DE19954109C2 - Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse mit passiver Modenkopplung durch 2-Photonenabsorption - Google Patents

Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse mit passiver Modenkopplung durch 2-Photonenabsorption

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Description

Die Erfindung betrifft eine Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse mit passiver Modenkopplung, bei der ein optisches Medium als Laserquelle zwischen zwei Reflektoren angeordnet ist und bei der ein Reflektor optisch nichtlineare Eigenschaften aufweist.
Die Entwicklung von Laserquellen mit anwenderspezifischen Eigenschaften ist die Aufgabe der modernen Lasertechnik. Für viele Anwendungen werden kompakte Laser, die im Impulsbetrieb hohe Leistungen generieren, benötigt.
Eine Vorrichtung mit den im Oberbegriff des Patentanspruchs 1 angegebenen Merkmalen ist aus "Gallium arsenide: A new material to accomplish passively mode-locked Nd:YAG laser" ZHANG, Z; u. a. -Appl. Phys. Lett., Vol. 60, No. 4, 1992, S. 419-421 bekannt. Es wird die Erzeugung kurzer Impulse durch passive Modenkopplung in einem YAG Laser unter Zuhilfenahme von semi-isolierendem GaAs beschrieben. Die Impulserzeugung wird auf die Wirkung von sättigbarer Absorption im Ga As zurückgeführt. Es wird ebenfalls darauf hingewiesen, daß durch Interferenzeffekte in einer 500 µm dicken GaAs Platte eine Modifizierung des Brechungsindex auftritt, der ein Einfluß auf die Impulserzeugung zugeschrieben wird.
Üblicherweise werden kurze Impulse mittels Modensynchronisation erzeugt. Ein wesentlicher Fortschritt bei der Erzeugung kurzer Impulse wurde durch den Einsatz von Halbleiterbauelementen (z. B. Halbleiter-Quantenschichten) erzielt. In der EP 0805529 A2 wird eine Vorrichtung zur Erzeugung sehr kurzer Laserimpulse beschrieben, bei der ein optisches Medium als Laserquelle zwischen zwei Reflektoren angeordnet ist, bei der ein Reflektor mit Halbleiterschichten versehen ist, die den auftreffenden Laserstrahl intensitätsabhängig absorbieren. Diese Bauelemente werden als nichtlineare Reflektoren derart ausgebildet, daß ein oder mehrere Halbleiter­ "quantum wells" (Quantenschichten) mit einer Gesamtstärke von n . λ/2, wobei n eine ungerade Zahl größer oder gleich 1 ist, auf einen Standard- Bragg-Reflektor, der ebenfalls aus Halbleitermaterial besteht, aufgebracht werden. Die Herstellung der Halbleiter-"quantum wells" muß bei niedrigen Temperaturen erfolgen, damit die nichtstrahlende Rekombination der durch die Strahlung erzeugten Ladungsträger in sehr kurzer Zeit vor sich geht. Durch Ausbleichen (Sättigung) der Absorption des speziellen Halbleitermaterials wird eine Verlustmodulation erzeugt, die zur Synchronisation der Moden des Lasers führt.
Den bekannten Vorrichtungen haften insbesondere folgende Nachteile an. Es ist eine sehr aufwendige Herstellungstechnologie (Molekularstrahlepitaxie) erforderlich. Der Herstellungsprozeß, der bei tiefen Temperaturen abläuft, führt zu starken Verspannungen im Material, die sowohl die linearen optischen als auch die spektroskopischen Eigenschaften (Lage der Absorptionsresonanz) nachteilig beeinflussen. Die spektrale Lage der Absorptionsresonanz, die mit der Laserwellenlänge übereinstimmen muß, ist nur durch ein "trial and error"-Verfahren einstellbar, da sowohl die Zusammensetzung des Halbleitermaterials (III-V-Verbindung) als auch die Verspannung (Züchtungstemperatur) sich wechselseitig bezüglich der spektralen Lage der Absorptionsresonanz beeinflussen. Zur Anpassung der Laserintensität an die erforderliche Sättigungsintensität kann eine Seite des Bauelements (die dem Bragg-Reflektor abgewandte Seite) mit einer dielektrischen Verspiegelung versehen werden.
In der DE 196 42 925 A1 wird der Kerr Effekt, der im Glas über einen nichtlinearen Prozeß zu einer Einschnürung des Lichtbündels und zur Drehung der Polarisationsebene führt, als Wirkmechanismus zur Erzielung von Modensynchronisation beschrieben. Zusätzlich ist in einer solchen Anordnung noch ein sättigbarer Absorber notwendig, um den Impulsbetrieb zu starten.
Eine analoge Lösung wird von Keller, U. "Ultrafast all-solid state laser technology" in Appl. Phys. B, Vol. 58, 1994, S. 347-363 beschrieben. Als wesentliches Element zum Anfachen des Impulsbetriebs oder zur Formung der Impulse in einem cw-gepumpten Laser wird ein sättigbarer Absorber verwendet.
Die Verwendung dieser nichtlinearen Reflektoren bietet den Vorteil, daß der Prozeß der Impulserzeugung selbststartend ist.
Die Aufgabe der Erfindung besteht darin, eine selbststartende Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse anzugeben, die sich einfach herstellen läßt und keine Anpassung der Laserwellenlänge an eine spektral schmale Absorptionsresonanz des Halbleitermaterials erfordert und somit an unterschiedliche Laser anpaßbar ist.
Erfindungsgemäß wird diese Aufgabe durch die Merkmale des Patentanspruchs 1 gelöst.
Die Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse besteht im Wesentlichen aus einem optisch nichtlinearen Reflektor mit einer refraktionsgesteuerten Halbleiterschicht, die einen intensitätsabhängigen Brechungsindex aufweist und einer in Richtung des Laserstrahlverlaufs dahinter angeordneten hochreflektierenden Schicht. In der refraktionsgesteuerten Halbleiterschicht wird die Laserstrahlung in Abhängigkeit von der jeweiligen Intensität unterschiedlich gebrochen. Für das Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Halbleiterschicht gelten folgende Bedingungen:
  • - eine strahlungsinduzierte Ladungsträgergeneration findet durch 2- Photonenabsorption statt,
  • - für die Energie des Laserphotons h bezogen auf den Bandabstand des Halbleitermaterials Eg gilt: h < Eg < 1,4h,
  • - die Ladungsträgerrelaxationszeit ist wesentlich kürzer als die Lichtumlaufzeit zwischen den beiden Reflektoren und kleiner oder gleich der Dauer der erzeugten Impulse,
  • - die Brechungsindexänderung ist intensitätsabhängig,
  • - im Bereich großer Intensität kommt es zu einer Verringerung des Brechungsindex, im Bereich kleiner Intensität kommt es zu einer Vergrößerung des Brechungsindex,
  • - die intensitätsabhängige Änderung des Brechungsindex ist groß im Vergleich zu allen anderen Brechungsindexänderungen,
  • - der lineare Absorptionskoeffizient ist nicht von der Intensität abhängig,
  • - das refraktionsgesteuerte Material ist für kurze Impulse hinreichend strahlungsfest (Zerstörschwelle < 10 GW/cm2).
In diesem Material wird durch die Laserstrahlung eine Zerstreuungslinse erzeugt.
Eine Reihe von Materialien erfüllt grundsätzlich diese Bedingungen, z. B. GaAs - ionenimplantiert (As, O)-, GaAs - bei niedrigen Temperaturen gewachsen (LT-GaAs)- und amorphes Si.
Zwischen der Laserquelle und dem nichtlinearen Reflektor ist ein aus mindestens zwei Linsen bestehendes Linsensystem angeordnet. Die in Richtung auf den nichtlinearen Reflektor liegende erste Linse hat eine kollimierende Wirkung und die in Richtung auf den nichtlinearen Reflektor liegende zweite Linse hat eine fokussierende Wirkung. Im Strahlenverlauf der vom optisch nichtlinearen Reflektor reflektierten Laserstrahlung befinden sich Mittel zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls. Der Abstand zwischen der zweiten Linse und der refraktionsgesteuerten Schicht des nichtlinearen Reflektors ist derart eingestellt, daß der sich einstellende Durchmesser der Intensitätsverteilung an dem Mittel zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls für kleine Intensitäten größer ist als der Durchmesser des Mittels zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls.
Die reflektierende Schicht des nichtlinearen Reflektors, deren Reflexionsvermögen in Abhängigkeit der verwendeten Materialien wählbar ist, kann als Vielfachschicht, beispielsweise bestehend aus dielektrischen Materialien oder Halbleitermaterialien oder als Metallbelegung ausgebildet sein.
Mit der erfindungsgemäßen Vorrichtung lassen sich in einem Laser selbststartend kurze Impulse erzeugen. Die vorgeschlagene Anordnung ist im Vergleich zur Realisierung von Halbleiter-Quantenschichten aus verschiedenen Materialien einfacher herzustellen, sie ist integrierbar, erfordert keine Anpassung der Laserwellenlänge an eine spektral schmale Absorptionsresonanz des Halbleitermaterials und ist daher an unterschiedliche Laser anpaßbar.
Mit dieser Vorrichtung erfolgt auch eine Kompensation refraktiver Effekte, die durch nichtlineare Wechselwirkung des Laserlichts mit den im Laserresonator vorhandenen Materialien auftreten, da die Brechungsindexinkremente für das refraktionsgesteuerte Halbleitermaterial und die optischen Medien umgekehrte Vorzeichen aufweisen. Durch geeignete Dimensionierung der Schichtdicke der refraktionsgesteuerten Halbleiterschicht sowie der Wege in optischen Materialien (z. B. Glas) kann die Kompensation der refraktiven Effekte gezielt eingestellt werden.
Weitere vorteilhafte Ausgestaltungen der Vorrichtung können den Unteransprüchen entnommen werden. So ist es beispielsweise vorteilhaft, den optisch nichtlinearen Reflektor auf einem Träger anzuordnen.
Die refraktionsgesteuerte Schicht besitzt vorteilhafterweise eine optische Dicke, die größer oder gleich der verwendeten Wellenlänge der Laserstrahlung ist, d. h. die Schichtdicke wird je nach Wellenlänge im Bereich einiger Mikrometer (µm) liegen. Weiterhin ist es vorteilhaft, wenn die der Laserquelle zugewandte Seite der refraktionsgesteuerten Schicht entspiegelt ist.
Eine aktive Temperaturstabilisierung ist nicht erforderlich.
Ein besonderer Vorteil der vorgeschlagene Anordnung besteht darin, daß eine starke Nichtlinearität auf einer sehr kurzen Lichtdurchlauflänge realisiert wird.
Die Erfindung soll anhand eines Ausführungsbeispiels näher erläutert werden.
Die dazugehörigen Zeichnungen zeigen:
Fig. 1 eine Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Impulse,
Fig. 2 eine Darstellung der Durchmesser der Intensitätsverteilung
Fig. 3 eine Darstellung der Verlustmodulation
Eine Ausführungsform der Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Impulse ist in Fig. 1 dargestellt. Ein verstärkendes Medium dient als Laserquelle 3, die mittels eines cw-Diodenlasers oder eines Diodenlaser-Arrays optisch gepumpt wird. Die Einkopplung der Diodenstrahlung in die Laserquelle 3 erfolgt nach bekannten Methoden. Die Laserquelle 3 kann in Form eines Stabs, einer Platte oder einer Faser ausgebildet sein. Die Laserquelle 3 befindet sich in einem linearen Resonator, der durch die Reflektoren 1 und 2 begrenzt wird. Der Reflektor 1 ist für die Laserwellenlänge hoch reflektierend, für die Pumpstrahlung jedoch hoch transmittierend. Der Resonator weist im Strahlenverlauf ein Mittel zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls auf. Besteht die Laserquelle 3 aus einem stab- bzw. plattenförmigen verstärkenden Medium wird als Mittel zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls eine Blende 4 verwendet. Besteht die Laserquelle 3 aus einer Faser als verstärkendes Medium, übernimmt der Faserkern die Funktion des Mittels zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls. Der Strahlquerschnitt der Laserstrahlung wird in geeigneter Weise durch das Mittel zur Begrenzung des Durchmessers des Laserstrahls auf den transversalen Grundmode beschränkt. Das Linsensystem mit den beiden Linsen 5 und 6 dient dazu, den durch die Blende 4 begrenzten Laserstrahl in Strahlrichtung des nichtlinearen Reflektors 2 mittels der Linse 5 zu kollimieren und mittels der Linse 6 auf den nichtlinearen Reflektor 2 zu fokussieren. Der nichtlineare Reflektor 2 besteht aus der refraktionsgesteuerten Schicht 7 und aus einer hochreflektierenden Schicht 8, die hinter der refraktionsgesteuerten Schicht 7 angeordnet ist. Der nichtlineare Reflektor 2 ist zur besseren Handhabung auf einem Träger 9 angeordnet.
In diesem Beispiel wird als Halbleitermaterial für die refraktionsgesteuerte Schicht 7 ein GaAs 2-Photonenabsorber, der bei niedrigen Temperaturen gezüchtet wurde (low temperature [LT] grown GaAs) verwendet. Die refraktionsgesteuerte Schicht 7 ist mit einer Dicke von einigen Mikrometern (µm) ausgebildet. Der nichtlineare Effekt auf Grund der 2- Photonenabsorption, der in der refraktionsgesteuerten Schicht 7 erzeugt wird, ist proportional zum Quadrat der Intensität des Laserstrahls. Das Reflexionsvermögen der hochreflektierenden Schicht 8 kann in Abhängigkeit von den verwendeten Materialien eingestellt werden. Sie kann standardmäßig als Vielfachschicht, bestehend aus dielektrischen Materialien oder Halbleitermaterialien oder als Metallbelegung ausgebildet sein.
Zweckmäßigerweise ist der optisch nichtlineare Reflektor 2 auf einem Träger 9 angeordnet, dessen Aufgabe darin besteht, die Justierung des nichtlinearen Reflektors 2 hinsichtlich der auftreffenden Laserstrahlung zu ermöglichen.
Vorteilhafterweise wird zur Vermeidung unerwünschter Fabry-Perot-Effekte die Vorderseite des Halbleitermaterials der refraktionsgesteuerten Schicht 7 entspiegelt.
Die Wirkung des nichtlinearen Effekts in der refraktionsgesteuerten Schicht 7 wird am Beispiel einer Halbleiterschicht bezogen auf die Laserstrahlgeometrie und die Emissionswellenlänge des Lasers nachfolgend beschrieben.
Die durch 2-Photonenabsorption generierten freien Ladungsträger sind durch Intensität, Diffusions- und Rekombinationszeit bestimmt. Für Impulse, deren Dauer τ klein im Vergleich zur Diffusions- und Rekombinationszeit ist, ist die zeitliche Änderung der Elektronendichte nicht durch diese beiden Prozesse bestimmt. Man erhält für die zeitliche Änderung der Ladungsträgerkonzentration in Abhängigkeit der Intensitätsverteilung
dne/dt = (β/2h)I2(t),
daraus ergibt sich für die Ladungsträgerkonzentration
ne = (β/2h)I2τ.
dabei ist I die Intensität,
h die Energie des Laserphotons,
β beschreibt die 2-Photonenabsorption,
z. B. gilt für β:
GaAs, ionenimplantiert: ca. 30 cm/GW,
LT-GaAs: 25 < β < 45 cm/GW,
amorphes Si: ca. 52 cm/GW.
Die Intensitätsänderung des Laserlichts in der Ausbreitungsrichtung z ist,
dI(z, t)/dz = -αI(z, t) - βI2(z, t).
Vorausgesetzt wird dabei, daß die Rayleighlänge im Vergleich zur Dicke d der refraktionsgesteuerten Schicht 7 groß ist.
Hierbei ist α der lineare Absorptionskoeffizient
z. B. gilt für α:
GaAs, ionenimplantiert: ca. 5 . 103 cm-1
LT-GaAs: 100 cm-1 < α < 1000 cm-1
amorphes Si: ca. 5 . 103 cm-1.
Wird die lineare Absorption vernachlässigt, erhält man für die Intensität nach zweimaligem Durchgang durch die refraktionsgesteuerte Schicht 7 mit der Dicke d
I(2d) = Io/(1 + Ioβ2d).
Dabei wird vorausgesetzt, daß der Reflexionsgrad der hochreflektierenden Schicht 8, die sich hinter der refraktionsgesteuerten Schicht 7 befindet, nahezu 100% beträgt.
Eine Ladungsträgeränderung ist nach dem Drude-Modell mit einer Brechungsindexänderung Δne verknüpft.
Diese beträgt Δne = C . ne;
dabei ist C = -e2p/(2 . no . εo . meh . ω2)
und no der Brechungsindex des Mediums,
εo die Dielektrizitätskonstante des Mediums,
meh die reduzierte Masse des Elektron-Loch- Paars,
ω die zirkulare Laserfrequenz,
p ein Parameter der die Beiträge zum nichtlinearen Brechungsindex berücksichtigt, die nicht durch das Drude-Modell beschrieben werden.
Um die Ladungsträgerkonzentration ne, die für die Größe der Brechungsindexänderung Δne verantwortlich ist, zu bestimmen, integriert man dne/dt über die Ladungsträgerrelaxationszeit τa. Unter Verwendung der Intensität I(2d) erhält man für Δne:
Δne = βCIo 2 . τa/(2h) . (1 + Ioβ2d.)2
z. B. gilt für τa:
GaAs, ionenimplantiert: < 200 fs,
LT-GaAs: < 500 fs,
amorphes Si: < 800 fs.
Dieser Ausdruck ist als Näherung zu betrachten, da die oben gemachten Einschränkungen bezüglich der Impulsdauer zu berücksichtigen sind und weiterhin eine Änderung der Impulsintensität während der Impulsdauer nicht berücksichtigt wird.
Die Brechungsindexänderung, die durch den Kerr-Effekt hervorgerufen wird und die das gleiche Vorzeichen wie die ladungsträgerbedingte Brechungsindexänderung besitzt, ist:

ΔnKerr = γI
unter der Voraussetzung, daß für die Energie des Laserphotons h bezogen auf den Bandabstand des Halbleitermaterials Eg die Bedingung gilt:
h < Eg < 1.4h.
Dabei wird der Koeffizient γ mittels folgender Gleichung aus dem nichtlinearen Brechungsindex n2 ermittelt:
γ = 4πn2 . /n0
z. B. gilt für γ:
GaAs, ionenimplantiert: -3,2 . 10-13 cm2/W,
LT-GaAs: -3,5 . 10-13 cm2/W,
amorphes Si: (muß experimentell ermittelt werden).
Die totale Phasenänderung, die das Licht beim Durchgang durch die refraktionsgesteuerte Schicht 7 erfährt, beträgt:
ΔΦ = 2dko(Δne + ΔnKerr), = 2dko(γ . I + β . C . τa . Io 2/(2h)(1 + 2dIo . β)2),
dabei ist ko die Ausbreitungskonstante für Laserlicht.
Die Brennweite f der resultierenden negativen Linse (γ < 0, C < 0) erhält man unter Berücksichtigung der Annahme, daß die Brechungsindexverteilung eine quadratische Phasenverschiebung bewirkt und daß die Strahltaille w nahezu auf der Oberfläche der refraktionsgesteuerten Schicht 7 liegt. Die Phasenverschiebung ist in quadratischer Näherung:
ΔΦ = kow2/2f,
woraus sich die Brennweite f ermitteln läßt:
f = kow2/2ΔΦ = w2/2d(γI + βCτa . Io 2/(2h) . (1 + 2dIoβ)2).
Der nichtlineare Effekt, der in den von der Laserstrahlung durchsetzten optischen Materialien im Resonator, beispielsweise dem Medium der Laserquelle 3 sowie der Linsen 5 und 6, auftritt, wird wie folgt abgeschätzt:
Die durch den Kerr-Effekt hervorgerufene Brechungsindexänderung in den optischen Materialien ΔnKerr,Glas beträgt:
ΔnKerr,Glas = γI,
wobei γ = +1,55 . 10-16 cm2/W für optische Materialien (z. B. Glas) ist.
Da ΔnKerr ein positives Vorzeichen besitzt, zeigen optische Materialien in Abhängigkeit von der Intensität ein fokussierendes Verhalten. Bekanntlich ist die intensitätsabhängige Brechungsindex-(Phasen)-änderung nicht nur für Selbstdefokussierung (negatives Vorzeichen von An) oder Selbstfokussierung (positives Vorzeichen von Δn) verantwortlich sondern auch für Selbstphasenmodulation. Die intensitätsabhängige Phasenänderung während des Impulsverlaufs läßt sich nach vorgenannten Beziehungen mit
ΔΦ = 2 . d . ko . (Δne + ΔnKerr,Halbl) bzw. ΔΦGlas = 2 . d . ko . ΔnKerr,Glas
angeben. Das bedeutet, daß die im Lasermaterial auftretende Selbstphasenmodulation (positives Vorzeichen von Δn) durch eine Selbstphasenmodulation (negatives Vorzeichen von Δn) im Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 kompensiert werden kann. Voraussetzung dafür ist, daß die Brechungsindexänderung dem Impulsverlauf folgt d. h., daß die Ladungsträgerrelaxationszeit kleiner als die Impulsdauer ist. Dabei kann der Betrag des Verhältnisses
|(Δne + ΔnKerr,Halbl)/ΔnKerr,Glas)| ~ 105 betragen.
Daraus folgt, daß eine Kompensation des nichtlinearen Effekts, der in den von der Laserstrahlung durchsetzten optischen Materialien im Resonator auftritt, durch den nichtlinearen Effekt im Halbleitermaterial im vorgenannten Verhältnis kompensierbar ist. Das bedeutet, daß für eine Kompensation von Phasenänderungen das Materiallängenverhältnis dHalbl./dGlas im Bereich von 105 liegen kann, z. B. entsprechen dann einer Schichtdicke dHalbl. von 10 µm ein Glasweg von 100 cm.
Unter Kenntnis und gezielter Ausnutzung der vorgenannten physikalischen Zusammenhänge wird in dem Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 ein Brechungsindexprofil erzeugt, das sich räumlich und zeitlich der Intensitätsverteilung der auffallenden Laserstrahlung entsprechend nachbildet. Die im Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 durch die auffallende Laserstrahlung erzeugten Ladungsträger und der elektronische Kerr-Effekt ergeben einen Beitrag zum Brechungsindex mit negativem Vorzeichen, d. h. der örtliche Intensitätsverlauf der Strahlung entspricht einem Brechungsindexverlauf im Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7, wobei an Stellen hoher Intensität die Zahl der generierten Ladungsträger groß ist, damit ist das Brechungsindexinkrement Δn dem Betrage nach ebenfalls groß, besitzt aber ein negatives Vorzeichen. Die bei einer Bestrahlung mit einem Laserstrahl, der eine gaußförmige Intensitätsverteilung aufweist, entstehende Brechungsindexverteilung im Halbleitermaterial bewirkt, daß die optische Weglänge d . (n0 - Δn) in den Randbereichen der Verteilung, den Bereichen mit geringer Intensität, groß ist, da der Betrag |Δn| klein ist. Die optische Weglänge in dem mittleren Bereich der Verteilung, dem Bereich mit hoher Intensität, ist dagegen klein, da der Betrag |Δn| groß ist. Für die Laserstrahlung bildet sich eine Zerstreuungslinse im Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 heraus. Die Brennweite dieser Zerstreuungslinse ist von der Form des Intensitätsprofils, von der absoluten Intensität der Laserstrahlung und der Größe des Fokusflecks, der im Halbleitermaterial erzeugt wird, abhängig.
Das Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 ist so ausgewählt, daß für Laserstrahlung kleiner Intensität eine geringe Absorption auftritt. Die Erzeugung von Ladungsträgern erfolgt über eine 2- Photonenabsorption. Der elektronische Kerr-Effekt ist eine Eigenschaft des Materials unter Strahlungseinfluß.
Anhand der Fig. 2 wird der Einfluß der durch die intensitätsabhängige Brechungsindexverteilung im Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7 erzeugten Zerstreuungslinse auf die Strahlungsfeldverteilung (Durchmesser) im Resonator beschrieben. In der Fig. 2 ist lediglich der Strahlenverlauf vom nichtlinearen Reflektor 2 in Richtung zur Blende 4 dargestellt. Nach dem Durchgang durch das Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7, der Reflexion an der hochreflektierenden Schicht 8 und erneutem Durchgang durch das Halbleitermaterial der refraktionsgesteuerten Schicht 7, hat die örtliche Intensitätsverteilung für Bereiche kleiner Intensitäten im zeitlichen Impulsverlauf einen größeren Durchmesser 12 als die örtliche Intensitätsverteilung 11, die den Bereichen des Impulses mit hoher Intensität (Impulsspitze) entspricht. Dadurch wird eine Verlustmodulation realisiert, die mit zunehmender Intensität eine positive Rückkoppelcharakteristik (Verlustverringerung) besitzt.
Der Abstand a der Linse 6 zum nichtlinearen Reflektor 2 ist derart gewählt, daß die Laserstrahlung mit hoher Intensität in der reflektierten Richtung, vom nichtlinearen Reflektor 2 in Richtung zum ersten Reflektor 1, einen Strahlengang 11 aufweist, der an der Blende 4 einen geringeren Durchmesser aufweist als der Blendendurchmesser, so daß diese reflektierten Strahlen die Blende ungehindert passieren. Für die Laserstrahlung mit geringer Intensität wird im Linsensystem ein Strahlengang 12 erzeugt, der an der Blende 4 einen größeren Durchmesser aufweist als der Blendendurchmesser, so daß diese reflektierten Strahlen die Blende nicht passieren können.
Bei der Verwendung von faserförmigen laseraktiven Medien als Laserquelle 3 bildet die Eintrittsfläche des Faserkerns das Mittel zur Begrenzung des Durchmessers der Laserstrahlung. Analog zu der zuvor beschriebenen Anordnung weist die Laserstrahlung mit hoher Intensität in der reflektierten Richtung einen Strahlengang 11 auf, der an der Eintrittsfläche des Faserkerns einen geringeren Durchmesser aufweist als der Faserkern, so daß diese reflektierten Strahlen in den Faserlaser zurückgekoppelt werden. Für die Laserstrahlung mit geringer Intensität wird im Linsensystem ein Strahlengang 12 erzeugt, der an der Eintrittsfläche des Faserkerns einen größeren Durchmesser aufweist als der Faserkern, so daß diese reflektierten Strahlen nicht oder mit hohen Verlusten in den Faserlaser zurückgekoppelt werden.
Der Abstand a der Linse 6 zum Reflektor 2 mit der refraktionsgesteuerten Schicht 7, wird durch die Nichtlinearität der refraktionsgesteuerten Schicht 7, durch die Ladungsträgerrelaxationszeit sowie durch die pumpleistungsabhängige Laserleistung der Laserquelle 3 bestimmt. Aus diesen Größen läßt sich nach den vorgenannten Beziehungen die Stärke der durch die Laserstrahlung in der refraktionsgesteuerten Schicht 7 erzeugten Zerstreuungslinse ermitteln. Unter Berücksichtigung dieser Größe kann unter Anwendung bekannter Bemessungsregeln für den Resonator der Abstand a zwischen der Linse 6 und dem Reflektor 2 berechnet werden.
In der Fig. 3 ist die normierte Transmissionsänderung an der Blende 4 in Abhängigkeit von der Laserintensität für unterschiedliche Abstände a der Linse 6 zur refraktionsgesteuerten Schicht 7 dargestellt.
Die durchgezogene Kurve stellt einen Ausschnitt aus dem Impulsverlauf, nämlich den rechten Halbimpuls der durch die Laserquelle 3 erzeugten Laserstrahlung dar, wobei die Intensität des Laserstrahls auf der rechten vertikalen Achse aufgetragen ist. Die Kurven A, B und C verdeutlichen die während des Impulsverlaufs auftretende Transmissionsänderung an der Blende 4 bzw. dem Faserkern einer faserförmigen Laserquelle in Abhängigkeit vom Abstand a zwischen der Linse 6 und der refraktionsgesteuerten Schicht 7, wobei die Transmissionsänderung auf der linken vertikalen Achse aufgetragen ist. Der Abstand a zwischen der Linse 6 und der refraktionsgesteuerten Schicht 7 ist kleiner als die Linsenbrennweite der Linse 6 und beträgt:
für die Kurve A: a = f - 8,4 µm,
für die Kurve B: a = f - 9,2 µm,
für die Kurve C: a = f - 7,6 µm.
Die Kombination der Linse 6 und die durch die im Laserresonator zirkulierende Intensität erzeugte Zerstreuungslinse muß so ausgelegt sein, daß für kleine Intensitäten eine schlechtere Transmission durch die Blende bzw. den Faserkern im Vergleich zu hohen Intensitäten realisiert wird. Damit wird eine intensitätsabhängige (nichtlineare) Verlustmodulation realisiert, die zur Kopplung der Moden des Lasers und damit zur Erzeugung kurzer Impulse führt. Anhand der Fig. 3 ist deutlich erkennbar, daß die Transmission des Laserstrahls an der Blende 4 mit abnehmender Intensität stark abnimmt. Aufgrund der Umläufe des Impulses im Resonator gehen innerhalb kürzester Zeiträume die Strahlenanteile mit geringerer Intensität an der Blende 4 verloren, so daß nur Strahlenanteile mit hoher Intensität im Resonator verbleiben und somit ein kurzer Impuls mit hoher Intensität erzeugt wird.

Claims (8)

1. Vorrichtung zur Erzeugung kurzer Laserimpulse durch passive Modenkopplung mit einem Resonator, der zwei Reflektoren (1, 2) und ein dazwischen angeordnetes laseraktives Medium (3) aufweist, wobei ein Reflektor (2) optisch nichtlineare Eigenschaften hat und aus einer hochreflektierenden Schicht (8) und einer auf der dem laseraktives Medium (3) zugewandten Seite der hochreflektierenden Schicht (8) angeordneten Halbleiterschicht (7) besteht, die einen intensitätsabhängigen Brechungsindex aufweist, wobei für das Halbleitermaterial der Halbleiterschicht (7) folgende Bedingungen gelten:
  • - durch 2-Photonenabsorption findet eine strahlungsinduzierte Ladungsträgergeneration statt, die zu einer Brechungsindexänderung führt,
  • - im Bereich großer Intensität kommt es zu einer Verringerung des Brechungsindex, im Bereich kleiner Intensität kommt es zu einer Vergrößerung des Brechungsindex,
  • - für die Energie des Laserphotons h bezogen auf den Bandabstand des Halbleitermaterials Eg gilt: h < Eg < 1,4h,
  • - die Ladungsträgerrelaxationszeit in dem Halbleitermaterial ist wesentlich kürzer als die Pulsumlaufzeit im Resonator und kleiner oder gleich der Dauer der erzeugten Impulse,
dadurch gekennzeichnet, daß im Strahlenverlauf der vom optisch nichtlinearen Reflektor (2) reflektierten Laserstrahlung Mittel zur Begrenzung des Durchmessers der Laserstrahlung angeordnet sind und auf der dem optisch nichtlinearen Reflektor (2) zugewandten Seite der genannten Mittel ein aus mindestens zwei Linsen (5, 6) bestehendes Linsensystem angeordnet ist, wobei die erste auf die genannten Mittel folgende Linse (5) eine kollimierende Wirkung und die darauffolgende zweite Linse (6) eine fokussierende Wirkung auf die Laserstrahlung hat, und der Abstand (a) zwischen der zweiten Linse (6) und der Halbleiterschicht (7) des optisch nichtlinearen Reflektors (2) derart eingestellt ist, daß der sich am Ort der genannten Mittel einstellende Durchmesser der Intensitätsverteilung für kleine Intensitäten (12) des reflektierten Laserimpulses größer ist als der Durchmesser der Mittel zur Begrenzung des Durchmessers der Laserstrahlung.
2. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Halbleiterschicht (7) eine Dicke besitzt, die größer oder gleich der verwendeten Wellenlänge der Laserstrahlung ist.
3. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die dem laseraktiven Medium (3) zugewandte Seite der Halbleiterschicht (7) entspiegelt ist.
4. Vorrichtung nach Anspruch 1 dadurch gekennzeichnet, daß die Halbleiterschicht (7) aus ionenimplantiertem GaAs oder aus LT-GaAs oder aus amorphem Si besteht.
5. Vorrichtung nach nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß bei der Verwendung von stab- oder plattenförmigen laseraktiven Medien (3) das Mittel zur Begrenzung des Durchmessers der Laserstrahlung eine Blende (4) ist, die zwischen dem nichtlinearen Reflektor (2) und dem laseraktiven Medium (3) angeordnet ist.
6. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß bei der Verwendung von faserförmigen laseraktiven Medien (3) die Eintrittsfläche des Faserkerns das Mittel zur Begrenzung des Durchmessers der Laserstrahlung ist.
7. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Reflektor (2) mit der hochreflektierenden Schicht (8) auf einem Träger (9) angeordnet ist.
8. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß durch geeignete Dimensionierung der Schichtdicke der Halbleiterschicht (7) sowie der Wege in den optischen Medien (3, 5, 6) der Grad der Kompensation der refraktiven Effekte gezielt einstellbar ist, da die Brechungsindexinkremente für das refraktionsgesteuerte Halbleitermaterial (7) und die optischen Medien (3, 5, 6) umgekehrte Vorzeichen aufweisen.
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Cited By (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
DE10148735A1 (de) * 2001-09-27 2003-04-17 Forschungsverbund Berlin Ev Vorrichtung zur simultanen Erzeugung kurzer Laserimpulse und elektrischer Impulse
DE10312742A1 (de) * 2002-11-29 2004-06-17 Osram Opto Semiconductors Gmbh Optisch gepumpte Halbleiterlaservorrichtung

Families Citing this family (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
DE10052461B4 (de) * 2000-10-23 2007-09-06 Lumera Laser Gmbh Vorrichtung zum Erzeugen von Laserlicht
CN103972780B (zh) * 2014-05-16 2016-09-14 上海理工大学 一种通过可调光阑快速找到激光脉冲时域重合位置的方法

Citations (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
DE19642925A1 (de) * 1995-10-20 1997-04-24 Imra America Inc Verfahren und Vorrichtung zur Erzeugung ultrakurzer Impulse mit einstellbaren Repetitionsraten von passiv modenverkoppelten Faserlasern
EP0805529A2 (de) * 1996-04-30 1997-11-05 Lucent Technologies Inc. Sättigbarer Bragg-Reflektor und Herstellungsverfahren

Patent Citations (2)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
DE19642925A1 (de) * 1995-10-20 1997-04-24 Imra America Inc Verfahren und Vorrichtung zur Erzeugung ultrakurzer Impulse mit einstellbaren Repetitionsraten von passiv modenverkoppelten Faserlasern
EP0805529A2 (de) * 1996-04-30 1997-11-05 Lucent Technologies Inc. Sättigbarer Bragg-Reflektor und Herstellungsverfahren

Non-Patent Citations (10)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Title
BENJAMIN, S.D. *
FOUCKHARDT, H.: Photonik, Stuttgart: Teubner, 1994, S. 242-244 ISBN 3-519-03099-3 *
ISLAM, M.N. *
LEE,C.H.(ed.): Picosecond Optoelectronic Devices. Academic Press 1984, Ch.5 II B, S. 127-131 ISBN 0-12-440880-X *
SAID, A.A. *
u.a.: Determination of bound-electro- nic and free-carrier nonlinearities in ZnSe,GaAs, CdTe, and ZnTe. In: J.Opt.Soc. Am. B, Vol. 9, *
u.a.: Gallium arsenide: A new material to accomplish passively mode-locked Nd:YAG laser. In: Appl.Phys.Lett., Vol. 60,No. 4,1992,S.419-421:KELLER, U.: Ultrafast all-solid state laser tech- nology. In: Appl.Phys. B, Vol. 58, 1994,S.347-363 *
u.a.: Special Erbium Fiber Amplifiersfor Short Pulse Switching, Lasers, and Propaga- tion. In: Journal of Lightwave Technology, Vol. 12, No. 11, 1994, S. 1952-1962 *
u.a.: Ultrafast dynamics of nonli-near absorption in low-temperature-grown GaAs. In:Appl.Phys.Lett., Vol. 68, No. 18,1996,S.2544-2546 *
ZHANG, Z. *

Cited By (3)

* Cited by examiner, † Cited by third party
Publication number Priority date Publication date Assignee Title
DE10148735A1 (de) * 2001-09-27 2003-04-17 Forschungsverbund Berlin Ev Vorrichtung zur simultanen Erzeugung kurzer Laserimpulse und elektrischer Impulse
DE10312742A1 (de) * 2002-11-29 2004-06-17 Osram Opto Semiconductors Gmbh Optisch gepumpte Halbleiterlaservorrichtung
DE10312742B4 (de) * 2002-11-29 2005-09-29 Osram Opto Semiconductors Gmbh Optisch gepumpte Halbleiterlaservorrichtung

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