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Die Erfindung betrifft ein optisches Bragg-Gitter mit einem Körper aus transparentem Material, wobei der Brechungsindex des Materials innerhalb des Körpers periodisch variiert, und zwar in der Weise, dass der Körper eine Mehrzahl von Reflektionsschichten aufweist, in denen der Brechungsindex von dem Brechungsindex in den übrigen Bereichen des Körpers, d.h. außerhalb der Reflektionsschichten, abweicht.
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Ein optisches Bragg-Gitter ist ein optisches Element mit einem transparenten Körper, beispielsweise aus Quarzglas, in dem der Brechungsindex räumlich periodisch variiert. Dies wird durch eine Abfolge von Reflektionsschichten erreicht, wobei der Brechungsindex innerhalb der Reflektionsschichten ein anderer ist als außerhalb der Reflektionsschichten. Die so erzielte räumliche Modulation des Brechungsindex weist eine vorgegebene Gitterperiode auf. Die Variation des Brechungsindex bewirkt eine wellenlängenabhängige Reflektivität für Licht in einem Wellenlängenbereich (Bandbreite) um eine bestimmte Wellenlänge herum, die die Bragg-Bedingung erfüllt. Diese lautet: 2π / Λ = 2· 2πn / λcosθ
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Dabei ist λ die Vakuum-Wellenlänge des Lichts, n ist der Brechungsindex des transparenten Körpers, θ ist der Propagationswinkel des Lichts relativ zur Normalen der Reflektionsschichten und Λ ist die Gitterperiode. In anderen Wellenlängenbereichen, d.h. dort, wo die obige Gleichung nicht erfüllt ist, beeinflusst das Bragg-Gitter das Licht kaum, d.h. das Licht wird einfach durch den Körper des Bragg-Gitters transmittiert. Anhand der obigen Gleichung erkennt man, dass das Bragg-Gitter eine Wellenlängen- sowie eine Winkelselektivität aufweist.
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Optische Bragg-Gitter existieren als Volumen-Bragg-Gitter (VBG) für Freistrahlanwendungen sowie als Faser-Bragg-Gitter (FBG), bei denen der Licht führende Kern einer optischen Faser die beschriebene Brechungsindex-Modulation aufweist. Optische Bragg-Gitter werden unter anderem als hocheffiziente, schmalbandige Filter oder Stabilisatoren in Lasern eingesetzt.
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Das beschriebene Funktionsprinzip der bekannten optischen Bragg-Gitter, die stets planparallele Reflektionsschichten aufweisen, bewirkt, dass bei einem einfallenden Lichtfeld mit gekrümmten Wellenfronten die Reflektion am Gitter lokal verschieden ist, und zwar sowohl hinsichtlich der Austrittsrichtung der reflektierten Strahlung als auch hinsichtlich der Wellenlänge.
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Die 1 zeigt schematisch das Verhalten eines an einem herkömmlichen VBG reflektierten divergenten, monochromatischen Gaußstrahles, dessen Wellenlänge die Bragg-Bedingung des VBG erfüllt. Einzig jener Teil des Strahles, der nahe der optischen Achse verläuft und damit in guter Näherung plane Wellenfronten aufweist, interagiert mit dem Gitter und wird reflektiert. Der restliche Teil des Strahles propagiert unbeeinflusst weiter. Damit funktioniert die Anordnung nur eingeschränkt als wellenlängenselektiver Reflektor.
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Dieses Problem kann bisher nur dadurch umgangen werden, dass geeignete optische Elemente verwendet werden, um Wellenfronten zu generieren, die beim Auftreffen auf das Bragg-Gitter möglichst planparallel zu den Reflektionsschichten sind. Dies ist allerdings nicht immer hinreichend gut möglich bzw. mit einem erheblichen Aufwand und damit Kosten verbunden.
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Zur Realisierung eines Diodenlasers mit Rückkopplung der Strahlung in die Laserdiode muss eine Nettoreflektivität – zurück zur Laserdiode – von 7 bis 10 % bezogen auf den gesamten Strahl erreicht werden. Das bedeutet, dass die Reflektivität des Gitterbereiches, der mit dem einfallenden Licht wechselwirkt, sehr hoch sein muss. Dies ist mit gängiger Kollimationsoptik praktisch kaum zu realisieren, allein wegen der durch die verwendeten optischen Elemente erzeugten Streuung und Absorption. Die starke zentrale Reflektion führt zu einem hohen Energieverlust im mittleren Teil des Strahles sowie einer unerwünschten Strahldeformation.
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Aufgabe der Erfindung ist es vor diesem Hintergrund, ein verbessertes optisches Bragg-Gitter bereitzustellen. Insbesondere soll eine hohe Reflektivität bei Vorliegen gekrümmter Wellenfronten der zu reflektierenden Strahlung gewährleistet werden.
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Diese Aufgabe löst die Erfindung ausgehend von einem optischen Bragg-Gitter der eingangs angegebenen Art dadurch, dass die Reflektionsschichten zumindest bereichsweise gekrümmt sind.
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Bei (in den meisten praktischen Fällen vorliegender) Kenntnis der Krümmung der Wellenfronten einer in das optische Bragg-Gitter einfallenden elektromagnetischen Strahlung können die Reflektionsschichten des Gitters entsprechend lokal gekrümmt ausgestaltet werden, so dass zumindest in den gekrümmten Bereichen die Grenzflächen der Reflektionsschichten parallel zu den gekrümmten Wellenfronten der Strahlung verlaufen.
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Erfindungsgemäß wird erreicht, dass ein größerer Teil der einfallenden Strahlung mit dem Gitter interagiert. Anders ausgedrückt kann durch die angepasste Krümmung über einen größeren Strahlquerschnitt eine Wechselwirkung mit dem Gitter stattfinden. Entsprechend ist die Nettoreflektivität höher. Es wird gewährleistet, dass stets nicht nur die gewünschte Wellenlänge reflektiert wird (spektrale Selektivität), sondern auch, dass nur Licht mit einem bestimmten Strahlprofil mit dem Gitter wechselwirkt (räumliche Selektivität). Nur für dasjenige Licht, welches die durch das Gitter nach Krümmung und Abstand der Reflektionsschichten vorgegebenen Bedingungen vollständig erfüllt, ist die Effizienz maximal bzw. sind die Verluste minimal. Weiterhin wird durch die Erfindung vorteilhaft erreicht, dass die gesamte Wellenfront in sich selbst zurück propagiert. Die Reflektivität und Selektivität (Bandbreite) hängt, wie bei herkömmlichen Bragg-Gittern, von der Zahl der Reflektionsschichten und von der Amplitude der Brechungsindex-Modulation ab.
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Zur Erreichung der gewünschten Wellenlängenselektivität auf Basis des allgemeinen Funktionsprinzips optischer Bragg-Gitter sollte der Brechungsindex des Materials in Ausbreitungsrichtung der Strahlung, d.h. parallel zu den Normalen der Wellenfronten, periodisch mit einer vorgegebenen Gitterperiode variieren. Die Wellenlängenselektivität wird dann nach wie vor durch die obige Bragg-Bedingung angegeben, wobei der Propagationswinkel θ 90° beträgt, d.h. die Wellenfronten parallel zu den (gekrümmten) Reflektionsschichten verlaufen.
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Wie bei herkömmlichen optischen Bragg-Gittern sollten die Reflektionsschichten eine im Wesentlichen konstante und untereinander gleiche Dicke aufweisen. Meist ist die Dicke der Reflektionsschichten klein im Vergleich zur Gitterperiode.
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Die Reflektionsschichten können unterschiedliche Krümmungsradien aufweisen. Dies trägt der Tatsache Rechnung, dass die Krümmungsradien der Wellenfronten bei der Propagation durch den Körper des Bragg-Gitters variieren. Es sollte stets die lokale Krümmung der Reflektionsschichten an die jeweils dort vorliegende Krümmung der Wellenfront angepasst sein.
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Bei einer möglichen Ausgestaltung des erfindungsgemäßen optischen Bragg-Gitters kann jede Schicht lokal unterschiedliche Krümmungsradien aufweisen. Jede Schicht kann konvex und konkav gekrümmte Bereiche aufweisen. Alle Arten von Krümmung sind denkbar, um jegliche durch Propagation bedingte Änderung der Form der Wellenfront durch entsprechende Formgebung der Reflektionsschichten nachzuvollziehen und somit die Effizienz des Bragg-Gitters zu optimieren.
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Das erfindungsgemäße Bragg-Gitter kann ein Volumen-Bragg-Gitter oder ein Faser-Bragg-Gitter sein. In beiden Fällen bietet die Anpassung der Formgebung der Reflektionsschichten an die Form der Wellenfronten Vorteile im Hinblick auf die Reflektivität.
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Bei einer besonders bevorzugten Ausgestaltung kann das erfindungsgemäße optische Bragg-Gitter in eine Faser-Endkappe integriert sein. Das bedeutet, dass der Körper des Bragg-Gitters an ein Ende einer lichtleitenden Faser angebunden ist. Auf diese Weise kann das optische Bragg-Gitter z.B. als Endspiegel eines Laserresonators eines Faserlasers zum Einsatz kommen, um den am Ende aus der Faser divergent austretenden Lichtstrahl mit hoher Effizienz in die Faser zurück zu reflektieren.
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Gegenstand der Erfindung ist des Weiteren ein Laser mit einem aktiven Medium, das sich innerhalb eines optischen Resonators befindet, wobei der optische Resonator als Endreflektor wenigstens ein erfindungsgemäß ausgebildetes optisches Bragg-Gitter mit zumindest bereichsweise gekrümmten Reflektionsschichten aufweist.
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Der Laser kann z.B. ein Diodenlaser sein, wobei das optische Bragg-Gitter einen externen Resonator des Diodenlasers bildet. In diesem Fall wird das erfindungsgemäße optische Bragg-Gitter genutzt, um einen Teil der von der Laserdiode emittierten Strahlung wellenlängenselektiv in diese zurück zu koppeln und so eine schmalbandige Laseremission zu erzielen. Auf eine aufwendige und das Strahlprofil beeinträchtigende Kollimationsoptik zur Erzeugung planer Wellenfronten kann vorteilhaft verzichtet werden.
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Alternativ kann der Laser ein Faserlaser mit einer optisch gepumpten aktiven Faser sein, wobei der Körper des optischen Bragg-Gitters als Endkappe der aktiven Faser ausgebildet ist, wie oben erläutert.
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Ausführungsbeispiele der Erfindung werden im Folgenden anhand der Zeichnungen näher erläutert. Es zeigen:
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1 schematische Darstellung der Funktionsweise eines Volumen-Bragg-Gitters gemäß dem Stand der Technik;
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2 schematische Darstellung der Funktionsweise eines Volumen-Bragg-Gitters gemäß der Erfindung in einer ersten Ausgestaltung;
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3 schematische Darstellung der Funktionsweise eines Volumen-Bragg-Gitters gemäß der Erfindung in einer zweiten Ausgestaltung;
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4 schematische Darstellung eines Diodenlasers mit erfindungsgemäßem optischem Bragg-Gitter als Endreflektor;
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5 schematische Darstellung eines Faserlasers mit erfindungsgemäßem optischem Bragg-Gitter als Endreflektor.
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Die 1 zeigt schematisch ein herkömmliches Volumen-Bragg-Gitter (VBG) 1, das als schmalbandiger wellenselektiver Reflektor verwendet wird. Reflektiert wird dasjenige einfallende Licht, für das die Bragg-Bedingung (s.o.) erfüllt ist. Das bedeutet, dass in Abhängigkeit vom Material (Brechungsindex n) des transparenten Körpers 2 des VBG 1 und der Wellenlänge λ des einfallenden Lichtes 3 die Gitterperiode Λ des VBG 1 entsprechend gewählt sein muss. Die Gitterstruktur ergibt sich durch eine Mehrzahl von planparallelen Reflektionsschichten 5, in denen der Brechungsindex von dem Brechungsindex n in den übrigen Bereichen des Körpers 2 abweicht. Nach der Bragg-Bedingung weist dieses Gitter eine Wellenlängen- und Winkelselektivität auf, die weiterhin von der Stärke des Gitterkontrastes des VBG 1, d.h. von der Amplitude der Brechungsindex-Modulation abhängt. Aufgrund der Planparallelität der Reflektionsschichten 5 ist die Reflektion bei dem einfallenden Lichtfeld 3 mit gekrümmten Wellenfronten am Gitter lokal unterschiedlich. In 1 fällt das Licht 3 in Form eines divergenten, monochromatischen Gaußstrahles ein, dessen Wellenlänge λ gemäß der Bragg-Bedingung zur Gitterperiode Λ des VBG 1 passt. Nur ein kleiner Teil des Strahles 3, der nahe der optischen Achse verläuft und damit in guter Näherung plane Wellenfronten aufweist, wechselwirkt mit dem Gitter und wird reflektiert. Der so reflektierte Lichtstrahl ist mit 4 bezeichnet. Der restliche Teil des Strahles 3 propagiert unbeeinflusst weiter. Die Reflektivität des in 1 dargestellten VBG 1 ist entsprechend gering.
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Die 2 zeigt schematisch ein VBG 1 gemäß der Erfindung. Die Reflektionsschichten 5 des Gitters sind gekrümmt. Die Krümmung entspricht dabei der Krümmung der Wellenfronten des einfallenden Lichtes 3. Die Krümmung der Reflektionsschichten 5 nimmt in 2 von links nach rechts ab, d.h. der Krümmungsradius nimmt korrespondierend zu den Wellenfronten der in dem Körper 2 propagierenden Strahlung zu. Die Grenzflächen der Reflektionsschichten 5 verlaufen somit stets parallel zu den gekrümmten Wellenfronten des Lichtstrahls 3 in dem Körper 2. Der einfallende Lichtstrahl 3 ist identisch zu 1, jedoch interagiert er aufgrund der Krümmung der Reflektionsschichten 5 nun komplett mit dem Gitter. Die Bragg-Bedingung ist überall an jedem Ort des Gitters erfüllt. Durch die angepasste Krümmung kann nun über den kompletten Strahlquerschnitt eine Wechselwirkung mit dem Gitter stattfinden, welche stets zu einer Reflektion führt. Der Strahl 3 wird vollständig in sich selbst zurückreflektiert.
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Ausgehend von dem in 2 gezeigten Beispiel mit einfacher Krümmung der Phasenfronten des einfallenden Lichtes 3 und der Reflektionsschichten 5 kann leicht auf beliebig geformte Wellenfronten und Reflektionsschichten 5 verallgemeinert werden. Dies illustriert die 3. Auch hierbei sind jegliche Veränderungen der Form der Wellenfront während der Propagation des Lichts durch den Körper 2 zu berücksichtigen.
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Die 4 zeigt einen Diodenlaser mit einer Laserdiode 6. Aus der aktiven Schicht 7 der Laserdiode 6 wird ein divergenter Strahl 3 emittiert. Zur Stabilisierung der Laserstrahlung ist ein VBG 1 gemäß der Erfindung vorgesehen, das einen Teil 4 der Strahlung 3 in die Laserdiode 6 zurückreflektiert. Durch die erfindungsgemäße Ausgestaltung des VBG 1 mit gekrümmten Reflektionsschichten 5 lässt sich problemlos eine Nettoreflektivität im Bereich von 10 % erzielen, die zur Stabilisierung des Diodenlasers ausreicht. Eine zusätzliche Kollimationsoptik ist nicht erforderlich. Damit lässt sich der auf die gemäß der Bragg-Bedingung vorgegebene Wellenlänge stabilisierte Diodenlaser sehr kompakt und kostengünstig realisieren. Das VBG 1 bildet als Endreflektor mit der Rückfacette der Laserdiode 6 einen optischen Resonator aus, der die Wellenlänge der emittierten Laserstrahlung vorgibt. Die von dem VBG 1 nicht reflektierte Strahlung verlässt das VBG 1 als Nutzstrahl 8.
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Ein weiteres Anwendungsbeispiel der Erfindung auf dem Gebiet der Hochleistungsfaserlaser ist in 5 dargestellt. Bei Faserlasern verwendet man häufig an die Faserenden angebundene Endkappen, die es unter anderem ermöglichen, Pumplicht mit hoher Intensität ohne starke Fokussierung auf eine Endfläche in die aktive Faser ein- bzw. Laserlicht aus der aktiven Faser auszukoppeln. Dies reduziert das Risiko von Endflächenzerstörungen durch kleinste Unreinheiten. Innerhalb einer meist aus Kieselglas bestehenden Faserendkappe propagiert das jeweilige Lichtbündel ungeführt, d.h. es verändert während der Ausbreitung in der Endkappe seinen Querschnitt. Das eingekoppelte Pumplicht ist konvergent aufgrund der Totalreflexion an der Glas-Luft-Grenze der Endkappe, und das ausgekoppelte Laserlicht ist divergent basierend auf einer Mischung aus der die Divergenz begrenzenden Glas-Luft-Grenzschicht und der inhärenten Hermite-Gauß-Strahldivergenz.
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Betreibt man einen Hochleistungsfaserlaser ohne Resonatorendreflektoren, so emittiert er Licht verschiedener Wellenlängen. Dies wird verhindert, indem ein laserinternes Feedback generiert wird, das dem Laser die gewünschte Wellenlänge vorgibt. Eine denkbare Position für einen Endreflektor des Laserresonators ist die Faserendkappe. Ein wellenlängenselektiver Faserendreflektor basierend auf einem herkömmlichen Bragg-Gitter mit planen Reflektionsschichten wäre aufgrund der Krümmung der Wellenfront der die Faser verlassenden Strahlung nicht geeignet. Die Verwendung eines in die Endkappe integrierten Bragg-Gitters gemäß der Erfindung mit gekrümmten Reflektionsschichten ergibt die notwendige Reflektivität.
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Dies zeigt die 5. Die aktive Faser des Lasers ist mit 9 bezeichnet. Diese bildet mit Endreflektoren 10, 11 in Form von Faserendkappen einen optischen Resonator aus. Der Laserresonator wird von einer Pumplichtquelle 12 optisch gepumpt. Wenigstens der Endreflektor 11 ist gemäß der Erfindung als Endkappe mit integriertem Bragg-Gitter mit gekrümmten Reflektionsschichten ausgebildet. Über den Endreflektor 11 wird das Pumplicht in die aktive Faser 9 eingekoppelt. Der Endreflektor 11 stabilisiert den Laser auf die gewünschte Wellenlänge. Gleichzeitig wird ein Teil der im Resonator umlaufenden Strahlung durch die Endkappe 11 ausgekoppelt und verlässt den Laser als Nutzstrahl 13.
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Durch das erfindungsgemäße Bragg-Gitter in der Endkappe 11 wird nicht nur die gewünschte Emissionswellenlänge definiert, sondern auch das Strahlprofil stabilisiert bzw. eine wohl definierte Strahldivergenz vorgegeben. Die Ursache für diesen Effekt ist die folgende: Emittiert der Faserlaser Licht unterschiedlicher Wellenlängen, so enthält das in der Faser propagierende Strahlbündel mehrere Moden. Es ist multimodig. Jede Mode hat eine leicht andere Wellenlänge und divergiert unterschiedlich stark, und zwar auch während der Ausbreitung in der Faserendkappe 11. Die sich ergebenden Wellenfronten in der Faserendkappe 11 lassen sich durch Hermite-Gauß-Moden beschreiben. Dabei handelt es sich um einen vollständigen Satz orthonormaler Moden. Jede Mode dieses Satzes kann einer Fasermode zugeordnet werden. Jede Mode hat eine höhere Divergenz als die Grundmode. Trifft nun die sich ausbreitende Wellenfront auf die periodisch angeordneten Reflektionsschichten mit jeweils erfindungsgemäß vorgegebener Krümmung, so lassen sich zwei Effekte beobachten. Zum einen wird durch die Periodizität des Gitters die gewünschte Wellenlänge vorgegeben und zum anderen durch die Krümmung die gewünschte Divergenz des Strahles. Die Form der Reflektionsschichten führt zu einer Modendiskriminierung, da alle Moden mit einer abweichenden Divergenz und Wellenfrontform kein (oder nur wenig) Rückkopplung durch das Bragg-Gitter erhalten und somit unterdrückt werden.
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Hergestellt werden kann das erfindungsgemäß vorgeschlagene Bragg-Gitter in einem Körper aus beliebigem transparentem Material, wie z.B. Glas, durch die Verwendung ultrakurzer Laserpulse (Itoh, Nolte et al: „Ultrafast Processes for Bulk Modification of Transparent Materials", MRS Bulletin, Vol. 31. Aug. 2006, pp. 620–625). Fokussiert man diese in das Material, so lässt sich aufgrund ihrer kurzen zeitlichen Länge eine sehr hohe Intensität erreichen. Diese hohe Intensität ermöglicht lokal, also im Fokus, eine nichtlineare Absorption, die wiederum eine lokale Modifikation der Materialstruktur und somit des linearen und/oder des nichtlinearen Brechungsindex zur Folge hat. Durch gezielten Einsatz dieser Methode lassen sich beliebige periodische Brechungsindex-Modulationen generieren. Die herzustellende Krümmung der Reflektionsschichten kann dabei zuvor z.B. durch Simulation der Wellenfronten der auf den Körper auftreffenden und sich darin ausbreitenden Strahlung ermittelt werden.
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ZITATE ENTHALTEN IN DER BESCHREIBUNG
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Zitierte Nicht-Patentliteratur
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- Itoh, Nolte et al: „Ultrafast Processes for Bulk Modification of Transparent Materials", MRS Bulletin, Vol. 31. Aug. 2006, pp. 620–625 [0036]
