Yb 添加 CaF2 結晶を用いたモード同期レーザーの開発
白川研究室 中村 聡のであるブロードストライプ LD を用いること

1. はじめにで、より安価で単純な構成でモード同期レーザー

超短パルスレーザーは共振器内の縦モードの間を開発した。

隔と位相関係をそろえるモード同期によって得られるが、その特徴として高いピークパワーと短い2. 原理パルス幅を持つ。そのため、難加工材料の加工や非熱加工、微細加工など様々な応用例があり、現2.1 Yb:CaF2 の特徴

在も盛んに研究が行われている。その中でも特Yb:CaF2 の母材であるフッ化カルシウムの結晶に、Yb 添加固体利得媒質を用いた研究が注目を集

構造は蛍石型立方晶構造である。Ca2+が面心立方めている。Yb 添加固体利得媒質は母材に Yb3+イオ型の配置になっており、その四面体間隙に F-が配ンを添加した利得媒質である。この Yb3+イオンは置されている単純な構造であることから高い熱伝エネルギー準位が 2 つしかないため、励起状態で導率を持っている[3](~10.7 Wm−1 K −1 [4])。このの吸収やアップコンバージョンなどのレーザー発フッ化カルシウムに Yb3+をドープしたものが振に有害な影響が少ない。また、レーザー発振は

Yb:CaF2 である。Yb:CaF2 は置換イオン(Ca2+)と添シュタルク効果によって分裂した準位間で行われ加イオン(Yb3+)の価数が異なることから、構造内るため量子欠損が少なく、高効率かつ高出力のレで 2 量体、3 量体、6 量体のクラスターを形成するーザー発振が可能である。本研究では、数ある Yb[5]。このような現象をクラスタリングと呼ぶ。ク

添加利得媒質の中でも、高い熱伝導率と広いスペラスターの分布は Yb3 の添加濃度によって異なクトル幅をもつ Yb:CaF2 に着目し、単結晶とセラり、添加濃度が 0.2％以下ではクラスターは形成さミック媒質を用いて超短パルスレーザーの開発をれず孤立イオンのみが存在するが、0.2％を超える行った。Yb:CaF2 は上記のような超短パルスレーとクラスターが形成され始める。添加濃度がザーの発振に適した特性を持つ反面、誘導放出断0.2~2%の間では孤立イオンとクラスターの両方が面積の小ささや非線形屈折率の低さから、これま存在するが、添加濃度が 2％を超えると構造内ので高輝度な励起光源を用いての研究がされてきYb3+はすべてクラスターを形成する。構造内にクた。2009 年には励起光源としてファイバー結合ラスターが形成されることで結晶場が複雑化し、LD を用い、可飽和吸収体である半導体過飽和吸収スペクトルが広くなだらかになる。図 1 にミラー(SESAM)アシストカーレンズモード同期に

Yb:CaF2 単結晶の吸収スペクトルと蛍光スペクトよりパルス幅 99 fs、平均出力 380 mW の結果が報ルを示す[6]。蛍光スペクトル幅は約 70 nm であ告されており[1]、2013 年にはファイバーレーザり、他の立方晶の媒質である YAG(~10 nm[7])やー励起によるカーレンズモード同期によりパルスLu2O3(~12 nm[8])と比べると例外的に広い値であ幅 48 fs、平均出力 2.7 W の結果が報告されているることがわかる。

[2]。本研究では励起光源にレーザーチップそのも1

を用いてモード同期を行う手法である。
外部素子を使用せず、モードロッカーが共振器内の光強度に依存して自発的に変調が生じるため応答速度が速くfs スケールのパルス幅を持ったパルスを生成できる。代表的なモードロッカーは半導体可飽和吸収鏡(Semiconductor

Saturable

AbsorberMirror,

SESAM)やカー媒質が挙げられる。
図1

本研究ではパルス幅 fs スケールのパルスを生成

Yb:CaF2 単結晶の吸収・蛍光スペクトル[6]するため能動モード同期を利用してモード同期を行った。

2.2 モード同期
モード同期とは共振器内に存在する縦モードの2.3 SESAM モード同期間隔と位相をそろえ、光の重ね合わせの原理を利用することでパルスを発生させる手法である。モ

SESAM は入射光の強度によって異なる反射率をード同期の概念図を図 2 に示す。

持つという特性がある。強度の強い光に対しては透過体として働き、強度の弱い光に対しては吸収体として働くことで損失変調を与えモード同期を実現する。SESAM の概略図を図 3 に示す。

図2モード同期の概念図

モード同期の手法は大別して 2 つの種類に分類される。1 つ目は能動モード同期である。能動モー

図3

SESAM 概略図

ド同期は、共振器の外部に音響光学変調器(Acoustic-Optical Modulator, AOM)や電気光学変SESAM は図 7 に示したように可飽和吸収体とミ調器(Electric-Optical Modulator, EOM)などの変ラーが一体となった光学素子である。強度の弱い光調器を置き、共振器長によって結滞される繰り返しは可飽和吸収体層に吸収されるためミラー層にま周波数に等しい変調信号を与えることによって強で光が到達しない。
一方で強度の強い光は可飽和吸制的にモード同期を引き起こす手法である。
能動モ

収体の吸収が飽和することで吸収されずミラー層ード同期によって生成されるパルス幅は変調器のにまで到達する。SESAM のミラー層は 2 種類の反応答速度によって制限されてしまうため一定以下射層から成るブラック反射鏡となっている。
ブラッの短パルス動作を実現するのは困難である。

グ反射の条件は格子面間隔を𝑑、レーザー光の波長2 つ目の手法は受動モード同期である。受動モーを𝜆、任意の整数を𝑛とすると(1)で与えられる。

ド同期は共振器内部にある素子の非線形光学効果
22𝑑 sin 𝜃 = 𝑛𝜆(1)3. 実験結果(3.1)からわかるように位相のそろった光はブラ3.1 SESAM モード同期実験

ック反射層によって強め合い、パルス光として反射

図 5 に SESAM モード同期実験に使用した実験系される。このように、強度の強さによる反射率の変を示す。

化とブラック反射を利用することでモード同期が達成される。SESAM モード同期はセルフスタートが可能であるという利点があるがダメージに弱く、意図しないQスイッチモード同期動作や SESAM 上のビーム径の大きさに注意を払う必要がある。

2.4 カーレンズモード同期(KLM)
KLM はカー媒質の非線形効果である光カー効果を利用してモード同期を実現する手法である[9]。

図5

SESAM モード同期実験系

線形屈折率を𝑛0 、非線形屈折率を𝑛2 、光強度をポンプ光源としてエミッタサイズ 1×94 μm2、中𝐼(𝑥, 𝑦)とすると、光カー効果によってカー媒質の屈折率𝑛(𝑥, 𝑦)は(2)に従って変化する。

心波長 975 nm のブロードストライプ LD を用い、3 枚のレンズでコリメートし、f=70 mm の凸レンズ𝑛(𝑥, 𝑦) = 𝑛0 + 𝑛2 𝐼(𝑥, 𝑦)

で 41.3×121 μm2に集光した。分散補償素子として、(2)

SF10 ブリュースタープリズムペア P1, P2 を頂点間(3.2)は光強度が大きいほどカー媒質の屈折率が距離 400 mm で OC アームに挿入した。使用した試大きくなることを示している。図 4 にTEM00のガウ料は Yb 添加量 2.88 at. %、厚さ 5.84 mm の単結晶

シアンビームが入射した場合の動作を示す。ガウシである。

アンビームがカー媒質に入射したとき、ビームの中共振器 1 周当たり約-3000 fs2 の GDD を与えた

心ほど光強度が高くなるため、カー媒質の屈折率はときモード同期がセルフスタートした。このときのビームの光軸に近づくにつれ大きくなる。その結果、発振スペクトルと自己相関波形を図 6 に示す。

カー媒質の屈折率分布が凸レンズ型になり、強度の強い光ほど自己収束する。自己収束した光に変調を与えることによって KLM が得られる。このように
KLM にはモード同期に特別な素子を使用しないた
め応答速度が速く、よりパルス幅の短いパルスを生成することができる。
図 6(a)

発振スペクトル(b)自己相関波形

発振スペクトルは半値全幅で 3.26 nm、パルス幅は 492 fs、平均出力 350 mW(8.6 W 励起)の結果が得られた。このときの時間帯域幅積は 0.316 であり
図4sech2 形のフーリエ限界パルスに近い値が得られた。

KLM の概略図

3

発振スペクトルは半値全幅で 8.8 nm、パルス幅3.2 KLM 実験は 133 fs、平均出力 510 mW(10.2 W 励起)の結果

図 7 に本研究で作成した KLM 実験系を示す。

が得られた。このときの時間帯域幅積は 0.320 である。
OC の透過率 1%のものを使用時、共振器 1 周当たり-900 fs 2の分散を与えたとき KLM を達成した。このときの発振スペクトルと自己相関波形を
図 9 に示す。

図7KLM 実験系

KLM 実験系は SESAM モード同期で使用した径の M3 を凹面鏡から高反射鏡に置き換えたもので

図 9(a)

発振スペクトルある。実験に使用した試料は Yb 添加量 2.88(b)自己相関波形(OC1%、単結晶)

at. %、厚さ 5.84 mm の単結晶、Yb 添加量 2 at. %、La 添加量 3 at. %、厚さ 3.1 mm のセラミック試料

OC の透過率を下げたことにより共振器パワーがを 2 枚重ね合わせたものである。分散補償を最適向上し、自己位相変調の効果が顕著に表れたこと化させたのち、M2 を手で押すことで KLM 動作にから発振スペクトルは半値全幅で 14.2nm まで広が移行した。単結晶では OC の透過率が 3%と１%のった。パルス幅は 85 fs、平均出力 220 mW(12.2 Wものを使用したときの結果、セラミックでは OC励起)の結果が得られた。このときの時間帯域幅積の透過率が 1%のものを使用したときの結果が得ら

は 0.331 である。

れた。
セラミックの結果
OC の透過率が 1%のものを使用時、共振器 1 周単結晶の結果
OC の透過率 3%のものを使用時、共振器 1 周当当たり-900 fs 2の分散を与えたとき KLM を達成したり-2200 fs 2の分散を与えたとき KLM を達成した。このときの発振スペクトルと自己相関波形をた。このときの発振スペクトルと自己相関波形を

図 10 に示す。

図 8 に示す。

図 10(a)
図 8(a)

発振スペクトル(b)

発振スペクトル(b)

自己相関波形(OC1%、セラミック)

自己相関波形(OC3%、単結晶)

4発振スペクトルは半値全幅で 14.74 nm、パルス振器全体の損失が増えると、より短波長側で発振す幅は 82 fs、平均出力 132 mW(8.9 W 励起)の結果ることがわかる。従って、OC の透過率を上げるこが得られた。このときの時間帯域幅積は 0.331 でとによって高損失状態にし、励起光源を改善するこあった。とによって高利得状態を作り出すことによって、発振スペクトルが短波長側へ拡張され、更なる高出力発振と短パルス発振の両立が可能になると考えら

4. 考察

れる。

4.1 単結晶 KLM の発振波長について
図 11 に今回 Yb:CaF2 単結晶 KLM で得られた発振スペクトルと Yb:CaF2 の吸収・蛍光スペクトルを比較した図を示す。

図 12

Yb:CaF2 単結晶の小信号利得と閾値利得(Yb 添加量 2.88 at. %、厚さ 5.84 mm)

4.2 KLM が達成できた要因
本研究で KLM を達成できた要因は主に 2 つある。
図 11

1 つ目は安定領域の端での動作をさせたことがあげ

Yb:CaF2 単結晶の吸収・蛍光スペクトルと発振られる。KLM は安定領域の端で動作させると非線スペクトルの比較形モード変化が大きくなり、達成しやすいという報図 11 より今回 KLM 実験で得られた結果は蛍光告がある[11]。一方で、安定領域の端では共振器がスペクトルの長波長側での発振だったことがわかより変調に敏感になるため不安定な動作となる。そる。また、誘導放出断面積は 1060 nm 以降で急激にのため、高い変調を得ようとするとその分ビームの下がることも見て取れる。このことから、発振スペスポットサイズや出力パワーが急激に変化しアラクトルをさらに広げるためには、短波長側にスペクイメントの難易度が上がる。したがって、KLM のトルを拡張していく必要がある。そのために必要な実現には変調度の高さと安定動作の妥協点を見つのは、高利得、高損失状態での KLM 発振である。

ける必要がある。本研究では安定領域の端で CW レ

図 12 に文献[10]を参照し算出した小信号利得と、ーザーを発振させ、M2 と結晶ホルダーの位置を変共振器全体の損失に対する閾値利得を示す。図 12

えながら KLM が実現できる点を探した。M1 からより、共振器全体の損失が 10%であるとすると、発結晶までの距離を L2、結晶から M2 までの距離を

振波長は 1050 nm 付近、20%であるとすると、発振L3 とすると本研究で作成した実験系の安定領域は波長は 1040 nm 付近、30%であるとすると、発振波

図 13 のようになる。

長は 1030 nm 付近であることがわかる。つまり、共5め、結晶を M1 側にずらすことでカー媒質透過後のビームの発散角を増大させることで変調を増大させることができる。

5. まとめと今後の課題
図 13

Yb:CaF2 単結晶、セラミックともに世界で初めてKLM 実験系の安定領域

LD 直接励起によりカーレンズモード同期を実現し安定領域は図のように 2 つの領域に分かれていた。単結晶では OC の透過率 3%のものを使用時、る。そのため安定領域の端は𝛿1 ~𝛿4 の 4 つ存在す

平均出力 510 mW(10.2 W 励起)、パルス幅 133 fs のる。Yb:CaF2 単結晶とセラミックで KLM が達成で結果を得た。1%の場合では平均出力 220 mW(12.2きた場所は𝛿3 である。

W 励起)、パルス幅 85 fs の結果を得た。セラミック

2 つ目の要因は、結晶を励起光の集光点からずらでは OC の透過率 1%のものを使用時、平均出力 132して配置したことがあげられる。KLM は、利得媒mW(8.9W 励起)、パルス幅 82 fs の結果を得た。

質を M2 または M1 側にずらした場合、集光点を利今後の課題として、励起光源の改善し、より透過得媒質の中心に揃えた場合よりも高い変調度を得率の大きい OC を使用することで高利得、高損失状ることができる[12]。これは非線形屈折率を測定す態で KLM を実現することで、高出力と短パルス発る手法である Z-scan 技術による測定[13]からも明振の両立を図る。また、セラミック KLM では 2 枚らかである。の試料を重ね合わせて配置しているため、試料の境結晶をずらす方向は安定領域のどの端で発振し界面での散乱が生じている。そこでより厚い 1 枚のているかによって異なる。図 14 に各安定領域の端セラミック試料で KLM を実現させることで更なるごとの共振器内でのビーム径変化の様子を示す。

高出力化を図る。

参考文献[1] F. Friebel et al., Opt. Lett. 34, 1474 (2009).
[2] P. Sé villano et al., ASSL. AF3A.6 (2013).
[3] R. Gaumé et al., Appl. Phys. Lett. 83, 1355 (2003).
[4] F. Druon et al., Opt. Mater. Express 1, 489 (2011).
[5] A. Lyberis et al., Opt. Mater. 34, 965 (2012).
[6] J. Koerner et al., Opt. Soc. Am. B 29 2493 (2012).
[7] H. W. Bruesselbach et al., IEEE J. Sel. Top.
図 14

各安定領域の端ごとのビーム径変化の様子

Quantum Electron 3, 105 (1997).
[8] K. Petermann et al., J. Lum. 87, 973 (2000).

今回 KLM が得られた𝛿3 では、ハードアパーチャ[9] S. Yefet et al., Appl. Sci. 3, 694 (2013).
[10] H. M. Robert et al., IEEE J. Sel. Top. Quantumーを挿入している短腕側ではビームが集光し、プリズム対が挿入されている長腕側ではコリメート光Electron. 1, 2 (1995).となる。短腕側でビームが集光する場合、KLM を[11] V. Magni et al., J. Opt. Soc. Am. B 12, 476 (1995).

実現するには M2 上でパルス光のビーム径𝜔𝑝 が CW

[12] T. Brabec et al., Opt. Soc. Am. B 10, 1029 (1993).

光のビーム径𝜔𝑐𝑤 よりも大きい必要がある。そのた[13] Y. Senatsky et al., Laser Phys. Lett. 1, 500 (2004).

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