 1 にするためには，さらに桁違いに効率が率𝑇の出力鏡による損失を含めた共振器内部の全損失𝐿は，低下する．出力向上には大型の増幅器と励起用の高価な高共振器の残留損失𝐿i を用いて，出力レーザーが必要になり，価格がさらに上昇する．

𝐿 = 𝐿i − ln (1 − 𝑇)

このため，本研究では，高出力超短パルスレーザーの理論を構築し，この理論を用いて単純化および低価格化を実(3)と表せる．

現するための手法を開発することを目的とした．まず，安入射励起パワー𝑃p に対するレーザー出力𝑃o の比，すなわ

価なエッジエミッター型の半導体レーザーを励起光源とち，光光変換効率𝜂oo は，励起指数𝐹と光子指数𝑆を用いてして，レーザー利得媒質を高密度励起することにより，損以下の式で表すことができる．

失による効率低下を克服し，量子限界に近い高効率化が実𝜂oo ≡現できることを明らかにした．また，高密度励起に起因する光学歪や，半導体レーザーの低ビーム品質や高収を差に𝑃o𝑆= 𝜂c 𝜂p 𝜂q 𝜂a𝑃p𝐹(4)起因する効率低下も，高密度励起により克服できることを

ここで，共振器内部と出力の間の結合効率𝜂c と原子量子効明らかにした．

率𝜂q は，出力パルスに関しては，連続波モード同期固体レーザー

𝜂c ≡の共振器内部に高非線形性材料を挿入して自己位相変調

2𝑇(2 − 𝑇)𝐿(5)ℎ𝜈Lℎ𝜈p(6)を増強制御することにより利得帯域の限界を超える超短𝜂q ≡パルス化ができることを明らかにした．さらに，高密度励起により，従来に比べて桁違いに高い損失変調が可能になることに着目し，モード同期の損失変調を従来よりも極めである．て高くすることにより，自己位相変調を用いずに高速化飽

連続波励起，定常状態のときの励起指数と共振器内部光和吸収体だけを用いても，利得帯域の限界を超える広帯域子指数の関係は，レーザー発振時には共振器内部で増幅さ化と超短パルス化ができることを明らかにした．

れたパワーと損失により失われたパワーが一致するという条件から，

2・2𝐹=1+𝐵∫
𝑉L ∫𝜙o𝑑𝑉1+ 𝑆 𝑉L 𝜙o𝑟p 𝜙o𝑑𝑉1+ 𝑆 𝑉L 𝜙o2𝑓1 𝑛L 𝜎em 𝑙𝐿

𝐵≡

共振器内部の非線形波動伝搬に関する理論

本研究で想定している高出力超短パルスレーザーの概(7)念図を図 1 に，対応する数値解析のブロック図を図 2 に示す．レーザー共振器内部の非線形波動伝搬の解析では，共振器内部のパルスの電場波形の包絡線𝐴(𝑍, 𝑡)（往復回数(8)𝑍，時間𝑡，単位√W）に関する拡張された非線形シュレデとなる．ここで，利得媒質内の励起分布関数𝑟pとレーザー

ィンガー方程式，分布関数𝜙o は，以下の式で規格化されている．

𝜕1
𝜕2𝐴(𝑍, 𝑡) = {𝑔(𝑍, 𝑡) (1 +) − 𝐿 − 𝑞(𝑍, 𝑡)2
𝜕𝑍2Δ𝛺𝑔 𝜕𝑡 2(12)1𝜕22+ 𝑖 𝛽2 2 + 𝑖𝛿|𝐴(𝑍, 𝑡)| } 𝐴(𝑍, 𝑡)
2 𝜕𝑡∫ 𝑟p 𝑑𝑉 = ∫ 𝜙o 𝑑𝑉 = 1(9)をスプリットステップフーリエ変換法を用いて解くこと

レーザー発振閾値における励起指数は，により，安定に連続波モード同期ができる条件（ 𝐴(𝑍, 𝑡) = 0）𝜕𝑉eff
𝐹th = (1 + 𝐵)
𝑉L

𝜕𝑍(10)を求めた．ここで，飽和（を考慮した）利得𝑔(𝑍)であり（ただし，中心周波数），2.1 の準 3(4)準位レーザーの理論から得られる式を用いて不飽和単行利得を 30dB とした．利となる．ここで，実効モード体積は，得媒質の応答（蛍光寿命～マイクロ～ミリ秒）に対してパ𝑉eff ≡1∫

𝑟p 𝜙o 𝑑𝑉(11)である．パルス発振のときも，パルス幅とパルス繰り返し時間の両方が蛍光寿命に比べて十分短ければ，定常状態を同じとみなすことができるため，上記の条件で効率を解析した．
励起光源にはエッジエミッター型の半導体レーザーを想定し，速軸を垂直方向，遅軸を水平方向とした．エッジルス波形の時間変化（フェムト～サブナノ秒）と繰り返し時間（ナノ～サブマイクロ秒）が十分速いため，利得飽和は瞬時パワーではなく平均パワーに依存するとした．利得スペクトルは利得帯域幅2Δ𝛺𝑔 の放物線とした．
モード同期にはカーレンズモード同期を想定し，振幅変調は損失𝑞(𝑍, 𝑡)，可飽和損失𝑞0 ，飽和パワー𝑃𝐴 の高速可飽和吸収体
𝑞(𝑍, 𝑡) =エミッター型の半導体レーザーは，他（ベクセル型やフォトニッククリスタル型）に比べて単位パワーあたりのコストが安価（~0.1 万円/W）であるが，輝度が低い（単位𝑀2あたりのパワー~1 W/𝑀2）という欠点がある．エミッター

𝑞0|𝐴(𝑍, 𝑡)|21+𝑃𝐴とし，自己位相変調の係数は𝛿である．また，分散は 2 次
分散𝛽2 のみを取り入れた．

が一つ（シングルエミッター型）の半導体レーザーの最大出力は10 W程度であり，速軸方向のビーム品質𝑀2 は 1 程度と低い（良い）が，単位あたり𝑀2 のパワーが~1 W/𝑀2であるため，遅軸方向のビーム品質𝑀2 は 10 程度と高い（悪い）．
シングルエミッター型の半導体レーザーを遅軸方向に並べたものがリニアアレイ型の半導体レーザーであり，最大出力は 100 W クラスである．このリニアアレイ型半導体レーザーのビーム品質は，速軸方向はシングルエミッターと同様に良いが，遅軸方向はシングルエミッターを並べた数の倍数だけ悪くなる．これ以上の出力は，リニアアレ

図 1. 高平均出力超短パルスレーザーの概念図

イ型を速軸方向に積んだ形のスタック型半導体レーザーにより得られる．この遅軸方向のビーム品質はリニアアレ
イと同様であるが，速軸方向がリニアアレイを積んだ数の倍数だけ悪化する．このように，エッジエミッター型の半導体レーザーは，出力が高いほどそれに比例してビーム品質𝑀2 が高くなる（ビーム品質が低下する）．このため，エッジエミッター型の半導体レーザーを励起光源として出力を向上させるには，この低ビーム品質に起因する効率低下を克服する必要がある．

(13)

図 2. 理論解析に対応するブロック図

2・3

実験

理論の信頼性を確認するための実験構成を図 3 に示す．の低下という欠点があると考えられていたが，これも十分克服できることが明らかになった．

利得媒質は Yb イオン添加濃度 20at.%，厚み 1 mm のマ理論の信頼性が担保されたため，この半導体レーザーのイクロチップ Yb:YAG であり，共振器側の出力鏡側の端ビーム品質と出力パワーの条件で励起光およびレーザー面にレーザー・励起光に対する反射防止膜，共振器の端面の集光径，出力鏡透過率などの最適化を行なったところ，側（励起光源側）の端面にダイクロイック膜（励起光に対さらに効率を向上できることが明らかになった（残留損失する反射防止，レーザーに対する高反射膜）を蒸着してい𝐿i = 0.2%，励起光の集光半径𝑤𝑝𝑥 = 12 μm， 𝑤𝑝𝑦 = 43 μm

る．また，共振器の端面側には冷却のために，反射防止膜に対して，レーザー集光半径𝑤𝑙𝑥 = 9 μm，𝑤𝑙𝑦 = 59 μm，でが蒸着されたサファイア結晶を光学接着剤で接着してい光光変換効率𝜂oo = 76.4%など）．さらに，レーザーの集光る．利得媒質はヒートシンクに取り付けられており，その径が最適値からずれたとしても，効率の低下は低い（集光温度は室温（298 K）に制御されている．

径のずれが 1 割に対して効率低下は1 ポイント%以内）こ

励起光源はシングルエミッター型半導体レーザーであとがわかった．従来，レーザーの効率向上には，励起光とり，ビーム品質の測定値は水平方向𝑀𝑥 2 = 1.5，垂直方向レーザー光の横モードの幾何学的な重なりが重要である

2𝑀𝑦 = 20であった．励起光の集光半径は，最小モード体積と考えられていたが，高密度励起の条件（かつ，高効率化のときの集光半径𝑤𝑝𝑥 = 12 μm，𝑤𝑝𝑦 = 43 μmに対して，実の最適条件下）では，幾何学的な重なりが効率に与える影

測値は𝑤𝑝𝑥 = 10.5 μm， 𝑤𝑝𝑦 = 40.1 μm，実験における最大響は低いことが明らかになった．

励起パワーは𝑃p = 3.87 W（集光強度308 kW/cm2 ））とした．

３．結果および考察
3・1

レーザーの効率に関する解析

理論解析において，利得媒質の物性値は先行研究の値を用いた．レーザー分布関数はビーム品質が水平方向，垂直方向とも𝑀2 = 1の TEM00，集光位置は利得媒質の共振器側の端面とした（集光半径水平方向𝑤𝑙𝑥 ，垂直方向𝑤𝑙𝑦 ）．
一方，励起分布関数は，集光位置はレーザーと同じく利得媒質の共振器側の端面とした．水平方向と垂直方向のビー
ム品質が𝑀𝑥 2 ，𝑀𝑦 2 のガウシアンとした．
まず，シングルエミッター型半導体レーザー（ビーム品質は測定値と同じ𝑀𝑥 2 = 1.5，𝑀𝑦 2 = 20）を励起光源とした解析（図 4，5）を行なったところ，利得媒質の温度が室温（298 K）のときの結果（図 5）を定量的に表すことができた．これにより，一般に半導体レーザーの横モード（出図 4.マイクロチップレーザーの光光変換効率のレーザー集光半径（垂直𝑤𝑙𝑥 ，水平𝑤𝑙𝑦 ）依存性，励起光集光半径 𝑤𝑝𝑥 = 10.5 μm ， 𝑤𝑝𝑦 = 40.1 μm ， 励 起 パ ワ ー 𝑃p =3.87 W，出力鏡透過率𝑇 = 5%，残留損失𝐿i = 0.2%，利得媒質の温度298 K，赤い破線は実験値

力ビームの強度分布）には複数の高次モードが含まれているため複雑であるが，本理論，すなわち，励起分布を測定されたビーム品質をもつガウシアンと仮定した理論が定量的にも信頼できることが明らかになった．また，従来は，高密度励起には起因する熱光学歪の高さ（例えば，本実験
では熱レンズ焦点距離の最小値は 1 mm 以下）よる効率

図 3. 半球共振器マイクロチップレーザーの概念図

図 5. 半球共振器マイクロチップレーザーの入出力特性，赤丸は実験値，出力鏡透過率𝑇 = 5%，線はすべて理論値（レーザー集光半径𝑤𝑙𝑥 × 𝑤𝑙𝑦 ）さらに，利得媒質の温度が室温（298 K）に対して，398 Kで用いたように冷却のためにサファイアを接着しなくてに上昇した場合の効率𝜂oo の低下も7.4 ポイント%以下にも，効率の低下は殆ど無いこと（1 ポイント%以下）を意抑えることができた．一般に，イッテルビウムのような準味している．

3(4)準位レーザーは，温度上昇によるレーザー下準位損失

さらに，利得媒質として微細ロットや薄型スラブを用いの増大に起因して効率が低下することが知られている．例

れば，マイクロチップに対して冷却面積が桁違いに広くえば，Yb:YAG（発振波長～1030 nm）の場合，従来の励（数 10 ～数 100 mm2 ），励起領域と冷却面の間隔が桁違起密度（数10 kW/cm2 のオーダー）では，10 Kの温度上昇いに狭い（数 100 μm以下）ため冷却効率が数桁違いに高に対して効率が 1 割程度下がってしまう．つまり，従来のい．そこで，次に，平均出力の向上のために，励起パワー励起密度の条件では，利得媒質の温度が室温に対してを向上させたときの解析を行った．励起光源は，最大出力100 Kも上昇すればほぼ発振しないと考えられる．これに120 Wのスタック型半導体レーザーを 10 個重ねたスタッ対して，本研究のように励起密度を向上させれば，温度上ク型半導体レーザー（つまり，最大出力1.2 kW）とした．

昇に起因する効率低下を大きく抑制できることが明らか

このスタック型半導体レーザーのビーム品質は，リニアアになった．この理由は，高密度励起による高利得化のためレイ型（シングルエミッター型と同じビーム品質𝑀𝑥 2 =に，下準位損失に起因する効率低下を抑制できるためと考1.5を仮定）を 10 個重ねているため，リニアアレイ型のビえられる．

ーム品質の 10 倍，つまり，𝑀𝑥 2 = 15とした．また，遅軸一般にマイクロチップレーザーは冷却面積が狭く（数mm2 ），かつ，励起領域と冷却面の間隔が広い（数 mm）

側のビーム品質は，単位ビーム品質あたりのパワー（1 W/𝑀 2 と仮定）から，𝑀𝑦 2 = 80とした．

6.に示す．最高の光光変換効率𝜂oo = 80.8%（最適出力鏡透レーザーの集光半径（水平方向）
［μm］
50-60

60-70

70-80

80-90

40-50

50-60

60-70

400

350

300

60-70

70-80

80-9070-80

レーザーの集光半径（垂直方向）［μm］(a)1050 100 150 200 250 300 350 400
レーザーの集光半径（水平方向）
［μm］
50-60

250

150200レーザーの集光半径（水平方向）［μm］

(a)

40-50

10160
110
60
1050 100 150 200 250 300 350 400

レーザーの集光半径（垂直方向）［μm］

40-50160100104003503002501502005010017090807060504050908070605040

レーザーの集光半径（垂直方向）［μm］低下を抑制できることが明らかになった．これは，本実験

光光変換効率[％]のときの光光変換効率𝜂oo のレーザー集光半径依存性を図

レーザーの集光半径（垂直方向）［μm］

まず，利得媒質の温度が室温（298 K），残留損失𝐿i = 1%

により，高密度励起が利得媒質の温度上昇に起因する効率

光光変換効率[％]ために冷却効率が低いという欠点がある．しかし，本研究

レーザーの集光半径（水平方向）［μm］
80-90(b)図 6. 光光変換効率のレーザー集光半径依存性，励起パワー1.2 kW，励起光ビーム品質𝑀𝑥 2 = 15，𝑀𝑦 2 = 80，残留損失𝐿i = 2%，出力鏡透過率𝑇 = 21%最高効率時の最適結合），利得媒質の温度298 K

40-5050-6060-7070-8080-90(b)図 7. 光光変換効率のレーザー集光半径依存性，励起パワー1.2 kW，励起光ビーム品質𝑀𝑥 2 = 15，𝑀𝑦 2 = 80，残留損失𝐿i = 1%，出力鏡透過率𝑇 = 21%（最高効率時の最適結合）利得媒質の温度598 K

過率𝑇 = 21%，励起集光半径𝑤𝑝𝑥 = 37 μm， 𝑤𝑝𝑦 = 86 μmを用いて得られた値である．従来，このパルス幅が高速可レーザー集光半径𝑤𝑙𝑥 = 66 μm，𝑤𝑙𝑦 = 152 μm）であり，飽和吸収体のみを用いた場合の最短パルス幅を示しておレーザーの集光半径を数倍のオーダーで変化させてもり，かつ，このパルス幅は利得スペクトルの限界のパルス80%以上の効率が得られた．また，図 7 に示すように利得幅よりも狭くならないと考えられていた 3)．

媒質の温度を 598K としたときの最高効率も 80%以上でまず，従来のモード同期の条件である可飽和損失𝑞0 =あり，室温に対する低下も 1 ポイント%以下に抑えること0.005のときの Kaertner 近似のパルス幅は，利得スペクができた．
利得媒質に成膜されている誘電体多層膜の耐熱温度（～200℃）を考慮に入れると，利得媒質の現実的な温度は498K 程度以下と考えられるため，598K という温度は非現実的ではある．しかし，非現実的なまでに利得媒質の温度を上げたとしても，高密度励起により温度上昇に起因する効率低下を抑制できることが明らかになった．さらに，レーザーの集光径を数倍のオーダーで変化させても効率の低下を抑制できるということは，従来，高効率化に必須とされていたが熟練の技術を必要としたレーザー共振器の調整が容易になることを意味している．さらに，励起光とレーザーの幾何学的な重なりが小さくても効率に及ぼす影響が少ないということから，従来は励起光を利得媒質

図 8.高速可飽和吸収体のみを用いた場合のパルス幅のに導入するため必要であったダイクロイック膜の成膜が飽和パワー依存性，利得スペクトルの形状は幅9 nmの必須ではないことを意味している．また，ブリュースター放物線，可飽和吸収体の損失を除いた共振器損失 1%，カットの利得媒質を用いれば，反射防止膜の成膜も必要と赤は可飽和損失𝑞0 = 0.005（従来の損失変調と同じオーしない．これらの成果は，レーザーの製作のために熟練の技術者を必要としないことや，利得媒質を単純化，かつ，ダー），青は可飽和損失𝑞0 = 6（高密度励起により可能となった値），点は数値解析の結果，破線と一点鎖線は冷却機構も単純化できることを意味しており，高平均出力

Kaelter による近似式の値，黒い点線は発振スペクトルレーザーのコストを下げることにつながると考えられる．

を利得スペクトルと同じ（ただし，利得が負になる周波3・2レーザーのパルス出力に関する解析

自己位相変調を用いずに，高速可飽和吸収体のみを用いた場合のパルス幅の飽和パワー依存性を図 8 に，飽和パワ数帯√2Δ𝛺𝑔 < |Δ𝜛|の振幅をゼロとする）としたときのフーリエ変換限界パルス幅ーを最適化した場合の最短パルス幅（図 8 の最短パルス幅に対応）の可飽和損失依存性を図 9 に示す．図 8 の黒い点線は発振スペクトルを利得スペクトルと同じ（ただし，利得が負になる周波数帯√2Δ𝛺𝑔 < |Δ𝜛|の振幅をゼロとする）としたときのフーリエ変換限界パルス幅である．この発振スペクトル形状ではスペクトルが裾を引かずに（√2Δ𝛺𝑔 <|Δ𝜛|で）ゼロであるために実際の利得スペクトルを発振ス
ペクトルとしたときのフーリエ限界パルス幅（~120 fs）よりも広くなっているが，このパルス幅（黒い点線）が放物線状の利得スペクトルに対する最短パルス幅の限界の目安を示している．
これに対して，図 8 の赤は従来の変調と同じオーダーの図 9.高速可飽和吸収体のみを用い，飽和パワーを最適可飽和損失𝑞0 = 0.005の場合のパルス幅，青は高密度励起化した場合のパルス幅の可飽和損失依存性，利得スペにより可能となった変調可飽和損失𝑞0 = 6の場合のパル

クトルは放物線，緑はスペクトル幅4.5 nm，他は9 nm，ス幅であり，点は数値解析の値，破線と一点鎖線は，F. X.
Kaertner らによる，高速可飽和吸収体のみを用いたときパルス幅の近似式（Kaertner 近似）3)
𝜏𝐾 =1.76 𝑙𝑐 + 𝑞0∙√
𝛺𝑔𝑞0

破線と一点鎖線は発振スペクトルを利得スペクトルと同じ（ただし，利得が負になる周波数帯√2Δ𝛺𝑔 < |Δ𝜛|の振幅をゼロとする）としたときのフーリエ変換限界
パルス幅，Toc は可飽和吸収体の損失を除いた共振器

(14)

損失

10000パルス幅[fs]1000

することにより，レーザー共振器の精密な調整を必要とせ出力パルス幅[fs]ずに量子限界に近い高効率化とキロワットクラスの高出発振スペクトルのフーリエ変換限界パルス幅[fs]力化を実現できることを明らかにした．また，従来は問題と考えられていた，高密度励起に起因する光学歪や半導体

100

レーザーの低ビーム品質や高収差に起因する効率低下も，高密度励起により克服できることを明らかにした．

10

出力パルスに関しては，連続波モード同期固体レーザー
10.0010.110可飽和損失Pa[kW]の共振器内部に高非線形性材料を挿入して自己位相変調と分散を制御し，可飽和吸収を最適化することにより利得帯域の限界を大幅に超える超短パルス化ができることを図 10.自己位相変調と高速可飽和吸収体を用いた場合の明らかにした．さらに，モード同期の損失変調を従来よりパルス幅の飽和パワー依存性，利得スペクトルの形状はも極めて高くすることにより，自己位相変調を用いずに高幅 9 nm の放物線で周波数帯√2Δ𝛺𝑔 < |Δ𝜛|の利得はゼ速化飽和吸収体だけを用いた場合でも，利得帯域の限界をロ，共振器内部の分散は 2 次分散のみ（𝛽2 = 2000 fs2 ），超える超短パルス化ができることを明らかにした．可飽和可飽和吸収体の損失を除いた共振器損失 20%，可飽和損

吸収体によるモード同期は，カーレンズモード同期よりも失𝑞0 = 6（高密度励起により可能となった値），青の四角

共振器の調整や分散の制御が容易であるため実用性が極は出力パルス幅，橙の菱形はフーリエ限界パルス幅めて高い．これらの成果は，高出力超短パルスレーザーの単純化および低価格化につながるものである．

トルの限界となるパルス幅（黒い点線）よりも広く，かつ，数値解析における最短パルス幅も，Kaertner 近似（赤い謝辞一点鎖線）よりも広く，従来の常識通りの結果を示してい

本研究は，福井大学光エレクトロニクス研究室の学生る．これに対して，可飽和損失𝑞0 = 6の場合のパルス幅に（前田氏，青柳氏，柴田氏，川嶋氏，韓氏，後藤氏，上島ついては，Kaeltner 近似のパルス幅（青い破線）は利得氏，木藤氏，戸谷氏，小川氏，稲葉氏，片岡氏）の協力のスペクトルの限界よりも狭く，かつ，数値解析における最下に行われました．本研究は天田財団の助成を受けました．

短パルス幅は更に狭くなっていることが分かる．これらの結果は，高速可飽和吸収体を用いるだけでは利得スペクト

参考文献

ルの限界のパルス幅を超えることができないという常識

1) M. Shibata, T. Kawashima, M. Yamashita, S. Kawato,を覆すものである．
次に，高速可飽和吸収体に加えて自己位相変調も用いた

Theoretical analysis of high efficiency bluelaser-diode-pumped

Ti:sapphirelaser byhigh

ときのパルス幅の飽和パワー依存性を図 10 に示す．高非intensity pumping, Laser Physics Letters, 2021,

線形材料を用いて自己位相変調と分散を制御することに105001(9 pp.).

より，利得帯域の限界を大幅に超える超短パルス化が可能であることがわかる．

2) S. Kawato, T. Kawashima, High-efficiency continuouswave Ti:sapphire laser with high-intensity pumping
using a commercially available crystal, Applied

３．まとめ
本研究では，高出力超短パルスレーザーの理論を構築し，Sciences, 2022, 4815 (18 pp.).
3) F. X. Kaeltner, J. A. Au, U. Keller, Mode-locking

この理論を用いて単純化および低価格化を実現するためwith slow and fast saturable absorbers-what’s theの手法を開発した．まず，単位出力あたりの価格が安価な

difference, IEEE Journal of Selected Topics in

エッジエミッター型半導体レーザーを用いて高密度励起

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